Hochfrequenz-Widerstandsschaltverhalten von amorphem TiO2 und NiO

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 13804 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Widerstandsschalten (RS) aus Übergangsmetalloxiden (TMOs) ist nicht nur eine attraktive Wahl für die Entwicklung nichtflüchtiger Speicher der nächsten Generation, sondern auch eine geeignete Materialfamilie, die das benötigte Hochfrequenz- und Hochgeschwindigkeitsschalten unterstützen kann für die drahtlosen Kommunikationstechnologien der nächsten Generation wie 6G. Der genaue Mechanismus von RS ist noch nicht klar geklärt; Es wird jedoch allgemein angenommen, dass dies mit der Bildung und dem Aufbrechen von unterstöchiometrischen leitfähigen Filamenten (Magnéli-Phasen) der jeweiligen Oxide bei der Aktivierung zusammenhängt. Hier untersuchen wir das Schaltverhalten von amorphem TiO2 und NiO sowohl im DC-Bereich als auch im Hochfrequenzmodus. Wir zeigen, dass der Gleichstromwiderstand von amorphem TiO2 unabhängig von der Länge des aktiven Bereichs ist. Im Gegensatz dazu zeigt der Widerstand der NiO-Proben eine starke Abhängigkeit von der Länge, und ihr Gleichstromwiderstand nimmt mit zunehmender Länge ab. Wir zeigen weiterhin, dass die Hochfrequenzschalteigenschaften von TiO2, die sich in Einfügungsverlusten im EIN-Zustand und Isolation im AUS-Zustand widerspiegeln, denen von NiO weit überlegen sind. Aus diesen Erkenntnissen lassen sich grundlegende Schlussfolgerungen ziehen, die nicht nur unser Verständnis des Leitungsmechanismus in binären/multinären Oxiden bereichern, sondern auch wesentlich für die Ermöglichung einer weit verbreiteten Verwendung binärer/multinärer Oxide in neuen nichtflüchtigen Speicher- und 6G-mm-Wellen-Anwendungen sind. Ein Beispiel für eine mögliche Anwendung, die von TMOs unterstützt wird, ist hier ein reflektierender variabler Abschwächer (Reflective-Type Variable Attenuator, RTVA). Es ist für den Betrieb mit einer Mittenfrequenz von 15 GHz ausgelegt. Die Ergebnisse zeigen, dass es einen Dynamikbereich von nicht weniger als 18 dB bei einer maximalen Einfügungsdämpfung von 2,1 dB hat.

Es wird allgemein erwartet, dass die Entwicklung des nichtflüchtigen Speichers (NVM) der nächsten Generation durch nicht ladungsbasierte Mechanismen vorangetrieben wird. Dies liegt an den Skalierungsbeschränkungen ladungsbasierter Speicher, wie z. B. Dynamic Random-Access Memory (DRAM). Resistiv schaltender Direktzugriffsspeicher (RRAM) hat aufgrund seiner geringen Herstellungskomplexität, hervorragenden Schaltgeschwindigkeiten und Leistung große Aufmerksamkeit als einer der Hauptkandidaten für den Ersatz von DRAM auf sich gezogen1,2,3,4,5,6,7,8 ,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24. Darüber hinaus wird erwartet, dass hohe Schaltgeschwindigkeiten und hohe Dynamikverhältnisse die Haupttreiber für die Entwicklung der Telekommunikationssysteme der nächsten Generation sein werden.

Der physikalische Mechanismus hinter dem auf Übergangsmetalloxiden (Transition Metal Oxides, TMO) basierenden Widerstandsschalten (RS) stellt die Festkörperphysik vor die Herausforderung, die genaue Natur der Phänomene zu interpretieren, die zum reversiblen Übergang vom dielektrischen in den leitenden Zustand führen Mott-Übergang13. Der Metall-Isolator-Übergang in VO2 wird heute als (homogenes) Massenphänomen angesehen25, die Wirkung von RS der verbleibenden TMOs kann jedoch auf die Bildung und den Bruch leitfähiger Filamente zurückgeführt werden, Abb. 1 und 2, im Inneren des Materials bei Anlegen einer Gleichvorspannung oder Temperaturerhöhung. Zu diesem Zweck wurde der filamentartige Leitungsmechanismus experimentell durch In-situ-Messungen von Strömen und Spannungen in TinO2n−13,14 und NiO26 bestätigt. Die Bildung leitfähiger Filamente wird durch den Elektroformungsprozess eingeleitet5,12 durch Anlegen einer Gleichstromvorspannung an das TMO, was zur Bildung unterstöchiometrischer leitfähiger Filamente führt (weicher dielektrischer Durchbruch), Abb. 2b. Beim Umkehren der DC-Vorspannung wird die Stöchiometrie im Inneren des TMO teilweise wiederhergestellt, was zum Bruch des leitenden Filaments führt, Abb. 2c. Da eine TMO-Zelle in diesem Zustand nicht galvanisch leitend ist, spricht man vom RESET-Zustand. Durch erneutes Anlegen der Gleichspannung kann die Zelle ihre galvanische Leitfähigkeit wiederherstellen, wie in Abb. 2d – SET-Zustand dargestellt.

Illustration von Filamenten im elektrogeformten kristallinen Zustand eines Übergangsmetalloxids. Beim Anlegen einer DC-Vorspannung erfolgt ein Schaltvorgang, der zur Bildung leitfähiger Pfade führt.

Bildung und Bruch leitfähiger Filamente (Elektroformung); (a) Anfangszustand, (b) Elektrobildung des Filaments, (c) Bruch des Filaments, RESET-Zustand und (d) reversibler SET-Zustand.

Der klassische Ansatz zum Verständnis des Schaltmechanismus binärer/multinärer Oxide kann fehlerhaft sein, da er darauf basiert, ihre physikalischen Eigenschaften analog zu denen von Siliziumkristallen zu behandeln11. Tatsächlich wird dieser Ansatz von Anfang an problematisch, da die Ordnung der Defekte in binären/multinären Oxiden um 10–12 Größenordnungen höher ist als in Siliziumkristallen. Einerseits scheint dies eine bessere Qualität der Kristalle mit weniger Defekten zu erfordern, andererseits muss jedoch darauf hingewiesen werden, dass RS in vielen amorphen TMOs beobachtet wurde. Daher sollten Defekte in TMOs nicht als unerwünschte Strukturen für das Erreichen einer „perfekten“ RS betrachtet werden; Vielmehr sollte das Ziel in der Bildung/Konstruktion „perfekter“ Unvollkommenheiten liegen, mit dem Ziel, hohe dynamische Verhältnisse, hohe Schaltgeschwindigkeiten und hervorragende elektrische Leistung zu erreichen. Daher kann jede genaue Theorie oder Modellierung von RS auf TMO die Rolle von Defekten im Material nicht außer Acht lassen und muss sie sogar berücksichtigen. Die Defekte können je nach ihrer genauen Art in „0D“ (Punktdefekte wie Schottky- und Frenkel-Störungen), „1D“, „2D“ und als „3D“ erweiterte Defekte kategorisiert werden. Bei der Aktivierung und dem Defektagglomerationsprozess spielen diese Fehlstellen eine entscheidende Rolle beim Oxidübergang in die Magnéli-Phasen, nichtstöchiometrische leitfähige Filamente. Daher wird das Ausmaß der Leitfähigkeit im aktivierten Zustand in RS durch die „richtige“ Art von Defekten verbessert. Aus makroskopischer Sicht können binäre/multinäre Oxide abhängig von der stöchiometrischen Beschaffenheit der leitfähigen Filamente in ihren jeweiligen aktivierten Zuständen als Halbleiter vom n-Typ (wie TiO2) oder Halbleiter vom p-Typ (wie NiO) betrachtet werden .

Die Verwendung von TMOs in mm-Wellen-Anwendungen war weitgehend auf die kristallinen Oxide von Vanadium (VOx)15,16,17,18,19,20,21,22 beschränkt. Beispielsweise wurde in Lit. 15 eine 200 nm dicke VO2-Schicht im Frequenzbereich von 5–35 GHz charakterisiert, die mithilfe reaktiver Laserablation auf einem koplanaren Wellenleiter (CPW) abgeschieden wurde, um serielle und parallele Schalterkonfigurationen zu bilden. Der auf diese Weise gebildete Schalter wurde sowohl thermisch (Erhöhung der Temperatur auf über 340 K, um den Übergang vom Isolator zum Metall zu ermöglichen) als auch elektronisch (durch Ladungsinjektion) betätigt. Der angegebene Dynamikbereich beträgt etwa 25 dB bei einer Einfügungsdämpfung von etwa 0,8 dB. Die Schaltgeschwindigkeit von VO2 hängt stark von der Abscheidungstechnik ab und liegt Berichten zufolge im Bereich zwischen 1 ps17 und mehreren ns18,19. Ähnliche Schaltgeschwindigkeiten wurden auch für TaOx und ZrOx23,24 aufgezeichnet. Die Verwendung anderer TMOs als VOx zum Zweck der Charakterisierung und Verwendung im Zusammenhang mit HF- und mm-Wellen-Geräten ist relativ unerforscht, was sowohl eine Wissens- als auch eine Anwendungslücke hinterlässt. Hier untersuchen wir das Schaltverhalten von amorphem (Anatasphase) TiO2 und NiO im Gleichstrom- und Hochfrequenzbereich bis zu 20 GHz. Der Aufsatz ist wie folgt aufgebaut: Im Abschnitt „Switch-Struktur“ wird eine Switch-Struktur vorgestellt und beschrieben. Unter „DC-Ergebnisse“ und „Hochfrequenz-Ergebnisse“ werden die DC- und Hochfrequenz-Charakterisierungsergebnisse dargestellt. „HF-Schalter und Abschwächer“ ist einer Anwendung gewidmet und „Schlussfolgerungen“ den Schlussfolgerungen.

Die Geometrie des vorgeschlagenen Schalters ist in Abb. 3 dargestellt, und die Mikroaufnahmen eines der hergestellten Bauelemente sind in Abb. 4 dargestellt. Das Trägersubstrat ist ein 600 µm dicker n-dotierter Si-Wafer mit einem Oberflächenwiderstand von 100 Ω cm und eine Dielektrizitätskonstante von \({\varepsilon }_{r}=11,9\). Auf dem Si-Wafer ist 200 nm thermisches Oxid aufgewachsen, um die leitende Si-Schicht von der Gold (Au)-Grundebene zu isolieren, die auf der Oberseite der Oxidschicht abgeschieden ist. Die Dicke der strukturierten Au-Grundebene beträgt etwa 500–600 nm, mit einer dünnen 10 nm dicken Ti-Schicht unter der Goldschicht, um die Haftung zu unterstützen. Die Dicke der oberen Au-Elektrode liegt ebenfalls zwischen 500 und 600 nm, mit einer 10 nm dicken Ti-Haftschicht. Die Breite der oberen Au-Elektrode und damit der Anode der Struktur von Abb. 3 beträgt WTMO = 8 µm und ihre Länge variiert von LTMO = 1 mm bis LTMO = 5 mm. Die obere Elektrode wird teilweise auf dem SiO2-Substrat und teilweise auf der TMO-Schicht abgeschieden. Die TMO-Dicke beträgt etwa 200 nm. Die Metall- und TMO-Schichten wurden mittels Elektronenstrahlverdampfung und Abheben abgeschieden. Die TMO-Schichten NiO und TiO2 wurden aus Verbindungsquellen unter einer mit Sauerstoff angereicherten Atmosphäre verdampft, um die richtige Stöchiometrie beizubehalten. Ellipsometrie (Rudolph Auto ELII) und Oberflächenprofilometrie (KLA P7) wurden verwendet, um den Brechungsindex und die Dicke des TMO-Films zu bestimmen. Aus diesen Messungen wurde dann auf die Stöchiometrie geschlossen.

Schalterstruktur: (a) perspektivische Ansicht, (b) Draufsicht, (c) Materialstapel und (d) vergrößerte Ansicht des CPW-Mikrostreifenübergangs.

Mikroaufnahmen hergestellter TMO-Strukturen: (a) Bild der gespaltenen Struktur, das die obere Goldlinie, TMO und die Grundebene zeigt, erhalten mithilfe der Feldemissions-Rasterelektronenmikroskopie (FESEM), (b) vergrößerte Draufsicht der Mikrostreifenleitung und (c) Oberseite Blick auf eine Hälfte des Messgerätes. An den Rändern der Mikrostreifenleitung (b) sind aufgrund des Abhebens „Wellen“ mit einer geschätzten Dicke von 40 nm erkennbar.

Die SiO2-Isolierschicht zwischen den Elektroden im Feld wurde mittels plasmaunterstützter chemischer Gasphasenabscheidung (STS PECVD) abgeschieden und mittels reaktivem Ionenätzen (Plasma Therm ICP/RIE) strukturiert. Der aktive TMO-Bereich ist zwischen zwei Coplanar-Waveguide (CPW)-zu-Mikrostreifen-Übergängen mit einer Länge von Ltr = 2.015 µm eingebettet, wobei die Länge der freiliegenden Pads LCPW = 400 µm beträgt. Der CPW-Mikrostreifenübergang ist speziell für geringe Reflexionen im interessierenden Frequenzbereich von 1–20 GHz ausgelegt. Es ist erwähnenswert, dass man anstelle des hier verfolgten CPW-zu-Mikrostreifen-Übergangs einen asymmetrischen koplanaren Streifenleiter (ACS) zu Mikrostreifen-Übergang27 hätte verwenden können, um den gleichen Effekt zu erzielen. Aufgrund der Asymmetrie des ACS kann die auf diese Weise gebildete Struktur die Extraktion der unbekannten Parameter jedoch schwieriger machen.

Abbildung 5 zeigt den Messaufbau für die Messung von Gleichstrom- und Hochfrequenzleistungen. Hier ist ein Vektornetzwerkanalysator (VNA) über Bias-T-Stücke mit dem zu testenden Gerät (DUT) (dargestellt in Abb. 3) verbunden, wodurch eine Gleichstromvorspannung der Struktur ermöglicht wird. Während des DC-Tests bleibt der VNA ausgeschaltet und Spannungen und Ströme werden mit externen Volt- und Amperemetern gemessen, Abb. 5. Da zu Beginn des Isolator-zu-Metall-Übergangs (Bildung von Magnéli-Phasen) der Strom durch den Da das Gerät ein Durchlaufverhalten zeigen kann, wird im Aufbau ein Strombegrenzungswiderstand von R = 600 Ω hinzugefügt. Es wurden mehrere aus TiO2 und NiO hergestellte Geräte mit aktiven Bereichslängen von 1 mm, 2 mm und 5 mm getestet. Zu diesem Zweck wurde die Gleichspannung schrittweise erhöht und der Gleichstrom überwacht, Abb. 6. In Bezug auf diese Abbildung ist es wichtig zu beachten, dass die an die NiO- und TiO2-Proben angelegten Gleichvorspannungen nicht identisch sind. Hier wurde empirisch beobachtet, dass die maximale DC-Vorspannung, die an die TiO2-Proben angelegt werden kann, unabhängig von ihrer Länge ist und bei 7 V liegt. Eine Erhöhung der DC-Vorspannung über diesen Wert hinaus führt zur Zerstörung der Proben, wahrscheinlich aufgrund von Joule Heizung. Bei den NiO-Proben ist die Situation etwas anders. In diesem Fall wird die maximale DC-Vorspannung, die an die Proben angelegt werden kann, empirisch in Abhängigkeit von der Länge der Probe bestimmt. Sie liegt bei 12 V, 13 V und 14 V für die NiO-Längen von 1 mm, 2 mm bzw. 5 mm. Es wurde weiterhin beobachtet, dass, obwohl der Gleichstromwiderstand im AUS-Zustand unabhängig vom TMO-Typ und seiner Länge hoch blieb, der Widerstand im vollständig EIN-Zustand vom TMO-Typ abhängt. Wenn beispielsweise die Längen der aktiven NiO-Bereiche 1 mm, 2 mm und 5 mm betragen, betragen die gemessenen Gleichstromwiderstände im Vollbetrieb 300 Ω, 185 Ω bzw. 93 Ω. Im Gegensatz dazu variiert der Gleichstromwiderstand der TiO2-Proben bei gleicher Länge der aktiven Bereiche zwischen 18,4 und 21,8 Ω, was relativ klein ist. Dieses Verhalten ist aufschlussreich, da es auf zwei unterschiedliche Leitungsmechanismen hinweist, von denen einer in NiO und der andere in TiO2 funktioniert. Es kann vermutet werden, dass in den amorphen NiO-Proben die Größe der unterstöchiometrischen leitfähigen Filamente kleiner ist als bei ihren Gegenstücken in TiO2 und dass die Anzahl der Filamente auch mit der Länge (des NiO-Bereichs) skaliert. Was die TiO2-Proben betrifft, scheint es, dass innerhalb ihrer aktiven Domänen nur wenige dominante leitfähige Filamente etabliert sind, was den Gleichstromwiderstand der TiO2-Proben relativ unempfindlich gegenüber ihrer Länge macht.

Messaufbau bestehend aus einem VNA, Bias-T-Stücken, Schutzwiderstand, Amperemeter, Voltmeter und DUT.

Vorwärts-DC-Vorspannungseigenschaften von (a) NiO und (b) TiO2 für 1 mm (rote Kreise), 2 mm (blaue Quadrate) und 5 mm (schwarze Raute) Länge.

Als nächstes wurde die Auswirkung des DC-Cycling (das wiederholte Antreiben der Testzellen in den EIN- und AUS-Zustand) auf das Verhalten der vorgeschlagenen amorphen Oxide untersucht und die Ergebnisse sind in Abb. 7 dargestellt. Die Längen der aktiven Proben betragen für beide Fälle 5 mm. Dabei wurden beide Geräte mehrmals zyklisch betrieben und es konnte kein Unterschied in der Reaktion festgestellt werden. Wie man sehen kann, wurde für beide Proben kein Durchgehen des Gleichstroms festgestellt, die aufgezeichnete Hysterese stimmt jedoch mit früheren Literaturergebnissen überein1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12, 13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24.

DC-Zyklus von 5 mm langen aktiven Regionen; (a) NiO und (b) TiO2: (blaue Kreise) zyklisch nach oben und (rote Quadrate) zyklisch nach unten (zeigt Hysterese).

Um die Leistung der TMO-Schalter bei hohen Frequenzen zu beurteilen, müssen zunächst die Einflüsse der beiden in Abb. 3 ersichtlichen CPW-Mikrostreifenübergänge aus den gemessenen Streuparametern der Schalterstruktur extrahiert werden. Die Streuparameter der Übergänge können durch den Einsatz einer zweistufigen Thru-Line-Technik28 ermittelt werden, die auf den in Abb. 8 gezeigten Messungen zweier passiver Strukturen beruht.

Die beiden passiven Strukturen, die beim De-Embedding verwendet werden; (a) Durchgangsstandard, (b) Leitungsstandard und (c) Querschnitt passiver Geräte.

Die erste passive Struktur enthält zwei CPW-zu-Mikrostreifen-Übergänge (wie in Abb. 3 dargestellt), die Rücken an Rücken verbunden sind und als Thru (T) bezeichnet werden. Die zweite passive Struktur enthält ebenfalls die beiden Übergänge, die Rücken an Rücken verbunden sind, jedoch über eine Länge einer Linie, die als Linie (L) bezeichnet wird. Keiner dieser beiden Kalibrierungsstandards, Thru und Line, ist dem aktiven (TMO) Material ausgesetzt, und tatsächlich werden sie auf dem passiven (SiO2) Material hergestellt, das den Mikrostreifenleitungsabschnitten beider CPW-to gemeinsam ist -Mikrostreifenübergänge. Die Länge des Linienstandards (L) beträgt 1 mm und ist, wie später zu sehen sein wird, gleich der Länge der aktiven Zelle (TMO). Die Streuparameter der beiden Standards wurden mit einer Sondenstation und einem Vektornetzwerkanalysator (VNA) gemessen, ohne dass über das Bias-T-Stück eine DC-Vorspannung zugeführt wurde. Die für jeden Übergang extrahierten Streuparameter sind in Abb. 9 dargestellt. Wie ersichtlich ist, ist der Reflexionskoeffizient am Eingangsanschluss (CPW-Seite) besser als –5 dB, während der Ausgangsreflexionskoeffizient (Mikrostreifenleitungsseite) besser als –10 ist dB. Der Transmissionskoeffizient des Übergangs erfährt, wie in Abb. 9 dargestellt, eine hohe Dämpfung. Dies ist verständlich, da sowohl die Masseebene als auch die Mikrostreifenleitung elektrisch sehr dünn sind und selbst bei der höchsten Betriebsfrequenz von 20 GHz etwa 0,37 Hauttiefen (δ) dick sind. Bei 1 GHz ist die elektrische Dicke sogar noch kleiner und beträgt 0,08δ. Dadurch wird die charakteristische Impedanz des CPW und der Mikrostreifenleitung stark frequenzabhängig, was sich negativ auf die Impedanzanpassung und den Übertragungsverlust auswirkt.

Extrahierte Streuparameter des CPW-Mikrostreifenübergangs; S11 (rot, von der CPW-Seite aus gesehen), S22 (grün, von der Mikrostreifenleitungsseite aus gesehen) und S21 (blau).

Nachdem die Streuparameter der Übergänge bestimmt wurden, ist es nun möglich, deren Auswirkungen zu berücksichtigen und die Schalteigenschaften der amorphen NiO- und TiO2-Proben genau zu erhalten. Die Übertragungsleitungsmatrix des aktiven Bereichs in Abb. 3, die NiO oder TiO2 enthält, kann gefunden werden von

wobei \({[T]}_{meas}\) die Transmissionsmatrix der gesamten in Abb. 3 gezeigten Struktur darstellt, nach der Umwandlung der gemessenen Streuparameter in die Transmissionsparameter. Darüber hinaus stellen \({[T]}_{trans}^{-1}\) und \({[T]}_{rev\_trans}^{-1}\) die inversen Übertragungsmatrizen der beiden Eingaben dar und Ausgangs-CPW-Mikrostreifenübergänge, die in der Vorwärts- bzw. Rückwärtsposition angeordnet sind. \({[T]}_{TMO}\) bezeichnet die extrahierte Übertragungsmatrix des aktiven TMO-Bereichs, die den Effekt einer etwaigen Impedanzfehlanpassung an der enthält zwei Übergänge zwischen der auf dem SiO2-Substrat abgeschiedenen Mikrostreifenleitung und dem aktiven TMO-Bereich. Dies zeigt sich in der Existenz von Reflexionen, die von dieser Grenze ausgehen. Der Effekt der unerwünschten Reflexionen erschwert einen angemessenen Vergleich der extrahierten Schaltleistungen der beiden TMOs und muss daher berücksichtigt werden. Der Prozess der Transformation der extrahierten \({[T]}_{TMO}\)-Matrix, die die unerwünschten Reflexionen enthält, in eine reflexionslose Transmissionsmatrix wird unten beschrieben.

Die ABCD-Parameter einer perfekt impedanzangepassten Übertragungsleitung aus Abb. 10a, die die unbekannte Ausbreitungskonstante γTMO_nr und die charakteristische Impedanz Z0_TMO, γTMO_nr enthält, sind unten angegeben

Dabei ist LTMO die Länge der aktiven TMO-Region. Eine einfache Transformation von (2) in Streuparameter ergibt.

Standardübertragungsleitung; (a) Übertragungsleitung der Länge LTMO und (b) ein Zwei-Port-Netzwerk, das in Z0_TMO endet.

Andererseits sind die ABCD-Parameter der aktiven Region, ausgedrückt durch die allgemeine Form der \({[T]}_{TMO}\)-Matrix, wie in Abb. 10b dargestellt

Damit die auf diese Weise gebildete Übertragungsleitung reflexionsfrei ist, muss die Ausbreitungskonstante γTMO_nr von (2) auch (4) erfüllen. Durch Gleichsetzen von \({A}_{TM{O}_{nr}}\) und \({A}_{TMO}\) kann die Ausbreitungskonstante der reflexionslosen Linie ermittelt werden.

Gleichung (5) kann weiter vereinfacht werden, indem berücksichtigt wird, dass der durch \({[T]}_{TMO}\) beschriebene aktive Bereich symmetrisch ist, d. h

was den folgenden Ausdruck für die Ausbreitungskonstante der reflexionslosen Transmission ergibt, die durch (2) und (3) gegeben ist:

oder ausgedrückt über die Streuparameter der \({[T]}_{TMO}\)-Matrix,

Eine solche reflexionsfreie Linie wird dann vollständig durch (3) beschrieben und die Leistungen der aktiven Bereiche von NiO und TiO2 können angemessen verglichen werden, indem nur der Transmissionskoeffizient verwendet wird, gegeben durch:

Die extrahierten reflexionslosen Transmissionskoeffizienten des amorphen NiO und TiO2 für das gleiche LTMO = 1 mm Länge der aktiven Bereiche sind in den Abbildungen dargestellt. 11 bzw. 12. Aus diesen beiden Zahlen geht hervor, dass die Übertragungsverluste bei beiden TMOs recht hoch sind, was jedoch im Zusammenhang mit elektrisch dünnen Leitern verständlich ist, wie bereits erläutert. Beim NiO-basierten TMO beträgt der maximale Unterschied zwischen dem AUS- und dem EIN-Zustand etwa 2 dB, während beim TiO2-basierten TMO der Unterschied zwischen dem AUS- und dem EIN-Zustand über den Frequenzbereich nicht weniger als 15 dB beträgt 10 MHz bis 20 GHz. Es ist weiterhin interessant festzustellen, dass das Umschalten des amorphen NiO mit einer kleinen Änderung der Übertragungsphase einhergeht (maximal 5° bei 20 GHz), wohingegen das Umschalten zwischen Zuständen in TiO2 zeigt, dass der Übertragungskoeffizient eine viel größere Phasenänderung erfährt (maximal 90° bei 20 GHz). Daher bedarf dieses Phänomen einer weiteren Untersuchung.

Extrahierte Transmissionskoeffizienten von amorphem NiO; Rot (AUS-Zustand, Größe), Blau (EIN-Zustand 12 V, Größe), Schwarz (AUS-Zustand, Phase) und Grün (EIN-Zustand 12 V, Phase).

Extrahierte reflexionslose Transmissionskoeffizienten von amorphem TiO2; Rot (AUS-Zustand, Größe), Blau (EIN-Zustand 7 V, Größe), Schwarz (AUS-Zustand, Phase) und Grün (EIN-Zustand 7 V, Phase).

Als nächstes wenden wir uns der Extraktion der Ausbreitungskonstanten \({\gamma }_{TMO\_nr}\) in (9) zu, die nicht nur Informationen über das TMO enthält, sondern auch durch die parasitäre EM-Ausbreitung verzerrt wird die elektrisch dünne Mikrostreifenleitung und das Dielektrikum direkt darüber (in diesem Fall Luft). Im engeren Sinne muss die dielektrische Eigenschaft der TMO-Struktur (Abb. 3) durch einen zweiten, in der Ebene räumlich abhängigen Tensor dargestellt werden, d. h

Hier ist \({\overline{\varepsilon }}_{\parallel }\) die komplexen dielektrischen Eigenschaften (Konstante) der TMO-Schicht in x- oder y-Richtung, während \({\overline{\varepsilon }}_{ \perp }\) stellt die komplexen dielektrischen Eigenschaften des TMO in Z-Richtung dar. Da der dominierende Ausbreitungsmodus in der vorgeschlagenen Struktur die quasi transversale elektromagnetische Welle (QTEM) ist, gibt es nur geringe Feldschwankungen in Richtung der x- und y-Achse, Abb. 3. Da das Verhältnis der Breite der Da die Höhe der oberen Elektrode der TMO-Struktur aus Abb. 3 gegenüber der Höhe der TMO-Struktur sehr groß ist (ungefähr 40), kann vernünftigerweise davon ausgegangen werden, dass die EM-Felder hauptsächlich auf den Bereich unter der oberen Elektrode beschränkt sind und nur geringe Abweichungen in der Tangentialebene aufweisen. Daher kann die EM-Ausbreitung vollständig durch die Kenntnis von \({\overline{\varepsilon }}_{\perp }\) beschrieben werden, von dem angenommen werden kann, dass es im Volumen unter der oberen Elektrode homogen verteilt ist. Daher wäre es jetzt angebracht, \({\overline{\varepsilon }}_{\perp }\) als \({\overline{\varepsilon }}_{r}\) des TMO zu bezeichnen. Mit anderen Worten, die TMO-Struktur kann durch eine einzelne, zusammengesetzte dielektrische Eigenschaft beschrieben werden, wobei \({\overline{\varepsilon }}_{\perp }={\overline{\varepsilon }}_{r}={\ varepsilon }_{r}^{^{\prime}}+j{\varepsilon }_{r}^{"}\) und \(\mathrm{tan}\left(\delta \right)= {\varepsilon }_{r}^{\prime\prime}/ {\varepsilon }_{r}^{\prime}\). Es muss jedoch berücksichtigt werden, dass aufgrund der Existenz leitfähiger Magnéli-Phasen im Medium Umgeben von isolierendem stöchiometrischem TMO im EIN-Zustand wird erwartet, dass die extrahierten Hochfrequenzwerte von \({\overline{\varepsilon }}_{r}\) ein gemischtes Verhalten zwischen hohem Dielektrikum und Metall aufweisen.

Trotz dieser Annahmen ist die analytische Extraktion der unbekannten dielektrischen Parameter von TMO aus den komplexen Ausbreitungseigenschaften für einen Standard-Mikrostreifen aufgrund der Schwierigkeiten bei der Trennung der Verlustbeiträge der leitenden und dielektrischen Teile unmöglich. Im vorliegenden Fall wird dies noch dadurch erschwert, dass die untere und obere Elektrode im Frequenzbereich von 1 bis 20 GHz elektrisch dünn sind. Die dünnen Leiter machen sich nicht nur in Form erhöhter Verluste in der Struktur bemerkbar, sondern sie beeinflussen auch den Realteil der dielektrischen Permittivität. Darüber hinaus ist, wie in Abb. 4 dargestellt, der Abhebevorgang für die oberste Goldschicht (Mikrostreifenleitung) nicht optimiert, was zur Entstehung von Kantenwellungen geführt hat. Die durchschnittliche Dicke der Locken beträgt etwa 40 nm, wodurch ein Wellenleitereffekt entsteht, der sich makroskopisch als zusätzlicher Verlustmechanismus manifestiert. Daher wird die Extraktion der dielektrischen Parameter numerisch unter Verwendung einer Finite-Integration-Technik durchgeführt, die in einem kommerziell erhältlichen Vollwellensimulator, CST29, implementiert ist, wobei angenommen wird, dass sich eine durchschnittliche Kantenkräuselungsabmessung von 40 nm über die Länge der TMO-Struktur erstreckt . Hier werden die extrahierten Werte der komplexen Ausbreitungskonstante \({\gamma }_{TMO\_nr}\) rechnerisch an die Ausbreitungskonstante angepasst, die durch Simulationen über den gesamten Frequenzbereich vorhergesagt wurde, unter anderem unter Verwendung der dielektrischen Eigenschaften der TMOs als Optimierungsparameter. Zum Zweck der Extraktion wird angenommen, dass die unbekannten Eigenschaften von TMOs sowohl im AUS- als auch im EIN-Zustand dielektrischer Natur sind und die Extraktion daher in Bezug auf \({\varepsilon }_{r}^{^“ durchgeführt wird {\prime}}\) und \({\varepsilon }_{r}^{"}\) des TMO-Materials. In einem nachfolgenden Schritt und um die phasenverändernde Natur von TMO-Materialien widerzuspiegeln, werden die Verluste in Der AUS-Zustand wird durch den Verlustfaktor dargestellt, während die Verluste im EIN-Zustand mithilfe der äquivalenten elektrischen Leitfähigkeit beschrieben werden, um die Umwandlung der Materialien in einen leitfähigen Zustand zu berücksichtigen. Die Werte der Verlustfaktore werden anhand des Verhältnisses ermittelt von \({\varepsilon }_{r}^{"}\) zu \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\).

Die Änderung der Werte des Realteils der dielektrischen Permittivität, \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\), von NiO, Abb. 13, bei Betätigung zeigt sich nicht nur klein, weist aber auch Abweichungen sowohl über als auch unter den vor der Betätigung erreichten Werten auf. Dies ist auf die hohen Verluste zurückzuführen, die NiO bei der Betätigung erleidet (siehe Abb. 14), denen keine signifikante Änderung der dielektrischen Permittivität folgt. TiO2 hingegen zeigt bei Betätigung eine signifikante Änderung im Realteil der dielektrischen Permittivität – über 200 %, wie in Abb. 15 dargestellt. Darüber hinaus zeigt TiO2 auch eine viel größere Änderung im Imaginärteil der dielektrischen Permittivität. \({\varepsilon }_{r}^{"}\), im Vergleich zu NiO, Abb. 16. Die Verlusttangenten im nicht betätigten und betätigten Zustand für NiO und TiO2 sind in den Abb. 17 und 18 dargestellt, die einen intuitiveren Einblick in das dielektrische Verhalten von NiO und TiO2 bieten. Hierbei ist zu beachten, dass der Verlustfaktor von TiO2 im nicht aktivierten Zustand nicht weniger als 50-mal niedriger ist als der entsprechende Verlustfaktor von NiO. wie in Abb. 17 dargestellt und erheblich höher als der von NiO im betätigten Zustand, wie in Abb. 18 dargestellt. Aus Abb. 18 erkennt man, dass der Verlustfaktor und entsprechend aus Abb. 16 der Imaginärteil des Dielektrikums Die Permittivität von TiO2 ist extrem hoch. Ein solches Verhalten ist eher bei Metallen als bei Dielektrika üblich. In diesem Fall ist es sinnvoll, Materialverluste im aktivierten Zustand (EIN) anhand von Leitfähigkeitswerten zu bewerten, die mithilfe der folgenden Formel extrahiert werden können ( 11):

Extrahiertes \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\) von NiO im AUS-Zustand (rote Kreise) und im EIN-Zustand (blaue Quadrate).

Extrahiertes \({\varepsilon }_{r}^{"}\) von NiO im AUS-Zustand (rote Kreise) und EIN-Zustand (blaue Quadrate).

Extrahiert \({\varepsilon }_{r}^{^{\prime}}\) des TiO2-Aus-Zustands (rote Kreise) und des EIN-Zustands (blaue Quadrate).

Extrahiertes \({\varepsilon }_{r}^{"}\) von TiO2 im AUS-Zustand (rote Kreise) und im EIN-Zustand (blaue Quadrate).

Extrahierte Verlusttangenten von NiO (rote Kreise) und TiO2 im AUS-Zustand (blaue Quadrate).

Extrahierte Verlusttangenten von NiO (rote Kreise) und TiO2 im EIN-Zustand (blaue Quadrate).

Diese Ergebnisse sind in Abb. 19 dargestellt. Wie man sehen kann, übertrifft TiO2 NiO auch im aktivierten, metallischen Zustand. Auch wenn hier die Leitfähigkeit von NiO mit der Frequenz zunimmt, ist sie immer noch etwa mindestens 20-mal niedriger als die Leitfähigkeit von TiO2. Es ist interessant zu sehen, dass die Leitfähigkeit von TiO2 als Funktion der Frequenz konstant ist, während die Leitfähigkeit von NiO als Funktion der Frequenz monoton ansteigt. Dies deutet darauf hin, dass der Schaltmechanismus bei den untersuchten TMOs wahrscheinlich einen anderen Charakter hat, was zukünftige experimentelle und theoretische Untersuchungen erfordert. Die präsentierten Ergebnisse deuten darauf hin, dass TMOs selbst im amorphen Zustand einen Phasenübergang (Umschalten) aufweisen, der bis zu 20 GHz reicht. Auch wenn der praktische Nutzen von NiO als rekonfigurierbarem Material möglicherweise nur von begrenztem Nutzen ist, weist TiO2 andererseits ein großes Potenzial auf. Ohne DC-Vorspannung verhält es sich wie ein gutes Dielektrikum mit Verlustfaktor in der Größenordnung von 3 × 10–4. Beim Anlegen einer DC-Vorspannung geht es jedoch in einen metallischen Zustand über, wobei der Realteil der dielektrischen Permittivität etwa 110 und die Leitfähigkeit etwa 20 S/m beträgt. Eine solche Änderung der Parameterbestandteile in TiO2 reicht für viele HF/mm-Wellen-Anwendungen aus, wie zum Beispiel Phasenschieber, Dämpfungsglieder, frequenzabstimmbare Antennen und Filter, um nur einige zu nennen. Die Ergebnisse sind äußerst ermutigend und weisen auf neue Wege zur Erreichung der Rekonfigurierbarkeit hin, die für die derzeit einsetzbaren 5G-Technologien und die kommenden 6G-Kommunikationssysteme von großer Bedeutung ist. Im nächsten Abschnitt wird ein Beispiel für ein HF-Gerät vorgestellt, das durch das untersuchte Schaltverhalten von TiO2 ermöglicht wird.

Extrahierte Leitfähigkeiten von NiO im EIN-Zustand (rote Kreise) und TiO2 im EIN-Zustand (blaue Quadrate).

Bevor die Verwendung eines TMO-basierten HF-Schalters in einem Stromkreis untersucht wird, muss die Leistung des Schalters bewertet werden. Bei einem Schalter mit TiO2, wie im vorherigen Abschnitt erläutert, ist seine Leistung eine Funktion der Länge des aktiven Bereichs. Um diesen Effekt zu untersuchen, werden die Dicken der unteren Masse- und oberen Mikrostreifenleitung auf 3 µm erhöht, so dass der auf diese Weise gebildete Schalter keine Verluste in der Sub-Skin-Tiefe erleidet. Die längenabhängige Leistung des TiO2-Schalters ist in Abb. 20 dargestellt. Wie man sieht, ist sie eine starke Funktion der Länge – größere Längen führen zu einem größeren Dynamikbereich, haben aber gleichzeitig auch größere Verluste.

Leistung eines TiO2-basierten Schalters als Funktion der Länge; Rot, Schwarz und Blau – AUS-Zustand für Längen von 1 mm, 2 mm bzw. 5 mm und Grün, Orange und Lila – EIN-Zustand entsprechend den gleichen Längen.

Die Leistungen der Switches bei 15 GHz für verschiedene Längen sind in Tabelle 1 aufgeführt.

Anschließend wird auf der Grundlage der in Abb. 20 aufgezeichneten Schalteigenschaften von TiO2 ein variabler Dämpfer entworfen und seine Leistung durch Simulationen untersucht. Zu Demonstrationszwecken wird ein variabler Abschwächer vom reflektierenden Typ (RTVA) verwendet, der auf einem 3-dB-Koppler und reflektierenden Lasten basiert, Abb. 21. Der 3-dB-Koppler ist für den Betrieb bei einer Mittenfrequenz von 15 GHz ausgelegt wurde auf einem Substrat (Roger Duroid, 3003) mit \({\varepsilon }_{r}=3\) und tan(δ) = 0,00130 entworfen. Die Substratdicke beträgt h = 130 µm. Die reflektierenden Lasten des entworfenen Kopplers, wie in Abb. 21 dargestellt, bestehen aus zwei Abschnitten. Der erste Abschnitt verfügt über einen aktiven TiO2-Bereich, auf dem eine Mikrostreifenleitung abgeschieden und über eine Durchkontaktierung entsprechend mit Masse kurzgeschlossen ist. Die physikalische Länge dieses Abschnitts beträgt 3 mm. Der aktive TiO2-Bereich ist über einen Viertelwellentransformator mit dem 3-dB-Koppler verbunden, um die Bandbreite des Betriebs des vorgeschlagenen RTVA (Reflective-Type Variable Attenuator) zu erweitern. Der Wellenwiderstand des Transformators beträgt 50 Ω und seine Länge entspricht 3,16 mm. Die Abmessungen der gesamten RTVA-Struktur von Abb. 21 betragen 15,18 mm × 11,77 mm × 0,13 mm. Die Reaktion des auf diese Weise gebildeten RTVA ist in Abb. 22 dargestellt. Im Frequenzfenster von 14,2–15,8 GHz variieren die Einfügungsverluste zwischen 1,2 und 2,1 dB, während die maximalen Dämpfungswerte im gleichen Frequenzbereich 18,1 betragen dB bzw. 23,3 dB. Daher beträgt der minimale Dynamikbereich, den das aktuelle RTVA bietet, etwa 17 dB. Wie bereits erwähnt, kann der Dynamikbereich erhöht werden, was allerdings zu höheren Einfügedämpfungen führt. In jedem Fall besteht eine enorme Möglichkeit, die Reaktion von RTVA abhängig von den Anforderungen und der Länge der aktiven Region an eine Vielzahl von Anwendungen anzupassen. Die Vielseitigkeit von TMOs und im vorliegenden Fall von TiO2 bedarf dringend weiterer Untersuchungen. Unsere Ergebnisse zu den Schalteigenschaften von TiO2 zeigen, dass ein TMO nicht in einem „perfekten“ kristallinen Zustand vorliegen muss, um gute HF/mm-Wellen-Schalteigenschaften zu zeigen, sondern weisen vielmehr darauf hin, dass sogar amorphe TMOs diese Eigenschaften aufweisen können attraktive HF/mm-Wellen-Eigenschaften. Eine wichtige zu beantwortende Forschungsfrage besteht in der Möglichkeit, die HF/mm-Wellen-Schalteigenschaften amorpher TMOs durch die Kontrolle des Niveaus von „Defekten“ oder Verunreinigungen anzupassen, wie in der Einleitung erwähnt. Dies wird eine aufregende Zeit für die TMO-Forschung sein.

Reflektierender variabler Abschwächer (RTVA) auf Basis von TiO2.

Leistung von RTVA der Abbildung, basierend auf extrahierten Werten von TiO2; Schwarz – Reflexionskoeffizient im AUS-Zustand, Grün – Reflexionskoeffizient im EIN-Zustand, Rot – Einfügungsdämpfung im AUS-Zustand und Blau – Einfügungsdämpfung im EIN-Zustand.

In dieser Arbeit wurde das Widerstandsschalten von amorphen NiO- und TiO2-TMOs experimentell für geschaltete Signale im Frequenzbereich bis zu 20 GHz untersucht. Die Proben wurden unter Verwendung standardmäßiger Mikrofabrikationstechniken hergestellt. Die Messungen zeigen, dass TiO2 sowohl im nicht aktivierten als auch im aktivierten Zustand eine überlegene elektrische Leistung besitzt, was dieses Material für eine Vielzahl von HF/mm-Wellen-Anwendungen äußerst vielversprechend macht. Unsere Studie zeigt, dass TiO2 im nicht aktivierten Zustand ein Dielektrikum mit einer dielektrischen Permittivität von etwa 54 und einem Verlustfaktor im Bereich von 3 × 10–4 ist. Bei der Aktivierung zeigt das Material einen komplexen Übergang vom Isolator zum Metall mit einem Anstieg der dielektrischen Permittivität auf über 110 und einer entsprechenden Leitfähigkeit von etwa 20 S/m. Solche Änderungen der Eigenschaften reichen in vielen Fällen aus, um eine Vielzahl von HF-/mm-Wellen-Geräten zu unterstützen, wie zum Beispiel Phasenschieber, Dämpfungsglieder, frequenzabstimmbare Oszillatoren und Filter, um nur einige zu nennen. Beispielsweise hat eine Simulationsstudie eines auf TiO2 basierenden variablen Abschwächers vom reflektierenden Typ (RTVA) das Potenzial von TMOs für die Realisierung rekonfigurierbarer Geräte gezeigt, bei denen ein Dynamikbereich von 17 dB bei Einfügungsverlusten von nur 1,2 dB aufgezeichnet wurde. Die bisher erreichten Rekonfigurierbarkeitsgrade sind äußerst vielversprechend und weitere Forschungsarbeiten sind erforderlich, um ihr Potenzial voll auszuschöpfen.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

Morin, FJ Oxide, die bei der Neel-Temperatur einen Metall-zu-Isolator-Übergang zeigen. Physik. Rev. Lett. 3(1), 34–36 (1959).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Zylbersztejn, A. & Mott, NF Metall-Isolator-Übergang in Vanadiumdioxid. Physik. Rev. B 11(11), 4383–4395 (1975).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Sawa, A. et al. Widerstandsschalten in Übergangsmetalloxiden. Mater. Heute 11(6), 28–36 (2008).

Artikel CAS Google Scholar

Rhode, C. et al. Lokalisierter Filamentmechanismus an der Anodenschnittstelle beim Widerstandsschalten von dünnen TiO2TiO2-Filmen. Appl. Physik. Lette. 86, 262907 (2005).

Artikel ADS Google Scholar

Choi, BJ et al. Widerstandsschaltmechanismus von TiO2-Dünnfilmen, die durch Atomlagenabscheidung gewachsen sind. J. Appl. Physik. 98, 033715 (2005).

Artikel ADS Google Scholar

Choi, BJ, Choi, S., Kim, KM, Shin, YC & Hwang, CS Studie zur Widerstandsschaltzeit von TiO2TiO2-Dünnfilmen. Appl. Physik. Lette. 89, 012906 (2006).

Artikel ADS Google Scholar

Misra, P. et al. Studien zu Widerstandsschaltzeiten in NiO-Dünnfilmen, die durch gepulste Laserabscheidung gewachsen sind. J. Phys. D Appl. Physik. 50, 415106 (2017).

Artikel Google Scholar

Fujimoto, M. et al. TiO2TiO2-Anatas-Nanoschicht auf einem TiN-Dünnfilm mit bipolarem Widerstandsschalten mit hoher Geschwindigkeit. Appl. Physik. Lette. 89, 223509 (2006).

Artikel ADS Google Scholar

Tsunoda, K. et al. Bipolares Widerstandsschalten in polykristallinen TiO2TiO2-Filmen. Appl. Physik. Lette. 90, 113501 (2007).

Artikel ADS Google Scholar

Szot, K., Speier, W., Bihlmayer, G. & Waser, R. Schalten des elektrischen Widerstands einzelner Versetzungen in einkristallinem SrTiO3. Nat. Mater. https://doi.org/10.1038/nmat1614 (2006).

Artikel PubMed Google Scholar

Szot, K., Bihlmayer, G. & Speier, W. Natur der Widerstandsschaltphänomene in TiO2 und SrTiO3: Ursprung des reversiblen Isolator-Metall-Übergangs. Festkörperphysik. 65, 353–559 (2014).

Artikel Google Scholar

Nauenheim, C., Kuegeler, C., Ruediger, A. & Waser, R. Untersuchung des Elektroformungsprozesses in widerstandsschaltenden TiO2-Nanokreuzpunktverbindungen. Appl. Physik. Lette. 96, 122902 (2010).

Artikel ADS Google Scholar

Mott, NF Metall-Isolator-Übergang. Rev. Mod. Physik. 40(4), 677–683 (1968).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kwon, DH et al. Atomare Struktur leitender Nanofilamente im TiO2-Widerstandsschaltspeicher. Nat. Nanotechnologie. https://doi.org/10.1038/nnano.2009.456 (2010).

Artikel PubMed Google Scholar

Crunteanu, A. et al. Mikrowellenschaltfunktionen mithilfe des reversiblen Metall-Isolator-Übergangs (MIT) in VO2-Dünnfilmen. In Proceedings of the 37th European Microwave Conference, Deutschland (2007).

Zhou, Y. et al. Spannungsgesteuerter ultraschneller Metall-Isolator-Übergang in Vanadiumdioxid-Schaltern. IEEE Electron Device Lett. 34, 202 (2013).

Artikel ADS Google Scholar

Cavalleri, A. et al. Femtosekunden-Strukturdynamik in VO2 während eines ultraschnellen Fest-Fest-Phasenübergangs. Physik. Rev. Lett. 87(23), 2374011–2374014 (2001).

Artikel Google Scholar

Leroy, J. et al. Hochgeschwindigkeits-Metall-Isolator-Übergang in Vanadiumdioxidfilmen, induziert durch eine elektrische Impulsspannung über Nanospaltelektroden. Appl. Physik. Lette. 100(21), 213507-1-213507–4 (2012).

Artikel ADS Google Scholar

Pan, KC et al. Vanadiumoxid-Dünnschicht-HF-Schalter mit variablem Widerstand. IEEE Trans. Elektronenentwickler. 62(9), 2959–2965 (2015).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Huitema, L., Crunteanu, A., Wong, H. & Arnaud, E. Hochintegrierte abstimmbare Antenne auf VO2-Basis für Millimeterwellenanwendungen. Appl. Physik. Lette. 110, 203501 (2017).

Artikel ADS Google Scholar

Madan, H., Zhang, H.-T., Jerry, M., Mukherjee, D., Alem, N., Engel-Herbert, R., Datta, S. 26,5 Terahertz elektrisch ausgelöster HF-Schalter bei epitaktischem VO2-on -Saphir (VOS) Wafer. Im IEEE International Electron Devices Meeting (IEDM) (2015).

Jiang, J., Chugunov, G. & Mansour, R. Herstellung und Charakterisierung von VO2-basierten seriellen und parallelen HF-Schaltern. Im IEEE MTT-S International Microwave Symposium (IMS) (2017).

von Witzleben, M. et al. Untersuchung des SET-Schaltereignisses von VCM-basierten Speichern auf einer Pikosekunden-Zeitskala. J. Appl. Physik. 127, 204501. https://doi.org/10.1063/5.0003840 (2020).

Artikel ADS CAS Google Scholar

von Witzleben, M., Walfort, S., Waser, R., Menzel, S. & Boettger, U. Bestimmung der elektrischen Ladegeschwindigkeitsgrenze von ReRAM-Geräten. IEEE J. Electron Devices Soc. 9, 667–678 (2021).

Artikel Google Scholar

Gray, AX et al. Korrelationsgesteuerter Isolator-Metall-Übergang in nahezu idealen Vanadiumdioxidfilmen. Physik. Rev. Lett. 116, 116403 (2016).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Iwata, T. et al. Dominanter Leitungsmechanismus in NiO-basierten Widerstandsspeichern. J. Appl. Physik. 117, 225701. https://doi.org/10.1063/1.4922239 (2015).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Dong, Y., Johansen, TK & Zhurbenko, V. Übergang von einem ultrabreitbandigen koplanaren Wellenleiter zu einem asymmetrischen koplanaren Streifenleiter von Gleichstrom auf 165 GHz. Int. J. Microw. Wirel. Technol. 10(8), 1–7. https://doi.org/10.1017/S175907871800082X (2018).

Artikel Google Scholar

Bulja, S. & Mirshekar-Syahkal, D. Neuartiger Breitbandübergang zwischen koplanarem Wellenleiter und Mikrostreifenleitung. IEEE Trans. Mikrowelle. Theorie Tech. 58(7), 1851–1857 (2010).

Artikel ADS Google Scholar

(2020). [Online]. Zugriff im August 2020. http://www.cst.com.

(2021). [Online]. Zugriff im August 2020. https://rogerscorp.com/.

Referenzen herunterladen

Wireless Communications Laboratory, Tyndall National Institute, 34 Westland Row, Dublin 2, Irland

Senad Bulja & Holger Claussen

Nokia Bell Labs, 600 Mountain Ave., Murray Hill, NJ, 07974, USA

Rose Kopf, Al Tate & Mark Cappuzzo

Nokia Technology Center, Lise-Meitner-Straße 7/1, 89081, Ulm, Deutschland

Dmitri Koslow

Nokia Bell Labs Deutschland, Lorenzstraße, 10, BW, 70435, Stuttgart, Deutschland

Dirk Wiegner & Wolfgang Templ

School of Computer Science and Electronic Engineering (CSEE), University of Essex, Colchester, CO4 3SQ, Essex, Großbritannien

Dariush Mirshekar-Syahkal

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SB und RK haben die Zellen und die Messgeräte entworfen. RK stellte die Zellen und Messgeräte her und AT und MC halfen bei der Herstellung. SB sammelte, analysierte und verarbeitete die Daten. SB und RK haben das Manuskript geschrieben. AT, MC, DK, HC, DW, WT und DMS lieferten Korrekturen am Manuskript. Alle Autoren diskutierten die Ergebnisse und kommentierten das Manuskript.

Korrespondenz mit Senad Bulja oder Wolfgang Templ.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Bulja, S., Kopf, R., Tate, A. et al. Hochfrequenz-Widerstandsschaltverhalten von amorphem TiO2 und NiO. Sci Rep 12, 13804 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-16907-8

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Eingegangen: 26. Mai 2022

Angenommen: 18. Juli 2022

Veröffentlicht: 13. August 2022

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

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Hochfrequenz-Widerstandsschaltverhalten von amorphem TiO2 und NiO