下载文档原格式
基于瞬变磁偶极子的正演算法杨鑫;姜彦南;魏兵【摘要】以时域有限差分方法为技术手段,研究了瞬态电磁法中磁偶极子瞬态场的初始条件实现方法,提出了一种带边界条件的瞬变磁偶极源正演算法.文中先利用数值积分和Gaver-Stehfest变换等方法,实现了频域瞬态偶极源至时域空间分布的计算,采用高阶差分方法克服二阶差分方程带来的计算不稳定性.然后结合地-空边界和地下边界条件,获得瞬态磁偶板子源的初始场分布,模拟了电波在地下的扩散过程,并给出了地表的电动势响应曲线.算例的对比结果验证了文中算法的有效性.【期刊名称】《西北大学学报（自然科学版）》【年(卷),期】2016(046)006【总页数】6页(P809-814)【关键词】瞬态场;磁偶极子;时域有限差分方法;正演计算【作者】杨鑫;姜彦南;魏兵【作者单位】西安电子科技大学物理与光电工程学院,陕西西安710071;西安电子科技大学信息感知技术协同创新中心,陕西西安710071;桂林电子科技大学信息与通信工程学院,广西桂林541000;西安电子科技大学物理与光电工程学院,陕西西安710071;西安电子科技大学信息感知技术协同创新中心,陕西西安710071【正文语种】中文【中图分类】P631瞬变电磁法(Transient electromagnetic methods)是以电磁感应原理为基础的时间域人工场源电磁勘探方法。
通过对地下响应信号的提取和处理,分析异常体的结构形态、导电性和埋藏深度等特性,达到找矿和解决地质问题等目的。
相对于众多物探方法,瞬变电磁法具有探测深度大、分辨率高和适应性强等优点,广泛应用于工程以及环境地质勘探中[1]。
20世纪80年代之前，瞬变电磁法的研究主要限于1维和2维模型。
之后，2.5维和3维模型成为研究热点[2-4]。
在地电模型的计算中，根据地形或环境的不同常需采用不同形式模拟源，如矩形源、环形源或者阵列源等[5-6]。
而针对不同类型源所激发的瞬态场，往往需采用不同的计算方式以获得相应的数学模型。
锶原子光晶格钟自旋极化谱线的探测郭阳;尹默娟;徐琴芳;王叶兵;卢本全;任洁;赵芳婧;常宏【摘要】87Sr原子存在核自旋,在磁场作用下原子能级会分裂成不同塞曼子能级.通过光抽运对原子进行自旋极化,其自旋极化谱线的探测为锶光钟系统的闭环锁定提供精确的频率参考.本文对87Sr原子钟跃迁能级5s2 1So→5s5p 3po中的mF=+9/2和mF=-9/2的塞曼磁子能级自旋极化谱线进行了探测.经过一级宽带冷却和二级窄线宽冷却与俘获后,锶冷原子温度为3.9 μK,原子数目为3.5×106.利用邻近“魔术波长”的813.426 nm半导体激光光源实现水平方向的一维光晶格装载.采用归一化探测方法用线宽为Hz量级的698 nm钟激光对1So→3po偶极禁戒跃迁进行探测,在150ms的探测时间下获得线宽为6.7 Hz的钟跃迁简并谱.在磁光阱竖直方向施加一个300mGs的偏置磁场获得塞曼分裂谱,并通过689 nm的圆偏振自旋极化光进行光抽运,最终在探测时间为150ms时,获得左右旋极化谱线线宽分别为6.2 Hz和6.8 Hz.【期刊名称】《物理学报》【年(卷),期】2018(067)007【总页数】8页(P69-76)【关键词】锶原子光晶格钟;钟跃迁探测;自旋极化谱【作者】郭阳;尹默娟;徐琴芳;王叶兵;卢本全;任洁;赵芳婧;常宏【作者单位】中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600 ;中国科学院大学天文与空间科学学院,北京 100049;中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600;中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600;中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600 ;中国科学院大学天文与空间科学学院,北京 100049;中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600 ;中国科学院大学天文与空间科学学院,北京100049;中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600;中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600 ;中国科学院大学天文与空间科学学院,北京 100049;中国科学院国家授时中心时间频率基准重点实验室,西安 710600【正文语种】中文1 引言随着激光冷却与囚禁技术、超窄线宽激光技术及飞秒光学频率梳的快速发展,钟跃迁频率处于光频段的单离子光钟[1,2]和中性原子光晶格钟[3−5]被广泛研究,且稳定度和不确定度均已进入10−18量级,比目前国际上用于定义时间基本单位“秒”的铯微波喷泉钟具有更好的频率稳定度和更低的频率不确定度[6].光钟可以提供精度更高的时间频率基准[7],在高精度导航定位[8]、基础物理常数测量[9,10]、引力波探测[11]以及引力红移测量等[12]领域发挥着重要的作用.自2005年日本东京大学的Katori小组[13]首次实现基于中性锶原子的光晶格钟后,近十几年来,美国JILA[14]、德国PTB[15]、法国巴黎天文台[16]及中国计量科学研究院等[17]国内外许多研究机构都对锶原子光晶格钟进行了深入研究,并取得了显著成果.钟跃迁谱线探测是锶原子光晶格钟研制中最关键的实验环节之一.钟跃迁自旋极化谱的探测需要采用光抽运的方法对晶格中的原子进行极化.通过引入对应跃迁为5s21S0(F=9/2)→5s5p3P1(F=9/2)的圆偏振689 nm极化光,基态1S0的原子发生σ+或σ −跃迁,使处于不同磁子能级上的原子全部被抽运到基态磁子能级为mF=+9/2或mF=−9/2的量子态上,对谱线进行归一化探测可获得+9/2→+9/2或−9/2→−9/2的自旋极化谱线.实验中采用基态磁量子数mF=±9/2的一对自旋极化谱线对光钟进行闭环锁定,这种方法可以有效消除磁场一阶塞曼频移对光钟频率锁定带来的影响,提高锁定的精度,实现光钟更高精度的频率输出.钟跃迁自旋极化谱线具有线宽窄、信噪比高的特点:其谱线对应的跃迁概率比钟跃迁简并谱高出一倍,且其谱线相比于钟跃迁简并谱不易展宽和变形,更利于光钟的闭环锁定.钟跃迁自旋极化谱为光钟闭环锁定提供精确的频率参考,其谱线质量对光钟的稳定度和不确定度等性能指标的评估有直接影响,因此在光钟研制中钟跃迁自旋极化谱探测具有非常重要的意义.本文介绍了87Sr光晶格钟自旋极化谱的探测.首先简述了锶冷原子的制备及一维光晶格装载,然后介绍了钟跃迁谱线探测的实验装置和原理,最后阐述钟跃迁自旋极化谱线探测的实验过程.实验中,采用脉冲时间为150 ms的698 nm超窄线宽激光对钟跃迁谱线进行探测,获得线宽为6.7 Hz的钟跃迁简并谱.之后在不同探测条件下分别获得87Sr原子的塞曼分裂谱和自旋极化谱.2 光晶格装载与钟跃迁探测2.1 锶光钟相关能级结构锶是位于元素周期表的第5周期IIA族的碱土金属元素,它的原子序数为38.自然界中存在四种稳定的锶同位素,分别为88Sr,86Sr,87Sr和84Sr[18],其中,87Sr原子是费米子,核自旋为I=9/2,其他三种同位素均为玻色子,核自旋为零.图1 87Sr原子冷却相关能级结构图Fig.1.The relevant level structure of the fermionic87Sr.图1为87Sr原子冷却相关能级结构.其中5s21S0→5s5p1P1跃迁对应的波长为461 nm,自然线宽32 MHz,被用于锶光钟的一级冷却.二级冷却对应5s21S0→5s5p3P1跃迁,波长为689 nm,自然线宽为7.5 kHz.为了有效地抑制多普勒效应和光子反冲频移对钟跃迁谱线探测的影响并提高谱线的探测时间,需要将二级冷却后的原子装载到光晶格内.当晶格光的波长调节至所谓“魔术波长”[18]为813.426 nm时,由晶格光带来的AC stark频移可以被有效地抑制.对于87Sr光晶格钟,其钟跃迁5s21S0(F=9/2)→5s5p3P0(F=9/2)属于单态到三重态的偶极禁戒跃迁.钟跃迁上能级5s5p3P0态的寿命可以达到160 s,谱线的自然线宽仅为1 mHz,品质因子Q高达1017.2.2 锶光钟一、二级冷却及光晶格装载锶光钟系统一级冷却使用中心波长为461 nm的外腔式倍频半导体激光器作为主光源,输出激光功率为500 mW.实验中由于一级冷却能级跃迁结构的不封闭性,使得磁光阱(magneto-optical trap,MOT)俘获原子数极大地减少.因此加入679 nm和707 nm的重抽运光,构建出一个封闭的能级系统,使得一级冷却原子的俘获效率显著提高.经过测量,加入重抽运光后一级冷却装载效率提高了10倍以上.一级冷却的冷原子数和冷原子温度是采用荧光收集法和短程飞行时间法[19]进行测量,最终通过一级冷却制备得到冷原子的数目为2.3×107,温度为5 mK.为了有效提高原子的俘获效率,在二级冷却中加入一组匀化光[20],其激光频率对应5s21S0(F=9/2)→5s5p3P1(F=9/2)的共振跃迁频率.通过光抽运可以将处于不同磁子能级的原子快速混合,从而使原子均匀的分布在基态不同的磁子能级上,形成稳定的红MOT.二级冷却使用中心波长为689 nm的外腔半导体激光器作为主光源.采用Pound-Drever-Hall(PDH)稳频技术将689 nm激光锁定在精细度为12000的Ultralow Expansion(ULE)参考腔上,激光线宽压窄至300 Hz左右,并将其作为种子光分别注入两台689 nm激光器中完成注入锁定,实现两台从激光器单模窄线宽输出,其中一束激光作为二级冷却的俘获光,另一束作为匀化光.两束光在MOT区共同与冷原子团作用,实现锶原子的二级冷却.二级冷却的冷原子数和冷原子温度同样采用荧光收集法和飞行时间法[21]进行测量,最终测得二级冷却后原子数目为3.5×106,原子温度为3.9µK.实验中采用光栅反馈式外腔半导体激光器作为晶格光的光源,输出激光的中心波长为813 nm,经过单模保偏光纤后最大输出功率为1 W.为了提高晶格光的功率密度,通过两个透镜和一个零度高反镜使光束在冷原子中心处汇聚,同时晶格光入射和反射光在光束的束腰处完全重合构建得到一维光晶格.将激光器锁定在一个精细度大于200的超稳无热化殷钢参考腔上,用于晶格光的频率稳定和波长调节,晶格光波长调节至邻近“魔术波长”813.426 nm处.晶格光束腰半径为60µm,功率为300 mW,最终约有104数目的原子被装载到晶格中.光晶格势阱深度[22]可以表示为其中,U为束腰处的晶格势阱深度,αik为偶极极化率,P0为晶格光功率,ε0为真空介电常数,c为光速,ω0为晶格光束腰半径.通过计算得出一维光晶格势阱深度为9.27µK.完成光晶格装载后,逐渐增加时延τ,同时采集原子荧光数据,并利用衰减函数对数据进行拟合,得到锶光钟系统一维光晶格寿命t>1600 ms,如图2.图2 一维光晶格原子寿命Fig.2.Lifetime of the atoms trapped in the 1D optical lattice.晶格寿命与国内同类研究小组水平相当[23],但还存在一些需要改进的方面.接下来会对光晶格进行进一步的优化:1)通过增加晶格光的束腰尺寸来增加光晶格装载的原子数目;2)考虑采用腔增强技术来搭建光晶格,以便有效提升晶格光的功率,提高光晶格性能参数;3)目前系统采用的晶格光光源为光栅反馈式外腔半导体激光器,输出激光的噪声相对较大,下一步会考虑将晶格光光源更换为激光噪声更小的钛宝石激光器.2.3 锶光钟钟跃迁谱线探测实验中采用中心波长为698 nm的光栅反馈式外腔半导体激光器作为钟跃迁探测的光源,激光频率对应原子5s21S0(F=9/2)→5s5p3P0(F=9/2)跃迁.通过PDH稳频的方法将698 nm激光锁定在一个超高精细度(精细度为400000)的ULE参考腔上.锁定后的698 nm激光线宽达到Hz量级,实现了698 nm激光超窄线宽的稳定输出[24].通过单模保偏光纤将698 nm激光传递到MOT区附近与晶格光重合.698 nm激光在晶格中心光束束腰半径为300µm,其偏振方向EP和晶格光的偏振方向之间EL夹角为θ,且晶格光的偏振方向EL与竖直方向的偏置磁场方向平行,实验光路如图3.图3 锶光钟系统光晶格装载与谱线探测示意图Fig.3.Experimental setup of the Sr optical lattice clock.由于698 nm超窄线宽激光需要通过光纤传递到MOT区,而光纤的色散效应会导致一定的谱线增宽,因此需要加入光纤相位噪声抑制系统[25].在光纤相位噪声抑制系统中,我们将传输光纤的输出端镀膜,反射率为20%,把镀膜的光纤输出端作为反射面,经过光纤的反射光与参考光进行拍频,通过精密锁相技术控制AOM对耦合进光纤前的光场进行相位补偿,进而抑制传输过程中的光纤相位噪声.系统将光纤传输过程中相位噪声引起的附加频谱展宽压缩到毫赫兹量级,保证了钟跃迁谱线探测的精度和信噪比.为了能够有效提高钟跃迁探测的信噪比,采用归一化探测的方法对原子跃迁概率进行计算[26].一维光晶格中的锶原子与698 nm激光共振跃迁后,开启461 nm探测光,持续时间为2 ms,用光电倍增管(PMT)采集原子荧光信号,通过5s21S0→5s5p1P1跃迁探测基态1S0的原子数目N1.接着采用脉冲时间为10 ms 的707 nm和679 nm的重抽运光,将位于激发态的原子抽运到基态,之后再采用脉冲时间为2 ms的461 nm探测光进行探测,此时采集到的荧光信号对应位于激发态3P0的原子数目N2.10 ms后再次用2 ms的461 nm探测光脉冲,采集到的荧光信号为探测过程中的背景噪声N3.因此,钟跃迁对应5s21S0→5s5p3P0的原子跃迁概率可以表示为:实验中通过Labview编写的时序控制软件来精确控制磁场、光场的开关断以及探测器的采集,最终实现锶原子的冷却与囚禁、光晶格装载和钟跃迁谱线的探测.3 实验结果3.1 边带可分辨的钟跃迁谱及窄线宽简并谱实验中,当698 nm激光功率为400µW时,大范围扫描698 nm激光可以确定钟跃迁的中心频率并获得如图4(a)的边带可分辨的的钟跃迁谱线.图4(a)中的蓝失谐和红失谐边带分别是外部能态为n的原子从基态跃迁到外部能态为n+1或n−1的激发态导致的.从边带可分辨的钟跃迁谱线中可以得到与光晶格相关的囚禁参数,包括原子的囚禁频率、Lamb-Dicke参数以及原子温度等[18].晶格中原子的轴向温度可以通过谱线中红蓝边带的比值来计算[27]:其中,Tx表示晶格中原子的轴向温度,Ablue/Ared分别为谱线中蓝边带和红边带的面积比,h为普朗克常量,υx为轴向囚禁频率,kB为玻尔兹曼常数.由图4(a)可以得出Ablue/Ared=2.5,υx=80 kHz,计算得出晶格内原子的轴向温度为Tx=4.2µK.为了得到更窄、信噪比更好的跃迁谱线,需要进一步调节外部补偿磁场.实验中在MOT 区外加入三组相互正交的亥姆霍兹线圈进行地磁补偿,同时消除杂散磁场对晶格内原子的影响,并减小698 nm激光功率至100 nW,可得到钟跃迁简并谱线.由于钟跃迁谱线的线宽受傅里叶极限的限制,即其中∆νFourier为傅里叶极限,tR为钟激光脉冲时间.由(4)式可以看出,探测时间tR 越大,探测得到的谱线线宽越窄.但是探测时间tR受限于光晶格的寿命,延长探测时间后,探测信号的信噪比会下降,而且会增加光钟闭环锁定的钟周期,影响闭环锁定效果.因此综合考虑钟周期时间以及谱线信噪比最终选择钟激光探测时间为150 ms.当tR=150 ms时,傅里叶极限∆νFourier=5.93 Hz.实验通过Lorentz线型拟合可以得到钟跃迁谱线的线宽为6.7 Hz,与对应的傅里叶极限相近,如图4(b).图4 钟跃迁谱线 (a)边带可分辨的的钟跃迁谱线;(b)钟跃迁简并谱Fig.4. The spectroscopy of the clock transition:(a)The resolved sideband spectroscopy of the clock transition;(b)the narrow spectrum of the clock transition.3.2 钟跃迁塞曼分裂谱由于87Sr原子为费米子,存在核自旋I=9/2,其钟跃迁对应的基态和激发态都存在磁子能级.当在竖直方向施加一个大小为300 mGs的偏置磁场后能级发生塞曼分裂,5s21S0→5s5p3P0的跃迁谱线退简并,如图5.此时对应跃迁上下能级各有10个磁子能级,且上下能级的能级间隔不同,所以一共对应28个跃迁,其中10个为π跃迁,18个为σ跃迁[28].此时再进行跃迁谱线探测就可得到自旋态塞曼分裂谱.图5 钟跃迁能级塞曼分裂Fig.5.Zeeman effect of the clock transition.当θ=0,即698 nm激光偏振方向EP与晶格光的偏振方向EL平行时,扫描698 nm 激光频率就可得到(∆mF=0)对应的10条π跃迁谱线,Lorentz线型拟合谱线线宽为6—7 Hz,如图6(a).图中每个谱线上方标志着其跃迁对应基态的磁量子数mF.不同磁子能级之间的跃迁对应的跃迁概率大小由Clebsch-Gordan系数决定,|mF |越大,对应能级的跃迁概率越大.由于mF=±1/2对应的跃迁概率过小,在谱线探测中一般难以明显探测到.当θ=π/2,即698 nm激光偏振方向EP与晶格光的偏振方向EL 垂直时,扫描698 nm激光频率就可得到(∆mF=±1)对应的18条σ跃迁谱线,如图6(b).图6两次探测中,698 nm激光功率为150 nW,作用时间为150 ms,晶格光功率为300 mW.3.3 钟跃迁自旋极化谱由于窄线宽简并谱对磁场的控制要求极高,外界微小的磁场变化都会引起钟跃迁上下能级发生塞曼分裂,从而导致谱线的变形和增宽.对于钟跃迁π跃迁塞曼分裂谱,外界磁场的变化会导致能级发生塞曼频移.为了有效消除一阶塞曼频移对频率锁定带来的影响,采用基态磁量子数mF=±9/2的一对跃迁谱线作为光钟闭环锁定的频率参考.由于塞曼分裂谱各个磁子能级对应的跃迁概率较低,且光钟闭环锁定时只考虑±9/2对应的两条谱线,处于其他子能级上的原子数对锁定没有贡献,为了充分利用原子并提高闭环锁定的信噪比,采用极化的方法引入一束689 nm极化光,将其他磁子能级上的原子全部抽运到所需要的+9/2或−9/2磁子能级上.此时再进行谱线探测就可以得到mF=+9/2→mF=+9/2跃迁或mF=−9/2→mF=−9/2跃迁对应的自旋极化谱.图6 钟跃迁塞曼分裂谱(a)π跃迁塞曼分裂谱;(b)σ跃迁塞曼分裂谱Fig.6.Zeeman spectrum of the clock transition:(a)The resolved Zeeman spectrumofπtransitions;(b)the resolved Zeeman spectrum ofσtransitions.实验中,自旋极化谱线的探测需要在之前谱线探测的基础上引入极化光.极化光对应5s21S0(F=9/2)→5s5p3P1(F=9/2)跃迁,波长与二级冷却的689 nm匀化光波长相近,所以极化光与匀化光共用一台激光器,通过声光调制器将极化光调节到对应波长上.在极化光进入磁光阱之前,在其光路中加入一个液晶波片,改变加载在液晶波片上的驱动电压将极化光由线偏振变为圆偏振,从而输出σ+光或σ −光.通过液晶波片后的极化光与竖直方向的俘获光和匀化光合束打入磁光阱,最终极化光输出功率为0.2 mW.在完成一维光晶格装载后开启15 ms极化光对原子进行极化,之后开启地磁补偿并在竖直方向施加偏置磁场.在150 ms探测时间下对谱线进行归一化探测最终可获得自旋极化谱线.在θ=0时,对应π偏振的塞曼分裂谱线.当σ+光入射到光晶格对原子进行极化时,通过光抽运原子会全部分布在基态5S21S0mF=+9/2的磁子能级上,此时钟跃迁谱线只有mF=+9/2→mF=+9/2的跃迁,即图7中的蓝色数据,通过Lorentz线型拟合得到谱线线宽为6.8 Hz.当σ −光入射到光晶格对原子进行自旋极化时,只有mF=−9/2→mF=−9/2的跃迁谱线,如图7中的红色数据,通过Lorentz线型拟合得到谱线线宽为6.2 Hz,图中黑色实线为Lorentz拟合曲线.通过图7和图6(a)的对比可以看出,钟跃迁自旋极化谱中一对跃迁谱线的跃迁概率相比于塞曼分裂谱中对应跃迁的跃迁概率提高了约7倍,由于谱线的噪底相近,所以由数据可以看出自旋极化谱谱线信噪比相比于塞曼分裂谱线提高了约7倍.极化光的加入使几乎所有的原子都被极化到了mF=+9/2,mF=−9/2的塞曼磁子能级上,有效地提高了原子利用率,进而可以有效提高闭环锁定的稳定性.图7 钟跃迁自旋极化谱Fig.7.The spin-polarized spectrum of the clock transition.4 结论本文在实验上实现了87Sr原子的两级冷却并完成一维光晶格的装载,利用归一化探测的方法对5s21S0→5s5p3P0偶极禁戒跃迁谱线进行探测,获得线宽为6.7 Hz的钟跃迁简并谱.另外通过加入偏置磁场并引入极化光,获得钟跃迁自旋极化谱,为光钟频率的闭环锁定奠定了良好基础,其中mF=+9/2→mF=+9/2跃迁对应线宽为6.8 Hz,mF=−9/2→mF=−9/2跃迁对应线宽为6.2 Hz.自旋极化谱线是锶光钟系统频率锁定的必备条件,只有获得高信噪比的极化谱线才能进行闭环锁定工作,最终实现锶光钟系统稳定的频率输出.由于自旋极化谱线信噪比高、线宽窄,可以借助其对一些物理参数进行高精度精密测量实验,如朗德因子的测量;还可以精确测量698 nm 激光的频率漂移,并有效评估整个光钟系统的稳定性,包括磁场的波动、系统光功率的起伏以及晶格光和698 nm激光光束匹配等.参考文献[1]Huang Y,Guan H,Liu P,Bian W,Ma L,Liang K,Li T,Gao K2016Phys.Rev.Lett.116 013001[2]Chou C W,Hume D B,Koelemeij J C J,Wineland D J,Rosenband T2010Phys.Rev.Lett.104 070802[3]Zhou M,Xu X Y 2016AAPPS Bulletin26 10[4]Ushijima I,Takamoto M,Das M,Ohkubo T,Katori H 2015Nature Photon.9 185[5]Hinkley N,Sherman J A,Phillips N B,Schioppo M,Lemke N D,BeloyK,Pizzocaro M,Oates C W,Ludlow A D 2013Science341 1215[6]Ludlow A D,Boyd M M,Ye J,Peik E,Schmidt P O 2015Rev.Mod.Phys.87 637[7]Bordé C J 2005Phil.Trans.R.Soc.A363 2177[8]Dow J M,Neilan R,Rizos C 2009J.Geod.83 191[9]Rosenband T,Hume D B,Schmidt P O,Chou C W,Brusch A,Lorini L,Oskay W H,Drullinger R E,Fortier T M,Stalnaker J E,Diddams S A,Swann WC,Newbury N R,Itano W M,Wineland D J,Bergquist J C 2008Science319 1808[10]Maleki L Prestage J 2005Metrologia42 S145[11]Kolkowitz S,Pikovski I,Langellier N,Lukin M D,Walsworth R L,Ye J 2016Phys.Rev.D94 124043[12]Will C M 2014Living Rev.Relativity17 4[13]Katori H,Hashiguchi K,Il’inova E Y,Ovsiannikov V D2009Phys.Rev.Lett.103 153004[14]Campbell S L,Hutson R B,Martil G E,Goban A,Darkwah OppongN,McNally R L,Sonderhouse L,Robinson J M,Zhang W,Bloom B J,Ye J2017Science358 90[15]Falke S,Schnatz H,Vellore Winfred J S R,Middelmann T,Vogt S,Weyers S,Lipphardt B,Grosche G,Riehle F,Sterr U,Lisdat C 2011Metrologia48 399 [16]Targat R L,Lorin i L,Le Coq Y,Zawada M,Gue’na J,Abgrall M,Gurov M,Rosenbusch P,Rovera D G,Nago’rny B,Gartman R,Westergaard PG,Tobar M E,Lours M,Santarelli G,Clairon A,Bize S,Laurent P,LemondeP,Lodewyck J mun.4 2109[17]Lin Y G,Wang Q,Li Y,Meng F,Lin B K,Zang E J,Sun Z,Fang F,Li T C,Fang Z J 2015Chin.Phys.Lett.32 090601[18]Boyd M M 2007Ph.D.Dissertation(Colorado:University of Colorado)[19]Tian X 2010M.S.Dissertation(Beijing:University of Chinese Academy of Sciences)(in Chinese)[田晓 2010硕士学位论文(北京:中国科学院大学)] [20]Mukaiyama T,Katori H,Ido T,Li Y,Kuwata-Gonokami M2003Phys.Rev.Lett.90 113002[21]Xie Y L,Lu B Q,Liu H,Wang Y B,Chang H 2015Acta Sin.Quan.Opt.21 136(in Chinese)[谢玉林,卢本全,刘辉,王叶兵,常宏2015量子光学学报21 136] [22]Wang Q 2016Ph.D.Dissertation(Beijing:Tsinghua University)(in Chinese)[王强 2016博士学位论文 (北京:清华大学)][23]Tian X 2016Ph.D.Dissertation(Beijing:University of Chinese Academy of Sciences)(in Chinese)[田晓 2016博士学位论文(北京:中国科学院大学)] [24]Liu H,Yin M J,Kong D H,Xu Q F,Zhang S G,Chang H2015Appl.Phys.Lett.107 151104[25]Zhang S 2016Ph.D.Dissertation(Beijing:China Jiliang University)(in Chinese)[张枢 2016博士学位论文(北京:中国计量大学)][26]Xu Q F,Liu H,Lu B Q,Wang Y B,Yin M J,Kong D H,Ren J,Tian X,Chang H 2015Chin.Opt.Lett.13 100201[27]McDonald M,McGuyer B H,Iwata G Z,Zelevinsky T2015Phys.Rev.Lett.114 023001[28]Boyd M M,Zelevinsky T,Ludlow A D,Blatt S,Zanon-Willette T,Foreman S M,Ye J 2007Phys.Rev.A76 022510。
少数载流子瞬态光谱(MCTS)是一种用于研究半导体材料中载流子动力学特性的先进技术。
通过测量材料中载流子的寿命和迁移率等参数，可以深入了解材料的电学性质，对半导体材料的研究和应用具有重要意义。
1. MCTS的原理和方法少数载流子瞬态光谱是使用激光脉冲来激发半导体材料，然后通过光电探测器测量样品的光学响应。
在这个过程中，材料中的载流子会发生非平衡状态的激发和复合过程，这些过程会导致材料的光学性质发生变化。
通过对这些变化的测量和分析，可以得到材料中载流子的寿命、迁移率等重要参数。
MCTS通常包括时间分辨和频率分辨两种方法。
时间分辨MCTS主要通过测量载流子在光激发后的动力学过程来研究载流子的特性，而频率分辨MCTS则通过对不同频率激发光的响应来获得频率依赖的载流子动力学信息。
2. MCTS在半导体材料研究中的应用MCTS在半导体材料研究中具有广泛的应用价值。
它可以帮助研究人员深入了解材料的电学性质，包括载流子的寿命、迁移率、复合过程等。
这些参数对于半导体材料的电子器件性能具有重要影响，因此MCTS 可以为新材料的研发和性能优化提供重要参考。
MCTS还可以用于研究半导体材料中的缺陷和杂质。
通过分析载流子动力学的变化，可以推断出材料中的缺陷类型和浓度等信息，这对于材料的质量控制和改进具有重要意义。
另外，MCTS也可以用于研究半导体材料中的光学特性和光电器件的工作原理。
通过对载流子动力学的研究，可以更好地理解材料的光吸收、发光等过程，为新型光电器件的设计和优化提供重要参考。
3. MCTS的发展和未来随着半导体材料和器件的不断发展，MCTS技术也在不断完善和拓展。
近年来，一些新型的光子学和超快光学技术被应用到MCTS中，如二维电子谱学、高阶谐波产生等，使得 MCTS 在时间和频率分辨能力上有了新的突破。
这些进展为更深入地研究和理解半导体材料的载流子动力学提供了新的途径，也为半导体光电器件的性能优化提供了更多可能性。
22nm全耗尽型绝缘体上硅器件单粒子瞬态效应的敏感张博翰;梁斌;刘小年;方亚豪【期刊名称】《国防科技大学学报》【年(卷),期】2024(46)2【摘要】基于3D-TCAD模拟,研究了22 nm全耗尽型绝缘体上硅(fully depleted silicon-on-insulator,FDSOI)器件单粒子瞬态(single-event transient,SET)效应的敏感性区域。
对比了使用单管和使用反相器来研究器件SET敏感性区域的方法,从而分析实际电路中重离子轰击位置对22 nm FDSOI器件SET敏感性的影响,并从电荷收集机制的角度进行了解释。
深入分析发现寄生双极放大效应对重粒子轰击位置敏感是造成器件不同区域SET敏感性不同的原因。
而单管漏极接恒压源造成漏极敏感性增强是导致单管与反相器中器件SET敏感区域不同的原因。
修正了FDSOI工艺下器件SET敏感性区域的研究方法,与单管相比,采用反相器进行仿真,结果更符合实际情况,这将为器件SET加固提供理论指导。
【总页数】7页(P146-152)【作者】张博翰;梁斌;刘小年;方亚豪【作者单位】国防科技大学计算机学院;湖南师范大学物理与电子科学学院【正文语种】中文【中图分类】TN386.1【相关文献】1.总剂量效应致0.13µm部分耗尽绝缘体上硅N型金属氧化物半导体场效应晶体管热载流子增强效应∗2.0.18µm部分耗尽绝缘体上硅互补金属氧化物半导体电路单粒子瞬态特性研究∗3.0.13μm全耗尽绝缘体上硅晶体管单粒子效应仿真研究4.130纳米部分耗尽绝缘体硅SRAM单粒子效应研究5.全耗尽绝缘体上硅氧化铪基铁电场效应晶体管存储单元单粒子效应计算机模拟研究因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
收稿日期:2003202212基金项目:国家自然科学基金资助项目(69671003)作者简介:马仲发(19742),男,西安电子科技大学博士研究生.栅氧化层击穿的统一逾渗模型马仲发,庄奕琪,杜 磊,包军林,万长兴,李伟华(西安电子科技大学微电子研究所,陕西西安 710071)摘要:综合E 模型和1/E 模型中两种不同的缺陷产生机制和逾渗理论,建立了栅氧化层击穿过程中缺陷产生和击穿触发的统一逾渗模型.该模型认为栅氧化层的击穿触发是由于氧化层中氧空位等缺陷所形成的定域态扩展化的结果,并对氧空位等缺陷的产生动力学进行了统一的描述,使得该模型无论在高场强还是低场强情况下所得的结果,均能较好地描述氧化层击穿过程,从而对长期以来有关栅氧化层击穿的E 模型和1/E 模型之争做出了较为合理的解释.关键词:栅氧化层;击穿;逾渗;模型中图分类号:T N34;T N38611 文献标识码:A 文章编号:100122400(2004)0120054205A unified percolation model for gate oxide breakdow nMA Zhong 2f a ,ZHUANG Yi 2qi ,DU Lei ,BAO Jun 2lin ,WAN Chang 2xing ,LI Wei 2hua(Research Inst.of M icroelectronics ,X idian Univ.,X i ′an 710071,China )Abstract : Based on the Percolation theory and defects creation mechanisms of both E m odel and 1/E m odel ,aunified percolation m odel for gate oxide breakdown is brought forward.The trigging mechanism of gate oxidebreakdown is believed to be the extending of the localized states induced by the defects such as oxygen vacancy in anoxide.The defect creation dynamics such as oxygen vacancy is described synthetically.As a result ,the results of thism odel both in a high electric field and in a low electric field fit well with the experimental data.S o ,the long 2existingdispute between 1/E and E m odels is settled.K ey Words : gate oxide ;breakdown ;percolation ;m odel栅氧化层的可靠性是MOS 集成电路中最重要的可靠性问题之一[1],有关栅氧化层可靠性问题人们已经做了大量的研究.在研究氧化层寿命时,经常采用加速寿命实验[2],包括温度加速和电场加速两种加速方法.通过加速实验,可以较快测得氧化层在加速试验条件下的寿命.将加速寿命实验得到的氧化层寿命按照一定的公式外推,就可以得到器件正常工作条件下的寿命.在20世纪70年代后期,通过实验数据拟合,有人总结出了栅氧化层介质经时击穿(T DDB )寿命拓展的经验公式[3～5]:ln (T F )∝ΔH 30/(kT )-γE ox ,(1)其中ΔH 30是栅氧化层T DDB 激活焓,T 是绝对温度,k 是玻耳兹曼常数,γ是电场加速因子.为了解释这一经验公式,人们曾经做了大量的研究工作,提出了多种理论模型,其中最具代表性的就是McPhers on 等人提出的E 模型[6]和Chen 等人提出的空穴俘获模型[7]与Weinberg 提出的阳极空穴注入模型相结合的1/E 模型[8,9].这两种模型分别推导出了氧化层寿命随电场强度变化的两种拓展公式[6,7]E 模型ln (TF )∝Q 1/(kT )-γE ox ,(2)1/E 模型ln (T F )∝Q 2/(kT )-G (1/E ox ) ,(3)2004年2月第31卷 第1期 西安电子科技大学学报(自然科学版)J OU RNAL OF XID IAN UNIV ERS I TY Feb.2004V ol.31 N o.1其中T F 为栅氧化层寿命,γ和G 分别为两种模型中的电场加速因子,Q 1和Q 2是两个过程的激活能.由于E 模型和1/E 模型均能在一定电场强度范围内较好地拟合实验数据,因此有关栅氧化层介质击穿的E 模型与1/E 模型之争一直持续到现在还没有定论.对于E 模型,它考虑了氧化层击穿过程中电场的作用,在低电场范围对实验数据拟合较好,模型简单,物理机制明确,具有一定的可信性,但它的缺点是忽略了氧化层中的电子流和空穴流对缺陷产生和击穿的贡献.当氧化层中电子和空穴浓度很大的时候,这种近似明显不合理.这也是长期以来人们怀疑E 模型正确性的主要原因之一.与E 模型相反,1/E 模型在高电场范围对实验数据拟合较好,但缺点是既没有提出明确可信的氧化层击穿物理机制,又不能解释当外加电场为零时的氧化层退化现象,因此也受到E 模型支持者的反对.有关栅氧化层击穿人们虽然做了大量的工作,但到目前为止仍存在以下问题需继续解决:1)哪些种类的缺陷是主导缺陷,对氧化层的击穿有贡献;2)缺陷产生的微观机制如何;3)缺陷产生和累积速率与外界应力条件的关系;4)氧化层击穿是如何触发的.回答了这些问题,最终才能给氧化层击穿问题一个圆满的解答.笔者综合考虑了栅氧化层击穿过程中缺陷产生动力学机制,建立了击穿过程中缺陷产生的统一动力学模型,对主导缺陷的产生速率进行了统一描述.结合逾渗理论,认为在氧化层击穿过程中,主导缺陷在SiO 2禁带中形成定域态[10],随着应力时间的增长,氧化层中的缺陷浓度不断增大,相邻定域态之间的平均距离缩小.当定域态之间的距离缩小到一个临界值时,定域态之间通过相互交叠形成逾渗通路,在SiO 2禁带形成扩展态能级,这时电子通过该扩展态能级导电,栅氧化层漏电流开始急剧增大,氧化层表现为击穿.利用该模型解释氧化层击穿在高和低场情况下的实验结果,分析结果分别与1/E 模型和E 模型的结果近似.1 缺陷产生分析一般认为,在电应力的作用下,栅氧化层性能退化主要表现为内部不断产生点缺陷.但是到目前为止,对于击穿过程中氧化层中缺陷的类型和产生机制还不十分清楚.一般认为主导氧化层击穿的缺陷类型为氧空位[11],但现在有实验证明,击穿是多种缺陷综合作用的结果,不是单一的氧空位引起的[12].现在普遍接受的观点是,对击穿起作用的缺陷可以在氧化层体内的任何部位随机产生,它们是电中性的,可以俘获电子.假设在栅氧化层击穿过程中,E 模型和1/E 模型所描述的两种缺陷产生机制都存在,而且相互竞争,它们综合作用的结果最终决定氧化层的击穿.这样,可以认为在氧化层击穿过程中存在两个反应过程,即1)电场作用过程,2)载流子作用过程.对于电场作用过程,认为中性陷阱是由应变键的偶极子与电场相互作用而生成的,反应1)的过程为V m k 1 N ,(4)其中V m 表示的是第m 种应变键类型,k 1是反应速率常数,N 是由反应形成的中性陷阱.该过程的反应速率常数可写成k 1=∑m Am exp (-E a 1m /(kt )) ,(5)这个求和是对所有应变键类型进行的,其中A m 为对应于第m 种应变键类型的常数,k 为玻耳兹曼常数.反应的激活能遵循McPers on [6]的假设:E a 1m =ΔH 0m -ρm E ,(6)其中E a 1m 表示的是第m 种应变键在反应过程1)中的激活能,ΔH 0m 是第m 种应变键在无电场作用时的激活焓,ρm 是第m 种应变键的偶极矩,E 是氧化层电场强度.对于载流子作用的缺陷产生过程,假设[7,8]:当应变键与空穴碰撞时,直接授获空穴,成为正电中心,正电中心再俘获电子,生成中性陷阱.因此反应2)的过程可表示为V m +h + k 2 k 3 P k 4 e - N ,(7)这里P 代表带正电的缺陷,它可通过俘获电子成为一个中性陷阱.在这个过程中存在一个逆反应,对应着空55第1期 马仲发等:栅氧化层击穿的统一逾渗模型穴的脱俘获过程.正反应为空穴俘获过程,其反应速率为k 2=∑m Bm exp (-E a 2m /(kT )) ,(8)其中B m 为对应于第m 种应变键类型的常数,E a 2m 为该过程的激活能.E a 2m 为E a 2m =ΔH 0m -ρm q/(4πεr 2) .(9)由于在该反应中,应变键俘获了一个空穴,结果是缺陷从中性缺陷变成了一个带正电的缺陷.在距离小于5×10-10m 时,空穴电场迅速增加,以至于大于15MV/cm ,大于栅氧化层的本征击穿场强(11MV/cm ).这里用空穴电场来取代氧化层电场.在这样高的电场强度下,反应的势垒会降得很低,以至于反应速度由前置因子B m 决定.将反应1)和2)结合起来,就可以得到缺陷产生速率的统一模型:d V /d t =k 3P -(k 1+k 2J h )V ,d P /d t =(k 2J h )V -(k 3+k 4Je )P ,(10)d N /d t =k 1V +k 4Je P ,其中J h 和J e 分别为空穴和电子电流密度,k 1和k 3的单位是s -1,k 2和k 4的单位是cm 2/q ,q 是单位电荷电量.求解该方程是相当复杂的.当陷阱退俘获不是很严重的时候[13],即k 3νk 2J h ,这个方程可简化成N =V 01+1k 2J h -k 4J e [k 4J e exp (-(k 1+k 2J h )t )-k 2J h exp (-k 4J e t )] ,(11)其中V 0是应变键的初始浓度.2 栅氧化层性能退化和击穿触发在应力作用下,氧化层中产生多种缺陷[14],如弱化的Si —O ,Si —Si 键和Si 的悬挂键、氧空位等.这些缺陷在氧化层中形成定域态能级,如图1所示,其中短线表示缺陷引起的定域态.根据缺陷的能带理论,这些定域态分别起着电子陷阱、空穴陷阱和复合中心的作用.由于衬底Si 的导带(或者价带)离氧化层的禁带中心较近,所以禁带中心附近的定域态与衬底交换载流子就相对容易些.当这些缺陷浓度大到一定程度时,在电场作用下,电子通过隧穿效应或者热激发在这些陷阱能级之间定向迁移形成电导[15],过程如图2所示.这个电导就是通常所说的应力导致漏电流(SI LC )电导.图1 无定形S iO 2的能带图图2 电场作用下电子在定域态之间定向跳跃 定域态与扩展态之间的转换与逾渗之间的关系已经讨论了很多年了[16].P.W.Anders on 于1958年在其“某些无序点阵中不存在扩散”的论文[17]中,首先提出了波函数定域化的概念.在氧化层中的陷阱中心上,电子的波函数ψE 是定化的,电子的波函数随着距离r 的增加很快地衰减.这种被定域化的电子态波函数的形式为ψ(r )=∑m Am <(r -R m )exp (-ar ) ,(12)65 西安电子科技大学学报(自然科学版) 第31卷即ψE ∝exp (-ar ) .(13)由于波函数的玻尔半径比晶格常数大得多.当陷阱密度足够大,波函数之间的交叠程度就会比较大,这时出现一个扩展的逾渗通路,电子可以在该通路上自由运动.与之相对应,在禁带中会出现一个扩展的陷阱能级,对氧化层的漏电流起主导作用.当定域态之间的交叠变大,扩展能级可以分裂成扩展能带.在多晶SiO 2中,宏观上定域态随机均匀分布.电子在定域态之间以隧穿机制或者跳跃机制进行迁移[16].由于每个定域态所处的缺陷环境不同,因此电子在这些定域态之间的迁移过程是相当复杂的.低场强下,电图3 高电场下定域态的形状与分布子在不同方向上的迁移几率近似相同;但在高场强下,电子在不同方向上跳跃的几率将会差别很大.这时定态的形状可以用椭圆来形象地描述,如图3所示.电场越大,椭圆的面积也越大.而且电子沿着各个方向跳跃的几率不同,沿着电场方向跳跃的几率最大.氧化层中的电子陷阱和空穴陷阱相互作用,当它们的总浓度达到一个阈值时,定域态之间将会产生足够的交叠,从而形成一个逾渗通路.3 讨 论对于n 2MOS 器件,在氧化层电场强度较大(>9MV/cm )时,以F 2N 隧穿机制从衬底进入氧化层的电子数很大[7,8],同时,从阳极注入的空穴浓度也很大.这样反应2)的最后一步,即电子的俘获非常快,主方程可进一步简化为k 4J e µk 1+k 2J h ,N =V 0[1-exp (-(k 1+k 2J h ))t ] .(14)在高电场情况下,可以证明[18]k 2J h µk 1,式(14)变为N V 0(1-exp (-k 2J h t )) .(15)也就是说,陷阱的产生由空穴俘获过程所主导反应2).这样就可以解释为什么1/E 模型在高电场情况下表现得比较好.根据电导逾渗理论,击穿发生在陷阱密度达到临界值的时候.对于使用相同工艺制备的栅氧样品,V 0应该是一样的.这意味着k 2J h t 是一个常数.用T F 表示击穿时间,就可得到k 2J h t =k 2J h T F =k 2Q P =C ,(16)和Q P =C/k 2 ,(17)C 为常数,k 2是一个与电场无关的常数.这样就可返回去得到传统的1/E 模型的结果,即栅氧化层击穿所需要的总的空穴流量为常数,与电场无关.对于不太薄(>50×10-10m )的氧化层,J h ≈αJ e ,可以得到k 2J h T F ≈k 2αJ e T F =C.写出J e 的F 2N 表达式,将上式进行整理,可得到(T F )=C/[k 2αG E 2exp (H/E )] ,(18)即ln (T F )∝1/E ,(19)这样,就推导出了在高场强情况下1/E 模型的结果.在低电场情况下,可以证明[18]k 1µk 2J h ,则式(14)变为N V 0(1-exp (-k 1t )) .(20)根据逾渗理论,击穿时缺陷浓度为定值,可得出k 1t =k 1(T F )=D ,(21)D 为常数.结合式(5)和(6),代换k 1可得到ln (T F )∝E ,(22)这时得到了E 模型的结果.很明显,主方程可以统一描述高场和低场情况下的击穿特性.而k 1与k 2J h 的相对大小,一是与氧化层的具体情况有关,不同的氧化层,存在不同的应变键类型,不同的应变键类型,决定了它们的相对大小;二是与外加电场有关,一般认为,k 1与k 2J h 相对大小的转变通常发生在电场强度为8～9MV/cm 时[11].但由于氧化75第1期 马仲发等:栅氧化层击穿的统一逾渗模型85 西安电子科技大学学报(自然科学版) 第31卷层本身的差异,转变电场也有可能不同.4 结 论通过研究得出以下结论:在栅氧化层击穿过程中,导致氧化层性能退化和击穿的主要原因是氧化层中缺陷的产生与积累,而这些缺陷的产生是氧化层中的应变键在电场和载流子综合作用下的结果.在这些缺陷中,深能级缺陷在氧化层禁带中形成定域态.随着应力时间的持续,缺陷浓度不断增大,定域态之间的距离也不断缩小.当缺陷浓度达到一个临界值时,即相邻定域态之间的距离缩小到临界值时,定域态通过交叠形成扩展能级,氧化层的漏电流开始急剧增大,介质击穿开始触发.传统的E模型和1/E模型之所以只能在有限的电场强度范围对实验数据进行较好的拟合,就是因为它们没有综合考虑对缺陷产生贡献的各种因素.参考文献:[1]庄奕琪1微电子应用可靠性技术[M]1北京:电子工业出版社,1996.[2]史保华,贾新章,张德胜1微电子器件可靠性[M]1西安:西安电子科技大学出版社,1999.[3]Anolick E,Nels on G.Thin S iO2Dielectric T ime Dependent Breakdown Mechanism[A].International Reliability Physics Proceedings[C].San Francisco:IEEE,1979.8215.[4]Crook D.Method of Determining Reliability Screens for T ime Dependent Reliability Breakdown[A].International Reliability PhysicsProceedings[C].San Francisco:IEEE,1979.125.[5]Berman A.T ime2zero Dielectric Reliability T est by a Ram p Method[A].International Reliability Physics Proceedings[C].Orlando:IEEE,1981.2042209.[6]McPhers on J W,Baglee D A.Acceleration Factor for Thin G ate Oxide S tressing[A].IEEE International Reliability Physics Sym posium[C].Orlando:IEEE,1985.124.[7]Chen I C,H olland S,Hu C.Oxide Breakdown Dependence on Thickness and H ole Current2enhanced Reliability of Ultra Thin Oxide[A].Proceedings of International E lectronic Device Meeting[C].San Francisco:IE DM,1986.6602669.[8]Weinberg Z A.H ole Injection and T ransport in S iO2Films on S i[J].Appl Phys Lett,1975,27(8):4372450.[9]刘红侠,郝 跃1热生长超薄栅氧化层的空穴击穿机理与碰撞电离模型[J]1西安电子科技大学学报,1998,25(2):1522154.[10]陈坤基1非晶态半导体物理引论[M]1北京:中国学术出版社,1987.[11]McPhers on J W,K hamankar R B.M olecular M odel for Intrinsic T ime2dependent Dielectric Breakdown in S iO2Dielectrics and theReliability Im plications for Hyper2thin G ate Oxide[J].Semiconductor Science&T echnology,2000,15(3):4622470.[12]Lu Q.A M odel of the S tress T ime Dependence of SI LC[A].Proceeding of International Reliability Physics Sym posium[C].San Dieg o:IEEE,1999.3962403.[13]T zou J J,Sah C T.Field Dependence of T w o Large H ole Capture Cross Sections in Thermal Oxide on S ilicon[J].Appl Phys Lett,1983,43(9):8612864.[14]McPhers on J W,M ogul H C.Disturbed Bonding S tates in S iO2Thin Films and Their Im pact on T ime2dependent Dielectric Breakdown[A].Proceedings of36th IEEE Annual International Reliability Sym posium[C].New Y ork:IEEE,1998.47255.[15]Mclean F B,Boesch H E.H ole T ransport and Recovery Characteristics of S iO2G ate Insulators[J].IEEE T rans on Nucl Sci,1976,23(6):150621510.[16]Deutscher G,Z allen R,Adler J.Percolation S tructures and Processes[A].Annals of the Israel S ociety[C].Israel:Ayalon O ffset Ltd,1983.3672396.[17]Anders on P W.Absence of Diffusion in Certain Random Lattices[J].Phys Rev,1958,109(6):149221501.[18]Rasras M.Photo2carrier G eneration as the Origin of F owler2N ordheim Induced Substrate H ole Current in Thin Oxides[A].IE DMT echnical Digest[C].Ox ford:E lsevier Science Ltd,1999.4652471.(编辑:郭 华) 。
一种用于分离pMOS器件热载流子应力下氧化层陷阱电荷和界面陷阱电荷对阈值电压退化作用的方法(英文)
杨国勇;王金延;霍宗亮;毛凌锋;谭长华;许铭真
【期刊名称】《半导体学报：英文版》
【年(卷),期】2003(24)7
【摘要】在电荷泵技术的基础上 ,提出了一种新的方法用于分离和确定氧化层陷阱电荷和界面陷阱电荷对 p MOS器件热载流子应力下的阈值电压退化的作用 ,并且这种方法得到了实验的验证 .结果表明对于 p MOS器件退化存在三种机制 :电子陷阱俘获、空穴陷阱俘获和界面陷阱产生 .需要注意的是界面陷阱产生仍然是 p MOS器件热载流子退化的主要机制 ,不过氧化层陷阱电荷的作用也不可忽视 .【总页数】7页(P673-679)
【关键词】MOS器件;氧化层陷阱;界面陷阱;热载流子退化;阈值电压
【作者】杨国勇;王金延;霍宗亮;毛凌锋;谭长华;许铭真
【作者单位】北京大学微电子学研究所
【正文语种】中文
【中图分类】TN43
【相关文献】
1.动态应力下功率n-LDMOS器件热载流子退化恢复效应 [J], 徐申;张春伟;刘斯扬;王永平;孙伟锋
2.5 V pMOS器件的热载流子注入退化机理 [J], 杨翰琪;刘小红;吕康;魏家行;孙伟锋
3.热载流子应力下p-MOSFETs在低栅电压范围的统一退化模型(英文) [J], 胡靖;穆甫臣;许铭真;谭长华
4.热载流子应力下超薄栅p MOS器件氧化层陷阱电荷的表征(英文) [J], 杨国勇;王金延;霍宗亮;毛凌锋;谭长华;许铭真
5.一种用于提取LDD结构n-MOSFET热载流子应力下界面陷阱产生的改进方法(英文) [J], 杨国勇;毛凌锋;王金延;霍宗亮;王子欧;许铭真;谭长华
因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
北京大学学报（自然科学版），第41卷，第5期，2005年9月Acta Scientiarum NaturaliumUniversitatis Pekinensis ，Vol.41，No.5（Sept.2005）1）国家重点基础研究发展规划973项目（2001CB610503）、国家自然科学基金（90206048，90406014，50202001，50202002，60471007）、北京市自然科学基金（4032012，4042017）和教育部博士点基金（20020001003）资助项目收稿日期：2004-04-23；修回日期：2004-06-07场效应纳电子晶体管的构造和电学特性测量1）邓楠张琦锋李萍剑申自勇侯士敏吴锦雷2）（北京大学信息科学技术学院电子学系，北京，100871，2）E-mail ：jlwu@ ）摘要研究了场效应纳电子晶体管构造过程中金属电极的结构设计，源-漏电极高度、SiO 2绝缘层厚度以及金属电极选材等因素对器件性能有关键的影响。
在此基础上测量了单壁碳纳米管束的场效应行为，构造成功基于单壁碳纳米管束的场效应晶体管。
关键词单壁碳纳米管；化学气相沉积；肖特基势垒；场效应晶体管中图分类号TN 04；TN 1030引言单根碳纳米管和纳米线的直径仅为几个纳米，而长度可达数微米以上，是一种理想的一维结构。
单根碳纳米管和纳米线的电学特性及在此基础上构建的纳电子器件是当前国际上的研究热点之一［1—4］。
在纳米尺度构造电子器件并研究其电学性质，其中一个很关键的问题是纳电极的设计，其中涉及的问题包括：金属电极材料与一维半导体材料的接触；电极宽度和间距对电子输运性质的影响；电极高度、绝缘层厚度对器件性能的影响以及测量过程中纳电极的引出等。
本文以场效应纳电子晶体管的构造为例，对纳电子器件设计及性能测试等方面的问题进行了阐述。
1场效应纳电子晶体管结构设计1.1源-漏电极结构参数及选材源-漏电极间距是纳电子晶体管设计过程中首先要考虑的问题。
