Гетероэпитаксия сложных оксидов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

I. ОБЩИЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ РАСПЫЛЕНИЯ СЛОЖНЫХ ОКСИДОВ И ТРАНСПОРТА РАСПЫЛЕННЫХ КОМПОНЕНТ ЧЕРЕЗ

ПЛАЗМУ РАЗРЯДА.

1.1. Роль приэлектродных слоев в формировании различных типов высокочастотного разряда.

1.1.1. Характер стационарных электрических полей в приэлектродной зоне

1.1.2. Механизм образования электронных пучков в приэлектродной зоне асимметричного ВЧ разряда.

1.2. Вольтамперные характеристики отрицательного свечения асимметричного высокочастотного разряда.

1.3. Механизмы распыления и транспорта через плазму

ВЧ разряда компонент мишени.

1.3.1. Особенности распыления сложного оксида ионами кислорода.

1.3.2. Транспорт распыленных частиц через плазму ВЧ разряда к подложке.

1.4. Обсуждение экспериментальных результатов и выводы.

II. ВЗАИМОСВЯЗЬ СТРУКТУРНОГО СОВЕРШЕНСТВА И

МОРФОЛОГИИ ПОВЕРХНОСТИ ГЕТЕРОЭПИТАКСИАЛЬНЫХ

ПЛЕНОК С ПЛАЗМЕННЫМИ ПРОЦЕССАМИ.

2.1. Техника осаждения тонких пленок сложных оксидов.

2.2. Методика рентгенографических исследований структурного совершенства гетероэпитаксиальных пленок сложных оксидов.

2.2.1. Установление факта гетероэпитаксиального роста.

2.2.2. Взаимная ориентация пленки и подложки.

2.2.3. Определение средних размеров областей когерентного рассеяния и микродеформаций в направлении нормали к плоскости образца.

2.2.4. Определение средних размеров областей когерентного рассеяния (блоков) в тангенциальном направлении и средних углов разориентировки блоков относительно нормали к плоскости образца.

2.2.5. Оценка средних углов разориентировки блоков относительно тангенциальных направлений подложки.

2.3. Влияние условий осаждения гетероэпитаксиальных пленок сложных оксидов на их структурное совершенство.

2.3.1. Окислительные и восстановительные процессы.

2.3.2. Характер межфазного взаимодействия пленка - подложка.

2.3.3. Ориентационные соотношения и энергетические параметры гетероэпитаксии сложных оксидов.

2.3.4. Влияние условий формирования на качество кристаллизации; "критические " температуры гетероэпитаксиального роста.

2.4. Механизмы роста гетероэпитаксиальных пленок на основе данных, полученных при изучении морфологии новерхности.

2.5.Выводы.

Ш. ОСОБЕННОСТИ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ В ГЕТЕРОЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПЛЕНКАХ.

3.1. Доменное строение пленок (Ва,8г)ТЮз и РЬТЮз.

3.1.1. Влияние толщины пленки на размеры доменов.

3.1.2. Доменная структура гетероэпитаксиальных пленок РЬТЮз.

3.1.3. Изменение доменного строения пленок при фазовом переходе.

3.2. Фазовый переход в гетероэпитаксиальных пленках BaxSri.xTiOa и РЬТЮз на основе данных рентгеноструктурных исследований.

3.3. Обсуждение особенностей фазового перехода в гетероэпитаксиальных пленках.

3.3.1. Термоупругие напряжения в модели жесткого сцепления пленки с подложкой.

3.3.2. Деформации, обусловленные существованием сетки дислокаций несоответствия.

3.3.3. Оценка влияния механических напряжений на фазовые переходы и диэлектрические свойства пленок (Ва,8г)ТЮз.

Выводы.

IV. ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОЭПИТАКСИАЛЬНЫХ

ПЛЕНОК.

4.1. Экспериментальные признаки размытого фазового перехода и основные механизмы его проявления.

4.2. Зависимость диэлектрической проницаемости от температуры

ДЛЯ пленок различной толщины.

4.3. Диэлектрическая нелинейность в гетероэпитаксиальных структурах твердых растворах (Ва,8г)Т10з.

4.3.1. Влияние температуры на диэлектрическую нелинейность гетероэпитаксиальных пленок.

4.4. Поляризация и ее переключение в МДМ - структурах.

4.5. Особенности проявления сегнетоэлектрического состояния в структурах полупроводник - (Ва,8г)ТЮз- металл.

4.5.1. Особенности создания МСЭП структур.

4.5.2. Доказательство сегнетоэлектрического эффекта в пленках на подложках из 81.

4.5.3. Вольт-фарадные характеристики МСЭП структур.

4.5.4. О механизме эффекта памяти в МСЭП структурах.Л.

Актуальность темы.

Результаты исследований гетероэпитаксии, т.е. ориентированного роста одного кристалла на поверхности другого из газовой фазы, и изучение физических свойств подобных структур вносят весомый вклад в понимание процесса роста кристаллов и физики контактных явлений. Кроме того, каждый серьёзный успех в этой области знаний (гетероэпитаксиальные плёнки металлов, ферритов, простых по составу диэлектриков, полупроводников) стимулировал дальнейшее развитие твёрдотельной микроэлектроники. Анализ развития интегральной электроники показывает, что в настоящее время достигнут настолько высокий уровень интеграции, что приходится считаться с рядом физических ограничений при ее дальнейшем повышении. Это, в свою очередь, заставляет обращаться к новым принципам построения интегральной микроэлектроники. Одним из таких путей является функциональная электроника - направление, не связанное с построением электрических цепей из отдельных пассивных и активных компонентов. Главный отличительный признак функциональной электроники состоит в использовании динамических неоднородностей в континуальных средах, которые служат основным средством хранения и обработки информации. Поэтому задача поиска таких активных сред, а тем более исследование возможности использовать интеграцию различных физических эффектов в одной среде, остаётся одной из актуальных задач физики твердого тела. Сегне-тоэлектрики по многим параметрам подходят в качестве континуальных сред для новой электроники. Например, наряду с определяющим физическим свойством сегнетоэлектриков - явлением переключения спонтанной поляризации -для них характерны высокая диэлектрическая проницаемость, диэлектрическая нелинейность, пиро - и пьезоактивность, линейный и квадратичный электрооптические эффекты.

Физика сегнетоэлектричества является одним из ведущих разделов физики твердого тела. Многие идеи и представления, возникшие при развитии учения о сегнетоэлектричестве, оказались плодотворными для физики твердого тела в целом. На всем протяжении своей истории исследование сегнетоэлектричества было тесно связано с практическими применениями. Сегнетоэлектрикам в настоящее время отводится важное место в проблеме создания принципиально новых устройств микроэлектроники. Использование сегнетоэлектрических материалов в микроэлектронике определяется в значительной мере уровнем технологии создания их в пленочном виде. Именно по этой причине, например, сдерживается широкое внедрение долговременной энергонезависимой электрически перепрограммируемой памяти на основе сегнетоэлектрического эффекта поля в полупроводниках. Ожидается, что с созданием такой памяти произойдет качественный скачок в компьютерной технике, связанный с созданием принципиально новой архитектуры процессоров. Поэтому исследования структур полупроводник - сегнетоэлектрик проводятся широким фронтом во многих лабораториях ведущих стран.

Тонкие плёнки сегнетоэлектриков давно привлекали исследователей как объекты для изучения внутренних (кристаллиты, блоки) и внешних (толщина) размерных эффектов, поскольку длительное время доминировала идея принципиального запрета на сегнетоэлектрическое состояние вещества в тонком поверхностном слое сегнетоэлектрических кристаллов [1,2]. Однако, к началу 60-X годов поверхностный слой не сегнетоэлектрической природы не был обнаружен при рентгенографических [3,4] и электронографических [5] исследованиях, а несколько позже были впервые получены плёнки ВаТЮз [6,7] с достаточно ярко выраженными признаками сегнетоэлектрического состояния. Несмотря на использование большого количества различных способов получения плёнок сложных оксидов, структурное совершенство их далеко от требований практического использования. На наш взгляд это связано в первую очередь с тем, что к настоящему времени нет той суммы знаний о синтезе и росте многокомпонентных веществ, которые послужили бы физическим обоснованием для технологического процесса при производстве реальных устройств.

При разработке новых и совершенствовании существующих способов получения сложных оксидов в пленочном виде приходится сталкиваться, на первый взгляд, с взаимоисключающими фактами: для обеспечения синтеза оксидов необходимы высокие температуры, но при этом неизбежно происходит испарение легколетучих компонентов при температурах значительно меньших температуры синтеза. По этой причине задача синтеза сложного оксида непосредственно в процессе роста плёнки практически не ставилась. Более привлекательным представлялся путь, когда на подложку наносились в стехиометрии компоненты оксида при низких температурах, а затем конденсат подвергался термообработке с целью проведения синтеза и кристаллизации. Но этим способом возможно получение плёнок лишь в поликристаллическом состоянии. Такие плёнки не представляют интереса как объекты для проведения фундаментальных экспериментов по изучению геометрических эффектов, влияния точечных и протяженных дефектов на характер фазовых переходов. Более того, они не могут использоваться в микроэлектронике с высокой степенью интеграции, которая несовместима с поликристаллическим состоянием тонкой плёнки и большими размерами кристаллитов.

В середине 70-х годов стало ясно, что хорошо разработанные методы испарения в вакууме мало пригодны для получения плёнок сложных оксидов. Именно к этому времени относится постановка задачи настоящей работы по разработке метода получения плёнок, обеспечивающего синтез и кристаллизацию исходного оксида непосредственно в процессе его осаждения [8]. В качестве способа получения тонких пленок был выбран метод высокочастотного распыления [9]. Основой этого метода является емкостный высокочастотный разряд. Исследования такого типа разряда [10] показали, что он обладает рядом своеобразных свойств, которые отсутствуют в разрядах постоянного тока, СВЧ - разряде, индуктивном ВЧ - разряде. В распылительных системах используется разряд с несимметричными электродами, а для такого типа разряда оставалось много неясного о конкретных его свойствах и влиянии внешних параметров на основные внутренние процессы. Систематических исследований, направленных на выяснение влияния плазменных процессов на синтез и кристаллизацию оксидов, практически не проводилось.

Отличия свойств сегнетоэлектриков в пленочном виде от массивных образцов можно связать с тремя основными факторами: размерными эффектами, плотностью структурных дефектов и характером взаимодействия пленки с подложкой. Основные характеристики сегнетоэлектрического состояния вещества во многом определяются характером фазового перехода из сегнетоэлектриче-ской фазы в параэлектрическую. Можно указать более сотни работ, авторы которых изучали сегнетоэлектрический фазовый переход поликристаллических пленок, но в большинстве случаев о фазовом переходе судили лишь по зависимости диэлектрической проницаемости от температуры. Практически не изучались определяющие характеристики сегнетоэлектрического состояния, а именно, структурные изменения при фазовом переходе, процесс формирования и исчезновения (или изменения) доменной структуры. Рассмотрение основных модельных представлений о размытых сегнетоэлектрических фазовых переходах показывает, что существующие феноменологические модели этого явления не учитывают структурно-деформационные характеристики объекта исследования. В связи с выше изложенным в работе была поставлена основная цель: поиск условий формирования гетероэпитаксиальных пленок сложных оксидов, выяснение природы и закономерностей формирования их физических характеристик.

Это достигалось решением следующих задач:

1. Выявление общих закономерностей распыления сложного оксида, транспорта его компонент через газовый разряд и конденсации на ориентирующих подложках с целью определения условий, необходимых для обеспечения синтеза и кристаллизации пленок в процессе осаждения.

2. Исследование и объяснение связей между условиями осаждения плёнок, степенью совершенства их структуры и физическими свойствами.

3. Изучение особенностей фазовых переходов в условиях взаимодействия плёнки с подложкой и привлечение теоретических моделей для интерпретации полученных экспериментальных данных.

Научная новизна работы заключается в обширном экспериментальном материале, новых технологиях и модельных представлениях основных процессов гетероэпитаксиального роста сложных оксидов, в интерпретации физических явлений и эффектов:

1. Впервые выполнено комплексное исследование асимметричного поперечного емкостного высокочастотного разряда при повышенных давлениях кислорода и подводимой мощности. Сформулирована модель этого разряда, наиболее существенными моментами которой являются: присутствие собственных электростатических полей, возникновение интенсивных электронных пучков и формирование немаксвелловской функции распределения электронов, состоящих из двух групп - "медленных" и "быстрых".

2. Показано, что в системе высокочастотного распыления для обеспечения синтеза и кристаллизации сложного оксида непосредственно в процессе его осаждения необходимо использовать повышенное на два порядка давление кислорода и на порядок большую подводимую ВЧ мощность по сравнению с обычно используемыми в технологии тонких пленок. При этих значениях параметров осаждения качественно изменяются механизмы роста пленок. Это связано с тем, что кинетические параметры (скорость химических реакций, начальные концентрации частиц, участвующих в реакциях, вероятности столкновений) в такой системе зависят от пространственной координаты. Установлено, что адекватное описание механизмов роста гетероэпитаксиальных пленок возможно на основе перехода к внутренним параметрам, отражающим пространственную неоднородность отрицательного свечения ВЧ разряда. Управление процессом осаждения с помощью этих параметров позволяет устранить неоднозначность связи между внешними параметрами и свойствами пленок.

3. Полученные экспериментальные данные объяснены на основе модели существования двух независимых систем в рамках одного процесса осаждения пленок. Первая - это непосредственно высокочастотный разряд в кислороде со всеми характерными свойствами, присущими отрицательному свечению, и вторая, состоящая из макрочастиц, которые образуются из распыленных компонент оксида в отрицательном свечении разряда. Разработана методика экспериментального определения обобщенного энергетического параметра, характеризующего степень возбуждения макрочастиц. Определены области значений этого параметра, в которых реализуются три качественно различных механизма роста гетероэпитаксиальных пленок сложных оксидов. Показано, что морфологией поверхности, степенью структурного совершенства, а тем самым и свойствами пленок можно широко варьировать, изменяя механизм роста и оставаясь в рамках одного способа получения пленок.

4. Впервые проведена визуализация доменного строения плёнок (Ва,8г)Т10з и показано, что в них полностью отсутствуют а-домены, а суммарная площадь "+с"-доменов всегда меньше, чем суммарная площадь "-с" -доменов, и эта униполярность с уменьшением толщины плёнок линейно увеличивается, при этом средний размер доменов уменьшается. Показано, что наблюдаемая доменная структура сегнетоэлектрических плёнок определяется механическими напряжениями, обусловленными несоответствием коэффициентов теплового расширения плёнки (Ва,8г)Т10з и подложки и возникновением спонтанной деформации при фазовом переходе. Установлено, что в гетероэпитакси-альных сегнетоэлектрических пленках фазовый переход из параэлектрической в сегнетоэлектрическую фазу аномально сильно размыт, сглаживается зависимость диэлектрической проницаемости от температуры, исчезает скачёк поляризации в точке Кюри (Тс), свойственный фазовым переходам, и при температурах Т>Тс наблюдаются эффекты, обусловленные спонтанной поляризацией.

5. Впервые изучены структурные аспекты сегнетоэлектрического фазового перехода в тонких гетероэпитаксиальных плёнках (Ва,8г)Т10з, РЬТЮз. Обнаружен эффект скольжения плёнки по подложке в окрестности температуры сегнетоэлектрического фазового перехода без нарушения целостности системы. Независимые изменения размеров плёнки и подложки в тангенциальных направлениях обусловлены образованием дислокаций типа дислокаций несоответствия в поверхностном слое подложки, непосредственно примыкающей к пленке. Установлено, что температура сегнетоэлектрического фазового перехода гетероэпитаксиальных плёнок, сформированных по слоевому механизму роста, существенно повышается. Фазовый переход при нагревании происходит не в кубическую, как в случае объёмных образцов, а в тетрагональную пара-электрическую фазу.

6. Получена совокупность экспериментальных данных, указывающих на связь между структорно-деформационными характеристиками плёнок (величины микродеформаций и размеры областей когерентного рассеяния) и степенью размытия сегнетоэлектрического фазового перехода, эффектами упругого обратного переключения поляризации и деполяризации при нагревании, а также характеристиками старения. На основе представления о микродеформации как интегральной мере протяжённых дефектов исследовано влияние структуры на пространственную дисперсию спонтанной деформации и проанализированы причины аномально высокого размытия фазового перехода. Установлено, что при малых микродеформациях между экспериментальными и расчётными данными имеется хорошее соответствие. Это свидетельствует о достоверности главного положения предложенной модели, а именно - доминирующего влияния протяжённых дефектов структуры на особенности сегнетоэлектрического фазового перехода в гетероэпитаксиальных структурах.

6. Показано, что в гетероэпитаксиальных плёнках (Ва,8г)Т10з на (100) М§0 существуют механические напряжения двумерного равноосного сжатия, нелинейно изменяющиеся при увеличении толщины плёнок. Эти напряжения определяют особенности проявления сегнетоэлектрического состояния в плёнках таких, как существенное повышение температуры точки Кюри, сглаживание зависимости тангенсальной диэлектрической проницаемости от температуры в окрестностях этой точки по мере увеличения толщины плёнок (вплоть до полного подавления указанной зависимости), снижение температуры тетрагонально-моноклинного фазового перехода.

Получена совокупность новых теоретических и экспериментальных результатов о механизмах синтеза и кристаллизации сложных оксидов из низкотемпературной плазмы при высокочастотном распылении стехиометрических мишеней. Разработка нескольких способов (включая конструкции распылительных устройств и их практическую реализацию на предприятиях микроэлектроники) осаждения гетероэпитаксиальных плёнок различных составов. Результаты комплексного исследования особенностей проявления сегнетоэлек-трического состояния в тонких плёнках в зависимости от их структурного совершенства. Разработка различных приборов на основе создания в плёнках устойчивого поляризованного состояния либо использования диэлектрической нелинейности. Все это позволяет заключить, что в диссертации решена крупная научная проблема в области нелинейных диэлектриков, имеющая важное практическое значение для создания новых устройств микроэлектроники.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Основанная на анализе совокупности экспериментальных данных концепция о новом механизме синтеза и кристаллизации in situ сложных оксидов в ге-тероэпитаксиальном состоянии при ВЧ распылении стехиометрических мишеней. Согласно этой концепции гетероэпитаксиальные пленки сложных оксидов формируются из макрочастиц, гетерогенно образующихся при транспорте распыленных частиц через отрицательное свечение ВЧ разряда. Структурное совершенство пленок определяется степенью возбуждения электронным пучком распыленных компонент оксида, поступающих на макрочастицу.

2. Новые закономерности и взаимосвязи условий роста и структурно - деформационных характеристик гетероэпитаксиальных пленок с параметрами, характеризующими сегнетоэлектрическое состояние вещества в пленочном виде.

3. Особенности проявления сегнетоэлектрического состояния, такие как аномально сильное размытие фазового перехода, повышение температуры Кюри, наличие тетрагональной структуры в параэлектрической фазе, упругое обратное переключение поляризации, увеличение коэффициента униполяр-ности в доменном строении определяются механическими напряжениями двумерного сжатия, возникающими в пленках при охлаждении от температуры синтеза до комнатной, которые изменяются нелинейно с уменьшением толщины плёнки.

4. В структурах металл - сегнетоэлектрик - полупроводник остаточное поле в полупроводнике создается не связанными зарядами остаточной поляризации сегнетоэлектрической пленки, а инжектированными зарядами, захваченными ловушками на границе раздела. Эффект памяти в этих структурах обуславливается зарядом несегнетоэлектрической природы, а стабильность эффекта во времени определяется остаточной поляризацией сегнетоэлектриче-ской пленки.

Практическая ценность результатов работы заключается в том, что накопленный в диссертационной работе материал расширяет и углубляет физические представления о механизмах синтеза и кристаллизации сложных оксидов в гетероэпитаксиальном состоянии из низкотемпературной плазмы газового разряда. Выявленные связи между условиями роста пленок, их структурно деформационными характеристиками и особенностями сегнетоэлектрического состояния в тонких слоях могут быть использованы:

1.В разработке нового промышленного технологического оборудования и средств контроля процесса осаждения гетероэпитаксиальных пленок сложных оксидов с различной степенью структурного совершенства, а также при разработке технологии создания пленочных структур с новыми составами на основе сложных оксидов.

2. При разработке и изготовлении новых тонкопленочных приборов: управляемых устройств СВЧ диапазона, элементов постоянной памяти, перепрограммируемой электрическим полем, широкополосных датчиков динамической деформации и матричных преобразователей на их основе, пироэлектрических приемников излучения, высокоскоростных модуляторов оптического диапазона, совместимых с СВЧ трактами.

Достоверность результатов работы определяется применением современной экспериментальной техники, использованием при проверке предлагаемых моделей данных, полученных из независимых экспериментов, а также согласием основных теоретических положений с результатами экспериментов.

Реализация результатов работы.

Задачи, поставленные в ходе диссертационного исследования, решались в рамках фундаментальных и поисковых НИР, проводимых в отделе когерентной и нелинейной оптики ИОФ АН под руководством автора. Результаты диссертационной работы были использованы при проведении научно-исследовательских работ на предприятиях НПО Светлана, НПО Экран, Сибирский НИИ авиации. Ростовский НИИ радиосвязи. Материалы диссертации используются в лекционных курсах, читаемых автором в Ростовском государственном университете.

Апробация работы.

Основные результаты диссертационной работы доложены и обсуждены на международных и всесоюзных конференциях, симпозиумах и семинарах: 2-ое Республиканское совещание по физике и технологии тонких плёнок сложных полупроводников (Ужгород, 1975г.); 5,6-я Межотраслевая конференция "Состояние и перспективы развития методов получения и анализа ферритовых, сегнетоэлектрических и пьезоэлектрических материалов" (Донецк 1975 г.,1978г); 8,9,10,11,12-я Всесоюзная конференция по сегнетоэлектричеству (Ужгород, 1974г., Ростов н/Д 1979 г., Минск 1982 г., Черновцы 1986г.); 12-я Всесоюзная конференция по электронной микроскопии (Суммы 1982 г.); 5-я Европейская конференция по сегнетоэлектричеству (Испания, Малага 1983 г.); 2-я Всесоюзная конференция по физико-химическим основам технологии сег-нетоэлектрических и родственных материалов (Звенигород 1983 г); Всесоюзный симпозиум по электронной микроскопии и электронографии (Звенигород 1983 г.); 2-я и 3-я Всесоюзная конференция "Актуальные проблемы получения и применения сегнетоэлектрических материалов" (Москва 1884 г., Звенигород 1988г.); 7-я Всесоюзная конференция по росту кристаллов (Москва 1988г.); 1-я и 2-я Всесоюзная конференция по высокотемпературной сверхпроводимости (Харьков 1988г, Киев 1989г.); 14 Международная конференция по прикладной кристаллографии (Польша Варшава 1990г.); Всесоюзная конференция: "Микроэлектронные датчики в машиностроении" (Ульяновск 1990г.); 5-я Международная конференция по физике поверхности (Польша Булава 1990г.); 5-я Международная конференция по физике поверхности (Польша Лодзи 1990г); 8-я Международная конференция по сегнетоэлектричеству (США 1993г.); Международная конференция: "Перспективные материалы" (США Бостон 1994г); 27-я Международная конференция по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами (Москва 1997г.); 8-ой международный симпозиум по физике сегнетоэлектриков - полупроводников (1УР8 -8) (Ростов- на- Дону 1998).

Публикации.

Основное содержание диссертации опубликовано в 115 печатных работах. В статьях и докладах, написанных в соавторстве, диссертанту принадлежит постановка задачи и проведение экспериментов по теме диссертационной работы, связанных с изучением механизмов распыления, получением плёночных объектов для исследований, а также интерпретация результатов расчёта и экспериментальных данных при исследовании свойств гетероэпитаксиальных структур.

Структура и объём диссертации.

Работа состоит из введения, четырех глав, содержит 325 страниц текста, включающего 79 рисунков, списка цитируемой литературы из 161 наименований и авторского списка литературы из 120 наименований.

Краткое содержание работы.

Во введении обоснована актуальность выбранного направления исследования, сформулирована цель работы и задачи, которые решаются в диссертации. Кратко изложено содержание диссертации, приведены сведения об апробации результатов работы и перечислены положения, выносимые на защиту.

Первая глава работы посвящена исследованию параметров плазмы асимметричного ёмкостного поперечного высокочастотного разряда при повышенных давлениях кислорода и подводимой ВЧ мощности с целью определения основных механизмов распыления сложного оксида и транспорта его компонент через плазму.

Зондовые методы и оптическая эмиссионная спектроскопия пространственного распределения излучения распыленных частиц показали, что между амплитудным значением подводимого к электроду ВЧ напряжения и величиной стационарного поля в приэлектродной области ВЧ разряда имеется сложная зависимость с критическими значениями ВЧ напряжения. Эти критические значения определяют области существования трех типов разряда: а- разряд, когда стационарное поле определяется лишь электронной температурой разряда и распыление мишени незначительно; аномальный у- разряд, существующий совместно с а- разрядом; сильноточный у- разряд, когда коэффициент вторичной электронной эмиссии зависит от приложенного ВЧ напряжения. С точки зрения получения пленок наиболее подробно исследованы два последних типа разряда.

В этом разделе показано, что более глубокое понимание процессов в газовой среде существенно изменяет имеющиеся представления о доминирующем влиянии подложки на механизмы роста тонких пленок. Результаты оптического эмиссионного зондирования процесса распыления и транспорта распыленных частиц через плазму активного газа показали, что при гетероэпитаксиальном росте сложного оксида in situ именно процессы в плазме разряда доминируют над процессами на подложке. При использовании высокого давления кислорода в режиме сильноточного у- разряда распыление оксида происходит как на атомном уровне, так и на кластерном, что приводит к качественным изменениям механизмов роста сложного оксида на подложке. Это качественное изменение определяется тем, что кластеры служат центрами образования макрочастиц оксида (дисперсная фаза) в газовом разряде. Процесс конденсации компонент оксида на кластерах с образованием макрочастиц в плазме газового разряда является новым элементом в механизме роста пленок. В этом случае аналогом паровой фазы сложного оксида является именно эта дисперсная фаза в газовом разряде.

Вольтамперная характеристика (ВАХ) - одна из главных экспериментальных характеристик при изучении разряда на постоянном токе, которая позволила проникнуть в природу процесса. Для ВЧ разряда эти измерения не удается провести корректно в силу того, что в разряде кроме активного тока имеет ме

СТО и ток смещения, а общепринятых критериев согласования генератора с нелинейной нагрузкой (газовый разряд) нет. Поэтому нами впервые предложена корректная методика определения ВАХ разряда методами оптической эмиссионной спектроскопии отрицательного свечения ВЧ разряда. Это позволило однозначно устанавливать идентичные параметры разряда при использовании различных по составу мишеней, а также при изменении конфигурации электродов распылительного устройства.

Вторая глава посвящена исследованию механизмов роста гетероэпитакси-альных пленок и установлению связей между процессами в плазме газового разряда и структурным совершенством пленок на примере твердых растворов Вах8г1.хТ10з, РЬТ1 о,442го,5бОз. В этой главе обосновано, что к интерпретации экспериментальных данных о механизмах роста пленок сложных оксидов, основанных на установлении корреляции между качеством синтеза и внешними параметрами распылительного устройства, необходимо относиться с определенной осторожностью несмотря на то, что именно таким попыткам посвящено большинство публикаций и обзоров по тонким пленкам сложных оксидов.

Предложенная методика установления связи между условиями роста и структурой пленок позволило нам впервые определить в виде фазовой диаграммы области существования структурных типов пленок в зависимости от плазменных параметров во всем интервале работы системы осаждения. Предложенная методика определения внутренних параметров на основе данных о пространственном распределении интенсивности излучения как распыленных атомов и ионов, так и рабочего газа лишена всех недостатков, свойственных оптимизации условий получения по внешним параметрам. Таким образом, впервые многопараметрическую задачу условий получения пленок нам удалось свести к одной фазовой диаграмме, что существенно упрощает получение пленок с заданными свойствами.

Факторы, влияющие на структуру пленок и степень их совершенства, сгруппированы по следующим принципам: (1) термодинамические - степень возбуждения компонент сложного оксида в газовой фазе; (2) природа и характер межфазного взаимодействия пленка - подложка и ее влияние на зародыше-образование, кинетику роста; (3) равновесие твердое вещество - плазма и его использование для установления влияния на состав и структуру пленки.

Исследования механизмов синтеза и кристаллизации были направлены на поиск обобщенных параметров, оказывающих доминирующее влияние на процесс формирования пленок. Доказано, что при ионно-плазменном осаждении для обеспечения синтеза и кристаллизации сложных оксидов непосредственно в процессе осаждения и достижения высокого структурного совершенства пленок необходимо применять повышенные на два - три порядка давления кислорода по сравнению с обычно используемыми в этих методах.

Все многообразие структуры пленок, обусловленное условиями их получения, рассматривается как результат действия двух параметров. Первым является концентрация кластеров, играющих роль центров образования твердой фазы в плазме ВЧ разряда. Вторым - степень их "нагрева" за счет присоединения возбужденных атомных компонент, энергетика которых определяется механизмом диссипации энергии пучковых электронов в отрицательном свечении разряда. На основе результатов исследования пространственного распределения интенсивности излучения эмиссионных линий распыленных компонент разработана методика определения обобщенного энергетического параметра их возбуждения. Установлено, что в зависимости от значения этого обобщенного параметра происходит качественное изменение механизмов роста оксида в ге-тероэпитаксиальном состоянии. К наиболее важным результатам этой главы следует отнести и обнаружение трех различных механизмов роста пленок, которые можно реализовать в рамках одного способа их получения. Этим трем основным механизмам соответствовали резко отличающиеся рельефы поверхности пленок. Впервые был реализован слоевой рост сегнетоэлектрических ге-тероэпитаксиальных пленок. Определены значения обобщенного энергетического параметра разряда для этих механизмов роста. Рентгеноструктурные исследования и изучение морфологии поверхности пленок сложных оксидов (Вах8г1.хТ10з, (РЬ,2г)Т10з) осажденных на (100) М§0, ОаАЮз, ЬаЛЮз показали, что внутренняя энергия, приобретенная компонентами оксида при перемещении от мишени к подложке, является доминирующим параметром при синтезе и кристаллизации пленок в гетероэпитаксиальном состоянии.

Третья глава содержит результаты исследования трех основных факторов, определяющих особенности проявления сегнетоэлектрического состояния в тонких пленках: размерных эффектов, плотность структурных дефектов и характер взаимодействия пленки с подложкой. Под размерными эффектами понимается изменение свойств пленок либо при уменьшении толщины до определенного предела, либо размеров составляющих пленку структурных элементов доменное строение).

Доменная структура сегнетоэлектриков ответственна за одну из его определяющих характеристик - нелинейную зависимость между поляризацией и полем. Однако, несмотря на важность доменной структуры в проявлении сегнето-электрического состояния, она наименее изучена в тонких пленках. Впервые проведены визуализация доменного строения гетероэпитаксиальных пленок Вах8г1.хТ10з и РЬТЮз и исследованы фазовые переходы в тонких пленках Вах8г1.хТ10з на основе данных об их доменном строении. Обнаружено, что в пленках ВахЗгЛхТЮз реализуется только с-доменная конфигурация. В окрестности температуры фазового перехода происходит уменьшение среднего размера "+с"-доменов до размера, соответствующего размеру областей Кенцига (0.01- 0.04 мкм). По исчезновению фигур травления доменов обнаружено повышение температуры фазового перехода (до 80°С) по сравнению с керамикой соответствующего состава.

Проведенные рентгеноструктурные исследования показали, что в отличие от объемных образцов фазовый переход при нагревании происходит не в кубическую, а в тетрагональную фазу. Тетрагональность параэлектрической фазы достаточно велика (с/а = 1.006 -ь1.007) и слабо зависит от температуры. Вывод о том, что эта тетрагональная фаза не является сегнетоэлектрической, сделан по результатам изучения фигур травления доменов при температурах выше точки Кюри. С целью объяснения симметрии параэлектрической фазы гетероэпитак-сиальных пленок и смещения температуры фазового перехода в них проведены оценки упругих напряжений, возникающих в пленках. А именно: 1) определен вклад термоупругих напряжений (деформаций), обусловленных жестким сцеплением пленки и подложки и различием их линейных коэффициентов теплового расширения; 2) показана роль упругих напряжений, обусловленных сеткой дислокаций типа дислокаций несоответствия; 3) в рамках термодинамического формализма определено влияние этих двух типов напряжений на температуру сегнетоэлектрического фазового перехода.

Проведенное в этой главе сопоставление структурных характеристик и доменного строения пленок показало, что система, состоящая из подложки и гетероэпитаксиальной пленки (при условии осаждения последней по слоевому механизму роста) не является жесткой с точки зрения механического сцепления. Обнаружен эффект скольжения пленки по подложке без нарушения целостности системы в окрестностях температуры сегнетоэлектрического фазового перехода. Независимые изменения размеров пленки и подложки в тангенциальных направлениях, по-видимому, обусловлены образованием дислокаций типа дислокаций несоответствия в слое пленки, непосредственно примыкающем к подложке и в поверхностном слое подложки.

В четвертой главе показано, что наличие подложки и электродов, переводит сегнетоэлектрик в пленочном состоянии в новый объект исследования, сравнение которого с сегнетоэлектриками объемного исполнения вряд ли правомерно. Переход к пленочному исполнению сегнетоэлектрика и ожидаемые перспективы его использования во многих активных элементах сложных электронных устройств обусловил появление целого ряда проблем, которые можно объединить под общим названием - пленочное материаловедение сложных оксидов.

Изучение зависимости 8(Т) в гетероэпитаксиальных структурах показало, что даже устранение дефектности пленок не приводит к уменьшению степени размытия перехода. Такое поведение сегнетоэлектриков в пленочном состоянии не является особенностью лишь твердого раствора (Ва,8г)Т10з. Проведенное нами исследование других составов (РЬТЮз, РЬ(ггТ1)0з, ВаеМЬдТиОзо) показало, что отмеченная особенность фазового перехода является свойством именно пленочного состояния веш;ества и, по-видимому, не связано с технологическими факторами.

Исследование нелинейных свойств в пленочных сегнетоэлектриках стимулируется как фундаментальным интересом к особенностям проявления сегнето-электрического состояния вещества в тонких слоях, так и перспективами использования этих материалов в микроэлектронике. Сегнетоэлектрические материалы весьма перспективны для использования в вычислительных системах, системах связи, дефлекторах оптического диапазона, управляющих устройствах техники СВЧ, разнообразных датчиках. Одним из свойств сегнетоэлектриче-ских материалов, которое может найти широкое применение, является возможность изменять диэлектрическую проницаемость приложением внешнего электрического поля. Использование планарной топологии электродов устраняет трудности согласования сегнетоэлектрического конденсатора с остальными элементами в широком частотном интервале, включая и СВЧ диапазон.

Здесь уместно отметить важный с практической точки зрения вывод о том, что с повышением структурного совершенства пленок увеличивается термостабильность диэлектрической проницаемости. Сильная зависимость б от температуры во многом сдерживает применение пленок в микроэлектронике. Поэтому полученные данные будут интересны для разработчиков управляемых устройств СВЧ диапазона. Температурная зависимость коэффициента управляемости (К) имеет ряд особенностей, он не линейно изменялся с температурой. Максимальное значение К>2 приходилось на область температур, соответствующих максимуму 8 (тетрагонально-ромбический переход) на зависимости е (Т). С повышением температуры коэффициент управляемости уменьшался, а с приближением к температуре перехода из тетрагональной фазу в кубическую фазу он вновь возрастал. Здесь следует заметить, что, если на зависимости г (Т) в пленках с толщиной более 1.5 мкм фазовый переход из тетрагональной фазы в кубическую в области температур Т«50°С практически не наблюдался, то на зависимости К(Т) он фиксировался в соответствии со структурными данными, где переход из кубической в тетрагональную фазу определялся по изменениям параметров элементарной ячейки а и с.

В этом разделе рассмотрены процессы переключения поляризации в гете-роэпитаксиальных металл - диэлектрик - металл (МДМ) структурах (М§0 - Р1 - Вао.ззЗголзТЮз - Р1). Разработанная нами технология гетероэпитаксии на полированном срезе [100] М%0 подслоя металла, а на нем сложного оксида, позволяла создать и провести изучение двух типов МДМ структур, В пленках 1-го типа гетероэпитаксия осуществлялась в параллельной ориентировке [001]М§0 // [001]Р1 // [001] Вао.858го.15ТЮз, а во 2-ом типе [001]МвО // [111]Р1 //

ИЦВао^ЗголвТЮБ с различным значением микродеформаций от 0.005 до 0.014. Фазовый переход из кубической фазы в тетрагональную в структуре [001Ш§0 // [001]Р // [001] Вао.858го.15Т10з//[001]Р1 проявляется более четко по сравнению с фазовым переходом структуры [ООЦМ^О // [1ШР1 // [111] Вао.858го.15Т10з//[111]Р1. Абсолютное значение диэлектрической проницаемости гетероэпитаксиальных пленок Вао.ззЗголзТЮз в направлении полярной оси с (8с), составляло 800-А850 при комнатной температуре, а в кристаллографическом направлении [111] - в два раза выше (1700-А1750).

Коэффициент управляемости в пленках второго типа превышает коэффициент управляемости пленок первого типа в два раза. Большая диэлектрическая нелинейность гетероэпитаксиальных пленок Вао.взЗго.АТЮз ориентации (111) по сравнению с гетероэпитаксиальными пленками ориентации (001) свидетельствует о том, что механизм диэлектрической нелинейности не связан с 90*а -ми доменными переключениями, а определяется, по-видимому, чисто "термодинамической" нелинейностью, характерной для монокристаллов ВаТЮз при действии поля вдоль полярной оси.

Данные исследования процесса переключения поляризации пленок импульсным методом указывают на то, что при равных амплитудах Ео и длительностях переключающих импульсов время переключения поляризации уменьшается с ростом степени совершенства структуры пленок и достигает (1.21.5) 10'''с в области сильных полей (10АВ/м). Обнаруженные закономерности подтверждают выводы феноменологической модели размытия сегнетоэлектрического фазового перехода, согласно которой микрообъемы сегнетоэлектрика распределены по деформациям и, следовательно, по Рг, Тк, Ее и др., а мерой полуширины этого распределения является величина Ас/с. Кроме того, в микрообъемах существуют "встроенные" локальные электрические поля Евс, обусловленные неоднородностью микродеформаций.

Структуры металл - диэлектрик - полупроводник (МДП) лежат в основе большинства современных приборов микроэлектроники и оптоэлектроники, поскольку обладают свойствами, легко управляемыми электрическим полем. Принцип действия большинства приборов, использующих МДП структуры, основан на эффекте поля в полупроводнике. Аналогом этого эффекта является "собственный" эффект поля при контакте сегнетоэлектрика и полупроводника. В этой структуре экранирование поля спонтанной поляризации сегнетоэлек-трика может осуществляться свободными носителями заряда сегнетоэлектрика (внутреннее экранирование) и полупроводника (внешнее экранирование). При внешнем экранировании в полупроводнике должен возникнуть изгиб энергетических зон, связанный с накоплением экранирующего поверхностного и объемного зарядов. В структуре металл - сегнетоэлектрик - полупроводник (МСЭП) имеется принципиальная возможность получения очень больших полей в прио поверхностном слое (до 10 В/см), не достижимых при обычном эффекте поля в МДП структурах. Два состояния сегнетоэлектрической поляризации разной полярности открывают возможность использовать МСЭП структуры в запоминающих устройствах. Установлено, что эффект поля в МСЭП структурах выражен довольно четко и зависит от сегнетоэлектрических свойств пленок.

Результаты исследования относительно медленной деградации поляризации МДМ-структур после окончания действия единичного переключающего импульса показаны на рис. 4.13. Данные, приведенные на этом рисунке, получены для пленок толщиной 1.5мкм при длительности импульса 10"'с и напряженности поля В-Ю'лВ/см. Для определенности за величину Ро принята значение

-5 -5 -4 -3

-2 -1 0 1

2 3 4 время деградации поляризации

5 6 к г, С

Рис. 4.13. Характеристики деградации поляризованного состояния в МДМ структурах второго типа после действия одиночного положительного (кривые 1,2,3,) и отрицательного (кривые 1 ,2 ,3 ) переключающего импульса. Кривые 1 и 1 получены для пленок при Ас/с =0.001, В > 100 нм, (2, 2 ) - Ас/с =0.003, В > 100 нм, (3, З') - Ас/с =0.014, В = 60 нм. поляризация пленки через Ю'Лс после окончания действия импульса. При построении кривых деградации по оси ординат откладывалось отношение Р(1)/Ро, где Р(1) - поляризация при 1 > Ю'Лс после окончания действия переполяризующего импульса. Следует отметить, что определенная таким образом величина Ро, практически совпадала с величиной остаточной поляризации, найденной по петеле диэлектрического гистерезиса при равных напряжениях полей развертки петли и переключающего импульса. "Отрицательной" условно считалась поляризация, антипараллельная направлению естественной униполярности МДМ структуры. Из приведенных зависимостей видно, что скорость деградации существенно возрастала при поляризации, антипараллельной направлению естественной униполярности. Образцы с Ас/с =0.001, В > 100 им при комнатной температуре сохраняли относительно высокую поляризацию 20-25% Ро в течение 3-4 месяцев. Заметного старения в эффекте переполяризации не наблюдалось при многократном (10Л° раз) переключении.

4.4.1. Создание устойчивого поляризованного состояния в МДМ структурах.

Создание устойчивого поляризованного состояния является важнейшей задачей для многих практических применений тонких пленок, в которых не используется явление переключение поляризации или диэлектрическая нелинейность. Например, при разработке пироприемников и датчиков динамической деформации на основе тонких пленок. Поляризация пленок проводилась нами по методике, которая широко используется для керамических сегнетоэлектри

КОВ. Для этого образец нагревался на 50-70°С выше температуры фазового перехода, а затем охлаждался до комнатной температуры в электрическом поле (0.7-1.0)-10' В/см. Такая "горячая" поляризация позволяла увеличить величину <1з в 2 раза по сравнению с "холодной" поляризацией, а эффект обратного переключения поляризации не наблюдался. Тангенсы углов наклона прямолинейных участков кривых (1зз(1§ подобных показанным на рис.4.13, уменьшались почти на порядок. Методом "горячей" поляризации удавалось создать устойчивое состояние поляризации даже в пленках первого типа. Деградация ёзз не более 10% наблюдалась в первые часы после поляризации, а затем значения пье-зомодуля не изменялось в течение нескольких лет. Отсутствие максимумов на кривых (1зз(Т), показанных на рис. 4.14, связано с размытием сегнетоэлектриче-ского фазового перехода и деполяризацией при нагревании. Из приведенных на рис.4. 14 зависимостей видно, что в пленках обоих типов значительная пьезоак-тивность сохраняется и при температурах, намного превышающих температуру Кюри, определяемую по максимуму зависимости е (Т).

4.5. Особенности проявления сегнетоэлектрического состояния в структурах полупроводник - (Ва,8г)Т10з- металл.

Структуры металл - диэлектрик - полупроводник (МДП) лежат в основе большинства современных приборов микроэлектроники и оптоэлектроники, поскольку обладают свойствами, легко управляемыми электрическим полем. С другой стороны, МДП-структуры являются удобными объектами физических исследований, на которых могут быть выяснены основные электронные и ион

263 аззЮААк/н

120т

Н-------------—

40 60 80 100 120 140 160 температура, С

Рис. 4.14. Зависимость пьезомодуля пленок Вао.взЗголзТЮз от температуры при "горячей" поляризации. ные процессы, протекающие в приповерхностном слое полупроводника, на границах раздела полупроводник - диэлектрик и диэлектрик - металл, а также в самом диэлектрике. В связи с широким использованием монокристаллического кремния в полупроводниковом производстве основные исследования МДП выполнены на структурах из этого материала. Принцип действия большинства МДП приборов основан на эффекте поля в полупроводнике [149\

Аналогом этого эффекта является "собственный" эффект поля [150] при контакте сегнетоэлектрика и полупроводника. В этой структуре экранирование поля спонтанной поляризации сегнетоэлектрика может осуществляться свободными носителями заряда сегнетоэлектрика (внутреннее экранирование) и полупроводника (внешнее экранирование). При внешнем экранировании в полупроводнике должен возникнуть изгиб энергетических зон, связанный с накоплением экранирующего поверхностного и объемного зарядов. Согласно теории [151] в структуре металл - сегнетоэлектрик - полупроводник (МСЭП) имеется принципиальная возможность получения очень больших поверхностных полей (до 10 в/см), не достижимых при обычном эффекте поля, при условии малой плотности поверхностных состояний на границе активных сред и большей, чем у полупроводника, ширины запрещенной зоны сегнетоэлектрика. Большая величина напряженности поверхностного поля обуславливает сильный изгиб зон и вырождение свободных носителей вблизи поверхности полупроводника. Другой особенностью сегнетоэлетрического эффекта поля являются температурные зависимости величины изгиба энергетических зон и концентрации носителей в поверхностном слое полупроводника, обусловленные температурной зависимостью спонтанной поляризации. Два состояния сегнетоэлектрической поляризации разной полярности открывают возможность использовать МСЭП структуры в запоминающих устройствах.

Однако, экспериментальные исследования [152,153] собственного эффекта поля, выполненные на образцах из массивного сегнетоэлектрика с пленкой полупроводника, дали результаты, далекие от ожидаемых. По существу только Крефор [154], изучая керамику титаната - циркония - свинца с пленкой окиси олова, наблюдал существенные изменения поверхностной электропроводности. Поэтому исследование сегнетоэлектрического эффекта поля постепенно сконцентрировалось на структурах с обратным отношением объемов и толщины активных материалов, когда сегнетоэлектрик в виде пленки наносился на монокристалл кремния.

Анализ литературных источников показал, что проблема разработки адаптивных транзисторов с сегнетоэлектрическими пленками по-прежнему далека от разрешения. Помимо того, что устройства не вполне удовлетворяли разработчиков своими техническими характеристиками (большие управляющие напряжения, эффект старения), по-видимому, не был понят и принцип их действия. Действительно, в работах по МСЭП структурам на основе сегнетоэлектри-ческих пленок чрезвычайно мало внимания уделяется доказательству сегнето-электрического состояния в тонких слоях. Существование эффекта долговременной памяти после воздействия импульса напряжения считалось доказательством того, что пленки обладают сегнетоэлектрическими свойствами. На наш взгляд этого не всегда достаточно, поскольку эффект поля может быть обусловлен захватом заряда на долгоживущие поверхностные уровни границы раздела между полупроводником и осажденной пленкой.

4.5.1. Особенности создания МСЭП структур.

МСЭП структуры для исследования сегнетоэлектрического эффекта поля создавались нами на основе сегнетоэлектрических пленок (Ва,8г)Т10з и БаеЫЬ§Ьи080, осажденных на полированные срезы кристаллов (КДБ-0.01-20.0) толБдиной 150 мкм. Распылительная система и условия осаждения пленок на аналогичны получению гетероэпитаксиальных структур сегнетоэлектрик - диэлектрик, изложенные в предыдущих разделах диссертационной работы. Поэтому в этом разделе остановимся только на некоторых особенностях роста сложных оксидов на кремнии, имеющих отношение к исследованию сегнето-электрического состояния в МСЭП структурах, полученных нами впервые и опубликованные в [155-157].

Исследование роста пленок оксида на поверхности различных срезов (100), (1 11)и(1 10) показали, что на поверхности этих подложек в инкубационный период, т.е. в течение 20-3Ос после начала распыления мишени, происходит рост моноокиси кремния (данные рентгеноструктурного анализа). Поэтому рост сложного оксида происходит уже не на поверхности кремния, а на автоматически сформированном на его поверхности БЮ. Было установлено, что на одной и той же подложке в зависимости от условий осаждения могут образовываться три аксиального типа текстур: (ПО), (111) или (100). Здесь указаны индексы кристаллографических плоскостей, параллельных подложке в большинстве кристаллитов. Тип текстуры однозначно определялся температурой подложки (Тп). Для иллюстрации этого на рис. 4.15 представлены результаты исследования зависимости относительных интенсивностей рентгеновских отражений ПО, 111 и 100 пленок Bao.gsSro.isTiOs толщиной ~ 2мкм на (100) Si от Тп. Видно, что при низких температурах осаждения (Тп< 550АС) интенсивность ПО аномально велика. Отношение интенсивностей Ino/Im и luo/lm больше, чем у поликристаллического образца, т.е. большинство кристаллитов пленки ориентировано плоскостями (ПО) параллельно поверхности подложки. При увеличении Тп интенсивность отражения 110 падает, а интенсивность отражений 111 и 100 увеличивается. В интервале температур 550°С < Тп < 700°С отношение lui/Iioo и Iiii/Iiio больше, чем у поликристаллического образца, т.е. большинство кристаллитов ориентировано плоскостью (111) параллельно поверхности подложки. При Тп > 700°С формируется текстура (100). Здесь следует отметить, что уменьшение давления кислорода приводило к увеличению температуры, при которой появляется текстура в осаждаемых пленках. Например, уменьшение Рлл с 0.7 Topp до 0.4 Topp приводит к тому, что в пленках образуется лишь самая " низкотемпературна" текстура (ПО) при Тп = 1150°С.

В разделе 2.3.4 были рассмотрены основные процессы, приводящие к нагреву подложки, и был сделан вывод о том, что температура подложки отражает степень возбуждения частиц компонент оксида в плазме газового разряда. Учитывая это, можно получить информацию об энергиях активации ростовых текстур (ПО), (111) и (100) на основе изучении зависимости скорости роста пленок от температуры осаждения. В относительно небольшом интервале темтемпература подложки, С

Рис. 4.15. Зависимости интенсивностей рентгеновских отражений 1ио (1)? 1п1 (2) и 11оо(3) пленок Вао.858го.15Т10з на (100) срезах 81 от температуры осаждения. ператур осаждения зависимость скорости роста пленок (Ур) от Тд можно представить эмпирическим соотношением Аррениуса:

Ур = А ехр(-Еа/ЯТп), (4.9) где А - предэкспоненциальный множитель, имеющий ту же размерность, что и константа скорости, а Еа - энергия активации. Уравнение (4.9) можно записать в логарифмической форме:

Ур = - --+ ^Л (4.10)

Из (4.10) видно, что зависимость логарифма скорости роста от обратной температуры осаждения линейна, если рост определяется одной лимитирующей стадией и, соответственно, одной энергией активации. Аппроксимация экспериментальной зависимости показала, что она хорошо описывается тремя линейными участками с соответствующими энергиями активации Еа1 « 96 кДж/моль (при Тп > 900°С), Еа2 « 25 кДж/моль (при 700°С < < 900°С) и Еаз » 6.7 кДж/моль (при 500°С < Тп < 700°С). Указанные интервалы температур осаждения совпадают с интервалами образования текстур (100), (1 11)и(1 10), а поэтому можно предположить, что Еа, Еа2 и Еа2 - ЭТО энсргии активации роста соответствующих текстур.

В дальнейшем исследовались пленки с сильной преимущественной ориентацией (011) Вао^ЗголвТЮБ // (111) 81 . Толщина пленок изменялась от 1.0 до 2.5 мкм при толщине подложек 150 мкм. Платиновые электроды диаметром 1 мм, необходимые для электрических измерений, наносились на поверхность пленок катодным распылением. Сплошной электрод наносился на обратную сторону кремневой пластины.

4.5.2. Доказательство сегнетоэлектрического эффекта в пленках на подложках из 81.

Для интерпретации свойств структур МСЭП прежде всего необходимо было изучить свойства самих пленок и определить обладают ли они сегнетоэлек-трическими свойствами. С этой целью пленки твердого раствора Вао.858го.15Т10з наносились на низкоомный кремний (удельное сопротивление 0.05 Ом-см).

Важнейшим признаком сегнетоэлектрического состояния вепдества является существование спонтанной поляризации, направление которой может быть изменено внешним электрическим полем. Это свойство сегнетоэлектриков при осциллографическом исследовании по схеме Сойера-Тауэра проявляется в образовании петель диэлектрического Р-Е - гистерезиса. Петли диэлектрического гистерезиса наблюдались непосредственно на экране осциллографа при исследовании всех МСЭП структур с низкоомным кремнением. Для пленок Вао.858го.15Т10з по параметрам петель диэлектрического гистерезиса определены Рг = (5-6) мкК/смЛ Ро = (3-4) мкК/смл и Ек = (1.5 - 2.0) 10'л В/см.

Если пленки Вао.858го.15Т10з наносились на подложки из высокоомного кремния (удельное сопротивление 20 Ом- см), то наблюдались несимметричные петли диэлектрического гистерезиса. Петли такого типа преобразовывались в симметричные при освещении подложек собственным для кремния светом достаточной интенсивности.

Таким образом, один из важнейших экспериментальных признаков сегнетоэлектрического состояния вепдества - диэлектрический гистерезис - имел место в МСЭП структурах.

Вторым важнейшим признаком сегнетоэлектрического состояния вещества является пьезоактивность, индуцированная внешним электрическим полем за счет переориентации доменов. Устойчивое поляризованное состояние пленок на кремневых подложках осуществлялось охлаждением образцов (от 160 до комнатной) при одновременном действии электрического поля напряженностью 10"л В/см. Пьезокоэффициент ёзз поляризованных образцов достигал (3040) мкК/смЛ, т.е. был достаточно близок к величине ёзз пленок, полученных в оптимальных условиях МСЭМ структурах. Важно, что пленки, несмотря на естественную униполярность, поляризовались в любом из двух возможных направлений.

Одним из характерных признаков сегнетоэлектрического состояния вещества считается зависимость величины диэлектрической проницаемости от напряженности постоянного смещающего поля. Обычно кривые 8(Е), называемые реверсивными характеристиками, симметричны относительно начала координат. Реверсивные характеристики пленок на низкоомном кремнии были во всем, кроме небольшой асимметрии, подобны реверсивных характеристик объемных образцов. Если же пленки наносились на высокоомный кремний, то 'нормальные' реверсивные характеристики, одна из которых показана на рис. 4.16, формировались при освещении подложек собственным для кремния светом достаточной интенсивности.

Таким образом, приведенные три экспериментальных признака достаточно

650

-80 -60 -40 -20 О 20 40 60 постоянное напряжение, В

Рис. 4.16. Реверсивная характеристика МСЭП структуры с пленкой Вао.858го.15Т10з на подложке из высокоомного кремния, полученная при освешении собственным светом. Толщина пленки (2.0 ± 0.1)мкм, напряженность переменного измерительного поля 10л В/см, частота 10 кГц. убедительно свидетельствовали о сегнетоэлектрических свойствах пленок в МСЭП структуре.

4.5.3. Вольт-фарадные характеристики МСЭП структур.

Сначала рассмотрим гипотетическую вольт-фарадную характеристику

МСЭП структуры на кремнии п-типа, показанную на рис. 4.17 и построенную при следующих предположениях: (1) пленка сегнетоэлектрика в исходном состоянии не поляризована; (2) на границе раздела отсутствуют поверхностные состояния; (3) в сегнетоэлектрической пленке нет свободных зарядов и объемных состояний (ловушек). При выполнении этих условий в кремнии нет области пространственного заряда (ОПЗ) в случае нулевого смещающего напряжения, отсутствует изгиб энергетических зон, а емкость всей структуры, практически, равна емкости сегнетоэлектрика, (точка 1 на рис.4.17А). После включения положительного ("плюс" на электроде, покрывающем пленку сегнетоэлек-трика) напряжения смещения непосредственно под сегнетоэлектрической пленкой создается слой, обогащенной электронами. Емкость этого слоя значительно больше емкости сегнетоэлектрической пленки, и поэтому вкладом емкости, обусловленной сегнетоэлектрическим слоем в общую емкость структуры МСЭП, можно пренебречь. Следовательно, емкость структуры МСЭП, как и до включения малого положительного напряжения смещения, примерно равна емкости сегнетоэлектрической пленки (состояние "а" на рис.4.17А ). Все напряжение смещения падает на сегнетоэлектрической пленке. При дальнейшем увеличении положительного смещения происходит процесс поляризации сегнето-электрической пленки, а ее емкость и эффективная диэлектрическая проницае

-40 О 40 постоянное напряжение, В

Рис. 4.17 Вольт-фарадная характеристика МСЭП структуры на кремнии п-типа и ориентации (111): А - гипотетическая характеристика; Б- экспериментальная для пленки Вао.858го.15Т10з. мость постепенно уменьшаются (обычное уменьшение диэлектрической проницаемости сегнетоэлектрика под действием сильного постоянного электрического поля). Этим процессам соответствует переход из состояния "1" в состояние "2" на рис. 4.17А. При уменьшении напряжения положительного смешения до нуля структура МСЭП возвращается в состояние "1", либо в подобное состояние с несколько меньшей емкостью (если имеются остаточные 90°-ные переориентации доменов). Для качественного описания гипотетической вольт-фарадной характеристики существование или отсутствие остаточных 90°-ных переориентации доменов существенного значения не имеет.

При небольшом отрицательном напряжении смещения в силу гистерезис-ной зависимости поляризации от напряженности электрического поля направление поляризации пленки, заданное положительным напряжением смещения поля, сохраняется. Соответственно этому сохраняется и слой обогащения основными носителями (электронами) у поверхности кремневой подложки. Все напряжение смещения, как и прежде, падает на сегнетоэлектрической пленке (состояние "в"). Слой обогащения у поверхности кремневой подложки сохраняется до тех пор, пока напряжение отрицательного смещения не достигнет некоторого значения Пк, при котором происходит переключение направления поляризации пленки. Одновременно с переключением направления поляризации происходит замена слоя обогащения основными носителями у поверхности кремневой подложки слоем обеднения. Емкость слоя обеднения мала по сравнению с емкостью сегнетоэлектрической пленки. Действительно, емкость обедненного слоя для слаболегированного полупроводника зависит только от уровня легирования и температуры; например, для КЭФ -20 при комнатной температуре удельная емкость слоя обеднения равна 40 пФ/ммЛ, т.е. значительно меньше удельной емкости сегнетоэлектрической пленки (не менее 400 пФ/ ммЛ при толп];ине 2 мкм). Следовательно, емкость структуры МСЭП становится примерно равной емкости слоя обеднения кремниевой подложки. МСЭП структура переходит из состояния "3" в состояние "4". Одновременно происходит перераспределение падений напряжений на элементах структуры МСЭП. Напряжение, приложенное к структуре МСЭП, меньшее, чем иК (ПО абсолютной величине), падало, главным образом, на сегнетоэлектрической пленке; напряжение большее, чем ИК, падает на слое обеднения в кремнии. При дальнейшем увеличении отрицательного напряжения смегцения емкость структуры МСЭП остается, практически, постоянной и равной емкости слоя обеднения вплоть до пробоя структуры.

При уменьшении отрицательного напряжения смещения из-за остаточной поляризации пленки слой обеднения сохраняется, и структура МСЭП переходит из состояния "4" в состояние "5" (рис. 4.17А).

При включении малого положительного смещения слой обеднения не исчезает вследствие остаточной поляризации пленки, направленной против внешнего поля (состояние "с" на рис. 4.17.). Слой обеднения у поверхности кремниевой подложки сохраняется до тех пор, пока напряжение положительного смещения не достигнет некоторого значения ИК, при котором происходит переключение направления поляризации пленки. Одновременно с этим происходит замена слоя обеднения у поверхности кремневой подложки слоем обогащения основными носителями. Емкость структуры МСЭП увеличивается от величины емкости слоя обеднения до величины емкости сегнетоэлектрической пленки; структура МСЭП переходит из состояния "5" в состояние "2". При уменьшении положительного напряжения смещения слой обогащения сохраняется из-за остаточной поляризации сегнетоэлектрической пленки. Структура МСЭП переходит из состояния "2" в состояние "1". Цикл замкнулся. Следует обратить внимание на направление обхода петли вольт-фарадного гистерезиса (против часовой стрелки), соответствующей сегнетоэлектрическому эффекту поля в полупроводнике.

Рассмотрим теперь реальную вольт-фарадную характеристику МСЭП структуры Р1;- Вао.ввЗголвТЮв-БьР! на кремнии п-типа, показанную на рис. 4.17Б. Из приведенной зависимости видно, что направление обхода петли вольт-фарадного гистерезиса (по часовой стрелке) противоположно тому, которое следовало ожидать из предположения о том, что воль-фарадный гистерезис обусловлен только сегнетоэлектрическим эффектом поля в полупроводнике. Следует отметить, что такие же экспериментальные данные (направление обхода по часовой стрелке) были ранее получены автором работы [159] при исследовании вольт-фарадных характеристик МСЭП с сегнетоэлектрическими пленками В14Т1з012 на подложках из кремния п-типа. Причина "аномалии" в [159] не обсуждалась. Однако вернемся к экспериментальным данным о поведении структур А1- Вао.ввЗголвТЮв-БьА!

В случае структур МСЭП Р1;- Вао.ввЗголвТЮв-БьР! с кристаллами р-типа вольт-фарадная характеристика представляла собой такую же петлю гистерезиса, как на рис.4.17Б, но зеркально отраженную относительно оси ординат, изменялось и направление обхода петли (по часовой стрелке).

После изготовления все структуры МСЭП п-типа находились в состоянии с максимальной емкостью, т.е. в состоянии "1" на рис. 4.17Б. В отличие от этого все структуры МСЭП с кремнием р-типа сразу после изготовления находились в состоянии с минимальной емкостью, т.е. в состоянии, аналогичном состоянию "2". Другими словами до включения напряжения смещения поверхностный слой кремния п-типа обогащался основными носителями, а поверхностный слой кремния р-типа ими обеднялся. Причиной этого явления мог быть лишь положительный заряд, сосредоточенный либо в сегнетоэлектрической пленке, либо на границе между пленкой и подложкой (последнее, разумеется, вероятнее). Отметим, что положительный аналогичный заряд ранее обнаружен в обычных МДП-структурах с диэлектрическими пленками [160]. Процесс формирования этого заряда в работе [160] связывается с осаждением положительных ионов (например Ма или К) на границе раздела между диэлетрической пленкой и полупроводниковой подложкой.

Величину плотности указанного положительного заряда можно оценить по напряжению плоских зон Ппз и соответствующей емкости Спз- В данном случае напряжение плоских зон Поз - это отрицательное смещение, соответствующее середине участка крутого спада емкости при обратном ходе по левой ветви вольт-фарадной характеристики, подобной изображенной на рис.4.17, но при условии, что ранее на МСЭП структуру не действовало напряжение смещения; емкость плоских зон Спз - емкость структуры при и = ипз, т.е. Спз = (С тах Стт), где Стах И Стш соответствуют состояниям "1" И "2" на рис. 4.17. у всех изученных МСЭП структур плотность положительного заряда в исходном состоянии приблизительно равнялось 0.03 Кл/мЛ.

Естественно, что под действием достаточно большего напряжения смепде-ния плотность зарядов на границе между сегнетоэлектрической пленкой и кремневой подложкой изменялась (вплоть до изменения знака заряда). На рис. 4.18(а) показана зависимость плотности этих зарядов от величины внешнего напряжения смещения, приложенного к структуре МСЭП. Измерения выполнялись следующим образом. Вольт-фарадная характеристика МСЭП структуры, на которую ранее не действовали внешние электрические поля, регистрировалась при малом амплитудном значении максимального напряжения смещения ПА! (на рис. 4.18(а) иА1=90В). Вольт-фарадная характеристика имела такую же форму петли гистерезиса, что и показанная на рис.4.17, но была, естественно, более узкой. По ветвям крутого возрастания и спада емкости находились напряжения плоских зон и'пз и иАпз, соответствовавшие накоплению положительного заряда под действием отрицательного напряжения смещения Ид! и отрицательного заряда под действием положительного напряжения смещения 11л. Плотности зарядов рассчитывались по измеренным значениям и'пз ? ЦЛпз и Спз-Затем вольт-фарадная характеристика МСЭП структуры регистрировалась при несколько большем амплитудном значении максимального напряжения смещения идг; определялись П'пз, ЦЛпз и Спз, рассчитывались плотности положительных и отрицательных зарядов и т.д. При очень малых амплитудных значениях максимального напряжения смещения петля вольт-фарадного гистерезиса не а -12 ее

40 60 80 100 120 140 температура, С о 125

10.0 се 7.5 5.0 л

Н 25

И 00н о -50", .

-7.5 а ш Ф

80 -6 0 -4 0 -2-0 () 20 40 напряжение смещения

60 8

Рис. 4.18. Зависимость плотности заряда на границе двух сред в МСЭП структуре от величины приложенного напряжения смещения (а) и от температуры (б) при иА=90В, толщина сегнетоэлектрической пленки (2.5 ±0.1) мкм, подложка из кремния п-типа с удельным сопротивлением 20 Ом-см. а V образовывалась; вольт-фарадная характеристика имела вид г-образной кривой, а напряжение плоской зоны и'пз не зависело от Ид до некоторого критического значения Ид = Идк. В соответствии с этим, как видно из рис. 4.18(6) , не изменялся и положительный исходный заряд. При больших значениях Пд плотность заряда на границе возрастала пропорционально ид вплоть до напряжения пробоя МСЭП структуры. Обращала на себя внимание униполярность эффекта накопления зарядов; так, например, при Пд = ± 100 В плотность отрицательных зарядов а = -0.3 Кл/см , тогда как плотность положительных зарядов а= +0.7 Кл/см . Униполярность проявлялась у всех изученных образцов. Температурные зависимости плотностей положительных и отрицательных заряда (для ид = 90В) представлены на рис. 4.18(6). Видно, что плотности зарядов начинают существенно убывать при температурах, превышающих температуру Кюри Вао.858го. 15ТЮз (Тк= 85*Л0).

4.5.4. О механизме эффекта памяти в МСЭП структурах.

На рис. 4.19 показано изменение пьезомодуля йлз Вао.858го,15Т10з в МСЭП структуре, измеренного квазистатическим методом под действием (кривая 1) и после действия (кривая 2) напряжения смещения. Знак напряжения такой же, как и в разделе 4.5.3, по отношению к металлическому электроду на сенето-электрической пленке. Для удобства изложения результатов пьезомодулю приписан знак "плюс" или "минус" в зависимости от направления поляризации пленки; положительным считался пъезомодуль, соответствующий направлению поляризации от пленки к подложке. Из сравнения кривых 1 и 2 на рис. 4.19 видно, что деполяризованная под действием внешнего напряжения минус 1)1,

1зз1(/лКл/Н

80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 напряжение смещения

Рис. 4.19. Изменение пьезомодуля ёзз пленки Вао.взЗголзТЮз под действием (1) и после действия (2) напряжения смещения. Толщина пленки 1.9 мкм, подложка из п кремния с удельным сопротивлением 20 Ом-см или плюс иО пленка Вао.взЗголзТЮз после выключения напряжения смещения "самопроизвольно" поляризовалась в том же направлении, в котором и была поляризована до деполяризации. Этот процесс восстановления старого направления поляризации имел место для обоих направлений поляризации и внешнего поля смещения и был связан с естественной униполярностью лишь в той степени, что абсолютные значения напряжений плюс 111 и минус 1)1 несколько отличались друг от друга. Более того, существовала, как это видно из рис. 4.19, целая область напряжений смещения от минус 111 ДО минус Иг (или от плюс У] до плюс иг), при которых пленка поляризовалась по направлению внешнего поля, приложенного к структуре МСЭП, но после выключения внешнего поля "самопроизвольно" переполяризовывалась в противоположном направлении. Из этих данных можно сделать вывод о существовании в пленке некоторого "встречного" электрического поля, направление которого совпадает с направлением остаточной поляризации и которое поддерживает сформировавшуюся доменную конфигурацию. О существовании "встроенного " электрического поля (заряда на границе между сегнетоэлектрической пленкой и кремнием) свидетельствовали и вольтфарадные характеристики МСЭП структур, описанные ранее. Там было показано, что основной особенностью вольт-фарадных характеристик МСЭП структур является существование в отсутствии внешнего напряжения смещения гистерезиса инжекционного типа с двумя устойчивыми состояниями Стах И Сщт- Значение Стах опрсделялось емкостью сегнетоэлектрической пленки, т.е. Стах =£о е 8/(1, где 8о - диэлектрическая проницаемость вакуума, е - диэлектрическая проницаемость пленки в направлении к нормали к ее поверхности, 8- площадь электродов и ё - толщина пленки. Значения 8 пленок, рассчитанные по этой формуле на основе измерений Сщах (напряженность измерительного поля 500 В/и, частота 1кГц), не превышали 400-450. Относительно низкая диэлектрическая проницаемость, по-видимому, связана с образованием переходного слоя между пленкой и подложкой в процессе формирования пленки. Значения Сщш, как отмечалось, определялись, главным образом, емкостью слоя обеднения основными носителями в кремнии Сопз [161]:

1 1 + 1 (4.11)

С С + с тш тах опз

Сопз (4.12)

2у2(Д + Г')~' 1 п(Я + /1"')£д е„кТ

4.13)

2g\

Х= (4.14)

В этих формулах 8о - диэлектрическая проницаемость вакуума, 8п - диэлектрическая проницаемость полупроводника, 8 - площадь электродов, X -уровень легирования полупроводника, Ьо - дебаевская длина экранирования, к - постоянная Больцмана, Т - температура, g - заряд электрона, концентрация собственных носителей заряда в полупроводнике, по и ро - концентрация электронов и дырок в полупроводнике. Следует отметить, что значения Сш1п для кремниевых подложек с различными уровнями легирования, найденные экспериментально и рассчитанные по формулам (4.11) - (4.14), совпадали в пределах погрешности измерения.

Гистерезис вольт-фарадной характеристики является следствием гистерезиса напряженности поля в полупроводнике и характеризуется напряжением плоских зон Ucn3 (напряжение на металлическом электроде пленки, при котором изгиб энергетических в полупроводнике равен нулю), определяемым по вольт-фарадной характеристике [161]. Напомним, что в настоящей работе напряженность поля и поляризации считаются положительными, если они направлены от пленки к подложке; напряжение смещения положительно, когда положителен потенциал на металлическом электроде пленки. Следовательно, положительным напряжениям Uns в поверхностном слое полупроводника соответствуют отрицательные поля (для "компенсации" поля в поверхности полупроводника требовалось положительное внеганее поле) и наоборот.

Заряд, накопленный на границе между пленкой и подложкой в МСЭП структуре под действием внешнего напряжения смещения, после выключения напряжения смещения с течением времени изменяется. Об этом можно было судить по изменениям напряжения Uns с течением времени. На рис. 4.20 (кривая 1) показана релаксация Uns после выключения отрицательного напряжения смещения в 50В. На этой кривой довольно четко выделялись два участка: участок быстрой релаксации от UAns ДО UAns и участок медленной релаксации от UAns и далее (см. рис. 4.20). В связи с этим заметим, что все зависимости плотности заряда на границе раздела между сегнетоэлектриком и полупроводником в МСЭП структуре, описанные в разделе 4.5.3, построены по экспериментальным данным об UAns, т.е. по значениям Uns, измеренным не ранее, чем через пять минут после выключения напряжения смещения.

На рис. 4.20 для сравнения с кривой ишО) показана зависимость (1зз(1), т.е. кривая релаксации пьезокоэффициента (1зз(1) после выключения такого же отрицательного напряжения смещения 50В, как и в случае релаксации напряжения плоских зон. Видно, что на кривой (1зз(1) отсутствовал участок быстрой релаксации, подобный участку и°пз -НЛз на кривой НпзСО. Эти данные свидетельствовали о том, что некоторая часть заряда, накопившаяся во время действия постоянного напряжения смещения на границе раздела между сегнетоэлектри-ческой пленкой и кремнием, быстро рекомбинировала (быстрые поверхностные состояния [161]), но релаксация этой части зарядов определяла медленную релаксацию ёзз (т.е. поляризации) сегнетоэлектрической пленки.

Для понимания природы эффекта памяти в МСЭП структуре весьма важны экспериментальные данные, представленные на рис. 4.21. Здесь показаны изменения величин и°пз, иЛпз, ¿33 после действия на МСЭП структуру отрицательного напряжения и; начальные значения этих величин, соответствующие и=0, обусловлены последствием предварительного положительного напряжения смещения 50В. Напряжение плоских зон и°пз измерялось через 15с, а напряжение плоских зон иЛпз и пьезокоэффициент ёзз через пять минут после выключения отрицательного напряжения смещения. Из рис. 4.21, видно, что кривые иЛпз(и) и иЛпз(и) при малых напряжениях и совпадали, а при больших и - расходились: и°пз продолжало линейно возрастать, тогда как и'пз проявляло тенденцию к насыщению. Изменение ёзз, в определенном смысле, коррелировали с изменениями Н'пз, хотя величина отрицательного напряжения смещения Ш, при котором иЛпз=0 была существенно меньше величины отрицательного на

287

Рис. 4.20. Изменение во времени напряжения плоских зон (кривая!) и пьезомодуля ёзз (кривая 2) после выключения отрицательного напряжения ЗОВ. Толщина пленки Вао.858го.15Т10з равна 1.5 мкм. пряжения смещения Иг, при котором ёзз=0. Другими словами, к моменту исчезновения заряда на границе сегнетоэлектрика и полупроводника (ипз=0) остаточная поляризация пленки, обусловленная последствием положительного предварительного напряжения смещения ЗОВ, еще сохраняло свое исходное направление.

Анализируя экспериментальные данные можно сделать следующие выводы. После выключения положительного предварительного напряжения смещения (ЗОВ) остаточное электрическое поле в поверхности полупроводника отрицательно, так как ипз>0 (рис. 4.21); остаточная поляризация положительна, и, следовательно, связанные заряды поляризации должны создавать в поверхностном слое полупроводника положительное поле (напомним, что за положительное направление здесь принято направление поля и поляризации от металлического электрода пленки к подложке). Таким образом, поле в поверхностном слое полупроводника не только не равно полю, созданному связанными зарядами поляризации, но и противоположно ему по направлению. Описанную здесь ситуацию и некоторые другие эффекты можно объяснить, если предположить, что в сегнетоэлектрическую пленку во время действия положительного напряжения предварительного смещения инжектировались электроны, которые захватывались ловушками в поверхностном слое пленки, как это показано на рис. 4.22. Следовательно, остаточное поле в полупроводнике создается не связанными зарядами остаточной поляризации сегнетоэлекрика, а инжектированными зарядами, захваченными на ловушки в поверхностном слое пленки. Вывод о несегнетоэлектрической природе остаточного поля в поверхностном слое

289 отрицательное напряжение смещения

Рис. 4.21. Изменение и°пз (кривая 1), иЛпз (кривая 2) и ёзз (кривая 3) после действия на МСЭП структуру отрицательного напряжения смегцения Начальные и°пз, и'пз и (¿33, соответствующие и = 0, обусловлены последействием предварительного положительного напряжения смещения ЗОВ.

Рис. 4.22. Гипотетическое зарядовое состояние сегнетоэлектрической пленки в МСЭП структуре после выключения положительного напряжения смещения напряжения. 1 - металлический электрод, 2 - сегнетоэлектрическая пленка, 3 - подложка кремния, 4 - связанные заряды остаточной поляризации, 5 - инжектированный отрицательный заряд, закрепленный на ловунгках в поверхностном слое сегнетоэлектрической пленки, Ро - остаточная поляризация, Еос - остаточное поле в сегнетоэлектрической пленке, Eon - остаточное поле в поверхностном слое полупроводника. полупроводника, приводящего к модуляции поверхностной проводимости и эффекту памяти, подтверждается еще и тем, что остаточное поле в поверхности полупроводника, как это видно из рис. 4.21, существует при отсутствии остаточной поляризации (и°пз =0 при 11=112, но Ипз ?л 0). В пользу правильности гипотезы о зарядном состоянии сегнетоэлетической пленки в МСЭП структуре после выключения положительного напряжения смещения (рис. 4.21) свидетельствует вывод, сделанный ранее при анализе зависимостей на рис. 4.19, о том, что остаточное поле в сегнетоэлектрике параллельно направлению ее поляризации и способствует стабилизации поляризации при внешних воздействиях.

О влиянии остаточной поляризации на поведение заряда на ловушках, которое отражается в поведении ипз, можно судить по данным, представленным на рис. 4.20 и 4.21. Часть заряда ловушек, соответствующая и°пз? вела себя подобно заряду ловушек обычных структур МДП. Эта часть заряда изменялась прямо пропорционально напряжению смещения (кривая 1 на рис. 4.21) и относительно быстро релаксировала после выключения смещения (кривая 1 на рис. 4.20). Поведение другой части заряда ловушек, соответствующая и'пз, коррел-лировала с поведением остаточной поляризации пленки (или с1зз): иЛпз проявляло тенденцию к насыщению, как и ёзз, при увеличении напряжения смещения (кривые 2 и 3 на рис. 4.21) и медленно релаксировало после выключения напряжения смещения (кривая 1 на рис. 4.20). Все это позволяет предположить, что оставшаяся после быстрой релаксации часть заряда на ловушках удерживается полем остаточной поляризации пленки, обеспечивая достаточно стабильный (экспериментальные данные охватывают период около двух лет) эффект памяти. Таким образом, хотя сам эффект памяти в изученных МСЭП структурах обусловлен зарядом не сегнетоэлектрической природы, стабильность этого эффекта во времени, по-видимому, определяется стабильностью остаточной поляризации сегнетоэлектрической пленки. Впрочем, процессы, приводящие к эффекту памяти в МСЭП структурах, по-видимому, сложнее, чем это представляется нам в настоящее время. В частности, из приведенных выше экспериментальных данных следует и обратное влияние заряда ловушек на переключение поляризации сегнетоэлектрической пленки. Действительно, сопоставляя результаты, представленные на рис. 4.19 и 4.21 можно сделать вывод о том, что для устойчивого переключения поляризации необходима перезарядка ловушек, т.е. изменение знака заряда ловушек на противоположный. Если это условие не выполнено, то хотя поляризация и переключается во время действия напряжения смещения, но она вновь возвращается в первоначальное состояние после выключения внешнего напряжения смещения (рис.4.18). Поле перезарядки ловушек велико и во многом определяет интегральное коэрцитивное поле МСЭП структуры.

Заключение.

1. Показано, что общепринятый подход к системе осаждения пленок заключающийся в рассмотрении ее как замкнутой системы, с дискретными значениями внешних параметров (давлением и составом рабочего газа, и функционально зависимыми от них током, напряжением, подводимой и отраженной ВЧ мощности, а также температурой подложки) не адекватен реальным процессам, протекающим в газовом разряде. Это связано с тем, что неоднородность распределения внутреннего электрического поля (в зоне разряда, где происходит рост пленки) приводит к неравновесным условиям протекание плазмохи-мических процессов, кинетика которых задается характером диссипации энергии пучковых электронов, впрыскиваемых со стороны темного катодного пространства. Предложено для адекватной характеристики системы осаждения пленок ввести внутренние параметры (концентрацию электронов и их температуру, концентрацию распыленных атомов, пространственное распределение интенсивности излучение эмиссионных линий атомов и ионов рабочего газа и распыленных частиц). Показано, что каждому структурному типу пленки соответствует устойчивая функциональная связь между внутренними параметрами. Созданы модельные представления о механизме распыления, транспорта и конденсации сложного оксида в условиях повышенных давлении кислорода и подводимой ВЧ мощности. Основным положением новой модели является рост ге-тероэпитаксиальных пленок из макрочастиц, образованных в плазме газового разряда за счет гетерогенных реакций. Разработана методика экспериментального определения обобщенного энергетического параметра, характеризующего степень возбуждения макрочастиц. Определены области значений этого параметра, в которых реализуются три качественно различных механизма роста ге-тероэпитаксиальных пленок сложных оксидов. Показано, что морфологией поверхности, степенью структурного совершенства, а тем самым и свойствами пленок можно широко варьировать, изменяя механизм роста и оставаясь в рамках одного способа получения пленок.

2. Получена совокупность экспериментальных данных, указывающих на связь между структорно-деформационными характеристиками плёнок (величины микродеформаций и размеры областей когерентного рассеяния), степенью размытия сегнетоэлектрического фазового перехода, эффектами упругого обратного переключения поляризации и деполяризации при нагревании, а также характеристиками старения. На основе представления о микродеформациях как интегральной мере протяжённых дефектов доказано, что они определяют особенности сегнетоэлектрического фазового перехода в гетероэпитаксиальных структурах, такие как аномально сильное размытие фазового перехода, повышение температуры Кюри, наличие тетрагональной структуры в параэлектри-ческой фазе, упругое обратное переключение поляризации, увеличение коэффициента униполярности в доменном строении. Величина микродеформаций определяется механическими напряжениями двумерного сжатия, возникающими в пленках при их охлаждении от температуры синтеза до комнатной, которые не линейно изменяются с уменьшением толщины плёнки. Впервые изучены структурные аспекты сегнетоэлектрического фазового перехода в тонких гетероэпитаксиальных плёнках (Ва,8г)Т10з РЬТЮз. Обнаружен эффект скольжения плёнки по подложке в окрестности температуры сегнетоэлектрического фазового перехода без нарушения целостности системы. Независимые изменения размеров плёнки и подложки в тангенциальных направлениях обусловлены образованием дислокаций типа дислокаций несоответствия в поверхностном слое подложки, непосредственно примыкающей к пленке.

3. Впервые изучено доменное строение гетероэпитаксиальных сегнето-электрических пленок со структурой перовскита. Установлено, что в гетеро-эпитаксиальных пленках отсутствую а-домены. Этот результат согласуется с данными о термоупругих механических напряжениях сжатия, действующих на пленки со стороны подложки. Показано, что наблюдаемая доменная структура сегнетоэлектрических плёнок определяется механическими напряжениями, обусловленными несоответствием коэффициентов теплового расширения плёнки (Ва,8г)Т10з и подложки М§0 и возникновением спонтанной деформации при фазовом переходе. Обнаружено, что средние линейные размеры 180Л с-доменов пропорциональны толщине пленок и обратно пропорциональны величине микродеформаций.

4. Установлено, что в структурах металл - сегнетоэлектрик - полупроводник остаточное поле в полупроводнике создается не связанными зарядами остаточной поляризации сегнетоэлектрической пленки, а инжектированными зарядами, захваченными ловушками на границе раздела. Эффект памяти в этих структурах обуславливается зарядом не сегнетоэлектрической природы, а стабильность эффекта во времени определяется остаточной поляризацией сегнетоэлектрической пленки.

5. Изучение зависимости s(T) в гетероэпитаксиальных структурах (РЬТЮз, (Ba,Sr)Ti03, РЬ(2гТ1)Оз, ВабКЬ9ЬиОзо) показало, что понижение дефектности пленок не приводит к уменьшению степени размытия перехода, а напротив он еще больше размывается. Эта особенность фазового перехода является свойством именно пленочного состояния вещества и не связано с технологическими факторами. Исследование фазового перехода из кубической фазы в тетрагональную в гетероэпитаксиальных структурах (MgO - Pt - Bao.gsSro.isTiOs - Pt) показало, что в [OOlJMgO // [001^ // [001] Вао.858го.15Т10з//[001]Р1 фазовый переход проявляется более четко по сравнению со структурой [001]MgO // [11 l]Pt // [111] Вао.858го.]5Т10з//[111]Р1. Абсолютное значение диэлектрической проницаемости гетероэпитаксиальных пленок Вао.858го,15Т10з ориентации (001), т.е. в направлении полярной оси с (ЕС), составляло 800-ь850 при комнатной температуре, а в кристаллографическом направлении [111] в два раза выше (1700-7-1750). Большая диэлектрическая нелинейность гетероэпитаксиальных пленок Вао.858го.15Т10з ориентации (111), по сравнению с гетероэпитаксиальны-ми пленками ориентации (001) свидетельствует о том, что механизм диэлектрической нелинейности не связан с 90° -ми доменными переключениями, а определяется чисто "термодинамической" нелинейностью, характерной для монокристаллов ВаТЮз.

1. Kanzig W. Phys.Rev. 1955. V.98, №2., pp. 549-556.

2. Merz W.J. J.Appl.Fhys. 1956, V27, №8, pp.938-943.

3. Drougard M.E., Lender R. J.Appl.Phys. 1959. V.30, №11, pp. 1663-1669.

4. Дудкевич В.П. Фесенко Е.Г., Гавриляченко В.Г. Изв. АН СССР, сер. Физ. 1967. Т.3 1,№1 1,с. 1779-1781.

5. Тапака М. Hong G. J. Phys.Soc.Jap. 1964. V. 19, №6, p.954-970.

6. Kalisz L. 1968. V.33, №3, p.381 -386.

7. Марголин A.M. Баранова Л.А., Бондаренко B.C., Фесенко Е.Г.,Дудкевич В.П. Изв. АН СССР, сер. Физ. 1971, т.35,№ 9, с.1947-1951.

8. Мухортов В.М., Марголин A.M., Дудкевич В.П., Михалевский B.C., Фесенко Е.Г. Ж.Т.Ф. 1975., Т.45, № 2, с.396-399.

9. Davidse P.D. Maissei L.I. J. Appl. Phys. 1966.

10. Мухортов B.M. Исследование условий получения и особеностей проявления сегнетоэлектрических свойств тонких пленок (Ва,8г)Т10з Дисс. Канд. Физ. мат. наук. Ростов на Дону. 1970.

11. П.Пархоменко В.Д., Цибулов П.М., Краснокутский Ю.И. Технология плазмо-химических производств. (Киев: Вища школа, 1991).

12. Райзер Ю.П., Шнейдер М.Н., Яценко H.A., Высокочастотный емкостный разряд. Москва, Наука, 1995г.

13. Кузовников A.A., Савинов В.П. Вестник МГУ, сер. Физ., 1973, №2, с. 215223.

14. Н.Левитский СМ. ЖТФ, 1957, Т.27, В. 5, С. 1001-1009.

15. Мухортов В.М., Никитин Я.С., Дудкевич В.П. Способ получения сегнето-электрических плёнок. Авторское свидетельство № 1324339, 1987.

16. Мухортов В.М., Свиридов Е.В., Дудкевич В.П. Способ получения плёнок цирконата-титаната-свинца. Авторское свидетельство № 4150238, 1988.

17. Мухортов В.М., Сверидов Е.В., Клевцов А.Н., .Дудкевич В.П. Устройство для ионно-плазменного распыления материалов в вакууме. Авторское свидетельство № 1240076, 1986.1 8. .ЯценкоН.А.ЖТФ, 1981, Т.51,С.1195.

18. Мухортов В.М., Толмачев Г.Н., Мащенко А.И., 1992, ЖТФ, т. .62,В5, с.22-28

19. Мухортов В.М., Толмачев Г.Н., Мащенко А.И.,1993, ЖТФ, т. 63, в.11, с. 135142.

20. Данилин Б.С, Киреев Б.Ю. Нрименение низкотемпературной плазмы для травления и очистки материалов. М. Энергоатомиздат, 1987.- с 264.

21. Фриш С.Э. Оптические спектры атомов. М. 1963.

22. N.Nran, E.Marode, G.Foumier, P. Sequr. J. De Physique, 7, 1979

23. Hagstrum H.D. // Ptiys. Rev. 1954. - V.96 - P.336

24. P. Vidaud, S.M. Durrani, D R. Hall. J.Phys. D21,57.1988

25. Грановский В.Л. Электрический ток в газе. M. Наука, 1971.544.

26. Акишин А.И. Ионная бомбардировка в вакууме. М.-Л, Гос. Энергетич. Изд-во, 1963, с 144.

27. Черенин В.Т., Васильев М.А. Вторичная ионно-ионная эмиссия металлов и сплавов. Киев, Наукова думка, 1975. с. 176.

28. Векслер В.И. Вторичная ионная эмиссия, М, Наука, 1978. с. 147.

29. Герцберг Г. Электронные спектры и строение многоатомных молекул, "Мир", 1969, С.469.

30. Белых С.Ф., Векслер В.И., Евтухов Р.Н., Лифшиц И.О. ФТТ, 1975, 17, с. 1852 1859.

31. Парилис Э.С., Ферлегер В.Х. сб. Взаимодействие атомных частиц с твердым телом, Ч.2, Харьков, 1976, с.202

32. Anderson A.B., Hoffman R. J. Chem. Phys, 1974, 61, p. 4554 4562

33. Jones. R.I., Jennings P., Palter G.S., Surf. Sei., 1975, 53, p. 409 -416 ;

34. Ковтун, A.n., Гегузин И.И., Тополь H.A., Саченко В.П. В сб. Диспергированные металлические пленки, Киев, 1976, с.65-69.

35. Плешивцев Н.В. Катодное распыление. М; Атомиздат, 1968 с194.

36. Френкель Я.И. Кинетическая теория жидкостей. Л. Наука, 1975, с. 592.

37. Roy R.W., Etzold K.P., Materials Research Soc. Symposium Proc, 1990. Vol.200, 141,

38. Pashley D.W. Advances Physics. 1956, v.5, 18, p. 173-240.

39. Ван-дер-Мерве Дж. X. В кн : Монокристаллические пленки. Под ред. З.Г. Пинскера, Мир, 1996, с 172-201.

40. Кан Х.И. Рост и структура монокристаллических пленок.- В кн.: Технология тонких пленок, т.2. Под ред. Л Майссела, Р.Глэнга; М. Советское радио, 1977,с.97-175.

41. Мэтьюз Дж.В. В кн : Монокристаллические пленки. Под ред. З.Г. Пинскера, Мир, 1996, С202-210

42. Иверонова В.И. Ревкевич Г.П. Теория рассеяния ренгеновсих лучей. М. из-ВОМГУ. 1978.С.277.

43. Хейкер Д.М., Зевин Л.С. Рентгеновская дифрактометрия. ~ М.: Физматгиз, 1963, с. 380.

44. Хейкер Д.М. Рентгеновская дифрактометрия монокристаллов. Л.: Машиностроение, 1973, с. 256.

45. Кривоглаз М.А. Теория рассеяния рентгеновских лучей и тепловых нейтронов реальными кристаллами. М.: Паука, 1967, с. 336.

46. Миркин Л.И. Справочник по рентгеноструктурному анализу поликристаллов. -М.: Физматгиз, 1961, с. 863.

47. Warren В.Е., Averbach B.L. J. Appl. Phys., 1950, v.21, 6, p.595-599.

48. Warren B.E., Averbach B.L. J. Appl. Phys.,1952, v.23, 4, p.497-501.

49. Багаряцкий Ю.А., Головчинер Я.М., и др. Рентгенография в физическом материаловедении. М. Наука, 1967, с.336.

50. Никифоров И.Я., Мальцев Ю.Ф. Трехкристальный рентгеновский спектрометр. В сб. Аппаратура и методы рентгеноспектрального анализа. Л. Машиностроение, 1975, вып. 17, с.64-72.

51. Gangulee А. J. Appl. Crystallogr. 1970, v.3, 4, p. 272-277.

52. Михайлов И.Ф., Алавердов О.Г., Фукс М.Я. Заводская лаборатория, 1980, т. 46,1,0.27-31.

53. Mei Y., Green S.M., Jiang C, Luc H.L. J.Appl.Phys., 1989, v.66, № 4, p. 17771781.

54. Lee I., Ramesh R.,.Keramidas V. G., Integrated Ferroelectrics. 1995, 8, p. 3 17-323.

55. Иона Ф., Ширане Д. Cегнетоэлектрические кристаллы. M., Мир, 1965, с.555.

56. Желудев И.^ Физика кристаллических диэлектриков. М., 1968. с.463.

57. Гуревич В.М. Электропроводность сегнетоэлектриков. М., 1969. 384с.

58. Прокопало О.И. Изв.АН ^СТ^ер. Физ., 1971, т.35. 9, с. 1956-1960.

59. Покопало О.И., Раевский И.П. Электрофизические свойства оксидов семейства перовскита. Из-во Ростовского университета, 1985, с. 103.

60. Seuter A . M . Philips Res. Repts., Suppl., 1974, 3. p.1-84.62.1kegami S., Ueda J., Jse Y. J.Phys. Soc. Japan, 1961, v. 16,3, p .572-583.

61. Мухортов B.M., Дудкевич В.П., Бондаренко B.C., Михалевский B.C. Изв. АН CCCP, Неорганические материалы, 1975, 11, с.2010-2017.

62. Мухортов В.М., Головко Ю.И., Дудкевич В.П. Известия ВУЗов, физика, 1981,2,0.7-11.

63. Васильев В.Д., Тихонова Л.Л. Кристаллография, 1966, т.11, №4, с. 668-672.

64. Севостьянов М.А., Томащпольский Ю.Я. Кристаллография, 1979, т.24, №1, с. 197-200.

65. Цихоцкий Е.С. Рентгеновское исследование сегнетоэлектрических окислов со структурой перовскита. Канд.дис, физ.-мат. Наук, Ростов-на-Дону. 1975.

66. Francombe M.N. Acad. Press., 1966, p. 55-65.

67. Mukhortov V.M., Golovko Y.I, Aleshin V . A. et. al. Phys. Stat. Sol.(a). 1983, 78, p. 253-257.

68. Келли Г.Д. Столкновительные, тепловые и электронные процессы ионного распыления. В кн.: Ионная имплантация в полупроводники и другие материалы. М.: Мир, 1980, с. 194-235.

69. Кузнецов Т.Д. Кристаллизация из газовой фазы при ионном воздействии на поверхность. В кн.: Рост кристаллов т.15. М: Наука, 1986, с. 24-42.75.0свенский В.Б., Шифрин С.С., Мильвидцкий М.Г. Изв. АН СССР. Сер. Физическая, 1973,т. 37,№ 11,с. 23 57-2361.

70. Кулон П., Фридель Ж- В кн.: Дислокации и пластические свойства кристаллов. Пер. с англ. М., Изд-во иностр. лит., 1960, с.366.

71. Qfdri S.B., Horwitz J.S., Chrisey D.B., Auyeung R.C.Y and Crabowsri, Appl. Phys. Lett. 1995, 66, p. 1605-1609.

72. Funakubo Н, Takeshina Y., Journal of Materials Research, 1998, v. 13, 12, p.3512-3518.

73. Мухортов B.M., Михалевский B.C., Бондаренко B.C., Дудкевич. В.П. Известия АН СССР сер. Неорганические материалы, 1975, т. 11, в. 11,с. 2010-2014.

74. Мухортов В.М., Дудкевич В.П., Гительсон А.А., Михалевский B.C. ЖТФ, 1975, т.45,с.2441-2444.

75. Prat Y.N, FirestoneS, Vac.Sci. and Tecnol., 1971, v.8, 1, p. 256-260.

76. Гительсон A.A., Мухортов B.M., Марголин,А.М. Дудкевич В.П. Известия АН СССР серю физическая, 1975, т.39, в.5, с. 1063-1066.83.1ijima К., Kawashima S., Ueda I. Jap.J.Appl.Phys., 1985, v.24, 2, p. 482-486.

77. Гительсон A.A., Мухортов B.M., Орлов СВ., Дудкевич В.П. Известия АН СССР серю физическая, 1975, т.39, в.5, с. 1080-1083.

78. Мухортов В.М., Гительсон А.А., Дудкевич В.П., СВ. Орлов. "Диэлектрики и полупроводники". Из-во "Наукова думка", Киев, 1976, с.37-47.

79. Feuersangr А.Е., Nagenlocher S. J. Blectrochem. Soc. 1964, v.ll, 12, p. 13871391.

80. Fujisaki Y., Torii K., Hiratani M., Kushida K. Appl. Surf.Sci 1997, 108, p.365-373.

81. MyxopTOB B.M. Гительсон A.A., Jlepep A.M., Михалевский B.C. ФТТ, 1977, T. 19,B.7,c. 1913-1920.

82. Мухортов B.M., Головко Ю.И., Букреев B.A., Мухортов Вас. М., Синдеев Ю.Г. ФТТ, 1981, Т.23, В.2, 612-614.

83. Mukhortov V., Golovko Y., Zaharchenko L, Fesenko E. Ferroelectrics, 1984,v.56,№ 1-2, p. 115-119.

84. Bukreev V.A., Mukhortov V., Mukhortov Vas., Golovko Y., Dudkevich V., .Fesenko E. Phys. Stat. Sol. (a), 1982, v.65, № 2, 463-467.

85. БОКОВ B.A., Смоленский Г.А., Кижаев C.A., Мыльникова И.Е. ФТТ, 1963, Т.5, с. 3607-3612.93.0kazaki К., Nagata К. J. Amer. Ceram. Soc. 1973, v.56, 2, p. 82-86.

86. Batra LP., Silverman B.D. Solid State Communications, 1972, v.l 1,1, p.291-294.

87. Wurfel. P., BatraLP., Yacobs J.T. Phys.Rev. Lett, 1973, v. 30, p.1218-1221.

88. Wurfel. P., Batra LP. Ferroelectrics, 1976, v. 12, 1-4, p.55-61.

89. Panitz LK.G., Hu CC Ferroelectrics, 1980, v.27, 1-4, p.161-164.

90. Kittel С Phys.Rev., 1951, 82, p. 729-734.

91. Лаинс M., Гласе A. Сегнетоэлектрики и родственные им материалы. М.: Мир, 1981.С.734.

92. Салтыков С.А. Стереометрическая металография. М.: Металлургия, 1970. С.375.

93. Боков В.А. ЖТФ, 1957,27, с.1784-1796.

94. Forsbergh P.W. Phys. Rev. 1949, 76,1187.

95. Бородин В.З., Горелов Л.И., Бородина В.А. Изв. АН СССР. Сер. Физ.,1971,28,1868-1873.

96. КенцигВ. Сегнетоэлектрики и антисегнетоэлектрики. М.:ИЛ, 1960, с.234.

97. Ролов Б.Н. Изв. АН СССР. Сер. Физическ.,1969, 33, 2, с. 227-231.

98. ФрицбергВ.Я. ФТТ, 1968, 10, 2, с.385-390.

99. Mukhortov V.M., Golovco Yu.i., Aleshin V.A. and el. Phys.Stat.Sol. (a), 1983,77, к37-к39.

100. Иона Ф., Ширане Д. Сегнетоэлектрические кристаллы. М. : Мир, 1965,с.555.

101. ПО. Головко Ю.И., Радченко М.Г., Колесова Р.В., Дудкевич В.П. Кристаллография, 1980, Т.25, 1, с.195-197.

102. Най Дж. Физические свойства кристаллов и их описание при помощи тензоров и матриц. М.: Из-во иностранная литература, 1960, с.388.

103. Блистанов A.A., Бондаренко B.C., Переломова Н.В. и др. Аккустические кристаллы.-М.:Наука, 1982, с.632.

104. ПЗ.Пиралова А.Т., Алёшин В.А., Мухортов В.М., Дудкевич В.П., Фесенко Е.Г. Кристаллография, 1986, т.31, в.6, с 1175-1179.

105. Холоденко Л.П. Термодинамическая теория сегнетоэлектриков титаната бария. -Рига: Из-во "Зинатне", 1971, с.227.

106. Леонидова Г.Г., Поландов И.Н. ФТТ, 1962, Т.4, №9,С.2613-26-15.

107. Ижак И.К. ЖЭТФ, 2057, т.32, №1, с.160-162.

108. Смоленский Г.А., Боков В.А., Исупов В.А., Крайник H.H., Пасьшков P.E., Шур Н.С. Сегнетоэлектрики и антисегнетоэлектрики. -Л.: Наука, 1971, С.436.

109. Кирилов В.В., Исупов В.А. Изв. АН СССР, Сер. Физ., 1969, т.ЗЗ, 2, С.313-316.

110. Smolensky G,A. Phys.Soc.Japan, Suppl. 1970, v.28, p.341-350.

111. Wolters M, BurggraafA. J. Phys. Stat. Solidi (a), 1974, v.241, p.341-350.

112. Шейнберг А.П., Фрицберг В.Я., Борман К.Я, Шебанов Л.А, Перро И.Т., Бирк Э.Х., Зирните В.В. Электооптическая керамика.-Рига, Из-во. Латв.Госуниверситета, 1977, с. 167.

113. Вербицка Т.Н., Федотова В.Т., Черкудинов A.C., Лифшиц Ю.А. Изв. АН СССР, Сер. Физ., 1969, т.ЗЗ, 7,0.1176-1179.

114. Яффе Б, Кук У,,Яффе Г. Пьезоэлектрическая керамика. М.: Мир, 1974. С.312.

115. Дудкевич В.П., фесенко Е.Г. Физика сегнетоэлектрических пленок. Ростов-на-Дону: Из-во РГУ. 1979.

116. Исупов В.А. ЖТФ, 1956, т.26, 9, с. 1912-1916.

117. Леванюк А.П., Осипов В.В., Сигов A.C., Собинин A.A. ЖЭТФ,1979, т.76,1, С345-367.

118. Леванюк А.П., Мощинский Б.В., Сигов A.C., ФТТ. 1981, т.23, 7, с.2037-2041.

119. Diamond Н. J. Appl.Phys., 1961, v.32,5, р909-915.

120. Тунку З.А. Феноменологическое описание размытия фазового перехода в модели элементарных областей и определение степени размытия по кривым s(T). В сб.: Сегнетоэлектрические фазовые переходы. -Рига: из-во Латв.Госуниверситета им. П.Стучки, 1978, с.5-22.

121. Bums G. Phys. Rev.B, 1976, 133,1, p.215-226.

122. Багаряцкий Ю.А., Головчинер Я.М., Ильина B.A. и др. Ренгенография в физическом материаловедении. -М.: Из-во лит-ры по цветной и черной металлургии. 1961, С.543.

123. Антонов Н.Н.,Бунзин И.М., Вендик О.Г. и др. Сегнетоэлектрики в технике СВЧ. М.: Сов. Радио, 1979, С.271.

124. Вендик О.Г., Ильинский Л.С., Смирнов А.Д. ЖТФ, 1984, Т.54, 4, с.772-777.

125. Vendik O.G., Rollberg Е., Gevorgian.S, Kozyrev A.B. and Soldatenkkov O.I. Electron. Lett, 1995, 31, p.654-661.

126. Гублер М.И., Кейс B.A., Смирнов А.Д. В сб.: Элементарные возбуждения в сегнетоэлектриках. Л., 1983, с. 66-69.

127. Мухортов В.М., Никитин Я.С., Захарченко И.Н., Радченко М.Г., Головко Ю.И. Дудкевич В.П. ЖТФ, 1988, т.58, 7, с. 1449-1452.

128. Томашпольский Ю.Я. Пленочные сегнетоэлектрики. М. Изд-во "Радио и связь", 1984, с. 192.

129. Sviridov е., Alyoshin V. Golovko Y., Zaharchenko I, Mukhortov V. Ferroelec-trics, 1992, v.l28,p. 1-6.

130. Sviridov V, Mukhortov. V. Alyoshin V., Golovko Y., Dudkevich V.P. Phys.

131. Stat. Sol. (a), 1990, v. 121, p. 157-162.

132. Surowiak Z., Mukhortov V.M., Dudkevich V.P. Archiwum Nauki о Materialach (Polska) 1991,112, №3, s. 191-207.

133. Синяков Е.В., Дудник Е.Ф. ФТТ, 1968,т.10,1, с. 282-284.

134. Teilor G M. J.Appl. Phys. 1967,v.38, 12, p.4697-4706.

135. Вендик О.Г., Зубко СП., Никольский М.А. ЖТФ, 1999, Т.69, 4, с. 1-7

136. Vendik O.G., Mironenko I.G., Ter-Martirosyan L T. Microwave & RF. 1994. Vol.33 .N7,p.67—70.

137. Scott J. P., Araujo P. A. Ferroelectrics, 1990, v. 104, p. 241-256

138. Atkin R.B. Ferroelectrics, 1972, v.2, 2/3/4, p.213-221.

139. Ковтонюк Н.Ф. Электронные элементы на основе структур полупроводник -диэлектрик. "Энергия". М. 1976.

140. Фридкин В.М. Сегнетоэлектрики полупроводники. " Наука". М. 1976. 151 .ВулБ.М.,ГуроГ.М.,ИванчикИ.И. ФТП, 1970, 4, С. 162-171.

141. Богатко В.В., Ковтонюк Н.Ф. ФТТ, 1970, 12, с. 605-613.

142. Perlman S.S., Ludewing К.Н. IEEE Trans .Electron. Devices, ED-14, 1967, p 816-822.

143. Crawfor J.C Ferroelectrics, 1970, 1, p. 23-29.

144. Мухортов B.M., Толстоусов СВ., СВ. Бирюков, В.П. Дудкевич, Фесенко.309

145. Е.Г. ЖТФ, 1981, Т.51, В.7, 1524-1528.

146. Mukhortov v., .Dudkevich V, Tolstousov S., Fesenko E. Ferroelectrics Lett, 1 983,v.l,№2,p. 51-56.

147. Беликов K.B., Мухортов B.M., Толобородько E.A., О Завадовский.Э., Ти-ходеев Ю.С. ЖТФ, 1984, т.54, в.9, с.1782-1786.158. . Salama СЛ. Seciunas Т, Е. LVac.Sci. and Tehnol., 1972, v.9, 1, p.91-96. 159. Wu S.Y Ferroelectrics, 1976, 11, 1-2, p. 379-383.

148. Волькенштейн Ф.Ф. Физико-химия поверхности полупроводников. М.: Наука, 19736 С.400.

149. Ржанов Р.В. Свойства структур металл-диэлектрик-полупроводник. -М.:Наука, 1976,с.310.

150. Основные результаты диссертационной работы изложены в следующих публикациях автора.

151. А1. Гетероэпитаксиальный рост плёнок сложного оксида из самоорганизованной системы, образующейся в плазме газового разряда. В.М. Мухор-тов, Ю.И. Головко, Г.Н. Толмачёв, А.И. Мащенко. ЖТФ, 2000 г., 12 с. 12351247.

152. А2. The synthesis mechanism of complex oxide films formed in dense RF-plasma by reactive sputtering of stoichiometric targets. V M.Mukhortov, Y. L Golovko, G.N. Tolmachev, A.N. Klevtzov Ferroelectrics, 2000, 247,1-3, p75-83.

153. A3. Механизм высокочастотного распыления сложных оксидов. В.М. Му-хортов, Ю.И. Головко, Г.Н. Толмачёв, А.И. Мащенко. ЖТФ, 1998г., т.68,№9, с. 99-103.

154. A5. Peculiarity of epitaxial growth of PZT films. V. M Mukhortov, Y.I. Golovko, G.N. Tolmachev, G.D.Kitaev. The 8-th International Meeting on Ferroelectrics Semiconductors (IMFS-8). Postov-on-Don. The book of abstracts. 1998, p. 129-130

155. A6. Особенности аномальной электронной эмиссии с поверхности сегне-тоэлектрических плёнок состава РЬТЮз, РЬ(2г,Т1)Оз. А.Т. Козаков, А.В. Никольский, И.В. Новиков, В.М. Мухортов, СИ. Шевцова. Письма в ЖТФ, 1997,т. 23,№16, с.55-61.

156. А8. Microstructure evolution of epitaxial (Ва,8г)Т10з / (001) MgO thin films.V.A. Alyoshin, E.V. Sviridov, V. M. Mukhortov et. al. Mat. Res. Soc. Proc. 1995, V. 361, p. 501- 506.

157. A9. Ferroelectric films phase transition peculiarities. E. Sviridov, Ya. Nikitin, V. Mukhortov et. el. Fall Meeting " Materials research Society"- Boston, USA, 1994, p. 365.

158. AlO. Ferroelectric film self polarization. E. Sviridov, V. Alyoshin, S. Birykov, V. Mukhortov, V. Dudkevich. Fall Meeting " Materials research Soci-ety"-Boston, USA, 1994, p.376.

159. All. Preparation, structure and physical properties of УВагСизОу-б // MgO(lOO) heteroepitaxial films.Z. Surowiak, D. Czekaj, V. Dudkevich, V. Mukhortov. PoHsh ceramic bulletin. 1994. № 7, p. 121- 133.

160. A12. Влияние внутренних параметров системы ВЧ осаждения на механизм синтеза и кристаллизации плёнок РЬ(2гТ1)Оз в процессе их роста. В.М. Мухортов, Т.Н. Толмачёв, А.И. Мащенко. ЖТФ, 1993, т.63, №11, с. 135-142.

161. А13. Phase transition and domain structure in heteroepitaxial ferroelectrics (Bai.x,Srx)Ti03 / (001) MgO and РЬТ10з/001 MgO thin films. Z. Surowiak, V. Mukhortov, V. Dudkevich. Ferroelectrics, 1993, V. 139, p. 1-16.

162. A14. Domain structure of Ва1.х,8гх)Т10з heteroepitaxial films. V. Alyoshin, E. Sviridov, Y. Golovko, V. Mukhortov, V. Dudkevich. Abs. Of the eighth Intern. Meet, on Ferroelectricity, USA, 1993, p.285.

163. A15. Capacitive transverse rf discharges in oxygen at elevated pressures for producing thin films of complex oxides. V . M . Mukhortov, G.N. Tolmachev, A.I. Mashchenko and A.N. Klevtsov. Sov. Pys. Tech. Phys. 1992, v.37, № 5, p. 495498.

164. A16. Phase transition and domain structure in heteroepitaxial РЬТ10з/001 MgO films. E. Sviridov, V. Alyoshin, Y. Golovko, I. Zaharchenko, V. Mukhortov. Ferroelectrics, 1992, v. 128, p. 1-6.

165. Al 7. The growth process and certain ferroelectric properties of heteroepitaxial (Bai.x,Srx)Ti03 / (001) MgO thin films.Z. Surowiak, Ya. Nikitin, S. Birykov, Y.Golovko, V. Mukhortov, V. Dudkevich. Thin Solid Films, 1992, v.208, p.76-86.

166. A18. Локальное изменение химического состава плёнок УВагСизОу-х при пропускании электрического тока при 78 К.Г.Н. Михайлова, В.М. Мухортов, А.С. Сеферов, А.В. Троицкий. Сверхпроводимость: физика, химия, техника. 1992, т.5,№ 12,0.2304-2309.

167. A21. The switching process in ferroelectric (Ва1.х,8гх)Т10з/(001) MgO heteroepitaxial films.Z. Surowiak, Ya. Nikitin, R. Skulski, V. Mukhortov, S. Birykov. Proc. 5* Conf. On Surface Phys. -Lods. Polska, 1992, v. 10, p. 126-129.

168. A22. Свойства ёмкостного поперечного ВЧ разряда повышенного давления кислорода, используемого при получении тонких плёнок сложного оксида. В.М. Мухортов, Т.Н. Толмачёв, А.И. Мащенко, АН. Клевцов. Ж.Т.Ф.1992, Т.62, № 5, 22-28.

169. А23. Struktura domeño va heteroepitaksjanych warstw ferroelektycznych typu perowsskitu. Z. Surowiak, V.M. Mukhortov, V.P. Dudkevich. Archiwum Nauki о Materialach (Polska) 1991,112, №3, s. 191-207.

170. A24. Phase transition and domain structure of heteroepitaxial РЬТЮз / (001) MgO films. E.V. Sviridov, V. Alyoshin, Y, Golovko, I. Zaharchenko, V. Mukhortov. Seven European Meeting on Ferroelectriciti. Diojn. Abstracts 1991, p. 558.

171. А25. Switching process in thin ferroelectrics films of type PZT. Z. Surowiak, I. Zaharchenko, A. Bakirov, Z. Surowiak, V.M. Mukhortov, V.P. Dudkevich. Seven European Meeting on Ferroelectriciti. Diojn. Abstracts 1991, p. 535.

172. A26. Tunneling study of epitaxial УВагСизО? superconducting films. Yu. M. Boguslavsky, E. M. Rudenko, V. M. Mukhortov. IEEE Trans, on Magnetics. 1991 ,v.29,p.l-3.

173. A27. Polarization switching processes in heteroepitaxial (Ва,8г)Т10з / (001) MgO films.Ya. Nikitin, S. Birykov, Y.Golovko, I. Zaharchenko, V. Mukhortov, V. Dudkevich. Ferroelectrics, 1991, v. 120, p. 197-200.

174. A28. The Domain Structure of the Perovskite-Type Epitaxial (Ва1 .х8гх)Т10з | (001) MgO Films. Surowiak, V.M. Mukhortov, V.P. Dudkevich. Surface Physics, Poland, 1991, p. 161-163.

175. A29. Thin ferroelectric films of the lead zirconate-titanate type obtained by r.f sputterig. Z. Surowiak, I. Zaharchenko, A. Bakirov, Z. Surowiak, V.M. Mukhortov, V.P. Dudkevich Thin Solid Films, 1991, 205, p. 76-84.

176. A3 0. Rentgenographic and Electron-Microscopic Date on Heteroepitaxial РЬТЮз / (OOl)MgO films. .V. Sviridov, V. Mukhortov.V. Alyoshin, Y. Golovko, V.P. Dudkevich. Phys. Stat. Sol. (a), 1990, v.l21, p. 157-162.

177. A3 2. Preparation and properties of poly crystalline and heteroepitaxial ferroelectric thin films. V.P. Dudkevich, V.M. Mukhortov, Seven International Meeting: Electronic ceramics production and properties. Riga, 1990, Abstracts, p. 1113.

178. A3 3. 90° switching in c- domain heterepitaxial (Ва,8г)Т10з /(001) MgO films. Ya. Nikitin, V. Mukhortov, S. Birykov, V. Dudkevich. Seven International

179. Meeting: Electronic ceramics production and properties. Riga, 1990, Abstracts, p.93.

180. A34. Heterepitaxial Growth of Ferroelectric Thin Films on MgO by r.f. Sputtering. Z. Surowiak, V . M . Mukhortov, V.P. Dudkevich, XIV the Conference an Applied Cristallografija. Poland. 1990, v. 1, p. 216 -222.

181. A3 6, Peculiarities of Ferroelectrie Phase Transition in (Ва,8г)Т10з Heteroepi-taxial Films Obtained by H.F. Cathode Sputtering. I. Zaharchenko, Ya. Nikitin, V. Mukhortov, Y.Golovko, , V. Dudkevich. Phys. Stat. Sol. (a), 1989, v. 114, p. 559-565.

182. A3 7. Исследование энергетического распределения свободных электронных состояний в некоторых ВТСП.В.В. Нёмошкаленко, А.Н. Тимошевский, В.М. Мухортов, Ю.И. Головко. Тезисы II Всесоюзной конференции по ВТСП. Киев, 1989, т.2, с. 116-117.

183. A3 8. Особенности получения тонких плёнок металлооксидных сверхпроводников ВЧ распылением. Ю.М. Богуславский, В.М. Мухортов, Э.М. Ру-денко. Препринт ИМФ АН. УССР. 1989.

184. A39. Текстура плёнок Pb(Zro,5Tio,5)03, полученных ВЧ катодным распылением. А.А. Бакиров, Ю.И. Головко, В.М. Мухортов, Тезисы докладов XII Всесоюзной конференции по физике сегнетоэлектриков. Ростов-на-Дону, 1989,т.3,с. 131.

185. А41. Проблема получения тонких плёнок сегнетоэлектрических сложных оксидов содержащих синец. И.Н. Захарченко, А.А.Бакиров, В.М. Мухортов, Ю.И. Головко. Деп. В ВИНИТИ № 2570-В89, 1989, с.1-41.

186. А42. Активный элемент преобразователя динамических деформаций. В.М. Мухортов, В.В. Свиридов, СВ. Бирюков, В.П. Дудкевич. Авторское свидетельство № 1496577, 1989.

187. А43. Polarization reversal in epitaxial BacssSroAisTiOs thin films. I Ya. Nicitin, I. Zaharchenko, V. Mukhortov, Y.Golovko , V. Dudkevich. Abstr. Seventh Jntem. Meet on ferroelectricity. Saarbriicen. 1989, p.11-15.

188. A45. Гетероэпитаксия плёнок УВагСщОл.л, полученных ВЧ распылением на сколах (MgO). В.М. Мухортов, Ю.И. Головко, СВ. Бирюков, А.Н. Клев-цов, Э.М. Руденко, Ю.М. Богуславский. Металлофизика, 1988, т.Ю, №5, с. 97-99.

189. А46. Фазовые переходы в гетероэпитаксиальных сегнетоэлектрических плёнках (Ba,Sr)Ti03 / (001) MgO. В.М. Мухортов, Я.С Никитин, Ю.И. Головко, В.П. Дудкевич. ЖТФ, 1988, Т.58, № 7,с. 1449 1452.

190. А47. Состав поверхности металлической подложки из нержавеющей стали и адгезия плёнки Pb(Zr,Ti)03 при ионно-плазменном осаждении. А.Т. Козаков, В.М. Мухортов, Г.И. Кузьменко, В.П. Дудкевич. Поверх-ность.Физика, химия, механика. 1988, 2, с. 121-125.

191. А48. Способ получения сегнетоэлектрических плёнок.В.М. Мухортов, Я.С. Никитин, В.П. Дудкевич. Авторское свидетельство 1324339, 1987.

192. А49. Гетероэпитаксия плёнок УВа2Сиз07.5, полученных распылением. В.М. Мухортов. Ю.И. Головко, , А.Н. Клевцов, Э.М. Руденко, Ю.М. Богуславский. Сборник трудов ИМФ АН УССР "Проблемы высокотемпературной сверхпроводимости" 1988, с. 62-63.

193. А50. Особенности дифференциальной проводимости туннельных контактов на основе плёнок УВагСизОу-б. Э.М, Руденко, Ю.М. Богуславский, В.М. Мухортов, Ю.И. Головко, Сборник трудов ИМФ АН УССР "Проблемы высокотемпературной сверхпроводимости" 1988, с. 58-60.

194. А52. Механизмы роста гетероэпитаксиальных плёнок сложного оксида из низкотемпературной плазмы. В.М. Мухортов, В.В. Алёщин, Ю.И. Головко. Расширенные тезисы 7 -ой Всесоюзной конференции по росту кристаллов, Москва, 1988, с 128-130.

195. А55. Способ получения плёнок цирконата-титаната-свинца. В.М. Мухортов, Е.В. Свиридов, В.П. Дудкевич. Авторское свидетельство № 4150238, 1988.

196. А56. Аномалии фазовых переходов гетероэпитаксиальных плёнок сегне-тоэлектриков. Я.С. Никитин, В.М. Мухортов, В.А. Алёшин. Тезисы докладов XI Всесоюзной конференции по физике сегнетоэлектриков. Черновцы, 1986, ч. II, с 53-55.

197. А57. Пьезоэлектрические свойства поликристаллических плёнок РЬ(2г,Т1)0з. В.М. Мухортов. Е.В. Свиридов, A.A. Бакиров, СВ. Бирюков. Тезисы докладов XI Всесоюзной конференции по физике сегнетоэлектриков. Черновцы, 1986, ч. I, с 189-190.

198. А59. О связи между размерами кристаллитов, параметрами элементарных ячеек и диэлектрическими свойствами сегнетоэлектрических плёнок (Ва,8г)Т10з.В.М. Мухортов, Я. С Никитин, В.А. Алёшин, Ю.И. Головко, В.П. Дудкевич. ЖТФ, 1986, Т.56, в.7, с. 13721376.

199. А61. Сегнетоэлектрические свойства тонких плёнок РЬ(2г,Т1)0з, полученных ВЧ катодным распылением. Е.В.Сверидов, В.М. Мухортов, В.П. Дудкевич, Е.Г. Фесенко. ЖТФ, 1985, т.55,в.5, с. 959-961.

200. А62. Особенности фазовых переходов гетероэпитаксиальных сегнетоэлектрических плёнок (Ва,8г)ТЮз на (001) MgO. И.Н. Захарченко, В.М. Мухортов, Я.С. Никитин, Ю.И. Головко, В.П. Дудкевич. Деп. В ВИНИТИ № 8874-В86, 1986, с. 1-72.

201. А63. Новый эффект: скольжение плёнок по подложке без нарушения механической целостности системы. В.М. Мухортов, Ю.И. Головко , Е.В.Сверидов, И.Н. Захарченко, В.П. Дудкевич Деп. В ВИНИТИ № 5969-В86, 1986,0.1-42.

202. А64. Устройство для ионно-плазменного распыления материалов в вакууме. В.М. Мухортов, Е.В.Сверидов, А.Н. Клевцов, В.П. Дудкевич. Авторское свидетельство № 1240076, 1986

203. А65. Процессы, приводящие к эффекту памяти в структуре СЭ плёнка -монокристалл Si. СВ. Толстоусов, В.М. Мухортов, Э.Н. Мясников. ЖТФ, 1985,т.55,в.1,с.127-130.

204. А66. Сегнетоэлектрические плёнки ВабМЬрЬиОзо со структурой калий -вольфрамовой бронзы. В.М. Мухортов, СВ. Толстоусов, З.В. Бондаренко, В.П. Дудкевич, Е.Г. Фесенко. Деп. В ВИНИТИ № 1455-В85, 1985, с. 1-33.

205. А67. Исследование свойств структуры Si (Ba,Sr )Т10з. К.В. Беликов, В.М. Мухортов, Е.А. Толобородько, О.Э. Завадовский, Ю.С Тиходеев. ЖТФ, 1984, Т.54, В.9, с.1782-1786.

206. А71. Domain structure of heteroepitaxial ferroelectric film. V.Sviridov, V.Mukhortov.V.Alyoshin, Y.Golovko, V.P.Dudkevich. Ferroelectrics, 1984, v.56, № 1-2, p. 153-157.

207. A72. Phase transition in polycrystalline and heteroepitaxial films. V. Mukhor-tov, Y. Golovko, I. Zaharchenko, E. Fesenko. Ferroelectrics, 1984, v. 56, № 1-2,p. 115-119.

208. A73. Условия формирования доменной структуры тонких плёнок (Ва,8г)Т10з.В.А. Алёшин, В.М. Мухортов, А.Т. Пиралова. Тезисы докладов Всесоюзного симпозиума по электронной микроскопии и электронногра-фии. Звенигород, 1983, с.23-24,

209. А75. Пьезоактивность плёнок ВаТЮз, полученных катодным распылением. СВ. Бирюков,В.М. Мухортов, Ю.И. Головко , A.M. Марголин,И.Н. За-харченко, В.П. Дудкевич. Деп. в ВИНИТИ № 6225- 83, 1983, с. 1-23.

210. А76. Memory effects in the structure silicon single crystal ferroelectric films. V.Mukhortov, V.Dudkevich, S.Tolstousov, V.Dudkevich, E.Fesenko. Ferroelectric Lett, 1 983,v.l,№2,p. 51-56.

211. A77. Тонкие сегнетоэлектрические плёнки для функциональной твёрдотельной микроэлектроники. СВ. Бирюков, В.М. Мухортов, Ю.И. Головко, A.M. Марголин, В.П. Дудкевич, Е.Г. Фесенко. Электронная промышленность, 1983, № 8, с. 47-53.

212. А78. Phase transition in polycrystalline and heteroepitaxial ferroelectrics films. V.Mukhortov, Y.Golovko, S.Birykov, I.Zaharchenko, V.Dudkevich, E.Fesenko. Abstr. Fifth Europ. Meet, on ferroelectric. Malaga, Spain, 1983, p. 390.

213. A79. Domain structure of heteroepitaxial ferroelectric films. V. Mukhortov, Y. Golovko, V. Sviridov,.V, Alyoshin, V. Dudkevich, E. Fesenko. Abstr. Fifth. Europ. Meet, on ferroelectric. Malaga, Spain, 1983, p. 390.

214. A80. Доменное строение гетероэпитаксиальных сегнетоэлектрических плёнок Вао,858го, 15ТЮз, полученных ВЧ катодным распылением. В.А. Алё-шин,В.М. Мухортов, Ю.И. Головко, А.Т Пиралова, В.П. Дудкевич, Е.Г. Фесенко. ФТТ, 1983, т. 25, с.612-614.

215. А81. (Ва,8г)Т10з Heteroepitaxial films.V. Mukhortov, Y. Golovko, V. Sviridov,V, Alyoshin, V. Dudkevich. Phys. Stat. Sol. (a), 1983, v.78, № 1, p. 253-257.

216. A82. Ferroelectric Phase Transition in Heteroepitaxial films of (Ва,8г)Т10з. V.Mukhortov,Y.Golovko, Y. Sviridov, Vas. Mukhortov.V, Alyoshin, V. Dudkevich. Phys. Stat. Sol. (a), 1983, v.77, № 1, K37-K40

217. А84. Гетероэпитаксиальнве сегнетоэлектрические плёнки PbTiOs , полученные ВЧ катодным распылением. Е.В.Сверидов, В.М. Мухортов, И.Н. За-харченко, Ю.И. Головко, В.П. Дудкевич, Е.Г. Фесенко. Письма ЖТФ, 1983, Т.9,№3, с. 163-166.

218. А85. Дефекты сегнетоэлектрических плёнок (Ва,8г)ТЮз. В.М. Мухортов, В.А. Алёшин, А.Т. Пиралова. Тезисы докладов X Всесоюзной конференции по электронной микроскопии. Суммы. 1982, с. 184.

219. А86. Морфология и структура монокристаллических плёнок (Ва,8г)Т10з.В.М. Мухортов, В.А. Алёшин, Ю.И. Головко. Тезисы докладов X Всесоюзной конференции по сегнетоэлектричеству. Минск. 1982, часть lc.25.

220. А89. Heteroepitaxial films of (Ва,8г)ТЮз V.Mukhortov, Vas. Mukhortov, Y.Golovko, V.Dudkevich E.Fesenko. Ferroelectric, 1981,v.37, № 1-4, p. 737

221. А90. Internal size effect in condensed BaTiOs'ferroelectrics films. V.A. Buk-reev, V. Mukliortov,Vas. Mukhortov, Y.Golovko, V.Dudkevich, E.Fesenko. Phys. Stat. Sol. (a), 1982, v.65, № 2, 463-467.

222. A91. Некоторые особенности проявления сегнетоэлектрических свойств в плёнка (Ba,Sr)Ti03, выращенных на подложках из монокристаллов кремния. В.М. Мухортов, СВ. Толстоусов, СВ. Бирюков, В.П. Дудкевич, Е.Г. Фесен-ко. ЖТФ, 1981, Т.51, В.7, 1524-1528.

223. А92. К структурной систематике плёнок окисных сегнетоэлектриков. Е.Г. Фесенко, В.П. Дудкевич, 3. Суровяк, В.М. Мухортов, Ю.И. Головко. Известия СКНЦ ВШ. Естественные науки, 1981, № 1, 52-54.

224. А93. О зависимости диэлектрических свойств конденсированных плёнок ВаТЮз от размеров областей когерентного рассеяния. В.М. Мухортов, Ю.И. Головко, В.А. Букреев, Вас. М. Мухортов, Ю.Г. Синдеев.ФТТ, 1981, т.23, В.2, 612-614.

225. А94. Особенности роста сложных оксидов при ионно- плазменном распылении. В.М. Мухортов, Ю.И. Головко, Вас. М. Мухортов, В.П. Дудкевич. Известия вузов, сер. Физика, 1981, № 2, с. 612-614.

226. А95. Химические реакции, сопутствующие переносу вещества при реактивном ВЧ распылении. В.М. Мухортов, Л. Калиш, В.П. Дудкевич. Е.Г. Фесенко. Ргасе Fizyezne (Polska), 1981, № 8, 156-162.

227. А96. Пироэлектрический приёмник излучения. В.М. Мухортов, СВ. Бирюков, Вас.М. Мухортов, СВ. Толстоусов, В.П. Дудкевич. Авторское свидетельство № 790939, 1980.

228. А97. Гетероэпитаксиальеный рост сегнетоэлектрических плёнок BaxSrl. хТЮз на (100) сколах кристаллов MgO при катодном распылении. В.М. Му-хортовВас.М. Мухортов, Ю.И. Головко, В.П. Дудкевич. Письма ЖТФ, 1980, т.5,в.19, с. 1175-1178.

229. А98. Особенности синтеза сложного оксида при реактивном ВЧ распылении. В.М. MjocopTOB, C.B .Толстоусов, Вас.М. Мухортов. Тезисы докладов

230. Всесоюзного совещания по сегнетоэлектричеству, Ростов-на-Дону, 1979, часть II, с222.

231. А99. Эпитаксия сложного оксида при катодном распылении. В.М. Мухор-тов, Ю.И. Головко, Вас.М. Мухортов, В.П. Дудкевич. Тезисы докладов IX Всесоюзного совещания по сегнетоэлектричеству, Ростов-на-Дону, 1979, часть П,с221.

232. AI00. Способ получения сегнетоэлектрических плёнок В.М. Мухортов,

233. A. М.Марголин, В.П.Дудкевич, Е.Г. Фесенко. Авторское свидетельство № 78638,1978

234. AI 02. Физические свойства тонких сегнетоэлектрических плёнок BaxSrj. хТЮз в сильных электрических полях. В.М. Мухортов. A.A. Гительсон, A.M. Лерер, B.C. Михалевский. ФТТ, 1977, т.19, в.6, с. 1556-1562.

235. AI03. Физические свойства тонких сегнетоэлектрических плёнок BaxSri. хТЮз в слабых электрических полях. В.М. Мухортов. A.A. Гительсон, A.M. Лерер, B.C. Михалевский. ФТТ, 1977, т.19, в.7, с. 1913-1920.

236. AI04. Диэлектрические свойства тонких сегнетоэлектрических плёнок.

237. B. М. Мухортов, A.A. Гительсон, В.П. Дудкевич, СВ. Орлов. "Диэлектрики и полупроводники". Из-во "Наукова думка", Киев, 1976, с.37-47.

238. AI06. Нелинейные свойства сегнетоэлектрических плёнок в постоянных и переменных полях. A.A. Гительсон, В.М. Мухортов, В.П. Дудкевич, A.M.

239. Лерер, C.B. Орлов, B.C. Михалевский. Тезисы докладов II Всесоюзной конференции по физике и технологии тонких плёнок сложных полупроводников. Ужгород. 1975, с.53-54.

240. А108. О природе текстуры тонких сегнетоэлектрических плёнок.В.М. Мухортов, В.П. Дудкевич, A.M. Марголин. Тезисы докладов II Всесоюзной конференции по физике и технологии тонких плёнок сложных полупроводников. Ужгород. 1975, с.55-56.

241. A109. Исследование процессов переполяризации в тонких плёнках BaxSri. хТЮз.В.М. Мухортов, А.А. Гительсон, СВ. Орлов. Тезисы докладов П Всесоюзной конференции по физике и технологии тонких плёнок сложных полупроводников. Ужгород. 1975, с. 114.

242. Al 10. Дисперсия диэлектрической проницаемости тонких сегнетоэлектрических плёнок В.М. Мухортов, А.А. Гительсон, СВ. Орлов, Тезисы докладов II Всесоюзной конференции по физике и технологии тонких плёнок сложных полупроводников, Ужгород. 1975, с. 115.

243. AI 15. О некоторых особенностях поведения тонких сегнетоэлектрических плёнок титаната бария. М. Мухортов, A.M. Марголин, A.A. Гительсон. Тезисы докладов VIII Всесоюзной конференции по сегнетоэлектричеству. Ужгород. 1974, часть I, с.61-62.

244. AI 16. Структура, микроструктура и электрофизические свойства тонких плёнок твёрдых растворов BaxSri.xTiüs. A.A. Гительсон, В.М. Мухортов, СВ. Орлов, В.П. Дудкевич. Известия АН СССР сер. физическая,1975,т.39, В.5, с. 1080-1083.

245. AI 17. О некоторых специфических особенностях проявления сегнетоэлектрических свойств в тонких плёнках. A.A. Гительсон, В.М. Мухортов,

246. A. M. Марголин, В.П. Дудкевич. Известия АН СССР серю физическая, 1975,т.39, в.5, с. 1063-1066.

247. AI 18. О механизмах катодного распыления и испарения титаната бария.

248. B. М. Мухортов. A.M. Марголин, В.П. Дудкевич, B.C. Михалевский. ЖТФ,1975, т.45,в.2, с.396-399.

249. AI 19. Свойства сегнетоэлектрических плёнок, ползАенных методом высокочастотного распыления. В.М. Мухортов, В.П. Дудкевич, A.A. Гитель-сон, B.C. Михалевский. ЖТФ, 1975, т.45, с.2441-2444.

250. А120. Тонкие плёнки титаната бария, полученные методом высокочастотного распыления.В.М. Мухортов, B.C. Михалевский, B.C. Бондаренко, В.П.325

251. Дудкевич. Известия АН СССР сер. Неорганические материалы, 1975, т. 11, в.11 ,с. 2010-2014.