散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征

散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应 表 关于同志近三年现实表现材料材料类招标技术评分表图表与交易pdf视力表打印pdf用图表说话 pdf 征 散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子 效应表征 0 纳米器件与技术 NanOelectr0nicDevice&Technology 散粒噪声用于纳米电子器件与结构 陈华, (西安电 的量子效应表征 杜磊,庄奕琪'陈文豪 子科技大学a.技术物理学院;b.微电 a ' 子 唐冬和,李,晨 学院,西安710071) 摘要:论述了纳米电子器件与结构中散粒噪声的产生机理和影响因素,表明散粒噪声与输运过程 密切相关,按照噪声功率谱的幅值大小将散粒噪声分为泊松散粒噪声,亚泊松散粒噪声和超泊松 散粒噪声四类.将散粒噪声的这些规律应用于纳米电子器件和结构,可表征不同器件与结构中的 量子效应.利用散粒噪声已经成功检测到无序导线中的开放通道与量子点混沌腔中的波动性,测 量出超导体与分数量子霍尔效应中的准粒子电荷.将散粒噪声用于检测纠缠态对量子计算具有重 要的意义,自旋相干输运的检测是自旋电子学的重要研究课 题 快递公司问题件快递公司问题件货款处理关于圆的周长面积重点题型关于解方程组的题及答案关于南海问题 . 关键词:散粒噪声;开放通道;传输电荷单元;自旋相干;弹道输运;纠缠态探测 中图分类号:TN303;O471.1文献标识码:A文章编号:1671—4776(2009)04—0201— 08 QuantumEffectsCharacterizinginNanoelectronicDevicesand StructuresbyMeans0 ChenHua,DuLei,ZhuangYiqi,ChenWe (a.SchoolofTechnicalPhysics;b.SchoolofMicroelectronics fShotNoise nhao,TangDonghe,LiChen ,XidianUniversity,Xfan710071,China) Abstract:0riginationandeffectfactorsoftheshotnoiseinnan0electronicdevicesandstructures aredemonstrated,whichshowsthattheshotnoiseiScloselyrelatedwiththetransport.Moreo— ver,intermsofthemagnitudeofnoisepowerspectrumdensity,shotnoisesareclassifiedinto threecategories:individuallypoissonianshotnoise,sub—poissonianshotnoiseandsuper— poisso— nianshotnoise.A1loftherulescanbeappliedtodifferentnanoeleetronicdevicesandstructures, andtheshotnoiseasaprobemaycharacterizethequantumeffectsintheseconditions.Shotnoise detectsopentransmissionchannelsinadisorderedwireandwavesinachaoticcavity.andmea— surestheunitoftransferredchargeinasuperconductorandfractionalquantumHalleffect.The entanglementdetectionbasedontheshotnoiseisimportanttOthequantumcomputation,andthe spincoherencetransportdetectionisanecessarysubjectofspintronics. Keywords:shotnoise;openchannels;unitoftransfereredcharge;spincoherence;ballistic transport;entanglementdetector EEACC:2560X 引言 无论在现实生活中,还是在各种电子系统中, 收稿日期:2008—11—12 基金项目:西安应用材料创新基金资助项目(XA—AM,200603) E—mail:addal@163.toni 2009年4月 噪声作为一种干扰,总是需要人们采取手段去加以 抑制.但是,大约从1985年起,半导体行业的学 者, 工程 路基工程安全技术交底工程项目施工成本控制工程量增项单年度零星工程技术标正投影法基本原理 师等着手利用1If噪声和g-r噪声为主的 微纳电子技术第46卷第4期201 陈华等:散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征 低频噪声,作为器件微观性质研究,质量检测和可 靠性评估的手段一1j.在各国专家,学者的共同努 力下,低频噪声正在成为快速,简便,非破坏性的 器件质量表征与可靠性评估手段. 笔者所在的课题组致力于该方向的研究已有十 几年..卜,目前低频噪声技术的研发与推广是本 课题组的重要方向之一. 集成电路的发展一直令人惊异地遵循着摩尔定 律,器件与集成电路经历了m级,亚m级,深 亚m级,正逐渐进入到nm级.工艺制造的进步 保证了集成电路的迅速发展,能够制备出处于介观 尺度的器件与结构,如弹道MOSFET,量子点, 量子点接触以及介观导线(低温时,长度能够与非 弹性的电子一声子散射长度相比)等.这些介观结 构的电子输运呈现出不同于宏观系统的量子效应, 输运过程中电子的相关性会调制散粒噪声幅值,从 而使利用散粒噪声表征纳米电子器件中的介观输运 成为新的噪声研究热点.近十年对散粒噪声的研 究,已经证实散粒噪声是研究纳米结构的有效方 法.".本文从散粒噪声的起源与影响散粒噪声 幅值的因素人手,表明散粒噪声与电子输运过程密 切相关,分别阐述了散粒噪声在量子效应 信息表 校服规格信息表下载新员工入职基本信息表购买客户信息表红字发票信息表撤销说明客户档案信息表模板 征 方面较为成熟的应用与一些奇特构思. 1散粒噪声的产生与影响因素 1.1散粒噪声的产生 1918年肖特基首次在真空管中发现了散粒噪 声l1].他预测在真空管中会有两种固有的与时间 有关的电流涨落:一种来自电子的热运动即热噪 声;一种来自电荷的不连续性即散粒噪声.电流流 动中的电子电荷,类似于雨天坠落在桶中的雨滴体 积].随机性是散粒噪声出现的一个重要原因, 笔者认为在实际电子系统中随机性有两个来源,即 注入的和散射的随机性.随机性也有两种完全不同 的起因,由复杂非线性动力学决定的"伪"随 机,例如}昆沌现象,以及随机理论和量子力学 统计解释中的"真"随机.发射电子库的电子注入 受到发射库表面势垒和库中电子占据情况的影 响.热激发会影响发射库中的电子占据,因 此,散粒噪声与热噪声一样都受到温度的影响l1. 电子在输运过程中受到势垒的散射,是导致输运过 程随机性的另一个重要原因.所以,一些文献明确 指出,散粒噪声来源于电子的离散特性与运动的随 机性[2. 散粒噪声又叫散弹噪声,颗粒噪声m].散粒 噪声与热噪声具有一个相同的特点,即在相当宽的 频率范围内都是白噪声;与热噪声不同的是,散粒 噪声必须在发生输运的非平衡系统(例如加偏置电 压)中才能观察到,因此被称为非平衡本征噪声, 其大小通常和偏置电流成正比.根据Landauer— BiJttiker图像,给出了包含热噪声与散粒噪声的表 达式u,即 ,N s=2竽?[2是.仃:+丁(1一)./2 T, eVcoth()](1) 厶B上 式中:S,e,h,N,kB,V,T,T分别表示噪 声功率谱,电子电量,普朗克常数,通道个数,玻 尔兹曼常数,绝对温度,外加偏压,本征通道的透 射系数,加号前的一项表示热噪声,加号后的一项 表示散粒噪声.由此可见,散粒噪声表达式中包含 温度因子. 1.2电子输运过程中的相关性对散粒噪声幅值的 影响 肖特基首先推导出了泊松过程散粒噪声功率谱 表达式S=2el,J表示电流,因子2表明正负频 率对噪声功率谱的贡献相同.肖特基依据这个公 式,设想运用散粒噪声频谱测量基本电荷单元,也 许比罗伯特?密立根的油滴测量法更准确.后来的 实验表明精度的提高并不显着,原因在于电子在阴 极附近的库伦排斥破坏了独立释放事件的假设.库 伦互作用提供了电子之间的排斥互作用,抑制了散 粒噪声[1. , 将实际散粒噪声的功率谱与肖特基噪声功率谱 相比,得到Fano因子即F=s/2el.F=1时,散 粒噪声功率谱满足肖特基公式S=2el,此时的散 粒噪声被称为泊松散粒噪声;F<1时,即S<2 j,散粒噪声被称为亚泊松散粒噪声;F>1时, 即S>2el,散粒噪声被称为超泊松散粒噪声. 除了库伦互作用可以调制电子的运动外,泡 利原理(即不能有两个或者两个以上的电子占据 同一状态)以及散射作用也同样影响电子的运 陈华等:散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征 动,这些相关性导致散粒噪声的幅值小于相应的 泊松值2eI.计算相关性的一个有效方法是像 Landauer那样把电导作为透射问题求解,根据 Landauer方程,平均电流等于电导量子数2e/ (包括自旋简并2),施加电压V,传导概率三 者的乘积[1,则 2e2.T(2) 导体可以看作N个相互独立且具有不同透射函数 T的通道并联.T定义为矩阵t?t的本征值,t 为N×N的透射矩阵.在只有一个通道的一维导 体中,简化为T=ItI,t是透射幅值.将零温 条件代人式(1),得到的散粒噪声公式为 S=2P2?NT一)(3) 根据肖特基公式S=2eI和Landauer电流公式= 1V,可得2-- ~ T S=22?NT(4) 对比式(3),(4)可知,1一丁表示了二项分布对 泊松分布的抑制.文献[-21]表明的分布显着 影响散粒噪声幅值,当T为接近于零的单峰分布 时,散粒噪声为泊松的;当为双峰分布时,散 粒噪声为亚泊松的. 作者据式(4)来研究介观金属,金属中的库 伦作用被完全屏蔽了,泡利原理与散射起作用.当 z《L《Nl(z为平均自由程,L为导体长度)时, T的分布为 舡:』'丁?[T]?.D(T)=j2L丁肝,一"(5) l0其他 式中,T一=4e.代人式(3)得 s=×2eJ(6) 即F}专,出现散粒噪声抑制.随着导体 长度的增加,将达到电子之间的非弹性散射长度, 电子间的非弹性散射会稍稍增强散粒噪声;导体长 度增加达到电子一声子的非弹性散射长度zi时, 散粒噪声抑制增强,每一段都会独立地产生电压波 动,结果是散粒噪声频谱变成zi/L.然而,热涨 2009年4月 落不会被非弹性散射所削减(非弹性散射有助于建 立热平衡).这就可以解释为什么不能在宏观导体 中观察到散粒噪声. 在有些情况下会出现超散粒噪声,比如在双 势垒共振隧道结的负微分电阻区出现的正反馈现 象[10].假如双势垒势阱中束缚态的能带宽度可以 与其两边半导体的导带边有一点重叠,如图1所 示.这时如果有一个电子因为涨落进人势阱中, 那么势阱中的束缚态就会升高,这样它与两边半 导体的导带就会重叠得更多,电子会更容易进入 势阱,势阱能级进一步上升,两边半导体的导带 和中间势阱内的束缚态重叠也就更多,这就形成 了正反馈,使得散粒噪声增加而大于2P.文献 [13-1运用这种双势垒单势阱结构散粒噪声的产 生机理,解释了超薄栅氧MOSFET中出现的基 于非弹性陷阱辅助隧穿的增强散粒噪声.除了正 反馈机理外,电子间的强相互作用呈现出"准粒 子"特性,传输电荷单元改变,也能使散粒噪声 出现增强_2. 隧道结势垒 图1双势垒共振隧穿二极管中噪声正反馈的产生[] Fig.1Noisepositivefeedbackinthedouble-barrier resonanttunnelingdiode 2散粒噪声用于纳米电子器件与结构 的量子效应表征 2.1探测开放通道 首先来看一下,前面讨论过的长度可以与非 弹性的电子声子散射长度相比的无序金属线.式 (5)的分布如图2(a)所示,元序金属中存在着 大量透射系数接近于0的闭合通道和大量透射系 数接近于1的开放通道,其余通道占的比重极 小.如果不存在开放通道,则出现泊松散粒噪 声,如图2(b)所示的抑制的出现,可以用于探 测开放通道. 微纳电子技术第46卷第铺203 陈华等:散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征 (a)透射本征值()与概率分布(P(T))的关系 |l凡 (b)噪声功率()与电流(,)的关系 图2无序金属[] Fig.2Disorderedmetalwire 2.2测量准粒子电荷 电流的粒度在很多情况下并不是基本电荷单 元,而是某一数值乘以基本电荷单元.平均电流无 法区分这些不同,但是噪声可以.按照UgoFano 在1947提出的离子化统计学,比例F(即Fano因 子)可以测量传输电荷单元r1. BCS理论认为,超导体中的电流是以库珀对 来传输.通过超导体与正常导体结的散粒噪声的 Fano因子为2,从而证明了库珀对是超导体的基 本电荷单元,图3中S,为电流噪声. 另一个例子是由分数量子霍尔效应?1.引起 的.RobertLaughlin理论认为,电荷从霍尔条一 侧向另一侧的隧穿是基本电荷的分数,即q=e/ (2p+1)为传输单元.整数P由最低Landau能级 填充分数P=e//(2p+1)决定.法国的D.C. Olattli和其协作者,以及以色列Weizmann研究 院的M.Reznikov等人]分别测出F=1/3(如图 4所示).最近,Weizmann小组把测试扩展到P=2 和P=3. (a)透过结的电荷传输示意图 //mA (b)透过结的传输电荷单元 图3超导与正常导体结 Fig.3Superconductor/nomalcoductorjunction 图4分数量子霍尔效应中的有效电荷[.] Fig.4TransferredchargeonthefractionalquantumHalleffect 此外,中国学者也提出了通过测量散粒噪声的 Fano因子来提取碳纳米管中的Luttinger参数". 2.3辨别量子腔体中的波动性与粒子性 在半导体中刻蚀形成的电子点可以被认为是一 陈华等:散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征 个nm尺度的导体微腔.量子点与两个电子库耦合 后,可以测量电子库而得到非平衡状态下量子点的 输运特性.一般情形下,输运物理量对于量子点的 形状和无序程度等微观特性很敏感,认为腔中电子 的经典运动可以是混沌状态,是随机分布杂质或者 不规则分布边界散射的结果. 在经典力学中,由物质的初始坐标,初始动 量,外部条件,可以确定经典粒子任一时刻的状 态.特别是可以确定腔体中的粒子发生了透射还 是反射,所以在时间尺度上散射是无噪声的.波 的动力学特征是随机的:位置和动量的量子不确 定使其动力学出现概然性因素,所以充分长的时 间尺度上会出现噪声.文献[14,29-]提出了一 种较好的散粒噪声描述方法,其中最重要的观念 就是Ehrenfest时间,是量子混沌的一种特征时间 尺度. 在经典的混沌论中,运动轨迹对初始状态非常 敏感.初始坐标的改变8x(0)随时间呈指数变 化,即8x()=8x(0).量子力学在中引 入的不确定性具有和费密波长Ar相同的数量级. 可以认为(0)是波包的初始形状,L表示量子 点的尺寸,(,)=L表示波包在整个量子点扩 展,得到Ehrenfest时间_1,即 这个名称来源于PaulEhrenfest1927年发现的一 个原理,即量子力学波包满足确定性的经典运动学 方程.在量子混沌中,一旦时间尺度大于r,动 力学变得随机,相应的原则失去了原有的意义.电 子通过其中一个开放通道进入量子点直到离开,在 其中驻留的平均时间为r动力学是确定的还是 随机的依赖于比例rdwell/r,如图5所示.当驻留 时间充分长时,由确定性F=0标志的散射转化为 F=1/4标志的波动性散射.插图形象地描述了无 序动力学对初始条件的敏感程度.巴塞尔大学的 S.Oberholzer等人l2从实验上证实了确定性散射 引起的散粒噪声抑制,对应图5中Fano因子小于 0.25.控制栅电极可以改变二维电子气中量子点的 两个开口宽度,从而改变开放通道的模式数N, 实现调节驻留时间r..=mA/hN,为电子的 有效质量,h为约化普朗克常数. 2009年4月 l"dweIl/nm 图5Fano因子(F)与驻留时间(rdI1)的关系E143 Fig.5DependenceofFanofactoronthedwelltime 2.4探测纠缠态的设想 如果多粒子态不能被分解为单粒子态的直积, 那么该粒子态就是纠缠的.纠缠在量子计算中非常 重要,如果与周围环境的相互作用导致纠缠消失, 任何与经典计算相关的加速都会消失,电子一电子 的相互作用自然产生纠缠状态.在计算过程中,需 要在不破坏纠缠态时,在空间上能够分离电子.在 固体中的情形与量子光学中完全相反,纠缠光子的 产生很复杂,然而它们在空间上较易分开.实现电 子纠缠的一种途径就是,把两个仅含有一个电子的 量子点构成一组量子点对,这组量子点对作为量子 计算的控制对象.强库仑排斥使电子相互排斥,两 种自旋方式在I十>(l—l>(十I单态中发 生纠缠.目前,实验中已经能够制备这种纠缠态, 另外一种实现 方案 气瓶 现场处置方案 .pdf气瓶 现场处置方案 .doc见习基地管理方案.doc关于群访事件的化解方案建筑工地扬尘治理专项方案下载 是利用超导与正常导体的界面. 处于纠缠态电子系统的特殊的统计特性,使噪声为 检测纠缠态提供了思路. 为了便于理解,对"安静"的电子与"嘈杂" 的声子进行了比较.对经典粒子来说,费密统计的 电子噪声比泊松分布的小;光子遵循玻色爱因斯坦 分布,噪声比泊松分布的噪声要大.区分这两者, 关键是交换全同粒子时波函数是对称还是反对称. 对称波函数引起粒子聚集,增加噪声;反对称波函 数则相反.只有波函数的空间对称性对噪声有影 响.虽然多粒子体系的全电子波函数包含自由的自 旋量子数,总是反对称的,但是空间部分却没有这 种限制.尤其单态的电子有对称波函数,当交换全 同粒子时,会像光子一样聚集. 微纳电子技术第46卷第4期205 陈华等:散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征 如图6l_14=所示,二维电子气中用栅电极来限定 双量子点.两个电压源从两端分别给每个点注入一 个电子,使电子处于自旋单态.栅电极上的电压脉 冲促使电子进入环上相反的两臂,电子对在通道上 的散射产生了散粒噪声.每个端口的右侧出1:1有放 大器(图6中的1,2)来收集噪声,1,2端V1处 电流涨落的正相关标志着纠缠的自旋单态.电子正 相关系数的出现标志着聚集自旋单态的出现,从统 计意义上来说,纠缠使电子像光子一样运动. + :??'?? : 费密子反聚束…一+?? OOOO0……一: , ---…, ??? (a)聚束与反聚束现象 (b)自旋纠缠电子对的产生和探测 图6自旋纠缠电子的散粒噪声增强 Fig.6Shotnoiseenhancementofspinentangledelectrons 2.5用于探测弹道输运中电子能量分布 图7为处于远离平衡条件下的弹道导体,散粒 噪声能够用来探测注入电流的能量分布引.平衡 状态时,空间电荷势垒是对称的,存在偏压时, 空间电荷势垒更接近发射极,它的幅值随偏压 降低而降低.偏压提高时,发射极附近电子密度 (阴影区)提高.注入空间电荷产生的势能势垒 ,其高度取决于材料的屏蔽参数,且随外加偏 置变化.联立输运方程和泊松方程,可以得到由自 洽内建场决定的势垒,不考虑隧穿时,该势垒 决定电子究竟是发生反射还是透射.空间电荷势垒 206MicronanoelectronicTechnologyVo1.46No.4 随时间涨落,导致传输电子产生库仑长程相关性, 相关性抑制散粒噪声.由于不存在散射,唯一的噪 声源是发射极占据数涨落,该涨落受到势能势垒涨 落的调制.入射电子的能量分布显着影响散粒 噪声的抑制水平,但是时间平均的量(比如平均电 流,电导)不受影响. 弹道电子 --?-I_川I-????-?卜 度 集极 t 图7空间电荷受限区中弹道导体的能带结构图 Fig.7Band—energydiagramforaballisticconductorundera space-charge—limitedregime 考虑注入电子能量分布为三维Fermi—Dirac分 布,在该电子背景上叠加一个高能量的尖峰,能量 分布如图8中插图所示.假设尖峰占据的能量宽度 与kT相比很窄.对于每个纵向能量,,模式的占 据数为I1f}] N(,):mkBT[1n{1+exp[(, F一,)/kBT]}+ akBT(,一,n)](8) 式中:e为费密能量;m是电子质量;口是无量纲 的尖峰幅值;,.表示尖峰的位置;当,=,时, (,一,.)=1;否则,(e一,.)=0.众所周知, 高偏压下的弹道注入平均电流由Child定律决定, 而不依赖于分布函数.偏压下电流噪声的加强, 取决于注入分布的细节,尤其是尖峰参数a和e. 定义比率卢oi,SI是实际的电流散粒噪声,S} 是能量分布不存在尖峰时的电流散粒噪声.尖峰位 置e和a尖峰电流改变时,的行为如图8.n值 越大,的最小值越大.对于确定的a,每条p曲 线具有最小值时,尖峰位置对应的能量可以近似为 e,其中一) 陈华等:散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征 ~/—~--—Obde.势垒高度是所施加偏压V的函数, 通过调节V使最小,可以得到尖峰位置,.反 之,当尖峰位置给定时,可以得到,进而获得 f 空间电荷势垒屏蔽参数的信息. 图8e=eo处分布函数具有不同局域峰值时 ,Fermi—Dirac电子产生的电流噪声 Fig.8CurrentnoiseproducedbyFermi-Diracelectronswithdifferent peakmagnitudesofenergydistributionsatEEn 2.6自旋相干的探测 美国特拉华大学的B.K.Nikdi6等人_3.?针对 自旋滤波器或者铁磁电极注入到某种自旋相关作用 支配的量子相干纳米结构,推广了量子散粒噪声的 散射理论,使其可用来计算传输电流的自旋极化矢 量,从而用散粒噪声表征传输自旋的量子相干. Pd为检测电流自旋的极化矢量,fPd.f=1表 示传输的自旋态相干,0?lPI<1表示传输 的自旋态退相干,从而用IP1表示传输自旋 态的相干程度.从微观上说,自旋翻转要么是电子 与铁磁杂质碰撞或者s0(spin-orbit)相关的静态 无序散射引起的瞬时事件,要么是外部或者来自 SO耦合诱导的固有磁场使电子在输运中做持续的 自旋进动.所谓DP(dyakonov—pere)白旋退相干 就是电子经过杂质或者边界散射后(这些碰撞本身 不引起自旋翻转)导致B(P)的随机变化而产生 的lPdI减小.用铁磁导线产生自旋极化注入, 在包含RashbaSO耦合的无序半导体量子线的另一 端,采用普通导线收集电荷流,用F十一?表示电荷 流散粒噪声的Fano因子.图9数值模拟了F十一? 和量子相干度1Pdl的一一对应关系D.图中L 为导线的长度,Lso=7【/2(优口)是由净Rashba 哈密顿定义的自旋进动长度,在这个长度上自旋进 2009年4月 动了角度/l".用SO耦合系统中的纯电荷传输数值 实验,提供了测量传输自旋态相干特性的令人兴奋 的可能性,有望用该方法来探测半导体中的自旋相 干. 图9F十一?和IPdI的关系[31 Fig.9F十十'asafunctionofquantumcoherenceofspinlPdetect 3结语 散粒噪声理论与测试的发展是与凝聚态物理, 电子学,光学等诸多学科的发展密切相关的.用散 粒噪声检测开放通道是与凝聚态物理结合的一个简 单应用.其他应用还包括:散粒噪声检测出库珀 对,分数量子霍尔效应中的准粒子电荷以及混沌腔 体中的波动性.与这三个已实现的应用不同,散粒 噪声用于检测纠缠态,自旋相干输运,弹道输运都 还处于理论设想与数值实验阶段,若前两者能够实 现,将分别对量子计算与自旋电子学的发展产生很 大的影响.正是这些理论设想的不断实现和新设想 的出现,开辟了用噪声探测量子力学特性的新天 地,提供了一条利用量子力学特性的新途径. 必须要指出的是,散粒噪声的理论尚待体系 化,测试技术也不够成熟,因而基于散粒噪声的纳 米电子器件与结构的量子效应表征技术只是处于起 步阶段.但是,目前的成果也足以表明散粒噪声与 普通的电导测量相比,能够更加灵敏和细致地反应 载流子的输运过程.此外,该领域与半导体器件的 噪声无损可靠性检测作为一个整体,已经足够证明 R.Landauer的论断:噪声中蕴含信号l_3. 参考文献: [1]庄变琪,孙青.半导体器件中的噪声及其低噪声化技术 [M].北京:国防工业出版社,1993:172—221. /-2]CIOFIC,NERI&Low-frequencynoisemeasurementsasacha- racterizationtoolfordegradationphenomenainsolid-statedevices /-J].JPhysApplPhys:D,2000,33(21):199—216. 微纳电子技术第46卷第4期207 陈华等:散粒噪声用于纳米电子器件与结构的量子效应表征 [31李瑞珉,杜磊,庄奕琪,等.MOSFET辐照诱生界面陷阱形 成过程的1/f噪声研究[J].物理,2007,56(6): 3400—3406. 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