Тонкие структурные особенности напряженных гетероструктур тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Физический институт им. П. Н. Лебедева РАН

На правах рукописи

МАРТОВИЦКИИ ВИКТОР ПЕТРОВИЧ

Тонкие структурные особенности напряженных гетер о структур

01.04.07 - физика конденсированного состояния

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва, 2012 г.

/ - г I

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Физическом институте им. П.Н. Лебедева РАН

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор В.Т. Бублик (НИТУ МИСиС) доктор физико-математических наук, профессор В.Н. Неволин (ФИАН РАН) доктор физико-математических наук, профессор В.Ф. Шамрай (ИМЕТ РАН)

Ведущая организация - Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физики твердого тела РАН

Защита диссертации состоится "_"_2012 года в_часов на

заседании диссертационного совета Д 002.023.03 Федерального государственного бюджетного учреждения науки Физическом институте им. П.Н. Лебедева РАН по адресу: 119991, Москва, Ленинский проспект, 53.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института. Автореферат разослан "_"_2012 года.

/

/

Ученый секретарь диссертационного совета, доктор физико-математических наук, профессор /

..С. Шиканов

РОССИЙСКАЯ ГОСУДАРСТВЕННАЯ

БИБЛИОТЕКА _2012

Общая характеристика работы

Актуальность. Эффективность исследований в области физики твердого тела тесно связана с использованием новых материалов, с повышением чистоты исходных веществ и с усовершенствованием методов получения монокристаллов, эпитаксиапьных слоев и сверхрешеток. Например, открытие в 1986 году купратных высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) позволило в течение нескольких лет повысить значение температуры сверхпроводящего перехода (Тс) более чем на 110 К, тогда как после открытия явления сверхпроводимости Камерлинг-Оннесом в 1911 за последующие 75 лет значение Тс возросло менее чем на 20 К. Основной платой за такое повышение Тс стала необходимость работы со сложными соединениями. Сложный состав купратных ВТСП и необходимость управления регулярным ансамблем точечных дефектов для возникновения квантового явления сверхпроводимости требует совместных усилий физиков и материаловедов для достижения воспроизводимых результатов.

Дело в том, что в купратных ВТСП не выполняется условие неизменности самого материала, что было убедительно показано методами сканирующей туннельной микроскопии и спектроскопии'. Во всех исследованных этими методами материалах были выявлены микронеоднородности размерами от одного до нескольких десятков нанометров. В настоящее время большинство исследователей сходятся в том, что физика ВТСП - это физика легированных Мотг-изоляторов2. В этой модели предпринимаются попытки описать основные свойства ВТСП процессами, происходящими в плоскостях Си02. Такой подход не может ответить на вопрос: почему в одни Мотг-изоляторы могут быть введены только дырки, а в другие - только электроны. Это можно понять при учете несоответствия длин связей в двух чередующихся вдоль оси с структурных блоков при их объединении в единую структуру ВТСП: жесткого со структурой перовскита и мягкого со структурой хлористого натрия или флюорита. То есть, при учете внутренних напряжений, величину которых можно оценить по изменению длины сильнейшей связи Си-0(1) в а^-плоскости при приложении внешнего давления. Важная роль внутренних напряжений в явлении высокотемпературной сверхпроводимости стала еще более очевидной после исследований Реве, принадлежащего к недавно открытому классу ВТСП на основе железа. В этом соединении отсутствует второй структурный блок и температура сверхпроводящего перехода равна всего 8 К, но при приложении внешнего давления в 36 кБар она возрастает до 37 К3.

Возрастание внутренних напряжений является основной тенденцией в расширении диапазона свойств уже известных полупроводниковых систем. Для высокоскоростных транзисторов на основе 511.х0ех/81(001) требуется введение в состав эпитаксиального слоя не менее 50% германия. Вхождение 40-50% кадмия в решетку гп^Сс^е позволяет сдвинуть длину волны лазерного излучения из синей области спектра в зеленую область спектра, а 30-40% индия в Оа^ПдАв сдвигает длину волны лазера в область 1200-1300 нм, которая имеет наименьший коэффициент поглощения в световодах. Однако введение таких концентраций легирующих элементов вынуждает выращивать структуры в метастабильной области роста, когда уже превышена равновесная критическая толщина генерации дислокаций несоответствия, но их размножения еще не происходит благодаря кинетическому барьеру. Для этого в методе молекулярно пучковой эпитаксии (МВЕ) используются все более низкие

температуры роста, как можно более чистые исходные материалы и все более высокий вакуум. И, тем не менее, даже в таких условиях получения часть образцов с такой концентрацией легирующего элемента не люминесцирует или длина волны лазерного излучения сдвинута в нежелательную область.

Предельным случаем метастабильного роста является получение самоформирующихся квантовых точек (КТ), образующихся по механизму Странского-Крастанова. Рассмотрим это на примере КТ германия. Германий вблизи вершин островков имеет практически релаксированную структуру и выигрыш в упругой энергии превышает проигрыш в поверхностной энергии при потере плоского фронта роста4. В лучших образцах этот процесс происходит без генерации дислокаций. Но концентрация германия в КТ понижается до 30-50% в зависимости от температуры выращивания. Как правило, это связывается с повышенной диффузией кремния из напряженных участков вблизи оснований островков5. Но исчерпывается ли такое понижение концентрации германия лишь ростовой фазой образования островков или оно продолжается и в процессе послеростовой диффузии? Тем более что нанесение покровного слоя кремния еще больше понижает концентрацию германия в островках, приводя к возрастанию диаметра основания островков и уплощению их вершин. С понижением температуры выращивания от 700 до 370 °С концентрация германия в КТ возрастает, но при более низких температурах 350 - 250 СС зафиксировано образование КТ вершинами вниз6, которое имеет явно диффузионную природу без появления дислокаций. Поскольку диффузия германия ускоряется в присутствии вакансий7, то вполне можно допустить, что именно вакансии ответственны за возросшую послеростовую диффузию германия.

Таким образом, в напряженных гетероструктурах, выращиваемых на самых лучших в мире установках МВЕ или из паровой фазы металлоорганических соединений, можно предположить смещение центра тяжести дефектообразования от дислокаций к точечным дефектам. Это новая реальность на современном этапе развития физики твердого тела. Но исследование структурными методами тонких квантовых ям с вакансиями крайне затруднено. Во-первых, из-за малой интенсивности дифрагированного излучения, которая для ямы толщиной 5-6 нм на четыре порядка меньше интенсивности пика подложки. А во-вторых, из-за низкой равновесной концентрации вакансий в кремнии, составляющей по разным оценкам около 5х1013 см"3 8. Поэтому возрастание на три-четыре порядка неравновесной концентрации вакансий не будет оказывать никакого заметного влияния на форму или интенсивность дифракционного пика от квантовой ямы. По нашему мнению, именно по этой причине, возрастание неравновесной концентрации вакансий до сих пор ускользало от внимания большинства исследователей.

В то же время концентрация оборванных связей порядка 1016 см-3 и более оказывает заметное влияние на люминесцентные характеристики квантовых ям SiGe. Существует разрыв примерно в два-три порядка между порогами чувствительности люминесцентных и структурных методов исследования. Выходом из этой ситуации могло бы стать применение непрямых структурных методов обнаружения повышенной концентрации вакансий, основанных на свойствах самих вакансий.

Таким образом, очень небольшие изменения структуры в материалах купратных ВТСП, полупроводниковых эпитаксиальных слоях, периодических структурах и сверхрешетках могут приводить к заметным изменениям их физических свойств.

Поэтому полученные в работе результаты структурных исследований напряженных гетероструктур являются актуальными.

Целью работы является исследование эволюции структурных и физических свойств совершенных монокристаллов висмут-содержащих ВТСП с ростом величины несоответствия в длинах связей двух структурных мотивов, а также в полупроводниковых эпитаксиальных слоях, периодических структурах и сверхрешетках Sii_„GeK/Si(001), Zn, .KCdxSe/GaAs(001) и GabxInKAs/GaAs(001) с ростом напряжений несоответствия.

В ходе работы решались следующие основные задачи:

-выявление ключевого структурного свойства купратных ВТСП, каковым является несоответствие длин связей двух структурных блоков, и его изменение с концентрацией носителей заряда;

-нахождение взаимосвязи структурных и сверхпроводящих свойств в монокристаллах низкотемпературной фазы висмут-содержащих ВТСП Bi2201;

-изучение зависимости сверхпроводящих свойств от регулярных дефектных конфигураций в сильно напряженных монокристаллах Bi2201, легированных лантаном;

-выявление пониженной концентрации легирующего элемента, вхождение которого увеличивает упругую энергию несоответствия с подложкой, на первых нанометрах роста напряженного эпитаксиального слоя;

-разработка непрямых методов наблюдения повышенной концентрации вакансий, основанных на свойствах самих вакансий: повышенной диффузии и тенденции к выходу на ростовую поверхность или конденсации в микропоры, которые могут приводить к хрупкому растрескиванию образцов;

-обнаружение микротрещин в напряженных образцах на двумерных картинах обратного пространства вблизи асимметричных рефлексов и на двумерных картинах Х-У сканирования;

-выявление заметной послеростовой диффузии из-за повышенной концентрации неравновесных вакансий в периодических структурах и сверхрешетках с квантовыми точками Ge(Si);

-выявление гигантской диффузии в барьерные слои кадмия, не вошедшего в квантовые ямы, в бездислокационных периодических структурах Zn1.xCdxSel.ySy/ZnSe|. 2SZ (0.3<х<0.5, у=0.04, zM).065);

-выявление моноклинной деформации в противоположных направлениях решеток квантовых ям (КЯ) и барьерных слоев, выросших на подложках GaAs(OOl), разориентированных на 10° к (111), и использование этой особенности для оценки диффузионного размытия КЯ и частичного разложения состава барьерных слоев Zn,. xMgxSe,.ySy.

Научная новизна работы состоит в том, что в ней получены новые результаты, которые сложно объяснить в рамках широко распространенной в последние 7-8 лет модели купратных ВТСП как легированных Мотт-изоляторов. Эти результаты хорошо согласуются с представлением материалов ВТСП как напряженных гетероструктур с атомными размерами чередующихся вдоль оси с двух структурных мотивов, причем величина изменения напряжений равносильна изменению внешнего давления от 0 до 50 кБар при изменении концентрации носителей от 0.2 до 0 дырок на один атом меди.

Получены также данные, свидетельствующие о том, что общепринятая двумерная фазовая диаграмма зависимости температуры сверхпроводящего перехода от концентрации носителей Тс-р на самом деле трехмерна и зависит также от различных регулярных дефектных конфигураций.

В напряженных гетероструктурах Si|.xGex/Si(001), Zni.xCd„Se /GaAs(OOl) 10° off и Ga|.xInxAs/GaAs(001) обнаружена неизвестная ранее стадия возрастания на несколько порядков неравновесной концентрации вакансий, которая в наиболее совершенных образцах реализуется еще до генерации дислокаций несоответствия. Повышенная концентрация вакансий может приводить к гигантской диффузии элементов через границы раздела на десятки или даже сотню нанометров при температуре выращивания образцов 300 °С методом МВЕ. Конденсация неравновесных вакансий в микропоры может вызывать хрупкое растрескивание образцов. В эпитаксиальных слоях Si|_„Gex/Si(001) трещины проникают и в подложку, тогда как в периодических структурах с квантовыми точками Ge(Si) трещины не распространяются в подложку.

В периодических структурах А2В6, выращенных на подложках GaAs(OOl), разориентированных на 10° в направлении [111], обнаружено противоположное направление моноклинизации решеток квантовых ям ZnSe и барьеров Zni_xMgxSe|.ySy. Это позволило разработать методику выявления неоднородностей состава в квантовых ямах при сравнении кривых качания на рефлексах (444) и (444), а также обнаружить частичное разложение состава барьерных слоев с выпадением фазы, имеющей параметр решетки, близкий к параметру решетки подложки.

Практическая ценность работы состоит в том, что разработанная методика раздельного определения компонент модуляционного вектора в монокристаллах ВТСП Bi2201 и установленная с ее помощью линейная зависимость как между углом моноклинной сверхрешетки и значением Тс, так и между компонентами модуляционного вектора qc и дь, позволяет по струюурным характеристикам отбирать сверхпроводящие и несверхпроводящие монокристаллы Bi2201 для дорогостоящих экспериментов в высоких магнитных полях вплоть до 50 тесла. Сверхпроводящие и несверхпроводящие образцы Bi2201, отобранные по структурным исследованиям, в течение 10 лет исследовались в высоких магнитных полях С.И. Веденеевым в Гренобле, Франция.

Разработанная методика определения концентрации легирующего элемента и толщины тонких квантовых ям (5-10 нм) с толстым покровным барьерным слоем при сочетании записи кривых качания на симметричном рефлексе (004) и рефлектометрических кривых при малых углах падения рентгеновских лучей на образец (в<2°) позволяет повысить точность измерений как минимум на порядок. Методика сертифицирована Российской корпорацией нанотехнологий «Роснано».

Обнаружение и визуализация микротрещин в напряженных эпитаксиальных слоях Si|_xGex/Si(001) и сверхрешетках с квантовыми точками Ge(Si) позволяет, во-первых, отбирать фрагменты структур без трещин, и, чо-вторых, уменьшить число самих трещин за счет оптимизации ростовых условий. Это, несомненно, приведет к повышению качества приборов и устройств, использующих слои Sii.„Gex/Si(001) и сверхрешетки Ge(Si) в качестве активных элементов.

Обнаруженная в настоящей работе гигантская диффузия металлов в напряженных периодических структурах А2В6 и связанное с нею частичное разложение состава

барьерных слоев дает ключ к оптимизации характеристик лазеров с электронной накачкой с длиной волны в синей и зеленой областях спектра.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Впервые объяснены линейная зависимость между температурой сверх-

проводящего перехода Тс и углом моноклинной сверхрешетки в монокристаллах Bi2+ISr2.xCu06+6 (Bi2201), возникновение двух типов сверхрешеток и появление подвижного междоузельного кислорода в легированных лантаном монокристаллах Bi2201 при рассмотрении структур купратных ВТСП как напряженных сверхрешеток атомных размеров.

2. В упруго напряженных эпитаксиальных слоях и сверхрешетках Si|.xGeM/Si(001)>

обнаружена неизвестная ранее стадия роста еще до появления дислокаций несоответствия, характеризующаяся возрастанием на несколько порядков неравновесной концентрации вакансий.

3. Показано, что периодические структуры с квантовыми точками (КТ) Ge(Si)/Si(001),

полученные при напылении нескольких монослоев германия, являются наилучшими объектами для выявления в них послеростового диффузионного размытия нижних слоев Ge(Si) за время роста верхних периодов, а также что степень диффузии германия зависит от стабильности испарения германия и диффузионное размытие КТ уменьшается при их формировании из твердого раствора Sio.7Geo.3-

4. Обнаружено, что накопление в адсорбционном слое избыточного кадмия в

напряженных периодических структурах [(Zno.5Cdo.5Seo.9iSo.04 4нм + ZnSe0.93S0.07 200 нм)х20] /GaAs(OOl) 10° off, выращенных методом МВЕ при 300 °С, приводит к диффузии его в барьерные слои на многие десятки нанометров без каких-либо признаков возрастания дислокаций несоответствия.

5. Обнаружен эффект моноклинизации в противоположных направлениях решеток

квантовых ям и барьеров А2В6, выращенных на подложках GaAs, разориентированных на 10° в направлении [111]. Это эффект позволяет выявлять неоднородности в КЯ ZnSe и Cd[.xZn,S при сравнении кривых качания асимметричных рефлексов (444) и (334), а также частичное разложение состава барьерных слоев Zn^MgnSei.ySy с образованием фазы, имеющей параметр решетки, близкий к параметру решетки подложки.

6. Разработаны дополнительные методики рентгеновской дифрактометрии,

основанные на тонких структурных особенностях каждой конкретной исследованной системы, для лучшего выявления этих самых особенностей.

Публикации. Перечень публикаций, раскрывающих основное содержание работы, содержит 36 печатных работ, в том числе 24 научных статьи в рецензируемых журналах, рекомендованных ВАК, и 18 тезисов в трудах конференций.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Общий объем работы составляет 211 страниц, включая 166 рисунков, 5 таблиц и список литературы из 206 наименований.

Основное содержание работы.

Во введении обоснована актуальность темы, непосредственно вытекающая из общей тенденции развития физики твердого тела в сторону использования все более сложных по составу и структуре монокристаллов высокотемпературных сверхпроводников или все более тонких напряженных активных слоев в полупроводниковых периодических структурах или сверхрешетках.

В первой главе кратко описаны пять методик, позволяющих проводить комплексное исследование структурных характеристик слоистых монокристаллов и эпитаксиальных слоев, периодических структур и сверхрешеток, реализуемых на рентгеновском дифрактометре Panalytical X'pert Pro MRD Extended благодаря высокой интенсивности монохроматизированного излучения, высокому угловому разрешению дифрактометра (0.0001°), использованию третьего кристалла-анализатора и автоматизации измерений. Рентгеновское зеркало в сочетании с 4-х кристальным германиевым монохроматором (220) позволяет повысить интенсивность монохроматизированного излучения примерно в 20 раз до 26 млн. имп/сек с расходимостью 12". А первичный гибридный монохроматор, в едином блоке которого рентгеновское зеркало сочетается с 2-х кратным отражением (220) германия, дает интенсивность 400 млн. имп/сек с расходимостью 25". Это позволяет исследовать эпитаксиапьные слои, толщина которых составляет всего несколько нанометров.

f

COIfDtfS а,

1М-

ОлечаЯППаП

Рис. 1. Неопределенность определения концентрации германия по кривым качания (004) в слое $Юе толщиной около 5 нм с покровным слоем $1 толщиной около 99 нм в образце №1256. Нижняя красная расчетная кривая для состава Sio.896Geo.iw 5 нм + 99 нм; верхняя - Si0.90eGe0.092 5.5 нм + Б! 98.5 нм.

Запись кривых качания образца на симметричных и асимметричных рефлексах в сочетании с записью кривых качания кристалла-анализатора в положениях образца, соответствующих максимумам интенсивностей пиков подложки и эпитаксиального слоя, позволяет вычислить параметры решетки эпитаксиального слоя перпендикулярно (Ла±) и параллельно (Дац) плоскости срастания с подложкой, по которым можно определить степень релаксации напряжений несоответствия и концентрацию легирующего элемента. В сверхрешетках по положениям и интенсивностям сателлитных рефлексов можно определять период сверхрешетки и величину его разброса.

В тонких эпитаксиапьных слоях (5-10 нм) ширина кривой качания становится настолько широкой, что изменения концентрации легирующего элемента и толщины эпитаксиального слоя становятся взаимозаменяемыми (рис. 1). Поэтому для повышения точности определения состава эпитаксиального слоя желательно определять его толщину независимым методом по угловому положению затухания на рефлектометрической кривой.

Рис. 2. Определение толщины тонкого эпитаксиального слоя SiGe в образце №1256 по угловому положению затухания интенсивности рефлектометрических максимумов.

Поскольку коэффициент преломления рентгеновских лучей в твердых телах меньше единицы в пятом или шестом десятичном знаке, то при углах падения, меньше критического (0С Si=0.22°), наблюдается полное внешнее отражение рентгеновских лучей. При больших значениях углов рентгеновские лучи частично проникают в образец и отражаются на границах с разной электронной плотностью, давая систему рефлектометрических максимумов и минимумов, по которым можно определять толщины слоев, степень шероховатости ростовой поверхности или диффузионного размытия границ раздела. На рефлектометрической кривой образца с тонкой квантовой ямой и толстым покровным слоем в системе рефлектометрических максимумов от общей толщины структуры появляются затухания, по которым можно с точностью до 0.1 нм определить толщину ямы (рис. 2). Затухание является следствием изменения на 180° фазы отраженной волны на границе с большей электронной плотностью.

Еще одним эффективным методом исследования эпитаксиальных структур является запись кривых качания в скользящей геометрии дифракции за счет сочетания наклона образца от вертикали на угол \|/ и использования асимметричных рефлексов (рис. 3). Он позволяет плавно уменьшать глубину проникновения (t) рентгеновских лучей в образец за счет возрастания угла асимметрии (<р) отражающей плоскости, которая выражается формулой:

, = cosy [sin(6>B - <р) х sin(ga + g>)] х ln(1 _ /i[sm09e -p) + sin(0fl +р)]

где вв - угол дифракции, ц - линейный коэффициент поглощения, а 0(1) - часть от общего дифрагированного излучения. Поскольку в большинстве исследованных нами образцов дислокации несоответствия отсутствовали (Да^О), то угол наклона отражающей плоскости к ростовой поверхности выбирался в диапазоне углов ц/=45— 81 ° для того, чтобы была возможность разделить пики от подложки и эпитаксиальных слоев за счет вклада Дах. Расчеты показывают, что при уменьшении угла падения от 9В до со«0.6° глубина проникновения излучения Си Кв уменьшается в 20-50 раз в зависимости от выбранного рефлекса в скользящей геометрии дифракции.

Рис. 3. Скользящая геометрия дифракции для плавного уменьшения глубины проникновения рентгеновских лучей за счет сочетания наклона образца на угол \|/ от вертикали и изменения угла асимметрии <р отражающей плоскости.

Сложность применения метода скользящей дифракции с использованием асимметричной отражающей плоскости связана с тем, что с возрастанием угла асимметрии (<р) уменьшается значение угла между отражающей плоскостью и ростовой поверхностью. В результате чего часто не удается найти дифракционный пик. Поэтому для каждого выбранного рефлекса в скользящей геометрии необходимо сначала найти дифракционный пик подложки в симметричном положении. И лишь затем постепенно увеличивать угол асимметрии.

Для исследования тонких структурных особенностей монокристаллов и эпитаксиальных слоев хорошо подходит метод получения фрагментов обратного пространства вблизи выбранного рефлекса. Для этого в трехкристапьной геометрии записывается от 50 до 150 кривых качания (26-<в)-сканирования со сдвигом по шкале со каждой следующей кривой на одну и ту же величину, например, на Д<в=0.0005°, которые интегрируются программой Paralytica! Epitaxy в двумерную область. В обратном пространстве (26-ы}-сканирование называется радиальным сканированием с постоянно возрастающим значением вектора обратной решетки q. А со-сканирование соответствует повороту обратной решетки в перпендикулярном направлении (рис. 4). При записи каждой отдельной кривой качания в детекторе после кристалла-анализатора заметная интенсивность наблюдается только в том случае, когда

одновременно и фрагмент образца находится под углом 9В, и кристалл-анализатор находится под углом 29в.

Рис. 4. Слева: получение фрагмента обратного пространства вблизи выбранного рефлекса (004) при объединении нескольких десятков кривых (28—.в) сканирования. Справа: Фрагмент двумерной картины обратного пространства вблизи рефлекса (004) образца №1113 со слоем Si0.95Ge0.05 толщиной 60 нм и покровным слоем Si толщиной 30 нм

Если кристаллические плоскости эпитаксиального слоя разориентированы относительно тех же самых плоскостей подложки, то максимум пика эпитаксиального слоя будет иметь другое значение по шкале обратной решетки QK по сравнению с максимумом подложки, тогда как разница в межплоскостных расстояниях приводит к разнице в компоненте Qr На рис. 4, справа приведен фрагмент обратного пространства вблизи рефлекса (004) образца №1113 со слоем Sio.95Geg.05 толщиной 60 нм и покровным слоем Si толщиной 30 нм. Пик от эпитаксиального слоя SiGe сдвинут в сторону меньших значений Qy из-за большего значения параметра решетки и уширен по этой же оси из-за малой толщины, но по оси Q, имеет примерно то же самое значения, что и у пика подложки. Интенсивность пика подложки примерно на три порядка больше, чем у пика слоя.

вании в прямом пространстве при различных углах падения рентгеновских лучей на образец вблизи брэгговского угла.

Дифрактометр Panalytical MRD позволяет получать двумерные области по любым двум другим осям благодаря полной автоматизации процесса измерений и независимости вращений и перемещений образца по всем осям. При исследовании эпитаксиальных слоев полезная информация наблюдается на картинах Х-У сканирования образца в прямом пространстве (рис. 5).

Во второй главе обосновывается, что сложившееся в последние годы представление о купратных ВТСП как о легированных Мотт-изоляторах не учитывает очень важную структурную особенность этих соединений, которая, по нашему мнению, играет ключевую роль в явлении высокотемпературной сверхпроводимости. На рис.6 приведена "универсальная" фазовая диаграмма, которая приведена в обзорах9'*1

На рис. 7 приведены структуры Nd2Cu04 (NCO) и La2Cu04(LC0), соответствующие нулевой концентрации носителей. Со структурной точки зрения между этими соединениями гораздо больше различий, чем общих черт. В NCO медь находится в центре квадратов, тогда как в LCO - в центре вытянутых вдоль оси с октаэдров. Между соседними слоями из квадратов меди расположены три слоя со структурой флюорита, тогда как между соседними слоями октаэдров расположены два слоя со структурой хлористого натрия. Но главное различие между этими структурами связано с длиной связи d(cu-o) в ¿¡¿-плоскости. В структуре NCO длина связи (1.975 А)10 заметно удлинена по сравнению с длиной связи в ненапряженном соединении СиО (1.940 Ä)"- Тогда как в структуре LCO длина связи d(Cu-o) в ¿»¿»-плоскости (1.9053 А)12 укорочена на 1.8%. В структуре LCO внешнее давление 0.6 GPa уменьшает длину связи Cu-O(l) на 0.2%'', из чего можно предположить, что для ее укорочения на 1.8% необходимо приложить давление 5.4 GPa или 53 кБар. Понятно, что изменение длин

связей происходит при объединении двух различных структурных мотивов в единую структуру.

« 200 I—

3

I

I J 00

с-1

О1-■-

0.3 0.2 0.1 0.0 0.1 Dopant Concentration х

Рис. 6. "Универсальная" фазовая диаграмма купратных ВТСП9.

Nd„ Ce СиО,

2-х х 4

La, Sr СиО

2-х х 4

"Normal" Metal

d (Си-0)= 1.975 » 1.940 d (Cu-0)= 1.905 « 1.940

Рис. 7. Структура КМгСиО« (слева), в слои СиСь которой (квадраты) могут быть введены только электроны, и структура La^CuO^ (справа), в слои СиОг которой (горизонтальная плоскость в октаэдрах) могут быть введены только дырки.

Внутренние напряжения являются необходимым условием для стабилизации при температуре синтеза (=1000 °С) катиона Сиу' с меньшим ионным радиусом по сравнению с Си2+ в соединении La2.xSrKCu04 и катиона Си+ в структуре Nd2.„CevCu04 для соблюдения электронейтральности кристаллической молекулы. Именно по этой причине в структуре NCO слои Си02 могут быть допированы только электронами, а в

13

структуре ЬСО - только дырками. Со структурной точки зрения, на фазовой диаграмме, приведенной на рис. 6, не соблюдается принцип непрерывности, поскольку для концентрации носителей р=Ю по обе стороны диаграммы расположены не только различные структурные типы, но в них и существенно различные длины связей Си-0(1).

Следствием слишком большого расхождения длин связей Си-0 и В ¡-О в висмутсодержащих ВТСП является внедрение дополнительного междоузельного кислорода (5=0.2) в двойные слои (ВЮ)2, приводящего к существованию несоразмерной модулированной сверхрешетки'4. В низкотемпературной фазе В12+*8г2.хСи06+б (В12201) с одним слоем Си02 часть позиций стронция занята ионами висмута для частичной компенсации избыточного отрицательного заряда от междоузельного кислорода, что приводит к моноклинной сверхрешетке. Нами была разработана методика для раздельного определения компонент модуляционного вектора, суть которой заключается в одновременном измерении межплоскостных расстояний и углов наклона двух сателлитных рефлексов, расположенных по обе стороны от основного рефлекса (0 0 16) (рис. 8)15.

(0 0 17 1)

Рис. 8. Раздельное определение компонент модуляционного вектора при измерении длины двух векторов сателлитных рефлексов и их углов наклона к оси с основной решетки.

Необходимость проведения именно таких измерений вызвана тем, что модулированная сверхрешетка характеризуется меньшим структурным совершенством по сравнению с основной решеткой и часто бывает повернута на небольшой угол вокруг оси а основной решетки, перпендикулярной к вектору модулированной сверхрешегки. Кроме того, усредненная ромбическая решетка также немного моноклинизируется в ту же сторону, что и модулированная сверхрешетка с типичными значениями отклонения от прямого угла на 0.1-н0.5°. Еще одна сложность определения параметров как основной решетки, так и модулированной сверхрешетки связана с тем,

14

что большинство исследованных нами монокристаллов В ¡2201 при толщине всего около 10 мкм состояли из нескольких слоев, эпитаксиально наросших друг на друга. В этих слоях присутствуют двойники по модуляции.

.л*

X

¿Vv

119 120 121 122 123 124 125 126 127 12В 129 130 Угол моноклинной сверхрешетки

Рис. 9. Линейная зависимость между углом моноклинной сверхрешетки и значением Тс в монокристаллах В12201.

0.22

0.215 0.21 л 0.205

сг с 0)

i 0.2

Е

" 0.195

Nonsuperconducting

Superconducting

Ач

0.40 0.43 0.46 0.49 0.52 0.55 0.58 0.61 0.64 0.67 0.70 Componen! qc

Рис. 10. Линейная зависимость между компонентами модуляционного вектора в монокристаллах BÍ2201.

Разработанная нами методика позволила выявить линейную зависимость между углом моноклинной сверхрешетки и значением Тс (рис. 9). Методика позволяет предсказывать значение Тс с точностью до 10% в диапазоне температур от 0 К до 13 К.

За десять лет последующих наблюдений нами не было обнаружено ни одного исключения из этой зависимости.

Линейная зависимость между компонентами ^ и цс продолжается и в

несверхпроводящих кристаллах (рис. 10), что позволило нам подбирать такие

несверхпроводящие образцы, которые были близки к сверхпроводящим кристаллам и

в которых в магнитных полях наблюдались некоторые особенности, характерные для

16

сверхпроводящих кристаллов .

Существование линейной зависимости между компонентами модуляционного вектора и значением Тс объясняется катионными особенностями Ей3* и межслоевыми напряжениями. Висмут, как элемент пятой группы периодической системы Менделеева, имеет пять внешних электронов. Поэтому у катиона В13+ имеется свободная электронная пара, расположенная в пространстве между двумя слоями ВЮ, что увеличивает расстояние между ними до 3.1 А, обеспечивает легкую скалываемость между слоями ВЮ и объясняет анизотропию сопротивления в 4 порядка вдоль оси с и в об-плоскости. А три коротких связи В ¡-О (1.90-^2.32 А) слишком коротки по сравнению с длиной связи Ьа-О в дб-плоскости (2.36 А) для построения структуры типа ЬСО. Поэтому примерно через пять периодов вдоль оси Ь внедряется дополнительный междоузельный кислород, повышающий среднее значение параметра решетки двойного слоя (ВЮ)2 и приводящий к гофрированной структуре всех слоев структуры вдоль этой оси14. Избыточный отрицательный заряд от этого дополнительного кислорода компенсируется частичным замещением катионами висмута позиций стронция, создавая в низкотемпературной фазе В12201 дополнительную периодичность вдоль оси с. В результате чего модулированная структура в В(2201 становится моноклинной, тогда как в фазах В125г2СаСи208+6 (В12212) и В125г2Са2Си30|о+б из-за большой толщины перовскитового блока она остается ромбической. С возрастанием концентрации висмута в позициях стронция уменьшается концентрация носителей на слоях Си02. Следовательно, увеличивается длина связи Си-О17, что вызывает внедрение дополнительной порции междоузельного кислорода для уменьшения межслоевых напряжений. А это изменяет параметры модулированной сверхрешетки и дает возможность предсказывать значения Тс.

Как видно из рис. 9, большинство исследованных кристаллов В12201 имели значения Тс от 4 до 9 К. Это область стабильности фазы В12201. Несверхпроводящие образцы получались с большим трудом и имели малые размеры и худшие структурные характеристики. Тогда как при легировании лантаном область роста совершенных кристаллов заметно расширяется. Поэтому совместно с А. Крапф (университет Гумбольда, Берлин, Германия) нами были получены методом свободного роста из расплава собственного флюса и исследованы монокристаллы В128г2.хЬахСи06+5 (ВБЬСО) размерами до 4 мм в а6-плоскости и толщиной до 50 мкм. В них было обнаружено два типа модулированных сверхрешеток (рис. 11)'8.

При одной и той же концентрации лантана х=0.7 монокристаллы, полученные при быстром охлаждении (2+3 °/час) были сверхпроводящими с Тс=8-н12 К, тогда как монокристаллы, полученные при медленном охлаждении со скоростью 1°/час оказались несверхпроводящими. Сравнение их структурных свойств показало, что в сверхпроводящих кристаллах преобладала модулированная сверхрешетка с ромбической симметрией, тогда как в несверхпроводящих кристаллах основной была моноклинная сверхрешетка, как и в нелегированных монокристаллах В12201. Это

означает, что общепринятая в настоящее время двумерная диаграмма состояния Тс-р на самом деле является трехмерной, поскольку Тс зависит не только от концентрации носителей, но также и от регулярных дефектных конфигураций в "резервуарном" слое. Imp/ Imp/

Degrees, 20° Degrees, 20°

Рис. 11. Два типа модулированных сверхрешеток в монокристаллах BijSri.jLaojCuCW В несверхпроводящих монокристаллах преобладает моноклинная сверхрешетка с максимумом 29=58.4° для сателлитного рефлекса (0 0 15 1) (слева), тогда как в сверхпроводящих - ромбическая сверхрешетка с максимумом 20=57.5° (справа).

Omega

-20 -15 -ID -5 0 5 10 15 20 Ph.

Рис. 12. Двумерная картина (Omega-Phi) сканирования образца BSLCO с концентрацией лантана 0.8, демонстрирующая, что сателлитные рефлексы (0 0 11 Т) (нижний) и (0 0 11 1) (верхний) не лежат в плоскости be основной решетки, для которой Phi=0.

Дальнейшие исследования несверхпроводящих монокристаллов ВЗЬСО с еще большей концентрацией лантана (х=0.8) показало, что с ростом напряжений несоответствия вектор модулированной ромбической сверхрешетки уже не совпадает с осью Ь основной решетки (рис. 12). Более того, величина его отклонения от оси Ь уменьшается со временем. После первого измерения кристалл в течение трех недель оставался на кристаплодержателе без каких-либо манипуляций с ним.

Отклонение вектора модулированной сверхрешетки от оси Ь* позволило нам предположить, что в образцах с высокой концентрацией лантана (и, следовательно, высоким уровнем межслоевых напряжений) появляется дополнительный междоузельный кислород вдоль оси а, который слабее связан с решеткой и может мигрировать по кристаллу. Его появление обусловлено тем, что при больших концентрациях лантана вместо позиций стронция часть лантана заменяет в решетке позиции висмута. Поскольку лантан является изометричным катионом, то вблизи него внедрение избыточного кислорода становится равновероятным в двух возможных направлениях вдоль осей а и Ь. А так как лантана в позициях висмута немного, то у кислорода, внедренного вдоль оси а, нет второй сильной связи с катионом висмута из соседней цепочки. В таких образцах наблюдались аномалии температурного расширения при температурах 10-40 К19.

Таким образом, результаты структурных исследований нелегированных и легированных лантаном монокристаллов В12201 позволяют сделать вывод, что поведение этой системы при различных уровнях допирования хорошо объясняется при учете межслоевых напряжений между двумя структурными блоками в элементарной ячейке.

В третьей главе исследуются эпитаксиальные слои 51|.хОех на подложках 81(001), соответствующих метастабильной области роста, в которой превышена расчетная критическая толщина генерации дислокаций несоответствия, но сами дислокации в большинстве исследованных образцов отсутствуют. В одной и той же ростовой установке МВЕ получаются как люминесцирующие, так и нелюминесцирующие образцы. В работе предположено, что основным источником ухудшения люминесцентных характеристик образцов является возрастание неравновесной концентрации вакансий при отклонениях от ламинарного вхождения германия в решетку слоя. А для вакансий, прежде всего, характерна повышенная диффузия, поскольку вблизи вакансии всегда есть атом, с которым она может поменяться местами, а вблизи атома германия в каждый конкретный момент времени рядом вакансии может и не быть. Другим характерным свойством вакансий является легкость их выхода на поверхность или конденсация вакансий в микропоры20. В напряженных структурах такие микропоры могут играть роль концентраторов напряжений, приводящих к хрупкому растрескиванию образцов или к генерации дислокационных полупетель.

Нами были разработаны методики для непрямого выявления повышенной концентрации вакансий в эпитаксиальных слоях 810е по присутствию в образцах нескольких специфических свойств. А именно, особого типа диффузного рассеяния от микротрещин в подложке, неоднородного искривления сателлитных пиков и пика от самого слоя 81ве на двумерных картинах обратного пространства и возросшей диффузии германия через границы раздела21.

СО. град.

Рис. 13. Кривые качания на рефлексе (004) образца №1227 со слоем Sio.sjGeo.ij 26 нм и покровным слоем кремния 90 нм вблизи визуально наблюдаемой трещины.

-О 5 С 4 15 -0 10 -005 -000 005 0 10 0 15 030 ТТТеМ

Рис. 14. Фрагмент обратного пространства вблизи асимметричного рефлекса (113) образца

№1227 на визуально наблюдаемой трещине в положении II на рис. 13.

Одним из характерных свойств напряженных образцов 811.х0ех/81(001) является образование раковистого излома при попытке скалывания образца в одном направлении [110] и совершенной спайности в перпендикулярном направлении [НО] (рис. 13). Иногда при скалывании трещина останавливается внутри образца, что позволяет исследовать особенности дифракции на ней. На рис. 13 приведены кривые качания (004) подложки №1227, записанные со щелью 100 мкм на первичном пучке в трех положениях вблизи трещины. Максимальная разориентация по обе стороны от трещины наблюдается при ее горизонтальном расположении и величина этой разориентации возрастает при приближении к краю кристалла. Запись двумерных картин вблизи асимметричного рефлекса (113) в приближенном положении детектора выявила особый тип диффузного рассеяния в образцах с визуально наблюдаемыми трещинами. На двумерной картине рис. 14, соответствующей положению II на рис. 13, наблюдаются два интенсивных пика подложки и два уширенных пика слоя 5|Сте-Горизонтальный пик диффузного рассеяния на трещине смещен в область меньших

углов по шкале 29, поскольку он возникает при дифракции на трещине в глубине подложки. Тогда как пики от совершенных областей подложки из-за первичной экстинкции формируются от приповерхностных слоев.

Рис. 15. Диффузное рассеяние на рефлексе (113) в образце № 985 со слоем Sio.945Geo.055 толщиной 70 нм и покровным слоем 100 нм в приближенном положении детектора.

Рис. 16. Присутствие микротрещин на двумерных картинах, записанных вблизи рефлекса (004) в двух различных положениях образца №1107 со слоем Si0.93Ge0.07 толщиной 60 нм и покровным слоем Si толщиной 30 нм.

Примерно такое диффузное рассеяние наблюдается в образце №985 (рис. 15). Точнее, сначала было обнаружено диффузное рассеяние в образце №985 с эпитаксиальным слоем Si0.945Ge0.055 толщиной 70 нм и покровным слоем кремния 100 нм, а потом объяснение его происхождения было продемонстрировано на образце

20

2ТИиа/С*ледв

Рис. 18. Разориентация сателлитных пятен на двумерной области обратного пространства вблизи рефлекса (004) нелюминесцирующего образца 51Се №1186 (Линц, Австрия) со слоем 51о 7<зОео,2б толщиной 92 нм и покровного слоя Sio.giGeo.i9 толщиной 6 нм. Нижняя картина получена после поворота образца на 45° вокруг нормали к ростовой поверхности.

№1227 с трещиной. С возрастанием концентрации германия одна или несколько микротрещин проходят через весь образец, в результате чего пики подложки и эпитаксиального слоя расщепляются на двумерных картинах обратного пространства (рис. 16). Положение микротрещин можно определить на двумерной картине Х-У сканирования этого же образца (рис. 5).

Микротрещина видна и на картине атомно-силовой микроскопии в образце №1657 (Линц, Австрия) после протравливания поверхности образца в водородной плазме при 520 °С (рис. 17). И хотя большинство исследованных нами образцов SiGe были выращены A.B. Новиковым в ИФМ (Нижний Новгород), мы специально привели картину травления образца, полученного в Австрии, для того чтобы показать, что трещины присутствуют в образцах независимо от места их выращивания.

Рис. 17. Трещина в образце №1657 (Линц, Австрия) со слоем ЗмОео.! 45 нм и покровным слоем кремния 100 нм (получена М. Шапеевым, ИФМ, Нижний Новгород).

Omega

Omega/TTheta

Другим свидетельством присутствия вакансий в эпитаксиапьных слоях 5Юе является отклонение сателлитных пятен по шкале Омега на двумерных картинах обратного пространства вблизи рефлекса (004). Особенно сильно оно проявляется в нелюминесцирующих образцах (рис. 18), но хорошо заметно и в люмине-сцирующих образцах (рис. 19). По нашему мнению, отклонения сателлитных пятен отражают неоднородное распределение германия по ростовой поверхности.

■010 -005 -0 00 0 05 0 10 015 щ...

Огада/ЗТЬеи _

.0 10 .0 0 5 0 00 0 05 0 to 0.15

Omegai2T>i«a

Рис. 19. Двумерные области обратного пространства вблизи (004) образца SiGe 33 нм №826,

записанные до и после поворота образца на 180° вокруг нормали к ростовой поверхности.

Вхождение германия в решетку слоя увеличивает упругую энергию системы, поэтому на первых нанометрах роста часть германия отталкивается ростовой поверхностью. Германий накапливается в адсорбционном слое и его повышенная концентрация "давит" на ростовую поверхность. Чем выше концентрация германия в потоке паров, тем большим становится противодействие двух сил, в результате чего возрастает вероятность смены ламинарного вхождения германия на лавинообразное вхождение в локальных участках ростовой поверхности с повышенной концентрацией вакансий. В результате между участками с различной концентрацией германия возникают локальные напряжения, приводящие к отклонениям сателлитных рефлексов. Отклонения сателлитов не изменяются при смещении образца по осям X или У, но изменяются при повороте образца на 45° вокруг нормали к ростовой поверхности. На нижней картине становится заметным дефект в центре сателлитной структуры пятен образца №1186. Он связан с тем, что в покровном слое кремния толщиной 6.3 нм оказалось 19% германия, вошедшего в него из адсорбционного слоя. Если предположить, что адсорбционный слой практически полностью состоял из германия, тогда при температуре роста этого образца 500 °С его толщина должна быть равна не менее четырех-пяти монослоев для того, чтобы обеспечить столь высокую концентрацию германия в покровном слое кремния. Отклонение по шкале Омега

сателлитных пятен в люминесцирующем образце №826 сопровождается повышенной интенсивностью пика в области дислокационного излучения, хотя дислокации несоответствия в этом образце отсутствуют.

Рис. 20. Искажение и смещение затуханий на рефлектометрических кривых двухпериод-

ных структур (Sii-xGe„ 9 нм + Si 100 нм) с возрастанием концентрации германия от 10%

(нижняя кривая) до 24 (верхняя кривая).

Еще одним следствием возросшей концентрации вакансий является возрастание стимулированной ими диффузии германия через границы раздела. Особенно хорошо диффузия видна на рефлектометрической кривой двухпериодных структур с тонкими слоями SiGe и толстыми слоями кремния (рис. 20). О повышенной диффузии в образце № 1294 со слоями Sio.7iGeo.24 по сравнению с образцом № 1284 со слоями Sio.9Ge0.i свидетельствует не только искажение и смещение первого затухания на рефлектометрической кривой, но и пониженная интенсивность каждого второго пика между затуханиями. Из-за преломления рентгеновских лучей максимум от нижнего периода в каждой паре сдвинут в сторону больших углов по сравнению с максимумом от верхнего периода, что позволяет по их интенсивности непосредственно определять степень размытия нижней границы раздела примерно на 2 нм из-за диффузии.

На рис. 21 приведены двумерные картины обратного пространства вблизи рефлекса (004) эпитаксиального слоя SiGe с одной и той же толщиной 60 нм, но с возрастающей концентрацией германия от 6 до 11.4%. Картины были получены с первичным гибридным монохроматором. Диффузное рассеяние практически отсутствует в образце №1116 с концентрацией германия 6%, заметно в образце №1109 с концентрацией германия 8.8% и становится еще большим в образце №1111. Оно представляет собой дифракцию от разориентированных на ±0.15° по шкале Omega кристаллических плоскостей (004) SiGe. Интенсивность диффузного рассеяния составляет около 0.5% от интенсивности основного пика SiGe. Следовательно, колебания в концентрации германия по ростовой поверхности должны быть примерно такого же порядка. Если приравнять концентрацию избыточного германия к концентрации точечных дефектов,

0.4 0.6

0.8

1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 2.2 2.4 2.6 26, Градусы

сопровождающих лавинообразное вхождение германия в решетку эпитаксиального слоя, тогда неравновесная концентрация вакансий должна достигать 10" см""3, что на 4-5 порядков выше равновесной концентрации вакансий в кремнии 5x10'"' см"3,

ЗТЬей/Опеда Ш 1Ш.1

Рис. 21. Возрастание диффузного рассеяния от слоя 810е толщиной 60 нм на двумерной картине вблизи рефлекса (004) с увеличением концентрации германия в слое от 6.3% (вверху, образец №1116) до 11.4% (внизу, образец №1111). Средняя картина записана на образце №1109 с концентрацией германия 8.8%.

Таким образом, в третьей главе сразу несколькими непрямыми методами было показано, что рост напряженных слоев 8Юе в метастабильной области роста сопровождается возрастанием на несколько порядков неравновесной концентрации вакансий, при том что дислокации несоответствия в большинстве исследованных структур отсутствуют.

В четвертой главе выявляется послеростовая диффузия в периодических структурах с квантовыми точками Ое(81). Для выявления послеростовой диффузии нами была исследована структура №1184 с 10 слоями КТ, разделенных толстыми слоями кремния в 70 нм. При такой толщине барьерных слоев на рефлектометрической кривой удается разделить максимумы от более глубоких периодов, которые сдвинуты в сторону больший значений углов из-за рефракции. Большая толщина барьерных слоев важна еще и для возрастания времени нахождения нижних слоев при высокой температуре во время роста последующих верхних периодов структуры. На рис. 22 приведены фрагменты экспериментальных рефлектометрических кривых образца № 1184, полученные с первичным 4-х кристальным монохроматором (самая нижняя кривая) и гибридным монохроматором (вторая снизу кривая). Глубокие минимумы на кривых соответствуют периоду структуры, один из которых выделен штриховыми вертикальными линиями, а указанное стрелкой затухание дает толщину 4 нм для слоя с КТ. На нижней кривой лучше разрешены максимумы от отдельных периодов сверхрешетки, тогда как диапазон относительно больших углов дифракции лучше виден на второй снизу кривой из-за большей интенсивности гибридного монохроматора. Диффузионное размытие нижних границ следует из понижающейся интенсивности максимумов к концу каждого периода, а также из уменьшения числа периодов, дающих вклад в дифракции. При значении углов 2б>2.2° вклад в дифракцию дают только два-три верхних периода, что видно из сравнения угловых положений на расчетных кривых для двух и пятипериодных структур.

29, Градусы

Рис. 22. Снизу вверх. Фрагменты экспериментальных рефлектометрических кривых образца №1184 [Ое(50 4 нм + 70 нм]х10, полученных с 4-х кристальным и гибридным первичными монохроматорами и расчетных кривых для двух и пятипериодных структур с одинаковой толщиной всех слоев и с уменьшающейся на 0.8 нм толщиной каждого следующего слоя 31, начиная от исследуемой поверхности.

Заметная диффузия в образце №1184 следует также и из кривой качания (004) (рис. 23). В этом образце после буферного слоя кремния перед началом роста периодической структуры с КТ был выращен эпитаксиальный слой Sio.e25Geo.175 толщиной 43 нм, следы от которого полностью отсутствуют на экспериментальной кривой из-за диффузии за время роста последующих слоев структуры. О диффузии свидетельствует также постепенное падение интенсивности сателлитов в области значений углов со=320ч-33.4°, соответствующей повышенной концентрации германия. Отсутствие сателлитов означает нарушение периодичности для данной области состава22.

Рис. 23. Экспериментальная (синяя) и расчетная (красная) кривые качания на рефлексе (004) образца №1184. Самый нижний слой Sio.e25Geo.175 толщиной 43 нм отсутствует на экспериментальной кривой.

в. Градусы в. Градусы

Рис. 24. Уширение сателлита (-1) на асимметричном рефлексе (202) в скользящей геометрии с возрастанием глубины проникновения рентгеновских лучей в образец при угле падения й)=1б° по сравнению с ш=1.3° в образцах №11287 (слева) и №1201 (справа).

Другим методом выявления повышенной диффузии в КТ стало сравнение двух примерно одинаковых периодических структур с КТ, полученных при напылении

германия на установках Riber Siva 21 (образец №R287) и Balzers (образец №1201) с худшей стабильностью испарения германия на второй установке. А также КТ, образовавшихся при напылении твердого раствора Sio.7Ge0.3 (образец №1290). Сравнение кривых качания (202) в скользящей геометрии для сателлита (-1) при возрастании глубины проникновения рентгеновских лучей в 12 раз показывает заметно большее уширение пика в образце №1201 по сравнению с образцов №R287 (рис.24). Большая степень размытости границ раздела следует и при сравнении двумерных областей вблизи второго рефлектометрического максимума (рис. 25). Поскольку рентгеновская дифракция вблизи нулевого узла нечувствительна к напряжениям23, то диффузное рассеяние на двумерных рефлектометрических кривых возникает от искривленных поверхностей с различной электронной плотностью на склонах КТ и оно заметно уменьшается в образце №1201 из-за диффузионного размытия границ раздела.

Рис. 25. Двумерные картины вблизи второго рефлектометрического максимума в образцах №11287 (слева) и №1201 (справа).

Рис. 26. Фрагмент области обратного пространства вблизи нулевого сателлита сверх-решетхи (слева) и пика подложки (004) образцов №К287 (слева) и №1201 (справа).

Двумерные картины вблизи рефлекса (004) образцов №11287 и №1201 характеризуются большей интенсивностью диффузного рассеяния вблизи нулевого сателлита по сравнению с диффузным рассеянием вблизи пика подложки (рис. 26). Тогда как на двумерной картине образца №1290 диффузное рассеяние сосредоточено вблизи пика подложки (рис. 27). При использовании гибридного монохроматора небольшое диффузное рассеяние наблюдалось в образце №1290 и вблизи сателлитных рефлексов, но его максимум по шкале Омега не совпадал с максимумом интенсивности самих сателлитов. Из этого можно заключить, что в образце №1290

бездислокационное согласование параметров решетки кремния и КТ происходит за счет изгибания слоев кремния. То есть, диффузия германия в образце №1290 незначительна. Тогда как в образцах №11287 и №1201 наибольшая разориентация приходится на плоскости твердого раствора, поскольку такое же сильное диффузное рассеяние наблюдается вблизи всех остальных сателлитных пиков.

От.сда

-0 10 -0 05 .0 00 0 0 5 0 10 0 1 5 ЗТЬеЦОгтжвэ

Рис. 27. Фрагмент области обратного пространства вблизи пика подложки (004) образца № 1290 с КТ, образовавшимися при напылении слоев 5"1о.7<3ео.;>.

Повышенная концентрация вакансий в образцах №11287 и №1201 следует и из большого числа микротрещин (рис. 28), зарождение которых происходит на микропорах, образовавшихся при конденсации вакансий. Отметим, что число микротрещин в структурах с КТ гораздо больше, чем в напряженных эпитаксиальных слоях При этом пик подложки на обеих картинах двумерного пространства на рис. 26 не размывается по оси Омега. То есть, в отличие от слоев 8!Ое, микротрещины в образцах с КТ не проникают в подложку.

Рис. 28. Двумерные картины Х-У сканирования образца №1201, записанные с разориентацией Д(а= -0.04° правой картины относительно левой.

А

у

л

л к /И

/Л

Л I \ Л ' К .

' ,г1 ВДМ МДО

Рис. 29. Экспериментальная кривая качания (004) образца Я287 и расчетная кривая для состава (Sio.82Geo.i8 6.1 им + 11.9 нм)*20 с периодом 18нм.

От*в«/2ТГта Г)

Рис. 30. Экспериментальная кривая качания (113) с малых углов образца №11287 и расчетная кривая для состава (Sio.73Geo.27 6.4 нм + 8! 12.6 нм)*20 с периодом 19 нм.

Ж? ч

»"Л 1»

От*даПТГ«а П

Рис. 31. Экспериментальная кривая качания (404) с малых углов образца №Я287 и расчетная кривая для состава (Sio.s49Geo.151 5.9 нм + 11.4 нм)*20 с периодом 17.3 нм.

Рентгеновская дифракция позволяет не только выявить повышенную диффузию в образцах с КТ Се(Я\), но и определить преимущественное направление диффузии. На модельном образце с большой одномерной диффузией алюминия в подложку кремния было показано, что вдоль направления максимальной диффузии наблюдается

максимальное уширение рентгеновских рефлексов, которое возрастает с ростом угла дифракции. На рис. 29-31 приведены кривые качания образца №11287 на рефлексах (004), (113) и (404). На симметричном рефлексе (004) все сателлитные пики на расчетной кривой хорошо совпадают с пиками на экспериментальной кривой для состава (Sio.j2Geo.i8 6.1 нм + 51 11.9 нм)*20 с периодом 18 нм. Тогда как на рефлексах (113) и (404) невозможно подобрать такие составы и период, чтобы одновременно совпадали максимумы на расчетной и экспериментальной кривых. Если на рефлексе (113) максимумы слева от пика подложки соответствуют составу (Sio.73Geo.27 6.4 нм + Б! 12.6 нм)*20 с периодом 19 нм, то расчетное значение периода для пика справа от пика подложки получается 17.1 нм. А на рефлексе (404) ситуация прямо противоположная: пикам слева от пика подложки соответствует состав (Sio.e49Geo.151 5.9 нм + 11.4 нм)*20 с периодом 17.3 нм, тогда как пику справа от пика подложки значение периода равно 19 нм. В образце №1201 с большей диффузией германия наблюдается и большее расхождение периодов. Из этих данных следует, что диффузионное расползание КТ происходит перпендикулярно к наклонным поверхностям. Это согласуется с экспериментальными данными о возрастании диаметра КТ с одновременным их уплощением при нанесении покровного слоя кремния5. Отметим, что в образце №1290 с квантовыми точками Оеф), в котором диффузия германия намного меньше, заметных аномалий на кривых качания не наблюдается.

Результаты структурных исследований периодических структур и сверхрешеток с КТ Ое(50, описанные в четвертой главе, показали, что диффузия кремния в германий и германия в кремний происходит не только в процессе роста квантовых точек и нарастании покровного слоя кремния, но и в послеростовой период для нижних слоев КТ за время выращивания последующих периодов сверхрешетки. Скорость диффузии заметно выше в образце №1201, выращенного на установке Ва^егэ, стабильность испарения германия в которой хуже, чем в установке ШЬен В образце №1201 выше также и концентрация микротрещин, образующихся при конденсации вакансий в микропоры. Все эти факты позволяют утверждать, что процесс формирования КТ на бездислокационных подложках кремния (001) может сопровождаться и часто сопровождается возрастанием неравновесной концентрации вакансий, ускоряющих взаимную диффузию компонентов. Эта диффузия происходит, в основном, перпендикулярно к боковым граням КТ, приводя к заметным искажениям угловых положений сателлитных пиков от когерентной части сверхрешетки на асимметричных рефлексах.

В пятой главе исследуются напряженные периодические структуры А2В6 и А3В5. На рис.32 приведена экспериментальная кривая качания (004) для образца 81967 (Бремен, Германия) с периодической структурой технологического состава (Zn0.5Cd0.5Se0.96S0.04 4нм + ZnSe0.937S0.063 200 нм)х20, полученной методом МВЕ при 300 °С. Расчетная кривая для этого состава КЯ совсем не совпадает с экспериментальной кривой. Гораздо лучшее совпадение достигается для состава ям (Zno.65Cdo.35Seo.96So.04) при допущении линейного градиента кадмия от 20 до 50% по толщине каждой КЯ в 4 нм (рис. 33). Поскольку средняя концентрация кадмия в каждой КЯ заметно меньше его технологической концентрации, то возникает вопрос: куда девается избыточный кадмий?

Рис. 32. Экспериментальная кривая качания (004) образца 51967 (синяя) и расчетная кривая для технологического состава КЯ (Zno.5Cd0.jSeo.9tSo.o4) (красная).

Рис. 33. Экспериментальная кривая качания образца 51967 на рефлексе (004) (синяя кривая) и расчетная кривая (красная) со средней концентрацией кадмия в квантовых ямах 35% и с градиентом концентрации кадмия от 20% до 50% в каждой яме.

Рис. 34. Центральная часть экспериментальной кривой качания (117) образца 81967, на которой видно, что пик барьерных слоев в действительности состоит из пяти пиков.

На рис. 34 приведена центральная часть кривой качания образца Б1967 на рефлексе (117), на которой даже в совершенных образцах сателлиты подавляются из-за большого значения угла дифракции (0в=76.67°). На этой кривой видно, что пик барьерных слоев на самом деле состоит из пяти пиков. Для определения относительной глубины залегания слоев, приводящих к появлению этих пиков, нами были получены кривые качания (224) в скользящей дифракции с уменьшающейся глубиной проникновения рентгеновских лучей в образец в1967 (рис.35). С уменьшением угла падения рентгеновского пучка от <в=41.875° до а>=4.75° на рефлексе (224) интенсивность пика подложки, помеченного штриховой вертикальной линией, уменьшается в 40 раз. Одновременно уменьшаются интенсивности и всех пиков от барьерных слоев. Но минимальное падение интенсивности наблюдается для крайне правого пика барьерных слоев с наименьшим значением параметра решетки. Чем левее расположен пик барьерных слоев (то есть, чем больше его параметр решетки отличается от крайне правого пика), тем большее падение его интенсивности наблюдается с уменьшением глубины проникновения рентгеновских лучей. Что означает большую глубину залегания этих слоев. Поскольку самые глубокие слои находятся максимальное время при температуре роста, то и диффузионные изменения в них максимальны. Поэтому можно заключить о диффузионной природе изменения пиков барьерных слоев. Поскольку после роста каждой КЯ в адсорбционном слое остается не вошедший в ее структуру кадмий и диффузия серы в 2пСс18е8 меньше диффузии кадмия24, то вполне естественно предположить, что возрастание параметра решетки у части барьерных слоев связано с диффузией в них кадмия.

700 т

|

600 ■!

500 ■!

О, Градусы

Рис. 35. Кривые качания (224) образца 51967 (в квадратичном масштабе) в скользящей геометрии дифракции с уменьшающейся глубиной проникновения рентгеновских лучей при уменьшении угла падения т.

На рис. 36 приведена двумерная картина вблизи рефлекса (004) образца 81967. Все пики барьерных слоев имеют практически то же самое значение что и у сильнейшего пика подложки. Следовательно, дислокации несоответствия в этой структуре отсутствуют. Зато наблюдается анизотропное диффузное рассеяние вблизи

пиков барьерных слоев, свидетельствующее о диффузионных процессах. Поскольку структура была выращена при температуре всего 300 °С, а суммарная интенсивность пиков барьерных слоев с возросшим значением параметра решетки составляет не менее половины от общей интенсивности, то вполне разумно предположить, что гигантская диффузия кадмия в барьерные слои стимулирована повышенной концентрацией неравновесных вакансий в подрешетке металла. Для обеспечения такой диффузии величина коэффициента диффузии должна возрастать примерно на 5 порядков, что невозможно объяснить без генерации повышенной концентрации точечных дефектов в подрешетке металла. Раздвоение пика барьерных слоев наблюдалось и в образце 81913, в котором средняя концентрация кадмия в КЯ составляла 30% вместо технологической концентрации в 45%.

оучоатско)

отсутствуют, поскольку центры всех пиков практически не смещены по оси обратной

решетки по сравнению с центром пика подложки.

В КЯ С!а,.х1пхА5/ОаАз(001) также наблюдается пониженная концентрация индия по сравнению с его технологической концентрацией. На рис. 37 приведена кривая качания (004) образца №1750, полученного методом молекулярно-пучковой эпитаксии (Коннектор Оптике, Санкт-Петербург), эпитаксиальная структура которого содержит два активных слоя 1пуСа|.уА5 в центре структуры для лазера с длиной волны 800-900 нм, окруженных двумя брэгговскими зеркалами со сверхрешетками А1хОа|.хА5/ОаАз. Положения широких максимумов со стороны малых углов от двух слоев ¡ПуОа^Аэ на экспериментальной кривой (синяя) совсем не совпадают с положениями аналогичных максимумов на расчетной кривой с концентрацией индия 17% (красная). Гораздо лучшее совпадение достигается для концентрации индия 14% (зеленая кривая).

32 0 32.2 32 4 32.6 3 2 0 33 0 33 2 334

Отер а/2"Шев п

Рис. 37. Экспериментальная кривая качания образца №1750 на рефлексе (004) (синяя), расчетная кривая (красная), полученная для технологического состава с 17% индия в двух слоях 1п„Са|.хА5 по 9 нм, и расчетная кривая с 14% индия (зеленая).

3305 33 10 33 15 3330 33 25 3330 33.35 3340 33.45

Отпеча/ЗТЬей (1

Рис. 38. Центральная часть экспериментальной кривой качания образца № 1750 (синяя) и расчетной кривой (красная), полученной с учетом релаксации в 3.3% в слоях 1пуОа].уА5.

Запись кривых качания на рефлексе (224) в скользящей геометрии показала, что полностью упруго напряженной остается только нижняя сверхрешетка, расположенная до слоев 1ПуСа|.уАз. Введение релаксации в 3.3% в слоях ¡ПуСа^Аэ приводит к удовлетворительному совпадению центральных частей экспериментальной и расчетной кривых качания (004) (рис. 38). Начало пластической релаксации, при которой отталкивание легирующей примеси растущим фронтом прекращается25, объясняет меньшую разницу в концентрациях индия в КЯ образца №1750 по сравнению с образцами 81913 и 81967, в которых пластическая релаксация отсутствовала.

В эпитаксиальных слоях А2В6, выращенных на подложках GaAs(OOl), разная скорость нарастания плоскостей (111)А и (111)в часто приводит к потере плоского фронта роста26. Поэтому для получения плоских периодических структур используются подложки GaAs, разориентированные на 10° от плоскости (001) в направлении [111]а- В структурах, выращенных на разориентированных на 10° от (001) подложках GaAs, упруго деформированные решетки КЯ и барьеров моноклинизируются в противоположных направлениях (рис. 39)27. Это приводит к появлению дополнительной разницы (Âd/d) на рефлексах (Яkl), что позволяет разделить пики КЯ и барьеров даже при очень больших значениях угла у для отражающей плоскости.

Рис. 39. Противоположные направления моноклинной деформации эпитаксиальных слоев с параметрами решетки, большим, чем у подложки (слева) и меньшим, чем у подложки (справа) при росте на разориентированных на 10° от йаА^ОО!) подложках.

Omega

.0 1 5 -0 10 -0 05 -00 0 0 0 5 0.ID 015

TTbetaAfTBgs

Рис. 40. Двумерная картина в скользящей дифракции вблизи рефлекса (-3-11) образца №419. Угол наклона образца от вертикали ч/=81.8°.

В результате нам удалось наблюдать диффузное рассеяние от фрагментов барьерных слоев Zni.xMgxSei.ySy, имеющих значение параметра решетки, совпадающее с параметром решетки подложки (рис. 40). Кроме того, в периодических структурах с

п=20-к30 возрастание параметра решетки нижних КЯ ZnSe из-за диффузии в них магния из барьерных слоев приводит к большей степени моноклинизации их решетки. В результате чего происходит большее изменение межплоскостного расстояния (Ad/d)tin) по сравнению с (Ad/d)(_i_n). Поэтому становится возможным выявление даже небольших колебаний в параметрах решеток КЯ при сравнении кривых качания на рефлексах (444) и (444).

В заключении формулируются основные результаты работы. Итогом данной диссертационной работы является выявление неизвестных ранее тонких структурных особенностей напряженных гетероструктур в купратных ВТСП и полупроводниковых системах Sii_xGex/Si(001), Zn,.xCdxSe/GaAs(001) 10° off и Ga,.xInxAs/GaAs(001). Такие небольшие изменения структурных свойств могут оказывать огромное влияние на физические свойства исследованных систем.

Основные результаты работы состоят в следующем.

1. Структурные исследования низкотемпературной фазы Bi2201 купратных ВТСП на основе висмута с помощью специально разработанной методики определения компонентов модуляционного вектора выявило линейную зависимость как между значениями Тс и углом моноклинной сверхрешетки, так и между компонентами модуляционного вектора qb и qc. Это позволило, с одной стороны, отбирать сверхпроводящие и несверхпроводящие кристаллы для прецизионных исследований в высоких магнитных полях, а с другой стороны, показало необходимость учета несоответствия в длинах связей при объединении двух структурных блоков в единую структуру.

2. В легированных лантаном монокристаллах Bi2201 обнаружено два типа модулированных сверхрешеток с моноклинной и ромбической структурами. При одной и той же концентрации лантана х=0.7 кристаллы с преобладающей ромбической сверхрешеткой были сверхпроводящими с Тс=8— 12 К, тогда как кристаллы с преобладающей моноклинной сверхрешеткой были несверхпроводящими. Это свидетельствует о том, что общепринятая в настоящее время двумерная диаграмма состояния Тс-р на самом деле трехмерна и зависит от различных дефектных конфигураций в "резервуарном" слое. Этот факт является еще одним свидетельством того, что проблемы ВТСП не решить без учета межслоевых взаимодействий.

3. В упруго напряженных эпитаксиальных слоях и сверхрешетках Si|.xGex/Si(001), Zn|.xCdxSe/GaAs(001) 10° off и Ga,.xInxAs/GaAs(001) на первых нанометрах роста обнаружено эффективное отталкивание фронтом роста элемента, вхождение которого в решетку слоя увеличивает упругую энергию несоответствия. Повышенная концентрация элемента в адсорбционном слое затем входит в первые нанометры последующего барьерного слоя, в результате чего каждая квантовая яма толщиной 4-5 нм окружена переходными слоями с примерно такой же суммарной толщиной.

4. Впервые обнаружено в люминесцирующих эпитаксиальных слоях Si|.„Gex/Si(001) возрастание на 4-5 порядков неравновесной ■ концентрации вакансий, присутствие которых стимулирует межслоевую диффузию германия, а их конденсация в микропоры становится причиной хрупкого растрескивания

образцов. Эпитаксиальная система Si|.xGeK/Si(001) является единственной полупроводниковой системой, в которой возрастание неравновесной концентрации вакансий может быть непосредственно связано с особенностями роста напряженных слоев. Тогда как в системах Zn|.xCd„Se/GaAs(001) 10° off и Gai.„InxAs/GaAs(001) это может быть связано и с отклонениями от стехиометрии в подрешетке металла или неметалла.

5. Сверхрешетки с КТ Ge(Si)/Si(001) оказались наилучшими объектами для выявления повышенной неравновесной концентрации вакансий. В результате сочетания сразу нескольких структурных методов было продемонстрировано послеростовое диффузионное размытие нижних слоев Ge(Si) за время роста верхних периодов. Величина диффузии была больше в образце, выращенного на установке Balzers, характеризующейся меньшей стабильностью испарения германия по сравнению с установкой Riber Siva 21. Тогда как в КТ, полученных при напылении твердого раствора Sio.7Geo.3, послеростовая диффузия оказалась незначительной при сохранении вертикальной ориентации КТ друг над другом. Это позволяет предложить гибридный метод получения сверхрешеток с менее размытыми КТ Ge(Si) с выращиванием первых двух-трех периодов при напылении германия для формирования максимально плотной системы КТ на ростовой поверхности, а остальные 17-18 периодов растить из твердого раствора Si|.xGex для уменьшения диффузионного размытия.

6. В напряженных сверхрешетках [(Zn0.5Cd0.5Se0.96S0.04 4нм + ZnSeo.93So.07 200 нм)х20] /GaAs(OOl) 10° off, выращенных методом МВЕ при 300 °С, обнаружена гигантская диффузия в барьерные слои не вошедшего в КЯ примерно третьей части кадмия без каких-либо признаков возрастания дислокаций. В результате такой диффузии примерно 100 нм каждого барьерного слоя распадается на несколько подслоев с различными значениями параметра решетки. Для обеспечения такой диффузии величина коэффициента диффузии должна возрастать примерно на 5 порядков, что невозможно объяснить без генерации повышенной концентрации точечных дефектов в подрешетке металла.

7. Впервые обнаружена моноклинизация в противоположных направлениях с отклонением от прямого угла примерно на 0.1° упруго напряженных решеток КЯ и барьеров при росте периодических структур А2В6 на подложках GaAs, разориентированных на 10° в направлении [111]. Это явление было использовано для выявления неоднородностей в КЯ ZnSe и Cd|.xZnxS при сравнении кривых качания асимметричных рефлексов (444) и (-4-44), а также для выявления частичного разложения состава барьерных слоев Zni.xMgxSe:.ySy с образованием фазы, имеющей параметр решетки, близкий к параметру решетки подложки.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

А1 П.И. Кузнецов, В.П. Мартовицкий, А.Н. Печенов, С.Д. Скорбун, О.Н. Таленский. Дефекты и напряжения в пленках ZnSe, полученных из элементорганических соединений (MOCVD) на подложках (100) GaAs. Краткие сообщения по физике, №3,3-6 (1987).

А2 A.I. Golovashkin, E.V. Ekimov, S.I. Krasnosvobodtsev, V.P. Martovitsky, E.V. Petchen. High-Tc superconducting films grown by magnetron and laser-beam technique. Physica, C162-164, 715-716 (1989).

A3 А.И. Головашкин, В.П. Мартовицкий, Е.В. Печень, В.В. Родин. Эпитаксиальный рост пленок УВа2Сиэ07.х на подложках MgO. Письма в ЖТФ, 15,№3,31-34(1989).

А4 В.П. Мартовицкий, В.В. Родин, Д.Н. Токарчук. Ориентационные соотношения пленок УВа2Сиз07., с подложками (110) SrTi03. Краткие сообщения по физике, №5, 13-15 (1989).

А5 В.П. Мартовицкий, В.В. Родин. Моноклинизация решетки УВа2Си307.х при эпитаксиальном росте пленок на (001) SrTiOj. Краткие сообщения по физике, №2,9-11 (1990).

А6 Ю.В. Вишняков, В.П. Мартовицкий, В.В. Родин. Структурные особенности пленок Y-Ba-Cu-O, полученных магнетронным распылением на холодные подложки. Краткие сообщения по физике, №2, 12-14 (1990). А7 V.P. Martovitsky and V.V. Rodin. Lattice monoclinization of УВа2Сиз07.х films.

Physica C182, 269-276 (1991). A8 A.JI. Васильев, С.И. Красносвободцев, В.П. Мартовицкий, Е.В. Печень, В.В. Родин. Струюура эпитаксиальных пленок YBa2Cu307.x. ФТТ, 33, №1, 25-29 (1991).

А9 Y.I. Gorina, G.A. Kaljuzhnaia, V.I. Ktitorov, V.P. Martovitsky, V.V. Rodin, V.A. Stepanov, A.A. Tsvetkov and S.I. Vedeneev. Superconducting and structural properties of homogeneous BiSrCaCuO (2212) single crystals prepared by solution growth. Solid State Commun. 85, 695-700 (1993). A10 Y.I. Gorina, G.A. Kaljuzhnaia, V.I. Ktitorov, V.P. Martovitsky, V.V. Rodin, V.A. Stepanov and S.I. Vedeneev. Growth from solution-melt in KC1 and properties of high-quality low-Tc phase (2201) single crystals. Solid State Commun. 91, 615-619 (1994). All V.P. Martovitsky, Y.I. Gorina and G.A. Kaljushnaia. Improved Bi-(2201) single crystals grown in cavities formed in KC1 solution-melt. Solid State Commun. 96, 893-896(1995).

A12 Y.I. Gorina, G.A. Kaljuzhnaia, V.P. Martovitsky, V.V. Rodin and N.N. Sentjurina. Comparative study of Bi2201 single crystals grown from solution melt and in cavities formed in KCI. Solid State Commun. 108, 275-278 (1998). A13 Y.I. Gorina, G.A. Kaljuzhnaia, V.P. Martovitsky, V.V. Rodin, N.N. Sentjurina, V.A. Stepanov. Growth and structural and superconducting properties of Bi2Sr2Cu3O10 (Bi2223) crystals grown in cavities formed in solution-melt KCI. Solid State Commun. 110, 287-292(1999).

A14 В.П. Мартовицкий, В.В. Родин. Структурная неоднородность нелегированных кристаллов Bi2223, полученных свободным ростом в кавернах внутри раствора-расплава КС1. Краткие сообщение по физике ФИАН, №6,36-42 (1999). А15 V.I. Kozlovsky, V.P. Martovitsky, Ya.K. Skasyrsky, Yu.G. Sadofiev, and A.G. Turyansky. MBE Growth of II-VI Epilayers and QW Structures on Hexagonal ZnCdS and CdSSe Substrates. Phys. Status Solidi, B229, 63-67 (2002). A16 В.П. Мартовицкий, В.И. Козловский, П.И. Кузнецов, Я.К. Скасырский, Г.Г. Якущева. Слоистое строение пленок Zn].xCdxSe, выращенных газофазной эпитаксией из металлорганических соединений на подложках Cdo.92Zno.oeS (0001). ФТП, 37,310-317(2003). А17Ю.В. Клевков, В.П. Мартовицкий, С.А. Медведев. Особенности дефектной структуры текстурированных слитков нелегированного CdTe, выращенных свободным ростом из газодинамического потока паров. ФТП, 37, 129-133 (2003).

А18 В.П. Мартовицкий, B.B. Родин. Пластинчатое строение ВТСП кристаллов Bi, выросших в кавернах раствора-расплава шихты в KCl. Краткие сообщения по физике ФИАН, №7, 13-21 (2003).

А19В.П. Мартовицкий. Типы упорядочения структурных дефектов в нелегированных и легированных лантаном монокристаллах Bi2201. ЖЭТФ, 129, 1087-1096 (2006).

А20 Ю.В. Клевков, В.П. Мартовицкий, B.C. Багаев, B.C. Кривобок. Морфология, двойникование и фотолюминесценция кристаллов ZnTe, выращенных методом химического синтеза компонентов из паровой фазы. ФТП, 40,153-159 (2006).

А21 В.П. Мартовицкий. Межслоевые напряжения в купратных ВТСП р-типа. Краткие сообщения по физике ФИАН, №5, 3-10 (2006).

А22 В.П. Мартовицкий. Слоистое строение легированных лантаном монокристаллов Bi2201. Краткие сообщения по физике ФИАН, №5, 11-19 (2006).

А23 В.П. Мартовицкий, В.И. Козловский, П.И. Кузнецов, Д.А. Санников. Самосогласованная неоднородность квантовых ям полупроводников А2Вб. ЖЭТФ, 132, 1379-1392 (2007).

А24 И.П. Казаков, В.И. Козловский, В.П. Мартовицкий, Я.К. Скасырский, Ю.М. Попов, П.И. Кузнецов, Г.Г. Якущева, А.О. Забежайлов, Е.М. Дианов. Наноструктура на основе ZnSe/ZnMgSSe для лазерной электронно-лучевой трубки в синей области спектра. Квантовая электроника, 37, 857-862 (2007).

А25 В.П. Мартовицкий, А. Крапф, JI. Дюди. Существование двух типов совершенных монокристаллов BiiS^-nLaaCuOfr^. Письма в ЖЭТФ, 85, 349-353 (2007).

А26 L. Dudy, В. Müller, В. Ziegler, A. Krapf, Н. Dwelk, О. Lübben, R.-P. Blum, V.P. Martovitsky, С. Janowitz, R. Manzke. Charge modulation driven Fermi surface of Pb-Bi2201, Solid State Communications 143,442-445 (2007).

A27 I.P. Kazakov, V.l. Kozlovsky, V.P. Martovitsky, Ya.K. Skasyrsky, M.D. Tiberi, A.O. Zabezaylov, E.M. Dianov. MBE grown ZnSSe/ZnMgSSe MQW structure for blue VCSEL. // Int. J. ofNanoscience, 6, #5, P.407-410 (2007).

A28 В.П. Мартовицкий, А Крапф. Концентрационное или модуляционное расслоение совершенных монокристаллов Bi2Sr2.xLaxCu06+6 и Bi2-yPbySr2. KLaxCu06. Краткие сообщения по физике ФИАН, №3, 29-38 (2008).

А29 B.C. Багаев, Ю.В. Клевков, B.C. Кривобок, В.П. Мартовицкий, В.В. Зайцев, С.Г. Черноок, Е.Е. Онищенко. Изменение спектра фотолюминесценции вблизи двойниковых границ в кристаллах ZnTe, полученных при быстрой кристаллизации. ФТТ, 50, 774-780 (2008).

А30Ю.В. Клевков, С.А. Колосов, B.C. Кривобок, В.П. Мартовицкий, С.Н. Николаев. Электрические свойства, фотопроводимость и фотолюминесценция крупнозернистого p-ZnTe. ФТП, 42, 1291-1296 (2008).

А31 B.C. Багаев, B.C. Кривобок, В.П. Мартовицкий, А.И. Новиков. Распределение германия в слоях Si|.xGex (х<0.1), выращенных на подложке Si(001), в зависимости от их толщины. ЖЭТФ, 136,1154-1169 (2009).

А32 V.l. Kozlovsky, V.P. Martovitsky. Formation of nonuniformity in ZnSe/ZnMgSSe quantum well structures during MOVPE on GaAs(0 01) misoriented by 10° to (111)A plane. Physica В 404, 5009-5012 (2009).

АЗЗ V.I. Kozlovsky, V.A. Akimov, M.P. Frolov, Yu.V. Korostelin, A.I. Landman, V.P. Martovitsky, V.V. Mislavskii, Yu.P. Podmar'kov, Ya.K. Skasyrsky, and A.A. Voronov. Room-temperature tunable mid-infrared lasers on transition-metal doped II-VI compound crystals grown from vapor phase. Phys. Status Solidi В 247, No. 6, 1553-1556(2010).

A34 С.Ю. Гаврилкин, O.M. Иваненко, В.П. Мартовицкий, К.В. Мицен, А.Ю. Цветков. О перколяционной природе перехода от 60 К- к 90 К-фазе в YBa2Cu3CW ЖЭТФ, 137, №5, 895-900 (2010). А35 В.П. Мартовицкий, B.C. Кривобок. Хрупко-пластическая релаксация напряжений несоответствия в системе Si(001)/Si|_xGex. ЖЭТФ, 140, 330-349 (2011).

А36 И. Б. Крынецкнй, А.И. Головашкин, А.П. Русаков, В.П. Мартовицкнй, С. Ю. Гаврилкин, В. И. Коваленко, Н. П. Шабанова. Аномалии теплового расширения высокотемпературного сверхпроводника Bi2Sr2_KLaxCu06+5 в диэлектрической фазе (х > 0.8) и зарядовое упорядочение в кислородной подрешетке. Известия РАН. Сер. Физ., 75, № 8, с. 1177-1179 (2011).

Список цитируемой литературы

' 0. Fischer, М. Kugler, I. Maggio-Aprile et al., Rev. Mod. Phys., 79, 353 (2007).

2 P.A. Lee, N. Nagaosa, X.-G. Wen. Rev. Mod. Phys., 78, 17 (2006).

3 S. Margadonna, Y. Takabayashi, Y. Ohishi et al., Phys. Rev. В 80,064506 (2009).

4 J. Tersoff, B. Spencer, A. Rastelli et al., Phys. Rev. Lett. 89, 196104 (2002).

5 P. Sutter and M. G. Lagally. Phys. Rev. Lett., 81,3471 (1998).

6 H.H. Cheng, C.T. Chia, V.A. Markov et al., Thin Solid Films, 369, 182 (2000).

7 P. Venezuela, G.M. Dalpian, A.J.R. da Silva et al. Phys. Rev., B65, 193306 (2002). * P.M. Fahey, P.B. Griffin, and J.D. Plummer. Rev. Mod. Phys., 61, 289 (1989).

9 A. Damascelli, Z. Hussain, Z.X. Shen. Rev. Mod. Phys., 75,473 (2003).

10 Y. Tokura, H. Takagi and S. Uchida. Nature 337, 345 (1989). " A. Asbrink and L.-J. Norrby. Acta Crystallogr., B26, 8 (1970).

12 S.-W. Cheong, J.D. Thompson and Z. Fisk. Physica, С 158, 109 (1989).

13 H. Takahashi, H. Shaked, B.A. Hunter et al. Phys. Rev., B50, 3221-3229 (1994).

14 H.W. Zanbergen, W.A. Groen, G. Van Tendeloo et al., Appl. Phys. A48, 305 (1989).

15 V.P. Martovitsky, Y.I. Gorina and G.A. Kaljushnaia. Solid State Commun. 96,893 (1995).

16 S.I. Vedeneev and D.K. Maude. Phys. Rev., B72, 214514 (2005).

17 P.G. Radaelli, D.G. Hinks, A.W. Mitchell et al., Phys. Rev., B49,4163 (1994).

18 В.П. Мартовицкий, А. Крапф, Л. Дюди. Письма в ЖЭТФ, 85,349 (2007).

" И. Б. Крынецкий, А.И. Головашкин, А.П. Русаков и др. Известия РАН. Сер. Физ., 75, с. 1177 (2011).

20 В.И. Таланин. Материалы электронной техники, №4, 27 (2007).

21 В.П. Мартовицкий, B.C. Кривобок. ЖЭТФ, 140, 330 (2011).

22 P.F. Fewster. NATO ASI Series В: Physics, ed. Farrow, New York: Plenum, 163,417 (1987).

23 P.F. Fewster. X-ray scattering from Semiconductors. Imperial College Press, 299 p. (2003).

24 M. Strasburg, M. Kuttler, U.W. Pohl et al., Thin Solid Films, 336, 208 (1998).

25 [P. Disseix, J. Leymarie, A. Vasson et al., Phys. Rev., В 55, 2406 (1997).

26 Ю.Ю. Логинов, П. Д. Браун, К. Дьюроуз. Закономерности образования структурных дефектов в полупроводниках А2В6. М.: Логос, 304 с. (2003).

27 В.П. Мартовицкий, В.И. Козловский, П.И. Кузнецов и др., ЖЭТФ, 132, 1379 (2007).

12 -44 0 7,

№

2011337263

Подписано в печать 24.01.2011 г. Формат 60x84/16. Заказ №4. Тираж 100 экз. П.л 2.5.

Отпечатано в РИИС ФИАН с оригинал-макета заказчика 119991 Москва, Ленинский проспект, 53. Тел. 499 783 3640

2011337263

Введение

Глава 1. Методики рентгенодифракционного анализа слоистых монокристаллов и эпитаксиальных слоев на подложках (001)

Глава 2. Тонкие структурные особенности купратных ВТСП

Глава 3. Хрупко-пластическая релаксация напряжений несоответствия в эпитаксиальных слоях 81 ххОех/81(001)

Глава 4. Повышенная послеростовая диффузия в сверхрешетках с квантовыми точками Ое(

0 /л 1 г

Глава 5. Структурные особенности напряженных сверхрешеток А В и А В

Эффективность исследований в области физики твердого тела тесно связана с использованием новых и более сложных материалов, с повышением чистоты исходных веществ и с усовершенствованием методов получения монокристаллов, эпитаксиальных слоев и сверхрешеток. Например, открытие в 1986 году купратных высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) позволило в течение нескольких лет повысить значение температуры сверхпроводящего перехода (Тс) более чем на 110 К [Gao], тогда как после открытия явления сверхпроводимости Камерлинг-Оннесом в 1911 за следующие 75 лет значение Тс возросло менее чем на 20 К. Основной платой за такое повышение Тс стала необходимость работы со сложными соединениями. В структурах ВТСП, как правило, содержится от четырех до шести различных элементов, тогда как большинство традиционных сверхпроводников были однокомпонентными или двухкомпонентными веществами. Сложный состав купратных ВТСП и необходимость управления регулярным ансамблем точечных дефектов для возникновения квантового явления сверхпроводимости, по нашему мнению, требует совместных усилий физиков и материаловедов для достижения воспроизводимых результатов.

Дело в том, что в купратных ВТСП не выполняется условие неизменности самого материала, что было убедительно показано методами сканирующей туннельной микроскопии и спектроскопии [Fischer]. Во всех исследованных этими методами материалах были выявлены микронеоднородности размерами от одного до нескольких десятков нанометров. В настоящее время большинство исследователей сходятся в том, что физика ВТСП - это физика легированных Мотг-изоляторов [Lee]. В этой модели предпринимаются попытки описать основные свойства ВТСП процессами, происходящими в плоскостях CuCV Такой подход не может ответить на вопрос: почему в одни Мотт-изоляторы могут быть введены только дырки, а в другие - только электроны. Это можно понять при учете несоответствия длин связей в двух чередующихся вдоль оси с структурных блоков при их объединении в единую структуру ВТСП: жесткого со структурой перовскита и мягкого со структурой хлористого натрия или флюорита. То есть, при учете внутренних напряжений, величину которых можно оценить по изменению длины сильнейшей связи Cu-O(l) в яб-плоскости при приложении внешнего давления. Важная роль внутренних напряжений в явлении высокотемпературной сверхпроводимости стала еще более очевидной после исследований РеБе, принадлежащего к недавно открытому классу ВТСП на основе железа. В этом соединении отсутствует второй структурный блок и температура сверхпроводящего перехода равна всего 8 К, но при приложении внешнего давления в 36 кБар она возрастает до 37 К [Ма^аёоппа].

Возрастание внутренних напряжений является основной тенденцией в расширении диапазона свойств уже известных полупроводниковых систем. Для высокоскоростных транзисторов на основе 811.хСех/81(001) требуется введение в состав эпитаксиального слоя не менее 50% германия. Вхождение 40-50% кадмия в решетку 2п1хС(1х8е позволяет сдвинуть длину волны лазерного излучения из синей области спектра в зеленую область спектра, а 30-40% индия в Са1.х1пхАз сдвигает длину волны лазера в область 1200-1300 нм, которая имеет наименьший коэффициент поглощения в световодах. Однако введение таких концентраций легирующих элементов вынуждает выращивать структуры в метастабильной области роста, когда уже превышена равновесная критическая толщина генерации дислокаций несоответствия, но их размножения еще не происходит благодаря кинетическому барьеру. Для этого в методе молекулярно пучковой эпитаксии (МВЕ) используются все более низкие температуры роста, как можно более чистые исходные материалы и все более высокий вакуум. И, тем не менее, даже в таких условиях получения часть образцов с такой концентрацией легирующего элемента не люминесцирует или длина волны лазерного излучения сдвинута в нежелательную область.

Предельным случаем метастабильного роста является получение самоформирующихся квантовых точек (КТ), образующихся по механизму Странского-Крастанова. Рассмотрим это на примере КТ германия. Германий вблизи вершин островков имеет практически релаксированную структуру и выигрыш в упругой энергии превышает проигрыш в поверхностной энергии при потере плоского фронта роста [Tersoff 2002]. В лучших образцах этот процесс происходит без генерации дислокаций. Но концентрация германия в КТ понижается до 30-50% в зависимости от температуры выращивания. Как правило, это связывается с повышенной диффузией кремния из напряженных участков вблизи оснований островков [Sutter 1998]. Но исчерпывается ли такое понижение концентрации германия лишь ростовой фазой образования островков или оно продолжается и в процессе послеростовой диффузии? Тем более что нанесение покровного слоя кремния еще больше понижает концентрацию германия в островках, приводя к возрастанию диаметра основания островков и уплощению их вершин. С понижением температуры выращивания от 700 до 370 °С концентрация германия в КТ возрастает, но при более низких температурах 350 - 250 °С зафиксировано образование КТ вершинами вниз [Cheng], которое имеет явно диффузионную природу. И опять-таки без появления дислокаций. Поскольку диффузия германия ускоряется в присутствии вакансий [Venezuela], то вполне можно допустить, что именно вакансии ответственны за возросшую послеростовую диффузию германия.

Таким образом, в напряженных полупроводниковых гетероструктурах, выращиваемых на самых лучших в мире установках МВЕ или из паровой фазы металлоорганических соединений, можно предположить смещение центра тяжести дефектообразования от дислокаций к точечным дефектам. Это новая реальность на современном этапе развития физики твердого тела. Но исследование структурными методами тонких квантовых ям с вакансиями крайне затруднено. Во-первых, из-за малой интенсивности дифрагированного излучения, которая для ямы толщиной 56 нм на четыре порядка меньше интенсивности пика подложки. А во-вторых, из-за низкой равновесной концентрации вакансий в кремнии, составляющей по разным j Л 2 оценкам около 5x10 см [Fahey], Поэтому возрастание на три-четыре порядка неравновесной концентрации вакансий не будет оказывать никакого заметного влияния на форму или интенсивность дифракционного пика от квантовой ямы. По нашему мнению, именно по этой причине, возрастание неравновесной концентрации вакансий до сих пор ускользало от внимания исследователей.

1 с 1

В то время как концентрация оборванных связей порядка 10 см и более оказывает заметное влияние на люминесцентные характеристики квантовых ям SiGe. То есть, существует разрыв примерно в два-три порядка между порогами чувствительности люминесцентных и структурных методов исследования. Выходом из этой ситуации могло бы стать применение непрямых структурных методов обнаружения повышенной концентрации вакансий, основанных на свойствах самих вакансий. А для вакансий, прежде всего, характерна повышенная диффузия, поскольку вблизи вакансии всегда есть атом, с которым она может поменяться местами, а вблизи атома германия в каждый конкретный момент времени рядом вакансии может и не быть. Другим характерным свойством вакансий является легкость их выхода на поверхность или конденсация вакансий в микропоры [Таланин]. В напряженных структурах такие микропоры могут играть роль концентраторов напряжений, приводящих к хрупкому растрескиванию образцов или к генерации дислокационных полупетель.

Целью работы является исследование эволюции структурных и физических свойств совершенных монокристаллов висмут-содержащих ВТСП и бездислокационных эпитаксиальных слоев в полупроводниковых системах х0ех/81(001), 7м | ,хС(1х8е/СаА8(001) и Са1.х1пхАз/СаА8(001) с ростом величины несоответствия в длинах связей двух структурных мотивов в ВТСП-материалах или напряжений несоответствия в полупроводниковых эпитаксиальных слоях.

Современные рентгеновские дифрактометры позволяют проводить комплексное структурное исследование монокристаллов и эпитаксиальных слоев. Светосила монохроматизированного излучения возросла почти в 20 раз без увеличения мощности рентгеновской трубки за счет применения рентгеновских зеркал, представляющих собой многослойные структуры нанесенные на параболическую поверхность. Сочетание высокой светосилы с повышением точности измерения углов до 0.0001° позволяет прописывать не только стандартные кривые качания, но и рефлектометрические кривые отражения от поверхностей с различной электронной плотностью при малых углах (0<2°), а также кривые качания в скользящей дифракции рентгеновских лучей. Традиционные методы записи кривых качания симметричных и асимметричных рефлексов для определения параметров решетки, разориентации подложки и эпитаксиального слоя дополнились записью кривых качания кристалла-анализатора, повышающего точность измерения межплоскостных расстояний и позволяющие получать в автоматическом режиме фрагменты двумерных областей обратного пространства. Возможно также получение двумерных картин и в прямом пространстве. Совокупность различных дифрактометрических методик позволяет изучать тонкие структурные особенности реального строения монокристаллов, эпитаксиальных слоев и сверхрешеток.

Каждая исследуемая в настоящей работе система имеет свои специфические структурные особенности. Конструкция дифрактометра Panalytical X'pert Pro MDR Extended с системой Prefix, не требующей дополнительной юстировки при переходе от одного метода работы к другому, позволяет дополнять и видоизменять известные методики для лучшего выявления структурных особенностей каждой конкретной системы. Поэтому в первой главе кратко описаны возможности дифрактометра Panalytical X'pert Pro MDR Extended и основные методы исследований на нем, применимые практически ко всем известным системам. А в последующих главах при структурных исследованиях каждой конкретной системы описаны также и специальные аппаратные ухищрения для выявления той или иной тонкой структурной особенности, характерной именно для этой системы.

Глава 2 посвящена исследованию влияния межслоевых напряжений на структурные особенности купратных ВТСП. Если в полупроводниковых системах напряжения несоответствия всегда принимаются в расчет, поскольку они определяют критическую толщину, выше которой генерируются дислокации несоответствия, то в области ВТСП, по нашим данным, пока ни одна из современных теорий такие напряжения не рассматривает. Хотя уровень этих напряжений равносилен применению внешнего давления от нуля до 50 кбар и изменяется на узком диапазоне концентрации носителей от 0 до р=0.2 на один атом меди [Мартовицкий 2006а]. При том, что оптимальная концентрация носителей в большинстве систем находится вблизи р=0.16 [Lee],[Talion]. То есть, при незначительном изменении концентрации носителей может заметно изменяться конфигурация дефектов, влияющих на значение Тс кристаллов. И тогда общепринятая двумерная диаграмма Тс-р на самом деле может иметь третью ось для различных дефектных конфигураций.

В главе 3 собраны косвенные доказательства о возрастании неравновесной концентрации вакансий на 4-5 порядков в напряженных слоях Sii.xGex/Si(001) (х<0.3). Система SiGe является единственной хорошо изученной полупроводниковой системой с одним типом атомов в решетке, поэтому возросшую концентрацию вакансий невозможно объяснить отклонениями от стехиометрии, как это может быть в системах А3В5 или А2В6.

В главе 4 сравниваются структурные характеристики двух примерно одинаковых сверхрешеток с КТ Ое(81), полученных в ИФМ (Нижний Новгород) на установках ШЬег и Вакеге. Послеростовое диффузионное размытие КТ меньше в образце, полученном на установке ШЬег с лучшей стабильностью испарения германия. Но диффузия в КТ, полученных из состава Sio.7Geo.3j намного меньше, чем при напылении чистого германия. Возрастание неравновесной концентрация вакансий в самоформирующейся системе КТ ве^) заметно больше, чем в эпитаксиальных слоях 81].хОех. Что позволяет привести дополнительные доказательства того, что рост сильно напряженных эпитаксиальных слоев сопровождается не только потерей плоского фронта роста, но и возрастанием неравновесной концентрации вакансий.

2 6

В главе 5 исследованы периодические структуры А В , выращенные на разориентированных на 10° от (001) в сторону (111)А подложках ваАв. Такая разориентация подложки способствует получению более гладких слоев роста и приводит к заметной поляризации лазерного излучения [Вопёагеу]. Рост напряженных эпитаксиальных слоев на разориентированной подложке приводит к моноклинной деформации решеток КЯ и барьеров в противоположных направлениях. Что использовано нами для анализа неоднородной деформации решеток КЯ. Концентрация кадмия в КЯ 2пЬхС<1х8е1у8у в периодических структурах с толстыми барьерами («200 нм) без пластической релаксации оказалась на треть меньше его концентрации над ростовой поверхностью в методе молекулярно-пучковой эпитаксии. Накопившийся кадмий в адсорбционном слое диффундирует в барьерные слои, повышая параметр решетки в слое толщиной до 100 нм в каждом барьерном слое. В КЯ Оа1.х1пхАз на подложках СаА8(001) индий также отталкивается ростовой поверхностью вплоть до начала пластической релаксации напряжений несоответствия.

Выводы к главе 5.

2 6 3 5

В периодических структурах А В и А В наблюдается такое же отталкивание легирующей примеси с большим ионным радиусом, как и в системе 8Юе. Колоссальную диффузию кадмия из напряженных КЯ в барьеры невозможно объяснить, не допустив повышенную концентрацию точечных дефектов в подрешетке металла.

Разориентация подложек ваАв от плоскости (001) на 10° в направлении (111)А приводит к моноклинной деформации решеток КЯ и барьеров в противоположных направлениях. Разная степень моноклинной деформации решеток КЯ была использована для выявления неоднородностей в КЯ, образующейся в процессе послеростовой диффузии компонентов, а также для выявления слоев, параметр решетки которых близок к параметру решетки подложки.

Состав барьеров Zni.xMgxSei.ySy (х«20, у» 10) с параметром решетки, близким к параметру решетки арсенида галлия, нестабилен и может распадаться на две близких по составу и структуре фазы. Эффективным рентгенодифракционным методом выявления начала такого распада является сравнение интенсивностей и полуширин барьерных слоев на рефлексах (004), (006) и (117). Одним из проявлений такой нестабильности является выпадение на начальных стадиях роста барьера состава с параметром решетки, близким к параметру решетки подложки. Что выявляется на кривых качания или двумерных картинах обратного пространства, полученных в скользящей дифракции при малой глубине проникновения рентгеновских лучей в образец.

Заключение.

В настоящей работе исследованы тонкие структурные особенности напряженных гетероструктур двух типов: образующихся в процессе самосборки двух блоков различных структурных типов за счет кулоновского взаимодействия в структурах купратных ВТСП и в эпитаксиальных полупроводниковых структурах с одной и той же структурой, но с различными значениями параметров решетки. Общим свойством всех напряженных гетероструктур является стремление системы к понижению упругой энергии несоответствия, что приводит к небольшим структурным изменениям, оказывающим значительное влияние на физические свойства.

Нами была разработана методика раздельного определения компонент модуляционного вектора в монокристаллах низкотемпературной сверхпроводящей фазы В12201, которая позволила впервые выявить линейную зависимость между углом моноклинной сверхрешетки и значением Тс. Линейная зависимость между компонентами модуляционного вектора наблюдалась и в несверхпроводящих монокристаллах В12201. Это позволило нам подбирать подходящие образцы для дорогостоящих экспериментов в высоких магнитных полях по структурным параметрам и за 10 лет исследований не было обнаружено ни одного исключения. Существование линейной зависимости было объяснено возрастанием межслоевых напряжений из-за увеличения длины связи Си-0 с уменьшением концентрации носителей на один атом меди, что приводит к внедрению дополнительной порции междоузельного кислорода для частичной компенсации этих напряжений. Но получение совершенных несверхпроводящих монокристаллов В12201 становится проблематичным из-за больших межслоевых напряжений.

Легирование лантаном фазы В12201 повышает структурное совершенство кристаллов В8ЬСО в ипёегёореё области фазовой диаграммы Тс-р как раз на границе между сверхпроводящими и несверхпроводящими монокристаллами. В результате совместно с А. Крапф (Университет Гумбольда, Берлин) были получены свободным ростом в пустотах расплава совершенные как сверхпроводящие, так и несверхпроводящие монокристаллы ВБЬСО размерами в аб-плоскости до 4 мм и толщиной до 50 мкм. В них было обнаружено сосуществование моноклинной и ромбической модулированных сверхрешеток, причем в сверхпроводящих кристаллах преобладала ромбическая сверхрешетка, а в несверхпроводящих -моноклинная сверхрешетка. Это означает, что общепринятая в настоящее время двумерная диаграмма состояния Тс-р на самом деле является трехмерной, поскольку значение Тс зависит не только от концентрации носителей, но также и от регулярных дефектных конфигураций в "резервуарном" слое. С возрастанием концентрации лантана до х=0.8 было обнаружено появление подвижного междоузельного кислорода вдоль оси а, приводившего к отклонению проекции вектора модулированной сверхрешетки от оси Ъ. Это было связано нами с частичным замещением лантаном позиций висмута при возрастающих межслоевых напряжениях с уменьшением концентрации носителей в слоях Си02. Дополнительный междоузельный кислород вблизи атомов лантана в позициях висмута не имеет второй сильной связи и поэтому может покидать свои позиции.

Исследование сразу несколькими непрямыми методиками напряженных эпитаксиальных слоев 81|.хСех/81(001), выросших в метастабильной области роста, выявило существование неизвестной ранее стадии роста, характеризующейся возрастанием на несколько порядков неравновесной концентрации вакансий еще до появления дислокаций несоответствия. Конденсация вакансий в микропоры, способствующих началу хрупкого растрескивания образцов, приводит к появлению особого типа диффузного рассеяния на двумерных картинах обратного пространства асимметричных рефлексов, записанных в приближенном положении счетчика импульсов. Локализация микротрещин в образцах возможна при записи двумерных картин Х-У сканирования в прямом пространстве. С возрастанием концентрации германия при одной и той же толщине эпитаксиального слоя 81Се увеличивается степень искажения дифракционных пятен по шкале Омега на двумерных картинах вблизи симметричного рефлекса (004), появляется слабое диффузное рассеяние по обе стороны от пика слоя 8Юе и возрастает диффузия германия через границы раздела. Все наблюдаемые факты объясняются отклонениями от ламинарного вхождения германия в растущий слой с ростом напряжений несоответствия.

Периодические структуры с КТ Ое(81) и спейсерными слоями кремния, полученные при напылении нескольких монослоев германия, являются наилучшими объектами для выявления в них послеростового диффузионного размытия нижних слоев Ое(81) за время роста верхних периодов. При большой толщине эпитаксиальной структуры в образце №1184 («740 нм) на рефлектометрической кривой вклад от трех нижних слоев КТ полностью отсутствует. А при угле дифракции 29>2° основной вклад в дифракционную картины вносят только два верхних слоя. Сравнение двух примерно одинаковых сверхрешеток с 20 периодами КТ и спейсерных слоев 81, полученных в ИФМ на установках ШЬег 81УА-21 (образец №11287) и Вашего (образец №1201), показало, что диффузионное размытие КТ меньше в образце, полученном на установке ШЬег с большей стабильностью испарения германия. Парадокс заключается в том, что одиночные эпитаксиальные слои 81|.хОех (х<0.3), полученные на установке Вакеге, лучше люминесцируют, чем подобные образцы, полученные на установке ШЬег. Большее диффузионное размытие в образце №1201 наблюдалось сразу несколькими различными структурными методами. При отсутствии заметной пластической релаксации напряжений несоответствия. Это позволяет нам предполагать повышенную концентрацию неравновесных вакансий в образце №1201, конденсация которых в микропоры вызывает хрупкое растрескивание эпитаксиальной структуры. В отличие от напряженных одиночных слоев 811хСех хрупкое растрескивание не распространяется в подложку.

В образце №1290, в котором КТ образовались при напылении состава 810.7Ое0.з, заметной послеростовой диффузии не наблюдается. Это позволяет предложить комбинированный метод получения более совершенных сверхрешеток с КТ ве(81) в два этапа: первых два-три слоя КТ растить при напылении чистого германия для формирования самой структуры КТ на поверхности, а все остальные слои КТ растить из твердого раствора 8Юе.

В периодических структурах А2В6 с КЯ Zn1xCdxSe (х=0.45-0.5), выращенных методом МВЕ (Бремен, Германия), реальная средняя концентрация кадмия в КЯ толщиной 4 нм оказалась на треть меньше технологической. Не вошедший в КЯ кадмий диффундирует в барьерные слои на глубину до 100 нм, увеличивая параметр решетки у этой части барьерных слоев. Поскольку пластическая релаксация в исследованных структурах отсутствовала, то такую гигантскую диффузию кадмия можно объяснить только совместным действием повышенной концентрации точечных дефектом в плоскостях (111)а и большими межслоевыми напряжениями. В эпитаксиальных структурах А3В5 с КЯ GaixInxAs (х«0.17) также наблюдалось частичное отталкивание индия, но в меньшей степени из-за начала процесса пластической релаксации. л /

Рост напряженных периодических структур AB на подложках GaAs, разориентированных на 10° от (001) в сторону (111)А, вызывает противоположное направление моноклинизации решеток КЯ и барьеров. Это было использовано для выявления неоднородности в КЯ при совместном анализе кривых качания (444) и (444). Противоположные направления моноклинизации решеток КЯ и барьеров позволили выявить частичное разложение состава барьерных слоев Zn|.xMgxSeiySy на кривых качания и двумерных картинах рефлексов в скользящей геометрии. Нестабильность этого состава барьерных слоев выявляется также при сравнении кривых качания на рефлексах (004), (006) и (117).

Автор выражает благодарность A.B. Новикову (ИФМ, Нижний Новгород), В.И. Козловскому, И.П. Казакову (ФИАН) и А. Крапф (Университет Гумбольда, Берлин) за предоставленные образцы для исследований. Автор благодарен B.C. Багаеву за постоянный интерес к работе и ценные замечания. Особая благодарность Ю.В. Копаеву и В.М. Пудалову, без помощи которых эта работа, вероятнее всего, не была бы закончена.

1. A. Asbrink and L.-J. Norrby. A refinement of the crystal structure of copper (1.) oxide with a discussion of some exceptional. Acta Crystallogr., B26, 8-15 (1970).

2. D. B. Aubertine, M. A. Mander, N. Ozguven, A. F. Marshall, P. C. Mclntyre, J. O.

3. Chu, P. M. Mooney. Observation and modeling of the initial fast interdiffusion regime in Si/SiGe multilayers. J. Appl. Phys., 92, 5027-5035 (2002).

4. J. Bardeen, L. N. Cooper, and J. R. Schrieffer, Theory of Superconductivity, Phys. Rev. 108, 1175-1204(1957).

5. J.-M. Baribeau, X. Wu, N.L. Rowell and D.J. Lockwood. Ge dots and nanostructures grown epitaxially on Si. J. Phys.: Condens Matter, 18, R139-R174 (2006).

6. W.J. Bartels. Characterization of thin layers on perfect crystals with a multipurpose high resolution x-ray diffractometer. J. Vac. Sci. Technol., В 1, 338-345 (1983).

7. W.J. Bartels and W. Numan. X-ray double-crystal diffractometry of Gaj.xAlxAsepitaxial layers. J. Cryst. Growth, 44, 518-525 (1978).

8. J.C. Bean. Silicon-based semiconductor heterostructures: Column IV bandgap engineering. Proc. IEEE, 80, 571-587 (1992).

9. J.A. Bearden and J.S. Thomsen. The Double CrystalX-Ray Spectrometer:

10. Corrections, Errors, and Alignment Procedure. J. Appl. Cryst., 4, 130-138 (1971).

11. J. G. Bednorz and K. A. Muller, Possible high Tc superconductivity in the Ba-La-Cu

12. O system. Z. Physik B: Condensed Matter 64, 189-193 (1986).

13. I. Berbezier, A. Ronda. SiGe nanostructures. Surface Science Reports, 64, 47-98 (2009).

14. A.I. Beskrovnyi, S. Durcok, J. Hejtmanek, Z. Jirak, E. Pollert, I.G. Shelkova. Structural modulation, oxygen content and transport properties in Bi2 uSr ! 87CuO^+y andBi2.o5SrU4Lao.4iCu06+y superconductors. Physica C222, 375-385 (1994).

15. T.N. Blanton, C.L. Barnes, M. Lelental. The effect of X-ray penetration depth on structural characterization of multiphase Bi-Sr-Ca-Cu-O films by X-ray diffraction techniques. Physica C173, 152-158 (1991).

16. W.L. Bond. Precision Lattice Constant Determination. Acta Crystallogr., 13, 814-818(1960).

17. V.Yu. Bondarev, V.l. Kozlovsky, A.B. Krysa, J.S. Roberts, Ya.K. Skasyrsky. Scanning e- beam pumped resonant periodic gain VCSEL based on an MOVPE-grown GalnP/AlGalnP MQWstructure. J. Crystal Growth, 272, 559-563 (2004).

18. E.S. Bozin, G.H. Kwei, H. Takagi, and S.J.L. Billinge. Neutron Diffraction Evidence of Microscopic Charge Inhomogene ities in the CuÖ2 Plane of Superconducting Lü2. xSrxCu04 (0<x<0.30). Phys. Rev. Lett., 84, 5856-5859 (2000).

19. I. Bozovic, G. Logvenov, I. Belca, B. Narimbetov, and I. Sveklo. Epitaxial Strain and Superconductivity in La2.xSrxCu04 Thin Films. Phys. Rev. Lett., 89, 107001, 1-4 (2002).

20. M. Braden, P. Schweiss, G. Heger, W. Reichardt, Z. Fisk, K. Gamayunov, I. Tanaka, H. Kojima, Relation between structure and doping in Lü2-xSrxCu04+s. A neutron diffraction study on single crystals. Physica C223, 396-416 (1994).

21. H. Budin, O. Eibl, P. Pongratz and P. Skalicky. Disorder in the BiO sublattice of Bi2Sr2Can.,Cun02n+4+zphases. Physica C207, 208-224 (1993).

22. F. Bugge, U. Zeimer, M. Sato, M. Weyers, G. Trancle. MOVPE growth of highly strained InGaAs/GaAs quantum wells. J. Cryst. Growth, 183, 511-518 (1998).

23. M.K. Chai, S.F. Wee, K.P. Homewood, W. P. Gillin, T. Cloitre, R.L. Aulombard. An optical study of inter diffusion in ZnSe/ZnCdSe. Appl. Phys. Lett., 69, 1579-1581 (1996).

24. C. Chaillout, J. Chenavas, S.W. Cheong, Z. Fisk, M. Marezio, B. Morosin and J.E. Schirber. Two-phase structural refinement of Lü2CuO4 032 at 15 K. Physica, C 170, 87-94 (1990).

25. H.H. Cheng, C.T. Chia, V.A. Markov, X.J. Guo, C.C. Chen, Y.H. Peng, C.H. Kuan. A novel structure in Ge/Si epilayers grown at low temperature. Thin Solid Films, 369, 182-184 (2000).

26. S.-W. Cheong, J.D. Thompson and Z. Fisk. Properties ofLa2Cu04 and related compounds. Physica, C 158, 109-126 (1989).

27. A.L. Cornelius, S. Klotz and J.S. Schilling. Simple model for estimating the anisotropic compressibility of high temperature superconductors. Physica, C 197, 209-223 (1992).

28. A. Cullis, D. Norris, T. Walther, M. Migliorato, and M. Hopkinson. Stranski-Krastanow transition and epitaxial island growth. Phys. Rev. B 66, 081305(R) 1-4 (2002).

29. B.D. Cullity. Elements of X-ray Diffraction. 2nd ed., Addison-Wesley, Reading, p. 292 (1978).

30. A. Damascelli, Z. Hussain, Z.X. Shen. Angle-resolved photoemission studies of the cuprate superconductors. Rev. Mod. Phys., 75, 473-541 (2003).

31. A. A. Darhuber, P. Schittenhelm, V. Holy', J. Stangl, G. Bauer, G. Abstreiter. Highresolution x-ray diffraction from multilayered self-assembled Ge dots. Phys. Rev., B55, 15652-15663 (1997).

32. P. Disseix, J. Leymarie, A. Vasson, A.-M. Vasson, and C. Monier. Optical study of segregation effects on the electronic properties of molecular-beam-epitaxy grown (In, Ga)As/GaAs quantum wells. Phys. Rev., B 55, 2406-2412 (1997).

33. W. Dmowski, R.J. McQueeney, T. Egami, Y.P. Feng, S.K. Sinha, T. Hinatsu, S. Uchida. Temperature-dependent x-ray diffuse scattering from single crystals of La2-xSrxCu04. Phys. Rev., B 52, 6829-6839 (1995).

34. C.M.H. Driscoll, A.F.W. Willoughby, J.B. Mullin, B.W. Straughan. Precision lattice parameter measurement on doped gallium arsenide. Inst. Phys. Conf. Ser. #24, Chapter 5, 275-291 (1975).

35. D.J. Eagleham, E.P. Kvam, D.M. Mäher, C. J. Humphreys & J. C. Bean. Dislocation nucleation near the critical thickness in GeSi/Si strained layers. Phil. Mag., A59, 1059-1073 (1989).

36. H. Eisaki, N. Kaneko, D.L. Feng, A. Damascelli, P.K. Mang, K.M. Shen, Z.-X. Shen, and M. Greven. Effect of chemical inhomogeneity in bismuth-based copper oxide superconductors. Phys. Rev., B69, 064512, 1-8 (2004).

37. D. E. Jesson, K. M. Chem, S. J. Pennycook, T. Thundat, and R. J. Warmack. Morphological Evolution of Strained Films by Cooperative Nucleation. Phys. Rev. Lett., 77, 1330-1333(1996).

38. P.M. Fahey, P.B. Griffin, and J.D. Plummer. Point defects and dopant diffusion in silicon. Rev. Mod. Phys., 61, 289-380 (1989).

39. J.M. Fatah, P. Harrison, T. Stirner, J.H.C. Hogg, and W. E. Hagston. Double crystal x-ray diffraction simulations of diffusion in semiconductor microstructures. J. Appl. Phys., 83, 4037-4041 (1998).

40. P.F. Fewster. Probing Semiconductor MQWStructures by X-Ray Diffraction. In: Thin Film Growth Techniques for Low Dimensional Structures. NATO ASI Series B: Physics, ed. Farrow, New York: Plenum, 163, 417-440 (1987).

41. P.F. Fewster. X-ray scattering from Semiconductors. Imperial College Press, 299 p. (2003).

42. E.A. Fitzgerald. Dislocations in strained-layer epitaxy: theory, experiment, and applications. Mater. Sci. Reports, 7, 87-142 (1991).

43. R.M. Fleming, S.A. Sunshine, L.F. Schneemeyer, R.B. Van Dover, R.J. Cava, P.M. Marsh, J.V. Waszczak, S.H. Glarum, S.M. Zahurak, F.J. DiSalvo. Stoichiometry and superconductivity in single layer Bi2+xSr2.xCu06+s. Physica C173, 37-50 (1991).

44. J.A. Floro, E. Chason, S.R. Lee, R.D. Twesten, R.Q. Hwang, L.B. Freund. RealTime Stress Evolution During Si¡-xGex Heteroepitaxy: Dislocations, Islanding, and Segregation. J. Electron. Mat., 26, 969-979 (1997).

45. M. Fujita, H. Goka, K. Yamada, and M. Matsuda. Competition between Charge- and Spin-Density-Wave Order and Superconductivity in Lai g7sBao.i25-xSrxCu04. Phys. Rev. Lett., 88, 167008 1-4 (2002).

46. A. Fukuhara and Y. Takano. Determination of strain distributions from X-ray Bragg reflexion by silicon single crystals. Acta Crystallogr., A33, 137-142 (1977).

47. E.E. Fullerton, J. Pearson, S.A. Sowers, S.D. Bader, X.Z. Wu, S.K. Sinha.1.ter facial roughness of sputtered multilayers: Nb/Si. Phys. Rev., B48, 17432-17444 (1993).

48. L. Gao, Y. Y. Xue, F. Chen, Q. Xiong, R. L. Meng, D. Ramirez, C. W. Chu, J. H. Eggert, and H. K. Mao, Superconductivity up to 164 K in HgBa2Cam-jCum02m+2+d(m= 1, 2, and 3) under quas¿hydrostaticpressures. Phys. Rev., B 50, 4260-4263 (1994).

49. J.B. Goodenough. Chemical and structural relationships in high-Tc materials. Supercond. Sci. Technol., 3, 26-37 (1990).

50. Y.I. Gorina, G.A. Kaljuzhnaia, V.P. Martovitsky, V.V. Rodin and N.N. Sentjurina. Comparative study of Bi2201 single crystals grown from solution melt and in cavities formed in KCl. Solid State Commun, 108, 275-278 (1998).

51. H.-J.Gossmann, P. Asoka-Kumar, T. C. Leung, B. Nielsen, K.G. Lynn, F.C. Unterwald, L.C. Feldman. Point defects in Si thin films grown by molecular beam epitaxy. Appl. Phys. Lett., 61, 540-542 (1992).

52. Z. Guien, S. Lei, H. Yunlan, Y. Lianzeng, J. Yunbo, Z. Yuheng. The comparison of structural characteristics between 2212 and 2201 phases in the Bi-Sr-Ca-Cu-O system. Physica C212, 151-154 (1993).

53. M.A.G. Halliwell, M.H. Lyins, and M.J. Hill. The interpretation of X-ray rocking curves from III-V semiconductor device structures. J. Cryst. Growth, 68, 523-531 (1984).

54. D. Haskel, E.A. Stern, D.G. Hinks, A.W. Mitchell, J.D. Jorgensen, J.I. Budnick. Dopant and Temperature Induced Structural Phase Transition in La2.xSrxCu04. Phys. Rev. Lett., 76, 439-442 (1996).

55. R.M. Hazen and L.W. Finger. Structural Variations with Temperature. In: Comparative Crystal Chemistry. New York: John Wiley & sons, 115-146 (1982).

56. R.L. Headrick, J.-M. Baribeau. Correlated roughness in (GeJSQp superlattices on Si(100). Phys. Rev., B 48, 9174-9177 (1993).

57. M.M. Henneberg, D.A. Stevenson. Zn and Se self diffusion in ZnSe. Phys. Status Sol. B 48, 255-269(1971,).

58. N. Herres, F. Fuchs, J. Schmitz, K.M. Pavlov, J. Wagner, J.D. Ralston, P. Koidl, C. Gadaleta, G. Scamarcio. Effect of interfacial bonding on the structural and vibrational properties oflnAs/GaSb superlattices. Phys. Rev., B53, 15688-15703 (1996).

59. A. Hesse, J. Stangl, V. Holy', T. Roch, G. Bauer, O.G. Schmidt, U. Denker, B. Struth. Effect of overgrowth on shape, composition, and strain of SiGe islands on Si (001). Phys. Rev., B66, 085321, 1-8 (2002).

60. J. Hornstra and W. J. Bartels. Determination of the lattice constant of epitaxial layers of III-V compounds. J. Cryst. Growth, 44, 513-517 (1978).

61. X. R. Huang, J. Bai, M. Dudley, R. D. Dupuis, U. Chowdhury. Epitaxial tilting of GaN grown on vicinal surfaces of sapphire. Appl. Phys. Lett., 86, 211916, 1-4 (2005).

62. U. Jain, S.C. Jain and A.H. Harker. Nucleation of dislocation loops in strained epitaxial layers. J. Appl. Phys., 77, 103-105 (1995).

63. S.C. Jain, M. Willander and H. Maes. Stresses and strains in epilayers, stripes and quantum structures of III-V compound semiconductors. Semicond. Sci. Technol., 11, 641-671 (1996).

64. J.M. Jensen, A.B. Oelkers, R. Toivola, D.C. Johnson, J.W. Elam, S.M. George. X-ray Reflectivity Characterization 0fZn0/Al203 Multilayers Prepared by Atomic Layer Deposition. Chem. Mater., 14, 2276-2282 (2002).

65. D.E. Jesson, M. Kaestner, and B. Voigtlander. Direct Observation of Subcritical Fluctuations during the Formation of Strained Semiconductor Islands. Phys. Rev. Lett. 84, 330-333 (2000).

66. Y. Idemoto, H. Tokunaga, K. Fueki. Effect of La substitution on Tc and electronic structure ofBi 2201 phase. Physica C, 231, 37-49 (1994).68. {International Tables for X-Ray Crystallography. V.III, 362 p. (1983).

67. M. Itsumi, M. Tomita, M. Yamawaki, The origin of defects in Si02 thermally grown on Czochralski silicon substrates. J. Appl. Phys., 78, 1940-1943 (1995).

68. S. S. Iyer and F. K. Legoues. Thermal relaxation of pseudomorphic Si/Ge superlattices by enhanced diffusion and dislocation multiplication. J. Appl. Phys. 65, 4693-4698 (1989).

69. V.M. Kaganer and K.H. Ploog. Energies of strained vicinal surfaces and strained islands. Phys. Rev. B 64, 205301 1-14 (2001).

70. S. Kakimoto, H. Yamamoto, T. Greibe and M. Naito. New Superconducting Sr2Cu04$ Thin Films Prepared by Molecular Beam Epitaxy. Jpn. J. Appl. Phys., Part 2, 40, L127-L130 (2001).

71. Y. Kamihara, T. Watanabe, M. Hirano, and H. Hosono, J. Am. Chem. Soc. 130, 3296-3297 (2008).

72. M. Kato, T. Yoshida, Y. Ikeda, Yutaka Kitagawara. Transmission Electron Microscope Observation of' IR Scattering Defects" in As-Grown Czochralski Si Crystals. Jap. J. Appl. Phys. 35, 5597-5599 (1996).

73. T. Kegel, T.H. Metzger, J. Peisl, P. Schittenhelm, G. Abstreiter. Lateral ordering of coherent Ge islands on Si (001) studied by triple-crystal grazing incidence diffraction. Appl. Phys. Lett., 74, 2978-2980 (1999).

74. S.A. Kivelson, LP. Bindloss, E. Fradkin, V. Oganesyan, J.M. Tranquada, A. Kapitulnik and C. Howard., How to detect fluctuating stripes in the high-temperature superconductors, Rev. Mod. Phys. 75, 1201-1241 (2003)]

75. R. Koch, G. Wedler, J.J. Schulz, and B. Wassermann. Minute SiGe Quantum Dots on Si(001) by a Kinetic 3D Island Mode. Phys. Rev. Lett., 87, 136104 1-4 (2001).

76. I. Kojima and B. Li. Structural characterization of thin films by X-ray reflectivity. The Rigaku J., 16, 31-41 (1999).

77. V.I. Kozlovsky, V.P. Martovitsky. Formation of nonuniformity in ZnSe/ZnMgSSe quantum well structures during MOVPE on GaAs(0 01) misoriented by 10°to (111)A plane. PhysicaB 404, 5009-5012 (2009).

78. P. A. Lee, N. Nagaosa, X.-G. Wen. Doping a Mott insulator: Physics of high-temperature superconductivity. Rev. Mod. Phys., 78, 17-85 (2006).

79. M. Lelental, T.N. Blanton, C.L. Barne, H.J. Romanofsky. Semiquantitative assessment of2223/2212 phase homogeneity in Bi-(Pb)-Sr-Ca-Cu-0 superconducting films usingXRD techniques. Physica, C 193, 395-400 (1992).

80. H. Leligny, S. Durcok, P. Labbe, M. Ledesert and B. Raveau. X-ray Investigation on the Incommensurate Modulated Structure of Bi2 osSr/ g4Cu06s- Acta Crystallogr., B 48, 407-418(1992).

81. Y. Le Page, W.R. McKinnon, J.-M. Tarascon, P. Barboux. Origin of the incommensurate modulation of 80-K superconductor Bi2Sr2CaCu2Os 21 derived from isostructural commensurate Bi10Sri5Feio046. Phys. Rev., B40, 6810-6816 (1989).

82. J.Q. Li, C. Chen, D.Y. Yang, F.H. Li, Y.S. Yao, W.K. Wang, Z.X. Zhao. Modulated structure of the supercondicting compounds Bi2Sr2Can.Cu„Oy with n—1 and 2. Z. Phys. B-Condensed Matter, 74, 165-172 (1989)]

83. Z.Z. Li, H. Raffy, S. Bals, G. Van Tendeloo, S. Megtert. Interplay of doping and structural modulation in superconducting Bi2Sr2xLaxCu06+s. Phys. Rev., B 71, 174503, 1-7 (2005).

84. H. Lichtenberger. Kinetic and Strain-Induced Self-Organization ofSiGe Heterostructures. Ph. D. Dissertation. Johannes Kepler Universität, Linz, Austria, 1163 (2006).

85. F. Liu, J. Tersoff, and M. G. Lagally. Self-Organization of Steps in Growth of Strained Films on Vicinal Substrates. Phys. Rev. Lett., 80, 1268-1271 (1998).

86. H.Y. Liu, X.D. Wang, Y.Q. Wei, B. Xu, D. Ding, Z.G. Wang. Effects ofinter diffusion on the luminescence of InAs/GaAs quantum dots covered by InGaAs overgrowth layer. J. Cryst. Growth, 220, 216-219 (2000).

87. Q. Q. Liu, H. Yang, X. M. Qin, Y. Yu, L. X. Yang, F. Y. Li, R. C. Yu, C. Q. Jin, S. Uchida. Enhancement of the superconducting critical temperature ofSr2Cu03,sup to 95 K by ordering dopant atoms. Phys. Rev., B 74, 100506(R) 1-4 (2006).

88. J.-P. Locquet, J. Perret, J. Fompeyrine, E. Machler, J.W. Seo, G. Van Tendeloo. Doubling the critical temperature of Lai 9Sro 1Cu04 using epitaxial strain. Nature, 394, 453-456 (1998).

89. S. Lütgen, T. Marschner, W. Stolz, E.O. Göbel, L. Tapfer. Atomic incorporation efficiencies for strained (Galn)AsGa(PAs) superlattice structures grown by metalorganic vapour phase epitaxy. J. Cryst. Growth, 152, 1-13 (1995).

90. V.P. Martovitsky, Y.I. Gorina and G.A. Kaljushnaia. Improved Bi-(2201) single crystals grown in cavities formed in KCl solution-melt. Solid State Commun., 96, 893-896(1995).

91. M. Matsuda, M. Fujita, K. Yamada, R.J. Birgeneau, Y. Endoh, G. Shirane. Electronic phase separation in lightly doped La2-xSrxCu04. Phys. Rev., B 65, 134515 1-6 (2002).

92. C. Michel, M. Hervieu, M.M. Borel, A. Grondi, F. Deslandes, J. Provost and B. Raveau. Superconductivity in the Bi-Sr-Cu-O system. Z. Phys., B68, 421 (1987).

93. M. Momose, A. Taike, M. Kawata, J. Gotoh, and S. Nakatsuka. Disordering of the ZnCdSe single quantum well structure by Cd diffusion. Appl. Phys. Lett., 69, 35723574 (1996).

94. K. Muraki, S. Fukatsu, Y. Shiraki, R. Ito. Surface segregation of In atoms during molecular beam epitaxy and its influence on the energy levels in InGaAs/GaAs quantum wells. Appl. Phys. Lett., 61, 557-559 (1992).

95. H. Nagai. Structure of vapour deposited of GaxInixAs crystals. J. Appl. Phys., 45, 3789-3794 (1974).

96. T. Nagano, Y. Tomioka, Y. Nakayama, K. Kishio, and K. Kitazawa. Bulk Superconductivity in both tetragonal and orthorhombic solid solutions of (Lai. xSrx)2Cu04& Phys. Rev., B48, 9689-9696 (1993).

97. Y.I. Nesterets and V. I. Punegov. The statistical kinematical theory of X-ray diffraction as applied to reciprocal-space mapping. Acta Crystallogr., A56, 540-548 (2000).

98. M. Niwano, A. Kanai, M. Suemitsu, H. Nakamura and N. Miyamato. Effects of Refraction ofX-Rays in Double-Crystal Topography. Jpn. J. Appl. Phys., 27, 849-854 (1988).

99. S. Ono and Y. Ando. Evolution of the resistivity anisotropy in Bi2Sr2xLaxCu06vS single crystals for a wide range of hole doping. Phys. Rev., B67, 104512, 1-8 (2003).

100. M. Onoda, A. Yamamoto, E. Takayama-Muromachi, S. Takekawa. Assignment of the Powder X-Ray Diffraction Pattern of Superconductor Bi2(Sr, Ca)3.xCu2Or Jpn. J. Appl. Phys., 27, L833-L836 (1988).

101. L. Pauling. The nature of the chemical bond. New York: Cornell Univ. Press, 644 p. (I960).

102. R. People and J.C. Bean. Calculation of critical layer thickness versus lattice mismatch for GexSij.x/Si strained-layer heterostructures. Appl. Phys. Lett., 47, 322324 (1985).

103. V. Petricek, Y. Gao, P. Lee, P. Coppens. X-ray analysis of the incommensurate modulation in the 2:2:1:2 Bi-Sr-Ca-Cu-O superconductor including the oxygen atoms. Phys. Rev., B42, 387-392 (1990).

104. L. Pierre, J. Schneck, D. Morin, J.C. Toledano, J. Primot, D. Daguet and H. Savary. Role of lead substitution in the production of 110-K superconducting single-phase Bi-Sr-Ca-Cu-O ceramics. J. Appl. Phys., 68, 2296-2303 (1990).

105. X.R. Qin, B.S. Swartzentruber, and M.G. Lagally. Scanning Tunneling Microscopy Identification of Atomic-Scale Intermixing on Si(100) at Submonolayer Ge Coverages. Phys. Rev. Lett., 84, 4645-4648 (2000).

106. A. Rastelli, and H. von Kanel. Island formation and faceting in the SiGe/Si(0 01) system. Surf. Sci. 532-535, 769-773 (2003a).

107. A. Rastelli, H. von Kanel, B. J. Spencer, and J. Tersoff. Prepyramid-to-pyramid transition ofSiGe islands on Si(001). Phys. Rev. B 68, 115301 1-6 (2003b).

108. A. Rosenauer, T. Reisinger, E. Steinkirchner, J. Zweck, W. Gebchardt. High resolution transmission electron microscopy determination of Cd diffusion in CdSe/ZnSe single quantum well structures. J. Cryst. Growth, 152, 42-50 (1995).

109. G.A. Rozgonyi, P.M. Petroff and M.B. Panish. Control of lattice parameters and dislocations in the system Ga/xAlxAs ¡.yP/GaAs. J. Cryst. Growth, 27, 106-117 (1974).

110. M. Rzaev, F. Schaffler, V. Vdovin, T. Yugova. Misfit dislocation nucleation and multiplication in fully strained SiGe/Si heterostructures under thermal annealing. Materials Science in Semiconductor Processing, 8, 137-141 (2005).

111. H. Sato, M. Naito. Increase in the superconducting transition temperature by anisotropic strain effect in (001) La. 85Sr0 ¡iCu04 thin films on LaSrAl03 substrates. Physica, C 274, 221-226 (1997)]

112. A.E. Schlogl, J.J. Neumeier, J. Diederichs, C. Allgeier, J.S. Schilling and W. Yelon. Transport, structural, and magnetic properties of the single-copper-oxygen layer Bi2Sr2.xLaxCuOy system. Physica, C 216, 417-431 (1993).

113. H. Shaked, P.M. Keane, J.C. Rodriguez, F.F. Owen, R.L. Hitterman, J.D. Jorgensen. Crystal Structures of the High-Tc Superconducting Copper-Oxydes. Physica C, Elsevier Science B.V., North-Holland, p. 1-71 (1994).

114. R. D. Shannon. Revised effective ionic radii and systematic studies of interatomic distances in halides and chalcogenides. Acta Crystallographica, A 32, 751-767 (1976).

115. T.K. Sharma, B.M. Arora, S. Kumar, M. R. Gokhale. Effect of growth temperature on strain barrier for metalorganic vapor phase epitaxy grown strained InGaAs quantum well with lattice matchedInGaAsP barriers. J. Appl. Phys., 91, 5875-5881 (2002).

116. H.-E. Shin, Y.-G. Ju, H.-W. Song, D.-S. Song, II-Y. Han, J.-H. Ser, H.-Y. Ryu, Y.-H. Lee. High-finesse AlxO/AlGaAs nonabsorbing optical cavity. Appl. Phys. Lett., 72, 2205-2207(1998).

117. V.I. Simonov, L.A. Muradyan, R.A. Tamazyan, V.V. Osiko, V.M. Tatarintsev, K. Gamayumov. Distribution ofSr atoms in single crystals of (LaixSrx)2Cu04s and the superconducting transition temperature. Physica, C 169, 123-132 (1990).

118. D. Smith. Thin-Film Deposition: Principles and Practice. MacGraw-Hill, p. 1-616 (1995).

119. J.S. Song, S.H. Seo, M.H. Oh, J.H. Chang, M.W. Cho, T. Yao. Suppression of impurity interdiffusion in heteroepitaxy by inserting a low-temperature buffer layer in between the epilayer and the substrate. J. Crystal Growth, 261, 159-163 (2004).

120. V.S. Sorokin, S.V. Sorokin, V.A. Kaygorodov, S.V. Ivanov. Instability and immiscibility regions in MgxZn/ xSySe/alloys. J. Cryst. Growth, 214/215, 130-134 (2000).

121. B. J. Spencer, P. W. Voorhees, and S. H. Davis. Morphological instability in epitaxially strained dislocation-free solid films: Linear stability theory. J. Appl. Phys. 73, 4955-4970 (1993).

122. E. Spiller. Characterization of multilayer coatings by X-ray reflection. Revue Phys. Appl. 23, 1687-1700 (1988).

123. J. Stangl, V. Holy, G. Bauer. Structural properties of self-organized semiconductor nanostructures. Rev. Mod. Phys., 76, 725-783 (2004).

124. K. Stoev and K. Sakurai. Recent theoretical models in grazing incidence X-ray reflectometry. The Rigaku J., 14, 22-37 (1997).

125. M. Strasburg, M. Kuttler, U.W. Pohl, D. Bimberg. Diffusion ofCd, Mg and Sin ZnSe-based quantum well structures. Thin Solid Films, 336, 208-212 (1998).

126. I. Sunagawa. Crystals: Growth, Morphology, and Perfection. Cambridge University Press, New York, p. 295 (2005).

127. P. Sutter and M. G. Lagally. Embedding of Nanoscale 3D SiGe Islands in a Si Matrix. Phys. Rev. Lett, 81, 3471-3474 (1998).

128. P. Sutter and M. G. Lagally. Nucleationless Three-Dimensional Island Formation in Low-Misfit Heteroepitaxy. Phys. Rev. Lett, 84, 4637-4640 (2000).

129. T. Taguchi, Y. Takeuchi, K. Matugatani, Y. Ueno, T. Hattori, Y. Sugiyama and M. Tacano. Critical layer thickness of Ino.sGaojAs/Ino^AlojsAs heterostructures. J. Crystal Gtowth, 134, 147-150 (1993).

130. H. Takahashi, H. Shaked, B.A. Hunter, P.G. Radaelli, R.L. Hitterman, D.G. Hinks, and J.D. Jorgensen. Structural effects of hydrostatic pressure in orthorhombic La2. xSrxCu04, Phys. Rev., B50, 3221-3229 (1994).

131. H. Takagi, R.J. Cava, M. Marezio, B. Batlogg, J.J. Krajewcki, W.F. Peck, P. Bordet, D.E. Cox. Disappearance of Superconductivity in Overdoped La2.xSrxCu04 at a Structural Phase Boundary. Phys. Rev. Lett., 68, 3777-3781 (1992).

132. J.L. Tallon, J.W. Loram. The doping dependence ofT* what is the real high-Tc phase diagram? Physica, C 349, 53-68 (2001).

133. J.M. Tarascon, W.R. McKinnon, Y. LePage, K. Remschnig, R. Ramesh, R. Jones, G. Pleizier, G.W. Hull. Superconductivity at 27Kin modulation-free Bi2.xPbxSr2. yLayCu06phases with x^y+0.2. Physica, C172, 13-22 (1990).

134. C. Teichert. Self-organization of nanostructures in semiconductor heteroepitaxy. Physics Reports, 365, 335^132 (2002).

135. C. Teichert, Y.H. Phang, L.J. Peticolas, J.C. Bean, and J. Tersoff. Surface Diffusion: Atomistic and Collective Processes, Stress-driven morphological changes ofSiGe films grown on vicinal Si(001) substrates. Plenum Press, New York, pp. 297307 (1997).

136. J. Tersoff and F.K. LeGoues. Competing Relaxation Mechanisms in Strained Layers. Phys. Rev. Lett., 72, 3570-3574 (1994).

137. J. Tersoff, Y. H. Phang, Z. Zhang, and M. G. Lagally. Step-Bunching Instability of Vicinal Surfaces under Stress. Phys. Rev. Lett., 75, 2730-2733 (1995).

138. J. Tersoff, B. Spencer, A. Rastelli, and H. von Kanel. Barrierless Formation and Faceting ofSiGe Islands on Si(001). Phys. Rev. Lett. 89, 196104 1-4 (2002).

139. J.Z. Tischler, J.D. Budai, D.E. Jesson, G. Eres, and P. Zschack. Ordered structures in SixGe ¡.x alloy thin films. Phys. Rev., B 51, 10947-10955 (1995).

140. Y. Tokura, H. Takagi and S. Uchida. A superconducting copper oxide compound with electrons as the charge carriers. Nature 337, 345-347 (1989).

141. Tomiya, H. Okuyama, A. Ishibashi. Relation between interface morphology and recombination-enhanced defect reaction phenomena in II—VI light emitting devices. Appl. Surf. Sci., 159/160, 243-249 (2000).

142. R. M. Tromp, F. M. Ross, and M. C. Reuter. Instability-Driven SiGe Island Growth. Phys. Rev. Lett., 84, 4641-4644 (2000).

143. A.B. Vailionis, Cho, G. Glass, P. Desjardins, D. G. Cahill, and J. E. Greene. Pathway for the Strain-Driven Two-Dimensional to Three-Dimensional Transition during Growth of Ge on Si(OOl). Phys. Rev. Lett. 85, 3672-3675 (2000).

144. S.I. Vedeneev and D.K. Maude. Metal-to-insulator crossover andpseudogap in single-layer Bi2+xSr2-xCu1+y06+s single crystals in high magnetic fields. Phys. Rev., B 70, 184524, 1-11 (2004).

145. S.I. Vedeneev and D.K. Maude. Vortexlike excitations in a nonsuperconducting single-layer compound Bi2+xSr2.xCu06+s. Phys. Rev., B72, 214514 1-8 (2005).

146. P. Venezuela, G.M. Dalpian, A.J.R. da Silva, and A. Fazzio. Vacancy-mediated diffusion in disordered alloys: Ge self-diffusion in Si{.xGex. Phys. Rev., B65, 193306 1-4 (2002).

147. P. Venezuela, J. Tersoff, J. A. Floro, E. Chason, D. M. Follstaedt, Feng Liu. Self-organized growth of alloy superlattices. Nature 397, 678-681 (1999).

148. N. Wainfan, L.G. Parrat. X-Ray Reflection Studies of the Anneal and Oxidation of Some Thin Solid Films. J. Appl. Phys., 31, 1331 (I960).

149. G. Wedler, J. Walz, T. Hesjedal, E. Chilla, and R. Koch. Stress and Relief of Misfit Strain of GeyyySi(OOl). Phys. Rev. Lett. 80, 2382-2385 (1998).

150. A. A. Williams, J. M. C. Thornton, J. E. Macdonald, R. G. van Silfhout, J. F. van der Veen, M. S. Finney, A. D. Johnson, C. Norris. Strain relaxation during the initial stages of growth in Ge/Si(001). Phys. Rev., B 43, 5001-5011 (1991).

151. X.S. Wu, L. Lu, D.L. Zhang, Y. Xuan, H.J. Tao. Observation of room-temperature chemical phase segregation in overdoped Bi2Sr2CaCu208+x single crystals. Phys. Rev., B 66, 134506 1-3 (2002).

152. C. Xianhui, X. Cheng, C. Liezhao, C. Zhaojia. The influence ofPb on the stability of the Bi-type modulated structure. Physica, C 208, 38-42 (1993).

153. M. Yamada, S. Ogita, M. Yamagishi, and K. Tabata. Anisotropy and broadening of optical gain in a GaAs/AlGaAs multiquantum-well laser. IEEE. J. Quantum Electron., 21, 640-645 (1985).

154. N. Yamamoto, Y. Hirotsu, Y. Nakamura and S. Nagakura. Super space Group Analysis of the Modulated Structure in Superconductor Bi-Sr-Ca-Cu-O. Jpn. J. Appl. Phys., 28, L598-L601 (1989).

155. A. Yamamoto, E. Takayama-Muromachi, F. Izumi, T. Ishigaki, H. Asano. Rietveld analysis of the composite crystal in superconducting Bi2 +xSr2xCu06+y. Physica, C 201, 137-144(1992).

156. W.L. Yang, H.H. Wen, Y.M. Ni, J.W. Xiong, H. Chen, C. Dong, F. Wu, Y.L. Qin, Z.X. Zhao. Crystal growth and superconductivity of heavily La-doped Bi-2201 single crystals. Physica, C, 308, 294-300 (1998).

157. S.F. Yoon, K. Radhakrishnan, H.M. Li and Z.Y. Han. A photoluminescence investigation of the critical thickness in InGaAs/AlGaAs pseudomorphic structures grown by molecular beam epitaxy. Thin Solid Films, 243, 267-271 (1994).

158. H.W. Zanbergen, W.A. Groen, G. Van Tendeloo, and S. Amelinckx. HighResolution Electron Microscopy and Electron Diffraction on Bi2Sr2 xLaxCanCu1+n06+2n+s Appl. Phys. A48, 305-314 (1989).

159. H.W.Zandbergen, W.A, Groen, A. Smit and G. van Tendeloo. Structure and properties of(Bi,Pb)2Sr2(Ca,Y)Cu208+& Physica, C168, 426 (1990).

160. Zangwill, A. Physics at Surfaces. Cambridge University, Cambridge, England, pp. 454(1988).

161. H. Zhang and H. Sato. Universal Relationship between Tc and the Hole Content in p-Type Cuprate Superconductors. Phys. Rev. Lett., 70, 1697-1699 (1993a).

162. H. Zhang and H. Sato. Structural stability ofBi-based cuprates. Physica, C 214, 265-271 (1993b).

163. Q. Zhang, X. Chen. Dependence of superconducting transition temperature on oxygen content and number of Cu02 layers in mercury-based cuprates. Physica C, 282-287, 905-906 (1997).

164. M. Zhiqiang, F. Chenggao, S. Lei, Y. Zhen, Y. Li, W. Yu, Z. Yuheng. Multiple Bi2Sr2.xBaxCuOy microstructures and the effect of element doping (Ba,La,Pb) on the 2:2:0:1 phase. Phys. Rev., B 21, 14467-14475 (1993).

165. M. Zhiqiang, X. Gaojie, Z. Shuyuan, T. Shun, L. Bin, F. Chenggao, X. Cunyi, Z. Yuheng. Relation of the superstructure modulation and extra-oxygen local structural distortion in Bi2 .yPbySrL9.xLaxCuOz. Phys. Rev., B 55, 9130-9135 (1997)]

166. Акустические кристаллы. Справочник. М.: Наука, 632 с. (1982).

167. К.С. Александров, А.Т. Анистратов, Б.В. Безносиков, Н.В. Федосеева. Фазовые переходы в кристаллах галоидных соединений АВХ3. Новосибирск: Наука, 266 с. (1981).

168. Ред. С. Амелинкс, Р. Геверс, Дж. Ван Ланде Дифракционные и микроскопические методы в материаловедении. М.: Металлургия, 504 с. (1984).

169. Е.В. Антипов, A.M. Абакумов. Структурный дизайн сверхпроводников на основе сложных оксидов меди. УФН, 178, 190-202 (2008).

170. A.M. Афанасьев, П.А. Александров, P.M. Имамов. Рентгенодифракционная диагностика субмикронных слоев. М.: Наука, 152 с. (1989).

171. B.C. Багаев, B.C. Кривобок, В.П. Мартовицкий, А.И. Новиков. Распределение германия в слоях Sij.xGex (х<0.1), выращенных на подложке Si(001), в зависимости от их толщины. ЖЭТФ, 136, 1154-1169 (2009).

172. И. Божович. Эксперименты с атомарно гладкими тонкими пленками сверхпроводящих купратов: сильное электрон-фононное взаимодействие и другие сюрпризы. УФН, 178, №2, 179-190 (2008).

173. Г.Б. Бокий, Кристаллохимия. Изд-во Московского ун-та, 359 с (I960).

174. В.Ю. Бондарев, В.И. Козловский, А.Б. Крыса, Ю.М. Попов, Я.К. Скасырский. Однородность излучения лазерной ЭЛТ на основе низкоразмерной структуры GalnP/AIGalnP. Квантовая электроника, 34, 919-923 (2004).

175. В.Б. Брик. Диффузия и фазовые превращения в металлах и сплавах. Киев: Наукова думка, 232 с. (1985).

176. Е.И. Гиваргизов. Рост нитевидных и пластинчатых кристаллов из пара. М,: Наука, 304 с. (1977).

177. С.С. Горелик, Л.Н. Расторгуев, Ю.А. Скаков, Рентгенографический и электроннооптический анализ, Москва: Металлургия, 366 с. (1970).

178. Р. Д. Джеймс. Оптические принципы дифракции рентгеновских лучей. М.: Изд-во иностранной лит-ры, 572 с. (1950).

179. А. Келли, Г. Гровс. Кристаллография и дефекты в кристаллах. М.: Мир, 496 с. (1974).

180. В.И. Козловский, П.А. Трубенко, Ю.В. Коростелин, В.В. Роддатис. Распределенные брэгговские зеркала на основе ZnMgSe/ZnCdSe, полученные методом молекулярно-пучковой эпитаксии на подложках ZnSe. ФТП, 34, №10, 1237-1243 (2000).

181. O.K. Колеров, В.Г. Скрябин, М.Ф. Калышенко, А.Н. Логвинов, В.Д. Юшин. О рентгенодифрактометрическом исследовании тонкой структуры поликристаллов. Заводская лаб, 51, 46-49 (1985).

182. П.И. Кузнецов, В.П. Мартовицкий, А.Н. Печенов, С.Д. Скорбун, О.Н. Таленский. Дефекты и напряжения в пленках ZnSe, полученных их элементорганических соединений (MOCVD) на подложках (100) GaAs. Краткие сообщ. по физике, №3, 3-6 (1987).

183. Ю.Ю. Логинов, П. Д. Браун, К. Дьюроуз. Закономерности образования2 6структурных дефектов в полупроводниках А В . М.: Логос, 304 с. (2003).

184. В.П. Мартовицкий. Межслоевые напряжения в купратных ВТСПр-типа. Краткие сообщения по физике ФИАН, №5, 3-10 (2006 а).

185. В.П. Мартовицкий. Слоистое строение легированных лантаном монокристаллов Bi2201. Краткие сообщения по физике ФИАН, №5, 11-19 (2006 б).

186. В.П. Мартовицкий, В.И. Козловский, П.И. Кузнецов, Д.А. Санников.2 6

187. Самосогласованная неоднородность квантовых ям полупроводников А В . ЖЭТФ, 132, 1379-1392 (2007а).

188. В.П. Мартовицкий, А. Крапф, J1. Дюди. Существование двух типов совершенных монокристаллов Bi2Sr2-xLaxCuO<s+s. Письма в ЖЭТФ, 85, 349-353 (20076).

189. В.П. Мартовицкий, B.C. Кривобок. Хрупко-пластическая релаксация напряжений несоответствия в системе Si(001)/Sij.xGex. ЖЭТФ, 140, 330-349 (2011).

190. К. Сангвал. Травление кристаллов: Теория, эксперимент, применение. М.: Мир, 492 с. (1990).

191. Современная кристаллография. Том 3. Образование кристаллов. A.A. Чернов, Е.И. Гиваргизов, Х.С. Багдасаров и др., М.: Наука, 408 с. (1980).

192. В.И. Таланин. Взаимодействие точечных дефектов в процессе роста бездислокационных монокристаллов кремния. Материалы электронной техники, №4, 27-40 (2007).

193. Р. Фейнман. Характер физических законов. М: Наука, 160 с. (1987).

194. Р.Б. Хейман. Растворение кристаллов. Теория и практика. Ленинград: Недра, с. 272 (1979).

195. М.П. Шаскольская. Кристаллография. М.: Высшая школа, 391 с. (1976).