渗透型氧化物半导体晶体管中的尺寸缩放效应

《ACS Nano》：Dimensional Scaling Effect in Percolative Oxide Semiconductor Transistors

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在非晶态和多晶半导体中，渗透传输主导了电荷传导。本研究发现了使用渗透半导体作为通道材料的晶体管所特有的尺寸缩放效应，其中材料的渗透阈值（pc）与晶体管的阈值电压（VT）之间存在强相关性。我们证明了这两个参数从根本上受到半导体通道几何形状的控制。通过减小通道的厚度、宽度或长度，pc 会发生变化，因为导电路径的可用性受到通道尺寸的限制，这直接导致了观察到的 VT 变化。通过扫描隧道显微镜可视化的渗透势能景观，建立了 pc 和 VT 之间的定量联系。结果表明，能量景观由费米能级决定，这是渗透通道的特征，当费米能级超过形成导电路径的势垒时，器件就会导通。这种机制通过温度依赖的传输测量得到了证实，其中提取的激活能量显示出与 pc 和 VT 变化一致的强烈几何依赖性。这种缩放效应在 n 型 In2O3 和 p 型 SnO 晶体管中都是一致的，表明它不受载流子类型的影响，具有普遍性。这些发现表明，非晶半导体器件中的传输是由渗透控制的，而不是传统的静电效应或量子限制，从而确立了几何形状作为未来非晶电子学的关键设计参数。

1. 引言
对于半导体电子学而言，晶体质量在决定器件性能方面起着核心作用，因为低缺陷密度可以最小化载流子的散射和陷阱态，从而实现高迁移率和稳定运行。通常需要高温生长来促进结晶度或通过退火来修复缺陷，以达到高晶体质量。然而，这些过程往往超过了新兴集成方案的热预算，特别是异质和单片三维（3D）集成，(1,2) 在这种情况下，高温可能会降低底层层的质量并破坏互连的完整性。相比之下，低温生长通常会导致较差的晶体质量，从而在处理温度和器件性能之间产生固有的权衡。为了克服这一限制，最近的研究集中在非晶材料上，如 In2O3、SnO 和 a-TeSeOx，(3?7) 这些材料在无序结构中仍能保持高迁移率。它们对结构无序的容忍度使得可以通过原子层沉积和溅射在严格的热预算内实现低温沉积，(8?10) 从而使其成为下一代集成方案的有希望的选择。(11?13) 另一方面，非晶半导体中的结构无序会导致器件不稳定，特别是在温度变化和偏压应力下阈值电压（VT）的变化。(14,15) 此外，随着这些晶体管的缩小，VT 显著依赖于通道的厚度、宽度甚至长度。例如，超薄非晶 In2O3 晶体管表现出依赖于厚度的 VT 变化，这之前被归因于量子限制或静电效应，(16?18) 尽管其确切原因仍有争议。揭示这种尺寸依赖性行为需要更深入地理解非晶相中的电子结构和传输机制。然而，由于缺乏周期性秩序，对其电子结构和传输的建模仍然具有挑战性。与依赖于扩展布洛赫态和带传输的晶体半导体不同，非晶材料的传输主要由通过渗透路径的无序控制。(19?21) 同时，它们的导电性由费米能级（EF）的位置决定，保留了传统半导体的可调特性。这导致了半导体-渗透二元性，其中传输受到无序景观施加的局部势垒的控制，而 EF 的静电调制则控制着势垒的高度，从而控制导电性。

在这项研究中，我们发现了非晶半导体中由于其渗透传输特性而产生的独特尺寸缩放效应。我们展示了通过减小器件厚度、长度和宽度可以调节渗透阈值（pc；定义为实现长距离连接所需的导电路径的临界比例），从而直接驱动可测量的 VT 变化。通过绘制势能景观，我们建立了 pc 和 VT 之间的定量联系，揭示了能量景观受费米能级调制的影响，这是半导体-渗透二元性的一个决定性特征。这一机制通过温度依赖的传输测量得到了进一步验证，其中激活能量显示出与观察到的 VT 变化一致的强烈几何依赖性。在 n 型和 p 型氧化物晶体管中一致观察到的结果揭示了受渗透机制影响的电子学中的几何依赖性传输行为。

2. 结果与讨论
2.1. 通过扫描隧道光谱可视化非晶 In2O3 作为渗透半导体中的势垒
我们使用扫描隧道光谱（STS）来检查非晶 In2O3 的局部势能。In2O3 作为一种有前途的晶体管通道材料而受到关注，因为它在非晶相中具有高迁移率，并且与先进的电子集成兼容。In2O3 薄膜是通过在 SiO2 衬底上原子层沉积并在此之上图案化电极而制备的。位于 SiO2 下方的重掺杂硅衬底作为底部栅极，用于调节 In2O3 的 EF（图 1a），并使其传输特性得以提取。STS 测量使用相同的器件结构进行，通过测量从扫描尖端到接触点的隧穿电流（图 S1 中的 STS 测量器件连接）。图 1b 显示了从 STS 测量获得的两个代表性的微分电导（dI/dV）曲线。由于非晶半导体中的结构无序，观察到了多个中间带态，这些态与晶格空位和缺陷引起的局部势能相关。(22?24) 在带隙之上，观察到了高能边缘，对应于将局部中间带态与导带尾部的非局域态分开的迁移边缘（EM）。通过扫描半导体表面并提取 EM 和 EF 之间的能量差 ΔE = EM – EF，可以直接可视化势垒的空间分布（图 1c）。如图 1d 所示，观察到的 ΔE（约 1.4 eV）主要来源于非晶相中固有的氧含量变化，这与密度泛函理论计算结果一致（图 S2）。从空间映射中提取的 EM 波动约为 0.5 eV，反映了由于结构无序导致的带边粗糙度高于晶体材料。在紫外线照射下，(25) EF 上升，使平均 ΔE 从约 1.4 eV 降低到约 0.9 eV（图 1e），而内在带隙保持不变，这一点通过吸收光谱得到了证实（图 S3）。因此，ΔE 的减小反映了有效势垒高度的降低，而不是潜在轮廓的变化。进一步增加 EF 最终将 ΔE 降低到约 0.05 eV（图 1f），表明在渗透半导体中形成了完整的导电路径。这种转变伴随着电导率的显著增加，表现出简并的半导体特性（图 S4）。总体而言，观察到的势垒高度随 EF 的变化反映了非晶半导体的半导体-渗透二元性，揭示了渗透半导体与经典渗透网络系统的关键区别。(26?28)

图 1
图 1. 可视化非晶半导体中的渗透势垒。(a) 在 SiO2/Si 上具有非晶氧化铟通道的背栅场效应晶体管；插图显示了通道的 TEM 图像（比例尺，3 nm）。(b) 非晶 In2O3 的 dI/dV 光谱。在相同样品的不同位置测量到了两个具有明显不同光谱特征的代表性曲线。虚线表示 EM。插图显示了材料不同区域中 EM 的空间变化。能量势垒的完整统计分布提供在图 S5 中。(c) 说明半导体-渗透二元性，其中传输受到势垒的限制，而 EF 仍然可调。(d) 通过从在不同位置测量的 dI/dV 光谱中提取 EM – EF 来可视化势垒的空间分布。(e) 在紫外线照射（30 秒）后 In2O3 中势垒高度的降低，这提高了 EF。蓝色区域的出现表明形成了低势垒的导电路径。(f) 通过延长紫外线照射（60 秒）进一步降低了势垒。插图显示了相对于不同 EF 水平的 EM 波动。

2.2. 有限尺寸渗透传输模型中的尺寸缩放效应
为了研究器件几何形状对电荷传导的影响，我们修改了经典渗透理论（29），构建了一个包含尺寸约束的传输模型。传统理论假设一个具有均匀位点连接性和全向渗透的无限晶格，(30,31) 其中 pc 主要由配位数（z）和晶格结构决定。当将渗透模型应用于实际器件时，必须考虑有限的通道尺寸，包括长度、宽度和厚度（图 2a）。为了将渗透模型扩展到有限晶格中的载流子传输，需要进行两项修改：(i) 在模型中引入边界，靠近边界的位点的连接性降低（z 减小）；(ii) 成功的传输定义为从晶格的一侧到另一侧形成的导电路径，从而在介质中产生定向渗透电流。这些修改使得晶格尺寸成为传输行为的关键因素，因为边界处的路径限制，如图 2b 所示。非晶结构被建模为在空间中随机分布的位点的准晶格，总共有 Lx × Ly × Lz 个位点（平均每个单位体积一个位点），其中模拟参数 Lx、Ly 和 Lz 分别对应于物理器件的长度（l）、宽度（w）和厚度（t），并且电荷传输沿着 x 轴定义。如果位点之间的距离低于阈值距离（dth），则在这些位点之间形成键合，这决定了每个位点的 z 和整个准晶格的平均配位数（z?）（图 S6）。随着厚度 Lz 的减小，有效传输横截面积（Ly × Lz）减小，z? 也减小，因为边界附近位点的连接性降低，如图 2c 所示。这种随着 Lz 减小而减少的 z? 是由于边界处的路径限制效应，与模型的位点连接性无关。即使通过增加 dth 来提高整体位点连接性，当晶格厚度接近二维极限时，z? 仍然会降至表面限制的值（图 2c）。

图 2
图 2. 尺寸缩放对随机准晶格中传输路径的影响。(a) 具有非晶氧化物通道的背栅 FET 的示意图，标出了长度（l）、宽度（w）和厚度（t）。插图：渗透阈值 pc 的定义，即渗透概率 Π 达到 0.5 时的占据概率 p。(b) 代表非晶半导体的随机晶格中厚度缩放的示意图。如果相邻位点之间的距离小于 dth，则每个随机位点与相邻位点形成导电键合。红色位点表示低连接性（z ≤ 4），蓝色位点表示高连接性（z > 4）。随着厚度的减小，红色位点的比例增加，反映了导电路径形成的受限。(c) 随着 Lz 的减小，z? 的减小趋势。在 10 × 10 × 10 随机晶格上进行了模拟。随着 Lz 的减小，z? 从体值减小到表面限制的值。(d) 不同 Lz 下 Π 作为 p 的函数。使用蒙特卡洛方法通过检查 128 个不同 p 的情况来确定 Π。Π 定义为形成连续导电路径的概率，计算为成功渗透情况与总模拟情况的数量之比。(e) Lz 的函数 pc。插图显示了不同 z? 下的 pc。

为了量化路径限制效应，使用蒙特卡洛方法计算了作为导电位点比例（p）函数的渗透概率（Π）。典型的 Π–p 曲线在临界阈值 pc 处显示出导电性的突然增加，定义为 Π = 0.5，代表从绝缘状态到导电状态的转变（图 2a 的底部面板；不同晶格类型的模拟总结在图 S7–13 中）。当晶格厚度从体相（Lz = 10）减小到接近二维极限（Lz = 2）时，Π–p 曲线向右移动（图 2d），pc 从 0.4 增加到 0.7（图 2e），表明需要更高比例的导电位点来实现渗透。这种尺寸依赖性表明，晶格厚度的减小显著增强了路径限制效应，由于具有较少连接的边界位点的比例增加，从而提高了路径传导能力（pc），这与z?的减小一致（图2e，插图）。2.3. 厚度缩放对渗透半导体阈值电压的影响通过分析非晶半导体晶体管，实验验证了渗透模型揭示的这种尺寸依赖性。在不同厚度的In2O3薄膜（t）被沉积到带有预制金属接触的后栅结构上，以避免金属沉积引起的局部退火，（32）并且通过光刻定义了通道长度（l）和宽度（w）。随着In2O3的厚度从4纳米减小到2纳米，转移特性（ID–VG）显示出VT从-34伏特变化到-2伏特（图3a,b）。除了VT的变化外，场效应迁移率也随着厚度的减小而降低（图S14b），这与由于尺寸限制而限制导电路径的连通性所导致的渗透现象一致。图3图3. 通道厚度对n型和p型渗透半导体渗透行为和晶体管特性的影响。(a) 不同通道厚度（t = 4, 3, 2纳米）的n型In2O3晶体管的转移特性，其中l和w固定在5微米（有关其他厚度的数据见图S14a）。插图显示了在Lz = 4, 3, 2；Lx = 5000；和Ly = 5000的厚度下，n型晶格的渗透概率（Π）作为p的函数。(b) 不同t值的n型In2O3的VT。(c) 对于n型半导体，模拟的不同Lz值的pc。(d) 在不同VD值下测量的不同通道厚度（t = 12, 8, 7纳米）的p型SnO晶体管的转移特性，其中l和w固定在5微米。插图显示了在Lz = 12, 8, 7；Lx = 5000；和Ly = 5000的厚度下，p型晶格的Π作为p的函数。(e) 不同t的p型SnO的VT。(f) 对于p型半导体，模拟的不同Lz值的pc。高分辨率图像下载MS PowerPoint幻灯片对于n型半导体，正的VT变化表示导电性降低。在渗透模型中也观察到了类似的趋势，同时将模型尺寸与实际通道尺寸的纵横比（l:w:t = Lx:Ly:Lz）相匹配。随着渗透准晶格的Lz从4减小到2（Lx和Ly保持不变），pc从0.43变化到0.51（图3a，插图和图3c），反映了在减小厚度时路径限制效应的增强。随着厚度的减小，pc的增加与观察到的正VT变化一致，两者都表明导电性降低。先前的研究将超薄In2O3晶体管中的VT变化归因于量子限制导致的带隙变宽，这减少了载流子密度并在减小厚度时增加了VT。（33）我们的发现表明，观察到的VT变化是由于非晶半导体中的尺寸缩放效应，这是由于它们的渗透传输特性（在溅射的In2O3中一致观察到的行为；图S15）。在这里，我们建立了一个定量框架，将pc和VT联系起来，以桥接渗透模型和实验。基于随机带边模型，势垒景观被定义为EM的空间变化，（34），如在STS映射中观察到的。虽然EF受VG调节，但载流子密度超过定义阈值的区域被认为是导电的，否则是非导电的，从而可以确定每个VG下的p。通过将VG与p相关联，并参考蒙特卡洛模拟得到的准晶格的p(Π)，可以定量建立pc和VT之间的关系（图S16；详细信息见支持信息）。除了n型In2O3之外，在受渗透传输控制的超薄p型半导体中也观察到了厚度依赖的VT变化。对于也受渗透传输控制的SnO晶体管，ID–VG曲线随着t从12纳米减小到7纳米而显示出从14伏特到6伏特的负VT变化（图3d,e）。尽管由于载流子极性相反，p型SnO和n型In2O3的VT变化方向不同，但两者都表明随着厚度的减小导电性降低。为了模拟p型传输，从Π与（1–p）中提取pc，其中成功的渗透对应于形成连续的未键合路径，类似于空穴传导。因此，随着Lz从12纳米减小到7纳米，pc从0.64减小到0.61（图3b，插图和图3f），与VT变化一致。p型SnO的VT和pc的较小变化源于其更大的厚度和多晶性质（图S17）。虽然更大的厚度减少了限制效应（图2b），但其晶界主导的无序也本质上比非晶In2O3中的原子级无序对限制的敏感性更低。尽管幅度有所不同，但两个系统中的一致趋势验证了无序半导体中渗透机制的普遍性。2.4. 长度和宽度缩放对渗透行为的影响除了厚度之外，缩放设备的长度l和宽度w（在渗透模型中对应于Lx和Ly）也会影响渗透传输（图4a）。具体来说，当Ly和Lz固定时，缩短传输长度Lx会增加形成连续路径的概率，从而降低pc（图4b）。相反，由于Ly和Lz都垂直于传输方向，减少其中任何一个都会限制可用的路径。在Lx和Lz固定的情况下，减少Ly会缩小可用于渗透的通道，从而也增加pc（图4c）。值得注意的是，只有当Lx和Ly减小到临界阈值（约10^3）时，pc才会发生显著变化，在该阈值下路径限制变得明显。图4图4. 通道长度和宽度缩放对渗透行为和阈值电压的影响。(a) 对于Lz = 3的晶格，渗透概率Π作为占据概率p的函数。随着晶格长度Lx（红色）和宽度Ly（蓝色）的减小，渗透阈值pc发生变化。(b) 在Ly = 5000固定时，不同Lz值的模拟pc作为Lx的函数。(c) 在Lx = 5000固定时，不同Lz值的模拟pc作为Ly的函数。(d) 在宽度w = 5微米固定时，不同通道长度l的In2O3晶体管的阈值电压VT。插图：短通道和长通道设备的SEM图像（刻度条，3微米）。(e) 在长度l = 5微米固定时，不同通道宽度w的In2O3晶体管的阈值电压VT。插图：窄通道和宽通道设备的SEM图像（刻度条，3微米）。高分辨率图像下载MS PowerPoint幻灯片Lx和Ly的缩放引起的pc变化同样反映在晶体管的VT变化中。为了研究这种缩放效应，对于t固定为2纳米且l和w变化的In2O3晶体管提取了VT。减小l导致VT负变化，这与Lx减小时pc降低一致，表明形成连续导电路径的容易程度增加（图4d）。相比之下，减小w导致VT正变化，反映了形成连续路径的难度增加（图4e）。这些相反的趋势不太可能源于界面效应，因为对于固定厚度，界面陷阱密度应该是均匀的（图S18中的透射电子显微镜和能量色散X射线光谱分析排除了制造引起的边缘缺陷的伪影）。此外，我们没有观察到亚阈值摆幅（SS）和VT变化之间的明显相关性（图S19），表明这些变化是渗透网络的内在属性。注意，来自l和w缩放的VT变化不如来自t缩放的变化明显，因为厚度仍然是最受限制的维度，是控制渗透传输的主要因素。与纳米尺度上由静电耦合引起的传统短通道和窄宽度效应不同，（35,36）非晶渗透半导体中的VT变化本质上源于路径限制效应。2.5. 渗透通道的温度依赖性转移特性对于通道厚度为2-4纳米的设备进行了温度依赖性传输测量，如图5a-c所示。随着温度的降低，由于载流子传输的热激活性质，所有设备的漏电流都会下降。为了阐明传输动态，提取了各种VG下的Arrhenius图（ln(ID) vs T–1），如图5a-c的插图所示。Arrhenius分析中观察到的线性关系表明，电荷传输受限于无序非晶材料固有的势垒景观，而不是简单的带状传导。图5d中的激活能量（Ea）是从Arrhenius图的斜率中提取的，揭示了不同VG范围内的不同传输机制。在低VG（亚临界区域），由于缺乏连续的导电路径，Ea的提取受到阻碍。接近VT（临界渗透区域）时，Ea达到最大值（Ea,max），对应于初始渗透路径的“瓶颈”势垒。随着VG的进一步增加（超临界区域），设备被激活，因为EF抑制了局部势垒并创建了多个平行路径，从而降低了有效的Ea。这种非单调行为为渗透传输提供了独特的特征。图5图5. 不同厚度设备的温度依赖性传输。(a–c) 分别具有4、3和2纳米通道厚度的非晶In2O3晶体管的温度依赖性转移特性，测量范围从300 K到50 K。插图显示了在不同栅压下的相应Arrhenius图。(d) 为3纳米设备提取的VG依赖性激活能量（Ea）。随着通道厚度的减小，峰值Ea的幅度增加并转移到更高的VG。插图示意性地说明了传输机制：孤立的导电区域（左），通过瓶颈形成的临界渗透路径（中），以及良好渗透的网络（右）。R2表示决定系数，用于量化Arrhenius关系的线性。（e) 具有4、3和2纳米厚度的设备的VG依赖性归一化激活能量（Ea/Ea,max）。垂直虚线标记了每条曲线的Ea,max的栅压位置，上方标注了相应的绝对能量值。高分辨率图像下载MS PowerPoint幻灯片图5e显示了Ea对通道厚度的依赖性。随着厚度的减小，Ea–VG曲线发生变化，Ea,max向更正的VG值移动，与相应厚度的VT变化一致。随着厚度从4纳米减小到2纳米，Ea,max的值也从1.5 meV增加到62 meV，反映了在减小厚度时瓶颈势垒的增强。同样，改变l和w也会改变Ea–VG曲线，与观察到的VT趋势一致（图S20）。减小l使Ea–VG曲线负向移动，表明路径形成更容易，而减小w则使其正向移动，反映了传输难度的增加。同样，这些缩放效应不如厚度缩放那么明显，因为厚度是最受限制的维度（直到2纳米），而长度和宽度仍然在微米到百纳米范围内。这种在所有三个维度上的Ea系统调节提供了传输受几何路径限制的明确证据。3. 结论在低维材料（如量子阱和二维材料）中通常观察到量子限制效应，导致带隙变宽并改变电荷传输。（33,37?39）然而，在非晶半导体中，当厚度接近二维极限时，这种带隙变宽并不明显，这可能是由于宽带尾态的存在（图S21）。相反，我们展示了在尺寸缩放的非晶设备中，载流子传输主要由渗透控制，其中VT变化源于路径限制效应，这与传统半导体中的机制不同。这一说法得到了温度依赖性传输测量的支持，这些测量显示随着通道厚度的减小，Ea增加。观察到的几何驱动效应不仅限于厚度，也出现在设备长度和宽度的变化中。与仅在纳米尺度上出现的静电短通道效应不同，渗透引起的VT变化即使在微米尺度上也发生。这种行为在n型和p型渗透半导体以及通过不同沉积方法制备的薄膜中都一致观察到，证实了其普遍性。这些发现强调了将渗透物理学纳入非晶器件设计中的重要性，提供了一种通过协同优化几何结构或采用受控掺杂来调节阈值电压的策略，并为超越传统缩放方法的几何驱动调制开辟了新的可能性。

4. 实验部分
4.1 In2O3器件制备
器件是在高掺杂的Si衬底上制备的，该衬底上覆盖有一层50纳米厚的热生长SiO2层作为全局背栅。首先使用电子束光刻技术定义源/漏区域，然后通过电子束蒸发40纳米厚的Ni并采用剥离工艺形成欧姆接触。接着，在250°C下使用三甲基铟（TMIn）和O3作为铟和氧的前驱体，通过原子层沉积（ALD）技术沉积不同厚度的In2O3薄膜。通过电子束光刻对活性通道区域进行图案化，并利用Ar等离子体干法刻蚀技术精确控制通道的宽度和长度。最后，对器件的活性区域进行图案化处理以确保电学特性的准确测量。

4.2 SnO器件制备
器件制备过程首先对300毫米Si衬底进行标准的湿法和干法预清洗。然后通过炉内热氧化工艺生长50纳米厚的SiO2介电层。随后通过溅射技术沉积SnO薄膜作为活性半导体层。首先使用电子束光刻技术定义通道的宽/长（w/l）组合，接着分别通过电子束蒸发和剥离工艺沉积30纳米厚的Au和Ni作为源/漏金属接触。SnO薄膜的活性区域通过SF6气体干法刻蚀进行定义。最后，将制备好的器件在N2/O2气氛中于250°C下进行1小时的后退火处理以提升器件性能。

4.3 器件表征
使用透射电子显微镜（TEM）分析了原生长In2O3/SnO薄膜的厚度。通过聚焦离子束（FIB）系统（Auriga, Carl Zeiss）制备横截面样品，并使用TEM（none-Cs Metrios）进行观察。电学测量使用Agilent B2902B源进行。超薄In2O3晶体管的场效应迁移率（μFE）和阈值电压（VT）在VD ? VG – VT的线性范围内根据传统的MOSFET公式计算得出：??D=??????FE??ox(??G???T)??DID=WLμFECox(VG?VT)，其中Cox为氧化物电容。所得场效应迁移率（μFE）通过公式μFE=Lgm????ox??D计算得出，其中gm为最大跨导。阈值电压（VT）通过ID与VG的关系进行线性外推得到，使用最大gm点并将ID = 0时的值外推，同时加上VD/2以获得VG轴上的截距。

4.4 蒙特卡洛模拟
进行了蒙特卡洛渗透模拟，以模拟非晶半导体中的电荷传输行为及其在尺寸缩放下的变化。模拟网格的设计旨在反映器件通道的纵横比，晶格尺寸按比例缩放以匹配实验中晶体管的通道长度（l）、宽度（w）和厚度（t）。采用1纳米到1个晶格单位的比例尺度，以保持模拟中器件的几何纵横比，并与我们的扫描隧道显微镜（STS）测量中观察到的电位波动尺度保持一致。因此，不同的模拟运行使用了不同的网格尺寸，确保渗透特性能够代表相应的物理系统。每次模拟试验都包含一个随机生成的渗透网络，其中根据导电位点比例（p）将位点划分为导电或绝缘类型。为了确保统计可靠性，每组条件进行了128次独立试验，从而准确估计渗透阈值（pc），即渗透概率（Π）达到0.5时的p值。为了确定系统中是否存在渗透路径，我们实现了广度优先搜索（BFS）算法。BFS算法从网格的一侧开始系统地探索导电位点的连通性，试图到达对侧边界。如果找到连续的导电位点路径，则认为系统发生了渗透。边界条件规定超出定义网格尺寸的位点被视为边缘边界，不参与导电过程。