Comportamiento de conmutación resistiva de alta frecuencia de TiO2 y NiO amorfos

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 13804 (2022) Citar este artículo

1114 Accesos

2 citas

2 Altmetric

Detalles de métricas

La conmutación resistiva (RS) de los óxidos de metales de transición (TMO) se ha convertido no solo en una opción atractiva para el desarrollo de la memoria no volátil de próxima generación, sino también como una familia adecuada de materiales capaces de admitir la conmutación de alta frecuencia y velocidad necesaria. para las tecnologías de comunicación inalámbrica de próxima generación, como 6G. El mecanismo exacto de RS aún no se comprende claramente; sin embargo, se acepta ampliamente que está relacionado con la formación y ruptura de filamentos conductores subestequiométricos (fases de Magnéli) de los respectivos óxidos tras la activación. Aquí, examinamos el comportamiento de conmutación de TiO2 amorfo y NiO tanto en el régimen de CC como en el modo de alta frecuencia. Mostramos que la resistencia DC del TiO2 amorfo es invariante de la longitud de la región activa. Por el contrario, la resistencia de las muestras de NiO exhibe una fuerte dependencia de la longitud, y su resistencia DC se reduce a medida que aumenta la longitud. Además, mostramos que las características de conmutación de alta frecuencia del TiO2, reflejadas en las pérdidas de inserción en el estado ENCENDIDO y el aislamiento en el estado APAGADO, son muy superiores a las del NiO. Las inferencias fundamentales se derivan de estos hallazgos, que no solo enriquecen nuestra comprensión del mecanismo de conducción en óxidos binarios/multinarios, sino que son esenciales para habilitar el uso generalizado de óxidos binarios/multinarios en aplicaciones emergentes de memoria no volátil y de onda milimétrica de 6G. Como ejemplo de una posible aplicación admitida por los TMO, se muestra aquí un atenuador variable de tipo reflectante (RTVA). Está diseñado para operar a una frecuencia central de 15 GHz. Los resultados indican que tiene un rango dinámico de nada menos que 18 dB con una pérdida de inserción máxima de 2,1 dB.

Se espera que el desarrollo de la memoria no volátil (NVM) de próxima generación sea impulsado por mecanismos no basados en cargos. Esto se debe a las limitaciones de escala de la memoria basada en carga, como la memoria dinámica de acceso aleatorio (DRAM). La memoria de acceso aleatorio de conmutación resistiva (RRAM) ha atraído una atención significativa como uno de los principales contendientes para el reemplazo de DRAM, debido a su baja complejidad de fabricación, excelentes velocidades de conmutación y rendimiento1,2,3,4,5,6,7,8 ,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24. Además, se espera que las altas velocidades de conmutación y las altas relaciones dinámicas sean los principales impulsores del desarrollo de los sistemas de telecomunicaciones de próxima generación.

El mecanismo físico detrás de la conmutación resistiva (RS) basada en óxidos de metales de transición (TMO) confronta a la física del estado sólido con el desafío de interpretar la naturaleza exacta de los fenómenos que conducen a la transición reversible del estado dieléctrico al estado conductor, comúnmente conocido como Mott transición 13. La transición metal-aislante en el VO2 ahora se acepta como un fenómeno masivo (homogéneo)25, sin embargo, el funcionamiento de RS de los TMO restantes se puede atribuir a la formación y ruptura de filamentos conductores, Figs. 1 y 2, en el interior del material tras la aplicación de voltaje de polarización de CC o elevación de temperatura. Para ello, se confirmó experimentalmente el mecanismo de conducción filamentosa mediante medidas in situ de corrientes y tensiones en TinO2n−13,14 y NiO26. La formación de filamentos conductores se inicia a través del proceso de electroformación5,12 mediante la aplicación de un voltaje de polarización de CC sobre el TMO que da como resultado la creación de filamentos conductores subestequiométricos (ruptura dieléctrica suave), Fig. 2b. Al invertir el voltaje de polarización de CC, la estequiometría del interior del TMO se restablece parcialmente, lo que resulta en la ruptura del filamento conductor, Fig. 2c. Dado que en este estado una celda TMO no es galvánicamente conductora, se denomina estado RESET. La celda puede restaurar su conductividad galvánica volviendo a aplicar el voltaje de CC, que se muestra en la Fig. 2d: estado SET.

Ilustración de filamentos en estado cristalino electroformado Óxido de metal de transición. La acción de conmutación se produce tras la aplicación de tensión de polarización de CC que provoca el establecimiento de rutas conductoras.

Formación y ruptura de filamentos conductores (electroformado); (a) estado inicial, (b) electroformación del filamento, (c) ruptura del filamento, estado RESET y (d) estado SET reversible.

El enfoque clásico al problema de entender el mecanismo de cambio de óxidos binarios/multinarios puede ser erróneo ya que se basa en tratar sus propiedades físicas de forma análoga a las de los cristales de silicio11. De hecho, este enfoque se vuelve problemático desde el principio, debido al hecho de que el orden de los defectos en los óxidos binarios/multinarios es de 10 a 12 órdenes de magnitud mayor que en los cristales de silicio. Por un lado, esto parece requerir una mejor calidad de los cristales, con menos defectos, sin embargo, por otro lado, debe señalarse que RS se ha observado en muchos TMO amorfos. Por lo tanto, los defectos en los TMO no deben verse como estructuras indeseables para lograr un RS "perfecto"; más bien, el objetivo debería estar en la formación/ingeniería de imperfecciones "perfectas", con el objetivo de lograr altas relaciones dinámicas, altas velocidades de conmutación y un excelente rendimiento eléctrico. Por lo tanto, cualquier teoría precisa o modelado de RS en TMO no puede ignorar y, de hecho, debe considerar el papel de los defectos en el material. Los defectos, dependiendo de su naturaleza exacta, pueden clasificarse como "0D" (defectos puntuales, como los trastornos de Schottky y Frenkel), "1D", "2D" y defectos extendidos "3D". Tras la activación y el proceso de aglomeración del defecto, estas imperfecciones juegan un papel crucial en la transición del óxido a las fases Magnéli, filamentos conductores no estequiométricos. Por lo tanto, el grado de conductividad en el estado activado en RS se mejora al tener el tipo de defectos "correcto". Desde un punto de vista macroscópico, dependiendo de la naturaleza estequiométrica de los filamentos conductores, los óxidos binarios/multinarios pueden verse como semiconductores de tipo n (como TiO2) o semiconductores de tipo p (como NiO) en sus respectivos estados activados. .

El uso de TMO en aplicaciones de ondas milimétricas se ha limitado en gran medida a los óxidos cristalinos de vanadio (VOx)15,16,17,18,19,20,21,22. Por ejemplo, en la Ref. 15, se caracterizó una capa de VO2 de 200 nm de espesor, depositada mediante ablación con láser reactivo en una guía de ondas Coplanar (CPW) para formar configuraciones de conmutación en serie y en paralelo, en el rango de frecuencia de 5 a 35 GHz. El interruptor formado de esta manera se accionó tanto térmicamente (elevando la temperatura a más de 340 K para permitir la transición del aislador al metal) como electrónicamente (mediante inyección de carga). El rango dinámico informado es de unos 25 dB con una pérdida de inserción de unos 0,8 dB. La velocidad de cambio de VO2 depende en gran medida de la técnica de deposición y se ha informado que está en el rango de 1 ps17 a varios ns18,19. También se han registrado velocidades de conmutación similares para TaOx y ZrOx23,24. El uso de TMO que no sean VOx con fines de caracterización y uso en el contexto de dispositivos de RF y de onda milimétrica ha sido relativamente poco explorado, lo que deja un vacío tanto en el conocimiento como en la aplicación. Aquí, examinamos el comportamiento de conmutación de TiO2 y NiO amorfos (fase anatasa) que cubren tanto los regímenes de CC como los de alta frecuencia, hasta 20 GHz. El documento está organizado de la siguiente manera: en "Estructura de interruptor", se presenta y describe una estructura de interruptor. En "Resultados de CC" y "Resultados de alta frecuencia" se presentan los resultados de la caracterización de CC y alta frecuencia. "Interruptor y atenuador de RF" está dedicado a una aplicación y "Conclusiones" a las conclusiones.

La geometría del interruptor propuesto se ilustra en la Fig. 3, y las micrografías de uno de los dispositivos fabricados se muestran en la Fig. 4. El sustrato portador es una oblea de Si dopada con n de 600 µm de espesor, con una resistividad superficial de 100 Ω cm y una constante dieléctrica de \({\varepsilon }_{r}=11.9\). La oblea de Si tiene 200 nm de óxido térmico crecido en la parte superior para aislar la capa conductora de Si del plano de tierra de oro (Au) depositado en la parte superior de la capa de óxido. El grosor del plano de tierra de Au estampado es de alrededor de 500 a 600 nm, con una capa delgada de Ti de 10 nm debajo de la capa de oro para ayudar a la adhesión. El espesor del electrodo superior de Au también está entre 500 y 600 nm, con una capa de adhesión de Ti de 10 nm. El ancho del electrodo de Au superior y, por lo tanto, el ánodo de la estructura de la Fig. 3 es WTMO = 8 µm y su longitud varía desde LTMO = 1 mm hasta LTMO = 5 mm. El electrodo superior se deposita parcialmente sobre el sustrato de SiO2 y parcialmente sobre la capa de TMO. El espesor de TMO es de aproximadamente 200 nm. Las capas de metal y TMO se depositaron mediante evaporación y despegue por haz de electrones. Las capas de TMO, NiO y TiO2, se evaporaron de fuentes compuestas en una atmósfera enriquecida con oxígeno para conservar la estequiometría adecuada. Se usaron elipsometría (Rudolph Auto ELII) y perfilometría de superficie (KLA P7) para determinar el índice de refracción y el espesor de la película TMO, respectivamente. Luego se dedujo la estequiometría a partir de estas mediciones.

Estructura del interruptor: (a) vista en perspectiva, (b) vista superior, (c) pila de material y (d) vista ampliada de la transición CPW-microstrip.

Micrografías de estructuras TMO fabricadas: (a) imagen de la estructura escindida que muestra la línea dorada superior, TMO, y el plano de tierra obtenido mediante microscopía electrónica de barrido de emisión de campo (FESEM), (b) vista superior ampliada de la línea de microstrip y (c) vista de la mitad del dispositivo de medición. Son evidentes los "rizos" en los bordes de la línea de microcinta (b) debido al despegue, con un espesor estimado de 40 nm.

La capa aislante de SiO2 entre los electrodos en el campo se depositó mediante deposición química de vapor mejorada con plasma (STS PECVD) y se modeló mediante grabado de iones reactivos (Plasma Therm ICP/RIE). La región TMO activa se intercala entre dos transiciones de guía de ondas Coplanar (CPW) a microstrip de longitudes Ltr = 2015 µm, con la longitud de las almohadillas expuestas de LCPW = 400 µm. La transición CPW-microstrip está especialmente diseñada para reflejos bajos en el rango de frecuencia de interés de 1 a 20 GHz. Vale la pena mencionar que en lugar de la transición de CPW a microstrip como la que se busca aquí, se podría haber utilizado una transición de Stripline Coplanar Asimétrica (ACS) a microstrip27, para lograr el mismo efecto. Sin embargo, debido a la asimetría del ACS, la estructura formada de esta manera puede dificultar la extracción de los parámetros desconocidos.

La figura 5 muestra la configuración de medición utilizada para medir el rendimiento de CC y alta frecuencia. Aquí, un analizador de red vectorial (VNA) está conectado al dispositivo bajo prueba (DUT), (que se muestra en la Fig. 3), a través de tes de polarización, lo que permite la polarización de CC de la estructura. Durante la prueba de CC, el VNA se mantiene apagado y los voltajes y las corrientes se miden con medidores externos de voltios y amperios, Fig. 5. Dado que al comienzo de la transición del aislador a metal (formación de fases de Magnéli), la corriente a través del dispositivo puede exhibir un comportamiento de fuga, se agrega una resistencia limitadora de corriente de R = 600 Ω en la configuración. Se probaron varios dispositivos fabricados con TiO2 y NiO con longitudes de región activa de 1 mm, 2 mm y 5 mm. Con este fin, se aumentó gradualmente el voltaje de CC y se controló la corriente de CC, Fig. 6. Con referencia a esta figura, es importante señalar que los voltajes de polarización de CC aplicados a las muestras de NiO y TiO2 no son idénticos. Aquí, se observó empíricamente que el voltaje de polarización de CC máximo que se puede aplicar a las muestras de TiO2 es independiente de su longitud y es de 7 V. El aumento del voltaje de polarización de CC más allá de este valor da como resultado la destrucción de las muestras, probablemente debido a Joule. calefacción. La situación es algo diferente para las muestras de NiO. En este caso, el voltaje de polarización de CC máximo que se puede aplicar a las muestras se determina empíricamente en función de la longitud de la muestra. Es de 12 V, 13 V y 14 V para las longitudes de NiO de 1 mm, 2 mm y 5 mm, respectivamente. Se observó además que, aunque la resistencia de CC en el estado APAGADO permaneció alta independientemente del tipo de TMO y su duración, la resistencia del estado completamente ENCENDIDO depende del tipo de TMO. Por ejemplo, cuando las longitudes de las regiones activas de NiO son de 1 mm, 2 mm y 5 mm, las resistencias de CC medidas en ENCENDIDO completo son de 300 Ω, 185 Ω y 93 Ω, respectivamente. Por el contrario, para las mismas longitudes de las regiones activas, la resistencia de CC de encendido total de las muestras de TiO2 varía de 18,4 a 21,8 Ω, que es relativamente pequeña. Este comportamiento es esclarecedor, ya que apunta a dos mecanismos de conducción diferentes, uno trabajando en NiO y otro en TiO2. Se puede especular que en las muestras amorfas de NiO, el tamaño de los filamentos conductores subestequiométricos es más pequeño que sus contrapartes en TiO2 y, también, que el número de filamentos aumenta con la longitud (de la región de NiO). Con respecto a las muestras de TiO2, parece que dentro de sus dominios activos, solo se establecen unos pocos filamentos conductores dominantes, lo que hace que la resistencia de CC de las muestras de TiO2 sea relativamente insensible a su longitud.

Configuración de medición que consiste en un VNA, tes de polarización, resistencia de protección, amperímetro, voltímetro y DUT.

Características de polarización directa de CC de (a) NiO y (b) TiO2 para 1 mm (círculos rojos), 2 mm (cuadrados azules) y 5 mm (diamante negro) de longitud.

A continuación, se investigó el efecto del ciclo de CC (llevar repetidamente las celdas de prueba a los estados ON y OFF) sobre el comportamiento de los óxidos amorfos propuestos y los resultados se muestran en la Fig. 7. Las longitudes de las muestras activas para ambos casos son 5 mm. Aquí, ambos dispositivos se ciclaron varias veces y no se registró ninguna diferencia en la respuesta. Como se puede ver, no se detectó un desbordamiento de corriente CC para ambas muestras, sin embargo, la histéresis registrada está en línea con los hallazgos de la literatura anterior1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12, 13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24.

Ciclado de CC de regiones activas de 5 mm de largo; (a) NiO y (b) TiO2: (círculos azules) ciclando hacia arriba y (cuadrados rojos) ciclando hacia abajo (mostrando histéresis).

Para evaluar el rendimiento de los interruptores TMO a altas frecuencias, inicialmente es necesario extraer las influencias de las dos transiciones CPW-microstrip evidentes en la Fig. 3 de los parámetros de dispersión medidos de la estructura del interruptor. Los parámetros de dispersión de las transiciones se pueden obtener implementando una técnica de línea pasante de dos niveles28, que se basa en las mediciones de dos estructuras pasivas que se muestran en la Fig. 8.

Las dos estructuras pasivas utilizadas en el desembebido; (a) estándar pasante, (b) estándar de línea y (c) sección transversal de dispositivos pasivos.

La primera estructura pasiva contiene dos transiciones de CPW a microstrip (como aparece en la Fig. 3) conectadas espalda con espalda, denominadas Thru (T). La segunda estructura pasiva también contiene las dos transiciones conectadas espalda con espalda, pero a lo largo de una línea, denominada Línea (L). Ninguno de estos dos estándares de calibración, el Thru y el Line, están expuestos al material activo (TMO) y, de hecho, están fabricados en el material pasivo (SiO2), que es común a las secciones de la línea microstrip de ambos CPW-to. -transiciones microstrip. La longitud del estándar Line (L) se elige para que sea de 1 mm y, como se verá más adelante, se selecciona para que sea igual a la longitud de la celda activa (TMO). Los parámetros de dispersión de los dos estándares se midieron utilizando una estación de sonda y un analizador de red vectorial (VNA) sin voltaje de polarización de CC suministrado a través de la T de polarización. Los parámetros de dispersión extraídos para cada transición se muestran en la Fig. 9. Como es evidente, el coeficiente de reflexión en el puerto de entrada (lado CPW) es mejor que − 5 dB, mientras que el coeficiente de reflexión de salida (lado de la línea microstrip) es mejor que − 10 dB. El coeficiente de transmisión de la transición, como se muestra en la Fig. 9, experimenta un alto nivel de atenuación. Esto es comprensible, ya que tanto el plano de tierra como la línea de microcinta son eléctricamente muy delgados, con un espesor de aproximadamente 0,37 (δ) incluso a la frecuencia de operación más alta de 20 GHz. A 1 GHz, el espesor eléctrico es aún menor y es igual a 0,08δ. Esto hace que la impedancia característica de la línea CPW y microstrip dependa en gran medida de la frecuencia, lo que afecta negativamente la adaptación de impedancia y la pérdida de transmisión.

Parámetros de dispersión extraídos de la transición CPW-microstrip; S11 (rojo, visto desde el lado CPW), S22 (verde, visto desde el lado de la línea microstrip) y S21 (azul).

Habiendo determinado los parámetros de dispersión de las transiciones, ahora es posible considerar sus efectos y obtener con precisión las características de conmutación de las muestras amorfas de NiO y TiO2. La matriz de línea de transmisión de la región activa en la Fig. 3, que contiene NiO o TiO2, se puede encontrar en

donde, \({[T]}_{meas}\), representa la matriz de transmisión de toda la estructura que se muestra en la Fig. 3, después de convertir los parámetros de dispersión medidos en los parámetros de transmisión. Además, \({[T]}_{trans}^{-1}\) y \({[T]}_{rev\_trans}^{-1}\) representan las matrices de transmisión inversa de las dos entradas y transiciones CPW-microstrip de salida dispuestas en las posiciones directa e inversa, respectivamente.\({[T]}_{TMO}\) denota la matriz de transmisión extraída de la región TMO activa, que incluye el efecto de cualquier desajuste de impedancia en la dos uniones entre la línea microstrip depositada en el sustrato de SiO2 y la región TMO activa. Esto se manifiesta por la existencia de reflejos que emanan de este límite. El efecto de los reflejos no deseados dificulta la comparación adecuada de los rendimientos de conmutación extraídos de los dos TMO y, por lo tanto, debe tenerse en cuenta. El proceso de transformación de la matriz \({[T]}_{TMO}\) extraída que contiene los reflejos no deseados en una matriz de transmisión sin reflejos se describe a continuación.

Los parámetros ABCD de una línea de transmisión de impedancia perfectamente adaptada de la Fig. 10a, que contiene la constante de propagación desconocida γTMO_nr y la impedancia característica Z0_TMO, γTMO_nr se dan a continuación.

donde, LTMO es la longitud de la región TMO activa. Una simple transformación de (2) en rendimientos de parámetros de dispersión.

Línea de transmisión estándar; (a) Línea de transmisión de longitud LTMO y (b) una red de dos puertos terminada en Z0_TMO.

Por otro lado, los parámetros ABCD de la región activa expresados a través de la forma general de la matriz \({[T]}_{TMO}\), mostrada en la Fig. 10b, son

Para que la línea de transmisión formada de esta manera no tenga reflejos, la constante de propagación γTMO_nr de (2) también debe satisfacer (4). Al igualar \({A}_{TM{O}_{nr}}\) y \({A}_{TMO}\), se puede encontrar la constante de propagación de la línea sin reflexión.

La ecuación (5) se puede simplificar aún más considerando que la región activa descrita por \({[T]}_{TMO}\) es simétrica, es decir

lo que produce la siguiente expresión para la constante de propagación de la transmisión sin reflexión dada por (2) y (3)

o expresado a través de los parámetros de dispersión de la matriz \({[T]}_{TMO}\),

Dicha línea sin reflejos se describe completamente en (3) y los rendimientos de las regiones activas de NiO y TiO2 se pueden comparar adecuadamente utilizando solo el coeficiente de transmisión, dado por:

Los coeficientes de transmisión sin reflexión extraídos del NiO amorfo y TiO2 para el mismo LTMO = 1 mm de longitud de las regiones activas se representan en las Figs. 11 y 12, respectivamente. Es evidente a partir de estas dos figuras que las pérdidas de transmisión para ambos TMO son bastante altas, sin embargo, eso es comprensible en el contexto de conductores eléctricamente delgados, como se explicó anteriormente. Para el caso del TMO basado en NiO, la diferencia máxima entre los estados APAGADO y ENCENDIDO es de unos 2 dB, mientras que para el caso del TMO basado en TiO2, la diferencia entre los estados APAGADO y ENCENDIDO no es inferior a 15 dB en el rango de frecuencia 10 MHz a 20 GHz. También es interesante notar que la conmutación del NiO amorfo va acompañada de un pequeño cambio en la fase de transmisión (máximo de 5° a 20 GHz), mientras que la conmutación entre estados en TiO2 muestra que el coeficiente de transmisión soporta un cambio de fase mucho mayor. (máximo de 90° a 20 GHz). Por lo tanto, este fenómeno merece una mayor investigación.

Coeficientes de transmisión extraídos de NiO amorfo; rojo (estado APAGADO, magnitud), azul (estado ENCENDIDO 12 V, magnitud), negro (estado APAGADO, fase) y verde (estado ENCENDIDO 12 V, fase).

Coeficientes de transmisión sin reflexión extraídos de TiO2 amorfo; rojo (estado APAGADO, magnitud), azul (estado ENCENDIDO 7 V, magnitud), negro (estado APAGADO, fase) y verde (estado ENCENDIDO 7 V, fase).

A continuación, volvamos a la extracción de la constante de propagación,\({\gamma }_{TMO\_nr}\), en (9), que contiene no solo la información sobre el TMO, sino que está distorsionada por la propagación EM parásita a través de la línea microstrip eléctricamente delgada y el dieléctrico directamente encima de ella (aire en este caso). Si se ve en un sentido más estricto, la propiedad dieléctrica de la estructura TMO, Fig. 3, necesita ser representada por un segundo rango, tensor espacialmente dependiente en el plano, es decir

Aquí, \({\overline{\varepsilon }}_{\parallel }\) son las características dieléctricas complejas en la dirección x o y (constante) de la capa TMO, mientras que \({\overline{\varepsilon }}_{ \perp }\) representa las características dieléctricas complejas en dirección z del TMO. Dado que el modo de propagación dominante en la estructura propuesta es la onda electromagnética cuasi transversal (QTEM), existe poca variación de campo en la dirección de los ejes x e y, Fig. 3. Además, como la relación del ancho de la electrodo superior de la estructura TMO de la Fig. 3 a la altura de la estructura TMO es muy grande (alrededor de 40), se puede suponer razonablemente que los campos EM están confinados principalmente al área debajo del electrodo superior con poca variación en el plano tangencial. Por lo tanto, la propagación EM se puede describir completamente mediante el conocimiento de \({\overline{\varepsilon }}_{\perp }\), que se puede suponer que se distribuye homogéneamente en el volumen debajo del electrodo superior. Como tal, sería pertinente ahora referirse a \({\overline{\varepsilon }}_{\perp }\) como \({\overline{\varepsilon }}_{r}\) de la TMO. En otras palabras, la estructura TMO se puede describir mediante una única característica dieléctrica compuesta, donde \({\overline{\varepsilon }}_{\perp }={\overline{\varepsilon }}_{r}={\ varepsilon }_{r}^{^{\prime}}+j{\varepsilon }_{r}^{"}\) y \(\mathrm{tan}\left(\delta \right)= {\varepsilon }_{r}^{\prime\prime}/ {\varepsilon }_{r}^{\prime}\). Sin embargo, hay que tener en cuenta que debido a la existencia de fases conductoras de Magnéli en el medio rodeado por un TMO estequiométrico aislante en el estado ENCENDIDO, se espera que los valores de alta frecuencia extraídos de \({\overline{\varepsilon }}_{r}\) muestren un comportamiento mixto de metal dieléctrico alto.

Incluso con estas suposiciones, la extracción analítica de los parámetros dieléctricos desconocidos de TMO a partir de las complejas características de propagación de una microbanda estándar es imposible, debido a las dificultades de separar las contribuciones de pérdida de las partes conductora y dieléctrica. En el presente caso, esto se complica aún más por el hecho de que los electrodos inferior y superior son eléctricamente delgados en la región de frecuencia de 1 a 20 GHz. Los conductores delgados se manifiestan no solo en forma de mayores pérdidas en la estructura, sino que también afectan la parte real de la permitividad dieléctrica. Además, como se muestra en la Fig. 4, el proceso de despegue de la capa de oro superior (línea de microstrip) no está optimizado, lo que ha llevado a la creación de borde alabeado. El grosor medio de los rizos es de unos 40 nm, lo que da lugar a la creación de un efecto de guía de ondas, que macroscópicamente se manifiesta como un mecanismo de pérdida adicional. Por lo tanto, la extracción de los parámetros dieléctricos se realiza numéricamente, usando una Técnica de Integración Finita, implementada en un simulador de onda completa disponible comercialmente, CST29, donde se supone que una dimensión de curvatura de borde promedio de 40 nm se extiende a lo largo de la estructura TMO. . Aquí, los valores extraídos de la constante de propagación compleja, \({\gamma }_{TMO\_nr}\), se comparan computacionalmente con la constante de propagación predicha por simulaciones en todo el rango de frecuencia usando, entre otros parámetros, las características dieléctricas de los TMOs como parámetros de optimización. A los efectos de la extracción, se supone que las características desconocidas de los TMO son de naturaleza dieléctrica tanto en estado APAGADO como ENCENDIDO y, por lo tanto, la extracción se lleva a cabo con respecto a \({\varepsilon }_{r}^{^ {\prime}}\) y \({\varepsilon }_{r}^{"}\) del material TMO. En un paso posterior, y para reflejar la naturaleza de cambio de fase de los materiales TMO, las pérdidas en el estado OFF se representan en términos de la tangente de pérdidas, mientras que las pérdidas en el estado ON se describen utilizando la conductividad eléctrica equivalente, para tener en cuenta la transformación de los materiales en un estado conductor.Los valores de las tangentes de pérdidas se obtienen utilizando la relación de \({\varepsilon }_{r}^{"}\) a \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\).

Se encuentra que el cambio en los valores de la parte real de la permitividad dieléctrica, \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\), de NiO, Fig. 13, al actuar no solo es pequeño, pero también exhibe excursiones tanto por encima como por debajo de los valores que alcanzó antes de la actuación. Esto se debe a las altas pérdidas que adquiere el NiO al actuar, que se muestran en la Fig. 14, que no van seguidas de un cambio significativo en la permitividad dieléctrica. El TiO2, por otro lado, exhibe un cambio significativo en la parte real de la permitividad dieléctrica al momento de la activación, más del 200 %, como se muestra en la Fig. 15. Además, el TiO2 también exhibe un cambio mucho mayor en la parte imaginaria de la permitividad dieléctrica, \({\varepsilon }_{r}^{"}\), en comparación con NiO, Fig. 16. Las tangentes de pérdida en los estados activado y no activado para NiO y TiO2 se muestran en las Figs. 17 y 18, respectivamente, que proporcionan una visión más intuitiva del comportamiento dieléctrico de NiO y TiO 2. Aquí, vale la pena señalar que la tangente de pérdida de TiO 2 en el estado no activado es no menos de 50 veces menor que la tangente de pérdida correspondiente de NiO, como se muestra en la Fig. 17 y considerablemente más alta que la de NiO en el estado activado, como se muestra en la Fig. 18. De la Fig. 18 se puede notar que la tangente de pérdida y, correspondientemente de la Fig. 16, la parte imaginaria del dieléctrico permitividad, de TiO2 es extremadamente alta. Tal comportamiento es inherente a los metales más que a los dieléctricos. En este caso, tiene sentido evaluar las pérdidas materiales en los estados activados (ON) en función de los valores de conductividad, que se pueden extraer utilizando la siguiente fórmula ( 11):

Extraído \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\) de NiO en estado APAGADO (círculos rojos) y en estado ENCENDIDO (cuadrados azules).

Extraído \({\varepsilon }_{r}^{"}\) de NiO en estado APAGADO (círculos rojos) y estado ENCENDIDO (cuadrados azules).

Extraído \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\) del estado de TiO2 APAGADO (círculos rojos) y estado ENCENDIDO (cuadrados azules).

Extraído \({\varepsilon }_{r}^{"}\) de TiO2 en estado APAGADO (círculos rojos) y en estado ENCENDIDO (cuadrados azules).

Tangentes de pérdida extraídas de NiO (círculos rojos) y TiO2 en estado APAGADO (cuadrados azules).

Tangentes de pérdida extraídas de NiO (círculos rojos) y TiO2 en estado ON (cuadrados azules).

Estos resultados se muestran en la Fig. 19. Como se puede ver, el TiO2 también supera al NiO en el estado metálico activado. Aquí, aunque la conductividad del NiO aumenta en función de la frecuencia, sigue siendo aproximadamente al menos 20 veces menor que la conductividad del TiO2. Es interesante ver que la conductividad del TiO2 es constante en función de la frecuencia, mientras que la conductividad del NiO aumenta monótonamente en función de la frecuencia. Esto indica que el mecanismo de conmutación es probablemente de un carácter diferente para los TMO examinados, lo que requiere una futura investigación experimental y teórica. Los resultados presentados indican que incluso en los estados amorfos, los TMO exhiben una transición de fase (conmutación), que se extiende hasta 20 GHz. Aunque el uso práctico de NiO como material reconfigurable puede tener un uso limitado, TiO2, por otro lado, muestra un gran potencial. En ausencia de voltaje de polarización de CC, se comporta como un buen dieléctrico con tangentes de pérdida del orden de 3 × 10–4. Sin embargo, tras la activación del voltaje de polarización de CC, pasa a un estado metálico con la parte real de la permitividad dieléctrica de alrededor de 110 y una conductividad de alrededor de 20 S/m. Este nivel de cambio en los parámetros constituyentes del TiO2 es suficiente para muchas aplicaciones de ondas milimétricas/RF, como desfasadores, atenuadores, antenas sintonizables de frecuencia y filtros, por nombrar solo algunas. Los resultados son extremadamente alentadores y apuntan a nuevas formas de lograr la reconfigurabilidad, que es de gran importancia para las tecnologías 5G actualmente implementables y los próximos sistemas de comunicación 6G. En la siguiente sección, se presenta un ejemplo de dispositivo de RF habilitado por el comportamiento de conmutación examinado de TiO2.

Conductividades extraídas de NiO en estado ON (círculos rojos) y TiO2 en estado ON (cuadrados azules).

Antes de examinar el uso de un interruptor de RF basado en TMO en un circuito, se debe evaluar el rendimiento del interruptor. Para un interruptor que usa TiO2, como se explica en la sección anterior, su desempeño es una función de la longitud de la región activa. Para investigar este efecto, los grosores de la línea de microcinta inferior y superior se aumentan a 3 µm, de modo que el cambio formado de esta manera no sufra pérdidas de profundidad debajo de la piel. El rendimiento dependiente de la longitud del interruptor de TiO2 se muestra en la Fig. 20. Como se puede ver, es una fuerte función de la longitud: las longitudes mayores incurren en un rango dinámico mayor, pero, al mismo tiempo, tienen mayores pérdidas.

Rendimiento del interruptor basado en TiO2 en función de la longitud; rojo, negro y azul—estado OFF para longitudes de 1 mm, 2 mm y 5 mm respectivamente y verde, naranja y violeta—estado ON correspondientes a las mismas longitudes.

Los rendimientos de los conmutadores a 15 GHz para varias longitudes diferentes se muestran en la Tabla 1.

A continuación, en función de las características de conmutación del TiO2 registradas en la Fig. 20, se diseña un atenuador variable y se investiga su rendimiento mediante simulaciones. Para fines de demostración, se utiliza un atenuador variable de tipo reflectante (RTVA), basado en un acoplador de 3 dB y cargas reflectantes, Fig. 21. El acoplador de 3 dB está hecho para operar a una frecuencia central de 15 GHz y fue diseñado sobre un sustrato (Roger Duroid, 3003) con \({\varepsilon }_{r}=3\) y tan(δ) = 0.00130. El espesor del sustrato es h = 130 µm. Las cargas reflectantes del acoplador diseñado, como se muestra en la Fig. 21, constan de dos secciones. La primera sección tiene una región activa de TiO2 sobre la cual se deposita una línea de microstrip y se cortocircuita a tierra a través de una vía. La longitud física de esta sección es de 3 mm. La región activa de TiO2 se conecta al acoplador de 3 dB a través de un transformador de cuarto de onda para ampliar el ancho de banda de funcionamiento del RTVA (atenuador variable de tipo reflectante) propuesto. La impedancia característica del transformador es de 50 Ω y su longitud corresponde a 3,16 mm. Las dimensiones de toda la estructura RTVA de la Fig. 21 son 15,18 mm × 11,77 mm × 0,13 mm. La respuesta del RTVA así formado se muestra en la Fig. 22. En la ventana de frecuencias de 14,2–15,8 GHz, las pérdidas de inserción varían de 1,2 a 2,1 dB, mientras que los valores máximos de atenuación son, en el mismo rango de frecuencias, 18,1 dB y 23,3 dB, respectivamente. Por tanto, el rango dinámico mínimo que ofrece la RTVA actual es de unos 17 dB. Como se mencionó anteriormente, el rango dinámico se puede aumentar, sin embargo, eso tiene como consecuencia el aumento de las pérdidas de inserción. En cualquier caso, existe una gran posibilidad de adaptar la respuesta de RTVA a una gran cantidad de aplicaciones, dependiendo de las necesidades, en función de la longitud de la región activa. La naturaleza versátil de los TMO y, en el presente caso, el TiO2 requiere una mayor investigación. Nuestros resultados sobre las características de conmutación de TiO2 muestran que un TMO no necesita estar en un estado cristalino "perfecto" para exhibir buenas características de conmutación de RF/onda milimétrica, sino que apuntan al hecho de que incluso los TMO amorfos pueden mostrar atractivas características de onda RF/mm. Una de las principales preguntas de investigación a responder radica en la posibilidad de adaptar las características de conmutación de ondas RF/mm de los TMO amorfos en virtud del control del nivel de "defectos" o impurezas, como se mencionó en la introducción. Este será un momento emocionante para la investigación de TMO.

Atenuador variable de tipo reflexivo (RTVA) basado en TiO2.

Rendimiento de RTVA de figura, basado en valores extraídos de TiO2; negro: coeficiente de reflexión en el estado APAGADO, verde: coeficiente de reflexión en el estado ENCENDIDO, rojo: pérdida de inserción en el estado APAGADO y azul: pérdida de inserción en el estado ENCENDIDO.

En este artículo, se investigó experimentalmente la conmutación resistiva de TMO amorfos de NiO y TiO2 para señales conmutadas con frecuencias de hasta 20 GHz. Las muestras se fabricaron utilizando técnicas estándar de microfabricación. Las mediciones indican que el TiO2 posee un rendimiento eléctrico superior tanto en los estados activados como no activados, lo que hace que este material sea muy prometedor para una variedad de aplicaciones de ondas milimétricas/RF. Nuestro estudio muestra que, en estado no activado, el TiO2 es un dieléctrico con una permitividad dieléctrica de alrededor de 54 y una tangente de pérdida en la región de 3 × 10–4. Tras la activación, el material exhibe una transición compleja de aislante a metal, con un aumento en la permitividad dieléctrica a más de 110 y una conductividad correspondiente de aproximadamente 20 S/m. Dichos cambios en las propiedades son en muchos casos adecuados para admitir una variedad de dispositivos de ondas milimétricas/RF, como desfasadores, atenuadores, osciladores sintonizables de frecuencia y filtros, por nombrar solo algunos. Como ejemplo, un estudio de simulación de un atenuador variable de tipo reflectante (RTVA) basado en TiO2 ha demostrado el potencial de los TMO para la realización de dispositivos reconfigurables, donde se registró un rango dinámico de 17 dB con pérdidas de inserción de solo 1,2 dB. Estos niveles de reconfigurabilidad logrados hasta ahora son extremadamente prometedores y se necesita más trabajo de investigación para desbloquear completamente su potencial.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

Morin, FJ Óxidos que muestran una transición de metal a aislante a la temperatura de neel. física Rev. Lett. 3(1), 34–36 (1959).

Artículo ADS CAS Google Académico

Zylbersztejn, A. & Mott, NF Transición metal-aislante en dióxido de vanadio. física Rev.B 11(11), 4383–4395 (1975).

Artículo ADS CAS Google Académico

Sawa, A. et al. Conmutación resistiva en óxidos de metales de transición. Mate. Hoy 11(6), 28–36 (2008).

Artículo CAS Google Académico

Rhode, C. et al. Mecanismo filamentoso localizado en la interfaz del ánodo en la conmutación resistiva de películas delgadas de TiO2TiO2. aplicación física Letón. 86, 262907 (2005).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Choi, BJ et al. Mecanismo de conmutación resistivo de películas delgadas de TiO2 cultivadas por deposición de capa atómica. Aplicación J. física 98, 033715 (2005).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Choi, BJ, Choi, S., Kim, KM, Shin, YC & Hwang, CS Estudio sobre el tiempo de conmutación resistivo de películas delgadas de TiO2TiO2. aplicación física Letón. 89, 012906 (2006).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Misra, P. et al. Estudios sobre tiempos de conmutación resistivos en películas delgadas de NiO cultivadas por deposición láser pulsada. J. física. Aplicación D física 50, 415106 (2017).

Artículo Google Académico

Fujimoto, M. et al. Nanocapa de anatasa de TiO2TiO2 en una película delgada de TiN que muestra una conmutación resistiva bipolar de alta velocidad. aplicación física Letón. 89, 223509 (2006).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tsunoda, K. et al. Conmutación resistiva bipolar en películas policristalinas de TiO2TiO2. aplicación física Letón. 90, 113501 (2007).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Szot, K., Speier, W., Bihlmayer, G. y Waser, R. Cambio de la resistencia eléctrica de dislocaciones individuales en SrTiO3 monocristalino. Nat. Mate. https://doi.org/10.1038/nmat1614 (2006).

Artículo PubMed Google Académico

Szot, K., Bihlmayer, G. & Speier, W. Naturaleza de los fenómenos de conmutación resistiva en TiO2 y SrTiO3: origen de la transición reversible del aislador-metal. Física de estado sólido. 65, 353–559 (2014).

Artículo Google Académico

Nauenheim, C., Kuegeler, C., Ruediger, A. & Waser, R. Investigación del proceso de electroformado en uniones de nanopunto de cruce de TiO2 con conmutación resistiva. aplicación física Letón. 96, 122902 (2010).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Mott, NF Transición metal-aislante. Rev.Mod. física 40(4), 677–683 (1968).

Artículo ADS CAS Google Académico

Kwon, DH et al. Estructura atómica de nanofilamentos conductores en memoria de conmutación resistiva de TiO2. Nat. Nanotecnología. https://doi.org/10.1038/nnano.2009.456 (2010).

Artículo PubMed Google Académico

Crunteanu, A. et al. Funciones de conmutación de microondas utilizando la transición metal-aislante reversible (MIT) en películas delgadas de VO2. En Actas de la 37.ª Conferencia Europea de Microondas, Alemania (2007).

Zhou, Y. et al. Transición ultrarrápida de metal-aislante activada por voltaje en interruptores de dióxido de vanadio. Dispositivo de electrones IEEE Lett. 34, 202 (2013).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Cavalleri, A. et al. Dinámica estructural de femtosegundos en VO2 durante una transición de fase sólido-sólido ultrarrápida. física Rev. Lett. 87(23), 2374011–2374014 (2001).

Artículo Google Académico

Leroy, J. et al. Transición de metal-aislante de alta velocidad en películas de dióxido de vanadio inducidas por un voltaje eléctrico pulsado sobre electrodos nano-gap. aplicación física Letón. 100(21), 213507-1-213507–4 (2012).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Pan, KC et al. Conmutadores de RF basados en resistencias variables de película delgada de óxido de vanadio. Trans. IEEE. Desarrollo de electrones 62(9), 2959–2965 (2015).

Artículo ADS CAS Google Académico

Huitema, L., Crunteanu, A., Wong, H. y Arnaud, E. Antena sintonizable basada en VO2 altamente integrada para aplicaciones de ondas milimétricas. aplicación física Letón. 110, 203501 (2017).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Madan, H., Zhang, H.-T., Jerry, M., Mukherjee, D., Alem, N., Engel-Herbert, R., Datta, S. Interruptor de RF activado eléctricamente de 26,5 terahercios encendido epitaxial VO2-encendido -oblea de zafiro (VOS). En IEEE International Electron Devices Meeting (IEDM) (2015).

Jiang, J., Chugunov, G. & Mansour, R. Fabricación y caracterización de interruptores de RF paralelos y en serie basados en VO2. En el Simposio Internacional de Microondas (IMS) IEEE MTT-S (2017).

von Witzleben, M. et al. Estudio del evento de conmutación SET de memorias basadas en VCM en una escala de tiempo de picosegundos. Aplicación J. física 127, 204501. https://doi.org/10.1063/5.0003840 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

von Witzleben, M., Walfort, S., Waser, R., Menzel, S. y Boettger, U. Determinación del límite de velocidad de carga eléctrica de los dispositivos ReRAM. IEEE J. Electron Devices Soc. 9, 667–678 (2021).

Artículo Google Académico

Gray, AX et al. Transición de metal-aislante impulsada por correlación en películas de dióxido de vanadio casi ideales. física Rev. Lett. 116, 116403 (2016).

Artículo ADS CAS Google Académico

Iwata, T. et al. Mecanismo de conducción dominante en memorias resistivas basadas en NiO. Aplicación J. física 117, 225701. https://doi.org/10.1063/1.4922239 (2015).

Artículo ADS CAS Google Académico

Dong, Y., Johansen, TK & Zhurbenko, V. Transición de guía de ondas coplanar de banda ultraancha a línea de banda coplanar asimétrica de CC a 165 GHz. En t. J. Microw. Wirel. Tecnología 10(8), 1–7. https://doi.org/10.1017/S175907871800082X (2018).

Artículo Google Académico

Bulja, S. & Mirshekar-Syahkal, D. Nueva transición de banda ancha entre la guía de onda coplanar y la línea microstrip. Trans. IEEE. Microondas. Teoría de la tecnología. 58(7), 1851–1857 (2010).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

(2020). [En línea]. Consultado en agosto de 2020. http://www.cst.com.

(2021). [En línea]. Consultado en agosto de 2020. https://rogerscorp.com/.

Descargar referencias

Laboratorio de Comunicaciones Inalámbricas, Instituto Nacional Tyndall, 34 Westland Row, Dublín 2, Irlanda

Senad Bulja y Holger Claussen

Nokia Bell Labs, 600 Mountain Ave., Murray Hill, Nueva Jersey, 07974, EE. UU.

Rose Kopf, Al Tate y Mark Cappuzzo

Centro de tecnología de Nokia, Lise-Meitner-Strasse 7/1, 89081, Ulm, Alemania

Dmitri Kozlov

Nokia Bell Labs Alemania, Lorenzstrasse, 10, BW, 70435, Stuttgart, Alemania

Dirk Wiegner y Wolfgang Templ

Escuela de Ciencias de la Computación e Ingeniería Electrónica (CSEE), Universidad de Essex, Colchester, CO4 3SQ, Essex, Reino Unido

Dariush Mirshekar-Syahkal

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

SB y RK diseñaron las celdas y los dispositivos de medición. RK fabricó las celdas y los dispositivos de medición y AT y MC ayudaron con la fabricación. SB recopiló, analizó y procesó los datos. SB y RK escribieron el manuscrito. AT, MC, DK, HC, DW, WT y DMS proporcionaron correcciones al manuscrito. Todos los autores discutieron los resultados y comentaron el manuscrito.

Correspondencia a Senad Bulja o Wolfgang Templ.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Bulja, S., Kopf, R., Tate, A. et al. Comportamiento de conmutación resistiva de alta frecuencia de TiO2 y NiO amorfos. Informe científico 12, 13804 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-16907-8

Descargar cita

Recibido: 26 mayo 2022

Aceptado: 18 julio 2022

Publicado: 13 agosto 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-16907-8

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt

Composites avanzados y materiales híbridos (2023)

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.

Blog