掺硼硅的极大磁电阻外文翻译资料

 2022-01-05 09:01

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掺硼硅的极大磁电阻

JJHM Schoonus，FL Bloom，W。Wagemans，HJM Swagten和B. Koopmans

荷兰埃因霍温科技大学应用物理系，cNM

（2007年8月21日收到; 2008年3月27日发布）

制造硼掺杂的Si-SiO2-Al结构以研究极大的磁阻（MR）效应。电流 - 电压特性显示出非线性行为，其主要是碰撞电离的自催化过程。在低温下，磁场将碰撞电离的开始推迟到更高的电场。这导致在400kA /m时对称正MR超过10000％。与导纳光谱推导出的价带相比，施加磁场导致受主能级的增加。引入宏观传输模型来描述如何通过电压，电极间距和氧化物厚度来控制MR。

使用非磁性材料的半导体磁输运研究[1,2]是一个持续关注的领域。凭借其长自旋相干长度[4]和与当前CMOS技术的兼容性，硅对磁电子有着非凡的前景 [3]。在过去的几十年中，还研究了磁场对p型硅器件的影响。已经报道过微波频率下杂质传导区的负磁阻（MR）[5]和在跃迁机理[6]和电阻转变附近的FeSi-SiO2-Si结中的正磁阻（MR） [7]。也已经调查过磁场对二维电子系统中金属 - 绝缘体转变的影响[8]。然而，到目前为止观察到的最大磁阻（MR）在1T的典型场中仅为40％。尽管已经彻底研究过金属氧化物半导体异质界面中的非线性电传输 [9]，但是对导致这种MR的机制的起源仍然缺乏共识。最近，研究表明，在半绝缘GaAs /i -GaAs /Au中，在宽温度范围内，在1T的磁场下电阻增加超过3个数量级，并且暂时归因于磁场依赖性雪崩击穿现象[10]。基于这种现象，观察以及对硅中较大MR的全面解释将是朝向新的自旋电子学应用的重要进展。

在这篇论文中，我们首次在掺硼硅中显示出远远超过10 000％的稳定的磁阻（MR），这与其他关于硅在更小磁场下显着更大的报道相反。通过系统研究用于在硅中注入载流子的薄二氧化硅层的作用（相当于参考文献中的肖特基势垒[10]），我们建立了理解增强磁阻效应的关键因素;隧道注入提供了所需的能量，以通过碰撞电离的自催化过程触发向高迁移率传输方式的转变。如Sladek所述，磁场提高了受体水平[11]，并且以前报道过GaAs [12]，通过GaAs用于碰撞电离的自催化过程的激活能量以指数方式增加，从而强烈抑制电流。

Si:B /SiO2/ Al横向器件由500mu;m厚的Shin-Etsu Handotai Group生产的掺硼硅晶片（15Omega;cm，p-type 1times;1015cm—3）制成。在室温下测量的迁移率为3.4times;102cm2/Vs.在自然表面氧化物层的顶部，通过DC磁控溅射沉积两个100mu;m宽的铝电极，彼此分开50mu;m。如图1所示，在4 K，偏置电压为20 V时，磁场平行于基板平面排列并从中扫过-400至400 kA / m，降低了电流2个数量级。相应的MR，定义为(R(H )/ R( 0)-1)times; 100％，R( 0)和R(H )分别表示零轴和外加磁场的电阻。对于大约100 kA / m的磁场，磁阻急剧增加，然后在400 kA /m时它连续增加到10 000％的值，大部分从未达到饱和。为了进一步探索这些效应，我们改变了电流和磁场之间的角度，发现MR中没有明显的各向异性。具有Si:B晶圆的相同制备的器件来自两个不同的供应商，ITME（1-30 Omega; cm）和Si-Mat（3-9 Omega; cm）表现出相似的行为，

图1电流作为磁场（左轴）和相应的磁阻（右轴）的函数，

Si：B（15 Omega; cm）具有原生氧化物。

可重复的电阻变化达8个数量级。这表明该效应是明显的，并且相应的机制应该与这些装置中的固有传输过程相关。

极大的MR效应如图1所示可以直接与高度非线性的电流 - 电压特性相关，这可以在各种磁场中观察到（见图2）。在插图中，给出了相同数据的对数线性图。电压在正方向上扫描并且在阈值电压（即，7V）下观察到电流急剧增加几个数量级。施加的磁场将该阈值电压推迟到更高的电场，并且曲线变得越来越陡峭。正如Sun等人所表明的那样[10]，电流的急剧增加可以解释为浅受主硼的碰撞电离的自催化过程，并且阈值电压由热平衡中的费米能级和受主能级的相对位置确定。当电压在阈值电压下逐渐降低时，观察到与阈值电压相比较小的歇斯底里行为，表明碰撞电离的自催化过程可以维持在较低的偏置电压。这是MOSFET中离子碰撞模型的击穿模拟的一个众所周知的原理[13]。

为了进一步确定受体电离对于观察到的MR的作用，图。3(a) 表示IV曲线在0和400 kA / m时的温度依赖性。如插图中明确显示的那样，随着温度的升高，电阻率也降低。并且碰撞电离的开始发生在较低的偏压下。同时，由于两个原因，MR坍塌到相对较小的值（在36K时为14％）。在20-30K的温度范围内，减小是由于磁场对碰撞电离的影响，这将在本论文中进一步阐明。从大约100 K开始，完成了杂质热迁移到高迁移率价带中 [图3(a)]，甚至进一步降低MR。

图2各种磁场的IV曲线;

插图显示了以对数线性标度绘制的相同数据。

图3（a）在不同温度下0 kA / m（填充）和400 k / Am（开路）的IV曲线，（插图）电阻率和空穴浓度随温度的变化，（b）电导和电容与温度的关系（c）图w/ Ti3/2

相对于0和400 kA / m的倒数峰值温度。

基于这些发现，控制这种磁阻效应的可能机制是通过磁场量化载流子运动，如Sladek对n-InSb所述[11]。对于足够小的杂质浓度，受体波函数以受体原子为中心，但它们仍然具有有限的重叠。磁场引起受主波函数的收缩，与有效质量成比例。空穴轨道在受主离子附近变得更加局部化，并且尾部的重叠减少。通过减少波函数的重叠，该场逐渐使杂质带变窄并且与价带相比将其增加到更高的能量，导致载流子停止并定位在杂质离子上，导致高电阻率。

为了证实这种推测，测量温度影响的电导以确定受体能级Ea [14]。在热平衡和零偏压下，在受体电离的温度下观察到电容曲线中的电导和阶跃峰值[图3(b)]。对于10到 100 kHz范围内的频率（不等于2w），以及0到400 kA / m的磁场，提取电容曲线Ti拐点处的温度。曲线图w/ Ti3/2 vs 1 / Ti [图3(c)]产生具有相对于价带的受主能量的斜率的直线。1 / Ti = 0的截距等 于9.7 times; 1015me*3/2Cpbeta;二 [14]，用Cp 捕获系数。这是电离受体捕获空穴的速率，并且可以使用有效质量me* =0.5和简并beta;=4。在零场中，我们推导出受体能量为（43.9 plusmn;0.2）meV。这与通过光电导测量的45meV的能量一致[15]。相应的捕获系数为（5.7plusmn;0.6） times;10-5 cm-3/s，这与通过掺硼5 times;1015cm3/ s研究得到的光电导和电流噪声值相当[16]。虽然图。3(b) 显示出对磁场的明显依赖性，但是难以分别提取Cp 和Ea 的依赖性。然而，我们已经证实对于浅受体（使用参考文献的分析[17]）dCp/ dEa gt; 0。与价带相比，任何小的磁场引起的Ea 变化总是朝向更高的能量[11]，这显然对应于Cp的增加。作为一种保守的方法，假设没有增加Cp 。因此，对于每个合理的受主能量，拟合的受主能量随着磁场的变化一致地移动至少1.8meV，导致空穴占据具有更高能量的状态。因此，碰撞电离需要更大的动能，对应于将阈值电压推迟到更大的电场（见图2）。最后，对于大于场依赖能量分裂的热能，其相对重要性降低，并且MR随温度而骤减，与图3(a)的观察结果一致。.

在我们的数据分析中，我们假设磁场对块硅中的载流子浓度有影响，而没有分析SiO2 的可能作用以及触点之间的间隔。因此，我们制备了样品，其中电极之间的间隔以及硅和铝之间的界面是变化的。首先，对于较大的电极间距，IV特性（未示出）中的阈值电压较高。尽管在恒定电流下测量的MR总是小于恒定电压MR，但它可以在很宽的电流范围内精确确定（图2）。恒定电流MR随着电极间距而增加，因此随着硅上的电压降而变化[图4(a)]，但似乎到大约200％饱和了。

到目前为止，只有含有天然氧化物的硅晶片用于研究MR。在第二系列测量中，确定了SiO2 的作用。在用100mol /m3 HF浸渍去除自然表面氧化物层之后，制备具有不同界面的器件，即具有欧姆接触，没有SiO2的干净肖特基势垒，以及1.7nm和3.7 nm SiO2 层，其中厚度通过X射线光电子能谱测量。通过在450℃ 下在氩气氛中退火30分钟Al / Si界面获得欧姆接触，并且通过等离子体氧化在1times; 10—1mbar的压力，15W下制备SiO2 层。 正如预期的那样，具有3.7nm隧道势垒的SiO2 的器件对于进一步分析而言电阻太大。一个1.7nm的接近自然氧化物的厚度的SiO2隧道势垒的设备MR是最大的[图4(b)]。只有肖特基势垒（0 nm SiO2）仅在高电流下MR为20％，而对于欧姆接触，MR可忽略不计。从IV特性（未示出）可知，对于高偏压，具有宽能垒的器件的总电导低于具有小能垒的器件的总电导。这种行为是由于载流子的碰撞电离引起的体电阻降低引起的。我们得出结论，超薄屏障是产生大量MR效应的必不可少的成分，因为它有助于碰撞电离过程。

图4不同电极间距的恒流MR;

（a）400 kA / m时测量，（c）模拟和不同接触

（b）400 kA / m时测量，（d）建模。

为了阐明这些结果，可以制定一个简单的模型，该模型包括对碰撞电离过程的阻挡和体积贡献。我们推测这个过程是由空穴引发的，这些空穴从氧化物Vinj上的电压获得足够的动能以电离中性硼原子[18]。另外，硅中的电场必须足够大，使得加速的空穴自由地撞击其他空穴，并且持续撞击电离过程。

特定的电场和磁场中，我们考虑确定载流子密度p（E,H）的动力学过程的平衡。空穴浓度的变化率由下式给出：

. (1)

右侧的第一项表示空穴释放速率，而第二项表示电离受体捕获空穴的速率。在此，pa 是受体浓度。At 是热产生的载体产生率，估计为2times; 104s-1[19]。Ai 是碰撞电离系数，其计算类似于Cohen和Landsberg [20]作为受体水平和漂移速度的深度的函数，即在注入硅后，直接设定等于空穴速度，v =（2eVinj / m）1/2。按照参考文献[20]，Ai 随着受体水平的深度呈指数下降。在热电子发射和隧道效应的通过屏障的电流，和硅上的电压成正比

. (2)

. (3)

用Js 表示通过势垒的饱和电流，mu;表示迁移率，l表示晶片的厚度，w表示电极的宽度，d表示电极之间的距离。来自方程式(1)–(3），对于恒定电流，器件上的总电压可以分别求解为0和400 kA / m。对于每个电流和磁场，假设p在整个硅中是恒定的。利用Js 作为每种类型的Al / Si界面的拟合参数，这导致MR行为，如图4(c) 和4(d)，定性地跟踪我们的实验数据令人惊讶。数据可以通过应该满足的两个条件来解释以获得高MR。首先，MR与（V- 2Vinj) / V [见图4(c) 中左下方,电极间距的线性增加]，最大的电压降应该超过硅片。一旦硅上的电压占主导地位，MR就会饱和[见图4(c)，在右边]。其次，氧化物层上的电压降必须足够高，以向碰撞电离过程所需的载流子提供动能，该过程受到磁场的影响。通过增加电流或降低饱和电流来满足这一条件[见图4(d)]，也因此Vinj 和MR增加。

最后，我们的模型显示，这种小的磁场引起的受体水平变化导致传导的急剧变化。从1.8 meV的受主能级变化（包括足够大的电压以引发碰撞电离），我们推断出碰撞电离系数的变化约为80％（使用参考文献的分析[20]），解释最大恒定电流MR的正确数量级。然而，极大的恒定电压MR应该通过方程式（1）中未涵盖的重组和电离之间的不平衡相互作用来描述。因为新发布的漏洞成为该过程的一部分。尽管如此，我们仍然认为我们的传输模型捕获了硅中大MR的相关参

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