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基于机械剥离β-Ga2O3的Ni/Au垂直结构肖特基器件的温度特性

龙泽 夏晓川 石建军 刘俊 耿昕蕾 张赫之 梁红伟

Wang Xiao-Xiao, Zhang Mei-Ling, Han Yue-Lin, Jia Li-Qun. Mei symmetry and Mei conserved quantity of Nielsen equation in a dynamical system of the relative motion with nonholonomic constraint of Chetaev's type. Acta Phys. Sin., 2012, 61(20): 200203. doi: 10.7498/aps.61.200203
Citation: Wang Xiao-Xiao, Zhang Mei-Ling, Han Yue-Lin, Jia Li-Qun. Mei symmetry and Mei conserved quantity of Nielsen equation in a dynamical system of the relative motion with nonholonomic constraint of Chetaev's type. Acta Phys. Sin., 2012, 61(20): 200203. doi: 10.7498/aps.61.200203

基于机械剥离β-Ga2O3的Ni/Au垂直结构肖特基器件的温度特性

龙泽, 夏晓川, 石建军, 刘俊, 耿昕蕾, 张赫之, 梁红伟

Temperature dependent characteristics of Ni/Au vertical Schottky diode based on mechanically exfoliated beta-Ga2O3 single crystal

Long Ze, Xia Xiao-Chuan, Shi Jian-Jun, Liu Jun, Geng Xin-Lei, Zhang He-Zhi, Liang Hong-Wei
Article Text (iFLYTEK Translation)
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  • 本文制备了基于机械剥离β-Ga2O3的Ni/Au垂直结构肖特基器件, 对该器件进行了温度特性I-V曲线测试. 器件表现出了良好的二极管特性, 随着温度从300 K升高至473 K, 势垒高度从1.08 eV上升至1.35 eV, 理想因子从1.32降低至1.19, 二者表现出了较强的温度依赖特性, 这表明器件的肖特基势垒存在势垒高度不均匀的问题. 串联电阻随温度升高而降低, 这主要是热激发载流子浓度升高导致的. 本文利用势垒高度的高斯分布对器件的温度特性进行了修正, 修正后的势垒高度为1.54 eV, 理查孙常数为26.35 A·cm–2·K–2, 更接近理论值, 这表明利用高斯分布势垒高度的热电子发射模型能够很好地解释Au/Ni/β-Ga2O3肖特基二极管的I-V温度特性问题, 这种方法更适合用来测量β-Ga2O3肖特基二极管的电学参数.
    In this paper, a Ni/Au vertical structure Schottky diode based on mechanically exfoliated β-Ga2O3 is fabricated. The temperature dependent characteristics of I-V curves are measured. The device shows a good rectifying behavior. As the temperature increases from 300 K to 473 K, the barrier height increases from 1.08 eV to 1.35 eV, and the ideal factor decreases from 1.32 to 1.19. Both of them show strong temperature dependence, which indicates that the Schottky barrier of the device is inhomogeneous. The device has a double exponential forward I-V characteristic curve, which may be related to crystal defects, surface states, surface energy band bending and the effect of mechanical exfoliation from the crystal surface. Through Cheung's method and Norde's method, the series resistances and barrier heights of the device at different temperatures are extracted. It is found that the parameters extracted by the Norde's method are in good agreement with the values obtained from the forward I-V curve. The series resistance decreases with temperature increasing, which is mainly caused by the increase of the concentration of thermally excited carriers. In this paper, the temperature characteristics of the device are modified by the Gauss distribution of the barrier height. The corrected barrier height is 1.54 eV and Richardson's constant is 26.35 A·cm–2·K–2, which is closer to the theoretical value. It shows that the I-V temperature characteristics of Au/Ni/β-Ga2O3 Schottky diodes can be described by the thermionic emission model of the Gauss distribution barrier height accurately. There are a lot of surface states on the surface of Ga2O3 single crystal obtained by Mechanical exfoliation, which has a great influence on the Schottky contact of the device and may lead to the inhomogeneity of Schottky barriers. At the same time, due to mechanical exploiation, the surface of gallium oxide single crystal material is not completely continuous, and the single crystal surface has layered or island structure. This will also cause the inhomogeneous Schottky barrier height. Considering the influence of inhomogeneous barrier on Schottky diode, the method of measuring the temperature characteristics is more suitable to extracting the electrical parameters of β-Ga2O3 Schottky diodes than the method of fitting I-V forward curve by TE model.
      PACS:
      81.07.-b(Nanoscale materials and structures: fabrication and characterization)
      81.15.Cd(Deposition by sputtering)
      68.55.-a(Thin film structure and morphology)
      74.25.nd(Raman and optical spectroscopy)
      通信作者: 梁红伟, hwliang@dlut.edu.cn
    • 基金项目: 其它-大连市科技创新基金(2018J12GX060)
      Corresponding author: Liang Hong-Wei, hwliang@dlut.edu.cn

    由于在空间光通信、量子纠缠、粒子操控等领域的应用, 光学涡旋已成为近年来的研究热点. 与普通光束相比, 涡旋光束可以携带轨道角动量. 拉盖尔-高斯(L-G)光束就是一种典型的涡旋光束, 其具有螺旋相位结构和环形场强分布, 光束中心的强度为零[1]. L-G光束沿其传播方向携带每光子的轨道角动量, 表示L-G光场的拓扑荷数[2].

    实验表明, 通过交换轨道角动量, L-G光束可以对物体施加扭矩, 包括微观吸附颗粒[3]、介观玻色-爱因斯坦凝聚[4]及亚微米布朗粒子[5]. 2007年, 基于此性质, 拉盖尔-高斯旋转腔系统被提出[6], 该系统由两个用作腔镜的螺旋相位元件构成, 分别为一个固定腔镜和一个围绕腔轴旋转的旋转腔镜(可视为扭摆). 在这种光旋转系统中, 腔模是L-G光, 它携带轨道角动量, 可以与螺旋相位元件交换轨道角动量. 近期人们对此类系统的兴趣逐渐增加, 并做了一些相关研究, 包括旋转腔镜的冷却[6,7]、光场轨道角动量的检测[8,9]、二阶边带效应[10]和纠缠[11,12]. 然而, 据我们所知, 关于L-G光束在拉盖尔-高斯旋转腔中的非互易传输现象至今还未被报道过. 由于光旋转相互作用[13]和光机械相互作用[14,15]之间存在类似的哈密顿量, 光机械相互作用产生的许多效应[16-29], 在拉盖尔-高斯旋转腔中通过与L-G光场轨道角动量的交换也会发生[6-12]. 这为利用光的轨道角动量而不是动量提供了可能性.

    光的传播通常是互易的, 不过实现光学非互易对于构建非对称量子网络极为重要. 光学非互易性描述的是光场从一个方向通过光学系统但是不能沿原路返回的特性. 光学非互易是实现定向放大器、隔离器、循环器的基础[30], 并且需要打破时间反演对称性. 传统上, 非互易传输依赖于施加的偏置磁场 [31], 但这些传统器件通常体积庞大, 与超低损耗超导电路不兼容, 并且需要相当大的磁场. 近年来, 有人利用辐射-压力诱导光力耦合来打破时间反转对称性, 实现光的非互易效应[32-46]. 这一领域已经取得了重要成果, 包括非互易传输和放大[32-34]、非互易单光子效应[35]、非互易慢光[37]等. 文献[38]提出了一种基于具有光增益的光机械系统来实现光场和微波场之间光定向放大的方案, 发现放大方向可以通过调节有效光机耦合之间的相对相位(非互易相位差[46])来控制. 文献[43]给出了由两个光学膜和一个机械模组成的三模光机械系统中的光学非互易响应, 并证明了光学非互易响应是通过调节光机械耦合速率之间的相位差来打破系统的时间反转对称性来实现的. 然而, 通过光旋转耦合来实现携带轨道角动量的涡旋光束的非互易传输还有待进一步研究, 且之前工作在利用光力耦合来实现普通光束的非互易传输时, 都是利用光学模式与机械模式交换动量来实现, 而非交换角动量.

    本文通过在单个拉盖尔-高斯旋转腔中额外加一个固定腔镜来构建双拉盖尔-高斯旋转腔, 并通过光纤将两个腔模线性耦合, 并且用两个强驱动场驱动不同的腔模, 进而研究涡旋光束的非互易传输现象. 将以往通过光与机械振子交换动量来实现普通光束的非互易传输推广到光与旋转腔镜交换角动量来实现涡旋光束的非互易传输. 研究发现, 非互易相位差可以决定涡旋光束非互易传输的产生及方向; 在一定的拓扑荷比值下, 该系统可以实现完美的非互易性; 系统耗散对传输振幅的变化有比较大的影响; 此外, 通过调节非互易相位差, 在该系统中可以实现非互易的慢光效应. 在此系统中的涡旋光束传输的非互易性, 来源于光旋转耦合相互作用和腔模耦合相互作用形成的两条路径之间发生的量子干涉效应.

    图1所示, 本方案考虑了双拉盖尔-高斯旋转腔光旋转系统, 其中3个腔镜均为螺旋相位元件, 其中两个输入腔镜部分透明且刚性固定, 不改变透过它们光束的轨道角动量而会给反射光束增加2122的拓扑荷; 处于中间位置的旋转腔镜是完全反射的, 可以给反射光增加+21+22的拓扑荷, 并可以在支架上绕腔轴z旋转(角平衡位置ϕ0=0); 同时两个腔场通过光纤线性耦合在一起. 两个频率均为ωc, 振幅分别为εcεd的强驱动场分别从两侧注入系统驱动频率为ω0的L-G腔模. 利用一束频率为ωp、振幅为εL(εR)的弱探测场从系统左侧(右侧)入射, 从而检查该光旋转系统相对于左侧(右侧)探测光的响应特性. 在驱动场频率ωc的旋转框架下, 系统的哈密顿量( = 1)可写为

    图 1 双拉盖尔-高斯旋转腔示意图, 两L-G腔场通过光旋转相互作用与中间的旋转腔镜耦合, 振幅为$ {\varepsilon _{\text{c}}} $和$ {\varepsilon _{\text{d}}} $($ {\varepsilon _{\text{L}}} $和$ {\varepsilon _{\text{R}}} $)的强驱动场(弱探测场)分别从两侧入射系统来驱动L-G腔模$ {c_1} $和$ {c_{\text{2}}} $, 同时用光纤将两L-G腔模线性耦合. 旋转腔镜的平衡位置为$ {\phi _{\text{0}}} $, 在扭力作用下的角位移用$ \phi $角表示\r\nFig. 1. Schematic diagram of double Laguerre-Gaussian (L-G) rotational-cavity. The two L-G cavity modes are coupled with a rotating cavity mirror in the middle via the optical rotation interaction. Two strong pump fields (weak probe fields) with amplitudes $ {\varepsilon _{\text{c}}} $ and $ {\varepsilon _{\text{d}}} $ ($ {\varepsilon _{\text{L}}} $ and $ {\varepsilon _{\text{R}}} $) are incident on the system from both sides to drive the L-G cavity modes $ {c_1} $ and $ {c_{\text{2}}} $, and the two L-G cavity modes are linearly coupled with an optical fiber. The equilibrium position of the rotational mirror is $ {\phi _{\text{0}}} $, and the angular displacement is indicated by angle $ \phi $ under the action of the torsion.
    图 1  双拉盖尔-高斯旋转腔示意图, 两L-G腔场通过光旋转相互作用与中间的旋转腔镜耦合, 振幅为εcεd(εLεR)的强驱动场(弱探测场)分别从两侧入射系统来驱动L-G腔模c1c2, 同时用光纤将两L-G腔模线性耦合. 旋转腔镜的平衡位置为ϕ0, 在扭力作用下的角位移用ϕ角表示
    Fig. 1.  Schematic diagram of double Laguerre-Gaussian (L-G) rotational-cavity. The two L-G cavity modes are coupled with a rotating cavity mirror in the middle via the optical rotation interaction. Two strong pump fields (weak probe fields) with amplitudes εc and εd (εL and εR) are incident on the system from both sides to drive the L-G cavity modes c1 and c2, and the two L-G cavity modes are linearly coupled with an optical fiber. The equilibrium position of the rotational mirror is ϕ0, and the angular displacement is indicated by angle ϕ under the action of the torsion.
    H=Δc(c1c1+c2c2)+L2z2I+12Iω2ϕϕ2  +gϕ1c1c1ϕ+gϕ2c2c2ϕ+J(c1c2+c2c1)  +i(εcc1εcc1)+i(εdc2εdc2)  +iεL(c1eiδtc1eiδt)+iεR(c2eiδtc2eiδt)
    (1)

    式中, 第1项表示L-G腔模的自由哈密顿量, 其中c1(c1)c2(c2)为两个腔的湮灭(产生)算符, Δc=ω0ωc为驱动场与腔模的失谐; 第2项和第3项给出了旋转镜的自由哈密顿量, ωϕ, Lzϕ分别为旋转镜的角频率、角动量和角位移, I=MR2/2为旋转镜的转动惯量, 其中MR分别为旋转镜的质量和半径; 第4项和第5项表示L-G腔模与旋转镜的光旋转耦合, 单光子耦合强度分别为gϕ1=c1/Lgϕ2=c2/L, 其中L为两个腔的长度; 第6项表示两个腔模的线性耦合, 其中J为线性耦合强度; 最后4项分别表示强驱动场和弱探测场对腔模的驱动, δ=ωpωc为探测场与驱动场之间的失谐.

    为了方便计算, 设定b=Iωϕ2(ϕ+iIωϕLz)b=Iωϕ2(ϕiIωϕLz)分别表示转动腔镜的湮灭(产生)算符, 系统的哈密顿量可以写为

    H=Δc(c1c1+c2c2)+ωϕbb+(gϕ1c1c1+gϕ2c2c2)(b+b)+J(c1c2+c2c1)+i(εcc1εcc1)+i(εdc2εdc2)+iεL(c1eiδtc1eiδt)+iεR(c2eiδtc2eiδt).
    (2)

    由系统的哈密顿量, 可以写出描述系统的动力学的相关算符的海森伯-郎之万方程:

    ˙c1=[iΔc+κ12+igϕ1(b+b)]c1+εc+εLeiδtiJc2˙c2=[iΔc+κ22+igϕ2(b+b)]c2+εd+εReiδtiJc1˙b=iωmbγϕ2bi(gϕ1c1c1+gϕ2c2c2)
    (3)

    其中κjγϕ分别为两腔和转动腔镜的弛豫速率. 在乘积算符的平均值满足分解假设bcj=bcj且忽略探测场的情况下, 可得到算符的稳态解:

    bs=i(gϕ1|c1s|2+gϕ2|c2s|2)γϕ2+iωϕc1s=(κ22+iΔ2)εciJεdJ2+(κ12+iΔ1)(κ22+iΔ2)c2s=(κ12+iΔ1)εdiJεcJ2+(κ12+iΔ1)(κ22+iΔ2)
    (4)

    其中Δ1,2=Δc+gϕ1,ϕ2(bs+b*s)为L-G腔模和驱动场之间的有效失谐.

    在强驱动场的驱动下, 每个算符可以由其平均值和量子涨落的和表示, 即cj=cjs+δcj, b=bs+δb. 将cjb的表达式代入方程(3), 可以得到线性化的海森伯-郎之万方程:

    δ˙c1=(κ12+iΔ1)δc1igϕ1c1s(δb+δb)+εLeiδtiJδc2δ˙c2=(κ22+iΔ2)δc2igϕ2c2s(δb+δb)+εReiδtiJδc1δ˙b=(γϕ2+iωϕ)δbigϕ1(c1sδc1+c1sδc1)igϕ2(c2sδc2+c2sδc2)
    (5)

    采用变换δbδbeiωϕt, δc1δc1eiΔ1t, δc2δc2eiΔ2t, 则方程(5)为

    δ˙c1=κ12δc1iG1[δbei(ωϕ+Δ1)t+δbei(ωϕΔ1)t]+εLei(δΔ1)tiJδc2ei(Δ1Δ2)tδ˙c2=κ22δc2iG2eiθ[δbei(ωϕ+Δ2)t+δbei(ωϕΔ2)t]+εRei(δΔ2)tiJδc1ei(Δ2Δ1)tδ˙b=γϕ2δbiG1[δc1ei(ωϕΔ1)t+δc1ei(ωϕ+Δ1)t]iG2[eiθδc2ei(ωϕΔ2)t+eiθδc2ei(ωϕ+Δ2)t]
    (6)

    其中G1, G2为两个涡旋腔场与旋转腔镜之间的有效光旋转耦合强度, G1=gϕ1c1s, G2=gϕ2c2seiθ, gϕ1c1sgϕ2c2s之间的非互易相位差θ可以通过驱动场εcεd的相对相位来调节.

    如果每个强驱动场都处于力学红边带(Δ1Δ2ωϕ), 同时旋转镜频率ωϕ远大于有效耦合强度Gj, 方程(6)可以化简为

    δ˙c1=κ12δc1iG1δbiJδc2+εLeixtδ˙c2=κ22δc2iG2eiθδbiJδc1+εReixtδ˙b=γϕ2δbiG1δc1iG2eiθδc2
    (7)

    其中x=δωϕ. 由方程(7)的具体形式, 可以假设方程(7)的解具有下面的形式:

    δc1=δc1+eixt+δc1eixtδc2=δc2+eixt+δc2eixtδb=δb+eixt+δbeixt.
    (8)

    将方程(8)代入方程(7)得

    δc1+=(8G22+2γxκ2x)εL(8G1G2eiθ+4iJγx)εRΩ16iG1G2Jcosθδc2+=(8G21+2γxκ1x)εR(8G1G2eiθ+4iJγx)εLΩ16iG1G2Jcosθb+=(4iG1κ2x+8G2Jeiθ)εL+(8G1J+4iG2κ1xeiθ)εR16iG1G2JcosθΩ
    (9)

    其中γx=γ2ix, κjx=κj2ix, Ω=4G22κ1x+4G21κ2x+4J2γx+κ1xκ2xγx.

    为了研究涡旋光束传输的非互易性, 需要得到εoutLεoutR. 根据输入输出关系[47,48]

    εoutL+εinLeixt=κ1δc1εoutR+εinReixt=κ2δc2
    (10)

    其中εinL, R=εL, R/κ1κ2, 输出场具有δc1=δc1+eixt+δc1eixtδc2=δc2+eixt+δc2eixt的形式, 由方程(9)和方程(10)得

    εoutL + =κ1δc1+εL/κ1εoutR + =κ2δc2+εR/κ2εoutL=0  εout=0.
    (11)

    本文定义T12(T21)为入射腔c1(c2)的探测场通过系统后输出时的传输振幅, 根据(9)式和(11)式计算得

    T12=TLR=|εoutR+εinL|εinR=0=κ1κ2(8G1G2eiθ+4iJγx)Ω16iG1G2JcosθT21=TRL=|εoutL+εinR|εinL=0=κ1κ2(8G1G2eiθ+4iJγx)Ω16iG1G2Jcosθ.
    (12)

    本节将详细说明在双拉盖尔-高斯旋转腔系统中非互易相位差θ、涡旋光束所携带拓扑荷和系统耗散对传输振幅的影响. 首先讨论非互易相位差θ对传输振幅的影响.

    图2给出传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)在不同非互易相位差θ下随标准化失谐x/κ1的演化. 可以看出, 相位差θ对涡旋光束传输有比较大的影响, 在θ = 0时, 探测场在两个方向上的传输是互易的, 但当θ0探测场的传输会呈现明显的非互易性. 观察图2(b)图2(e)可以发现, 非互易现象会出现在共振点及附近, 还可以发现相位差的正负可决定非互易的方向(θ<0时, T21>T12; 而θ>0时, T21<T12). 当θ=±π /4时, 非互易性在x=0.4κ处呈现的最明显. 当θ=±π /2时, 系统可以在共振处(x=0)呈现完美的涡旋光束非互易传输(T12=0T21=1, 或T12=1T21=0). 由(12)式也可以看出, 当θ=nπ 时, T12=T21, 涡旋光束传输呈现互易性, 而当θnπ 时, T12T21, 即涡旋光束的传输是非互易的. 实际上, 这里的涡旋光束的非互易传输主要源于光子不同传输路径之间的量子干涉作用. 为了更清楚地展示更多非互易相位差对传输振幅的影响, 图2(f)给出了传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)随非互易相位差θ的演化.

    图 2 传输振幅$ {T_{12}} $(红色实线)和$ {T_{21}} $(蓝色虚线)在不同非互易相位差$ \theta $下随标准化失谐$ x/{\kappa _1} $的演化 (a) $ \theta  = 0 $; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. (f)在标准化失谐为零(x = 0)时, 传输振幅$ {T_{12}} $(红色实线)和$ {T_{21}} $(蓝色虚线)随非互易相位差$ \theta $的演化. 其他参数为$ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $,  $ {G_i} = \sqrt {{\kappa _i}\gamma } /2 $, $ J = \sqrt {{\kappa _1}{\kappa _2}} /2 $.\r\nFig. 2. Transmission amplitudes $ {T_{12}} $ (red solid line) and $ {T_{21}} $ (blue dotted line) versus normalized detuning $ x/{\kappa _1} $ under different nonreciprocal phase difference: (a) $ \theta  = 0 $; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. (f) Transmission amplitudes $ {T_{12}} $ (red solid line) and $ {T_{21}} $ (blue dotted line) versus nonreciprocal phase difference with $ x = 0 $. Other parameters are $ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ {G_i} = \sqrt {{\kappa _i}\gamma } /2 $, $ J = \sqrt {{\kappa _1}{\kappa _2}} /2 $.
    图 2  传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)在不同非互易相位差θ下随标准化失谐x/κ1的演化 (a) θ=0; (b) θ=π /4; (c) θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2. (f)在标准化失谐为零(x = 0)时, 传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)随非互易相位差θ的演化. 其他参数为κ1=1, κ2=1, γ=1, Gi=κiγ/2, J=κ1κ2/2.
    Fig. 2.  Transmission amplitudes T12 (red solid line) and T21 (blue dotted line) versus normalized detuning x/κ1 under different nonreciprocal phase difference: (a) θ=0; (b) θ=π /4; (c) θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2. (f) Transmission amplitudes T12 (red solid line) and T21 (blue dotted line) versus nonreciprocal phase difference with x=0. Other parameters are κ1=1, κ2=1, γ=1, Gi=κiγ/2, J=κ1κ2/2.

    接下来讨论系统耗散对涡旋光束传输非互易性的影响. 为不失一般性, 取非互易相位差θ=π /2. 图3(a)图3(b)给出了传输振幅T12T21在旋转腔镜的不同耗散率γ下随标准化失谐x/κ1的演化. 可以看出在共振点(x = 0)附近, 随着旋转镜耗散率γ增加, 从腔c1到腔c2的传输振幅T12 = 1保持不变, 而从腔c2到腔c1的传输振幅T21呈现出明显的变化, 显示出先降低后增加的趋势. 当旋转镜耗散率γ = κ1 = 1时, 涡旋光束的传输非互易性达到最佳(T12=1, T21=0, 在共振点处).

    图 3 (a)传输振幅$ {T_{12}} $和(b)传输振幅$ {T_{{\text{21}}}} $作为标准化失谐$ x/{\kappa _1} $和旋转镜与腔$ {c_1} $耗散比$ \gamma /{\kappa _1} $的函数; (c)传输振幅$ {T_{12}} $和(d)传输振幅$ {T_{{\text{21}}}} $作为标准化失谐$ x/{\kappa _1} $和腔$ {c_2} $与腔$ {c_1} $耗散比$ {\kappa _2}/{\kappa _1} $的函数. 其他参数为$ \theta  = {\text{π }}/2 $, $ {\kappa _1} = 1 $, $ {G_1} = {G_2} = J = 1/2 $\r\nFig. 3. (a) Transmission amplitude $ {T_{12}} $ and (b) transmission amplitude $ {T_{21}} $ as a function of the normalized detuning $ x/{\kappa _1} $ and the dissipation ratio $ \gamma /{\kappa _1} $ of rotating mirror to cavity $ {c_1} $; (c) transmission amplitudes $ {T_{12}} $ and (d) transmission amplitudes $ {T_{21}} $ as a function of the normalized detuning $ x/{\kappa _1} $ and the dissipation ratio $ {\kappa _2}/{\kappa _1} $ of cavity $ {c_2} $ to cavity $ {c_1} $. Other parameters are $ \theta  = {\text{π }}/2 $, $ {\kappa _1} = 1 $, $ {G_1} = {G_2} = J = 1/2 $.
    图 3  (a)传输振幅T12和(b)传输振幅T21作为标准化失谐x/κ1和旋转镜与腔c1耗散比γ/κ1的函数; (c)传输振幅T12和(d)传输振幅T21作为标准化失谐x/κ1和腔c2与腔c1耗散比κ2/κ1的函数. 其他参数为θ=π /2, κ1=1, G1=G2=J=1/2
    Fig. 3.  (a) Transmission amplitude T12 and (b) transmission amplitude T21 as a function of the normalized detuning x/κ1 and the dissipation ratio γ/κ1 of rotating mirror to cavity c1; (c) transmission amplitudes T12 and (d) transmission amplitudes T21 as a function of the normalized detuning x/κ1 and the dissipation ratio κ2/κ1 of cavity c2 to cavity c1. Other parameters are θ=π /2, κ1=1, G1=G2=J=1/2.

    图3(c)图3(d)给出了传输振幅T12T21在腔c2的不同耗散率下随标准化失谐x/κ1的演化. 可以看出, 在共振点(x = 0)附近, 随着腔c2耗散率κ2增加, 从腔c2到腔c1的传输振幅T21 = 0保持不变, 而从腔c1到腔c2的传输振幅T12呈现逐渐减小的趋势. 当腔c2耗散率κ2 = κ1 = 1时, 涡旋光束传输的非互易性达到最佳(T12=1, T21=0, 在共振点处). 所以对于涡旋光束的非互易传输来说, 腔场c2的耗散不是越低越好.

    接下来讨论两个涡旋光场所携带拓扑荷比值2/1对传输振幅的影响. 通常, 涡旋光场所携带拓扑荷实际上会影响旋转腔镜与L-G腔模的耦合强度. 为了方便, 这里通过调节驱动场振幅εcεd的大小从而使得拓扑荷比2/1与有效耦合强度比G2/G1相等. 图4(a)图4(f)给出了在标准化失谐x = 0时传输振幅T12T21在不同的非互易相位差下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比2/1的演化. 可以发现, 当θ=0θ=π 时, 拓扑荷的比值对传输振幅T12T21的影响是相同的, 即系统对涡旋光束的传输呈现互易性. 当θ=±π /4θ=±π /2时, 系统对涡旋光束传输呈现明显的非互易性. 当θ=±π /4时, 随着拓扑荷比值的增加, 传输振幅T12T21的变化趋势是相同的, 且是偶对称, 但相同拓扑荷比值所对应的传输振幅T12T21是不同的, 在拓扑荷比值为±1处的非互易性是最好的. 当θ=±π /2时, 随着拓扑荷比值的增加, 传输振幅T12仍呈现关于拓扑荷比值等于0处的对称性, 但此时传输振幅T21保持为0不变. 在拓扑荷比值为±1处, 系统对涡旋光束传输可以呈现完美的非互易性(T12=0T21=1, 或T12=1T21=0). 此外, 拓扑荷的正负代表涡旋光矢量的旋转方向, 根据涡旋光矢量的旋转方向可以将涡旋光束分为左旋涡旋光束和右旋涡旋光束. 从图4(d)图4(e)可以了解到涡旋光束想要呈现完美的非互易性与涡旋光束的左、右旋无关, 只要保证|2/1| = 1.

    图 4 传输振幅$ {T_{12}} $(红色圆圈)和$ {T_{21}} $(蓝色圆圈)在不同非互易相位差$ \theta $下随两个涡旋光场所携带拓扑荷之比$ {\ell _2}/{\ell _1} $的演化 (a) $\theta  =   0$; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $; (f) $ \theta  = {\text{π }} $. 其他参数为$ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $\r\nFig. 4. Transmission amplitudes $ {T_{12}} $ (red circle) and $ {T_{21}} $ (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields $ {\ell _2}/{\ell _1} $ under different nonreciprocal phase difference: (a) $ \theta  = 0 $; (b)$ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c)$ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $; (f) $ \theta  = {\text{π }} $. Other parameters are $ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $.
    图 4  传输振幅T12(红色圆圈)和T21(蓝色圆圈)在不同非互易相位差θ下随两个涡旋光场所携带拓扑荷之比2/1的演化 (a) θ=0; (b) θ=π /4; (c) θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2; (f) θ=π . 其他参数为κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ
    Fig. 4.  Transmission amplitudes T12 (red circle) and T21 (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields 2/1 under different nonreciprocal phase difference: (a) θ=0; (b)θ=π /4; (c)θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2; (f) θ=π . Other parameters are κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ.

    在腔系统中, 光的群延迟是描述光群速度的一个重要指标, 首先介绍群延迟的定义, 即[49,50]

    τij=dΘ21(12)dωp,
    (13)

    其中Θ21(12)是在频率为ωp下输出场c1c2(c2c1)的相位, 群延迟τij<0对应快光, τij>0对应慢光.

    图5(a)图5(c)给出了针对涡旋光束所对应的群延迟τ12τ21在不同的非互易相位差下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比2/1的演化. 在θ=0时群速度是互易的且关于拓扑荷比值偶对称. 在θ=±π /2时, 系统可以呈现明显的非互易慢光效应, 且相位的变化可以影响非互易慢光的群延迟的变换. 随着拓扑荷比值的增加, τ12τ21均呈现先增大后减小的趋势且关于拓扑荷比值偶对称, 但群延迟的差值(τ12τ21τ21τ12)一直保持不变.

    图 5 群延迟$ {\tau _{12}} $(红色圆圈)和$ {\tau _{21}} $(蓝色圆圈)在不同非互易相位差$ \theta $下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比$ {\ell _2}/{\ell _1} $的演化 (a) $\theta  =  0$; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. 其他参数为$ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $\r\nFig. 5. Group delay $ {\tau _{12}} $ (red circle) and $ {\tau _{21}} $ (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields $ {\ell _2}/{\ell _1} $ under different nonreciprocal phase difference: (a) $ \theta  = 0 $; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. Other parameters are $ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $.
    图 5  群延迟τ12(红色圆圈)和τ21(蓝色圆圈)在不同非互易相位差θ下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比2/1的演化 (a) θ=0; (b) θ=π /2; (c) θ=π /2. 其他参数为κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ
    Fig. 5.  Group delay τ12 (red circle) and τ21 (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields 2/1 under different nonreciprocal phase difference: (a) θ=0; (b) θ=π /2; (c) θ=π /2. Other parameters are κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ.

    最后, 根据目前的实验进展, 对本文使用的系统方案的可行性进行了讨论. 本文讨论的双拉盖尔-高斯旋转腔系统是在文献[6]提出的由两个螺旋相位元件所构成的拉盖尔-高斯旋转腔的基础上, 添加一个固定的螺旋相位元件所实现的. 通过三个螺旋相位元件作为腔镜来组成两个光腔, 并且用光纤将两个光腔线性耦合. 其中, 两个输入腔镜FM1和 FM2为部分透明且被刚性固定, 不会改变透射光束的轨道角动量但会给反射光束增加2122的拓扑荷, 这一效应已经被实验观测到[51]. 另外, 处于中间位置的旋转腔镜RM是完全反射的, 可以给反射光增加+21+22的拓扑荷[6]. 随着纳米技术的发展, 螺旋相位元件可以利用超精密点金刚石车削机床直接加工铝盘表面得到[6,52]. 利用螺旋相位元件的反射和透射可以改变激光光束的方位结构, 进而改变其携带的拓扑荷的值. 拓扑荷依赖于螺旋相位元件的结构, 通过将螺旋相位元件的方位角坡道划分为离散的阶跃并控制阶跃高度和旋向, 可以设计出具有特定拓扑荷的涡旋光场[6,53]. 最近实验已经可以通过螺旋相位元件产生携带拓扑荷高达1000的L-G光束[54]. 对于本工作, 若想实现理想的涡旋光隔离器, 就需要在本系统中实现涡旋光束的完美非互易性, 即涡旋光束的单向传输. 在理论分析中得到, 若要呈现完美的非互易涡旋光束传输, 需要保证|2/1| = 1, 因此这里的涡旋光束所携带的拓扑荷需是可以调节的. 在实验上, 可以通过调整旋转腔镜两侧的阶跃高度和旋向来实现. 另外, 理论分析中得到非互易相位差对涡旋光束的非互易传输有着重要影响, 而非互易相位差的改变在实验上可以通过调节两个强驱动激光场εcεd的相对相位来实现[45]. 值得强调的是, 本文所构建的系统在实验实现时需要较高精细度的光腔, 在光腔的精细度比较低时, 在该系统所要探究相关现象会不明显[53].

    本文研究了涡旋光束在双拉盖尔-高斯旋转腔系统中的非互易传输. 将以往大多在光机械系统中研究的普通光束的非互易性推广到在光旋转系统中研究携带轨道角动量的涡旋光束传输的非互易性. 系统中, 光旋转耦合作用以及光纤的线性耦合作用提供的两条路径, 从而可以产生量子干涉. 首先, 研究了非互易相位差对传输振幅的影响, 发现相位差可以决定涡旋光束非互易性的发生及方向. 然后, 在相位差θ=π /2时, 研究了系统耗散对传输振幅的影响, 分析了涡旋光束实现完美的非互易传输时系统的耗散应该满足的条件. 接下来, 分析了涡旋光束携带的拓扑荷比值对系统非互易性的影响, 探究了实现涡旋光束完美的非互易传输时拓扑荷比值应该满足的条件, 发现涡旋光的左、右旋不会对传输产生影响. 拓扑荷对光传输产生影响, 主要是因为涡旋光束携带的拓扑荷数会影响旋转腔镜与腔模的耦合强度. 最后, 分析了该系统产生的非互易的慢光效应. 这些研究成果可用于设计针对携带轨道角动量的涡旋光束的理想光隔离器, 有望应用于光通信等领域.

    [1]

    郭道友, 李培刚, 陈政委, 吴真平, 唐为华 2019 物理学报 68 078501Google Scholar

    Guo D Y, Li P G, Chen Z W, Wu Z P, Tang W H 2019 Acta Phys. Sin. 68 078501Google Scholar

    [2]

    Montes J, Yang C, Fu H, Yang T H, Fu K, Chen H, Zhou J, Huang X, Zhao Y 2019 Appl. Phys. Lett. 114 162103Google Scholar

    [3]

    Barman S K, Huda M N 2019 Phys. Status Solidi-R. 13 1800554Google Scholar

    [4]

    Qian L X, Wang Y, Wu Z H, Sheng T, Liu X Z 2017 Vacuum 140 106Google Scholar

    [5]

    Wang X, Liu Z, Zhi Y, Li S, Wu Z, Li P, Tang W 2019 Vacuum 166 79Google Scholar

    [6]

    Manandhar S, Battu A K, Devaraj A, Shutthanandan V, Thevuthasan S, Ramana C V 2020 Sci. Rep. 10 178Google Scholar

    [7]

    Yang J, Ren F, Tadjer M, Pearton S, Kuramata A 2018 ECS J. Solid State Sc. 7 Q92Google Scholar

    [8]

    Galazka Z, Irmscher K, Schewski R, Hanke I M, Pietsch M, Ganschow S, Klimm D, Dittmar A, Fiedler A, Schroeder T, Bickermann M 2020 J. Cryst. Growth 529 Unsp 125297

    [9]

    Tang H L, He N T, Zhang H, Liu B, Zhu Z C, Xu M X, Chen L, Liu J L, Ouyang X P, Xu J 2020 Crystengcomm 22 924Google Scholar

    [10]

    Matsuzaki K, Hiramatsu H, Nomura K, Yanagi H, Kamiya T, Hirano M, Hosono H 2006 Thin Solid Films 496 37Google Scholar

    [11]

    Wang D, He L N, Le Y, Feng X J, Luan C N, Xiao H D, Ma J 2020 Ceram. Int. 46 4568Google Scholar

    [12]

    Matsuzaki K, Yanagi H, Kamiya T, Hiramatsu H, Nomura K, Hirano M, Hosono H 2006 Appl. Phys. Lett. 88 92106Google Scholar

    [13]

    Orita M, Ohta H, Hirano M, Hosono H 2000 Appl. Phys. Lett. 77 4166Google Scholar

    [14]

    Konishi K, Goto K, Murakami H, Kumagai Y, Higashiwaki M 2017 Appl. Phys. Lett. 110 103506Google Scholar

    [15]

    Pearton S J, Ren F, Tadjer M, Kim J 2018 J. Appl. Phys. 124 220901Google Scholar

    [16]

    Yao Y, Gangireddy R, Kim J, Das K K, Porter L M 2017 J. Vac. Sci. Technol., B 35 03D113Google Scholar

    [17]

    Cheung S K, Cheung N W 1986 Appl. Phys. Lett. 49 85Google Scholar

    [18]

    Norde H 1979 J. Appl. Phys. 50 5052Google Scholar

    [19]

    He Q, Mu W, Dong H, Long S, Jia Z, Lv H, Liu Q, Tang M, Tao X, Liu M 2017 Appl. Phys. Lett. 110 093503Google Scholar

    [20]

    Ahn S, Ren F, Yuan L, Pearton S J, Kuramata A 2017 ECS J. Solid State Sc. 6 P68Google Scholar

    [21]

    Jian G, He Q, Mu W, Fu B, Dong H, Qin Y, Zhang Y, Xue H, Long S, Jia Z, Lv H, Liu Q, Tao X, Liu M 2018 AIP Adv. 8 015316Google Scholar

    [22]

    Fares C, Ren F, Pearton S J 2018 ECS J. Solid State Sc. 8 Q3007Google Scholar

    [23]

    Reddy P R S, Janardhanam V, Shim K H, Reddy V R, Lee S N, Park S J, Choi C J 2020 Vacuum 171 109012Google Scholar

    [24]

    施敏, 伍国珏(耿莉, 张瑞智译) 2008 半导体器件物理(第3版) (西安: 西安交通大学出版社) 第118−119页

    Sze S M, Kwok K N (translated by Geng L, Zhang R) 2008 Physics of Semiconductor Devices (3rd Ed.) (Xi'an: Xi'an Jiaotong University Press) pp118−119 (in Chinese)

    [25]

    Shi J J, Xia X C, Liang H W, Abbas Q, Liu J, Zhang H Q, Liu Y 2019 J. Mater. Sci.-Mater. Electron. 30 3860Google Scholar

    [26]

    Ohdomari I, Tu K N 1980 J. Appl. Phys. 51 3735Google Scholar

    [27]

    Tung R T 1992 Phys. Rev. B 45 13509Google Scholar

    [28]

    Güçlü Ç Ş, Özdemir A F, Altindal Ş 2016 Appl. Phys. A 122 1032.1Google Scholar

    [29]

    Marıl E, Altındal Ş, Kaya A, Koçyiğit S, Uslu İ 2015 Philos. Mag. 95 1049Google Scholar

    [30]

    Garrido-Alzar C L 1997 Renewable Energy 10 4Google Scholar

    [31]

    Janardhanam V, Jyothi I, Sekhar Reddy P R, Cho J, Cho J M, Choi C J, Lee S N, Rajagopal Reddy V 2018 Superlattices Microstruct. 120 508Google Scholar

    [32]

    Jyothi I, Seo M W, Janardhanam V, Shim K H, Lee Y B, Ahn K S, Choi C J 2013 J. Alloys Compd. 556 252Google Scholar

    [33]

    Mönch W 2007 Appl. Phys. A 87 359Google Scholar

    [34]

    Li A, Feng Q, Zhang J, Hu Z, Feng Z, Zhang K, Zhang C, Zhou H, hao Y 2018 Superlattices Microstruct. 119 212Google Scholar

    [35]

    Shen Y, Feng Q, Zhang K, Hu Z, Yan G, Cai Y, Mu W, Jia Z, Zhang C, Zhou H, Zhang J, Lian X, Lai Z, Hao Y 2019 Superlattices Microstruct. 133 106179Google Scholar

    [36]

    施敏, 伍国珏 (耿莉, 张瑞智译) 2008 半导体器件物理 (第3版) (西安: 西安交通大学出版社) 第132−133页

    Sze S M, Kwok K N (translated by Geng L, Zhang R) 2008 Physics of Semiconductor Devices (3rd Ed.) (Xi'an: Xi'an Jiaotong University Press) pp132−133 (in Chinese)

    [37]

    Sasaki K, Higashiwaki M, Kuramata A, Masui T, Yamakoshi S 2013 IEEE Electron Device Lett. 34 493Google Scholar

    [38]

    Werner J H, Güttler H H 1991 J. Appl. Phys. 69 1522Google Scholar

  • 图 1  (a), (b), (c) 机械剥离氧化镓单晶材料; (d) Au/Ni/β-Ga2O3肖特基二极管结构示意图

    Fig. 1.  (a), (b), (c) Mechanically exfoliated beta-Ga2O3 single crystal; (d) schematic cross section of Au/Ni/β-Ga2O3 Schottky barrier diode.

    图 2  肖特基二极管的I-V温度特性曲线 (a) 正向; (b) 反向

    Fig. 2.  Temperature dependent I-V characteristic curves of Schottky barrier diode: (a) Forward curves; (b) reverse curves.

    图 3  I-V温度特性曲线提取的 (a) 势垒高度; (b) 理想因子; (c) 阈值电压

    Fig. 3.  The parameters from temperature dependent I-V characteristic curves: (a)Barrier height; (b) ideal factor; (c) threshold voltage.

    图 4  不同温度下势垒高度与理想因子依赖关系 (a) Barrier 1; (b) Barrier 2

    Fig. 4.  Plot of barrier height as a function of ideal factor obtained at various temperatures: (a) Barrier 1; (b) Barrier 2

    图 5  (a) C-V特性曲线; (b) 频率为100 kHz的1/C 2-V曲线

    Fig. 5.  (a) C-V characteristic curves; (b) 1/C 2-V characteristic curve of 100 kHz.

    图 6  300 K温度下的dV/dlnI-V曲线

    Fig. 6.  dV/dlnI-V curve at the temperature of 300 K.

    图 7  H(I)-I (a) 温度特性曲线; (b) 不同温度时的串联电阻和势垒高度

    Fig. 7.  H(I)-I (a) Temperature dependent curves; (b) the resistance and barrier height at various temperatures.

    图 8  (a) F(V)-V 温度特性曲线; (b) 不同温度时的串联电阻和势垒高度

    Fig. 8.  (a) F(V)-V temperature dependent curves; (b) the resistance and barrier height at various temperatures.

    图 9  肖特基二极管的理查孙图

    Fig. 9.  Richardson's plot of Schottky barrier diode.

    图 10  (a) φap12kT图像; (b) 高斯分布修正后的理查孙图

    Fig. 10.  (a) The plot of φap12kT; (b) Richardson's plot after Gaussian distribution processing.

    表 1  I-V温度特性曲线提取数据表

    Table 1.  The parameters from temperature dependent I-V characteristic curves.

    温度/K势垒高度/eV理想因子n阈值电压/V
    Barrier 1Barrier 2Barrier 1Barrier 2Barrier 1Barrier 2
    3001.011.081.322.111.021.77
    3231.001.171.741.811.281.64
    3481.081.231.461.711.161.61
    3731.131.251.361.691.111.58
    3981.171.291.371.671.141.59
    4231.221.301.281.651.101.56
    4481.271.321.241.711.091.59
    4731.311.351.191.691.061.58
    下载: 导出CSV

    表 2  H(I)-IF(V)-V曲线提取数据表

    Table 2.  The parameters from H(I)-I curves and F(V)-V curves.

    温度/K势垒高度/eV串联电阻/Ω
    H(I)-IF(V)-VH(I)-IF(V)-V
    3000.971.07386.6212299.25
    3230.931.10136.386184.64
    3481.001.15143.323086.28
    3731.021.19141.791603.53
    3981.041.23150.50838.20
    4231.051.27157.03379.21
    4481.061.29181.14381.55
    4731.081.34189.04157.33
    下载: 导出CSV
  • [1]

    郭道友, 李培刚, 陈政委, 吴真平, 唐为华 2019 物理学报 68 078501Google Scholar

    Guo D Y, Li P G, Chen Z W, Wu Z P, Tang W H 2019 Acta Phys. Sin. 68 078501Google Scholar

    [2]

    Montes J, Yang C, Fu H, Yang T H, Fu K, Chen H, Zhou J, Huang X, Zhao Y 2019 Appl. Phys. Lett. 114 162103Google Scholar

    [3]

    Barman S K, Huda M N 2019 Phys. Status Solidi-R. 13 1800554Google Scholar

    [4]

    Qian L X, Wang Y, Wu Z H, Sheng T, Liu X Z 2017 Vacuum 140 106Google Scholar

    [5]

    Wang X, Liu Z, Zhi Y, Li S, Wu Z, Li P, Tang W 2019 Vacuum 166 79Google Scholar

    [6]

    Manandhar S, Battu A K, Devaraj A, Shutthanandan V, Thevuthasan S, Ramana C V 2020 Sci. Rep. 10 178Google Scholar

    [7]

    Yang J, Ren F, Tadjer M, Pearton S, Kuramata A 2018 ECS J. Solid State Sc. 7 Q92Google Scholar

    [8]

    Galazka Z, Irmscher K, Schewski R, Hanke I M, Pietsch M, Ganschow S, Klimm D, Dittmar A, Fiedler A, Schroeder T, Bickermann M 2020 J. Cryst. Growth 529 Unsp 125297

    [9]

    Tang H L, He N T, Zhang H, Liu B, Zhu Z C, Xu M X, Chen L, Liu J L, Ouyang X P, Xu J 2020 Crystengcomm 22 924Google Scholar

    [10]

    Matsuzaki K, Hiramatsu H, Nomura K, Yanagi H, Kamiya T, Hirano M, Hosono H 2006 Thin Solid Films 496 37Google Scholar

    [11]

    Wang D, He L N, Le Y, Feng X J, Luan C N, Xiao H D, Ma J 2020 Ceram. Int. 46 4568Google Scholar

    [12]

    Matsuzaki K, Yanagi H, Kamiya T, Hiramatsu H, Nomura K, Hirano M, Hosono H 2006 Appl. Phys. Lett. 88 92106Google Scholar

    [13]

    Orita M, Ohta H, Hirano M, Hosono H 2000 Appl. Phys. Lett. 77 4166Google Scholar

    [14]

    Konishi K, Goto K, Murakami H, Kumagai Y, Higashiwaki M 2017 Appl. Phys. Lett. 110 103506Google Scholar

    [15]

    Pearton S J, Ren F, Tadjer M, Kim J 2018 J. Appl. Phys. 124 220901Google Scholar

    [16]

    Yao Y, Gangireddy R, Kim J, Das K K, Porter L M 2017 J. Vac. Sci. Technol., B 35 03D113Google Scholar

    [17]

    Cheung S K, Cheung N W 1986 Appl. Phys. Lett. 49 85Google Scholar

    [18]

    Norde H 1979 J. Appl. Phys. 50 5052Google Scholar

    [19]

    He Q, Mu W, Dong H, Long S, Jia Z, Lv H, Liu Q, Tang M, Tao X, Liu M 2017 Appl. Phys. Lett. 110 093503Google Scholar

    [20]

    Ahn S, Ren F, Yuan L, Pearton S J, Kuramata A 2017 ECS J. Solid State Sc. 6 P68Google Scholar

    [21]

    Jian G, He Q, Mu W, Fu B, Dong H, Qin Y, Zhang Y, Xue H, Long S, Jia Z, Lv H, Liu Q, Tao X, Liu M 2018 AIP Adv. 8 015316Google Scholar

    [22]

    Fares C, Ren F, Pearton S J 2018 ECS J. Solid State Sc. 8 Q3007Google Scholar

    [23]

    Reddy P R S, Janardhanam V, Shim K H, Reddy V R, Lee S N, Park S J, Choi C J 2020 Vacuum 171 109012Google Scholar

    [24]

    施敏, 伍国珏(耿莉, 张瑞智译) 2008 半导体器件物理(第3版) (西安: 西安交通大学出版社) 第118−119页

    Sze S M, Kwok K N (translated by Geng L, Zhang R) 2008 Physics of Semiconductor Devices (3rd Ed.) (Xi'an: Xi'an Jiaotong University Press) pp118−119 (in Chinese)

    [25]

    Shi J J, Xia X C, Liang H W, Abbas Q, Liu J, Zhang H Q, Liu Y 2019 J. Mater. Sci.-Mater. Electron. 30 3860Google Scholar

    [26]

    Ohdomari I, Tu K N 1980 J. Appl. Phys. 51 3735Google Scholar

    [27]

    Tung R T 1992 Phys. Rev. B 45 13509Google Scholar

    [28]

    Güçlü Ç Ş, Özdemir A F, Altindal Ş 2016 Appl. Phys. A 122 1032.1Google Scholar

    [29]

    Marıl E, Altındal Ş, Kaya A, Koçyiğit S, Uslu İ 2015 Philos. Mag. 95 1049Google Scholar

    [30]

    Garrido-Alzar C L 1997 Renewable Energy 10 4Google Scholar

    [31]

    Janardhanam V, Jyothi I, Sekhar Reddy P R, Cho J, Cho J M, Choi C J, Lee S N, Rajagopal Reddy V 2018 Superlattices Microstruct. 120 508Google Scholar

    [32]

    Jyothi I, Seo M W, Janardhanam V, Shim K H, Lee Y B, Ahn K S, Choi C J 2013 J. Alloys Compd. 556 252Google Scholar

    [33]

    Mönch W 2007 Appl. Phys. A 87 359Google Scholar

    [34]

    Li A, Feng Q, Zhang J, Hu Z, Feng Z, Zhang K, Zhang C, Zhou H, hao Y 2018 Superlattices Microstruct. 119 212Google Scholar

    [35]

    Shen Y, Feng Q, Zhang K, Hu Z, Yan G, Cai Y, Mu W, Jia Z, Zhang C, Zhou H, Zhang J, Lian X, Lai Z, Hao Y 2019 Superlattices Microstruct. 133 106179Google Scholar

    [36]

    施敏, 伍国珏 (耿莉, 张瑞智译) 2008 半导体器件物理 (第3版) (西安: 西安交通大学出版社) 第132−133页

    Sze S M, Kwok K N (translated by Geng L, Zhang R) 2008 Physics of Semiconductor Devices (3rd Ed.) (Xi'an: Xi'an Jiaotong University Press) pp132−133 (in Chinese)

    [37]

    Sasaki K, Higashiwaki M, Kuramata A, Masui T, Yamakoshi S 2013 IEEE Electron Device Lett. 34 493Google Scholar

    [38]

    Werner J H, Güttler H H 1991 J. Appl. Phys. 69 1522Google Scholar

  • [1] 张裕, 刘瑞文, 张京阳, 焦斌斌, 王如志. 氧化镓悬臂式薄膜日盲探测器及其电弧检测应用. 物理学报, 2024, 73(9): 098501. doi: 10.7498/aps.73.20240186
    [2] 况丹, 徐爽, 史大为, 郭建, 喻志农. 基于铝纳米颗粒修饰的非晶氧化镓薄膜日盲紫外探测器. 物理学报, 2023, 72(3): 038501. doi: 10.7498/aps.72.20221476
    [3] 武鹏, 朱宏宇, 吴金星, 张涛, 张进成, 郝跃. 基于湿法腐蚀凹槽阳极的低漏电高耐压AlGaN/GaN肖特基二极管. 物理学报, 2023, 72(17): 178501. doi: 10.7498/aps.72.20230709
    [4] 武鹏, 李若晗, 张涛, 张进成, 郝跃. AlGaN/GaN肖特基二极管阳极后退火界面态修复技术. 物理学报, 2023, 72(19): 198501. doi: 10.7498/aps.72.20230553
    [5] 落巨鑫, 高红丽, 邓金祥, 任家辉, 张庆, 李瑞东, 孟雪. 退火温度对氧化镓薄膜及紫外探测器性能的影响. 物理学报, 2023, 72(2): 028502. doi: 10.7498/aps.72.20221716
    [6] 刘增, 李磊, 支钰崧, 都灵, 方君鹏, 李山, 余建刚, 张茂林, 杨莉莉, 张少辉, 郭宇锋, 唐为华. 具有大光电导增益的氧化镓薄膜基深紫外探测器阵列. 物理学报, 2022, 71(20): 208501. doi: 10.7498/aps.71.20220859
    [7] 姚海云, 闫昕, 梁兰菊, 杨茂生, 杨其利, 吕凯凯, 姚建铨. 图案化石墨烯/氮化镓复合超表面对太赫兹波在狄拉克点的动态多维调制. 物理学报, 2022, 71(6): 068101. doi: 10.7498/aps.71.20211845
    [8] 汪海波, 万丽娟, 樊敏, 杨金, 鲁世斌, 张忠祥. 势垒可调的氧化镓肖特基二极管. 物理学报, 2022, 71(3): 037301. doi: 10.7498/aps.71.20211536
    [9] 宋建军, 张龙强, 陈雷, 周亮, 孙雷, 兰军峰, 习楚浩, 李家豪. 基于晶向优化和Sn合金化技术的一种2.45 G弱能量微波无线输能用Ge基肖特基二极管. 物理学报, 2021, 70(10): 108401. doi: 10.7498/aps.70.20201674
    [10] 汪海波, 万丽娟, 樊敏, 杨金, 鲁世斌, 张忠祥. 势垒可调的氧化镓肖特基二极管. 物理学报, 2021, (): . doi: 10.7498/aps.70.20211536
    [11] 李妤晨, 陈航宇, 宋建军. 用于提高微波无线能量传输系统接收端能量转换效率的肖特基二极管. 物理学报, 2020, 69(10): 108401. doi: 10.7498/aps.69.20191415
    [12] 杜园园, 张春雷, 曹学蕾. 基于4H-SiC肖特基势垒二极管的射线探测器. 物理学报, 2016, 65(20): 207301. doi: 10.7498/aps.65.207301
    [13] 马海林, 苏庆. 氧分压对溅射制备氧化镓薄膜结构及光学带隙的影响. 物理学报, 2014, 63(11): 116701. doi: 10.7498/aps.63.116701
    [14] 陈伟超, 唐慧丽, 罗平, 麻尉蔚, 徐晓东, 钱小波, 姜大朋, 吴锋, 王静雅, 徐军. GaN基发光二极管衬底材料的研究进展. 物理学报, 2014, 63(6): 068103. doi: 10.7498/aps.63.068103
    [15] 翟东媛, 赵毅, 蔡银飞, 施毅, 郑有炓. 沟槽形状对硅基沟槽式肖特基二极管电学特性的影响. 物理学报, 2014, 63(12): 127201. doi: 10.7498/aps.63.127201
    [16] 刘玉栋, 杜磊, 孙鹏, 陈文豪. 静电放电对功率肖特基二极管I-V及低频噪声特性的影响. 物理学报, 2012, 61(13): 137203. doi: 10.7498/aps.61.137203
    [17] 杨丽侠, 杜 磊, 包军林, 庄奕琪, 陈晓东, 李群伟, 张 莹, 赵志刚, 何 亮. 60Co γ-射线辐照对肖特基二极管1/f噪声的影响. 物理学报, 2008, 57(9): 5869-5874. doi: 10.7498/aps.57.5869
    [18] 王艳新, 张琦锋, 孙 晖, 常艳玲, 吴锦雷. ZnO纳米线二极管发光器件制备及特性研究. 物理学报, 2008, 57(2): 1141-1144. doi: 10.7498/aps.57.1141
    [19] 郭大勃, 元 光, 宋翠华, 顾长志, 王 强. 碳纳米管的变温场发射. 物理学报, 2007, 56(10): 6114-6117. doi: 10.7498/aps.56.6114
    [20] 刘 杰, 郝 跃, 冯 倩, 王 冲, 张进城, 郭亮良. 基于I-V-T和C-V-T的GaN上Ni/Au肖特基接触特性研究. 物理学报, 2007, 56(6): 3483-3487. doi: 10.7498/aps.56.3483
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出版历程
  • 收稿日期:  2020-03-20
  • 修回日期:  2020-04-15
  • 上网日期:  2020-05-09
  • 刊出日期:  2020-07-05

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