Ионно-лучевая кристаллизация фотоэлектрических наноматериалов с промежуточной энергетической подзоной тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

на правах рукописи

ЧЕБОТАРЕВ Сергей Николаевич

ИОННО-ЛУЧЕВАЯ КРИСТАЛЛИЗАЦИЯ ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ НАНОМАТЕРИАЛОВ С ПРОМЕЖУТОЧНОЙ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЙ ПОДЗОНОЙ

01.04.07 - Физика конденсированного состояния

1 8 ПАР 2015

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Ростов-на-Дону - 2015

005560764

005560764

Работа выполнена в Южном научном центре Российской академии наук в лаборатории «Кристаллы и структуры для твердотельной электроники»

Научный консультант Лунин Леонид Сергеевич,

Заслуженный деятель науки РФ,

доктор физико-математических наук, профессор

Официальные оппоненты Кузнецов Владимир Владимирович,

доктор физико-математических наук, профессор, Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет «ЛЭТИ» им. В.И. Ульянова (Ленина), профессор кафедры «Физическая химия»

Каргин Николай Иванович, Заслуженный деятель науки РФ, доктор технических наук, профессор, Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ», начальник управления развития перспективных исследований, профессор кафедры «Физика конденсированного состояния»

Резниченко Лариса Андреевна, доктор физико-математических наук, профессор, научно-исследовательский институт физики Южного федерального университета, заведующая отделом интеллектуальных материалов и нанотехнологий

Ведущая организация Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе

Российской академии наук

Защита состоится 16 июня 2015 г. в 14 часов 00 минут на заседании диссертационного совета Д 212.101.07 Кубанского государственного университета по адресу: 350040, Краснодар, ул. Ставропольская, 149.

С диссертацией можно ознакомится в библиотеке Кубанского государственного университета и на сайте www.kubsu.ru

Автореферат разослан 02 марта 2015 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 212.101.07 докт. физ.-мат. наук

Зарецкая М.В.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность и степень разработанности направления исследований

Наибольшие достижения современной фотоэнергетики связаны с каскадными гетероструктурными фотопреобразователями [1]. Каскадное устройство выполнено в виде многослойной гетероструктуры с различающейся шириной запрещенной зоны, что позволяет расширить спектр поглощения солнечного излучения и снизить термализационные потери [2]. Расчеты максимальной теоретической эффективности каскадного фотопреобразователя, проведенные по методу Шокли - Квайсера [3], показывают, что для неконцентрированного излучения эффективность преобразования двухкаскадного фотопреобразователя достигает 42%, трехкаскадного - 49%, четырехкаскадного — 53%. Для фотопреобразователя с бесконечным числом каскадов эффективность составляет 68% [4]. Трехпереходные фотоэлектрические преобразователи на основе GalnP/GaAs/InGaAs [5] или GalnP/Galn As/Ge [6] уже достигли рекордных коэффициентов преобразования, превышающих 40%. Недостатками каскадных фотопреобразователей является сложность технологического процесса и использование дорогостоящих материалов.

Альтернативой каскадным устройствам могут выступить фотоэлектрические преобразователи с промежуточной подзоной. Согласно теории Луке - Марта [7] фотоны с энергией меньше ширины запрещенной зоны матричного материала дополнительно поглощаются через промежуточную подзону, расположенную внутри запрещенной зоны. Это позволяет повысить генерируемый электрический ток. Фотоэлектрические преобразователи с промежуточной подзоной технологически реализуются на квантово-размерных гетероструктурах [8]. В последние несколько лет достигнуты значительные успехи в получении фотопреобразователей такого типа на основе полупроводниковых соединений InAs/GaAs [9], GaSb/GaAs [10]. Предельная теоретическая эффективность фотопреобразователй с одной промежуточной подзоной достигает 63% [11].

Общепризнанными и хорошо исследованными технологическими методами получения наноструктур, пригодными для создания фотоэлектрических устройств с промежуточной подзоной, являются молекулярно-лучевая [12] и газофазная эпитаксии [13]. Помимо указанных методов для получения наноматериалов активно адаптируются «классические» методы: жидкофазная эпитаксия [14], распыление лазерными, электронными и ионными пучками [15]. Последний из вариантов традиционно применяется для получения защитных, просветляющих и конструкционных покрытий. Известен как метод ионно-лучевого распыления и предназначен для нанесения тонких слоев различных материалов на подложки большой площади. Отметим, что при получении покрытий важен именно процесс распыления и создаваемый массопоток. С практической точки зрения механизм кристаллизации не представляет интереса. Поэтому термин ионно-лучевое распыление применительно к указанным задачам вполне адекватно характеризует физику нанесения покрытий. Ключевыми факторами являются высокая скорость и равномерность распыления, а не особенности кристаллизации. Однако при получении наноструктур важен как механизм распыления при сверхнизких скоростях, так и процесс кристаллизации. В связи с вышесказанным представляется

\Р

целесообразным применительно к задачам выращивания наноструктур использовать термин «ионно-лучевая кристаллизация».

Ионно-лучевая гомоэпитаксия тонких германиевых пленок, по-видимому, впервые осуществлена Крикоряном и Снидом [16]. Использовался газоразрядно-плазменный вариант метода. В современном понимании полученные пленки обладали аморфной структурой и не являлись эпитаксиальными. Однако эта работа продемонстрировала значительный потенциал метода и послужила отправной точкой его развития. Процесс гомоэпитаксии кремния при ионно-лучевой кристаллизации частично исследован Key и Грини [17].

Высоковакумная гетероэпитаксия нанометровых пленок германия на кремнии проведена группой Александрова [18], впервые наблюдавшей самоорганизованный рост островковых наноструктур. Полученные ими результаты продемонстрировали техническую возможность достижения сверхмалых скоростей распыления, обеспечивающих условия управляемого роста. Метод ионно-лучевой кристаллизации применялся также для гетероэпитаксии Ge на GaAs(llO) [19] и GaAsi_xPx на Si(OOl) [20]. В экспериментах по выращиванию германиевых слоев на подложках арсенида галлия наблюдалась коалесценции наноостровков. Однако процесс самоорганизованного роста наноструктур остался не исследован.

Помимо этого, эффект воздействия ионными пучками на поверхность полупроводников использовался, по крайней мере, в двух разновидностях. Во-первых, для формирования наноструктурированного рельефа на поверхности подложек [21]. Во-вторых, в молекулярно-лучевой эпитаксии для стимуляции зарождения наноостровков ионным облучением, что позволило уменьшить их размеры и дисперсию [22]. Таким образом, к началу выполнения диссертационной работы имелись убедительные теоретические и экспериментальные предпосылки выращивания полупроводниковых наноструктур, используя аргоновые пучки для создания ростового массопотока и управления процессом кристаллизации. Учитывая сказанное, разработка физико-технологических основ ионно-лучевой кристаллизации фотоэлектрических наноматериалов с промежуточной энергетической подзоной является актуальной научной задачей.

Цель диссертационного исследования состоит в установлении физических закономерностей и характерных физико-технологических особенностей процесса ионно-лучевой кристаллизации фотоэлектрических наноструктурированных материалов с промежуточной энергетической подзоной.

Задачи диссертационного исследования:

1. Разработать физико-технологические основы ионно-лучевой кристаллизации, обеспечивающей осаждение кремния, германия, арсенида галлия и арсенида индия на полупроводниковые подложки из массопотоков малой плотности, создаваемых бомбардировкой мищеней ионами аргона малой энергии в высоковакуумных условиях.

2. Усовершенствовать метрологические аспекты атомно-силовой микроскопии, используя созданные методом электронно-стимулированного роста прецизионные нанозонды и применяя разработанную методику восстановления реальной формы и размеров нанообъектов.

3. Создать методику определения коэффициентов распыления модельных полупроводниковых материалов ионами аргона низких энергий путем измерения объема сформировавшихся на поверхности мишени кратеров.

4. Исследовать эффекты низкоэнергетического распыления одно- и двухкомпонентных модельных полупроводников, проявляющиеся в изменении морфологии поверхности мишеней и первоначальной астехиометрии состава.

5. Разработать модель массопереноса при ионно-лучевой кристаллизации, использующую в качестве входных параметров эмпирически установленные энергетические и угловые зависимости распыления модельных материалов.

6. Оптимизировать технологические параметры процесса ионно-лучевой кристаллизации фотоэлектрических материалов для обеспечения условий контролируемого нанесения ростового вещества со сверхнизкими скоростями.

7. Изучить влияние времени осаждения, температуры подложки, величины и профиля ионного тока, энергии бомбардирующих ионов на форму, размеры, дисперсию и поверхностную плотность островковых наноструктур модельных материалов, выращенных ионно-лучевой кристаллизацией.

8. Исследовать влияние энергии и величины ионного тока на оптические и электрические свойства многослойных фотоэлектрических наноструктур.

9. Разработать модель, позволяющую определить основные фотоэлектрические параметры устройств с промежуточной энергетической подзоной: фототок, ток короткого замыкания, ток насыщения, фактор заполнения и коэффициент полезного действия.

10. Получить методом ионно-лучевой кристаллизации прототипы фотоэлектрических устройств с промежуточной энергетической подзоной, исследовать их вольт-амперные характеристики и спектральную зависимость внешнего квантового выхода.

Методы исследования

Компьютерное моделирование, сканирующая туннельная микроскопия, атомно-силовая микроскопия, растровая и просвечивающая электронная микроскопии, емкостная и оже-спектроскопия, спектроскопия комбинационного рассеяния, вольт-амперные измерения на имитаторе солнечного излучения, спектральные исследования внешнего квантового выхода.

Положения, выносимые на защиту

1. Использование ионно-плазменного источника с регулируемой энергией ионов аргона в диапазоне от 100 до 300 эВ и тока от 30 до 200 мкА, сопряженного с высоковакуумной ростовой камерой, при расстоянии «мишень - подложка» L = 3 - 4 см, углах падения пучка а = 50 - 55° обеспечивает распыление мишеней кремния, германия, асренида галлия и арсенида индия с регулируемыми скоростями от 0,07 до 0,5 МС/с при этом коэффициент потери ростового вещества не превышает: /?,„„ (Si) < 0,18; Rioss (Ge) < 0,16; tf;„„(GaAs) < 0,12; /?,„„(InAs) < 0,14, а однородность массопотока на поверхности 50 мм подложки будет не хуже: R„„/ (Si) < 4%, R„„f(Ge) < 3%, /?,„,/(GaAs) < 4%, R,mf{InAs) < 4%.

2. Воздействием сфокусированного электронного пучка с энергией 28-30кэВ, диаметром 2-3 нм, током 45-50 мкА и локализацией порядка 8-10

секунд возможно получение прецизионных углеродных нанозондов для атомно-силовых микроскопов. При этом погрешность измерений в контактном режиме размеров наноостровков с основанием а~ 10 — 50 нм, обусловленная эффектом конволюции, приближенно равна четверти радиуса закругления зонда.

3. Используя сканирующую лазерную конфокальную микроскопию возможно определить коэффициент распыления полупроводниковых модельных материалов при углах падения пучка от 0 до 80° путем измерения объема, образующегося на поверхности мишени при бомбардировке ионами аргона с энергией £аг+ = 100 — 300 эВ кратера диаметром не более 1 мм.

4. Бомбардировка низкоэнергетичным ионным пучком одно (Si, Ge) - и двухкомпонентных (GaAs, InAs) полупроводниковых мишеней приводит к аморфизации поверхности и образованию устойчивой во времени волнообразной структуры, упорядоченной перпендикулярно направлению падения пучка. Массопоток ростового вещества, полученный распылением двухкомпонентных мишеней модельных материалов, первоначально имеет состав Gao,i5Aso,85> IrVyAso/; и экспоненциально стремится к стехиометрическому состоянию с характерными для каждого материала временами релаксации.

5. Увеличение ионного тока в интервале 7=60— 120 мкА при постоянной температуре подложки (TGe/Si = 400°С, 7ü,avg¡iAs = 500°С) и энергии ионов аргона EAi+= 150 эВ незначительно отражается на величине средних латеральных размеров островковых наноструктур Ge/Si (Dcp ~ 18 нм) и InAs/GaAs (Dcp ~ 15 нм). Наименьшая дисперсия cr/Dcp достигается при токе порядка 120 мкА: для hut-островков германия <r/Dcp ~ 25%, для /гмГ-островков арсенида индия a/Dcp ~ 30%. Повышение ионного тока более 180 мкА нецелесообразно по причине значительного возрастания дисперсии размеров наноостровков: <r/Dcp(Ge/Si) ~ 40%, o/Dcp(InAs/GaAs) ~ 50%, что делает их непригодными для создания фотоэлектрических устройств с промежуточной подзоной.

6. Применение пучков для распыления полупроводниковых мишеней с током /= 120 мкА и варьируемой от 150 до 200 эВ энергией ионов позволяет при фиксированной температуре подложек (7ce/s¡ = 400°С, TinAs/GaAs = 500°С) вырастить массивы наноостровков Ge/Si и InAs/GaAs с латеральными размерами Dcp(Ge/Si) ~ 18 нм, Z)cp(InAs/GaAs) ~ 15 нм и поверхностной плотностью p(Ge/Si) > 2- 10й см"2, p(InAs/GaAs)> 1-10" см"2. При энергиях более 300 эВ поверхностная плотность увеличивается, однако средние размеры островков обоих типов материалов составляют порядка 35 нм, а дисперсия превышает 45%.

7. Используя метод переходных матриц и квазидиффузионно-дрейфовую модель, возможно разработать согласующуюся с экспериментальными данными статическую модель однопереходного фотоэлектрического p-i-n преобразователя с промежуточной энергетической подзоной, позволяющую рассчитать электрическое поле в многослойной структуре, определить фототек, ток насыщения, ток короткого замыкания, напряжение холостого хода, коэффициент полезного действия и фактор заполнения.

8. Внедрение в нелегированную область p-i-n фотоструктуры трехслойных вертикально-связанных массивов наноостровков с размерами 10-15 нм, разделенных 30 нм слоем матричного материала приводит к образованию промежуточной подзоны при этом ток короткого замыкания Ge/Si-устройства

повышается на 0,2 мА/см2, InAs/GaAs-устройства устройства на 0,3 мА/см2, что достигается дополнительным поглощением инфракрасной области оптического излучения в диапазонах X = 1000 - 1200 нм (Ge/Si) и X = 900 - 1100 (InAs/GaAs).

Научная новизна заключается в разработке физико-технологических основ метода ионно-лучевой кристаллизации полупроводниковых фотоэлектрических наноматериалов с промежуточной энергетической подзоной и в получении следующих новых научных результатов:

— показано, что воздействием ионных пучков низких энергий и малой плотности тока на поверхность одно- и двухкомпонентных полупроводниковых мишеней возможно создать массопоток ростового вещества со скоростями в доли монослоев в секунду;

— определены интегральные и дифференциальные угловые коэффициенты распыления кремния, германия, арсенида галлия, арсенида индия в диапазоне энергией 100 - 300 эВ и углов от 0 до 80 ° при бомбардировке ионными аргоновыми пучками сверхмалой плотности;

— установлены закономерности изменения рельефа поверхности мишеней модельных полупроводниковых материалов в процессе распыления ионными пучками малых энергий;

— определены характерные времена релаксации экспоненциального по времени процесса затухания астехиометрии состава распыленного потока арсенида галлия и арсенида индия;

— разработана компьютерная модель массопереноса при ионно-лучевой кристаллизации, позволившая оптимизировать геометрические и технологические параметры ионно-лучевой кристаллизации;

— продемонстрирована возможность формирования методом ионно-лучевой кристаллизации достаточно однородных по размерам массивов наноостровков германия на кремнии и арсенида индия на арсениде галлия;

-установлено, что управление размерами, дисперсией и поверхностной плотностью наноостровков в методе ионно-лучевой кристаллизации целесообразно осуществлять варьированием энергии ионов, тока пучка и температуры подложек;

— разработана модель однопереходного фотоэлектрического p-i-n преобразователя с промежуточной энергетической подзоной, сочетающая метод переходных матриц, квазидиффузионно-дрейфовую модель и предназначенная для прогнозирования функциональных характеристик фотоэлектрических устройств.

Практическая ценность определяется:

— установлением технологических режимов получения одно- и многослойных фотоэлектрических наноматериалов с промежуточной энергетической подзоной на основе гетеросистем Ge/Si и InAs/GaAs;

— разработкой комплекса метрологических решений, направленных на повышение точности атомно-силовых микроскопических исследований путем создания прецизионных зондов и разработки методики восстановления реальной формы и размеров островковых нанообъектов;

— созданием методики определения коэффициентов распыления модельных полупроводниковых материалов ионами аргона низких энергий путем измерения

объема образующихся на поверхности мишени кратеров с использованием сканирующей лазерной конфокальной микроскопии;

- изготовлением методом ионно-лучевой кристаллизации прототипов фотоэлектрических устройств с промежуточной энергетической подзоной, продемонстрировавших прирост генерируемого фототока за счет дополнительного поглощения инфракрасной части солнечного излучения.

Личный вклад автора

Вклад автора является определяющим и заключается в выборе направления и постановке задач исследования, разработке аппаратурного оформления, аналитических методик, моделировании процессов массопереноса при ионно-лучевой кристаллизации и характеристик фотоэлектрических устройств, получении и измерении экспериментальных образцов, интерпретации результатов. Вклад соавторов научных публикаций состоял в помощи по алгоритмизации моделей, проведении технологических операций по заданной автором методологии и помощи при исследовании свойств наноматериалов. В обсуждении отдельных результатов диссертации участвовали д.ф.-м.н. Лунин Л.С., Dr. Runge Е., PhD Williamson А., д.ф.-м.н. Лозовский В.Н., к.ф.-м.н. Лозовский C.B. Разработка технологической оснастки и ростовые эксперименты выполнены совместно с д.т.н. Сысоевым И.А., асп. Малявиным Ф.Ф., асп. Кулешовым Д.С. Написание программного кода для модели массопереноса проводилось совместно с асп. Болобановой Л.Н., программного кода для модели деконволюции - совместно с асп. Дудниковым С.А. Исследования на атомно-силовом и сканирующем электронном микроскопах проведены совместно с асп. Ирха В.А. Измерения коэффициентов распыления полупроводниковых материалов по данным лазерной конфокальной микроскопии выполнены совместно с к.ф.-м.н. Валовым Г.В. Изучение образцов на просвечивающем электронном микрскопе проведены инж. Гамидовым В.А. Оже-спектрометрические измерения выполнены к.т.н. Алфимовой Д.Л. Исследования комбинационного рассеяния проведены к.т.н. Лапиным В.А. Вольт-фарадные измерения выполнены совместно с асп. Яковлевым В.А. Фотолюминесцентные исследования проводились с асп Блохиным Э.Е. Измерения вольт-амперных характеристик и спектральной зависимости внешнего квантового выхода образцов фотоэлектрических преобразователей проведены к.ф.-м.н. Пащенко A.C. Другие соавторы опубликованных работ занимались изучением вопросов, не включенных в диссертацию.

Степень достоверности

Достоверность полученных результатов подтверждается:

- применением математических моделей, согласующимися с результатами проведенных экспериментальных исследований и литературными сведениями;

- взаимосогласующимися результатами сканирующей зондовой и электронной микроскопии, оже- и рамановской спектроскопии, вольт-фарадных и вольт-амперных измерений, спектроскопии внешнего квантового выхода фотоэлектрических структур;

- использованием авторских научных, технологических и методических решений при выполнении научно-исследовательских работ по грантам Российского

фонда фундаментальных исследований (№08-08-00886-а, №09-01-00695-а, №09-08-01065-а, №10-08-01082-а, №12-01-00811-а, №12-08-31219-мол_а, №13-01-90619-Арм-а, №14-08-01213), Федеральных 1(елевых программ (гос. контракт №02.451.11.7007, гос. контракт №02.513.11.3349, гос. контракт №14.516.11.0012, гос. контракт №14.516.0062, гос. контракт №14.576.21.0033), фонда содействия развитию мачых форм предприятий в научно-технической сфере (гос. контракт №6809р/9376).

Апробация результатов

Результаты диссертационного исследования докладывались и обсуждались на XII конференции по росту кристаллов (НКРК-2006, 23-27 октября 2006 г., Москва), XXI конференции по электронной микроскопии (ЭМ-2006, 5-10 июня 2006 г., Черноголовка), I конференции «Нанотехнологии - производству - 2006» (29-30 ноября 2006 г., Фрязино), XV симпозиуме по растровой электронной микроскопии и аналитическим методам исследования твердых тел (РЭМ-2007, 5-10 июня 2006 г., Черноголовка), XIII конференции по росту кристаллов (НКРК-2008, 17-21 ноября 2008 г., Москва), X международной конференции «Химия твердого тела: наноматериалы, нанотехнологии» (17-22 октября 2010 г., Ставрополь), конференции «Нанотехнологии функциональных материалов» (НФМ'10, 22-24 сентября 2010 г., Санкт-Петербург), XI международной конференции «Химия твердого тела: наноматериалы, нанотехнологии» (22-27 апреля 2012 г., Ставрополь), конференции «Нанотехнологии функциональных материалов» (НФМ'12, 27-29 июня 2012 г., Санкт-Петербург), VII международном семинаре «Физико-математическое моделирование систем» (26-27 ноября 2010 г., Воронеж), II конференции по физике и технологии наногетероструктурной СВЧ-электроники «Мокеровские чтения» (1617 мая 2012 г., Москва), международной конференции «Новые технологии в материаловедении, информационных системах, электронике, энергетике, экономике, экологии» (НТ МИС4Э, 14-17 мая 2012 г., Кременчуг, Украина), VII международной научной конференции «Кинетика и механизм кристаллизации. Кристаллизация и материалы нового поколения» (25-28 сентября 2012 г., Иваново), конференции «Физика полупроводников и наноструктур, полупроводниковая опто- и наноэлектроника» (11-12 октября 2012 г., Новочеркасск), II международном симпозиуме «Физика бессвинцовых пьезоактивных и родственных материалов» (LFPM-2013, 2-6 сентября 2013 г., п. JIoo), I международном форуме «Возобновляемая энергетика: пути повышения энергетической и экономической эффективности» (REENOFR-2013, 22-23 октября 2013 г., Москва), III международном симпозиуме «Физика бессвинцовых пьезоактивных и родственных материалов» (LFPM-2014, 2-6 сентября 2014 г., п. Лоо), международной конференции «Возобновляемая энергетика. Прикладные аспекты разработки и практического использования» (30 июня - 2 июля 2014 г., Черноголовка), 11 международном форуме «Возобновляемая энергетика: пути повышения энергетической и экономической эффективности» (REENFOR-2014, 10-11 ноября 2014 г., Москва). Результаты диссертации докладывались и обсуждались на заседаниях комплексного отдела механики, химии, физики и нанотехнологий Южного научного центра РАН, а также физическом семинаре технического университета г. Ильменау, Германия.

Публикации

Результаты диссертационного исследования опубликованы в 44 работах, из них 1 монография, 21 статья в журналах из рекомендованного ВАК перечня, 2 патента, 8 свидетельств о государственной регистрации программ для ЭВМ, 12 докладов в трудах научных конференций, не считая тезисов докладов. Список авторских публикаций представлен в заключении диссертации.

Структура диссертации

Диссертационная работа состоит из введения, шести глав, заключения, списка цитированной литературы. Изложена на 289 страницах машинописного текста. Содержит 89 рисунков, 9 таблиц. Список литературы представлен 265 источниками.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении представлена актуальность и степень проработанности выбранного направления исследований, определены цели и задачи диссертационной работы, отражена научная новизна, теоретическая значимость, практическая ценность, степень достоверности и апробация результатов, представлен личный вклад автора, изложены выносимые на защиту положения.

В главе 1 «Фотоэлектрические ианоматериалы: свойства и методы получения» рассмотрены современные направления совершенствования фотоэлектрических преобразователей. Показана перспективность использования устройств с промежуточной энергетической подзоной. Фотоэлектрические преобразователи с промежуточной подзоной можно реализовать на гетероструктурах I и II типов. В квантово-размерных гетероструктурах 1-ого типа узкозонный материал расположен внутри широкозонного материала. Электроны и дырки локализуются в одной пространственной области. Типичным представителем гетероструктур 1-ого типа является наносистема InAs/GaAs. Характерным представителем наноструктур П-ого типа является гетеросистема Ge/Si. В квантовых точках П-ого типа локализуются только дырки. Обозначенные гетеросистемы выбраны в качестве модельных фотоэлектрических наноматериалов.

Проанализированы методы получения фотоэлектрических наноматериалов и представлена их классификация. Определено место ионно-лучевой кристаллизации среди родственных методов. Показано, что единственной возможностью выращивания качественных эпитаксиальных слоев и наноструктур методом ионного распыления является совмещение современных высоковакуумных систем с внешними ионными источниками, допускающими возможность создания пучков низких энергий и малой плотности потока. В таких источниках ионный пучок формируется во внешнем плазменном источнике, оснащенном прецизионной системой экстракции.

На основе литературного анализа установлено, что систематические исследования распыления модельных полупроводниковых материалов при углах падения, отличных от нормального при низких энергиях и плотностях ионного тока ранее не проводились. Пространственное распределение массопотока при различных параметрах пучка и геометрии системы «мишень - подложка» осталось не изученным. Влияние времени осаждения, температуры подложки, величины

ионного тока, профиля пучка и энергии ионов на морфологические, электрические и оптические свойства также относится к неисследованным научным проблемам.

В главе 2 «Физико-технологические аспекты нонно-лучевой кристаллизации фотоэлектрических наноматериалов» сформулированы требования к ростовому оборудованию, описано разработанное аппаратурное оформление метода ионно-лучевой кристаллизации, представлены методики управления параметрами ионного пучка и температурными режимами. Отражены способы предэпитаксиальной подготовки мишеней и подложек.

Вакуумная часть сконструированной лабораторной установки состоит из рабочей камеры, форвакуумного насоса и вакуумметра, турбомолекулярного насоса и его контролера, криогенной панели. Вакуумная камера выполнена из нержавеющей стали марки 304L. Давление паров стали при температуре 1000 К не превышает 2-10"9 Па. Рабочий объем камеры с учетом пространства под турбомолекулярный насос достигал 91 л. Камера оснащена семью фланцами CF типа, из них 4 диаметром 2,75 дюйма, 3 фланца - диаметром 6 дюймов. Вакуумная камера предварительно отжигалась с помощью опоясывающей системы гибких тепловых элементов. Время прогрева составляло 6-8 часов.

Форвакуум обеспечивается насосом роторного типа с двухуровневой системой откачки Varían DS 302 производства Aligent Technologies. Суммарная скорость откачки насоса составляет 285 л/мин при вращении ротора 1800 об/мин. Максимально достигаемое давление форвакуума 2Т0"2 Па. Для финишного откачивания применялся турбомолекулярный насос роторного типа на магнитном подвесе Turbovac 340 М от Leybold Vacuum со скоростью вращения 51600 об/мин. Охлаждение насоса естественное без использования проточной водяной системы охлаждения. Максимально достигаемое давление при 48 часах откачивания с предварительным отжигом камеры составляет 10~8 Па. Измерение давление в форвакуумной линии проводилось манометром Leybold Thermovac TTR 96S. Давление в рабочей камере установки контролировалось вакууметром Leybold Ionivac ITR 90. Манометр совмещает два принципа измерения - термический (Пирани) и ионизационный с горячим катодом. Диапазон измерений ITR 90 благодаря совмещению двух манометрических систем находится в пределах от 105 Па до 5-10"8 Па. Зависимость сигнала от давления линейна во всем измеряемом диапазоне. Криогенная панель, совмещенная с емкостью для заливки жидкого азота, обеспечивала вымораживание фоновых примесей и утилизировала излишки ионов аргона, используемых для распыления мишеней.

Аргоновый пучок создавался сеточным ионным источником KDC 40 производства Kaufman&Robinson. Преимущество выбранного источника состоит в возможности относительно независимого управления энергией и током ионного пучка. Управление ионным источником осуществлялось KRIKSC контроллером.

Величина генерируемого тока зависит от энергии ионов ЕАг- и напряжения на первом управляющем электроде Ugr,j. На рисунке 1 показана зависимость тока пучка heam от напряжения Ugrjj для различных энергий ионов (ускоряющих напряжениях Uheam). Диапазон выбирался с учетом необходимости достижения предельно малых скоростей роста. Для всех используемых энергий Елг~ зависимости линейно возрастают при увеличении напряжения на первой сетке Ugrij в диапазоне от 100 до 400 В. Подчеркнем, что исследования акцентировались на управлении

током пучка при низких энергиях ионов. Видно, что изменяя напряжение на первой сетке ионной пушки можно варьировать ток пучка 1Ьеат в диапазоне от 30 до 200 мкА при энергии ЕЛг~ = 100 - 300 эВ. Из этого следует, что процесс ионно-лучевой кристаллизации является достаточно управляемым и обеспечивает возможность практически независимой регулировки энергии ионов от 100 до 500 эВ и тока пучка, обеспечивающих скорости от 0,07 до 0,5 МС/с.

Однако, управление током пучка 1ьеат путем изменения напряжения на первом управляющем сеточном электроде Ugrili сказывается на профиле распределения плотности тока пучка. Измерения профиля проводилось цилиндром Фарадея с диаметром входного отверстия 1 мм. Результаты для энергии ЕЛг+ = 150 эВ приведены на рисунке 2. При малом напряжении на сеточном электроде Ugr,d = 50 В пучок сильно размыт. Увеличение напряжения вначале фокусирует пучок. Затем при напряжении Ugrid больше 300 В пучок расширяется, сохраняя гауссовский тип распределения.

Температурный режим подложек задавался резистивным высоковакуумным нагревателем. Рабочий диаметр держателя составляет 3 дюйма. Система молибденовых диафрагм допускает использование подложек диаметром от 25 до 75 мм. Крепежными элементами являются танталовые держатели. Корпус нагревателя выполнен из нержавеющей стали марки 304Ь. Нагревательный элемент мощностью 750 Вт обеспечивает прогрев подложки до 950 °С с регулируемой скоростью от 0,1 до 10 °С/сек. Нагреватель монтировался в СБ разъем вакуумной камеры. В верхнюю часть нагревателя встроена термопара 5 типа (Р1 — 10% Ш1-Р1:). Измерение температуры выше 600 °С дублировалось оптическим пирометром. Термопара выбранного типа имеет широкий диапазон температурных измерений от -50 до 1768 °С. Варьирование температуры подложки осуществлялось изменением напряжения, прикладываемого к нагревателю. Термопарные измерения содержали систематическую ошибку, обусловленную незначительным удалением активной части от подложки. Поэтому применялась калибровочная кривая, полученная по реперным точкам плавления олова (Гпл = 231,9 °С), цинка (7ПЛ =419,6 °С), алюминия (Тпл =660,7 °С) и серебра (Гпл =961,9 °С). Точность измерений во всем диапазоне температур была не хуже 10 °С.

240 | 180

¡120 -о

60

100 200 300 400

Ugrid, В

Рисунок 1 - Калибровка тока пучка 1ьеат по напряжению управляющего электрода Ugr,j для различных энергий ионов ЕАг.

КЬеат>ш

Рисунок 2 — Профили плотности тока пучка для энергии ЕАг+ = 150 эВ для различных напряжениях Vgnli

в ♦! 00 В Ф200 B0300 в О400 В ЕАг+= 150 эВ

Мишени устанавливались в кассету, закрепляемую на пятипозиционном держателе, выполненном из высоковакуумной нержавеющей стали. Позиционирование в плоскости образца осуществляется микрометрическими винтами в диапазоне ±8 мм с точность регулировки 5 мкм. Мишень вдоль камеры перемещается ручным слайдерным позиционером в диапазоне от 0 до 200 мм с точностью 50 мкм. Ручные гониометры осуществляют поворот мишени относительно оси продольного перемещения от - 180 до +180°. Высокая вариативность позиционирования обеспечивает необходимую геометрию размещения мишени относительно ионного пучка и смену мишеней.

Подготовка кремниевых подложек проводилась по видоизмененной методике Итано - Керна [23]. Подготовленная подложка содержала защитный оксидный слой. Адсорбированные примеси совместно с защитным слоем удалялись в рабочей камере отжигом при температуре 800 - 820 °С. Подготовка арсенид галлиевых подложек также заключалась в создании защитного слоя, удаляемого отжигом в вакуумной камере. Использовалась методика, состоящая в комбинации вариантов Праматоровой [24] и Чо [25]. Предварительный отжиг пластины при температуре 560 - 580 °С позволял избавиться от примесей и защитного оксидного слоя.

В главе 3 «Методики исследования функциональных характеристик фотоэлектрических наноматериалов» представлены требования и приведено описание используемых исследовательских методик. Заключительная часть главы посвящена описанию авторских методик, касающихся метрологических вопросов определения реальных размеров наноструктур по данным атомно-силовой микроскопии, созданию прецизионных нанозондов и методике измерения коэффициентов распыления с помощью лазерной конфокальной микроскопии.

Для исследования морфологии выращиваемых наноструктур использовались туннельная, атомно-силовая и электронная микроскопии. Исследование состава проводилось с применением Оже-спектроскопии и спектроскопии комбинационного рассеяния. Электрические и оптические свойства изучались с помощью фотолюминесцентных и вольт-фарадных измерений. Характеристики опытных образцов фотоэлектрических устройств с промежуточной подзоной изучались на имитаторе солнечного излучения и установке измерения спектральной зависимости внешнего квантового выхода.

Предложена методика электронно-стимулированного наращивания углеродных наноострий на стандартные зонды атомно-силовых микроскопов с радиусами закругления менее 10 нм. Экспериментальным путем установлено, что выращивание углеродных острий диаметром до 10 нм необходимо проводить в следующих условиях: ускоряющее напряжение 28 - 30 кэВ, уровень фокусировки луча порядка 2-3 нм, ток пучка 45 - 50 мкА, время нахождения электронного луча в одной точке - не более 8 секунд. Эффект электронно-стимулированного роста использован нами также для маркирования поверхности, исследуемой современными методами сканирующей микроскопии.

Рисунок 3 - Кратер на поверхности мишени

МП

Скорость ионно-лучевой кристаллизации определяется массопотоком распыленного материала, который характеризуется коэффициентом распыления У. Создание сверхмалых скоростей роста на подложке (доли монослоя в секунду) требует реализации минимальных коэффициентов

распыления. Для нахождения коэффициентов распыления обычно используют прецизионное взвешивание или измерение высоты ступеньки маскированного слоя на подложке. Нами предложено измерять объем образовавшегося на мишени кратера. Это в совокупности с данными о токе аргонового пучка и плотности позволяет рассчитать коэффициент распыления У по формуле:

(1)

где е - заряд электрона, NА - число Авогадро, р - плотность, М - молярная масса, / -сила тока пучка, ? — время распыления, V- объем образовавшегося кратера.

Оптическая и электронная микроскопия не могут быть использованы для измерения объема V. Атомно-силовая микроскопия не позволят измерять объекты с размерами более 50x50 мкм. Идеальным вариантом решения этой задачи является сканирующая лазерная конфокальная микроскопия (см. рисунок 3). Встроенное программное автоматически определяет объем кратера, что позволяют с высокой точностью определять значения коэффициентов распыления модельных материалов.

Глава 4 «Формирование массопотока ростового вещества при ионно-лучевой кристаллизации» посвящена исследованию энергетической и угловой зависимостей коэффициентов распыления модельных материалов при низких энергиях ионов аргона. Изучены эффекты низкоэнергетического распыления, сопровождающиеся изменением морфологии поверхности мишени в процессе бомбардировки. Отдельно рассмотрена проблема астехиометрии распыления двухкомпонентных полупроводниковых материалов. Разработана модель массопереноса при ионно-лучевой кристаллизации. Обсуждаются результаты теоретических и экспериментальных исследований осаждения материалов при различной геометрии системы «мишень - подложка», угле наклона падения пучка и влияние профиля плотности ионного тока на равномерность осаждения.

Экспериментально определены коэффициенты распыления модельных полупроводниковых материалов (8!, Ое, ваАв, ТпАв) для нормально падающего ионного пучка низкой энергии (£^+= 100 — 500 эВ). Измерение объема образовавшихся кратеров проводилось на лазерном сканирующем конфокальном микроскопе. Коэффициент распыления рассчитывался по формуле (1). Эксперименты при заданном ускоряющем напряжении повторялись трижды для получения статистически подтвержденных результатов. Полученные результаты в целом достаточно хорошо согласуются с данными поздних исследований, выполненных в хороших вакуумных условиях. Особый интерес представляют результаты в диапазоне энергий от 100 до 300 эВ. Для всех материалов коэффициент распыления меньше единицы. Эффективность распыления не высока, что позволяет

получить при малых плотностях ионного тока низкую скорость распыления материала мишеней. Полученные данные для выбранных модельных материалов приведены на рисунке 4.

100 200 300 400 500 Е, эВ

Рисунок 4 - Коэффициенты распыления модельных материалов при нормальном падении ионного пучка

и 15 30 45 60 75 90

а,0

Рисунок 5 - Угловые зависимости коэффициентов распыления модельных материалов при энергии ионов 150 эВ

❖ Si □ Ge ©GaAs AInAs

Е^=150эВ

Угловые зависимости коэффициентов распыления исследованы ранее только для однокомпонентных мишеней - кремния и германия при энергии аргонового пучка, равной 30 кэВ. Эта энергия примерно на два порядка выше используемой нами. Систематическое исследование угловых зависимостей ваАв и 1пАя насколько нам известно ранее не проводилось. Представленные на рисунке 5 результаты исследований угловой зависимости получены для энергий 150 эВ. Угол падения пучка менялся от нормального (0 = 0°) до слабо скользящего (6= 80°). Шаг поворота мишени составлял 15°. Коэффициенты распыления модельных материалов при увеличении угла падения повышаются. Достигая максимального значения при определенном угле $шах, эффективность распыления снижается. Для кремния наилучшее распыления наблюдалось при угле падения, близком к 75°. Дополнительные исследования показали, что уточненный угол распыления для германия приходился на диапазон 65 - 70°. Для арсенида галлия и арсенида индия максимумы также находились в этом интервале. Важно отметить, что плавный характер изменения эффективности распыления в интервале углов от 30 ° до 60 ° повышает управляемость процесса ионно-лучевой кристаллизации.

Энергетическая и угловая зависимости коэффициента распыления позволяет судить об интегральной эффективности процесса формирования массопотока при ионно-лучевой кристаллизации. Однако для оценки пространственной равномерности массопотока, определяющей однородность толщины слоя на подложке, необходимо знать дифференциальный угловой коэффициент распыления Уп. Этот коэффициент показывает количество атомов Иат, распыленных одним ионом внутрь элементарного телесного угла ¿КЗ: N

Гп= ат , (2)

Мионс/П

Отметим, что экспериментальные измерения дифференциального коэффициента распыления выбранных модельных материалов при различных углах падения ионного пучка ранее не проводились. В качестве примера на рисунках 6-7 представлены результаты измерения дифференциальных угловых коэффициентов

30 25 20 15 10 5 0 5 10 15 20 25 30 Уп, (ат./(ионст.))10"э

90 75 60 45 30 15 0 15 30 45 60 75 90 Гп,(эт./(ионст.))10"'

распыления германия и арсенида индия для углов /5 = 0° и /3 = 60°. Для каждого угла использовалось три различных энергии ионов 100, 150 и 200 эВ. В диссертации представлены также экспериментальные данные о дифференциальных коэффициентах распыления кремния и арсенида галлия. Кроме того приведены сведения и для других углов падения ионного пучка.

эВ эВ эВ

эВ эВ эВ

Ya, (атДионст.))■ 101

Рисунок 6 - Дифференциальные угловые коэффициенты распыления Ge

Yn, (ат./(ион ст.))-10"'

Рисунок 7 — Дифференциальные угловые коэффициенты распыления InAs

Показано, что дифференциальная угловая зависимость коэффициентов распыления кремния и германия имеют сходный характер. Увеличение энергии бомбардирующих ионов приводит к росту дифференциальных коэффициентов распыления. При нормальном падении пучка картина распыления симметрична относительно вектора нормали мишени. Вдоль направления падения пучка эффективность распыления снижена, что и наблюдается в виде центрального провала на графиках для /? = 0°. Максимумы интенсивности распыления симметрично смещены и удалены на угол а= 15 — 20 ° от нормали. При угле падения = 30° максимум дифференциального углового коэффициента распыления не подчиняется зеркальному закону отражения и находится в 10° от нормали мишени. Бомбардировка при большем угле наклона (/? = 60°) проявляется в одностороннем смещении максимума интенсивности распыления, который наблюдается при углах а = 40 — 45°. Похожесть угловых зависимостей распыления для кремния и германия, по-видимому, связана с идентичностью кристаллических решеток. Небольшое различие, по нашему мнению, обусловлено разницей масс атомов кремния и германия.

Касательно дифференциальных угловых коэффициентов распыления двухкомпонентных модельных материалов - арсенида галлия и арсенида индия можно сделать следующие выводы. Распределение более узкое и локализовано вблизи направления падения ионного пучка. Увеличение энергии ионов приводит к росту дифференциального коэффициента распыления для всех углов падения пучка.

Угловая зависимость ближе к зеркальному закону, что отличает эти материалы от однокомпонентных — кремния и германия. Впрочем, зеркальный закон также не полностью выполняется. Полученные экспериментальные зависимости дифференциальных угловых коэффициентов распыления кремния, германия, арсенида галлия и арсенида индия являются входным параметрами для созданной модели массопереноса при ионно-лучевой кристаллизации.

Управление ростовым процессом предполагает возможность контролируемого изменения технологических параметров и временную стабильность их поддержания. Важнейшими параметрами ионно-лучевой кристаллизации являются температура подложки и скорость осаждения квазислоя из распыленного массопотока. Однако, процесс распыления может меняться при эрозии поверхности мишени, вызванной воздействием ионного пучка. Исследование особенностей ионного травления модельных полупроводниковых материалов показало сходный характер изменения рельефа поверхности. Типичный пример эволюции поверхности при травлении поверхности 51(001) иллюстрируется рисунком 8. Увеличение времени травления поверхности приводит к характерной трансформации рельефа поверхности. Вначале формируется аморфизированная поверхность, преобразующаяся в процессе травления в волнообразную структуру. Наблюдается упорядочивание волн перпендикулярно направлению падения ионного пучка.

а) 1 минута б) 10 минут в) 60 минут

Рисунок 8 - Изменение поверхности кремния при травлении ионным пучком

Установлено, что дальнейшее увеличение времени травления не приводит к значительному изменению рельефа. Происходит стравливание гребней и впадин, что при низких скоростях процесса приводит к постепенному уменьшению толщины мишени. Режим травления становится квазистатическим. Отметим, что используемые в методе ионно-лучевой кристаллизации низкие скорости распыления и небольшие времена наращивания слоев приводят к незначительному износу мишени и, следовательно, позволяют достичь хорошей управляемости процессом.

Задача создания ростового массопотока из двухкомпонентных мишеней распылением ионным пучком наталкивается на необходимость изучения стехиометрии состава распыленного вещества. Изменение состава приповерхностной области двухкомпонентных мишеней проводили в режиме ¡п-вйи методом электронной оже-спектроскопии. Травление поверхности осуществлялось ионным аргоновым пучком энергией 500 эВ. Угол наклона пучка по отношению к вектору нормали мишени -60°. Использовался небольшой ток ионного пучка-200 нА. Оже-спектры распыленного материала мишеней ОаАз(001) и 1пАз(001) показаны на рисунке 9. Нижние спектры получены при анализе приповерхностного

слоя мишеней после 1 минуты ионного травления; верхние - после 15 минут. В диапазоне 0- 1500 эВ идентифицируются спектральные линии: 107, 158, 1 115, 1142 и 1298 эВ, соответствующие оже-переходам в атомах галлия, 140, 146, 203, 1323, 1359 - оже-переходы в атомах мышьяка, 121, 443, 450, 664, 708, 826 - оже-переходы в атомах индия.

1,0 0,5

ч

о

в 1,0 ё

0

GaAs 15 мин М-— ' ' " " и к

1 МИН . 1 , , 1 . . 1 , 1 1 ■ ■

300

600 900 1200 1500 Е, эВ

а)

1,0 0,5

i

! i,o

' 0,5

15 мин

1 мин

300

б)

Рисунок 9 - Оже-спектры GaAs(a) и InAs(6)

i

>

600 900 1200 1500 Е, эВ

Используя описанную методику, проводили оценку состава по оже-спектрам распыленных мишеней при разных временах травления. Обобщенные результаты проиллюстрированы рисунком 10.

1,0

<j> 3 мин

^ 0,5 "fe

g" А

1 \sf-—

s

¡0,5^4

-3 f. .

о

InAs

5 мин

-ô-

6 9 t, мин

12

15

Рисунок 10 - Хронограмма изменения состава мишеней GaAs(OOl) и InAs(OOl)

Рисунок 11 - Схема процесса ионно-лучевой кристаллизации

Проведенные исследования распыления двухкомпонентных мишеней указывают на первоначальную сильную астехиометрию распыления двухкомпонентных мишеней. Травление в течение некоторого промежутка времени приводит к выравниванию концентраций распыляемых компонент, что проявляется в стехиометрическом распылении мишеней ОаАв и ЬпАв. Установлено, что для получения равномерного по составу массопотока, создаваемого аргоновым ионным распылением таких мишеней, необходимо проводить предварительное распыление мишеней (не менее 5 минут) при экранированных подложках.

Для теоретического исследования особенностей массопереноса при ионно-лучевой кристаллизации разработана компьютерная модель, призванная обеспечить прогнозирование пространственного распределения массопотока вблизи поверхности подложки. В модели используются следующие приближения:

1) моделирование проводится в одной плоскости, являющейся центральным сечением для ионного пучка, мишени и подложки; 2) элементарный расчетный этап модели включает только одну частицу; 3) ионы в пучке движутся по независимым прямолинейным траекториям; 4) функция плотности потока ионов /1Ю„ задается на основе эмпирических измерений плотности ионного тока ],„„;, 5) поверхность мишени считается плоской. Формирование рельефа не принимается во внимание. Косвенно влияние рельефа учитывается экспериментально найденными коэффициентами распыления; 6) взаимодействие иона с подложкой может привести к распылению атома. Результат (распылился / не распылился) оценивается путем сравнения случайно генерированного числа с эмпирически измеренным коэффициентом распыления при заданных условиях (энергия, угол падения); 7) распыление двухкомпонентных веществ (ОаАя, ЬгАв) моделируется распылением квазиатома, состоящего из двух атомов с использованием экспериментальных данных о коэффициентах распыления; 8) направление распыление атома выбирается случайным образом с учетом эмпирического дифференциального углового коэффициента распыления.

Схема моделируемого процесса показана на рисунке 11. Параметрами модели являются функция плотности тока j, угол а между направлением распространения ионного пучка и вектором нормали мишени, диаметры пучка с1, мишени Д и подложки А, расстояние между мишенью и подложкой Ь, угол /? между векторами нормалей мишени и подложки. Функция плотности тока, создаваемого используемыми нами источниками Кауфмана, корректно аппроксимируется нормальным законом распределения. Измеренный профиль пучка задан в конечном интервале [х,шп, хтах]. Основным параметром пучка является ширина экспериментальной кривой, измеренная на половине высоты максимального значения функции П¥НМ. Нормализованная функция Гаусса применительно к плотности ионного тока имеет вид:

Лх) = —)==ехр <ту12 Л

(Х-Ц)2

2<т2

(3)

где сг и ¡и — вещественные числа, определяющие ширину размытия функции и абсциссу ее максимума. Система координат, связанная с пучком кЬеат выбирается так, чтобы ось ординат проходила через центр пучка, тогда ц = 0 и формула (3) упрощается. Параметр а можно выразить через полуширину Е1¥НМв виде:

о = (4)

л гам

Процедура аппроксимации плотности тока ионного пучка заключается в измерении Р^УНМ и нахождении а по формуле (4). Площадь под кривой нормализованной функции плотности тока ](х)т1,„р можно сопоставить с общим количеством ионов Л^щ, провзаимодействовавших с мишенью за все время моделирования. Количество ионов /V/, движущихся по траектории с координатой х, пропорционально площади столбца 5,. Тогда справедливо выражение, позволяющее определить число ионов прошедших по траектории х:

N,=N^-5-, (5)

Моделирование движения ионов проводится последовательно по схеме растровой развертки. Каждый ион индексируется как Nkh где А:-номер ряда, / - номер столбца. Из всего набора ионов No6„, формируется двумерная матрица индексированных ионов. Траектория движения иона Nk/ прямолинейна в системе координат пучка КЬеат и описывается простейшей функцией:

хЬеат=<хк,>, (6)

Эксперименты проводились так, чтобы центр пучка совпадал с центом мишени. Тогда система координат пучка КЬеат повернута относительно центра координат мишени Klrg на. угол о.. Координата падения иона Nm на поверхность мишени в системе координат K!rgзадается выражением:

beam

47=—-——> (7)

sm(a - —)

Приведенная процедура позволяет определить область падения каждого иона от N1 до No6u, на поверхность мишени. Перейдем к описанию способа задания траектории движения выбитых атомов. Требуется решить две задачи. Во-первых, установить вероятность распыления атома. Во-вторых, найти уравнение траектории движения выбитого атома в системе координат мишени.

Очевидно, атом может распылиться в угловом секторе от 0 до л/2. Необходимо установить число элементарных секторов, разделяющих большой сектор. Максимальное расстояние между мишенью и подложкой достигает 15 см. Удаление подложки на большее расстояние приводит к значительной потере ростового вещества (коэффициент потерь более 50%). Используемые подложки и мишени имеют равный диаметр 50 мм. Поэтому целесообразно при подсчете пространственного распределения осажденного потока разделить подложку на 100 элементарных отрезков Ах"'Ь = 0,5 мм. Найдем величину элементарного угла Ду„ охватывающего сектор длиной Ах*'Ь и радиусом ¿.Элементарный угол во всех случаях должен быть меньше:

Д/, < arcsin

<0,2°, (8)

Оценочное условие (8) выражает требование к угловому размеру элементарного сектора при максимально возможном расстоянии между мишенью и подложкой. Каждый такой элементарный сектор может использоваться для задания траектории движения распыленного атома.

Результат взаимодействия иона с поверхностью мишени моделировался с помощью генератора случайных чисел с равномерным распределением Ре[о,1]. Поведение атома определяется путем сравнения генерированного числа Р со значением линейного дифференциального углового коэффициента распыления Уъ{в). Если выполняется условие:

Р<У™°Р(в), (9)

то атом считается распыленным. В противном случае:

р>у™°Р(в), (10)

атом в направлении, задаваемом углом в не распылился.

Траектория движения распыленного атома в системе координат мишени описывается уравнением:

/^=,^-47), (п)

На заключительном этапе одного цикла моделируемого процесса определяется координата падения атома на подложку или отмечается факт прохождения атома мимо подложки. Взаимосвязь систем отсчета А""" и ¡С"ь определяется матрицей поворота в двумерном пространстве через угол /?: (со ъв -БШ/Л

Щв) = \ .. „ , (12)

^эш/? СО)

(13)

Координаты (х у и (х"' , у" ) связаны системой уравнений:

\ytrg =х*иЬ 5;пуз + (/»* + 1)со5у9' Положение подложки в системе Кзадается соотношением:

у = 1ёрх + -±-, (14)

со в/?

Границы подложки в системе устанавливаются выражениями:

(15)

Координату x/aii области падения атома на подложку находят разрешая систему уравнений, образованной выражениями (13) и (15):

Xfall= kl (16) f°n tge-tgp

Атом считается конденсированным на подложке в точке xco„j, если справедливо неравенство:

X'Z _ left £ xfaU ^ xsub _ right => Xcond = xfaU (17)

Иначе распыленный атом считается потерянным и не участвует в росте слоя на подложке. Здесь предполагается, что коэффициент конденсации равен единице. Это вполне справедливо при осаждении родственных полупроводниковых соединений: кремний - германий, арсенид индия - арсенид галлия. Впрочем, для любого определенного экспериментальным образом коэффициента конденсации cond можно установить акт конденсации атома (да / нет), сравнивая генерируемое в диапазоне [0,1] равномерно-распределенное случайное число Z с этим коэффициентом. Если Z< Scoflll, то атом конденсировался. В противном случае Z > Eco„j, атом - отразился от поверхности.

Для построения профилей распределения толщины выращиваемых слоев подложку разбивают на М одинаковых ячеек длиной 1т. Для каждой ячейки т подсчитывают число , конденсировавшихся в нее атомов. Повторяя описанную процедуру N0sm раз, находят профиль распределения толщины слоя или распределение плотности массопотока вблизи поверхности подложки в зависимости от технологических условий реализации процесса ионно-лучевой кристаллизации. Описанный алгоритм реализован в программной среде MatLab.

Качество ростового массопотока, создаваемого при ионно-лучевой кристаллизации, предложено оценивать коэффициентами потери и

равномерности /?„„/. Коэффициент потери показывает долю распыленных атомов, не осажденных на подложке. Он характеризует интегральную эффективность массопереноса и, в основном, зависит от геометрии системы «ионный пучок -мишень - подложка». Второй коэффициент /?„„/ позволяет оценить пространственную однородность потока ростового вещества. Прежде всего, он зависит от энергии и профиля плотности ионного пучка.

Теоретическая и экспериментальная зависимости коэффициента потери кремния (Б!) от расстояния Ь «мишень - подложка» представлена на рисунке 12.

1,0

0,8

К

0,6

„о 0,4

0,2

0

я эксперимент с. 5

•Ь о а О модель

5 03 г 4 Л О ТГ 2

о сх ? с с, / о н

а. ы са с. 5 С!

2 3 4 5 6 7

4 6 см

10

Рисунок 12 — Зависимость коэффициента потери ростового вещества Я^ (БО от расстояния Ь

Рисунок 13 - Коэффициенты /?/„„ (81), Я/™ (ве), (ваАв), Я/о„ (ГпАэ)

Теоретические расчеты показывают, что наблюдается плавное увеличение потерь вещества, обусловленное удалением подложки. Данные о рассчитанных и экспериментально измеренных коэффициентах потери ростового вещества /?/0Н(Се), ^/„„(ОаАв), /?,<ет(1пАз) для остальных модельных материалов обобщаются рисунком 13. С учетом сведений по кремнию здесь измерения проведены в более узком диапазоне расстояний ¿ = 3-7см. Отметим, что экспериментальные результаты для всех материалов хорошо коррелируют с теорией. Двухкомпонентные соединения имеют меньший коэффициент потери. Вероятно, это обусловлено, как это следует из рисунка 7, более узким распределением дифференциального углового коэффициента распыления. Опираясь на данные о коэффициентах потери ростового вещества можно сказать, что при выбранных размерах подложки и мишени оптимальное расстояние Ь составляет 3-4 см. Помимо расстояния Ь важную роль играет угол падения пучка а.

Результаты теоретических и экспериментальных исследований зависимости коэффициента потери кремния от угла падения ионного пучка представлены на рисунке 14,а. Выбранные значения расстояний «мишень - подложка» оптимизированы относительно минимальных потерь ростового вещества, поэтому для всех расстояний I коэффициент меньше 12%. Изменение расстояния на один сантиметр (с 3 до 4 см) показало устойчивость технологического процесса к варьированию геометрии расположения технологической оснастки. Коэффициент потери вещества менее 8%. Данные о зависимости коэффициента потери германия в

зависимости от угла падения ионного пучка, показанные на рисунке 14,6, похожи на аналогичные зависимости для кремния. Максимум кривых размывается и смещается ближе к углу 40°. Коэффициент потери больше чем у кремния. Слабая зависимость коэффициента й/оет(Се) от угла в диапазоне 30 - 50° объясняется самой широкой среди исследуемых материалов (51, ОаАэ, 1пА$) диаграммой дифференциального углового коэффициента Коэффициенты потери двухкомпонентных

полупроводников ОаАБ и ¡пАб, как это следует из рисунков 14,в и 14,г более критично зависят от угла падения ионного пучка. В особенности это справедливо для арсенида индия, имеющего наиболее узкую диаграмму дифференциального углового коэффициента распыления.

0,20

0,16

к

§ С! 0,12

о?" 0,08

0,04

0

а)

• ваЛв О^ Ь = 3 см

О Ф £ = 4 см

О= 5 см

- <8> ° <> —О—

1 , 1

30

40

50

60

0,20

0,16

Ж

0,12

1 а; 0,08

0,04

0

30 40 ы, ° б) 50 60

1пАэ Оф£ = Зсм О ♦ I = 4 см

; V о Оф! = 5 см

" ^- ° Л

■ О' и

о- 1 'ГТч —

1 —О—

30

40

50

60

В)

Г)

Рисунок 14 - Зависимость коэффициента потери /?/„.„• от угла падения а

При всех расстояниях I наблюдаются весьма существенные потери при малых углах падения пучка, что связано с преимущественным распылением в сектор за пределами подложки. При углах 40 - 60° коэффициент потери арсенида галлия и арсенида индия менее 10%. В отличие от зависимостей и Л/(,„.(Се) у

двухкомпонентных полупроводников не имеет максимума кривой в выбранных диапазонах изменения расстояний «мишень - подложка» и углах падения пучка.

Введенный ранее параметр Я,,^ описывает пространственную однородность потока или пространственную карту распределения скоростей роста слоя в различных областях подложки:

Яш? ;'та; ~/'тш > (18)

"тах

здесь ктах, Ит1п - наибольшая и наименьшая толщина слоя.

Профиль пучка, очевидно, влияет на однородность распределения массопотока. Результаты исследования для параметров пучка, отраженных на

рисунках 1 и 2, при угле падения а = 50° и оптимальном расстоянии «мишень -подложка» Ь = 4 см приведены на рисунке 15. Линии соответствуют теоретическим расчетам. Ромбами обозначены экспериментальные данные, выраженные в относительных единицах. Действие размытого пучка, формируемого при ияП(1 = 50 В, обеспечивает наибольшую равномерность массопотока. Наблюдаются небольшие завалы на краях подложки. Максимум кривой асимметричен относительно центра подложки. Повышение напряжения приводит к смещению и акцентированию максимума кривой радиального распределения. При напряжении ияги = 400 В кривая радиального распределения становится более симметричной по причине возросшего размытия ионного пучка.

Ugrid ф 400 эВ

ОЗООэВ

Ф200 эВ

100 эВ

050 эВ

100 200

.0.1

Ge О—^ -*—-

. GaAs О- 01^0 4зод 0300'

0,1

-Rsub

R sub

100

200

^beai

, мкА

Рисунок 15 - Зависимость радиального распределения толщины кремниевого слоя от напряжения Ugr,d для энергии ЕЛг- = 150 эВ

R,

Рисунок 16 - Зависимость коэффициента равномерности „„/(Si, Ge, GaAs, InAs) от энергии EAr+

Экспериментальные зависимости коэффициента равномерности /?„„/ от тока ионного пучка 1ьеат при различных ЕАг. для кремния, германия, арсенида галлия и арсенида индия обобщены на рисунке 16. При энергиях ЕАг~ >500 эВ, как это следует из рисунка 1, технически невозможно достичь малых токов пучка. Поэтому для этих энергий зависимости Rlmfjhmm) представлены только двумя измерениями для токов 150 и 200 мкА. Наилучшая равномерность для всех энергий ионов достигается для германия. Это объясняется широкой диаграммой дифференциального углового коэффициента распыления, сглаживающего неоднородность профиля плотности тока. Напротив, для арсенида индия из-за узкой направленности распыления наблюдается худшая однородность массопотока. Впрочем стоит указать, что коэффициент неоднородности не превышается 10% при энергии ионов 0,5 кэВ. Видно, что низкоэнергетичное распыление (ЕАг+ = 150 эВ) позволяет обеспечить однородность массопотока не хуже: для кремния-4%, германия - 3%, арсенида галлия - 4%, арсенида индия - 7%. Проведенный спектр исследований указывает на возможность управления скоростью и однородностью ростового массопотока в достаточно широком диапазоне энергий и токов пучка.

В главе 5 «Ионно-лучевая кристаллизация фотоэлектрических наноматериалов» изучены особенности формирования фотоэлектрических наноструктур с промежуточной подзоной и исследованы их свойства. Получение островковых структур германия на кремнии осуществляли при постоянном токе ионного пучка /=120 мкА и температуре подложки Ts = 400 °С. Энергия ионов

составляла EAr- - 150 эВ. Угол падения пучка выдерживался во всех экспериментах равным а = 55°. Ионный ток такой величины создавал ростовой поток, позволявший осаждать германий со скоростью 0,04 МС/с. В качестве примера на рисунке 17

•

■ - ■ - >

¿рЯКМЛВ!

гОг .43 100 им

а) время t¡ = 30 сек б) время t2 = 180 сек в) время t3 = 300 сек

Рисунок 17 - Морфологии поверхности Ge/Si на разных стадиях ионно-лучевой кристаллизации

После наращивания слоя в течение т = 30 секунд на поверхности образовался смачивающий слой Ge. Прерывание процесса после трехминутного осаждения приводило к образованию наноостровков hut-типа Дальнейшее осаждение в течение т= 5 минут привело к развитию их формы. Наблюдается трансформационный переход «hut — dome». Отметим, что для системы «германий - кремний» всегда наблюдалось одновременное сосуществование обоих типов островков. Уже на ранних стадиях осаждения образовывались наноструктуры hut- и dome-типоъ.

Исследование эволюции морфологии наращиваемого слоя InAs/GaAs при ионно-лучевой кристаллизации проводили при постоянном токе ионного пучка пучка 1= 120 мкА и температуре подложки Ts = 500 °С. Угол падения выдерживался равным а = 50°. Энергия равнялась ЕЛг^=\50 эВ. Скорость осаждения в 9ос указанных условиях достигала

V = 0,09 МС/с. Полуминутный рост позволил сформировать смачивающий слой InAs, содержащий ранние центры зарождения островков.

Рисунок 18 —Хронограмма изменения размеров наноостровков Ge/Si и InAs/GaAs

Трехминутный рост привел к формированию массива островков ЫАв. Осаждение в течение пяти минут вызвало разрастание структур /г«Г-типа и их трансформацию в объекты ¿оте-т\тг.. Важно отметить существование временного диапазона, в котором размеры наноостровков обоих модельных полупроводниковых гетеросистем меняются незначительно. Наличие таких диапазонов придает процессу ионно-лучевой кристаллизации технологическую устойчивость. Описанные трансформационные переходы, сопровождающие ионно-лучевую кристаллизацию, графически представлены на рисунке 18.

Количественным параметром служит усредненный латеральный размер наноостровков Dcp. Определение Dcp для каждого времени осаждения г, проводилось по данным атомно-силовой микроскопии. Полученные кривые для систем Ge/Si и InAs/GaAs коррелируют друг с другом.

20 40 60 80 100 D, км

Рисунок 19 - Гистограммы распределения латеральных размеров наноостровков Ge/Si(001)

■ 20 40 60 80 100 30

- Т=500 "С 20

1 riíL RL 10

Г =650 °с

жI..... h

20 40 60 80 100

Г= 600 "С

_,_-гГЬ .

20 40 60 80 100

Т= 550 °С

Jk

20 40 60 80 100

Г=500°С

20 40 60 80 100

Г=450°С

П-1.

20 40 60 80 100

Т =400 °С

20 40 60 80 100 D, нм

Рисунок 20 - Гистограммы распределения латеральных размеров наноостровков InAs/GaAs(001)

Изучение влияния температуры подложки на особенности ионно-лучевой кристаллизации наноостровков германия на кремнии и арсенида индия на арсениде галлия проводилось при фиксировании остальных параметров процесса. Энергия ионов и ток пучка равнялись соответственно £^=150 эВ и /=120 мкА. Время осаждения выбиралось на основании результатов исследований временной зависимости. На рисунках 19 и 20 представлены гистограммы распределения по размерам наноостровков модельных материалов, выращенных ионно-лучевой кристаллизацией при варьировании температуры.

Обрабатывая гистограммы можно получить информацию о средних размерах островков для гетеросистем Ge/Si и InAs/GaAs, представленную на рисунке 21. Повышение температуры подложки приводит к расширению латеральных размеров наноостровков как германия, так и арсенида индия. Показано, что ионно-лучевую

кристаллизацию германиевых наноструктур целесообразно проводить в температурном интервале 350 - 400 °С. Размеры наноостровков в этом случае не превышают 15 нм. Дисперсия не больше 28%. Наноостровки Ига-типа в гетеросистеме 1пАк/ОаА8 оптимально выращивать в диапазоне температур 450 - 500 °С. Температурные зависимости не линейны.

Поверхностная плотность наноостровков является температурно-зависимым параметром. Рисунок 22 отражает экспериментально измеренную поверхностную плотность наноостровков Ое и 1пАз в указанных выше температурных интервалах.

. • Ge-dome О InAs-dome

80

S X 60

40

20

0

hut<>InAs-hut "300 350 400 450 500 550 600 650

Т, °С

Рисунок 21 - Температурная зависимость средних размеров

При температурах 350 - 400

И 2

превышает 210 см".

9 Ge-dome О InAs-dome

--♦- ф Ge-hut О In As-hut

<>

О s>-—о-

>—а—rv

0.5

т,°с

Рисунок 22 - Температурная зависимость поверхностной плотности

°С поверхностная плотность германиевых Затем следует спад, сопровождающийся

л11 _..-2

островков

снижением поверхностной плотности ниже 1,510й см"2. Для системы InAs/GaAs эта зависимость более критична. При температуре выше 500 °С наступает существенное снижение поверхностной плотности с 1,1 10п см" до 0,4-10 см".

Исследование влияния величины ионного тока на процесс кристаллизации наноостровков модельных материалов проводился в следующих условиях. Температура подложек при кристаллизации германия составляла Тподд = 400 °С; при кристаллизации арсенида индия - Тподл = 500 °С. Энергия ионов поддерживалась на уровне Еаг— 150 эВ. Ток ионного пучка изменялся от 60 до 180 мкА. Время осаждения выбирали с учетом получения во всех экспериментах квазислоев одинаковой толщины. Повышение ионного тока незначительно отражается на величине средних латеральных размеров наноостровков как для системы Ge/Si, так и для гетеропары InAs/GaAs, как это видно из рисунка 23.

Однако, при больших токах (/=180мкА) германиевые наноостровки достигают средних размеров 19 нм (hut) и 62 нм (dome). В случае InAs наблюдается та же закономерность возрастания размеров с 9 нм (hut при токе / = 60 мкА) до 21 нм (hut при токе 1= 180 мкА); dome-структуры разрастаются с 77 нм (/= 60 мкА) до 83 нм (/=180мкА). Увеличение ионного тока, прежде всего, сказывается на формировании более плотных массивов наноостровков. Обобщение результатов исследований влияния величины тока на их плотность проведено на рисунке 24.

Энергия ионов аргона, бомбардирующих мишень, задает скорость и пространственное распределение ростового массопотока. Получение нанометровых квазислоев требует использование минимально технологических возможных скоростей, что делает нецелесообразным распыление с энергиями больше 300 эВ. Помимо этого, при бомбардировке высокоэнергетичными ионами наблюдается

заметная неравномерность кинетических энергий распыляемых атомов. Основываясь на результатах, описанных выше, температура кремниевой подложки при кристаллизации германия составляла Т„ой1 = 400 °С, температура арсенид галлиевой подложки при осаждении арсенида индия - ТпоАл = 500 °С. Ток пучка выбирался равным /=120 мкА. Время осаждения подбиралось с учетом получения одинаковых толщин квазислоев. Эксперименты проводились при четырех различных энергиях ионов аргона.

80

3 к 60

& <3 40

20

0

© Ge-dome О InAs-dome

60

Рисунок 23 - Зависимость средних размеров наноостровков от тока ионного пучка

^Ge-hut OlnAs-hut © Ge-dome О InAs-dome

Рисунок 24 - Зависимость поверхностной плотности от тока ионного пучка

Средний латеральный размер формируемых наноостровков германия и арсенида индия зависит от энергии ионов аргона нелинейным образом, как это следует из рисунка 25. Наименьшие размеры наблюдается в окрестности энергий 150-200 эВ, когда образуются наноструктуры с размерами менее 20 нм. Дальнейшее повышение энергии приводит к возрастанию размеров. Интересно отметить, что при энергии ЕАг= 120 эВ размеры островков составляют для германия -28 нм, для арсенида индия - 23 нм. По-видимому, это обусловлено значительным разбросом энергий первичных бомбардирующих ионов.

200

ЕАг,эВ

Рисунок 25 - Зависимость средних размеров наноостровков от энергии ионов

ф Ge-hut OlnAs-hut ©Ge-dome О InAs-dome

-О"

200 250 В

Рисунок 26 - Зависимость поверхностной плотности от энергии ионов

=о-|

300

Поверхностная плотность наноостровков незначительно увеличивается с ростом энергии ионов, как это показано на рисунке 26. Это объясняется тем, что плотность наноостровков, прежде всего, зависит от плотности ростового потока, который определяется величиной ионного тока, а не энергией. Изменения плотности коррелируют с зависимостями коэффициента распыления от энергии ионов.

Поверхностная плотность наноостровков германия достигала порядка 210" см"2, арсенида индия составляла около 1 • 10й см"2. Укажем, что выбранные и используемые в предыдущих параграфах значения энергии ионов в 150 эВ основывались на установленных здесь энергетических закономерностях.

Эффект размерного квантования исследовали вольт-фарадным методом. Экспериментальные образцы получали последовательным наращиванием слоев матричного материала, содержащих внутри слой наноостровков. Схематично образцы серий ВФ-Г (Ge/Si) и ВФ-ИМ (InAs/GaAs) показаны на рисунке 27. Обозначения ВФО указывают на отсутствие внутреннего слоя наноостровков. Остальные образцы содержат наноостровки, выращенные при различной величины ионного тока: ВФ1(/=60 мкА), ВФ2(/= 120 мкА), ВФЗ(/= 180 мкА). Левая часть рисунка является слоевым сечением образца. Правая часть схематично показывает условия нанесения соответствующих слоев.

слой температура слой температура

а) образцы ВФ-Г б) образцы ВФ-ИМ

Рисунок 27 — Структура и условия получения образцов для вольт-фарадных измерений Процесс проводили при энергии ионов 150 эВ. При исследовании морфологии было выявлено, что ток ионного пучка, прежде всего, влияет на поверхностную плотность островковых структур (см. рисунок 24). Подтверждением формирования слоя наноостровков внутри матричных слоев являются микрофотографии, полученные на просвечивающем электронном микроскопе (см. вставки на рисунках 27,а и 27,6).

Результаты измерений кремний-германиевых образцов приведены на рисунке 28,а. Отметим, что для образцов ВФ2-Г и ВФЗ-Г наблюдается уменьшение длины области насыщения. Это объясняется повышением поверхностной плотности наноостровков при увеличении ионного тока. Ранее показано, что повышение ионного тока с 60 до 180 мкА приводило к росту поверхностной плотности с 0,9-10" см"2 до 2,8 -1011 см"2. Эти же выводы можно сделать из сокращения области насыщения на вольт-фарадной кривой.

Образцы с внедренным в матрицу арсенида галлия слоем наноостровков арсенида индия продемонстрировали аналогичное поведение при приложении внешнего напряжения, что наглядно видно из рисунка 28,6. Внедрение наноостровков приводит к образованию квазилинейной области, существующей для образца ВФ1-ИМ в границах напряжений -1,3 до -2,7 В; для образцов ВФ2-ИМ и ВФЗ-ИМ соответственно в диапазонах -1,4=-2,2 В и -1,45-М,9 В. Сокращение области, характеризующей захват носителей заряда (в данном случае электронов) наноостровков арсенида индия, указывает на уменьшение их плотности.

20

Vcl~ В

0,25 0,50 0,75 1,00 Ucm, В

-3 Ucm, В

а) образцы ВФ-Г б) образцы ВФ-ИМ

Рисунок 28 - Вольт-фарадные характеристики

— ВФО-Г

— ВФ1-Г

— ВФ2-Г

— ВФЗ-Г

ВФ0-ЙМ

— ВФ1-ИМ

— ВФ2-ИМ

— ВФЗ-ИМ

©

о*

Для усиления интенсивности сигналов, регистрируемых при фотолюминесцентных измерениях и исследованиях комбинационного рассеяния, создавали трехслойные структуры. Толщины слоев матричного материала делали меньше, чем для вольт-фарадных исследований. Использовались различные энергии ионов: ФК1 (£Ai+ = 150 эВ), ФК2 (£^ = 200 эВ), ФКЗ (£^+=300 эВ). Исследование фотолюминесценции полученных наногетероструктур проводилось в спектральном диапазоне от 650 до 1200 мэВ при температуре 77 К. Спектры фотолюминесценции образцов серии ФК-Г показаны на рисунке 29,а.

Е, мэВ Е, мэВ

а) образцы ФК-Г б) образцы ФК-ИМ

Рисунок 29 — Спектры фотолюминесценции

Пики высокой интенсивности с энергией 1120 мэВ интегрально отражают оптические переходы в базовой кремниевой матрице. В спектральном диапазоне 720 - 770 мэВ для каждого образца наблюдаются пики фотолюминесценции обусловленные излучательной рекомбинацией электронов в кремнии со связанными дырками, расположенными на дискретных энергетических уровнях нанокластеров германия. Видно, что наблюдается смещение пика фотолюминесценции нанокластеров в область меньших энергий. Это смещение обусловлено возрастанием средних размеров наноостровков германия при увеличении энергии ионов, распыляющих материал мишени. Размытие пиков фотолюминесценции нанокластеров вызвано разбросом их размеров, а уменьшение их интенсивности, вероятно, связано с образованием твердого раствора З^Се*.

Спектры фотолюминесценции образцов серии ФК-ИМ приведены на рисунке 29,6. Можно выделить две особенности фотолюминесценции выращенных образцов. Первая - проявляется в виде уширения пика фотолюминесценции наноостровков арсенида индия и связывается нами с увеличением неоднородности их размеров. Вторая - вызывает «синее» смещение максимума спектра с повышением скорости роста и обусловлена увеличением размеров при больших энергиях аргонового пучка.

Спектры комбинационного рассеяния для образцов серии ФК-Г показаны на рисунке 30,а. Интенсивный фононный пик Si-Si наблюдается в области 510-512 см"1. Значительно слабее выражен пик Ge-Si в диапазоне 417-420 см"1. Интенсивность сигнала Ge-Ge увеличена по сравнению с Ge-Si и максимум находится в интервале 310-315 см"'. Отметим, что в кремнии пик связи Si-Si детектируется при 510 см"1; в германии пик связи Ge-Ge проявляется при 290 см .

Si-Sí

280 300, 320 V, см

Ge-Ge

250 300 350 400 450 500

V, см"'

а) образцы ФК-Г

200

250

, 300

V, см

350

б) образцы ФК-ИМ

Рисунок 30 - Спектры комбинационного рассеяния

Выявленные смещения частот в спектре комбинационного рассеяния гетероструктур ФК-Г указывают на наличие упругих не полностью релаксированных напряжений. Увеличение энергии ионов, бомбардирующих мишень и создающих ростовой поток для кристаллизационного процесса, проявляется на спектрах комбинационного рассеяния (см. вставку к рисунку 30,а) смещением пика Ge-Ge и ослаблением его интенсивности, что косвенно указывает на увеличение размеров наноостровков.

Рисунок 30,6 отражает спектры комбинационного рассеяния образцов серии ФК-ИМ. Наблюдается интенсивный пик при 295 см"2, обусловленный рассеянием LO фононов подложки GaAs при x{yz)x поляризации. Слабый пик при 270 см'1 отвечает рассеянию на ТО фононах GaAs. Правее при 254 см"1 различим пик комбинационного рассеяния на наноостровках арсенида индия. На вставке к рисунку приведены спектры комбинационного рассеяния для образцов, полученных при разных энергиях бомбардирующих мишень ионов. Смещение пиков обусловлено в первую очередь уменьшением упругих напряжений в слоях с квантовыми точками; во вторую-с увеличением средних размеров наноостровков. Пики дрейфуют к LO фононному рассеянию на недеформированном монокристаллическом арсениде индия при 242 см'1. Укажем, что полученные результаты коррелируют с данными микроскопии и фотолюминесцеции.

Глава 6 «Фотоэлектрические устройства с промежуточной энергетической подзоной» посвящена проблемам моделирования и анализу экспериментальных результатов измерения вольт-амперных и спектральных характеристик фотоэлектрических устройств.

Для расчета спектральных коэффициентов отражения и пропускания в многослойных структурах использовали метод переходных матриц. Матрица между двумя границами может быть записана в виде:

(19)

'ЛУ+1

1 Г/.У+1

4.1* 1

1

где г}) -1 и ГЛ/ -; - комплексные френелевские коэффициенты отражения и пропускания на границе слоев ] и j+l. Матрица Ь описывает прохождение света через слой / толщиной <1/.

О

О

(20)

здесь = ~ , ц] - комплексный коэффициент отражения, ^ - толщина слоя.

л

Рассмотрим многослойную структуру, состоящую из N слоев. Для вычисления внутреннего электрического поля в слое у" представим матрицу 5 в виде двух подматриц:

^•/*<*♦!> (21)

Рассчитывая переходную матрицу в каждом слое, можно определить значение напряженности поля в любой точке х многослойной структуры:

о // -¡(Л<1 -X) „// !{ № -X)

г 5;"е г*' (22)

у12 у21

параметр Е0~ характеризует начальное значение амплитуды напряженности электрического поля.

Скорость генерации электронно-дырочных пар в точке х при заданной длине волны А может быть представлена выражением:

I2, (23)

где с — скорость света в вакууме, а - коэффициент поглощения на данной длине волны, £о - электрическая постоянная, п - усредненный коэффициент отражения.

Предполагая, что в области истощения коэффициент собирания равен единице, можно оценить эффективную скорость поверхностной рекомбинации в многослойной структуре:

_им '"Л; _14+1)_ „ , (24)

(IV \ + г>и+1

им.

где D¡ - коэффициент диффузии в /'-ом слое, ¿, - диффузионная длина неосновных носителей заряда в /-ом слое, IV, - толщина /'-ого слоя, Б^ — эффективная скорость поверхностной рекомбинации в /'-ом слое, - скорость рекомбинации на границе гетероперехода, образованного /'-ым и (/'+/)-ым слоями.

Определим вероятность собирания зарядов / в структуре с р-типом проводимости, воспользовавшись выражением:

Л,, (дг) - }е)Л т^т - + Л„+,

ДСОвЬ^чЛ^/втЬ!^

Вероятность собирания зарядов в структуре с «-типом проводимости может быть определена аналогичным образом. Генерируемый фототок равен:

(26)

о

здесь IV — общая толщина фотоэлектрического преобразователя.

Слои внедренных наноостровков создают подзону в общей запрещенной зоне полупроводникового материала. Для упрощения модели предположим, что разброс положения промежуточной подзоны отсутствует. Это предположение будет справедливо, если размеры наноостровков не сильно различаются. Скорость генерации носителей заряда при переходах из валентной зоны в зону проводимости Сс1(х) (классический случай однопереходного фотопреобразователя) определяется выражением:

ССу(х)= {[1 -11(Е)У(Е)аСу(Е)е-а™(Е)'с1Е- (27)

¡¡а

Скорость генерации носителей заряда при переходах из валентной зоны в промежуточную подзону равна:

Е„

Подобным образом можно найти также скорость генерации носителей заряда при переходах из промежуточной подзоны в зону проводимости:

Сс/(х) = Г Д1-Л(£)1Р(£)в„(£)е"асД£>1^- (29)

В выражениях (27) - (29) Е(Е) - солнечный спектр, [1 - Я(Е)\ - мощность света в слое на расстоянии х, которую можно рассчитать, используя метод переходных матриц, у - коэффициент захвата:

-Ш' (30)

где - размеры наноостровков, ¿/-расстояние между слоями.

Концентрацию электронов и дырок в ¡'-области с наноостровками можно рассчитать, воспользовавшись выражениями:

В_ -иГ1 +вГ1' +СГ, = 0> (31)

JCV-иа -гиСу 1-ис, ах

ор/^--ису-иС1+сСУ + сС1=0, (32)

ах

здесь Оп/ и - коэффициенты диффузии электронов и дырок, иСу, На, -избыточные скорости излучательной рекомбинации через зону проводимости, промежуточную зону и валентную зоны.

В условиях термодинамического равновесия уравнения (31) и (32) могут быть решены аналитически при следующих граничных условиях:

прих = О, (33)

-D

dx q

¿Г прих

--if г.

(34)

J„,p - плотность электронного тока, входящего в слой с островками из /^-области, Jpn - плотность дырочного тока, проникающего в слой с островками из и-области.

Плотность дырочного тока в условиях термодинамического равновесия в /-области с наноостровками находится из выражения:

JpJB(x = Q)= I т,.

Jl

юр-* 1В

Юр-*]В

acyLh

ыи? -

а ¡у Lh

\ajyLl~ l)

awLhe

coshf —-

u*

йЕН

coshf

aCvLh

dE+-

(35)

cosh

W,

Плотность электронного тока на другой границе нелегированной области с наноостровками находится аналогично.

Ток короткого замыкания в фотопреобразователе с промежуточной подзоной находится из соотношения:

•> КЗ = - (-V + р.ш ) = - ^р.п + Л./Я ) ■ (36)

Ток насыщения Jo имеет решающее значение для определения вольт-амперной характеристики фотопреобразователя. Ток насыщения можно разделить на четыре компонента. Первая составляющая - от обедненного слоя; вторая .)гсУ

образована излучательной рекомбинацией при переходах валентная зона - зона проводимости; третья Jr(•¡ - излучательная рекомбинация при переходах через промежуточную подзону; четвертая .]„г - безызлучательная рекомбинация.

Первое слагаемое может быть записано в виде:

Г2П

sjjulk

en}D„

L„N„

^cosh^

A,

IA

+ cosh

SPLP DP cosh | + sinhj A,

SPLP DP sinh + coshj .a

\Ln

exp

kT

-1

где п, определяется выражением:

и, = NcN,.-exp\

■^g.bulk

кТ

(37)

(38)

здесь Ис и А^ - эффективные плотности состояний, ЛО и Ыа - концентрация доноров и акцепторов в п- и р-областях, и 5„ - скорость эффективной поверхностной

рекомбинации на границах р- и «-областей, коэффициенты диффузии, Ь„ и

- диффузионные длины, 2п и 2р - толщины п- и ¿»-областей, УА - приложенное внешнее напряжение.

Второй компонент может быть задан выражением:

Третье слагаемое определяется, как:

еУл

е1^ -I

\

•Л,С/ ,г.С1 е кТ _ 1 ~ ^0,г,1У е кТ -1 - Зо.гЦ' е кт -1

К. ^ )

= Л

.IV,

здесь:

п С г

кс I

(39)

(40)

(41)

(42)

где Ца ~ показывает расщепление уровней Ферми между зоной проводимости и промежуточной подзоной.

Заключительный четвертый компонент рассчитывается из:

3„г = еп,

пЬи1к "

№

( е1± ' ект -1

(43)

где п^ым - собственная концентрация носителей заряда, IV - толщина нелегированной /-области, в которую внедрены наноостровки, т$нн - время жизни носителей заряда при безызлучательной рекомбинации.

Таким образом, плотность тока насыщения Л определяется суммой названных компонент:

■Л) = -Л.бил + Л,си + ^г.а + -Ли-■ (44)

Толщина прослойки между слоями наноостровков и число слоев с сказываются на значениях плотности тока короткого замыкания ^3 и напряжении холостого хода ихх посредством изменения времени жизни носителей заряда. В предлагаемой модели проведена оценка влияния толщины прослойки между рядами наноостровков Нч,асег и числа рядов Л'у/у^., на время жизни носителей заряда.

Время жизни носителей заряда значительным образом снижает напряжение холостого хода и, соответственно, эффективность преобразования солнечного излучения. Отметим, что эффективное время жизни носителей заряда тЭфф может быть выражено аналитическим выражением:

т}фф - Л

(45)

К

здесь А, В, тсот, - подгоночные параметры.

На рисунке 31 приведены рассчитанные зависимости

эффективного времени жизни носителей заряда от толщины прослойки между рядами

наноостровков и числа слоев квантовых точек. Видно, что при толщинах прослойки между рядами квантовых точек порядка 30 нм и числе слоев квантовых точек около 5-10 можно добиться увеличения времени жизни до нескольких наносекунд.

Синтез фотоэлектрических наноматериалов с промежуточной подзоной проводился методом ионно-лучевой кристаллизации. Фотоэлектрическая структура, выполненная на основе наногетеросистемы Ge/Si, обозначенная аббревиатурой ФП-Г, состояла из: тыльного Al-контакта; подложки р+-Si (толщина ~ 300 мкм, уровень легирования ~ 1018 см"3); буферного слоя p-Si (толщина 150 нм, уровень легирования не выше 1017 см"3); трех слоев наноостровков Ge (толщина слоя ~ 10 МС, уровень легирования порядка ~ 5-1016 см"3) разделенных покровными слоями толщиной 30 нм; нанослоя p-Si (толщина 150 нм, уровень легирования не выше 1017 см"3); слоя n+-Si (толщина 500 нм, уровень легирования около 1018 см"3); фронтального Ag контакта. Дополнительно выращивался контрольный образец ФП-ГК, отличающийся от архитектуры описанного ФП-Г отсутствием внутренних слоев наноостровков.

Прототип фотоэлектрического устройства на основе квантово-размерной гетероструктуры InAs/GaAs, маркированный как ФП-ИМ, содержал: тыльный Аи контакт, подложку «+-GaAs (толщина - 300 мкм, уровень легирования - 1018 см"3); w-GaAs (толщина -150 нм, уровень легирования ~ 7-10|<3 см"3); трех слоев наноостровков InAs (толщина — 8 МС), заращенных 30 нм слоем и-GaAs; 150 нм слоя GaAs (уровень легирования - 7-10|<5 см"2), слоя р+ - GaAs (толщина 500 нм, уровень легирования - 1018 см"2), фронтального Аи контакта к р+-области. Для сравнения изготовили образец ФП-ИМК, не содержащий слоев наноостровков.

На рисунке 32,а обобщены результаты расчетов по разработанной модели и экспериментальных измерений. Наибольшее напряжение холостого хода продемонстрировал образец ФП-Г (УХГ(ФП-ГК)= 0,54 В. Теоретические расчеты напряжения холостого хода устройства при эффективном времени жизни тэфф = 5-10"9 с, оцененном из рисунка 31 для толщины покровного слоя 30 нм и трех рядах наноостровков, привели к значению Uxx (теор.)= 0,51 В. Полученный результат на 0,04 В выше, чем измеренный. Расчетный ток короткого замыкания устройства с промежуточной подзоной достиг /„(теор.) = 12,1 мА/см2. Однако, измеренный ток равнялся /„(ФП-Г) = 10,8 мА/см2. Ток короткого замыкания контрольного образца составил /Ю(ФП-ГК) = 10,6 мА/см2. Погрешность выполненных измерений не превышала: по току £7=0,02 мА/см2, по напряжению £[/= 0,001 В. Из приведенных данных следует, что в образце ФП-Г наблюдается повышение генерируемого тока, обусловленного дополнительным поглощением оптического излучения через промежуточную энергетическую подзону.

число слоев квантовых точек

Рисунок31 - Эффективное время жизни носителей заряда

а) образцы ФП-Г

модель ФП-ИМК — ФП-ИМ

- Ч \

\ \\

- £24 \ \

О \ \\

.З?3 - \ А

0 0,05 0,1 1 , , , с/,в , \. „ ,

0,2

0,4

0,6

0,8

и, в

б) образцы ФП-ИМ

Рисунок 32 - Вольт-амперные характеристики

Результаты расчетов и данные измерений образцов серии ФП-ИМ показаны на рисунке 32,6. Видно, что для гетеросистем с квантовыми точками I типа теория лучше согласуется с измерениями касательно тока короткого замыкания. Рассчитанный ток короткого замыкания равнялся /и(теор.) = 25,1 мА/см , измеренные -/Ю(ФП-ИМ) = 24,1 мА/см2, /„(ФП-ИМК) = 23,8 мА/см2. Для образцов ФП-ИМ также характерно повышение тока короткого замыкания за счет генерации дополнительных носителей заряда через поглощение на промежуточной подзоне. Впрочем, заметно значительное падение напряжения холостого хода с ихх (ФП-ИМК)= 0,82 В до ихх (ФП-ИМ)= 0,67 В.

Измерение внешнего квантового выхода экспериментальных образцов ФП-Г и ФП-ИМ показаны на рисунке 33. Эти данные коррелируют с результатами фотолюминесцентных исследований (см. рисунок 29).

— фп-имк — фп-им

а) образец ФП-Г 6) образец ФП-ИМ

Рисунок 33 - Спектральные зависимости внешнего квантового выхода

Видно, что образцы фотопреобразователей с промежуточной подзоной характеризуются двумя отличительными особенностями. Во-первых, интегральный внешний квантовых выход в таких структурах выше, чем аналогичных контрольных р-1-п-структур без промежуточной подзоны. Во-вторых, в диапазоне длин волн 1000- 1200 нм (ФП-Г) и 900-1100 (ФП-ИМ) проявляется дополнительная реакция структуры на фотовозбуждение.

Незначительный прирост внешнего квантового выхода для фотопреобразователей ФП-Г указывает на худшую проводимость носителей заряда в квантово-размерных гетероструктурах П-типа, по сравнению с гетероструктурами I

типа. Незначительная величина прироста генерируемого тока и внешнего квантового выхода для фотопреобразователей обоих рассматриваемых типов, по-видимому, обусловлены наличием dome-структур, дислокаций несоответствия, а также весьма чувствительным разбросом наноостровков по размерам. Кроме того, носители заряда, возможно, рекомбинировали на границах раздела покровных слоев.

В заключении сформулированы основные выводы по диссертационной работе, представлен список публикаций автора, приведены благодарности лицам, оказавших содействие в проведении исследований и участвовавших в обсуждении отдельных результатов работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ ПО РАБОТЕ

1. Разработано лабораторное оборудование ионно-лучевой кристаллизации фотоэлектрических наноматериалов Ge/Si и InAs/GaAs с промежуточной энергетической подзоной, оснащенное внешним ионно-плазменным источником с плавной регулировкой энергии в диапазоне от 100 до 300 эВ и тока от 30 до 200 мкА, что позволяет контролируемо осаждать модельные материалы со скоростями от 0,07 до 0,5 МС/с.

2. Предложен комплекс метрологических мер, направленных на повышение точности атомно-силовых микроскопических исследований путем создания прецизионных зондов и разработки методики восстановления реальной формы и размеров островковых нанообъектов. Экспериментально продемонстрирован способ получения углеродных острийных нанозондов с радиусом закругления порядка 5 нм, получаемых электронной стимуляцией при ускоряющем напряжение 30 кэВ, фокусировке электронного пучка до 3 нм, токе пучка не более 50 мкА и времени пространственной локализации порядка 8-10 секунд. Показано, что экспериментально наблюдаемая погрешность атомно-микроскопических измерений размеров наноостровков с размерами оснований а~10-50нм, обусловленная эффектом конволюции, приближенно равна четверти радиуса закругления зонда.

3. Разработана методика определения коэффициентов распыления модельных полупроводниковых материалов ионами аргона низких энергий (Е= 100 - 300 эВ) путем измерения объема образующихся на поверхности мишени кратеров, используя сканирующую лазерную конфокальную микроскопию. Предложенный метод является прямым, позволяет оперативно проводить измерения при произвольных углах падения ионного пучка, лишен недостатков определения коэффициентов распыления по глубине маскированной ступеньки на подложке.

4. Исследованы эффекты низкоэнергетического распыления одно (Si, Ge) - и двухкомпонентных (GaAs, InAs) полупроводников. Установлено, что в процессе травления формируется аморфизированная поверхность, переходящая в стабильную во времени волнообразную структуру, упорядоченную перпендикулярно направлению падения ионного пучка. Оже-спектроскопические исследования бомбардировки поверхности GaAs и InAs аргоновым пучком энергией 500 эВ и током 200 нА, показали, что распыление двухкомпонентных мишеней GaAs и InAs имеет экспоненциально затухающую во времени астехиометрию состава. Установлено, что для получения равномерного по составу массопотока GaAs, необходимо проводить предварительное распыление в течение 3 минут, для InAs в течение 5 минут при экранированных подложках.

5. Определены энергетические и угловые зависимости коэффициентов распыления кремния, германия, арсенида галлия и арсенида индия аргоновым пучком с энергией 100-500 эВ и углах падения от 0° до 15°. Показано, что в диапазоне энергий от 100 до 300 эВ энергетическая зависимость для этих материалов практически линейна. Установлено, что коэффициенты распыления при нормальной бомбардировке ионами аргона оптимальной энергии £аг+=150эВ равны F(Si) = 0,12, K(Ge) = 0,38, F(GaAs) = 0,41, r(InAs) = 0,73. Выявлено, что дифференциальные угловые коэффициенты распыления кремния и германия имеют схожий характер. Максимумы интенсивности распыления симметрично смещены на 15 - 20 ° от нормали. Дифференциальные угловые коэффициенты GaAs и InAs более локализованы вблизи направления падения ионного пучка. Их угловая зависимость ближе к зеркальному закону, что отличает эти материалы от однокомпонентных-кремния и германия.

6. Разработана компьютерная модель, обеспечивающая прогнозирование пространственного распределения массопотока вблизи поверхности подложки в процессе ионно-лучевой кристаллизации модельных полупроводниковых материалов. Входными параметрами модели являются функция плотности тока у, угол а между направлением распространения ионного пучка и вектором нормали мишени, диаметры пучка d, мишени D, и подложки Д, расстояние между мишенью и подложкой L, угол /? между векторами нормалей мишени и подложки, эмпирические дифференциальные угловые коэффициенты распыления Yq. Результаты расчетов хорошо согласуются с экспериментальными данными.

7. Показано, что при оптимальном расстоянии «мишень - подложка» L = 3 - 4 см коэффициент потери ростового вещества не превышает: Rloss (Si) <0,18; Rloss (Ge) <0,16; K,„,.v(GaAs) <0,12; tfto.„(InAs) < 0,14. Двухкомпонентные соединения имеют меньшие коэффициенты потери, что объясняется более узким распределением дифференциальных угловых коэффициентов распыления. Выявлено, что низкоэнергетичное распыление (ЕЛг. = 150 эВ) позволяет обеспечить однородность массопотока R,mf не хуже: для кремния - 4%, германия - 3%, арсенида галлия - 4%, арсенида индия - 7%. Это указывает на возможность управления скоростью и однородностью ростового массопотока в достаточно широком диапазоне энергий и токов ионного пучка.

8. Установлено, что повышение температуры подложки при ионно-лучевой кристаллизации германия на кремнии в диапазоне Т= 300 -400 °С при постоянном токе пучка /=120 мкА и энергии ионов £аг+=150 эВ приводит к увеличению средних размеров наноостровков Dcp с 12 до 18 нм. Дисперсия не превышает 28%. Поверхностная плотность достигает 2Т011 см"2. При температурах выше 500 °С размеры /ш/-островков смещаются к 23 - 25 нм, поверхностная плотность падает до 1,5-10" см"2. Для системы InAs/GaAs оптимальный диапазон лежит в пределах Т = 450 - 500 °С при этом средние размеры /шГ-островков не более 15 нм, поверхностная плотность порядка 1,2-Ю11 см"2. Выше 500 ° плотность резко снижается до 0,4-10" см"2. При высоких температурах в обоих гетеросистемах наблюдается развитие с/о/ие-структур.

9. Выявлено, что увеличение ионного тока в интервале /=60- 120 мкА при постоянной температуре (rGe/s¡ = 400°С, TlaAs/GaAs = 500°С) и энергии ионов аргона Ем+ = 150 эВ незначительно отражается на величине средних латеральных размеров

наноостровков как для гетесистемы Ge/Si (Dcp~18 нм), так и для гетеропары InAs/GaAs (Dcp ~ 15 нм). Наименьшая дисперсия ff/Dcp достигается при токе порядка 120 мкА: для hut-точек германия o/Dcp~ 26%, для hut-точек арсенида индия a/Dcр ~ 31%. Установлено, что увеличение ионного тока приводит к формированию более плотных массивов: при токе / = 180 мкА поверхностная плотность p(Ge/Si) ~ 2,4-1011 см"2, p(InAs/GaAs) ~ 1,3-10й см"2. Показано, что повышение тока выше 180 мкА нецелесообразно по причине значительного возрастания дисперсии размеров: o/Dcp(Ge/Si) ~ 39%, ir/Z3cp(InAs/GaAs) ~ 51%. Результаты атомно-силовой микроскопии подтверждены данными вольт-фарадных измерений. Увеличение размеров наноостровков Ge/Si и InAs/GaAs при повышении ионного тока проявилось на емкостных кривых в виде сокращения длины области насыщения, регистрируемых в интервале напряжений смещения t/CM = 0,3 - 0,7 В (Ge/Si) и UCM = -2,8 - -1,6 В (InAs/GaAs).

10. Показано, что в диапазоне энергий ионов £^= 150-200 эВ при неизменной температуре процесса (7ce/si = 400°С, T^s/GaAs= 500°С) и токе пучка / = 120 мкА наблюдается полоса устойчивости средних размеров, дисперсии и поверхностной плотности наноостровков Ge/Si и InAs/GaAs: Dcp(Ge/Si) ~ 18 нм, Z)cp(InAs/GaAs) ~ 15 нм, o/Dcp(Ge/Si) ~ 28%, o/Dcp(InAs/GaAs) ~ 36%, p(Ge/Si) ~ 2-1011 см"2, p(InAs/GaAs) ~ 1 -1011 см"2. При энергиях более 300 эВ средние размеры островков обоих типов материалов превышают 35 нм с дисперсией выше 45%. Выявленные закономерности коррелируют с данными фотолюминесцентных исследований трехслойных гетероструктур Ge/Si и InAs/GaAs, выращенных при различных энергиях ионов. Увеличение энергии ионов приводило к смещению пиков фотолюминесценции и их размытию: /pL(Ge/Sii50 3B) = 770 мэВ, /pL(Ge/SÍ3003B) = 720 мэВ, /pL(InAs/GaAsi50 эв) = 1220 мэВ, /PL(InAs/GaAs3oo эв)= ИЗО мэВ, что косвенно указывает на повышение размеров и дисперсии наноостовков.

11. Разработана модель однопереходного фотоэлектрического p-i-n преобразователя с промежуточной энергетической подзоной, сочетающая метод переходных матриц и квазидиффузионно-дрейфовую модель, предназначенная для нахождения распределения электрического поля в многослойной структуре, определения фототока, тока насыщения, тока короткого замыкания, коэффициента полезного действия и фактора заполнения. Получен калибровочный график зависимости эффективного времени жизни носителей заряда tx¡, от количества вертикально-складированных рядов наноостровков Nqd и толщины прослойки между ними HSpacer- Показано, что при Hspacer ~ 30 нм и Non = 5-10 можно повысить время жизни носителей до нескольких наносекунд.

12. Получены методом ионно-лучевой кристаллизации экспериментальные трехслойные прототипы фотоэлектрических устройств с промежуточной подзоной Ge/Si (ФП-Г) и InAs/GaAs (ФП-ИМ) и аналогичные по архитектуре, но без встроенных слоев островковых наноструктур ФП-ГК и ФП-ИМК. Расчетные токи короткого замыкания составили /о(ФП-Г|С0р) = 12,1 мА/ем2, /„(ФП-ИМтеор) = 25,1 мА/см2, измеренные - /„(ФП-Г) = 10,8 мА/см2, /„(ФП-ГК) = 10,6 мА/см2, /„(ФП-ИМ) = 24,1 мА/см2, /„(ФП-ИМК) = 23,8 мА/см2. Показано, что для устройств ФП-ИМ разработанная теория лучше согласуется с экспериментальными измерениями тока короткого замыкания. В спектральных диапазонах длин волн Х= 1000-1200 нм (ФП-Г) и 900- 1100 (ФП-ИМ)

наблюдался прирост внешнего квантового выхода. Полученные результаты подтверждают эффект увеличения генерируемого электрического тока в разработанных устройствах ФП-Г и ФП-ИМ, достигаемый посредством дополнительного поглощения инфракрасной части оптического излучения через промежуточную энергетическую подзону.

СПИСОК РАБОТ, ОПУБЛИКОВАННЫХ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

монография

Al. Чеботарев, С. Н. Наноструктуры AIVBIV и AlnBv для устройств оптоэлектроники: монография / С. Н. Чеботарев, М. Л. Лунина, Д. Л. Алфимова. -Ростов н/Д: изд-во ЮНЦ РАН, 2014. - 275 с.

статьи в рецензируемых журналах из перечня ВАК

А2. Чеботарев, С. Н. Особенности формирования многослойных наноструктур Ge/Si при ионно-лучевой кристаллизации / С. Н. Чеботарев,

A. С. Пащенко, Л. С. Лунин, В. А. Ирха // Письма в журнал технической физики. -2013. -Т. 39. - Вып. 16. - С. 30 - 37.

A3. Лунин, Л. С. Структура нанокластеров Ge на Si(001) при ионно-лучевой кристаллизации / Л.С. Лунин, С. Н. Чеботарев, A.C. Пащенко // Неорганические материалы. - 2013. - Т. 49. - № 5. - С. 457 - 461.

A4. Лунин, Л. С. Взаимосвязь размеров квантовых точек в InAs-QD/GaAs со спектром фотолюминесценции / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, С. А. Дудников // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. - 2013. — № 1. - С. 40 - 44.

А5. Лунин, Л. С. Ионно-лучевое осаждение фотоактивных нанослоев кремниевых солнечных элементов / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, Л. Н. Болобанова // Неорганические материалы. - 2012 - Т. 48. - № 5. - С. 517 - 522.

А6. Лозовский, В. Н. Получение и использование позиционных меток в сканирующей зондовой микроскопии / В. Н. Лозовский, С. Н. Чеботарев,

B. А. Ирха, Г. В. Валов// Письма в журнал технической физики. - 2010. - Т. 36. -Вып. 16.-С. 12-17.

А7. Пащенко, А. С. Перенос носителей заряда в многослойных гетероструктурах арсенида галлия и индия с квантовыми точками, полученных ионно-лучевой кристаллизацией / А. С. Пащенко, С. Н. Чеботарев, Л. С. Лунин // Неорганические материалы. - 2015. - Т. 51. - № 3. - С. 243 - 247.

А8. Лунин, Л. С. Исследование фоточувствительных гетероструктур InAs/GaAs с квантовыми точками, выращенных методом ионно-лучевого осаждения / Л. С. Лунин, И. А. Сысоев, Д. Л. Алфимова, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования.-2011.-№ 6. - С. 58 - 62.

А9. Лунин, Л. С. Фотолюминесценция гетероструктур i-GaJribxAs/n-GaAs со стохастическим массивом квантовых точек InAs / Л. С. Лунин, И. А. Сысоев, Д. Л. Алфимова, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Неорганические материалы. -2011.-Т. 47,-№8.-С. 907-910.

А10. Лозовский, В. Н. Методика получения нанометок и их применение для позиционирования в сканирующей зондовой микроскопии / В. Н. Лозовский,

B. А. Ирха, С. Н. Чеботарев // Заводская лаборатория. Диагностика материалов. -

2012. - Т. 78. - № 9. - С. 33 - 36.

All. Чеботарев, С. Н. Моделирование зависимостей функциональных характеристик кремниевых солнечных элементов, полученных методом ионно-лучевого осаждения от толщины и уровня легирования фронтального слоя /

C. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, М. JI. Лунина // Вестник Южного научного центра РАН. - 2011. - Т. 7. - № 4. - С. 25 - 30.

А12. Чеботарев, С. Н. Ионно-лучевая кристаллизация мультикаскадных фотогетероструктур с квантовыми точками InAs-QD/GaAs / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, В. А. Ирха, С. А. Дудников // Альтернативная энергетика и экология. - 2013. - № 6. - С. 65 - 70.

А13. Чеботарев, С. Н. Исследование фототока в солнечных элементах на гетероструктурах с массивом квантовых точек / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Известия вузов. Северо-Кавказский регион. Технические науки. — 2013. — № 2. — С. 97-99.

А14. Чеботарев, С. Н. Моделирование вольтамперных и спектральных характеристик солнечных элементов InAs-QD/GaAs / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, В. А. Ирха, С. А. Дудников // Альтернативная энергетика и экология. - 2013. - №10. - С. 28 - 32.

А15. Лунин, Л. С. Ионно-лучевая кристаллизация нанокластеров Ge на Si(001) / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, М. Л. Лунина // Вестник Южного научного центра РАН. - 2012. - Т. 8. - № 2. - С. 9 - 12.

А16. Лозовский, В. Н. Скорость электронно-стимулированного осаждения углеродных квазиодномерных наноструктур / В. Н. Лозовский, С. Н. Чеботарев, В. А. Ирха // Известия вузов. Северо-Кавказский регион. Технические науки. - 2011. -№4.-С. 131 - 135.

А17. Варавка, В. Н. Получение фотоактивных структур Si(n+)/Si(p)/Si(p+) методом ионно-лучевой кристаллизации / В. Н. Варавка, С. Н. Чеботарев, А.С.Пащенко, В. А. Ирха//Вестник Донского государственного технического университета. - 2013. - Т. 74. - № 5/6. -С. 77- 83.

Al8. Лозовский, В. Н. Моделирование массопереноса примесей при зонной сублимационной перекристаллизации в цилиндрической ростовой зоне /В.Н.Лозовский, С.В.Лозовский, С.Н.Чеботарев// Известия вузов. СевероКавказский регион. Технические науки. - 2006. - № 3. - С. 60-63.

А19. Лозовский, В.Н. Исследование краевого температурного эффекта при зонной сублимационной перекристаллизации / В. Н. Лозовский, С. В. Лозовский, С. Н. Чеботарев // Известия вузов. Северо-Кавказский регион. Технические науки. -2007. - № 5. - С. 52 - 56.

А20. Лозовский, В. Н. Осаждение тугоплавких металлов на рельефные подложки методом зонной сублимационной перекристаллизации / В. Н. Лозовский, С. В. Лозовский, С. Н. Чеботарев, В. А. Ирха // Известия вузов. Северо-Кавказский регион. - 2007. - № 4. - С. 68 - 70.

А21. Чеботарев, С. Н. Моделирование кремниевых тонкопленочных трехкаскадных солнечных элементов a-Si:H/(ac-Si:0/^ic-Si:H / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, Л. С. Лунин, В. А. Ирха // Вестник Южного научного центра РАН. -

2013. - Т. 9. -№ 4. - С. 18-25.

А22. Лунин, Л. С. Формирование квантовых точек InAs на подложках GaAs методом ионно-лучевого осаждения / Л. С. Лунин, И. А. Сысоев, Д. Л. Алфимова, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Вестник Южного научного центра РАН. - 2010. -Т. 6.-№4.-С.46-49.

патенты РФ

А23. Чеботарев, С. Н. Способ изготовления СЗМ-наносенсоров методом электронной стимуляции / С. Н. Чеботарев, В. А. Ирха // Патент РФ №2402022. -Заявл. 23.04.2009. - Опубл. 20.10.2011. - Бюл. №29.

А24. Лозовский, В. Н. Способ выращивания слоев оксида цинка /

B. Н. Лозовский, С. В. Лозовский, Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, Ирха В.А., Пащенко A.C., Валов Г.В., Яковлев В.А.//Патент РФ №2384914,-Заявл. 08.10.2008. - Опубл. 20.03.2010. - Бюл. №8.

Свидетельства о государственной регистрации программ для ЭВМ

А25. Лунин, Л. С. Моделирование массопереноса однокомпонентных полупроводниковых материалов в процессе ионно-лучевого осаждения / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, Л. Н. Болобанова // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2011614787 от 19.08.2011.

А26. Чеботарев, С. Н. Одномерная деконволюция АСМ-профиля

полупроводниковых квантовых точек / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко,

C. А. Дудников // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2011618323 от 21.10.2011.

А27. Лозовский, В. Н. Моделирование массопереноса в процессе зонной сублимационной перекристаллизации / В. Н. Лозовский, Г. В. Валов, С. В. Лозовский, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2011616518 от 19.08.2011.

А28. Лунин, Л. С. Моделирование нагрузочных вольт-амперных и ватт-вольтовых характеристик фотоэлектрических преобразователей / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, Э. Е. Блохин, С. А. Дудников // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2012614375 от 16.05.2012.

А29. Лунин, Л. С. Диффузионно-дрейфовая модель расчета энергетических зонных диаграмм электронно-дырочных переходов / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, С. А. Дудников // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2012660218 от 14.11.2012.

АЗО. Чеботарев, С. Н. Моделирование функциональных характеристик высоковольтных интегральных трехпереходных солнечных элементов на основе поликристаллического и аморфного кремния / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, Э. Е. Блохин, В. А. Ирха // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2013615008 от 27.05.2013.

А31. Чеботарев, С. Н. Моделирование вольтамперных характеристик мультикаскадных солнечных элементов на основе квантоворазмерных гетероструктур / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, В. А. Ирха // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2013618954 от 24.09.2013.

А32. Чеботарев, С. Н. Моделирование роста и оптических характеристик полупроводниковых квантовых точек / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Свидетельство о государственной регистрации программы для ЭВМ №2014610311 от 09.01.2014.

доклады, опубликованные в сборниках трудов научных конференций

АЗЗ. Лунин, Л. С. Получение методом ионно-лучевого осаждения структур GaAs с квантовыми точками InAs для фотоэлектрических преобразователей III поколения / Л. С. Лунин, И. А. Сысоев, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Материалы X межд. науч. конф. «Химия твердого тела: наноматериалы, нанотехнологии», 17-22 окт. 2010 г., Ставрополь, Россия. - Ставрополь: Изд-во СевКавГТУ. - 2010. - С. 153 - 155.

А34. Ирха, В. А. Кинетика электронно-стимулированного роста аморфных углеродных нановискеров и их геометрические особенности / В. А. Ирха, В. Н. Лозовский, С. Н. Чеботарев // Материалы межд. науч.-практ. конф. «Нанотехнологии функциональных материалов», 22-24 сент. 2010 г., Санкт-Петербург, Россия. - СПб.: Изд-во СПбПУ. - 2010. - С. - 219 - 220.

А35. Ирха, В. А. Физическая и математическая модели кинетики роста углеродных нановискеров при воздействии пучка высокоэнергетичных электронов /

B. А. Ирха, В. Н. Лозовский, С. Н. Чеботарев // Материалы межд. семинара «Физико-математическое моделирование систем», 26-27 нояб. 2010 г., Воронеж, Россия. - Воронеж: Изд-во ВГТУ. - 2010. - С. 119 - 126.

А36. Лунин, Л. С. Моделирование зарождения германиевых квантовых точек на кремнии при градиентной ионно-лучевой кристаллизации / Л. С. Лунин,

C. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, Л. Н. Болобанова, С. А. Дудников // Материалы XI межд. науч. конф. «Химия твердого тела: наноматериалы, нанотехнологии», 22-27 апр. 2012 г., Ставрополь, Россия. - Ставрополь: Изд-во СевКавГТУ. - 2012. -С. 139-141.

А37. Лунин, Л. С. Методы получения оптоэлектронных наноструктур / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, М. Л. Лунина // Материалы межд. науч. конф. «Химия твердого тела: наноматериалы, нанотехнологии», 22-27 апр. 2012 г., Ставрополь, Россия. - Ставрополь: Изд-во СевКавГТУ. - 2012. - С.14-26.

А38. Лунин, Л. С. Эволюция наноструктур германия на кремнии при ионно-лучевой кристаллизации / Л. С. Лунин, С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко, М. Л. Лунина // Труды межд. науч. конф. «Новые технологии в материаловедении, информационных системах, электронике, энергетике, экономике, экологии», 14-17 мая 2012 г., Кременчуг, Украина. - Кременчуг: Изд-во КУЭИТУ. 2012. - С. 20 - 22.

А39. Чеботарев, С. Н. Моделирование и анализ ионно-лучевой кристаллизации квантовых точек германия на кремнии / С. Н. Чеботарев, Л. С. Лунин, А. С. Пащенко // Материалы межд. науч.-практ. конф. «Нанотехнологии функциональных материалов», 27-29 июня 2012 г.— СПб.: Изд-во политехи, ун-та. - 2012. - С. 790 - 792.

А40. Чеботарев, С. Н. Фотоэлектрические преобразователи на

гетероструктурах с квантовыми точками / С. Н. Чеботарев, А. С. Пащенко // Материалы всерос. конф. «Физика полупроводников и наноструктур, полупроводниковая опто - и наноэлектроника», 11-12 окт. 2012 г., Новочеркасск, Россия. - Новочеркасск: Изд-во «Лик». - 2012. - С. 20 - 28.

А41. Чеботарев, С. Н. Ионно-лучевая кристаллизация нанокластеров Ge/Si / С. Н. Чеботарев // Материалы межд. симп. «Физика бессвинцовых пьезоактивных и родственных материалов (анализ современного состояния и перспективы

развития)», 2-6 сент. 2013 г., п. Лоо, Россия. - Ростов-на-Дону: Изд-во СКНЦ ВШ ЮФУ. - 2013. - Вып. 2. - Т. 2. - С. 269 - 272.

А42. Лунин, Л.С. Ионно-лучевая кристаллизация наногетероструктур Ge-QD/Si для фотопреобразователей / Лунин Л.С., Чеботарев С.Н., Пащенко А.С., Лунина М.Л. // Материалы I межд. форума «Возобновляемая энергетика: пути повышения энергетической и экономической эффективности», 22-23 окт. 2013 г., Москва, Россия. - Москва: ОИВТ РАН. - 2013. - С. 261 - 265.

А43. Чеботарев, С. Н. Ионно-стимулированное формирование нанокластеров Ge/Si / С. Н. Чеботарев // Материалы III межд. симпозиума «Физика бессвинцовых пьезоактивных и родственных материалов», 2-6 сент. 2014 г., п. Лоо. - Ростов-на-Дону: Изд-во МАРТ.-2014.-Т. 1. - С. 332- 335.

А44. Чеботарев, С. Н. Особенности ионно-лучевой кристаллизации наногетероструктур InAs-QD/GaAs для фотопреобразователей с промежуточной энергетической подзоной / С. Н. Чеботарев, Л. С. Лунин, А. С. Пащенко, В. А. Ирха, М. Л. Лунина // Материалы II межд. форума «Возобновляемая энергетика: пути повышения энергетической и экономической эффективности», 10-11 нояб. 2014 г., Москва, Россия. - Москва: ОИВТ РАН. - 2014. - С. 440 - 444.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Андреев, В. М. Гетероструктурные солнечные элементы / В. М. Андреев // Физика и техника полупроводников. - 1999. - Т. 33. - Вып. 9. - С. 1035-1038.

2. Лантратов, В. М. Высокоэффективные двухпереходные GalnP/GaAs солнечные элементы, полученные методом МОС-гидридной эпитаксии / В. М. Лантратов, Н. А. Калюжный, С. А. Минтаиров, Н. X. Тимошина, М. 3. Шварц,

B.М.Андреев // Физика и техника полупроводников. - 2007. - Т. 41. - Вып. 6.-

C. 751-755.

3. Shockley, W. Detailed balance limit of efficiency of p-n junction solar cells / W. Shockley, H. J. Queisser // Journal of Applied Physics. - 1961. - Vol 32.-№ 3.-P. 510-520.

4. Алфёров, Ж. И. Тенденции и перспективы развития солнечной фотоэнергетики / Ж. И. Алфёров, В. М. Андреев, В. Д. Румянцев // Физика и техника полупроводников. - 2004. - Т. 38. - Вып. 8. - С. 937-948.

5. Geisz, J. F. High-efficiency GalnP/GaAs/InGaAs triple-junction solar cells grown inverted with a metamorphic bottom junction / J. F. Geisz, S. Kurtz, M. W. Wanlass, J. S. Ward, A. Duda, D. J. Friedman, J. M. Olson, W. E. McMahon, Т. E. Moriarty, J. T. Kiehl // Applied Physics Letters. - 2007. - Vol. 91. - № 2. - P. 023502.

6. King, R. R. 40% efficient metamorphic GalnP/GalnAs/Ge multijunction solar cells / R. R. King, D. C. Law, К. M. Edmondson, С. M. Fetzer, G. S. Kinsey, H. Yoon, R. A. Sherif, N. H. Karam // Applied Physics Letters.-2007.-Vol. 90,-№ 18.-P. 183516.

7. Luque, A. General equivalent circuit for intermediate band devices: potentials, currents and electroluminescence / A. Luque, A. Marti, C. Stanley, N. Lopez, L. Cuadra,

D. Zhou, J. L. Pearson, A. McKee // Journal of Applied Physics. - 2004. - Vol. 96. -№ 1. - P. 903-909.

8. Nozik, A. J. Quantum dot solar cells / A. J. Nozik // Physica E. - 2002. -Vol. 14.-№ 1-2.-P. 115-120.

9. Блохин, С. А. Фотоэлектрические преобразователи AlGaAs/GaAs с массивом квантовых точек InGaAs / А. Ф. Сахаров, А. М. Надточий, А. С. Паюсов, М. В. Максимов, Н. Н. Леденцов, А. Р. Ковш, С. С. Михрин, В. М. Лантратов, С. А. Минтаиров, Н. А. Калюжный, М. 3. Шварц // Физика и техника полупроводников. - 2009. - Т. 43. - Вып. 4. - С. 537-542.

10. Hwang, J. Thermal emission in type-II GaSb/GaAs quantum dots and prospects for intermediate band solar energy conversion / J. Hwang, A. J. Martin, J. M. Millunchick, J. D. Phillips // Journal of Applied Physics. - 2012. - Vol. 111. - № 7. - P. 074514.

11.Luque, A. Increasing the efficiency of ideal solar cells by photon induced transitions at intermediate levels / A. Luque, A. Marti // Physical Review Letters. —

1997. - Vol. 78. - № 26. - P. 5014-5017.

12. Буравлев, А. Д. Исследование фотоэлектрических свойств массивов нитевидных нанокристаллов GaAs:Be / А. Д. Буравлев, В. Н. Неведомский, Е. В. Убыйвовк, В. Ф. Сапега, А. И. Хребтов, Ю. Б. Самсоненко, Г. Э. Цырлин,

B.М.Устинов // Физика и техника полупроводников. - 2013. - Т. 47. - Вып. 8.—

C. 1033-1036.

13. Романов, В. В. Особенности формирования наноразмерных объектов в системе InSb/InAs методом газофазной эпитаксии из металлорганических соединений / В. В. Романов, П. А. Дементьев, К. Д. Моисеев // Физика и техника полупроводников. - 2013. - Т. 47. - Вып. 3. - С. 420-425.

14. Kuznetsov V. V. Thermodynamic restrictions of LPE of bismuth-containing A3B5 solid solutions / V. V. Kuznetsov, E. A. Kognovitskaya, E. R. Rubtsov // Journal of Non-Crystalline Solids. - 2008. - Vol. 354. - № 35-39. - P. 4375^4379.

15. Verna, V. B. Patterned quantum dot molecule laser fabricated by electron beam lithography and wet chemical etching / V. B. Verma, U. Reddy, N. L. Dias, K. P. Bassett, X.Li, J.J.Coleman // Journal of quantum electronics. - 2010. - Vol. 46.-№ 12. -P. 1827-1833.

16. Krikorian, E. Epitaxial deposition of germanium by both sputtering and evaporation / E. Krikorian, R. J. Sneed // Applied Physics Letter. - 1966. - Vol. 37.-№ 10.-P. 3665-3668.

17. Xue, G. Epitaxial Si(001) grown at 80-750 °C by ion-beam sputter deposition: Crystal growth, doping, and electronic properties / G. Xue, J. E. Greene // Journal of Applied Physics. - 1996.-Vol. 80,- №2. -P. 769-780.

18. Aleksnadrov, L.N. Heteroepitaxy of germanium thin films on silicon by ion sputtering / L. N. Aleksandrov, R. N. Lovyagin, O. P. Pchelyakov, S. I. Stenin // Journal of Crystal Growth. - 1974. - Vol. 24-25. - P. 298-301.

19. Wang, X. S. Effect of ion sputtering on Ge epitaxy on GaAs(llO) / X. S. Wang, J. Brake, R. J. Pechman, J. H. Weaver // Applied Physics Letters. - 1996. - Vol. 68. -№ 12.-P. 1660-1662.

20. Yoshihiro, T. Properties of GaAsi_xPx epitaxial films prepared by ion beam sputter deposition / T. Yoshihiro, I. Tadatugu // Electronics and Communications in Japan. - 1992. - Vol. 75 - P. 97-106.

21. Facsko, S. Self-organized quantum dot formation by ion sputtering / S. Facsko, T. Dekorsy, С. Trappe, H. Kurz // Microelectronic Engineering. - 2000. - Vol. 53.-P. 245-248.

22. Dvurechenskii, A. V. Ge/Si quantum dot nanostructures grown with low-energy ion beam-epitaxy / A. V. Dvurechenskii, J. V. Smagina, R. Groetzschel, V. A. Zinoviev, V. A. Armbrister, P.'L. Novikov, S. A. Teys, A. K. Gutakovskii // Sruface&Coating Technology. - 2005. - Vol. 196. - P. 25-29.

23. Itano, M. Particle removal from silicon wafer surface in wet cleaning process / M. Itano, F. W. Kern, M. Miyashita, T. Ohmi // Semiconductor Manufacturing. - 1993. -Vol. 6.-P. 258-267.

24. Pramatorova, L. D. Preparation of GaAs substrates for MBE / L. D. Pramatorova, E. B. Savova, G. M. Minchev, M. G. Mihailov // Crystal Research and Technology. - 1988. - Vol. 23. - P. 11-15.

25. Cho, A. Y. Surface structures and photoluminescence of molecular beam epitaxial films of GaAs / A. Y. Cho, I. Hayashi // Solid-State Electronics. - 1971.-Vol. 14.-P. 125-132.

Подписано в печать 27.02.2015 г. Формат 60x90/16 Тип бумаги - офисная. Печать цифровая. Тираж 100 экз. Заказ №26.

Южный научный центр РАН 344006, г. Ростов-на-Дону, пр. Чехова, 41 Отпечатано в редакционно-издательском отделе ЮНЦ РАН