книги / Микроструктуры интегральной электроники

Одноэлектронные колебания по-прежнему монохроматичны, и ам­ плитуда их основной гармоники (<о4 = 2яТ/е)

амплитуда всех компонент колебаний быстро уменьшается, а ВАХ выходит на линейный участок, описываемый формулой

ды, а блоховских — уширением их линии (6.164).

Елоховские колебания при сильной джозефсоновской связи. В

то система находится в нижней зоне. Форма этой зоны определя­ ется выражением

а диагональные матричные элементы операторов ехр + йр/2, входя­ щих в туннельный гамильтониан Ж т (6.143),

Эта кривая показана на рис. 6.16 вместе с несколькими ВАХ при Т ф 0, численный расчет которых был сделан в однозонном при­ ближении в соответствии с уравнением (6.147). Видно, что при малых токах (7 s 0,051е) на переходе осуществляются чисто одно­ электронные колебания, картина которых отличается от сущест­ вующих при éT^-vO только существенно меньшим масштабом на­ пряжений и токов: efC-*-Ut. При такой замене остаются справед­

ливыми и формулы (6.158) — (6.160). 282

По мере увеличения тока амплитуда одноэлектронных колеба­ ний (в отличие от случая слабой джозефсоновской связи) умень­ шается, а из шумового пьедестала «вырастает» единственная ос­ новная гармоника блоховских колебаний (рис. 6.17). На рисунке амплитуды компонент одноэлектронных колебаний соответствуют наблюдаемым системой с полосой пропускания А а/ (ne[2GUt) . Интенсивность и полуширина основной гармоники Г -^ы в описы­ ваются выражениями

Ширина линии (6.176) при больших температурах с точностью до множителя л2/4 совпадает с шириной линии блоховской генерации в шунтированном переходе.

Из рис. 6.16 видно, _что по мере увеличения тока среднее на­ пряжение на переходе О стремится к нулю, что верно только при не слишком больших токах (6.170). Д ля больших токов, как это следует из теории [166], развитой для качественно аналогичного случая сверхрешеток, на ВАХ перехода должны проявляться уз­ кие пики напряжения при токах 7=1п=пе<вР1л, при которых вы­ полняются условия резонансного туннелирования (лв~гш>р• При токах / < / с=2е^г>/Й эти пики увеличиваются, сливаются, и ВАХ выходит на линейный участок (6.168).

Таким образом, для обнаружения одноэлектронных колебаний в туннельных переходах малых размеров необходимо охлажде-

Su(o>)/(iTe.Ut l',G)

турах этот эффект был полностью воспроизводим. Однако после отогрева образца до комнатной температуры и нового охлажде­ ния фаза осцилляций часто сдвигалась относительно начала ко­ ординат (при точном сохранении периода AU). Именно такое по­ ведение предсказывается теорией дискретного одноэлектронного туннелирования для случая, когда в проводимости системы доми­ нирует туннелирование через два перехода, соединяющих электро­ ды через единичную гранулу. При этом каждый период осцилля­

согласно теории моменты туннелирования электрона через пере­ ходы / и 2 являются взаимно коррелированными, хотя последова­ тельные а к ш туннелирования через один из переходов могут быть и не коррелировании На рис. 6.18,в показана зависимость Rd(U),

при единственном подгоночном параметре С2/С1, для ряда значе­ нии параметра Q0, имеющего смысл дробной части нескомненсированного электрического заряда гранулы. Сравнение рис. 6.18,6 и в подтверждает правильность приведенной интерпретации. Та­ ким образом, периодические осцилляции, наблюдающиеся на ВАХ гранулированных туннельных переходов, описываются теорией коррелированного туннелирования одиночных электронов.

ВАХ туннельных структур Sn-SnOK-Sn малой площади на участке перехода от туннелирования куперовских пар (^qC ^Td)

кквазичастичному туннелированию (<?d<Cé?q=£2/2C) изучена в

[160].Исследованы переходы площадью 0,02—0,4 мкм2 с нор­

критический ток / с сильно понижа­ ется и ВАХ становится омической даже при очень низких токах сме­ щения. В магнитном поле джозефсоновская связь уменьшается и наб-

Рис. 619. Вольт-амперная характеристика ДП с 7?„=140 кОм; С~ 10~15 Ф в магнит­ ном поле Н при 7'=30 мК

людается переход на новый режим. Полученная ВАХ, вероятно, отражает кулото векую «блокаду» туннелирования. При низких напряжениях происходит захват заряда на электродах и динами­ ческое сопротивление очень высокое. Однако при U >e/2C элек­ трону потребуется дополнительная энергия, чтобы туннелирование стало возможным: динамическое сопротивление снижается и на ВАХ наблюдается изгиб. Когда &d и S’q значительны, на ВАХ од­ новременно наблюдаются плато, начинающиеся при UB~e/2C изза кулоновской «блокады» туннелирования, и особенности, харак­ терные для джозефсозговского туннелирования, такие как резкий скачок напряжения от U для плато до U, соответствующего энер­

уменьшения энергетической щели сверхпроводника. При увеличе­

изменяется в интервале значений поля от малых до больших; это. вероятно, обусловлено джозефсоновским туннелированием в но­ вом режиме. Величина Ht зависит от температуры. После стаби­ лизации нового режима значение Ue незначительно зависит от Я или Т. Значение U„ соответствует рассчитанному Ue— e/2C.

Предлагается следующая модель для объяснения наблюдае­ мых ВАХ. При напряжениях ниже е/2С туннелирование электро­ нов (одиночных или в виде куперовских пар) энергетически не­ возможно и запрещено, что создает статическую ситуацию: з а ­ ряд накоплен на электродах джозефсоневского перехода и сопро­

дифференциальное сопротивление понижается и появляется изгиб на ВАХ при этом напряжении. В динамическом режиме при .рез­ ком повышении напряжения U > e/2 C происходит туннелирование куперовских пар и напряжение падает. Таким образом, наблюдае­ мое напряжение постоянного тока ограничено до U<.e/2C до тех

фиксированного заряда в самой нижней зоне. Такая конфигура­ ция стабильна только при U<.e/2C . При больших напряжениях

захват происходит в более высоких зонах, и система будет стре­ миться релаксировать к более низким зонам за счет туннелиро­ вания, осуществляется перенос заряда и понижается дифференци­ альное сопротивление структуры. Э ю происходит до тех пор, пока ток достаточно высок и осуществляется зинеровский процесс. При

увеличении магнитного поля переход становится нормальным, так

еще нелинейна, ее начальное напряжение соответствует напряже­ нию кулоновской «блокады» туннелирования е/2С. При увеличе­ нии магнитного поля, однако, нелинейность ВАХ исчезает при­ близительно при 2 Э. Возможно, что в этой точке т$о (p b # 2)/^~^T q (где Tso — время снин-орбитального рассеяния электронов; цв — магнетон Бора), а кулоновская «блокада» становится неэффектив­ ной из^за уширения уровней за счет энергий параллельной ориен­ тации спинов в процессах при спин-орбитальном рассеянии.

Критерии осуществления кулоновской блокады туннелирования в ДП с учетом проводимости материала подсоединяющих провод­ ников даны в [167].

Итак, экспериментально изучено поведение туннельных джозефсоновских переходов малых размеров при увеличении отношения ^'q/S’d. Эффект коррелированного туннелирования одиночных элек­ тронов в ДП может быть использован для сверхчувствительной (субэлектронной) электрометрии.

6.9. ТОКОПЕРЕНОС В ТУННЕЛЬНЫХ ДЖОЗЕФСОНОВСКИХ ПЕРЕХОДАХ МАЛЫХ РАЗМЕРОВ С ВИХРЯМИ АБРИКОСОВА

При проникновении в джозефсоновскую структуру магнитного потока в слоях сверхпроводника вихри Абрикосова захватываются перпендикулярно плоскости ДП . Образующаяся конфигурация за­ мороженных силовых линий магнитного поля существенно зависит от свойств слоев сверхпроводника. Если они, например, имеют гра­ нулированную структуру с некоторым характерным размером гра­ нул L и размер гранул мал по сравнению с длиной когерентности слоя сверхпроводника |, то керн вихря эффективно усредняет дей­ ствующие на него со стороны гранул силы пиннинга, искривление вихревых линий маловероятно, и их структура близка к показан­ ной на рис. 6.20,а,б. В противоположном случае магнитный поток проникает в слои сверхпроводников в основном по границам зе­ рен, что приводит к образованию искривленных вихревых линий (рис. 6.20,s) или их захвату в одном из сверхпроводников (рис. 6.20,г). Отметим, что прямое наблюдение вихрей Абрикосова в монокристалле высокотемпературного сверхпроводника второго ро-

Рис. 6 20. Конфигурации вихревых линий в туннельной структуре

да позволило связать упорядоченное расположение вихрей с ниннингом на двойниковых границах [169].

Анализ представленных на рнс. 6.20 конфигураций позволил в [170] прийти к заключению о существовании двух механизмов влияния вихрей Абрикосова на свойства туннельных структур. Первый, «керновый механизм», связан с перестройкой гриновских функций сверхпроводящих слоев в области порядка длины коге­ рентности вблизи керна вихря. Вюрой, электродинамический, вы­ зван искривлением силовых линий магнитного поля вихря, приво­ дящим к появлению координатной зависимости разности фаз пара­ метров порядка слоев сверхпроводника фD (рис. 6.20, s , г).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Результаты теоретических и экспериментальных исследований процессов в микроструктурах определяют пути решения задач развития элементной базы микроэлектроники. Направление раз­ вития микросхем на период до 2000 г. — увеличение степени ин­ теграции схем с повышением быстродействия, г. е. переход к сверхскоростным БИС (С2БИС).

Основными этапами перехода являются:

1. Уменьшение минимального размера классических элементов (работающих главным образом на одном типе носителей заряда) кремниевых БИС.

2.Использование в классических элементах (диодах Шатки, нолевых транзисторах и др.) с микронными и субмикронными размерами полупроводниковых соединений А3В5, А2В6 с высокой подвижностью электронов.

3.Вертикальная трехмерная интеграция с использованием

структур кремний на диэлектрике, арсенид галлия на кремнии. 4. Развитие наноэлектроники с элементами на основе трехмер­ ных, двухмерных и одномерных структур с полупроводниковыми слоями А3В5, А2В6, твердых растворов на их основе, работающих

на квантовых эффектах (квантовые структуры).

Выделим основные направления исследований для реализации этапов перехода к наноэлектронике:

микро (субмикро) -технология; материаловедение микронных и субмикронных слоев полупро­

водников, металлов, диэлектриков и пластин-тюдложек; разработка физических и математических моделей электрон­

ных процессов в микронных и субмикронных структурах: в клас­ сических (МП, МТДП, Мп ‘ -р-ПМ, р-п-р-п и др .), а также в новых типах (квантово-размерных гетеропереходах, полупроводниковых сверхрешетках) для различных функциональных элементов на их основе;

создание физических основ надежности микронных и субмик­ ронных структур в различных функциональных элементах.

Одним из главных направлений исследований по развитию элементов является оптимизированное развитие микронных, суб­ микронных структур для следующих поколений БИС: СБИС на трехмерных элементах, С2БИС на GaAs, С2БИС с элементами на многослойных структурах и сверхрешетках. Приоритетным науч­ ным направлением является разработка физико-химических прин­ ципов конс1руирования и реконструирования гомо(гетеро)-границ микронных, субмикронных слоев полупроводников, металлов, ди­ электриков, сверхпроводников для управляемого изменения элект­ ронных свойств границ, слоев и микро (субмикро)-структур на их основе с заданными характеристиками для высоконадежных «классических» и новых элементов СБИС, С2БИС.

Валиев К. А., Пашинцев Ю. И., Петров Г. В. Применение контакта ме­ талл-полупроводник в электронике. —М.: Радио и связь, 1980 — 303 с.

3. Стриха В. И. Теоретические основы работы контакта металл-полупро­

дио и связь, 1982. — 280 с 5 Стриха В. И., Бузанева Е. В. Физические основы надежности контактов

12. Физика гидрогенезированного аморфного кремния. — В 2-х вып. — Выл. I.: Структура, приготовление и приборы/Пер. с англ. Под ред. Дж. Джоуноиулоса, Дж. Люковски — М: Мир, 1987. — 307 с.— Вып. И: Электронные ко­ лебательные свойства —М.: Мир, 1988 —409 с.

13.Ильченко В. В., Стриха В. И. Влияние сил изображения на вольтамперную характеристику контакта металл — a-Si//H3B. вузов СССР. Сер. Фи­ зика. — 1985 — № 2. — С. 88—92

14.Стриха В. И., Ильченко В. В. Учет туннелирования через область про­ странственного заряда в контакте металл - аморфный кремний//Изв. вузов

СССР. Сер. Физика. — 1986. — № 11.— С. 3—6.

15.Ильченко В. В., Левандовский В. Г., Стриха В И. Теоретический ана­ лиз 1енсрацношю-рекомбинациоиного тока в контакте металл — аморфный крем* ний//Укр. фнз. жури. — 1987. — Т. 32, № 2. — С. 290—295

16 Электрофизические свойства контактов с барьером Шотки на аморф­ ном гидрированном кремнии/В. И. Cipnxa, В. В. Ильченко, М. М. Мездрогииа

идр//ФТП.- 1988. —Т. 22, вып. 3 — С 461—464.

17.Тонкие пленки. Взаимная диффузия и реакпия/Пер. с англ. Под ред. Дж. Поута, К Ту, Дж. Мейера. —М *Мир, 1982. — 576 с.

18.Коротченков Г. С., Молодян И. П. Барьеры Шотки, собственные окис­

27. Мезрик О. А., Трошков С. И. Диффузия горячих фотоэлектронов в ме- талл-эффективный механизм потерь в фотоэлементах с барьером Шотки//ФТП —*

29 Альперович В. Л., Минаев А. О., Терехов А. С. Магнитоиндуцирован­ ная поляризационно-зависимая баллистическая фотоЭДС в структуре полупро­ водник-металл//!1исьма в ЖЭТФ.— 1989 —Т. 49, вып. 1. — С. 19—21.

30 Изменение свойств контактов алюминий — кремний при уменьшении их площади/Е. В. Бузанева, А Д. Вдовиченко, Г. В. Кузнецов и др.//Электронная техника. Сер. 2 Полупроводниковые приборы — 1986. — Вып. 4. —С. 21 -- 23.