All-elektroniske nanosekund-løst Scanning Tunneling Mikroskopi: At lette undersøgelsen af enkelt Dopant afgift Dynamics

Engineering

Your institution must subscribe to JoVE's Engineering section to access this content.

Fill out the form below to receive a free trial or learn more about access:

 

Summary

Vi demonstrere en all-elektroniske metode til at observere nanosekund-løst afgift dynamikken i dopant atomer silicium med en scanning tunneling mikroskop.

Cite this Article

Copy Citation | Download Citations | Reprints and Permissions

Rashidi, M., Vine, W., Burgess, J. A. J., Taucer, M., Achal, R., Pitters, J. L., Loth, S., Wolkow, R. A. All-electronic Nanosecond-resolved Scanning Tunneling Microscopy: Facilitating the Investigation of Single Dopant Charge Dynamics. J. Vis. Exp. (131), e56861, doi:10.3791/56861 (2018).

Please note that all translations are automatically generated.

Click here for the english version. For other languages click here.

Abstract

Miniaturisering af halvlederkomponenter til skalaer hvor lille antal energiniveauerne kan styre enhedsegenskaber kræver udvikling af nye teknikker i stand til at karakterisere deres dynamics. Undersøge enkelt energiniveauerne kræver sub nanometer rumlige opløsning, som motiverer brugen af scanning tunneling mikroskopi (STM). Konventionelle STM er dog begrænset til millisekund tidsmæssige opløsning. Flere metoder er blevet udviklet for at overvinde denne mangel, herunder alle-elektroniske tidsopløst STM, som anvendes i denne undersøgelse for at undersøge dopant dynamics silicium med nanosekund opløsning. De metoder, der præsenteres her er bredt tilgængelige og giver mulighed for lokal måling af en bred vifte af dynamik på atomar skala. En roman tidsopløst scanning tunneling spektroskopi teknik er præsenteret og brugt effektivt søge efter dynamics.

Introduction

Scanning tunneling mikroskopi (STM) er blevet det førende værktøj i nanoscience for sin evne til at løse atomic-scale topografi og elektroniske struktur. En begrænsning af konventionelle STM, er imidlertid, at dens tidsmæssige opløsning er begrænset til millisekund tidsskalaen på grund af den begrænsede båndbredde på den nuværende forforstærker1. Det har længe været et mål at udvide STMS tidsmæssige opløsning til skalaer som atomare processer almindeligt forekommende. Den banebrydende arbejde tidsopløst scanning tunneling mikroskopi (TR-STM) af Freeman et. al. 1 udnyttede photoconductive switche og mikrostrip transmissionsledninger mønstret på prøve at overføre Pico spænding pulser til tunnel junction. Denne blanding af krydset teknik er blevet brugt til at opnå samtidige beslutninger fra 1 nm og 20 ps2, men det er aldrig blevet bredt vedtaget på grund af kravet om ved hjælp af specialiseret prøve strukturer. Heldigvis, den grundlæggende indsigt fra disse værker kan generaliseres til mange tidsopløst teknikker; selv om båndbredde af STMS kredsløb er begrænset til flere kilohertz, den ikke-lineære opdrætternes svar i STM giver mulighed for hurtigere dynamics til at blive aftestede ved at måle den gennemsnitlige tunnel nuværende opnået over mange pumpe-sonde cyklusser. I de mellemliggende år, mange tilgange har været undersøgt, de mest populære som er kort gennemgået nedenfor.

Rystet-pulse-par-ophidset (SPPX) STM udnytter fremskridt i ultrahurtig pulserende laser teknologier til at opnå sub Pico opløsning ved direkte lysende tunnel junction og spændende luftfartsselskaber i eksempel3. Hændelse laserlys skaber gratis luftfartsselskaber, der forbigående forbedrer overledning, og graduering af forsinkelse mellem pumpen og sonde (td) tillader djeg/dtd skal måles med en lock-in forstærker. Fordi forsinkelse mellem pumpen og sonde er moduleret snarere end laser intensitet, som i mange andre optiske tilgange, undgår SPPX-STM foto belysning-induceret termisk udvidelse af spidsen3. Nyere udvidelser af denne tilgang har udvidet de tidsfrister, som SPPX-STM kan bruges til at undersøge dynamik ved at udnytte pulse-picking teknikker til at øge vifte af pumpe-sonde forsinkelse gange4. Vigtigst, giver denne seneste udvikling også mulighed for at måle, jeg(td) kurver direkte snarere end via numerisk integration. Seneste programmer af SPPX-STM har inkluderet studiet af carrier rekombination i enkelt-(Mn, Fe)/GaAs(110) strukturer5 og donor dynamik i GaAs6. Anvendelser af SPPX-STM står over for nogle begrænsninger. Signalet SPPX-STM foranstaltninger afhænger af gratis luftfartsselskaber ophidset af de optiske pulser og er bedst egnet til halvledere. Desuden, selv om den tunneling nuværende er lokaliseret på spidsen, fordi et stort område er begejstrede for de optiske pulser, er signalet en foldning af den lokale egenskaber og materiale transport. Endelig, bias ved krydset er fast på måling tidsskalaen således at dynamics under undersøgelse skal være lysinducerede.

En nyere optisk teknik, terahertz STM (THz-STM), par gratis plads THz pulser fokuseret på krydset STM-tip. I modsætning til i SPPX-STM, de koblede pulser opfører sig som fast spænding pulser giver mulighed for undersøgelse af elektronisk drevet excitationer med sub Pico opløsning7. Interessant nok, genereret den rektificeret aktuelle fra THz pulser resultater i ekstreme peak strømtætheder ikke tilgængelig af konventionelle STM8,9. Teknikken er blevet brugt for nylig at studere hot elektroner i Si(111)-(7x7)9 og image vibrationer i en enkelt pentacene molekyle10. THz-pulser naturligvis par på spidsen, men nødvendigheden af at integrere en THz kilde til et STM eksperiment er tilbøjelige til at være en udfordring at mange eksperimentatorer. Dette motiverer udviklingen af andre almindeligt gældende og let gennemførlige teknikker.

I 2010, siger et al. 11 udviklet en all-elektroniske teknik hvor nanosekund spænding pulser anvendes på toppen af en DC offset elektronisk pumpe og sonde systemet11. Indførelsen af denne teknik tilbydes en kritisk demonstration af entydige og praktiske anvendelser af tidsopløst STM at måle tidligere ubemærket fysik. Selv om det ikke er så hurtigt som krydset blanding STM, der gik forud, tillader anvende mikrobølgeovn pulser på STM-tip vilkårlige prøver skal undersøges. Denne teknik kræver ikke nogen kompliceret optiske metoder eller optisk adgang til STM krydset. Dette gør det den nemmeste teknik til at tilpasse sig til lav temperatur STM'er. Den første demonstration af disse teknikker blev anvendt til undersøgelse af spin-dynamics hvor en spin-polariseret STM blev brugt til at måle afslapning dynamikken i spin-stater ophidset af pumpe pulser11. Indtil for nylig, dens anvendelse forblev begrænset til magnetiske adatom systemer12,13,14 , men har siden blevet udvidet til studiet af carrier capture sats fra et diskret midten hul tilstand15 og opkræve dynamics af enkelt arsen energiniveauerne i silicon15,16. Den sidstnævnte studie er fokus for dette arbejde.

Undersøgelser af enkelt energiniveauerne i halvledere egenskaber har for nylig sig stor opmærksomhed, fordi komplementær metal oxide semiconductor (CMOS) enheder nu indtaster regimet hvor enkelt energiniveauerne kan påvirke enhedsegenskaber17 . Derudover har flere undersøgelser vist at enkelt energiniveauerne kan tjene som den grundlæggende komponent i fremtidige enheder, for eksempel som qubits for kvante beregning18 og quantum hukommelse19, og som enkelt atom transistorer20 , 15. fremtidige enheder kan også omfatte andre atomic-scale defekter, såsom silicium dinglende bond (DB), som kan være mønstrede med atomic præcision med STM litografi21. Med henblik herpå, DBs er blevet foreslået som afgift qubits22, quantum dots for quantum cellulære automata arkitekturer23,24, og atomic ledninger25,26 og har været mønstrede for at oprette Quantum Hamiltonske logik gates27 og kunstige molekyler28,29. Bevæger sig fremad, kan enheder omfatte både enkelt energiniveauerne og DBs. Dette er en attraktiv strategi, fordi DBs overfladefejl, der let kan karakteriseres med STM og bruges som et håndtag til at karakterisere enkelt dopant enheder. Som et eksempel på denne strategi, er DBs bruges i dette arbejde som afgift sensorer til at udlede nær overfladen energiniveauerne opladning dynamik. Disse dynamikker er fanget med brug af en all-elektronisk tilgang til TR-STM, der er tilpasset fra teknikker udviklet af nødig et al. 11

Målingerne udføres på udvalgte DBs på en hydrogen opsagt Si(100)-(2x1) overflade. En dopant nedbrydning region udvider ca 60 nm under overfladen, oprettet via termisk behandling af krystal30, decouples DB og de få resterende nær overfladen energiniveauerne fra bulk bands. STM undersøgelser af DBs har fundet, at deres ledningsevne er afhængig af globale prøve parametre, såsom koncentrationen af energiniveauerne og temperatur, men enkelte DBs viser også stærk variationer afhængigt af deres lokale miljø16. Under en STM måling over en enkelt DB, den nuværende flow er styret af den hastighed, hvormed elektroner kan tunnel fra bulk til DB (Γbulk) og fra DB til spids (Γtip) (figur 1). Men fordi overledning af DB er følsomme over for sin lokale miljø, afgift tilstand af nærliggende energiniveauerne påvirker Γbulk (figur 1B), som kan udledes af overvågningen DBS ledningsevne. Som et resultat, ledningsevne i en DB kan bruges til at fornemme charge staterne af nærliggende energiniveauerne, og kan bruges til at bestemme de satser, hvormed energiniveauerne er leveret elektroner fra bulk (ΓLH) og miste dem til STM-tip (ΓHL < / c13 >). Du kan løse disse dynamikker, er TR-STS udført omkring tærskel spænding (Vthr) hvor spidsen inducerer ionisering af nær overfladen energiniveauerne. Rollen som de pumpe og sonde pulser er den samme i de tre tidsopløst eksperimentelle teknikker præsenteret her. Pumpen bringer forbigående bias niveauet fra neden ovenfor Vthr, som inducerer dopant ionisering. Dette øger konduktans af DB, som er udtaget af sonden pulsen, der følger på en lavere bias.

De teknikker, der er beskrevet i denne hvidbog vil gavne dem, der ønsker at karakterisere dynamics forekommer på millisekund til nanosekund tidsskalaen med STM. Mens disse teknikker ikke er begrænset til at studere afgift dynamics, er det afgørende, at dynamikken er manifesteret via forbigående ændringer i ledningsevne af stater, der kan blive aftestede af STM (dvs. stater på eller nær overfladen). Hvis ledningsevne af de forbigående stater ikke afviger væsentligt fra tilstanden balance således, at forskellen mellem de forbigående og ligevægt strømninger ganges med er sonden puls normeret maksimalydelse mindre end systemer støj gulv (typisk 1 pA), signalet vil gå tabt i støj og vil ikke kunne påvises ved denne teknik. Fordi de eksperimentelle ændringer af kommercielt tilgængelige STM systemer kræves for at udføre de teknikker, der er beskrevet i denne hvidbog er beskedne, forventes disse teknikker vil være bredt tilgængelige for Fællesskabet.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

1. indledende opsætning af mikroskop og eksperimenter

  1. Begynd med en ultrahigh vakuum kryogene-habil STM og tilhørende software kontrol. Cool STM til kryogene temperaturer.
    Bemærk: I hele denne betænkning, ultrahigh vakuum henviser til systemer, der opnår < 10 x 10-10 Torr. STM bør nedkøles til kryogene temperaturer; Dette er især vigtigt, når efterforskning opladning dynamikken i energiniveauerne, der termisk aktiveres ved beskedne temperaturer. Andre kamre kan være ved stuetemperatur.
  2. Sikre at STM-tip er udstyret med høj frekvens ledninger (~ 500 MHz).
    Bemærk: Ved hjælp af pulse forme metoder, en stor stigning i tid reaktionen fra en STM med kryogene standardtemperatur koaksiale kabler (~ 20 MHz) er blevet rapporteret af Grosse et al. 31
  3. Tilslut en vilkårlig funktionsgenerator med mindst to kanaler til spidsen (figur 2), som vil blive brugt til at forberede cyklusser af spænding puls par bruges til pumpe-sonde eksperimenter.
  4. Konfigurere vilkårlig funktionsgenerator, så de pumpe sonde spænding bælgplanter er genereret uafhængigt og opsummerede før fodres ind i spidsen.
  5. Anvende den DC bias spænding anvendes til billedbehandling og konventionelle spektroskopi til at prøve (VDC).
  6. Forbinde to radiofrekvens skifter til den vilkårlige funktionsgenerator output kanaler.
  7. Konfigurer parametrene, så spidsen vil være jordforbundet under STM billedbehandling og konventionelle spektroskopi, og den effektive bias er VDC + Vtip under pumpe-sonde eksperimenter (figur 4A).
  8. Indsamle de tunneling aktuelle for alle målinger gennem en forforstærker forbundet til prøven.

2. forberedelse af H-Si(100)-(2x1) rekonstruktion

  1. Kløve en prøve fra en 3-4 mΩ·cm n-type arsen dopede Si(100) wafer af ridser på bagsiden af wafer med en siliciumcarbid scriber og forsigtigt snapping prøve off wafer med glas objektglas.
  2. Anbringer en STM prøveholderen prøven og præsentere det for en ultrahigh vakuum kammer støder op til STM kammer.
  3. Degas prøven af resistively varme det til 600 ° C (et pyrometer kan bruges til at overvåge den prøve temperatur) og holdes ved denne temperatur i mindst 6 timer i ultrahigh vakuum.
    Bemærk: Trykket vil i første omgang stige som prøve- og prøveholderen degas, men bør stabilisere nær base presset (< 10-10 Torr) efter flere timer.
  4. Tillad Prøven afkøles til stuetemperatur før du fortsætter.
  5. Degas en wolfram glødetråd i den samme afdeling som prøven ved resistively varme glødetråden til 1800 ° C og venter systemet til at inddrive base pres. Slukke glødetråden før du fortsætter.
    Bemærk: Prøven kan forblive i salen under dette trin fordi det er passivated af de indfødte oxidlaget på dens overflade, og enhver form for kontaminering af prøveoverfladen forårsaget fra dette trin fjernes efterfølgende. Glødetrådenss temperatur skal være kalibreret til en bestemt strøm/spænding påføres glødetråden ved hjælp af et pyrometer.
  6. Fjerne oxid fra prøveoverfladen af blinkende prøven til 900 ° C og holdes ved denne temperatur for 10 s før afkøling til stuetemperatur. Presset vil stige flere ordrer størrelsesorden fra base presset under den blinkende procedure. Efter hver af de blinker fundet i hele denne procedure, vente på Prøven afkøles til stuetemperatur og system gendanne base pres før du fortsætter.
    Bemærk: Blinkende er defineret i denne rapport som opvarmning og afkøling prøven med høj rampe satser, om rækkefølgen af 100 ° C/s.
  7. Gradvis flash prøven til højere temperaturer under forsøget på at nå frem til en endelig flash på 1250 ° C. Afbryde enhver flash, hvor trykket stiger over 9 x 10-10 Torr at forhindre prøveoverfladen fra at blive forurenet. Optage spænding/strøm bruges til at opnå 1250 ° C flash (lyset afgives af opvarmet glødetråden i trin 2.6 vil forhindre et pyrometer fra at give en nøjagtig aflæsning af den prøve temperatur, og dermed denne setpoint bør anvendes). På den endelige flash, bestemme voltage/current skal opvarmes prøven til 330 ° C som Krystallen er afkølet, så lad Prøven afkøles til stuetemperatur, og lade systemet gendanne base pres før du fortsætter.
  8. Lække H2 gas ind i kammeret ved et tryk på 1 x 10-6 Torr og varme wolfram glødetråden til 1800 ° C.
    Bemærk: Dette er effekten af revner at H2 atmoic brint32.
  9. Hold prøven i disse betingelser for 2 min før blinkende prøven til 1250 ° C, holdes ved denne temperatur i 5 s, og afkøling det til 330 ° C.
  10. Efter 1 min af eksponeringen ved 330 ° C, samtidig lukke H2 lækage ventil, slukke wolfram-glødelampe, og lad den prøve afkøle til stuetemperatur.
    Bemærk: Disse høje flash temperaturer påvirker fordelingen af energiniveauerne i prøven. Opvarmning til 1250 ° C har vist sig for at fremkalde en ~ 60 nm dopant nedbrydning region nær prøve overflade30.
  11. Kontrollere den prøve kvalitet ved at tage STM billeder af overfladen.
    Bemærk: Gode prøver vil have store (> 30 nm x 30 nm) terrasser med en defekt på < 1% (dinglende obligationer, adsorberet molekyler, adatoms, etc.), og vil vise den klassiske Si(100)-(2x1) genopbygning32, hvilke egenskaber dimer rækker kører antiparallel til hinanden på tværs af trin kanterne (figur 3B).

3. vurdering af kvaliteten af pumpe-sonde pulser på Tunnel Junction

  1. Tilgang STM-tip til prøveoverfladen ved at engagere den aktuelle feedback controller med en nuværende setpoint af 50 pA og en prøve bias af-1.8 V.
    Bemærk: Disse betingelser spidsen er anslået til at være < 1 nm fra prøveoverfladen. STM spidsen bruges i dette arbejde blev produceret af kemisk ætsning polykrystallinske wolfram. Det blev skærpet yderligere ved hjælp af en nitrogen ætsning procedure, som er godt beskrevet i Rezeq et al. 33.
  2. Kigge efter et område på prøveoverfladen uden store overflade defekter ved at tage stort område scanninger (f.eks. 50 nm x 50 nm).
  3. Holdning STM vælter en H-Si på overfladen, som optræder som dimer rækker i STM billeder (figur 3B).
  4. Slukke den aktuelle feedback controller
  5. Sæt VDC til -1,0 V, Vpumpe til -0,5 V, Vsonde til -0,5 V, bredden af de pumpe og sonde pulser til 200 ns, og stigning/fald tid af impulser til 2,5 ns (figur 4A).
  6. Sende en serie af tog af pumpen og sonde pulser, hvor den relative forsinkelse af pumpe og sonde er fejet fra-900 ns til 900 ns.
  7. Plot af tunnelføring aktuelle som en funktion af forsinkelse mellem pumpen og sonde. Det vil sandsynligvis vise stærk ringetoner (svingninger i den tunneling aktuelle som en funktion af den relative forsinkelse mellem pumpen og sonde pulser, figur 4B).
    Bemærk: Python og oprindelse software blev brugt til at afbilde, analysere og evaluere data indsamlet for dette håndskrift.
  8. Gentag trin 3.1-3.5, men øge stige-/ faldetiderne af impulser. Ringen vil falde som stige-/ faldetiderne er øget.
    Bemærk: Det har ønsket at fjerne ringen for at give de mest præcise spektroskopiske resultater, tidsopløsning af disse teknikker er dog begrænset til bredden af pulser anvendes. 25 ns anledning gange blev brugt til dette arbejde.

4. gang-løst Scanning Tunneling spektroskopi (TR-STS)

  1. Holdning STM vælter en silicium DB, som optræder som lyse fremspring på negative tip-prøve bias (figur 3B).
  2. Slukke STM aktuelle feedback controller.
  3. Send et tog bestående af kun sonde pulsen med en gentagelseshyppighed af 25 kHz. Over en række puls tog, feje bias af sonden puls over en vifte af 500 mV fra DC bias af-1.8 V.
    Bemærk: Denne enkle eksperiment er analog til konventionelle STS hvor ledningsevne er stikprøven over en række fordomme.
    1. Konfigurere varigheden af puls-tog (hver med en forskellig bias), sådan at de resulterende spektre har et signal til støjforhold > 10.
  4. Send et tog bestående af pumpe pulser på en fast bias (sådan, at VDC + Vpumpe > Vthr) med en gentagelseshyppighed af 25 kHz. I disse eksperimenter, indstille VDC, Vpumpeog Vthr til-1.8 V, 500 mV og-2.0 V, henholdsvis.
    Bemærk: Pumpe pulser kan have vilkårligt lange varigheder (1 µs er typisk tilstrækkeligt).
  5. Send et tog bestående af pumpe pulser med sonden pulser efterfulgt af en forsinkelse på 10 ns. I disse eksperimenter, indstille amplitude af pumpe-pulsen som 500 mV og af sonden puls feje fra 50 til 500 mV.
    Bemærk: I dette eksperiment, sonde puls er prøveudtagning staten udarbejdet af pumpe puls, snarere end ligevægt staten stikprøven i konventionelle STS.
    1. Subtraher det signal, der fremkommer, når kun pumpe pulsen var når visning/evaluering signalet indsamlet fra dette trin.
  6. Sammenligne sonden kun og pumpen + sonde signaler ved at plotte dem i den samme graf. Enhver hysterese i de to signaler er en indikation af dynamik, der kan blive aftestede med tidsopløst STM teknikker.
    Bemærk: Ved at holde rækken af sonden pulsen fast og groft scanning DC offset (i 0,25 V skridt, for eksempel), one kan effektivt kort hele energi række prøve at identificere dynamics tilgængelige for teknikken. Puls varighed kan ændres afhængigt af eksperimentet. Bredden af pumpe puls skal være længere end den hastighed, hvormed dopant er ioniseret, sådan at det konsekvent ionizes dopant. Generelt, være sonde varigheder i samme rækkefølge som den dynamiske proces under undersøgelse, således at den maksimale signal kan måles uden prøveudtagning et gennemsnit af to konduktans stater. Når søger energier på hvilke dynamics findes, anbefales det, at varigheden af sonden minimeres, så kun én tilstand af systemet er målt til at forbedre hysterese. Som afslapning gang konstanter er fundet, kan varigheden af sonden pulsen øges for at forbedre signal-støj-forhold.

5. tidsopløst STM målinger af afslapning Dynamics

  1. Placer STM-tip over en silicium DB og slukke STM aktuelle feedback controller.
  2. Send et tog bestående af pumpe pulser på en fast bias (sådan, at VDC + Vpumpe > Vthr) med en gentagelseshyppighed af 25 kHz. I disse eksperimenter, indstille VDC, Vpumpeog Vthr til-1.8 V, 400 mV og-2.0 V, henholdsvis.
    Bemærk: Pumpe pulser kan have vilkårligt lange varigheder (1 µs er typisk tilstrækkeligt).
  3. Send et tog af pumpen og sonde impulser. Sikre, at sonden pulser har en amplitude mindre end pumperne og sammenlignes med rækkevidde på hvilke hysterese opstår (Vsonde < Vpumpe, Vsonde + VDC Vhystersis).
  4. Feje forsinkelse mellem pumpen og sonde pulsen op til flere snese µs.
  5. Subtraher det signal, der fremkommer, når kun pumpe pulsen var. I disse eksperimenter, indstille VDC, Vpumpeog Vsonde til-1.8 V, 400 mV og 210 mV, henholdsvis. Sæt den relative forsinkelse feje fra-5 μs til 35 μs.
    Bemærk: Hvis signalet hentes fra det forrige trin er godt fit (R2 > 0,80) af en enkelt eksponentiel henfald funktion, så levetiden for den forbigående tilstand udarbejdet af pumpe pulsen kan udvindes fra fit.

6. tidsopløst STM målinger af Excitation Dynamics

  1. Send et tog bestående af pumpe pulser på en fast bias (sådan, at større end VDC + Vpumpe > Vthr) med en gentagelseshyppighed af 25 kHz. I disse eksperimenter, indstille VDC og Vthr -1.8 V og-2.0 V, henholdsvis. Sæt Vpumpe mellem 220 og 450 mV.
  2. Feje pumpe pulsen fra flere nanosekunder til flere hundrede nanosekunder varighed.
  3. Send et tog af pumpen og sonde impulser. Sonden pulser bør have en amplitude mindre end pumperne og sammenlignes med rækkevidde på hvilke hysterese opstår (Vsonde < Vpumpe, Vsonde + VDCV hystersis). I disse eksperimenter, indstille Vsonde til 210 mV.
  4. Subtraher det signal, der fremkommer, når kun sonde pulsen var.
    Bemærk: Hvis signalet opnået eksponentiel, det angiver, at pumpen puls forbereder den forbigående tilstand (ioniseret dopant) med en hastighed, der kan udvindes fra fit (R2> 0,80). Den protokol, der er beskrevet ovenfor er specifikt for eksperimenter og udstyr beskrevet heri. Der er mange potentielle muligheder for læserne til at tilpasse deres egne eksperimentelle setup for undersøgelser af andre systemer. For eksempel, er de generelle teknikker ikke begrænset til cryogenically afkølede STM'er; tip materiale kan anvendes, og de kræver ikke kvælstof ætsning. Desuden kan en passende programmeret vilkårlig funktionsgenerator bruges til at generere dobbelt-puls bølgeformer, som ville ophæve behovet for at opsummere to uafhængige kanaler. Endelig, lavere båndbredde kabler kunne være brugt31.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

Resultaterne præsenteres i dette afsnit af teksten har været tidligere udgivne15,16. Figur 3 illustrerer funktionsmåden for eksempel valgt DB med konventionelle STM. En konventionel opdrætternes måling (figur 3A) tydeligt skildrer en skarp ændring i ledningsevne af DB ved Vthr =-2.0 V. Denne funktionsmåde er også observeret i STM billeder taget på-2.1 V (figur 3B, venstre panel),-2.0 V (midterste panel) og-1.8 V (højre panel), hvor DB har udseendet af en lyse fremspring, en plettet fremspring og en mørk depression, henholdsvis. Denne overgang kan også observeres ved at kigge på den tunneling nuværende indsamlet med spidsen placeret direkte oven på DB med z-controller slukket og skrå sat til Vthr, hvilket resulterer i to niveauer telegraph støj (figur 3 C)., i disse målinger, spidsen af STM var placeret direkte over DB. I dette arrangement, udsving i DBS afgift tilstand opstår på tidsskalaer nedenfor e / jegT = 2ns, som er meget hurtigere end at skifte observeret. Som sådan, er den observerede opførsel tilskrives nærliggende energiniveauerne opladning dynamik, der påvirker konduktans af DB. Det er vigtigt at bemærke, fordi den udvidede bølgefunktion af DBS midten hul energi hedder act som en bro til at gennemføre elektroner fra bulk overledning band på spidsen, den observerede opførsel er kun synlige når spidsen er placeret direkte over DBs. Som bias blev øget, hyppigheden af telegraf støj også stærkt øget, sådan at på-2.02 V, kunne skifte adfærd ikke længere løses direkte af STMS forforstærker. Dette motiverede brugen af tidsopløst scanning tunneling mikroskopi (TR-STM) og tidsopløst scanning tunneling spektroskopi (TR-STS).

Figur 4 viser en metode, der kan bruges til at vurdere kvaliteten af pulser leveret til krydset. Ringen er observeret når hurtig stigning gange anvendes til de pumpe og sonde pulser på grund af impedans uoverensstemmelse mellem STM kredsløb og tunnel krydset. En cross-korrelationen mellem pumpen og sonde pulser kan genereres ved at feje den relative forsinkelse af sonden pulsen gennem nul-forsinkelse. En stærk stigning i tunneling nuværende opstår, når pumpen og sonde pulser overlapper hinanden på grund af den karakteristiske ikke-lineære opførsel af opdrætternes målinger. Ringen er manifesteret gennem mindre amplitude svingninger i den tunneling nuværende på begge sider af oprindelse. Ved at øge stigningen gange på impulser fra 2,5 ns til 25 ns, en stærk undertrykkelse af ringen er observeret. Den relative forskydning af signaler genereret med hver puls Stigningstiden er et resultat af det faktum, at pulse bredde er målt til at omfatte anledning gange af impulser. Derfor pulser med 2,5 ns anledning gange har en større integreret område, og derfor en større integreret aktuelle, sammenlignet med pulser med 25 ns anledning gange. Dette understreger at kvantitativ sammenligning af TR-STM målinger bør kun udføres når anledning gange af pulser bruges er ens.

Figur 5 viser TR-STS. I disse målinger bringer en pumpe puls forbigående system over Vthr, og umiddelbart efter en sonde puls afhører konduktans af den forbigående tilstand. Ledningsevne af den forbigående tilstand kan tilknyttes ved at trække signalet erhvervet med sonden kun fra signal fås med pumpe + sonde. Når pumpen + sonde og sonde kun signalerne sammenlignes direkte, er enhver hysterese betegnende for dynamiske processer, der kan blive aftestede af TR-STS. Ved at ændre værdien af den faste DC offset bias, kan dynamikken i det system, der kan aftestede af TR-STS identificeres effektivt.

I TR-STS er det vigtigt at overveje varigheden af pumpen og sonde pulser. Pumpe puls bør være tilstrækkelig lang til at fremkalde en steady-state af systemet (dvs. pumpe det ind i tilstanden høj ledningsevne). Hvis varigheden af sonden pulsen er for lang, men så lav sonde amplituder, ledningsevne af DB kan slappe af under målingen. I dette tilfælde vil sonde puls prøve både høj og lav konduktans staterne i DB og mindske synligheden af hysterese. Derfor, for at maksimere synligheden af hysterese, varigheden af sonden puls bør være kortere end afslapning sats af tilstanden høj ledningsevne.

Figur 6 viser tidsopløst målinger af dopant afslapning og excitation dynamics. TR-STS, prøven er indstillet til en fast DC offset bias under Vthrog pumpe pulser bringe forbigående systemet ovenfor Vthr. Afslapning dynamics var probed ved at feje den relative forsinkelse af sonden pulser (figur 6A). Montere et plot for sonden aktuelle som en funktion af den relative forsinkelse (fig. 6B) med en enkelt eksponentiel henfald tilladt ΓHL der skal udvindes. Det er vigtigt at bemærke, at denne sats er aldrig observeret for en enkelt cyklus, snarere ΓHL er udledes fra den tid-gennemsnit tunneling aktuelle, der består af mange begivenheder. Dette er analog med optisk spektroskopi, hvor levetiden for en eksiteret tilstand kan bestemmes fra enkelt målinger af et ensemble, bortset fra at i dette tilfælde i en enkelt dopant levetid kan karakteriseres gennem et ensemble af målinger, fordi det kan blive aftestede direkte af STM-tip. Det er vigtigt at bemærke, at sonden nuværende observeret i figur 6B ikke henfalde til nul, men snarere til en fast forskudt. Dette skyldes, at pumpen puls ophidser dynamics (observeret som millisekund-skala telegraph støj i figur 3 c), der ikke henfalde i tidsrammen, måling. Dette indikerer, at konduktans af DB under undersøgelse er gated af to energiniveauerne med forskellige relaksationstiden konstanter. Figur 6 c viser et kontrol-eksperiment, hvor amplituden af pumpen er varierede fra-0.25 V til-0.6 V. En ændring af levetid af ioniseret staten, som en funktion af pumpe amplitude, tyder på, at ekstra dynamiske processer findes tæt i energi til Vthr. Fordi ΓHL er konstant ud over-2.05 V, konkluderes det, at kun afgift staterne i de to identificerede energiniveauerne gating konduktans af DB.

Excitation dynamics var probed af fejer bredden af pumpe puls (figur 6D). Γ LH blev udvundet fra en eksponentiel pasform af den tid i gennemsnit strøm som funktion af pumpe bredde (figur 6E). Overstiger den pumpede bias ikke Vthr, er der ikke observeret afhængighed mellem pumpe bredde og den tunneling nuværende fordi energiniveauerne forblive neutral. Når den pumpede bias overstiger Vthr, kan en elektron tunnel fra dopant til spidsen forlader dopant ioniseret. Ved at feje bredden af pumpen, er den gennemsnitlige rente på som dopant er ioniseret tilknyttet. Figur 6F undersøger afhængighed af ΓLH som en funktion af pumpens amplitude. Hvis en DB er lukket af en enkelt dopant, forventes ΓLH at skalere eksponentielt med pumpens amplitude over hele bias vifte16. Dette er forventet, fordi den dopant ionisering sats afhænger eksponentielt i kraft af det lokale elektriske felt, der skalerer med skrå anvendes til spidsen. Saldo1, som DB studerede i alle forudgående tal, viser en eksponentiel afhængighed mellem-2.1 V og-2.25 V og et skridt på-2.05 V. Dette trin er et yderligere bevis at Saldo1 er gated af to nærliggende energiniveauerne. En eksponentiel afhængighed blev observeret for DB2 over rækken-1.3 V til -1,6 V, der angiver, at en enkelt dopant gated det. DB2 udviser ikke nogen dynamics ud over millisekund tidsskalaen og derfor ikke blev undersøgt med de andre tidsopløst teknikker.

Figure 1
Figur 1: skematisk af ordningen for undersøgelsen og dens tilknyttede energi diagram. (A) den nuværende samplet af STM spidsen placeret direkte oven på en silicium DB består overvejende af elektroner, der passerer fra bulk til DB, og fra DB på spidsen, med priser Γbulk og Γtip, henholdsvis. Arsen energiniveauerne, repræsenteret af grønne bolde, har også fylde (ΓHL) og tømning satser (ΓLH), der kan blive aftestede af tidsopløst STM målinger. (B) overledning band kant i en ioniseret dopant (grøn kurve) er trukket forhold til når dopant er neutral (sorte kurve), hvilket resulterer i en øget ledningsevne. Energi diagram var beregnet for en stikprøve bias af-2.0 V. Den blå farvet område repræsenterer de fyldte stater. Dette tal er blevet taget med tilladelse fra Rashidi et al. 16 Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 2
Figur 2: de nødvendige ændringer, der skal gøres til en kommerciel STM, således at TR-STM kan udføres med de metoder, der beskrives i dette arbejde. En DC offset bias er anvendt til prøven, og under STM billedbehandling og konventionelle spektroskopi, STM-tip er jordet. Når anvendes til tidsopløst målinger, er de signaler, der er lavet af en vilkårlig funktionsgenerator med to uafhængige kanaler summeres og fodret til spidsen af STM, som skal være udstyret med højfrekvens kabler. To Radiofrekvensablation parametre bruges til at kontrollere puls-tog. Den tunneling nuværende måles i prøven side. Dette tal er blevet taget med tilladelse fra Rashidi et al. 16 Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 3
Figur 3: de spektroskopiske opførsel af en valgte DB med konventionelle STM. (A) en opdrætternes måling over DB indsamlet på konstant højde. (B) Constant-aktuelle STM billeder af DB ud over (-2.1 V, venstre), ved (-2.0 V, midten), og nedenfor (-1.8 V, højre) tærskel spændingen. Dimer rækker af H-Si(100)-(2x1) genopbygning vises som parallel barer. (C) den aktuelle feedback controller af STM off sporløst aktuelt tidspunkt erhvervet over DB ved tærskel spændingen (-2.01 V) viser to-stats telegraph støj på millisekund tidsskalaen. Dette tal er blevet taget med tilladelse fra Rashidi et. al. 16 Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 4
Figur 4: en cross-korrelation af pumpen og sonde pulser på tunnel junction. (A) skematisk af cross-korrelation puls sekvenser. En statisk DC offset bias (grøn linje) er anvendt til prøven. Den relative forsinkelse mellem pumpe pulser (røde søjler) og sonde pulser (blå søjler) er fejet gennem nul forsinkelse. Hvert par af pumpen og sonde pulser repræsenterer et tog af impulser sendes til spidsen. (B) spidsen er placeret over H-Si og et tog af pumpe-sonde par er leveret til tunnel krydset. Den relative forsinkelse af sonden måles fra forkanten af pumpen til forkanten af sonden og blev fejet fra-900 ns til 900 ns. En statisk DC forskydningen af -1,0 V blev anvendt til prøven. Pumpe og sonde amplituder blev sat til-0.50 V med 200 ns bredder. Stigning/fald tidspunktet for pulserne var sat til 25 ns (sort), 10 ns (rød) og 2,5 ns (blå). Sonden aktuelle blev ganget med en faktor 20 for at tage højde for de 5% intermittens ansat i målingen, men blev gjort noget forsøg på at korrigere for det faktum, at de integrerede områder af hver puls tog varierer. Indsatser: en forstørret visning af ringen mellem 0 og 900 ns relative forsinkelse. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 5
Figur 5: tidsopløst scanning tunneling opdrætternes spektroskopi (TR-STS). (A) skematisk af TR-STS puls sekvenser. En statisk DC offset bias (grøn linje) er anvendt til prøven. Pumpe pulser (røde søjler) foran sonde pulser (blå søjler). Hvert par af pumpen og sonde pulser repræsenterer et tog af impulser sendes til spidsen. (B) TR-STS måling med 1 µs bredde pumpe og sonde impulser. Hysterese mellem kurver uden pumpe (røde trekanter) og med pumpe (blå cirkler) overlapper bias området hvor systemet er bistabile. DC bias er indstillet til-1.80 V, pumpe bias er-0.50 V og sonde bias blev fejet fra 500 til 50 mV. Pulserne er steget og faldet gange 25 ns, den relative forsinkelse mellem trailing edge i pumpen og forkanten af sonden puls er 10 ns og repletion sats er 25 kHz. Dette tal er blevet taget med tilladelse fra Rashidi et. al. 16 Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 6
Figur 6: tidsopløst målinger af dopant excitation og afslapning dynamics. (A,D) Skemaer af pulse sekvenser. En statisk DC offset bias (grøn linje) er anvendt til prøven. Pumpe pulser (røde søjler) foran sonde pulser (blå søjler). Hvert par af pumpen og sonde pulser repræsenterer et tog af impulser sendes til spidsen. (B) måling af ΓHL er lavet ved at feje den relative forsinkelse af pumpen og sonde impulser. De pumpe og sonde pulser har bredder 1 µs. En DC forskydningen af-1.80 V anvendes til prøven; de pumpe og sonde pulser har amplituder af-0.4 og-0.21 V, henholdsvis. Den streg er en fit af data med et enkelt eksponentiel funktion. (C) målinger af ΓHL på forskellige pumpe amplituder. Fejllinjer udgør standardfejl for de eksponentielle fittings. (E) måling af ΓLH er lavet ved at feje varigheden af pumpen. En DC forskydningen af-1.80 V er anvendt til prøven og sonde pulser har en amplitude på-0.21 V. Vthr for den valgte DB er-2.05 V. Den streg er en fit af data med et enkelt eksponentiel funktion. (F) målinger af ΓLH på forskellige pumpe amplituder for to udvalgte DBs. DB1 (røde trekanter) er DB bruges til alle andre målinger i teksten. DB2 er en forskellige valgte DB og beskrives fuldt ud i Rashidi et al. 16 ubrudte linjer er passer data med et enkelt eksponentiel funktion. Dette tal er blevet taget med tilladelse fra Rashidi et al. 16 Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

Varianten af TR-STS, pumpe puls ikke gælder er sammenlignelig med konventionelle STS, bortset fra at systemet er at være udtaget på en høj frekvens i stedet for løbende. Hvis varigheden af sonden bælgfrugter er hensigtsmæssige (>ΓLH), TR-STS signal erhvervet uden pumpe pulsen kan multipliceres med en konstant proportional med det eksperiment normeret maksimalydelse præcis med en konventionel STS måling. Dette er kun muligt, fordi målingerne er lavet uden brug af en lock-in forstærker, som ellers ville dæmpe en ukendt del af signalet på grund af lav-pass filtrering bruges. Dette er en betydelig forskel mellem metoderne af nødig et al. 11 og dem, der præsenteres i dette arbejde. Brug af en lock-in forstærker kan bruges til at øge følsomheden af målingerne, men forhindrer, at en direkte sammenligning af TR-STS med konventionelle STS målinger. I systemer, hvor denne følsomhed er påkrævet, forventes det, at begge metoder kan anvendes i koncert, med lock-in forstærker slukket eksperimentatorer kan effektivt Søg dynamics, og lock-in forstærker tændt tilføjet følsomhed under karakterisering af excitation og afslapning dynamik.

Den største ulempe ved disse teknikker er, at deres tidsmæssige opløsning er i øjeblikket begrænset til flere nanosekunder. Dette er flere størrelsesordener langsommere end hvad der kan opnås med krydset-blanding eller optiske teknikker. Dette er en konsekvens af signal ringetoner, som opstår, når spændingen pulser med sub nanosekund anledning gange bruges på grund af impedans uoverensstemmelse mellem STM kredsløb og tunnel junction31. Ja, alle-elektroniske metoder har opnået tidsopløsning så fine som 120 ps34 men endnu ikke er blevet brugt til at undersøge dynamics ved denne beslutning. Et optimalt designet STM ville have en perfekt impedans-matchede STM kredsløb indtil tunnel junction, som ville være perfekt impedans ikke overens. Dette vil eliminere forvrængning og spredning af pulsen og ville afspejle mikrobølgeovn magt, snarere end levere det på tværs af krydset. En mulig strategi at fjerne den resulterende ringning ville være at tilføje ekstra varmeafledning STM kredsløb, så reflekteres pulser ville være effektivt svækket.

I dette arbejde, blev det enkleste taget, dvs ingen interne ændring til den kommercielle STM blev udført. En cross-korrelation teknik blev brugt til at karakterisere den ringende, som derefter blev minimeret ved blot udvide anledning gange af impulser. Fordi stigningstid af pulserne begrænser tidsopløsning, kan ikke denne strategi bruges til at karakterisere dynamiske processer, der forekommer på tidsskalaer på grænserne for disse teknikker (flere ns). I disse situationer, kan ringen blive aktivt undertrykt ved at ansætte teknikker udviklet af Grosse et al. 31 , , der omfatter udformningen impulser at tage højde for Overførselsfunktionen af vilkårlig funktionsgenerator og tunnel krydset.

Den all-elektroniske tilgang til TR-STM har mange fordele frem for andre fremtrædende TR-STM tilgange. For det første, i forhold til junction-blanding STM, denne tilgang ikke kræver nogen specialiseret prøve strukturer. Proever kan scannes med konventionelle STM bør være åbne over for disse teknikker. Den all-elektroniske tilgang kræver yderligere, ikke betydelige ændringer af STM eller brugen af ultrahurtig optik. Faktisk er ændringer på STM kredsløb kræves for at udføre disse teknikker yderst beskedne, kommercielle STM'er med højfrekvens kabler er tilgængelige. Derudover er dynamikken aftestede med den all-elektroniske tilgang rent lokale, så pulserne leveres direkte til STM-tip. Dette er i kontrast med SPPX-STM, hvor hændelse laserpulser kan kun være fokuseret på flere firkantede mikron. Endelig, den all-elektroniske metode tillader evne til præcist manipulere bias af pumpe og sonde, tillader en direkte sammenligning med standard STM målinger. Dette er centralt for flere af de teknikker, der er beskrevet i denne hvidbog, og det kan være muligt at gennemføre lignende puls sekvenser i optisk tilgange til TR-STM, det er eksperimentelt vanskeligt.

De eksperimentelle teknikker præsenteret her foranstaltning afgift dynamics med atomic rumlige opløsning og nanosekund tidsmæssige opløsning. Der er et væld af nye fysik studeres med denne meget tilgængelige tilgang. For eksempel, er dynamikken i enkelt atomer fascinerende og vigtig teknologisk. Enkelt atom dynamics var tidligere undersøgt inden for begrænsningerne af konventionelle STM, men denne teknik åbner døren for at undersøge lignende processer over seks yderligere ordrer størrelsesorden (fra millisekund til nanosekund). Navnlig, bygger det bro fra hændelserne langsom typisk observeret i STM, at de grundlæggende processer, der ligger til grund for dem.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Disclosures

Forfatterne erklærer, at de har ingen konkurrerende finansielle interesser.

Acknowledgments

Vi vil gerne takke Martin Cloutier og Mark Salomons for deres tekniske ekspertise. Vi takker også NRC, NSERC og AITF for økonomisk støtte.

Materials

Name Company Catalog Number Comments
Low Temperature Scanning Tunneling Microscope Scientaomicron Custom-made with 500MHz bandwidth wiring
Arbitarary Function Genorator Tektronix AFG3252C
RF Power Splitter/ Combiner Mini-Circuits ZFRSC-42-S +
RF Switch Mini-Circuits X80-DR230-S +
Non-Contact Infrared Pyrometers Micron Infrared MI 140

DOWNLOAD MATERIALS LIST

References

  1. Nunes, G., Freeman, M. R. Picosecond resolution in scanning tunneling microscopy. 262, (5136), Science. New York, N.Y. 1029-1032 (1993).
  2. Khusnatdinov, N. N., Nagle, T. J., Nunes, G. Ultrafast scanning tunneling microscopy with 1 nm resolution. Appl. Phys. Lett. 77, (26), 4434-4436 (2000).
  3. Takeuchi, O., Morita, R., Yamashita, M., Shigekawa, H. Development of time-resolved scanning tunneling microscopy in femtosecond range. Jpn. J. Appl. Phys. 41, (7 B), 4994-4997 (2002).
  4. Terada, Y., Yoshida, S., Takeuchi, O., Shigekawa, H. Real-space imaging of transient carrier dynamics by nanoscale pump-probe microscopy. Nat. Photon. 4, (12), 869-874 (2010).
  5. Yoshida, S., Yokota, M., Takeuchi, O., Oigawa, H., Mera, Y., Shigekawa, H. Single-atomic-level probe of transient carrier dynamics by laser-combined scanning tunneling microscopy. Appl. Phys. Express. 6, (3), (2013).
  6. Kloth, P., Wenderoth, M. From time-resolved atomic-scale imaging of individual donors to their cooperative dynamics. Science Ad. 3, (2017).
  7. Cocker, T. L., et al. An ultrafast terahertz scanning tunnelling microscope. Nat. Photon. 7, (8), 620-625 (2013).
  8. Yoshioka, K., et al. Real-space coherent manipulation of electrons in a single tunnel junction by single-cycle terahertz electric fields. Nat. Photon. 10, (12), 762-765 (2016).
  9. Jelic, V., et al. Ultrafast terahertz control of extreme tunnel currents through single atoms on a silicon surface. Nat. Phys. 13, 591-598 (2017).
  10. Cocker, T. L., Peller, D., Yu, P., Repp, J., Huber, R. Tracking the ultrafast motion of a single molecule by femtosecond orbital imaging. Nature. 539, (7628), 263-267 (2016).
  11. Loth, S., Etzkorn, M., Lutz, C. P., Eigler, D. M., Heinrich, A. J. Measurement of Fast Electron Spin Relaxation Times with Atomic Resolution. Science. 329, (5999), 1628-1630 (2010).
  12. Loth, S., Baumann, S., Lutz, C. P., Eigler, D. M., Heinrich, A. J. Bistability in Atomic-Scale Antiferromagnets. Science. 335, (6065), (2012).
  13. Baumann, S., Paul, W., Choi, T., Lutz, C. P., Ardavan, A., Heinrich, A. J. Electron paramagnetic resonance of individual atoms on a surface. Science. 350, (6259), 417-420 (2015).
  14. Yan, S., Choi, D. -J., Burgess, J. A. J., Rolf-Pissarczyk, S., Loth, S. Control of quantum magnets by atomic exchange bias. Nat. Nano. 10, (1), 40-45 (2014).
  15. Rashidi, M., et al. Time-Resolved Imaging of Negative Differential Resistance on the Atomic Scale. Phys. Rev. Lett. 117, (27), 276805 (2016).
  16. Rashidi, M., et al. Time-resolved single dopant charge dynamics in silicon. Nat. Comm. 7, 13258 (2016).
  17. Koenraad, P. M., Flatté, M. E. Single dopants in semiconductors. Nat. Mat. 10, (2), 91-100 (2011).
  18. Kane, B. E. A silicon-based nuclear spin quantum computer. Nature. 393, (6681), 133-137 (1998).
  19. Freer, S., et al. A single-atom quantum memory in silicon. Quantum Science and Technology. 2, 3-14 (2016).
  20. Fuechsle, M., et al. A single-atom transistor. Nat. Nano. 7, (4), 242-246 (2012).
  21. Lyding, J. W., Shen, T. -c, Hubacek, J. S., Tucker, J. R., Abeln, G. C. Nanoscale patterning and oxidation of H-passivated Si(100)-2×1 surfaces with an ultrahigh vacuum scanning tunneling microscope. Appl. Phys. Lett. 64, (118), 2010-2012 (1994).
  22. Livadaru, L., et al. Dangling-bond charge qubit on a silicon surface. New J. Phys. 12, (8), 83018 (2010).
  23. Haider, M. B., Pitters, J. L., DiLabio, G. A., Livadaru, L., Mutus, J. Y., Wolkow, R. A. Controlled Coupling and Occupation of Silicon Atomic Quantum Dots at Room Temperature. Phys. Rev. Lett. 102, (4), 46805 (2009).
  24. Taucer, M., et al. Single-Electron Dynamics of an Atomic Silicon Quantum Dot on the H - Si (100)-(2x1) Surface. Phys. Rev. Lett. 112, (25), 256801 (2014).
  25. Engelund, M., Papior, N., Brandimarte, P., Frederiksen, T., Garcia-Lekue, A., Sánchez-Portal, D. Search for a Metallic Dangling-Bond Wire on n -Doped H-Passivated Semiconductor Surfaces. J. Phys. Chem. C. 120, (36), 20303-20309 (2016).
  26. Bohloul, S., Shi, Q., Wolkow, R. A., Guo, H. Quantum Transport in Gated Dangling-Bond Atomic Wires. Nano Lett. 17, 322-327 (2017).
  27. Kolmer, M., Zuzak, R., Dridi, G., Godlewski, S., Joachim, C., Szymonski, M. Realization of a quantum Hamiltonian Boolean logic gate on the Si(001):H surface. Nanoscale. 7, 12325-12330 (2015).
  28. Schofield, S. R., et al. Quantum engineering at the silicon surface using dangling bonds. Nat. Comm. 4, 1649 (2013).
  29. Wood, J. A., Rashidi, M., Koleini, M., Pitters, J. L., Wolkow, R. A. Multiple Silicon Atom Artificial Molecules. https://arxiv.org/abs/1607.06050. (2016).
  30. Pitters, J. L., Piva, P. G., Wolkow, R. A. Dopant depletion in the near surface region of thermally prepared silicon (100) in UHV. J. Vac. Sci. Technol. 30, (2), 21806 (2012).
  31. Grosse, C., Etzkorn, M., Kuhnke, K., Loth, S., Kern, K. Quantitative mapping of fast voltage pulses in tunnel junctions by plasmonic luminescence. Appl. Phys. Lett. 103, (18), (2013).
  32. Boland, J. J. Scanning tunnelling microscopy of the interaction of hydrogen with silicon surfaces. Adv. Phys. 42, 129-171 (1993).
  33. Rezeq, M., Pitters, J., Wolkow, R. Tungsten nanotip fabrication by spatially controlled field-assisted reaction with nitrogen. J. Chem. Phys. 124, 204716 (2006).
  34. Saunus, C., Raphael Bindel, J., Pratzer, M., Morgenstern, M. Versatile scanning tunneling microscopy with 120 ps time resolution. Appl. Phys. Lett. 102, (5), (2013).

Comments

0 Comments


    Post a Question / Comment / Request

    You must be signed in to post a comment. Please or create an account.

    Usage Statistics