WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1998, том 40, № 10 Диэлектрическая релаксация в тонкопленочных структурах металл–сегнетоэлектрик PZT–металл © В.К. Ярмаркин, С.П. Тесленко Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия E-mail: V.Yarmarkin@shuvpop.ioffe.rssi.ru (Поступила в Редакцию 17 февраля 1998 г.

В окончательной редакции 14 апреля 1998 г.) На основе измеренных частотных зависимостей комплексной емкости конденсаторных тонкопленочных структур металл–сегнетоэлектрик PZT–металл в диапазоне частот 100 Hz–100 MHz определены параметры функции распределения типа Коула–Коула значений постоянной времени слоев сегнетоэлектрических тонких пленок Pb(Zr0.52Ti0.48)O3 и характер распределения величины удельного объемного сопротивления по толщине пленок.

Важной проблемой физики сегнетоэлектрических тон- 0.2 mm, наносимые на поверхность пленок методом терких пленок является получение достоверной информа- мического испарения через маску.

ции об их локальной структуре и электрических параме- Частотные зависимости комплексной емкости структрах по толщине пленок, определяемых особенностями тур изучались в диапазоне частот 100 Hz–100 MHz, при этом в диапазоне частот до 1 MHz использовались мокристаллизации материалов в тонких слоях (толщиной стовые схемы (мосты ТМ-351-G, МЦЕ-12A и E7-12), менее 1 µm) и их взаимодействием с подложкой и окружающей атмосферой в процессе синтеза. Образо- позволяющие непосредственно измерять емкость и танвание приповерхностных слоев со структурой пирохло- генс угла диэлектрических потерь; в диапазоне частот ра в сегнетоэлектрических тонких пленках цирконата- 60-400 kHz измерения выполнены на Q-метре F9-4, а при частотах более 0.5 MHz измерения проводились на титаната свинца (PZT) может приводить к низкочастотимпедансметре ВМ 508. В последнем случае (т. е. при ной дисперсии диэлектрической проницаемости пленок измерениях в области частот выше примерно 1 MHz) для в результате межслоевой максвелл–вагнеровской поляучета паразитных связей между элементами измеряемой ризации [1]. Определение параметров диэлектрической цепи держатель образца и соответствующая часть измерелаксации пленок в свою очередь может служить исрительной схемы импедансметра моделировались эквиточником информации о характере распределения элеквалентной схемой, содержащей элементы R, L и C, знатрических параметров пленок по их толщине [2]. Исслечения которых определялись из частотных зависимостей дованию этого вопроса применительно к тонким пленимпеданса схемы в режиме короткого замыкания. Подбор кам Pb(Zr0.52Ti0.48)O3, полученным золь-гель-методом на значений параметров проводился с учетом скин-эффекта подложках из платинизированного кремния, и посвящена в соединительных проводах методом подгонки в интернастоящая работа.

активном режиме на основе критерия 2 при использовании пакета Mathcad. Найденные по описанной схеме значения импеданса структур Z() использовались для 1. Методика эксперимента вычисления их емкости C = Im(Z)/|Z|2 и тангенса угла диэлектрических потерь tg = - Re(Z)/ Im(Z), Исследования проводились на тонкопленочных конZ = |Z| exp{ j}, где f, = 2 f и — частота, денсаторных структурах Ni–PZT–Pt, сформированных круговая частота и фаза измерительного напряжения на поверхности предварительно окисленных пластин соответственно.

(100) Si [3,4]. Толщина слоя термического оксида кремния составляла 500 nm. Нижний электрод (Pt толщиной 100 nm с адгезионным подслоем Ti толщиной 10 nm) 2. Результаты и их обсуждение наносился методом ВЧ-магнетронного распыления. Использовались растворы метилцеллозольватов Pb, Zr и Ti Полученные значения C и tg для всего измеренного в метилцеллозольве с концентрацией 0.2 mol/l при соот- диапазона частот представлены на рис. 1. Приведенные ношении компонентов Pb : Zr : Ti, равном 1.05 : 0.52 : 0.здесь частотные зависимости, характерные для рассма(небольшой, 5–10 mol.%, избыток Pb вводился в состав триваемых структур, имеют типичный для релаксацирастворов для компенсации испарения свинца в процес- онных процессов вид. Для дальнейшего анализа полусе кристаллизационного отжига пленок при температу- ченных данных с использованием обычно применяеморе 550C, 20 min). Толщина пленок PZT составляла го в таких случаях метода диаграмм Коула–Коула на 200 nm. В качестве верхнего электрода использо- основе полученных в эксперименте значений C и tg вались покрытия из Ni толщиной 100 nm и диаметром рассчитывалась величина комплексной емкости структур 10 1916 В.К. Ярмаркин, С.П. Тесленко C =C(1 -j tg ) и определялись значения вещественной C и мнимой C частей C (рис. 2). Цифрами на рис. 2 отмечены некоторые из экспериментальных данных, полученных на различных частотах измерительного напряжения при фиксированной амплитуде (20 mV). Вид приведенной на рис. 2 диаграммы указывает на протекание в рассматриваемых структурах, как минимум, двух релаксационных процессов. С учетом этого результата и данных по проводимости структур на постоянном токе частотная зависимость C аппроксимировалась функцией, содержащей два слагаемых релаксационного типа и слагаемое, учитывающее диэлектрические потери, обусловленные сквозной проводимостью [5], C = C0, (1) 01 - 02 02 - j где = + + -, 1 +( j1)1-1 1 +( j2)1-2 C0 = 0A/d, 0 — диэлектрическая проницаемость вакуума, A, d и — площадь, толщина и эффективная величина удельного объемного сопротивления структуры соответственно.

Значения входящих в формулу (1) параметров определялись подгонкой расчетных кривых к экспериментальным точкам на диаграмме Коула–Коула (рис. 2) с использованием в качестве нулевого приближения для C, C01, C02, 1 = 1/ f1 и 2 = 1/ f2 значений, получаемых из частотных зависимостей емкости и диРис. 1. Частотная зависимость емкости (a) и тангенса угла электрических потерь, представленных на рис. 1. Среддиэлектрических потерь (b) для структуры Ni–PZT–Pt на неквадратичное отклонение экспериментальных данных кремнии. C01 и C02 — соответственно низкочастотное и высоот расчетных составило 12% для частотной зависимости кочастотное значения емкости структуры для релаксационного процесса с характерной частотой f1, C02 и C — аналогич- емкости структуры и 13% для частотной зависимости ные параметры для релаксационного процесса с характерной тангенса угла диэлектрических потерь. Полученные в частотой f2.

результате такого расчета значения параметров, характеризующих релаксационные процессы в исследуемой структуре, приведены в таблице.

Экспериментальные значения параметров, характеризующих диэлектрическую релаксацию в структурах Ni–PZT–Pt C, nF, s, C C01 C02 1 2 1 2 · cm 0.002 1.15 0.875 5.56 · 10-5 2.17 · 10-7 0.49 0.05 5 · Отсутствие сколько-нибудь выраженной дисперсии в объемных керамических образцах PZT того же состава [6] позволяет заключить, что наблюдаемые в диРис. 2. Диаграмма Коула–Коула (A) и составляющие электрических спектрах тонкопленочных структур осо(B, C, D) релаксационного процесса в структуре Ni–PZT–Pt бенности могут быть объяснены межслоевой максвеллна кремнии. A — огибающая, рассчитанная по формуле (1), вагнеровской релаксацией, обусловленной неоднородB — высокочастотный релаксационный процесс, C — низкочаным строением пленок по их толщине [6,7]. При этом стотный релаксационный процесс, D — вклад сквозной провысокочастотный процесс, характеризующийся узким водимости. Цифрами отмечены некоторые из экспериментальраспределением по времени релаксации (2 < 0.1), можных данных, соответствующие следующим частотам измерения но связать с границей раздела металлический электрод(MHz): 1 — 0.0001, 2 — 0.001, 3 — 0.01, 4 —0.1, 5 —0.2, сегнетопленка, а низкочастотный, отличающийся широ6 —0.4, 7 —0.7, 8 —1.0, 9 —1.8, 10 —4.4.

ким спектром времен релаксации (1 0.5), — с = Физика твердого тела, 1998, том 40, № Диэлектрическая релаксация в тонкопленочных структурах металл–сегнетоэлектрик PZT–металл наличием в приэлектродных областях пленки слоев с повышенной проводимостью, обусловленной дефицитом атомов кислорода в этих слоях [8]. Учитывая плавный характер изменения концентрации атомов кислорода в приэлектродных областях золь-гель пленок PZT, обнаруженный в [9] методом послойной Оже-спектроскопии, следует признать, что простая двухслойная модель, использованная для описания структуры подобных пленок в [1,6,7], является слишком грубым приближением.

Для объяснения наблюдаемого характера дисперсии комплексной емкости структур в низкочастотной области целесообразнее использование модели диэлектрической Рис. 3. Функция распределения величины постоянной времени релаксации в многослойных структурах с плавно изслоев пленки PZT в структуре Ni–PZT–Pt на кремнии.

меняющимися параметрами [2]. Основные положения этой модели следующие: 1) каждый слой структуры характеризуется зависящей от координаты постоянной времени t(x) =0(x)(x); 2) в рассмотрение вводится функция распределения g(t) по постоянной времени слоя t, выражающаяся через нормированную толщину слоя dx/L dx g t(x) dt =, (x) L где L — геометрическая толщина структуры; 3) интеграл t L(t) = g(u) du выражает эффективную нормированную толщину слоя Рис. 4. Распределение значений удельного объемного соструктуры, в котором постоянная времени не превыша- противления по толщине пленки PZT в структуре Ni–PZT–Pt на кремнии. Отсчет толщины x производится от Ni-электрода ет t; 4) комплексная диэлектрическая проницаемость структуры.

структуры может быть выражена как через обычно используемую для описания таких структур функцию распределения по времени релаксации ( ) ввыражении На рис. 3 представлена функция распределения g(t), ( ) j рассчитанная на основе данных рис. 1 и 2 для низко = +(0 -) d -, частотного релаксационного процесса. Для оценки из1+ j менения удельного электрического сопротивления (x) по толщине пленки диэлектрическая проницаемость (x) так и через функцию g(t) аппроксимировалась монотонно возрастающей функцией при фиксации лишь ее значений на поверхности s = 1 1 g(t) (для фазы пирохлора в приповерхностных областях) = dt.

1 + и v = 800 в объеме пленки (в соответствии с реjt зультатами исследований послойной структуры пленок, выполненных ранее методами рентгенодифракционного Аналитическое выражение для g(t), соответствующее и электронно-микроскопического анализа [10,11]). Предрелаксации типа Коула–Коула, имеет вид [2] ставленная на рис. 4 зависимость (x) рассчитана на основе экспериментально определенной функции g(t) sin (1 - ) g(t) = 1- 1-, при варьировании функции (x) с учетом сформулироt (0 - )t (G + 1)2 + G2 + t ванных выше ограничений; критерием согласия служило требование ”гладкости” функции (x). По приведен+ 2G(G + 1) cos (1 - ) ной на рис. 4 зависимости (x) можно оценить общую толщину пленки ( 0.2 µm) и толщину приэлектродгде ного переходного слоя с повышенной проводимостью t G = -.

( 0.03 µm), совпадающие соответственно с толщиной 0 - (0 - ) Физика твердого тела, 1998, том 40, № 1918 В.К. Ярмаркин, С.П. Тесленко пленки, определенной с помощью интерференционного микроскопа [3], и с толщиной обедненных по кислороду проповерхностных слоев в аналогичных (по составу и методу получения) пленках PZT, указанной в работе [8].

Кроме того, как было показано в [10,11], кристаллическая структура приповерхностных областей пленок толщиной 30-50 nm, непосредственно примыкающих к верхнему Ni-электроду, существенно отличается от структуры материала в объеме пленок, указывая на значительное изменение химического состава пленок в этих областях. Это обстоятельство позволяет предположить, что показанная на рис. 4 область толщин пленки от x = 0.001 до 0.03 µm с повышенной проводимостью = (по сравнению с областью 0.03 x 0.2 µm) отражает наличие в пленке приповерхностного переходного слоя, примыкающего к Ni-электроду исследуемых структур Ni–PZT–Pt.

Авторы выражают благодарность В.В. Леманову за полезные обсуждения.

Работа выполнена при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект 98-02-18164) и программы ”Физика твердотельных наноструктур” (проект 97-2017).

Список литературы [1] Z. Surowiak, D. Czekaj, A.A. Bakirov, E.V. Sviridov, V.P. Dudkevich. Integrated Ferroelectrics 8, 3–4, 267 (1995).

[2] Y. Kita. J. Appl. Phys. 55, 10, 3747 (1984).

[3] В.К. Ярмаркин, Н.В. Зайцева, С.В. Штельмах, А.В. Моторный. ФТТ 37, 2, 324 (1995).

[4] V.V. Lemanov, N.V. Zaitseva, S.V. Shtel’makh, A.V. Motorny, V.K. Yarmarkin. Ferroelectrics 170, 1–4, 231 (1995).

[5] Н.П. Богородицкий, Ю.М. Волокобинский, А.А. Воробьев, Б.М. Тареев. Теория диэлектриков. М.–Л. (1965). 344 с.

[6] M. Sayer, A. Mansingh, A.K. Arora, A. Lo. Integrated Ferroelectrics 1, 1, 129 (1992).

[7] M. Sayer, D.S. McIntyre, M. Sedlar, A. Mansingh, R. Tandon, V. Chivukula. Integrated Ferroelectrics 11, 1–4, 277 (1995).

[8] A.S. Carrico, C.A. Paz de Araujo, T. Michara, H. Watanabe.

Integrated Ferroelectircs 13, 4, 247 (1996).

[9] L.E. Sanchez, D.T. Dion, S.Y. Wu, I.K. Naik. Ferroelectrics 116, 1 (1991).

[10] В.В. Леманов, В.К. Ярмаркин. ФТТ 38, 8, 2482 (1996).

[11] В.В. Леманов, Г.Н. Мосина, Л.М. Сорокин, С.В. Штельмах, В.К. Ярмаркин. ФТТ 38, 10, 3108 (1996).




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.