WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


На правах рукописи

УДК 539.23; 533.9;

538.975 Новодворский Олег Алексеевич ИМПУЛЬСНОЕ ЛАЗЕРНОЕ НАПЫЛЕНИЕ ТОНКИХ ПЛЕНОК И НАНОРАЗМЕРНЫХ СТРУКТУР ДЛЯ АКТИВНЫХ СРЕД ЛАЗЕРОВ

Специальность: 05.27.03 – квантовая электроника

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Шатура – 2012

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте проблем лазерных и информационных технологий Российской академии наук

Официальные оппоненты:

Ионин Андрей Алексеевич, доктор физико-математических наук, профессор, Физический институт им. П.Н.Лебедева Российской академии наук, главный научный сотрудник Прокошев Валерий Григорьевич, доктор физико-математических наук, профессор, первый проректор и проректор по учебной работе Владимирского Государственного Университета им. А.Г. и Н.Г.Столетовых Тимошенко Виктор Юрьевич, доктор физико-математических наук, профессор, Физический факультет МГУ им. М.В.Ломоносова, профессор.

Ведущая организация: Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт радиотехники и электроники им. В.А. Котельникова Российской академии наук

Защита диссертации состоится 06 декабря 2012 г. в 1400 часов на заседании диссертационного совета Д 002.126.01 в Институте проблем лазерных и информационных технологий РАН по адресу: 140700, Московская область, г. Шатура, ул.Святоозерская, д.1.

С текстом автореферата можно ознакомиться на сайте ИПЛИТ РАН по адресу: http://www.laser.ru/science/abstract.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИПЛИТ РАН.

Автореферат разослан «___» _________ 2012 г.

Ученый секретарь Диссертационного совета В.Д. Дубров

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Настоящая работа посвящена изучению процесса импульсного лазерного напыления тонкопленочных материалов и наноразмерных структур, перспективных для создания элементно-узловой базы квантовой электроники - полупроводниковых лазеров и диодов УФ диапазона. В работе исследованы методы управления энергетическим спектром ионов факела при импульсном лазерном напылении тонкопленочных материалов и свойства тонкопленочных структур, которые обеспечиваются рассмотренными методами управления.

Актуальность темы. Разработка и исследование методов создания новых материалов субмикронных толщин и наноразмерных структур для тонкопленочных устройств квантовой электроники диктуется уникальными оптическими и электрическими свойствами таких материалов и структур пониженной размерности по сравнению с пленками микронных толщин.

В последнее время параллельно развивались несколько методов напыления тонких пленок, таких как молекулярно-лучевая эпитаксия, магнетронное распыление, химическое напыление металлоорганических соединений из газовой фазы MOCVD, LCVD и др., каждый из которых нашел свое должное применение. Но особо бурное развитие получил метод импульсного лазерного напыления (ИЛН) благодаря возможности управления параметрами процесса достаточно простыми средствами. В настоящее время трудно найти тонкопленочный материал, при получении которого не использовался бы этот метод. Метод импульсного лазерного напыления с использованием различных лазеров для абляции мишеней появился в конце семидесятых годов [1-4], и стал широко используемым методом гибко перестраиваемых исследовательских технологий. Это определяется его универсальностью по отношению к напыляемому материалу, возможностью практически исключить наличие посторонних примесей и возможностью контроля в процессе роста пленочных структур, что особенно важно при разработке пленочных структур нового типа, для которых еще не существует штатных технологий[5,6]. В последнее время он стал применяться и при разработке промышленных технологий ВТСП проводов. При этом основной проблемой при лазерном напылении является присущее этому методу наличие в лазерном факеле частиц высоких энергий и большое количество капель, что ограничивает возможность широкого распространения метода импульсного лазерного напыления (ИЛН).

По сравнению с непрерывными методами напыления тонких пленок метод ИЛН обладает возможностью в широком интервале изменять энергетический спектр осаждаемых частиц и, поэтому, является одним из перспективных инструментов современных нанотехнологий, расширяющих круг материалов, для совершенствования устройств квантовой электроники, оптоэлектроники и спинтроники в вычислительной технике и линиях связи. Дальнейшее развитие ИЛН при разработке гетероструктур, впервые созданных в работах Ж.И.Алферова [7,8], может быть обеспечено возможностью управления энергетическим спектром ионов факела в широком диапазоне. Это является актуальной задачей, так как энергетический спектр оказывает существенное влияние на характеристики осаждаемых пленок. Известно, что увеличение длины волны и плотности энергии аблирующего излучения на мишени изменяет энергетический спектр осаждаемых частиц, однако при этом значительно возрастает доля высокоэнергетических ионов, что негативно сказывается на качестве пленок. Разработка эффективных методов управления энергетическим спектром лазерного факела, снижение доли высокоэнергичных ионов, полное устранение капель в процессе импульсного лазерного осаждения тонких пленок позволит решить задачу получения однородных сплошных пленок нанометровых толщин, пленок неравновесного состава и пленок с различными структурными характеристиками. Развитие технологий ИЛН, обеспечивающих решение перечисленных проблем, позволяет получить новый технологический процесс создания широкого спектра наноразмерных пленочных структур, как для научных исследований, так и для практических приложений.

Для создания стабильных и надежных устройств квантовой электроники необходимы эпитаксиальные пленки предельно высокого качества с минимальной шероховатостью поверхности, высоким кристаллическим совершенством, с достаточной концентрацией и подвижностью носителей заряда. Для создания наноразмерных структур оптоэлектронных приборов в видимой и УФ спектральной областях используются широкозонные полупроводники. Среди них особое место занимает оксид цинка, поскольку он обладает большой энергией связи экситонов (60 мэВ), температурной и радиационной стойкостью. Применение квантоворазмерных систем на базе ZnO в качестве активной области в оптоэлектронных устройствах позволит увеличить их квантовую эффективность и снизить пороговую плотность тока.

По этой причине получение наноразмерных структур на основе оксида цинка, в частности квантовых ям, и исследование квантоворазмерных эффектов в них представляется весьма перспективным как с фундаментальной, так и с практической точки зрения.

Таким образом, актуальность развития метода импульсного лазерного напыления, обеспечивающего управление энергетическим спектром лазерного факела для формирования тонких пленок и многослойных структур нанометровых толщин, определяется многочисленными практически важными приложениями, связанными с разработкой и оптимизацией новых методов синтеза наноструктур.

Целью работы является развитие метода импульсного лазерного напыления, обеспечивающее возможность управления параметрами лазерного абляционного факела для формирования тонких пленок и тонкопленочных структур, и изучение свойств тонких пленок и тонкопленочных структур, перспективных для создания элементно-узловой базы квантовой электроники (УФ лазеры), оптоэлектроники (УФ светодиоды и фотоприемники) и спинтроники (высокотемпературные ферромагнитные полупроводники), включая:

1. Разработку и создание экспериментального напылительного комплекса и методик исследования параметров факела (энергетический спектр ионов, атомов и микрочастиц факела, электронная температура, плотность ионов) в процессе напыления; комплексное исследование пространственной эволюции компонент факела при лазерной абляции в вакууме.

2. Разработку новых подходов к управлению энергетическим спектром ионов лазерного факела, представляющих как самостоятельный интерес, так и имеющих прикладное значение для получения новых пленочных материалов.

3. Разработку эффективных методов устранения попадания капель и микрочастиц из лазерного факела на поверхность осаждаемой пленки.

4. Разработку основ технологий напыления тонких пленок металлов, полупроводников, оксидов и силицидов металлов (Ta, Fe, Si, ZnO, MgZnO, CdZnO, MnSi) нанометровых толщин методом ИЛН и исследование свойств пленок.

5. Разработку метода неравновесного легирования в процессе роста пленок широкозонных полупроводников (ZnO, MgZnO, CdZnO) из твердой и газовой фазы для создания тонкопленочных материалов с требуемыми свойствами.

6. Создание методом импульсного лазерного напыления множественных квантовых ям MgxZn1-xO/ZnO, как потенциальных структур для УФ диодов и лазеров; исследование их структурных и оптических свойств. Исследование размерных эффектов и эффекта вынужденного излучения в множественных квантовых ямах MgxZn1-xO/ZnO при импульсной оптической накачке.

7. Разработку лабораторной технологии лазерного напыления многослойных тонких пленок, создание и исследование светоизлучающих диодов на гетеропереходах n-ZnO/p-GaN, n-ZnO/i-ZnO/p-GaN и n-Mg0,2Zn0,8O/iCd0,2Zn0,8O/p-GaN, излучающих в видимой и УФ области спектра.

Научная новизна:

В диссертации получены следующие новые научные результаты:

1. Разработана новая методика исследования динамики лазерного факела с использованием зондовой и оптической времяпролетных диагностик, позволяющая исследовать пространственно-временные распределения ионов, электронов, атомов и капель лазерного факела в процессе импульсного лазерного напыления.

2. Экспериментально исследована динамика заряженных частиц, атомов и капель факела в процессе импульсного лазерного напыления широкого круга материалов, включая Al, Si, Cr, Mn, Fe, Cu, Zn, Nb, Sn, Ta, при абляции в вакууме:

- Показано, что функции распределения по скоростям ионов и капель в разлетающейся лазерной плазме при абляции широкого круга материалов, включая Al, Si, Cr, Mn, Fe, Cu, Zn, Nb, Sn, Ta, не являются максвелловскими.

Распределение ионов по скорости является многомодальным и состоит из нескольких групп ионов с максвелловским распределением в каждой группе.

Предложен механизм, объясняющий формирование неравновесных функций распределения. Быстрые группы ионов формируются в результате амбиполярной диффузии внешних слоев факела. Установлена роль столкновительных процессов ионов и атомов факела при формировании медленных групп ионов.

- Впервые исследовано распределение электронной температуры Te в лазерном факеле при абляции в вакууме мишеней из тантала, ниобия, меди излучением эксимерного лазера 308 нм. Выявлена пространственная неоднородность электронной температуры лазерного факела и закономерность изменения электронной температуры при разлете факела.

- Установлено, что распределение по скоростям капель одного размера не является максвелловским, а средняя кинетическая энергия капель разных размеров существенно различается. Установлено, что угловое распределение капель совпадает с угловым распределением разлета атомов и ионов.

3. Разработаны и реализованы новые методы управления энергией и концентрацией ионов в лазерном факеле, влияющие на качество и параметры осаждаемых пленок. Впервые показано, что облучение плазмы факела излучением импульсно периодического СО2 лазера позволяет до двух раз увеличить среднюю энергию и концентрацию ионов в факеле. Впервые установлено, что в схеме двух пересекающихся факелов энергия осаждаемых ионов может изменяться более чем на порядок при изменении угла пересечения факелов.

4. Методом ИЛН впервые получены тонкие пленки алюминия, хрома, меди, ниобия, тантала, кобальта, железа, марганца, цинка и олова толщиной 220 нм. Проведены измерения сопротивления пленок в зависимости от толщины в процессе роста. Для всех пленок наблюдается классический размерный эффект монотонного уменьшения удельного сопротивления с увеличением толщины пленки. Разработана методика и впервые определен коэффициент зеркальности поверхности пленок 0,84 0,93, подтверждающий высокое качество пленок. В тонких пленках тантала и железа на фоне классического размерного эффекта наблюдается квантово размерный эффект осциллирующей зависимости удельного сопротивления от толщины пленки.

5. Разработан новый подход к неравновесному легированию широкозонных полупроводников в методе ИЛН:

- На монокристаллических подложках Al2O3 и цинкита получены тонкие пленки оксида цинка n- и р-типа с удельным сопротивлением 1,1 10-4 Ом см пленок ZnO:Ga, 1,2 Ом см пленок ZnO:N и 1,9 Ом см пленок ZnO:P.

Определена энергия активации акцепторных центров азота и фосфора в пленках ZnO, полученных методом ИЛН, которая составляет 0,083 эВ и 0,0эВ соответственно.

- Показано, что эпитаксиальные пленки MgxZn1-xO и CdyZn1-yO, полученные методом ИЛН на подложках сапфира (0001), сохраняют кристаллическую структуру вюрцита при концентрациях магния и кадмия до ат.% и 30 ат.% соответственно. Ширина запрещенной зоны MgxZn1-xO достигала значения 4,12 эВ при х=0,35, а параметр решетки a близок к параметру a пленки ZnO, что по нашим измерениям создает предпосылки для разработки тонкопленочных диодов и лазеров УФ диапазона на базе квантовых ям MgxZn1-xO/ZnO.

6. Впервые методом ИЛН синтезированы множественные квантовые ямы MgxZn1-xO/ZnO с различной шириной квантовой ямы и высотой потенциального барьера. В квантовых ямах Mg0,27Zn0,73O/ZnO продемонстрирован размерный эффект, заключающийся в синем сдвиге границы поглощения при уменьшении ширины квантовой ямы. Установлено, что интенсивность фотолюминесценции квантовых ям Mg0,27Zn0,73O/ZnO немонотонно зависит от ширины ямы Lw, достигая максимального значения при Lw=2,6 нм. При импульсной оптической накачке множественных квантовых ям впервые зарегистрировано вынужденное излучение на длинах волн 383 и 395 нм, порог вынужденного излучения зависит от ширины квантовой ямы и достигает минимального значения менее 300 КВт/см2 при ширинах ям 35 нм.

7. Впервые методом ИЛН на подложках p-GaN получены и исследованы гетероструктуры n-ZnO/p-GaN, n-ZnO/i-ZnO/p-GaN и n-ZnO/n-Mg0,2Zn0,8O/iCd0,2Zn0,8O/p-GaN, демонстрирующие электролюминесценцию в УФ и видимом диапазоне спектра с максимумом излучения 495 нм, 380 нм и 465 нм при накачке постоянным током и пороговой плотностью тока 1,35 А/см2, 2 А/см2 и 0,48 А/см2 соответственно. Показано, что ЭЛ гетероструктуры n-ZnO/nMg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/p-GaN происходит из области i-Cd0,2Zn0,8O.

Научная и практическая ценность работы заключается в том, что на основе всестороннего исследования параметров разлетающейся плазмы были найдены способы управления энергетическим спектром осаждаемых частиц факела, что позволило применять метод ИЛН для получения тонких пленок и многослойных структур. Характеристики полученных тонких пленок и многослойных структур подтверждают возможность использования метода ИЛН при решении проблем создания элементной базы квантовой электроники и фотоники. Сформулированы технические требования для лазерных напылительных установок и созданы две модификации лазерных напылительных комплексов с одним и двумя источниками плазмы. Метод лазерного напыления тонких пленок с возможностью управления энергетическим спектром и концентрацией ионов в факеле позволяет усовершенствовать лазерный технологический процесс напыления пленок и пленочных структур пониженной размерности с применением лазерного излучения видимого и ближнего ИК диапазона. Применение таких лазеров позволяет снизить стоимость технологических установок ИЛН.

Обнаруженное существенное отличие скоростей капель от скоростей атомов и ионов лазерной плазмы позволило создать оригинальный механический фильтр для предотвращения попадания капель на поверхность осаждаемой пленки и улучшить морфологию пленок.

Установлена пространственная неоднородность электронной температуры лазерного факела и закономерность изменения электронной температуры при разлете факела при абляции металлических мишеней в вакууме. Измеренные распределения концентрации ионов и электронной температуры позволили определить область оптимального поглощения излучения СО2 лазера в факеле для управления его энергетическим спектром с целью изменения свойств осаждаемых пленок.

С помощью разработанного метода ИЛН получены тонкие пленки ZnO с электронным и дырочным типом проводимости и множественные квантовые ямы MgxZn1-xO/ZnO в которых наблюдалось вынужденное излучение при оптической накачке, что позволило создать образцы светоизлучающих диодов и обеспечило предпосылки для создания тонкопленочных лазеров УФ диапазона на базе ZnO.

Достоверность полученных результатов обеспечивается использованием современных независимых методов диагностики лазерного факела и пленочных структур, включая методы зондовой диагностики, эмиссионной, флуоресцентной и абсорбционной спектроскопии в широком температурном интервале, рентгеноструктурные и холловские исследования, а также АСМ и электронную микроскопию. Анализ механизмов образования пленочных структур основывался на имеющихся теоретических данных. Ряд экспериментальных результатов по спектроскопии пленочных структур (квантовые ямы) подтверждается сравнением с результатами численного моделирования. При этом в большинстве случаев достигнуто не только качественное, но и количественное совпадение. Достоверность и обоснованность многих полученных экспериментальных результатов подтверждается также тем, что позднее (или одновременно и независимо) они были получены другими исследователями.

На защиту выносятся:

1. Ионные компоненты лазерного факела при абляции однокомпонентных мишеней Al, Si, Cr, Mn, Fe, Cu, Zn, Nb, Sn и Ta имеют мультимодальное распределение по скорости, распределение скоростей в каждой моде описывается одномерным распределением Максвелла. При взаимодействии двух факелов формируется плазменный пучок, в котором функция распределения ионов по скорости имеет мультимодальный характер.

2. При абляции металлов и полупроводников Al, Si, Cr, Mn, Fe, Cu, Zn, ZnO, Sn в вакууме функция распределения капельной составляющей лазерного факела по скорости и по энергии отлична от максвелловской.

3. Дополнительное облучение лазерного факела излучением СО2 лазера позволяет управлять энергетическим спектром и концентрацией ионов в факеле и увеличить до двух раз среднюю энергию ионов и их концентрацию в факеле за счет ионизации атомов. Энергия ионов осаждаемого пучка в схеме напыления с пересекающимися факелами может быть уменьшена более чем на порядок относительно энергии ионов исходных факелов при изменении угла пересечения факелов.

4. В созданных модифицированным методом ИЛН пленках металлов Al, Cr, Mn, Fe, Cu, Zn, Nb, Sn и Ta нанометрового диапазона удельное сопротивление монотонно уменьшается с увеличением толщины (классический размерный эффект). В пленках тантала и железа наблюдается осциллирующая зависимость удельного сопротивления пленки от толщины, свидетельствующая о проявлении квантово размерного эффекта проводимости.

5. Метод ИЛН при легировании галлием, азотом и фосфором в процессе напыления позволяет выращивать на монокристаллических подложках сапфира пленки оксида цинка n- и p-типа с высоким значением удельной проводимости, а также эпитаксиальные пленки MgxZn1-xO и CdyZn1-yO в диапазоне концентраций магния 0

6. В созданных методом ИЛН квантовых ямах MgxZn1-xO/ZnO интенсивность фотолюминесценции немонотонно изменяется с уменьшением ширины КЯ. При импульсной оптической накачке МКЯ на базе ZnO наблюдается вынужденное излучение, порог которого зависит от ширины КЯ.

7. Метод ИЛН позволяет создавать на подложке p-GaN электролюминесцирующие гетероструктуры n-ZnO/p-GaN, n-ZnO/i-ZnO/p-GaN и n-ZnO/n-Mg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/p-GaN, излучающие в УФ области спектра.

Работа была выполнена в соответствии с планами научноисследовательских работ по программе фундаментальных исследований ОИТВС РАН «Светоизлучающие полупроводниковые устройства для информационных систем (записи, хранения информации и т.п)» и по программе фундаментальных исследований Отделения нанотехнологий и информационных технологий (ОНИТ) «Элементная база микроэлектроники, наноэлектроники и квантовых компьютеров, материалы для микро- и наноэлектроники, микросистемная техника, твердотельная электроника», в рамках ФЦП «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007—2013 годы» (Государственный контракт № 02.513.11.3169), при поддержке Фонда Поддержки Ведущих Научных Школ (Грант НШ-1633.2003.2) и Германского Министерства Образования и Исследований (BMBF), проекты RUS 00/217, RUS 06/007 и RUS 09/055 грантов РФФИ (№№ 09-08-00291,09-02-12108, 09-0700208, 09-07-12151, 11-07-00359, 12-08-00642), гранта МНТЦ №3294.

Апробация работы. Основные результаты работы докладывались и обсуждались на семинарах ИПЛИТ РАН, Технического университета Дрезден (Германия), на Международных конференциях: “Оптика лазеров - 93”, С.- Петербург, 1993, 5th International Conference on Industrial Laser Applicatins’95, IX International Conference Nonresonant Laser-Matter Interaction (St.Petersburg, 1996), European Symposium on Laser and Optics in Manufacturing (Munich, FR Germany, 1997), International Forum on Advancad High-Power Lasers and Applications (Osaka, Japan, 1999), The International Conference on Coherent and Nonlinear Optics and The Laser, Applications, and Technologies Conference (ICONO/LAT), 2002, Moscow, 2010, Kazan, Russia; IQEC/LAT 2005, St.Petersburg, Russia), Международная конференция по квантовой электронике (Москва, 2002; ), международных конференциях ILLA (Шатура, 1999, Суздаль, 2001, Смолян, Болгария, 2003, 2006, 2009), International Conference Advanced Laser Technologies, ALT (Siofok, Hungary, 2008; Antalya, Turkey, 2009, Egmond aan See, Netherlands, 2010), X International Conference "Fundamentals of Laser Assisted Micro- & Nanotechnologies (FLAMN’10), St.Petersburg-Pushkin, Russia, 2010; Всероссийская конференция «Нанотехнологии – производству 2006» 2006г. г.Фрязино, МО, в материалах VI, VII, VIII, IX, Х Межвузовских научных школ «Концентрированные потоки энергии в космической технике, электронике, экологии и медицине» (МГУ, Москва 2005, 2006, 2007, 2008, 20 гг), International Conference on Lasers, Applications, and Technologies, Minsk, Belarus, 2007, International Conference Micro- and Nano- Electronics ICMNE2007 (Звенигород, 2007), Всерос. конф. с междунар. интернет-участием «От наноструктур, наноматериалов и нанотехнологий к наноиндустрии»: Ижевск, 2007г., 1Х Российско-Китайский Симпозиум «Новые материалы и технологии» Астрахань, РФ, 2007г., на XII Международной научной конференции «ФизикоХимические процессы при селекции атомов и молекул и в лазерных, плазменных и нано-технологиях» (Звенигород, 2008), 2-я международная конференция «Современные нанотехнологии и нанофотоника для науки и производства» г. Владимир, 16-19 ноября 2009г.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 93 печатные работы.

Основные результаты содержатся в работах [1- 56].

Личный вклад диссертанта в работы, выполненные в соавторстве, заключается в постановках экспериментальных и теоретических задач (как лично, так и совместно с соавторами), в разработке методик и создании использовавшихся в работе экспериментальных стендов, проведении всех экспериментальных исследований и их анализа совместно с соавторами, в трактовке приведенных в работе результатов.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения (выводов) и списка литературы. Работа изложена на 388 стр.

машинописного текста, включая 169 рисунков и 13 таблиц. Список литературы насчитывает 389 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении обосновывается актуальность работы, указывается цель, новизна и практическая значимость исследования, дается общая характеристика работы.

В Первой главе рассматриваются основные современные методы получения и диагностики тонких пленок и тонкопленочных структур.

Обсуждаются особенности и преимущества метода импульсного лазерного напыления тонких пленок. Дается обзор нерешенных проблем в области использования лазерной абляции для получения сверхтонких пленок и пленочных структур, обосновывается выбор объектов исследования и методов управления параметрами лазерного факела в методе импульсного лазерного напыления. Детально рассмотрено оборудование и стенды, применяемое в работе для напыления и диагностики пленочных структур.

Во Второй главе изложены результаты исследования компонент лазерного факела, что представляет особый интерес при использовании импульсного лазерного напыления (ИЛН) для получения тонких пленок и наноструктур так, как параметры получаемых методом ИЛН пленок в значительной степени зависят от характеристик плазменного факела.

В параграфе 2.1 обоснована необходимость исследования энергетических характеристик разлетного лазерного факела. Рассмотрены времяпролетные методы исследования компонент лазерного факела, в частности, применяемые в работе времяпролетный зондовый метод и времяпролетный метод эмиссионной спектроскопии. Дается общее описание и обоснование методов исследования лазерного факела зондом Ленгмюра при абляции в вакууме. Основные преимущества зондовой методики сводятся к следующему: высокая разрешающая способность, непрерывность измерений в течение всего времени процесса, простота системы диагностики. По сериям зависимостей электронных токов зонда от потенциала зонда определена электронная температура факела на разных расстояниях от мишени. Установлено, что электронная температура факела неоднородна, причем она снижается от головной к хвостовой части факела. Наблюдается также уменьшение электронной температуры во всех участках факела с увеличением времени разлета. В п.2.2 описан экспериментальный комплекс для напыления тонких пленок и исследования лазерного факела, проанализированы особенности используемого диагностического стенда зондовых исследований при анализе плазмы одного и двух пересекающихся лазерных факелов. Внешний вид напылительного комплекса и схема зондовых исследований показана на рис.1.

а) б) в) г) Рис. 1. Внешний вид напылительного комплекса а) и схема зондовых исследований при абляции одной мишени б), двух мишеней в) и принципиальная электрическая схема системы регистрации зондовых исследований г). 1- излучение лазера, 2- собирающая линза, 3- окно вакуумной камеры, 4- мишень, 5- плазма, 6- зонд Ленгмюра, 7- вакуумная камера, 8- вакуумный затвор, 9- турбомолекулярный насос, 10- экран.

Измерения времяпролетных характеристик лазерного факела проводились в вакуумной камере, которая откачивалась турбомолекулярным или криогенным насосом. Исследования проводились для двух случаев: при абляции одной мишени (рис. 1б) и при абляции двух мишеней, когда пересекающиеся факелы формируют плазменный пучок в направлении биссектрисы угла пересечения факелов (рис. 1в). Лазерная плазма образовывалась под действием на мишени излучения эксимерного XeCl (308нм) KrF (248нм) или гармоник (1,06 мкм, 530 нм) твердотельного ИАГ:

Nd3+ лазера с модуляцией добротности. Перемещение зонда в вакуумной камере осуществлялось вдоль оси лазерного факела в интервале 3 -160 мм.

Потенциал зонда мог изменяться в пределах ±18 В относительно корпуса, который заземлялся. Для стабилизации потенциала зонда во время протекания тока источник регулируемого напряжения шунтировался емкостью 2,5 мкФ (рис.1г). В схеме перекрещенных факелов (рис. 1в) оси вращения мишеней располагались в одной плоскости, а угол между мишенями мог изменяться от до 900. Геометрией эксперимента в схеме перекрещенных факелов исключалась прямая видимость точек абляции мишеней с места расположения зонда, чем устранялось прямое попадание на зонд заряженных частиц от каждого факела.

Эмиссионные спектры лазерного факела исследованы на стенде оптической диагностики. Определение скоростного распределения капель проводилось на стенде для изучения динамики разлета капельной составляющей лазерного факела при абляции металлических и полупроводниковых мишеней. В параграфах. 2.3.1-2.3.4 описаны результаты измерения скоростей разлета ионов лазерного факела методом зонда Ленгмюра при абляции металлов. Обнаружено многомодальное распределение ионов по скорости разлета. Определена концентрация ионов в факеле на разных расстояниях от мишени. Исследована динамика энергетического спектра ионов факела. В 2.3.1 приведены результаты зондовых исследований лазерного факела при абляции мишени тантала излучением эксимерного лазера (308 нм). Были получены времяпролетные кривые (ВПК) зондового тока на разных расстояниях зонда от мишени при разных энергиях падающего лазерного излучения и потенциалах зонда. В реальном времени исследована зависимость ионного тока зонда от потока лазерного излучения и расстояния до мишени. Для характерных точек ВПК были построены вольтамперные зондовые характеристики, по ионным ветвям которых определялся потенциал насыщения ионного тока, при абляции тантала насыщение ионного тока зонда Ii достигается при потенциале зонда ~ 10 В.

Зондовые ВПК для ионов тантала при разных расстояниях зонда от мишени существенно различаются. Эволюция ВПК для ионов тантала с изменением расстояния при плотности энергии лазерного излучения на мишени 2 Дж/смпредставлена на рис. 2, который свидетельствует, что задержка переднего фронта сигнала пропорциональна расстоянию зонда до мишени. С увеличением расстояния от зонда до мишени амплитуда сигнала уменьшается. Для наглядности на рис.2 ВПК даны не в реальном масштабе. При удалении зонда от мишени на 10 мм (кривая 1) времяпролетный сигнал представляет собой гладкую кривую, имеющую один максимум, с резким передним и более пологим задним фронтом, спадающим до нуля примерно за 10 мкс. С удалением зонда от мишени на ВПК возникают несколько максимумов, которые с увеличением расстояния становятся более выраженными. На расстояниях 23 и 75 мм ВПК имеет два максимума. На расстоянии 113 мм начинает проявляться третий максимум, на расстоянии 133 мм эти три максимума становятся более четкими.

В режиме бесстолкновитель-ного разлета плазмы величину ионного тока насыщения можно использовать для определения концентрации заряженных частиц. Ток в режиме насыщения Рис.2. Зондовые ВПК тантала при определяется по формуле I = 0.5 SenV, расстояниях от зонда до мишени где S-площадь зонда; е-заряд электрона;

L = 10(1), 23 (2), 75(3), 113 (4) и 133 мм (5).

n-плотность ионов; V-скорость ионов на Для наглядности масштаб кривых не соблюден, а время развертки уменьшено.

границе бесстолкновительного слоя Потенциал зонда -18 В.

зонда. Ионный времяпролетный сигнал I(t) может быть преобразован в распределение плотности зарядов в факеле:

I (t) I (t)t n(t) 0.5SeV 0.5SeL где t - время прихода регистрируемых ионов, что было использовано для определения концентрации ионов в факеле на разных расстояниях L от мишени для тантала, ниобия и меди.

В разделе 2.3.5 представлены результаты зондовых исследований лазерного факела хрома, марганца и железа. Металлы с незаполненной 3dоболочкой (хром, марганец, железо) являются перспективными материалами для элементной базы спинтроники. На их основе создаются тонкопленочные разбавленные магнитные полупро-водники, многослойные тонко-пленочные покрытия, обладающие гигантским магнитным сопротивле-нием, разрабатываются сложные 2D гетероструктуры. Напыление из Рис.3. Эволюция зондовых ВПК лазерного лазерной плазмы позволяет получать факела железа при изменении расстояния тонкие пленки обладающие зонд-мишень L (вторая гармоника 22 Дж/см2).

ферромагнетизмом при высоких температурах, поэтому для оптимизации управления таким процессом необходимо исследование лазерного факела напыляемых компонентов. Времяпролетным зондовым методом исследован лазерный факел при абляции хрома, марганца и железа в вакууме излучением 1,06 мкм и 0,53 мкм YAG:Nd3+ лазера. На рисунке показана эволюция зондовых ВПК лазерного факела железа при Рис. 4. Пространственная эволюция зондовых ВПК изменении расстояния зонд- ионной компоненты пучка, образованного при пересечении факелов Sn под углом 900, L* – расстояние от мишень. Получены ВПК зонда до точки пересечения осей исходных факелов.

ионного тока на зонд в диапазоне плотностей энергии на мишени, характерных для ИЛН (4-30 Дж/см2) при расстояниях зондмишень в интервале 20-120 мм. Исследовано энергетическое распределение ионов и плотности ионов на оси лазерного факела. ВПК отклоненного пучка олова, образованного при пересечении факелов (рис.1в), характеризуются наличием нескольких максимумов, что свидетельствует о его многомодовом составе. На рис. 4 представлены зондовые ВПК отклоненного пучка ионов, при пересечении факелов олова под углом 900 для разных положений зонда.

В разделе 2.3.6 приведены результаты аппроксимации зондовых времяпролетных кривых ионов металлов. Распределение по скоростям в группе частиц, соответствующей каждому отдельному максимуму на кривых 4 и рис.2, может быть описано максвелловским распределением или сдвинутым максвелловским распределением где К—коэффициент пропорциональности; = (2kТ/М)1/2 -наиболее вероятная скорость; L - расстояние от зонда до мишени; 0 - скорость центра масс группы ионов, удаляющихся от поверхности в столкновительном режиме. Эти распределения были использованы для приближения полученных экспериментальных кривых (Рис.5).

Рис.5. Аппроксимация ВПК лазерного факела тантала максвелловскими распределениями при расстояниях от зонда до мишени L = 23 (а) и 113 мм (б):

1 - экспериментальные кривые, полученные при усреднении десяти однократных измерений; 2 - их аппроксимация суммой максвелловских кривых 3 - 6.

Было показано, что каждая из экспериментальных кривых 1-5 на рис.2 является суммой четырех максвелловских кривых с разными положениями максимумов.

При этом скорости первых трех групп ионов постоянны, а скорость четвертой группы увеличивается с увеличением расстояния от мишени. Увеличение скорости четвертой группы ионов подтверждается аппроксимацией ВПК на всех исследованных нами расстояниях от зонда до мишени (10 - 133 мм).

Первые группы ионов, движущиеся с постоянной скоростью, формируются в начале абляции в режиме свободного бесстолкновительного истечения. Для этих групп амплитуды сигналов уменьшаются с расстоянием как L-2, что соответствует разлету сферического слоя. Рассмотрены механизмы возникновения медленных групп ионов в результате резонансной перезарядки и при ионизации в результате перекрывания потока нейтральных частиц с задним фронтом электронного облака заряженной части факела, что приводит к увеличению скорости разлета медленных групп ионов. Медленные группы ионов образуются также в результате радиационного нагрева поверхности мишени плазмой факела и обратным потоком частиц из плазмы, что согласуется с гидродинамической моделью разлета.

При абляции ниобия получены ВПК при расстояниях зонд-мишень от 23 мм до 1мм, которые также демонстрируют негладкое распределение скоростей ионов. При небольших расстояниях на ВПК наблюдаются два максимума в распределении ионов (Рис.6а).

При больших расстояниях кривые значительно уширяются и уже можно видеть три пика, соответствующие различным скоростям разлета ионов Рис.6. Эволюция времяпролетного сигнала ниобия (Рис.6б).

I(t) при изменении расстояния зонда от мишени:

Эти кривые приближали (а) L=23 мм; (b) L=113 мм. Плотность лазерного суперпозицией распределений излучения на мишени 2,2 Дж/см2. Группы i, j, k, l, Максвелла, соответствующих m – аппроксимация Максвелловскими различным группам ионов.

распределениями.

Ускоренное движение ионов в медленных модах показывает существенную роль столкновительных процессов на исследуемых расстояниях от мишени. Наблюдаемое распределение ионов по скоростям и динамика этих распределений в процессе распространения факела может быть связано с изменением концентрации ионов вследствие процессов хемиионизации, а также за счет столкновений второго рода.

В параграфе 2.4 исследованы эмиссионные спектры лазерного факела ниобия и тантала в вакууме при абляции излучением эксимерного ХеС1-лазера (308 нм). По спектрам определен качественный состав факела.

Времяпролетным методом измерены скорости разлета атомов и ионов. По непрерывному спектру излучения факела определена электронная температура плазмы. Проведено сравнение полученных результатов с результатами выполненных ранее зондовых измерений электронной температуры и скорости разлета ионов. Проведенные исследования показали, что при абляции металлических мишеней Та и Nb в эрозионном факеле тантала присутствуют атомы и однократно заряженные ионы тантала, а лазерный факел ниобия состоит из атомов и одно- и двукратно заряженных ионов. Получено хорошее совпадение результатов измерения скорости разлета ионов методом эмиссионной спекроскопии и зондовым времяпролетным методом. Из динамики времяпролетных кривых установлено, что лидирующая часть факела распространяется в бесстолкновительном режиме. Хвостовая часть факела, в которой сосредоточена максимальная плотность ионов, содержит и основную часть нейтральных частиц.

В параграфе 2.5. изложены результаты исследования скоростей капель, присутствующих в плазменном факеле при абляции полупроводниковых и металлических мишеней излучением первой и второй гармоники АИГ:Nd3+лазера. При абляции монокристаллического кремния с увеличением плотности энергии распределение по скоростям сужается, а максимальная концентрация капель существенно возрастает.

Из экспериментальных данных определялись распределения капель различных размеров по кинетической энергии Eк, которые представлены на рис.

7. Видно, что распределение капель кремния по кинетиРис.7. Функции распределения капель кремния ческой энергии имеет неравноразличных размеров N по энергии E: 1- размер до весный характер. Максимальмкм; 2- размер от 1 до 3 мкм; 3- размер капель от ные скорости капель кремния мкм и выше.

очень велики (до 1000 м/с).

Распределения по времени разлета капель металлов (N/мм-2) при абляции мишеней Al, Zn, Cu и Sn излучением первой гармоники (1,06 мкм) представлены на рис. 8.

Максимальной скоростью разлета характеризуется алюминий, для которого скорость в максимуме распределения по скоростям в два раза больше, чем для олова и в три раза больше, чем для меди. Плотность частиц Рис. 8. Распределение N капель металлов по времени разлета t при абляции мишеней Al, Zn, Cu, Sn.

максимальна для олова. На примере распределения капель одинакового размера олова по скорости и по энергии показано, что они имеют не максвелловский характер.

Угловое распределение капель в факеле является важным параметром в процессе напыления тонких пленок, оно определяет плотность микрочастиц на различных участках растущей пленки. Определялось количество капель N на участках полученной пленки при разных значениях угла разлета . Угловое распределение капель хорошо аппроксимируется функцией вида N() N0 cosm с показателем степени m = 10. На рис. 9 представлено угловое интегральное распределение капель в поперечном сечении факела и аппроксимация концентрации капель N() (пунктирная кривая), где N0 – максимальная концентрация капель в центре пятна. Сплошной кривой представлен профиль толщины растущей пленки.

Рис. 9. Экспериментально полученное угловое распределение капель кремния (пунктирная кривая - аппроксимация) и теоретически рассчитанный угловой нормированный профиль пленки (сплошная кривая).

Видно, что угловой профиль толщины полученной пленки и угловое распределение капель лазерного факела различаются незначительно.

В Главе 3 изложены методы управления энергетическим спектром лазерного факела, который оказывает существенное влияние на характеристики осаждаемых пленок (тип кристаллической структуры, размер кристаллов, адгезия и др.). Разработка метода импульсного лазерного осаждения с изменением энергетического спектра и степени ионизации лазерного лазерного факела позволяет решить задачу получения пленок с различными структурными характеристиками от предельно неупорядоченного и даже аморфного состояния, до эпитаксиальных пленок. При этом могут создаваться сверхтонкие пленки металла, в которых наблюдаются классический и квантовый размерный эффекты. Исследована возможность управления энергетическим спектром осаждаемых частиц в методе импульсного лазерного напыления с пересекающимися факелами и при поглощении излучения квазинепрерывного СО2 лазера. Исследована также зависимость энергетического спектра ионов лазерного факела от длины волны аблирующего лазерного излучения и при изменении плотности энергии на мишени, а также влияние параметров факела на характеристики наноразмерных пленок. Решение проблемы управления энергетическим спектром лазерного факела имеет большое прикладное значение для процессов импульсного лазерного осаждения тонких пленок. Рассмотрены два метода управления энергетическим спектром факела. Одним из них является метод облучения мишени и факела излучением дополнительного лазера с большой длиной волны излучения.

В параграфе 3.2 изложены результаты исследований по увеличению энергии ионов лазерного факела при поглощении излучения квазинепрерывного СО2 лазера. Это связано с тем, что коэффициент поглощения излучения в плазме зависит от длины волны излучения (процесс обратного тормозного поглощения). Эта зависимость дает увеличение коэффициента поглощения излучения СО2 лазера почти в 1250 раз по сравнению с излучением эксимерного XeCl лазера.

Изложена методика исследования нагрева факела лазерной плазмы излучением СО2 лазера. Исследования по поглощению излучения СО2 лазера факелом проводились при плотности энергии на мишени в диапазоне (120) Дж/см2.

Лазерный факел формировался при абляции мишеней из тантала и ниобия. Для абляции мишеней использовались эксимерные лазеры на XeCl и KrF. Для поглощения в факеле использовалось излучение импульсно периодического СО2лазера с регулируемой длительностью импульса генерации. Схема экспериментальной установки по облучению лазерного факела излучением СО2 лазера приведена на рис. 10.

В разделе 3.2.2 рассмотрены результаты экспериментальных исследований по нагреву Рис. 10. Схема эксперименталь-ной установки по лазерного факела излучением СОоблучению лазерного факела излучением СОлазера. Эффективность нагрева лазера: 1 – вакуумная камера, 2 – луч эксимерного лазера, 3 – мишень, 4 – мотор лазерной плазмы излучением СОвращения мишени, 5 – зонд Ленгмюра, 6 – лазера исследовалась система вакуумной откачки, 7 – луч СО2 лазера.

времяпролетным зондовым методом. Получали времяпролетные зондовые кривые при облучении факела излучением СО2лазера и без него. Времяпролетные зондовые кривые преобразовывали в энергетическое распределение ионов. Изменение энергетического спектра ионов при облучении факела представлено на рис. 11.

Как видно из графиков, среднее значение Рис. 11. Изменение энергетического спектра ионов в факеле под действием излучения СО2-лазера: 1 - излучения нет, 2 - излучение есть. Плотность энергии эксимерного лазера на мишени 1 Дж • см-2, интенсивность излучения СО2-лазера в области взаимодействия 0.4 МВт • см-2.

энергии в максимуме функции распределения увеличилось вдвое от 25 до 50 эВ. Ширина энергетического спектра становится уже. Удельная плотность ионов возрастает, что указывает на процесс дополнительной ионизации в поле лазерного излучения. Однако это относится только к низкоэнергичной части ионов.

Подъем кривой в области более высоких энергий значительно меньше.

Максимальная энергия ионов также не увеличивается. При облучении факела, в основном, происходит увеличение энергии медленных ионов, концентрация которых в факеле доминирует. Концентрация ионов факела в максимуме при облучении увеличивается более чем в два раза. Таким образом, увеличивается концентрация активных ионов, участвующих в процессе формирования структуры пленки.

В разделе 3.2.3 рассмотрены схематические и конструкционные особенности СО2-лазера для нагрева лазерного лазерного факела. При разработке лазера мы применили безбалластную схему накачки лазера с перекрещенной системой электродов и эффективной системой питания на основе источника тока инверторного типа и высокочастотного предыонизатора, обладающую мировым приоритетом. Исследования и испытания такой системы накачки продемонстрировали ее высокую практическую значимость и перспективность. Одной из возможностей осуществления ИП режима генерации является модуляция тока накачки. В настоящей работе разработан вариант безбалластной системы накачки, обеспечивающей питание лазера импульсами тока регулируемой длительности и Рис.12. Зондовые ВПК при изменении амплитуды.

угла между осями исходных факелов. 1 – В параграфе 3.3 рассмотрена 1700, 2 –1300, 3 – 900; на расстоянии зондвозможность управления диафрагма 50 mm.

энергетическим спектром ионов в методе пересекающихся факелов. Были получены ВПК отклоненного пучка, образованного при пересечении факелов под разными углами. При изменении угла между осями исходных факелов и фиксированном положении зонда максимум ВПК отклоненного пучка сдвигается. Сдвиг максимума ВПК отклоненного пучка при Рис.13. Зависимость кинетической энергии изменении угла между осями Ei лидирующей группы ионов отклоненного исходных факелов от 900 до 17плазменного пучка от угла между осями приведен на рис.12. Это позволяет исходных факелов Si: кружки – эксперимент, пунктир - расчет, треугольник определить изменение кинетической – энергия ионов в исходном факеле Si.

энергии лидирующих ионов в отклоненном пучке при изменении угла между осями исходных факелов. Изменение кинетической энергии лидирующей группы ионов от угла между осями исходных факелов представлено на рис. 13. Из рис.13 видно, что при изменении угла от 170 до градусов между осями факелов Si энергия лидирующей группы ионов изменяется от 40 eV до 370 eV. энергии лидирующей группы ионов в исходном факеле до взаимодействия была равна 490 eV (На рис. 13 обозначено треугольником). Мы предложили модель упруго-неупругого столкновения, в которой проекция скорости сталкивающихся ионов, параллельная биссектрисе угла сохраняется, а проекция скорости, соответствующая лобовому столкновению преобразуется во внутренние степени свободы. Тогда кинетическая энергия ионов в отклоненном пучке будет определяться Eit, E0(t)cosвыражением:, где E0(t) – кинетическая энергия ионов до взаимодействия, – угол между осями исходных факелов. На рис. пунктиром приведена расчетная кривая, соответствующая описанной модели.

Характер изменения энергии отклоненных ионов хорошо согласуется с предложенной моделью. Установлено, что в плазменном пучке, образованном пересекающимися факелами при абляции двух мишеней, кинетическая энергия заряженных частиц в отклоненном пучке зависит от угла пересечения факелов.

Это позволяет в широком диапазоне управлять энергией осаждаемых частиц в процессе импульсного лазерного напыления.

В параграфе 3.4 приведены результаты исследования лазерного факела при абляции мишени железа излучением первой и второй гармоник твердотельного лазера. Из зондовых кривых ионного тока I(t) при разных энергиях падающего лазерного излучения определяли N(t), откуда находилась функция распределения заряженных частиц по энергии:

1 dN Itf (Ei ) f (Ei ) , где e–заряд электрона, mi–масса иона (рис.14).

S dEi = emi L2S Концентрация заряженных частиц и энергия в максимуме функции распределения при абляции излучением =1,06 мкм значительно выше по сравнению с абляцией =0,53 мкм, что обусловлено более высоким коэффициентом поглощения длинноволнового излучения в плазме.

С увеличением длины волны энергия Рис. 14. Энергетические спектры ионов частиц и степень ионизации факела лазерного факела железа при абляции: 1 – возрастает. Зависимость скорости первой гармоникой (22 Дж/см2), 2 – второй разлета лидирующей группы ионов гармоникой твердотельного лазера (железа, хрома, марганца, олова и Дж/см2).

кремния от длины волны аблирующего излучения при абляции излучением первой ( = 1,06 мкм, J = Дж/см2) и второй ( = 0,53 мкм, J= 22 Дж/см2) гармоник неодимового лазера представлена на рис. 15.

Рис.15. Зависимости скоростей разлета ионов Si, Cr, Mn, Fe, Sn от длины волны аблирующего излучения при абляции излучением первой ( = 1.06 мкм) и второй ( = 0.53 мкм) гармоник неодимового лазера (J= 22 Дж/см2).

Скорость ионов в максимуме распределения для каждого элемента выше при абляции длинноволновым излучением. При абляции металлов с одинаковой плотностью энергии на мишени скорости ионов железа, хрома, марганца, олова и кремния удовлетворяет зависимости ~ М-1/2, где М - атомный вес элемента.

В параграфе 3.5 исследовано влияние плотности энергии на мишени на энергетический спектр ионов железа и марганца. На рис. 16 приведены ВПК ионного тока на зонд при различных плотностях энергии на мишени при абляции железа. С увеличением плотности мощности на мишени максимальная скорость частиц, концентрация частиц в факеле и скорость частиц в максимуме импульса зондового тока растет.

Рис. 16. Зондовые ВПК лазерного факела железа при абляции первой гармоникой твердотельного лазера: 1 - 32 Дж/см2, 2 - 16 Дж/см2, 3 - 10 Дж/см2.

В параграфе 3.6 исследовано влияние параметров факела на характеристики наноразмерных пленок. В разделе 3.6.1 исследовано влияние плотности энергии на мишени на параметры решетки пленок ZnO:Ga, осажденных при плотностях энергии на мишени от 2 до 4 Дж/см2. С увеличением плотности энергии на мишени изменяется величина параметра решетки с пленок (рис.17).

Рис. 17. Зависимость величины параметра решетки с пленок ZnO:Ga от плотности энергии лазерного излучения на мишени Ф.

В разделе 3.6.2 установлено влияние энергии осаждаемых частиц на четкость интерфейсов при создании многослойных структур Fe/Si. При высоких энергиях напыляемых частиц (однолучевая схема) происходит взаимная диффузия материалов, а при низких энергиях напыляемых частиц (двухлучевая схема) диффузионное перемешивание незначительно, и между железом и кремнием есть четкий интерфейс, даже при использовании для напыления первой гармоники твердотельного лазера.

Глава 4 посвящена получению и исследованию пленок полупроводников, перспективных для создания светоизлучающих устройств в УФ области спектра. Метод импульсного лазерного напыления (ИЛН) обеспечивает конгруэнтность испарения мишеней любого состава и глубокий эффективный вакуум в момент осаждения благодаря высокой плотности частиц в факеле и позволяет осуществлять неравновесное легирование полупроводниковых пленок из твердой и газовой фазы. В этой главе рассмотрены процессы создания тонкопленочных структур на базе ZnO. В § 4.1 описаны методы исследования оптических, электрических и структурных характеристик пленок ZnO, CdZnO и MgZnO, осаждаемых на монокристаллические подложки сапфира с ориентацией (0001) и (012), оксида цинка с ориентацией (0001) и кремния с ориентацией (100). В параграфе 4.2. описаны лабораторные методики лазерного напыления тонких пленок широкозонных полупроводников и тройных сплавов, лабораторные напылительные стенды для импульсного лазерного напыления широкозонных полупроводников, методика изготовления керамических мишеней, методы подготовки и исследования подложек. В параграфе 4.3 исследованы условия эпитаксиального роста и свойства нелегированных пленок ZnO. Показано, что метод ИЛН обеспечивает получение эпитаксиальных пленок при сравнительно низкой температуре подложки. Полученные значения параметров кристаллической решетки с и a исследуемых пленок оксида цинка, а также полная ширина пиков отражения 2- и -сканов вблизи узла решетки (00.2) пленок ZnO, выращенных при температурах подложки TS = 50 оС, 450 оС и 650 оС, приведены в таблице 1.

Таблица 1.

ТS, оС а, с, FWHM 2, о FWHM , о 50 3,2470,001 5,2050,001 0,2580,004 1,3470,0450 3,25060,0004 5,20390,0001 0,015 0,1650 3,2380,003 5,2160,001 0,3020,003 4,10,Самым высоким структурным совершенством обладают пленки оксида о цинка, полученные при температуре роста 450 С. Уширение пиков рентгеновского отражения в образцах, выращенных при температурах о о подложки 50 С и 650 С, обусловлено увеличением количества дислокаций, вакансий и блочности структур. Нами были проведены исследования низкотемпературных (8 К) спектров ФЛ пленок оксида цинка. На рис. приведены нормированные низкотемпературные спектры фотолюминесценции IFL() образцов пленок ZnO, выращенных при различных температурах подложки. В спектрах ФЛ всех образцов доминирует интенсивный УФ пик 3,эВ, соответствующий излучательной рекомбинации донорно-связанных экситонов D0X. В спектрах ФЛ образцов пленок ZnO, выращенных при низких о температурах подложки (ТS = 150 С и о 250 С) помимо УФ пика донорносвязанного экситона D0X наблюдался широкий пик вблизи 3 эВ.

Этот пик вызван излучательным переходом со дна зоны проводимости на энергетический уровень вакансий цинка VZn, расположенный в запрещенной зоне вблизи потолка валентной зоны.

Широкий пик в зеленой области спектра (2,25 2,5 эВ) связан с наличием дефектов, эта полоса часто наблюдается в образцах ZnO независимо от метода роста. Наличие зеленой полосы связано с вакансиями кислорода VO, междоузлиями цинка OZn и дефектами замещения цинка кислородом OZn.

Рис. 18. Низкотемпературные (8 К) Проведенные исследования свойств спектры фотолюминесценции IPL() тонких пленок ZnO, выращенных пленок ZnO, выращенных в диапазоне температур подложки ТS = (50 650) оC.

методом импульсного лазерного напыления на монокристаллических о сапфировых подложках (00.1) при температуре TS=50650 С, продемонстрировали существенное влияние температуры роста на морфологию, структурные и электрические свойства полученных пленок. Все полученные результаты свидетельствуют о том, что на созданном нами оборудовании оптимальные условия напыления нелегированных пленок оксида цинка на монокристаллических сапфировых подложках (00.1) методом импульсного лазерного напыления могут достигаться при сравнительно невысоких температурах TS=450 оС.

В параграфе 4.4 определены условия эпитаксиального роста и исследованы свойства пленок MgxZn1-xO, полученных из мишеней с содержанием Mg от 0 до 34 ат.%. Рентгенодифракционный анализ показал, что пленки тройного сплава MgxZn1-xO сохраняют кристаллическую структуру вюрцита с ориентацией вдоль оси с (00.1) в диапазоне значений x = 00,45.

Параметр решетки а пленок MgxZn1-xO монотонно убывает при увеличении концентрации х, а значение параметра с, оставаясь практически неизменным, немного превышало величину параметра с для пленки чистого ZnO в интервале значений х вплоть до 0,35. На рис.19 приведены спектры поглощения (а) и спектры ФЛ (b) пленок MgxZn1-xO в зависимости от концентрации Mg.

Увеличение содержания магния в пленках приводит к сдвигу края фундаментальной полосы поглощения и положения УФ пика ФЛ в синюю область, при этом Eg возрастает от 3,30 эВ до 4,22 эВ.

Химический анализ пленок показал, что содержание магния в пленках превосходит его содержание в керамических мишенях, а их отношение имеет линейную зависимость. Пленки сохраняли кристаллическую структуру вюрцита вплоть до значений x=0,45, а их среднеквадратичная шероховатость лежала в диапазоне 0,81,5 нм для значения x=00,27.

Рис.19. Нормированные спектры поглощения (a), фотолюминесценции (b) и ширина запрещенной зоны Eg (с) пленок MgxZn1-xO в зависимости от концентрации в них Mg.

Рассогласование постоянных кристаллической решетки а пленок ZnO и Mg0,45Zn0,55O не превышало 1%. Характеристики тонких пленок MgxZn1-xO дают возможность реализовать ненапряженные гетероструктуры MgxZn1-xO/ZnO для различных оптоэлектронных применений в широком диапазоне значений x.

Параграф 4.5 посвящен получению эпитаксиальных пленок ZnO n- и p- типа при легировании элементами III и V группы и исследованию их оптических, электрических и структурных характеристик в широком диапазоне экспериментальных параметров. Исследована возможность управления характеристиками пленок условиями напыления с целью их оптимизации.

Продемонстрировано, что легирование элементами третьей группы позволяет получить пленки ZnO n-типа с высокой удельной проводимостью и высокой эффективностью люминесценции, а легирование элементами пятой группы позволяет получить пленки ZnO p-типа. Обнаружена зависимость оптических и структурных параметров легированных пленок ZnO от концентрации галлия в пленке. Достигнуто рекордное минимальное удельное сопротивление пленки ZnO:Ga, которое составило 1,1 10-4 Омсм. Получены эпитаксиальные пленки ZnO:N р-типа со значением удельного сопротивления 1,2 Омсм и эпитаксиальные пленки ZnO:P р-типа со значением удельного сопротивления 1,9 Омсм. Продемонстрировано, что метод импульсного лазерного напыления позволяет достичь уровня легирования эпитаксиальных пленок ZnO с предельной концентрацией азота 7,5 ат. %, фосфора 2 ат. % и галлия 5 ат. %.

Отработаны режимы активации акцепторных центров в пленках, легированных азотом и фосфором методом термического отжига. Определены энергии активации азота и фосфора в пленках ZnO, которые составляют 0,083 эВ и 0,0эВ соответственно.

В разделе 4.5.1 исследовано влияние параметров процесса напыления на кристалличность пленок ZnO:Ga. С увеличением концентрации галлия параметр с решетки ZnO:Ga увеличивается. Получена линейная зависимость относительного изменения параметра решетки (c/c) от концентрации галлия в пленке, выращенной на монокристалле ZnO.

Разориентация фрагментов кристаллов (их блочность) также Рис. 20. Зависимость интенсивности увеличивается. Спектральное фотолюминесценции I пленок ZnO:Ga от положение пика ФЛ вблизи края концентрации галлия CGa в пленке.

фундаментальной полосы поглощения зависит от концентрации галлия. При низких уровнях легирования положение пика смещается в синюю область с увеличением концентрации.

Соответствующие спектры поглощения также показывают явное фиолетовое смещение, связанное с известным эффектом Бурштейна-Мотта. Амплитуда сигнала ФЛ при легировании определяется излучением донорно-связанных экситонов и возрастает с увеличением концентрации доноров (рис.20).

Амплитуда сигнала ФЛ возрастает почти на порядок при увеличении концентрации галлия от нуля до 0,125 ат.%. Монотонное увеличение интенсивности люминесценции с увеличением концентрации легирующей примеси показывает, что с увеличением концентрации примеси галлия не увеличивается концентрация глубоких донорных уровней, являющихся тушителями люминесценции, а это является показателем высокого качества эпитаксиальных пленок. При более высоком уровне легирования эффективность люминесценции снижается тушением люминесценции при возрастании концентрации дефектов с увеличением степени легирования.

Существенно различается поглощение пленок ZnO от концентрации галлия и в инфракрасной области спектра. Уровень пропускания определяется концентрацией носителей в зоне проводимости. Поэтому, с увеличением уровня легирования пропускание уменьшается (рис.21).

Рис. 21. Зависимость пропускания Т пленок ZnO:Ga от длины волны в ИК области спектра до – а и после отжига – б для различных уровней легирования галлием: 1 – 2,5 ат.

%, 2 - 0,5 ат. %, 3 – 0,125 ат. %.

Установлены оптимальные концентрации легирующей примеси для получения минимального удельного сопротивления. Обнаружено немонотонное изменение удельного сопротивления пленок с увеличением примеси галлия в пленке. Отжиг в кислороде приводит к увеличению сопротивления пленок во всем диапазоне легирования. Результаты приведены на рис. 22.

Исследования пленок ZnO:Ga методом эффекта Холла показали, что они обладают электронным типом проводимости и рекордно низким удельным сопротивлением (1,1 10-4 Омсм для Ga:Zn 0,125 ат. %). Концентрация и подвижность носителей заряда в этих пленках ZnO:Ga составляют 2,3 10см-3 и 22 см 2/Вс.

В разделе 4.5.2 описаны условия получения и результаты исследования пленок ZnO р-типа.

Легирование ZnO для получения р – типа может быть реализовано замещением кислородных мест в решетке элементами V группы (N, P, As и Sb). Среди этих акцепторов наиболее подходящим легирующим элементом является азот из-за Рис. 22. Зависимость удельного сопротивления пленок ZnO от близости ионных радиусов с кислородом.

концентрации галлия до и после Эффективным воспроизводимым способом отжига в атмосфере кислорода создания проводимости р-типа в пленках (подложка – сапфир(0001)).

ZnO является подавление естественной проводимости n-типа увеличением ширины запрещенной зоны ZnO при добавлении оксида магния в пленку, и легирование (Zn,Mg)O азотом или фосфором с определенной концентрацией легирующего элемента и получение проводимости р-типа в результате отжига полученной пленки. Добавка магния сдвигает вверх дно зоны проводимости (верх запрещенной зоны), увеличивая таким образом энергию активации неглубоких собственных донорных состояний. Методом ИЛН нами были получены серии легированных азотом тонких пленок ZnO при различных условиях напыления и методах введения азота в пленку в процессе напыления. Были исследованы зависимости спектров фотолюминесценции (ФЛ) эпитаксиальных пленок ZnO, легированных азотом и солегированных галлием и азотом, от условий напыления и методов введения азота в пленки в процессе напыления. Исследовано влияние лазерного и термического отжига на спектры фотолюминесценции пленок ZnO и поведение линии люминесценции, соответствующей наличию акцепторного уровня, вызванного активацией акцепторного центра азота. Установлена корреляция поведения фотолюминесценции и удельного сопротивления пленок в процессе длительного термического отжига. Режим отжига с постепенным повышением температуры (с шагом 50 С) позволяет оценить энергию активации акцепторных центров азота равную 43 мэВ. Одним из путей для достижения хорошей растворимости N в ZnO является совместное легирование, в котором акцепторы и доноры внедряются в пленку одновременно. Метод солегирования был предложен Yamamoto и Katayama-Yoshida [9] для достижения хорошей растворимости N в ZnO. Все пленки, полученные нами в вакууме из мишеней, легированных нитридом галлия, сразу давали УФ пик ФЛ 388 нм.

Оптимальными по амплитуде люминесценции и концентрации азота в пленках р- типа оказались пленки ZnO, напыляемые из мишеней с содержанием GaN ат. % в атмосфере N2O при давлении 510-4 Торр. Нами была исследована зависимость ФЛ пленок от времени термического отжига при 500 С в различных спектральных областях, соответствующих ФЛ акцепторно связанных экситонов (389 нм), излучению с глубоких донорных состояний, вызванных вакансиями кислорода (500 нм) и излучению с Рис. 23. Изменение интенсивности ФЛ I глубоких донорных состояний, пленки ZnO:GaN от времени вызванных замещениями кислорода термического отжига при 500 С на молекулярным азотом (N2)О (630 нм).

различных участках спектра: 1 - 389 нм, Видно (рис. 23), что пленки, 2 - 500 нм, 3 - 630 нм.

солегированные галлием и азотом, имеют ФЛ в УФ области спектра сразу после напыления. Амплитуда сигнала ФЛ в УФ области спектра в процессе отжига проходит через максимум, а после 120 минут отжига полностью исчезает. Свечение пленок в зеленой области спектра (вакансии кислорода) монотонно снижается. В процессе отжига появляется полоса излучения в красной области спектра (около 630 нм), что свидетельствует о появлении замещений кислорода молекулярным азотом по реакции 2(N)O + O2 O + (О)О + (N2)О. Это указывает на большую скорость диффузии атомов азота в пленке.

Получены тонкие пленки ZnO:P при различных уровнях легирующей добавки фосфида цинка Zn3Р2 в мишени, с содержанием фосфора до 1 ат.

%.Наличию акцепторного уровня, вызванного легированием пленки ZnO фосфором, соответствует излучение на 388 нм. Максимальную амплитуду ФЛ на 388 нм дает пленка с содержанием Р:O – 0,05 ат. %. На рис. 24 приведены зависимости удельного сопротивления пленок с различной концентрацией фосфора от отжига при повышении температуры.

Непосредственно после напыления по данным Холловских измерений пленки обладали электронной проводимостью и их удельное сопротивление было довольно низким (кривая 1). В пленках с большой концентрацией фосфора больше дефектов, формирующих Рис. 24. Зависимость удельного сопротивления от концентрации фосфора глубокие донорные центры, что СР в пленке: 1 - до отжига, 2 - после 1-го обеспечивает электронную отжига (500 С), 3 - после 2-го отжига (6проводимость после напыления.

С), 4 - после 3-го отжига (700 С).

Снижение концентрации фосфора повышает сопротивление пленки, однако, одновременно повышается качество кристаллической структуры, влияющей на длину свободного пробега носителей, что вызывает немонотонную зависимость сопротивления от концентрации фосфора (кривая 1). Активация акцепторных центров подавляет электронную проводимость, проводимость становится дырочной во всех пленках. Из графиков 2 и 3 рис. 24 видно, что при температуре 500 - 600 С проводимость почти не изменяется для всех пленок. Однако дальнейшее повышение температуры ведет к резкому увеличению удельного сопротивления пленок из-за ухода фосфора в результате диффузии (кривая 4). Исследования методом эффекта Холла пленок ZnO:P с содержанием P:O 0,05 ат. % показали, что они обладают дырочным типом проводимости и удельным сопротивлением 1,9 Омсм. Концентрация и подвижность носителей заряда в этих пленках ZnO:P составляют 9 1018 см-3 и 2,3 см 2/Вс.

В разделе 4.5.3 исследовались ВАХ гомопереходов ZnO:Ga/ZnO:(Ga,N).

ВАХ демонстрирует выпрямляющий характер. Результаты измерения ВАХ p-n – перехода ZnO:Ga/ZnO:(Ga,N) представлены на рис. 25. ВАХ демонстрирует выпрямляющий характер.

а б Рис. 25. а - схема и б - ВАХ гомоперехода n-ZnO:Ga/p-ZnO:(Ga,N). На вставке - ВАХ омических контактов Ti/n-ZnO и Au/Ni/p-ZnO.

Методом импульсного лазерного напыления получены пленки с дырочным типом проводимости: ZnO:N с удельным сопротивлением 1,2 Ом см, концентрацией носителей 2,8 1018 см-3, подвижностью 12 см /В с;

ZnO:(Ga,N) с удельным сопротивлением 1 Ом см, концентрацией носителей 2,7 1018 см-3, подвижностью 15 см 2/Вс; ZnO:P с удельным сопротивлением 1,9 Ом см, концентрацией носителей заряда 9 1018 см-3 и подвижностью 2,см /В с. Отработаны режимы активации акцепторных центров в пленках, легированных азотом и фосфором методом термического отжига. Определены энергии активации азота и фосфора в пленках ZnO, которые составляют 0,0эВ и 0,068 эВ. На основе пленок ZnO n- и p- типа методом импульсного лазерного напыления создан гомогенный переход n-ZnO/p-ZnO, демонстрирующий выпрямляющий характер ВАХ.

Глава 5 посвящена исследованию тонких пленок и тонкопленочных структур (квантовые ямы, стержни, наноструктурированные пленки), в которых наблюдаются размерные эффекты проводимости, оптических и магнитных свойств, полученных методом импульсного лазерного осаждения, в котором впервые применено изменение энергетического спектра и степени ионизации лазерного факела. Высокая скорость образования центров кристаллизации благодаря высокой степени ионизации факела позволяет напылять тонкие сплошные пленки порядка 1 нм. Модифицированный метод ИЛН позволяет получать наноструктурированные пленки разбавленного магнитного полупроводника SiхMn1-х за счет неравновесного осаждения. При этом магнитные свойства обеспечиваются нановключениями Mn и их непрямым обменным взаимодействием через свободные носители заряда в матрице Si. Метод ИЛН позволяет создавать квантово-размерные эпитаксиальные гетероструктуры (квантовые ямы) на базе ZnO, что позволяет создавать светоизлучающие устройства УФ диапазона. Рассмотрены лазерные эффекты в таких структурах при оптической накачке и люминесценция диодов с квантовыми ямами на базе оксида цинка при электрической накачке.

В параграфе 5.2 представлены результаты получения и исследования сверхтонких пленок металлов, в которых наблюдаются классический и квантовый размерный эффекты. В разделе 5.2.1 исследован классический размерный эффект удельной проводимости при осаждении сверхтонких пленок 1металлов Fe, Cr, Sn, Та. Для пленок Сr и Fe определено значение коэффициента зеркальности поверхности для Сr =0,91 и для Fe =0,93. При исследовании размерного эффекта изменения статической проводимости в тонких пленках тантала и железа на фоне монотонного уменьшения удельного сопротивления пленки с увеличением ее толщины, вызванного классическим размерным эффектом, обнаружена осциллирующая зависимость, которая Рис. 26. Зависимость от толщины пленки величины ( уд – уд.ср.) для Fe.

определяется квантовым размерным эффектом проводимости пленки.

Зависимость осцилляций – уд уд.ср пленки железа от толщины представлена на рис.26.

В параграфе 5.3 рассмотрены оптические квантовые эффекты в Рис. 27. Низкотемпературные спектры ФЛ квантовых ямах MgxZn1-xO/ZnO, МКЯ Mg0,27Zn0,73O/ZnO с различной шириной ямы Lw. На вставке схематически создаваемых методом ИЛН. В разделе изображен переход электрон - дырка в 5.3.2 описана методика получения квантовой яме.

квантовых ям MgxZn1-xO/ZnO и результаты исследования их параметров и свойств. В § 5.4 исследованы низкотемпературные (8 К) спектры фотолюминесценции множественных квантовых ям Mg0,18Zn0,82O/ZnO и Mg0,27Zn0,73O/ZnO с различной шириной Lw.

Наблюдается зависимость положения УФ пика ФЛ МКЯ от ширины КЯ (рис.27).

Синий сдвиг УФ пика обусловлен обратной квадратичной зависимостью положения энергетических уровней электрона и дырки от ширины КЯ Lw и характеризуется как квантоворазмерый эффект в квантовых ямах.

Из спектров поглощения (EPh) и спектров ФЛ IPL(EPh) МКЯ определена зависимость энергии связи экситона E* в МКЯ от ширины ямы Lw.. На рис. приведена зависимость энергии связи экситона E* МКЯ от ширины квантовой ямы Lw, полученная из экспериментальных спектров ФЛ и спектров поглощения. Для сравнения на этом же рисунке приведена теоретическая зависимость E*(Lw) для КЯ Mg0,27Zn0,73O/ZnO, полученная в работе Coli и Bajaj [10].

Рис.28. Теоретическая и экспериментальная зависимости энергии связи экситона E* в основном состоянии в МКЯ Mg0.27Zn0.73O/ZnO от ширины ямы Lw.

Максимальное значение энергии связи экситона E* в квантовых ямах Mg0.27Zn0.73O/ZnO (при Lw=1,56 нм) превышает значение для объемного полупроводника ZnO более чем в 2 раза.

Таким образом, существует оптимальное значение ширины потенциальной ямы, при которой энергия связи экситона благодаря размерному квантованию достигает максимума. В параграфе 5.исследован лазерный эффект в квантовых ямах и электролюминесценция диодов на гетеропереходах на базе ZnO. Для изучения явления вынужденного излучения в МКЯ были исследованы их спектры ФЛ в зависимости от плотности мощности возбуждающего Рис. 29. (a) – Спектры люминесценции МКЯ излучения при накачке Mg0,27Zn0,73O/ZnO с шириной ямы Lw=5,2 нм при эксимерным KrF возбуждении эксимерным KrF-лазером в диапазоне лазером. На рис. мощности накачки P = 0 400 кВт/см2. (б) – Зависимости представлены спектры интенсивности линии вынужденного излучения I1 МКЯ Mg0,27Zn0,73O/ZnO с разной шириной ямы от мощности ФЛ при комнатной накачки P. 1 – Lw=5,2 нм, 2 – Lw=2,6 нм, 3 – Lw=1,5 нм и 4 – Lw=6,8 нм.

температуре МКЯ Mg0,27Zn0,73O/ZnO с шириной ямы Lw=5,2 нм при импульсной накачке и зависимости интенсивности линии вынужденного излучения I1 МКЯ с разной шириной ямы от мощности накачки P.

Вынужденное излучение наблюдалось только в квантовых ямах MgxZn1O/ZnO в диапазоне значений Lw=1,56,8нм (Рис.29 б). Пороговая плотность x мощности накачки зависит от ширины квантовой ямы немонотонно.

В разделе 5.5.3 приведены результаты исследований по созданию светоизлучающих гетероструктур на основе оксида цинка. Методом MOCVD выращена пленка p-GaN:Mg (0,1 ат.%) толщиной ~500 нм с концентрацией дырок p=8,81017 см-3, подвижностью µ=14,3 см2/Вс и удельным сопротивлением p=0,2 Омсм. Методом ИЛН при плотности энергии лазерного излучения на мишени 4 Дж/см2 на пленке p-GaN выращивались три различные структуры: пленка ZnO:Ga n-типа, пленка ZnO:Ga n-типа через промежуточный слой нелегированного оксида цинка n-ZnO(400нм)/iZnO(50нм) и двойная гетероструктура n-ZnO(400нм)/n-Mg0,2Zn0,8O(200нм)/iCd0,2Zn0,8O(200нм). Мезаструктуры размером 400400 мкм формировались через контактные кремниевые маски. Электронная проводимость в пленках nZnO и n-Mg0,2Zn0,8O обеспечивалась легированием галлием. Удельное сопротивление пленки n-ZnO составило n=110-3 Омсм. Представленные на рис. 30 ВАХ диодных гетероструктур n-ZnO/p-GaN, n-ZnO/i-ZnO/p-GaN и nZnO/n-Mg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/p-GaN имеют выпрямляющий характер.

Рис. 30.Схема (a) и ВАХ (б) гетероструктур nZnO/p-GaN, n-ZnO/iZnO/p-GaN и n-ZnO/nMg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/ p-GaN, где x – n-ZnO, iZnO или n-Mg0,2Zn0,8° /i-Cd0,2Zn0,8O.

Значения прямого порогового напряжения диодов n-ZnO/p-GaN и n-ZnO/iZnO/p-GaN составили Vпр=3,1 В и 9,5 В, а для диода на двойной гетероструктуре n-ZnO/n-Mg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/p-GaN оно составило Vпр=16,3 В. Увеличение количества границ раздела, а, соответственно, и барьеров для носителей заряда, а также достаточно большое несоответствие параметров кристаллической решетки a между пленками i-Cd0,2Zn0,8O и p-GaN приводит к росту прямого порогового напряжения Vпр диода на основе двойной гетероструктуре по сравнению с p-n и p-i-n диодами. На рис. 31 приведены спектры электролюминесценции IEL() гетероструктур n-ZnO/p-GaN, n-ZnO/iZnO/p-GaN и n-ZnO/n-Mg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/p-GaN. Минимальная плотность тока, при которой была зарегистрирована электролюминесценция диода nZnO/p-GaN, составила Jth=1,35 А/см2. Пик электролюминесценции для n-ZnO/iZnO/p-GaN светодиода наблюдался на длине волны =382 нм (рис. 31а), а Рис. 31. Спектры ЭЛ IEL() (а) и зависимости интенсивности ЭЛ IEL от плотности тока J (б) светодиодов: 1 – nZnO/p-GaN, 2 – n-ZnO/iZnO/p-GaN, 3 – nZnO/nMg0,2Zn0,8O/iCd0,2Zn0,8O/p-GaN.

пороговая плотность тока составила Jth=2 А/см2. Несмотря на высокое прямое напряжение светодиода n-ZnO/n-Mg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/p-GaN, его пороговый ток оказался самым низким Jth=0,48 А/см2. Снижение порогового тока обусловлено увеличением квантовой эффективности светодиода на основе двойной гетероструктуры по сравнению с p-n и p-i-n светодиодами [8].Для того чтобы определить область излучательной рекомбинации носителей заряда, были измерены спектры ФЛ IPL() и спектры пропускания Т() пленок n-ZnO, nMg0,2Zn0,8O, i-Cd0,2Zn0,8O и p-GaN. Из сравнения спектров ФЛ и ЭЛ сделан вывод, что основная доля излучательной рекомбинации электрон-дырочных пар в n-ZnO/p-GaN светодиоде происходит в p-GaN слое. Это обусловлено более высокой подвижностью электронов в n-ZnO слое по сравнению с подвижностью дырок в p-GaN, что приводит к значительно большей диффузии электронов в p-слой, чем дырок в n-ZnO. В спектре электролюминесценции nZnO/i-ZnO/p-GaN светодиода наблюдается относительно узкий пик (рис. 31a), обусловленный межзонной рекомбинацией носителей заряда в i-слое. В случае n-ZnO/n-Mg0,2Zn0,8O/i-Cd0,2Zn0,8O/p-GaN светодиода носители заряда оказываются полностью запертыми и рекомбинируют в активном слое iCd0,2Zn0,8O, что подтверждается совпадением спектров электролюминесценции диода и фотолюминесценции пленки Cd0,2Zn0,8O.

В Заключении сформированы основные результаты работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ:

1. Разработан комплексный подход исследования лазерного факела с использованием времяпролетных методов исследования ионной, электронной, атомарной и капельной компонент факела при напылении тонких пленок:

- Применена зондовая методика исследования лазерного факела при абляции однокомпонентных мишеней (алюминий, кремний, железо, кобальт, медь, ниобий, тантал) в вакууме излучением лазеров наносекундной длительности. Определены энергетические параметры факела (энергетический спектр ионов, электронная температура, плотность), их пространственная эволюция и угловое распределение в зависимости от энергии лазерного импульса от 1 до 50 Дж/см2, что представляет интерес при импульсном лазерном осаждении тонких пленок.

- Установлено, что факел состоит из нескольких групп ионов с максвелловским распределение ионов по скоростям в каждой группе.

- Установлено, что электронная температура Te в лазерном факеле при абляции эксимерным лазером в вакууме металлических мишеней тантала, ниобия, меди неоднородна по факелу и снижается к хвостовой части факела.

Установлено, что электронная температура снижается при разлете факела.

- Времяпролетным методом по эмиссионным спектрам лазерного факела в видимой и ультрафиолетовой области измерены скорости разлета атомов тантала, ниобия и ионов Ta+, Nb+ и Nb++. По непрерывному спектру излучения факела определена электронная температура плазмы. Получено совпадение величин электронной температуры и скорости разлета ионов ниобия и тантала по результатам зондовых и оптических измерений.

2. В сверхтонких пленках металлов (золота, платины, тантала, железа и хрома), выращенных методом ИЛН, исследована зависимость удельного сопротивления от толщины пленки. Установлено, что на фоне монотонного уменьшения удельного сопротивления наноразмерных пленок тантала и железа с увеличением толщины, вызванного классическим размерным эффектом, проявляется осциллирующая зависимость с периодом 5 нм для тантала и 5,4 нм для железа, которая определяется квантовым размерным эффектом удельной проводимости от толщины пленки в пленках толщиной до 20 нм.

3. Методом ИЛН из керамических мишеней выращены тонкие пленки MgxZn1-xO, содержащие Mg в диапазоне x=00,45. Исследование оптических свойств пленок MgxZn1-xO показали монотонный сдвиг края полосы фундаментального поглощения в синюю область при увеличении уровня легирования пленок магнием вплоть до x=0,45. При этом ширина запрещенной зоны Eg пленок, возрастала от 3,29 эВ до 4,12 эВ при x=0,35, что позволяет создавать квантовые ямы с различной высотой потенциального барьера.

4. В множественных квантовых ямах MgxZn1-xO/ZnO, выращенных на Al2O3 (0001) и p--Si (100) подложках при комнатной температуре наблюдается размерный эффект положения УФ пика ФЛ от толщины квантовой ямы и высоты барьера. Установлено, что энергия активации экситона в МКЯ Mg0.18Zn0.82O/ZnO возрастает до 120 мэВ при уменьшении ширины квантовой ямы до значения Lw=1,95 нм, после чего происходит ее резкий спад, что определяет диапазон толщин квантовых ям, пригодных для создания эффективных при повышенных температурах светоизлучающих устройств.

5. Разработаны и реализованы два оригинальных метода управления энергией ионов в факеле, из которого происходит напыление тонких пленок.

Первый метод состоит в облучении факела излучением импульсно периодического СО2 лазера, что позволяет до двух раз увеличить среднюю энергию ионов в факеле. Второй метод заключается в том, что в методе импульсного лазерного напыления с пересекающимися факелами энергия отклоненного пучка изменяется при изменении угла пересечения факелов, и может быть уменьшена на порядок относительно энергии исходных факелов.

6. Определены условия напыления пленок ZnO n-типа, при которых минимальное удельное сопротивление пленок ZnO:Ga достигает значения 1,1•10 -4 Ом•см. Определены условия получения пленок ZnO р-типа с удельным сопротивлением 1,0 Ом•см методом солегирования галлием и азотом, при внесении легирующих добавок из твердой и газовой фазы. Установлены условия активации акцепторных центров азота в процессе отжига для получения пленок ZnO р-типа. Установлено, что плотность энергии на мишени при напылении влияет на кристаллические параметры получаемых пленок ZnO n- и р-типа. Получен гомопереход n-ZnO:Ga/p-ZnO:(Ga,N) с выпрямляющей ВАХ.

7. На подложках p-GaN созданы светоизлучающие в синей и ближней УФ области спектра диоды n-ZnO/p-GaN, n-ZnO/i-ZnO/p-GaN и n-MgxZn1-xO/iCdyZn 1-yO/p-GaN с максимумом излучения 495 нм, 380 нм и 465 нм при накачке постоянным током и пороговой плотностью тока 1,35 А/см2, 2,0 А/см2 и 0,А/см2 соответственно.

8. Впервые зарегистрировано вынужденное излучение на длинах волн 3и 395 нм при импульсной оптической накачке множественных квантовых ям Mg0,27Zn0,73O/ZnO; порог вынужденного излучения зависит от ширины квантовой ямы и достигает минимального значения менее 300 КВт/см2 при ширинах ям от 3 до 5 нм.

По теме диссертации опубликованы следующие работы:

1. Novodvorsky O.A., Khramova O.D., Shevelev A.K., Filippova E.O. Probe measurements of XeCl excimer laser ablated Al, Cu, Nb, Ta solid samples. Proc.

SPIE. 1999. Vol. 3885.PP. 471-480.

2. Novodvorsky O.A., Khramova O.D., Filippova E.O., Wenzel C., Bartha J.W.

Energy distribution of ions in plasma formed by laser ablation of metallic Nb and Ta targets. Optics and Lasers in Engineering. 2000. Vol. 32 (5). рр. 449-457.

3. Новодворский О.А., Филиппова Е.О., Храмова О.Д., Шевелев А.К., Венцель К., Барта И. Зондовые исследования лазерного факела при абляции тантала в вакууме излучением эксимерного лазера с длиной волны 308 нм. Квантовая электроника. 2001. Т.31. № 2. С. 159-163.

4. Novodvorsky O.A., Khramova O.D., Filippova E.O., Shevelev A.K., Wenzel C., Bartha J.W. The electron temperature and ions velocity distribution of erosion plume under ablation of a Cu target. Proc. SPIE. (2001). Vol. 4644, Pp. 46-50.

5. Novodvorsky O.A., Filippova E.O., Khramova O.D., Shevelev A.K. Energy distribution of charged particles in laser on ablation of solid metallic targets with excimer laser. Proc. SPIE. 2001. Vol. 4352, pp. 183-190.

6. Novodvorskii O.A., Filippova E.O., Khramova O.D., Shevelev A.K., Wenzel C., Bartha J.W. Probe-assisted study of the erosion plume upon ablation of tantalum in vacuum by the 308-nm excimer laser radiation. Quantum Electronics. 2001.

Vol. 31 (2). PP. 159-163.

7. Novodvorsky O.A., Wenzel C., Bartha J.W., Khramova O.D., Filippova E.O. The electron temperature distribution of laser erosion plume after ablation of a tantalum target with excimer laser in vacuum. Optics and Lasers in Engineering.

2001. Vol. 36(3). PP. 303-311.

8. Новодворский О.А., Храмова О.Д., Филиппова Е.О., Сагдеев Р.Я., Шевелев А.К., Wenzel C., Bartha J.W. Электронная температура в эрозионном лазерном факеле при абляции тантала в вакууме. Материалы Конференции по физике низкотемпературной плазмы ФНТП-2001 в двух томах. (2001). Т. 2. Сс. 5–7.

9. Novodvorsky O.A., Khramova O.D., Filippova E.O., Sagdeev R.Ya., Shevelev A.K., Bartha J.W., Wenzel C. An investigation of erosion plume emission spectra at laser ablation of metallic targets in vacuum. Proc. SPIE. (2001). Vol. 4644, Pp. 58-63.

10. Новодворский О.А., Храмова О.Д., Филиппова Е.О., Сагдеев Р.Я., Шевелев А.К., Барта И.В., Венцель К. Исследование характеристик лазерного факела по эмиссионным спектрам при лазерной абляции металлических мишеней из ниобия и тантала в вакууме. Изв. АН. Серия Физ. 2002, т.66, №6, с. 935-938.

11. Новодворский О.А., Храмова О.Д., Филиппова Е.О., Шевелев А.К., ВенцельК, БартаИ.В. Скорости ионов и распределение электронной температуры в эрозионном факеле при абляции меди в вакууме эксимерным лазером. Изв. АН Серия Физ. 2002, т.66, №8, с.1159-1161.

12. O.A.Novodvorsky, O.D.Khramova, C.Wenzel, J.W.Bartha, E.O.Filippova Characterization of erosion plume after ablation of copper and tantalum targets by Excimer laser irradiation. Journ. Appl. Phys., v.94, №5, p.3612-25 (2003).

13. O.A.Novodvorsky, O.D.Khramova, C.Wenzel, J.W.Bartha, Characterization of erosion plume after ablation of copper, niobium and tantalum targets by Excimer laser irradiation, Proc. IV Int. Conf. Plasma Physics and Plasma Technology, PPPT-4, 2003, v.2, Minsk, p.447-450.

14. Новодворский О.А., Зоров Н.Б., Кузяков Ю.Я. О природе импульсного оптогальванического эффекта в пламени. Вестник МГУ, сер.2, Химия, т.26, № 2, с.221-222,1985.

15. Зоров Н.Б., Кузяков Ю.Я., Новодворский О.А., Чаплыгин В.Н. Лазерный атомно-ионизационный метод определения элементов при атомизации пробы в пламени - В кн.: “Методы определения малых концентраций”., М., Наука,1986,с.233-248.

16. Зоров Н.Б., Кузяков Ю.Я., Новодворский О.А., Чаплыгин В.Н. Оптогальванический эффект в пламенах атмосферного давления - В кн.:”Химия плазмы”, М., Энергоатомиздат, 1987,с.131-164.

17. Абильсиитов Г.А., Булатов О.Г., Иванов B.C., Низьев В.Г., Новодворский О.А., Поляков В.Д., Сагдеев Р.Я., Силантьев Ю.А.,Царенко А.И. Физические принципы и техническая реализация эффективной системы накачки газоразрядного лазера. Электротехника, №11, с.2 (1988).

18. Низьев В.Г., Новодворский О.А., Соловьев В.А. «Способ стабилизации разряда в активной среде газового лазера» Авт. свид. СССР №1551195, 1988.

19. Новодворский О.А., Илюхин А.Б., Зоров Н.Б., Кузяков Ю.Я. Лазерный атомно-ионизационный метод анализа в пламенах с применением лазерного пробоотбора. Вестник Московского ун-та,1989, сер.2, химия, т.30, №1,с.27.

20. Булатов О.Г., Низьев В.Г., Новодворский О.А., Сагдеев Р.Я. и др Устройство накачки газоразрядного лазера с поперечной прокачкой. Авт.

свид. СССР № 1568844, 1990.

21. Кортунов В.Н., Низьев В.Г., Новодворский О.А., Сагдеев Р.Я. Устройство для возбуждения разряда в быстропроточном газовом лазере. Авт. свид СССР № 1715162, 1991.

22. Алексеев С.В., Новодворский О.А. и др. Неустойчивый резонатор лазера.

Авт. свид СССР № 1664095, 1991.

23. Алексеев С.В.,Новодворский О.А., Сагдеев Р.Я., Исследование генерационных характеристик резонаторов на основе высокоэффективных дифракционных ответвителей в мощных непрерывных СО2 лазерах. В сб.

тезисов междунар.конф “Оптика лазеров-93”,ч.1,с.129,С.-Петербург, 1993.

24. Novodvorsky O.A., Sagdeev R.Ya., Alekseev S.V. “Applications of Diffractive Beam Couplev in Industrial CW CO2 laser resonators” Proc.SPIE 2257, p.193198, 1994.

25. Алексеев С.В., Новодворский О.А., Сагдеев Р.Я., Исследование генерационных характеристик резонаторов на основе высокоэффективных дифракционных ответвителей в мощных непрерывных СО2 лазерах. Изв. АН, сер. физич. т.58, № 2, с.46-51, 1994.

26. V.V.Samarkin, O.A.Novodvorsky, R.Ya Sagdeev., A.V.Shishkov, V.P.Yakunin, Investigation of industrial CO2 laser beam characteristics with intracavity modulator, Proc. SPIE v.2713, p.85-87, 1996.

27. Новодворский О.А., Храмова О.Д., Венцель К., Барта Й.В., «Размерные эффекты статической проводимости в тонких пленках тантала», Журнал Технической Физики, № 6 c 42-45, 2005.

28. В. Я. Панченко, О. А. Новодворский, В. С. Голубев, // Наука и технологии в промышленности. 2006. № 4. Часть 1. С. 39-51.

29. O.A. Novodvorsky, V.Ya. Panchenko, O.D. Khramova, L.S. Gorbatenko, Ye.A.

Butorina, C. Wenzel, J.W. Bartha Optical and structural characteristics of ZnO films doped with gallium. Proceedings SPIE, vol. 6161, pg. 124-133, 2006.

30. Артемов А.С., Горбатенко Л.С., Новодворский О.А., Соколов В.И., Фарафонов С.Б., Храмова О.Д., Подготовка подложек ZnO и -Al2O3 для создания УФ лазеров, Нанотехника, №4 сс. 46-50, 2007.

31. В.Я.Панченко, О.А.Новодворский, В.С.Голубев «Создание высококачественных нанометровых пленок по технологии лазерноплазменного напыления». Перспективные материалы, Специальный выпуск в 2-х томах, с. 39, сентябрь 2007.

32. O.A. Novodvorsky, V.Ya. Panchenko, O.D. Khramova, L.S. Gorbatenko, Ye.A.

Butorina, G.A.Batishev,C. Wenzel, J.W. Bartha, H.Hiemann, V.T.Bublik, K.D.Chtcherbatchev «Structural characteristics and photoluminescence spectra of ZnO films produced by pulsed laser deposition». Proceedings SPIE, Paper Number: 6732-61, 2007.

33. А.А. Лотин, О.А. Новодворский, Е.В. Хайдуков, В.Я. Панченко, О.Д.

Храмова, В.В. Рочева, Л.С. Паршина, Е.А. Черебыло. Создание и исследование квантовых ям MgZnO/ZnO для УФ излучающих структур на базе оксида цинка. // Сборник докладов Международного форума по нанотехнологиям «Rusnanoforum-08». – Москва. – 2008. т.1, с.169-171.

34. Хайдуков Е. В., Лотин А. А., Новодворский О. А., Панченко В. Я., Паршина Л. С., Рочева В. В., Храмова О. Д., Черебыло Е. А. Исследование морфологии и удельной проводимости ультратонких пленок Sn, Fe, Cr, Si, полученных методом импульсного лазерного осаждения, Сборник докладов Международного форума по нанотехнологиям, Москва, 2008,т.2,с.771 – 772.

35. О.А. Новодворский, Л.С.Горбатенко, В.Я.Панченко, О.Д. Храмова, Е.А.

Черебыло, К.Венцель, Й.В.Барта, В.Т. Бублик, К.Д.Щербачев, Оптические и структурные характеристики пленок оксида цинка, легированных галлием.

Физика и техника полупроводников, т.43, №4, стр.439-444, 2009.

36. L.S. Gorbatenko O.A. Novodvorsky, V.Ya. Panchenko, O.D. Khramova, Ye.A.

Cherebilo, A.A. Lotin, C.Wenzel, N. Trumpaicka, J.W. Bartha, Characterization of ZnO:Ga and ZnO:N films prepared by PLD,Laser Physics,2009,Vol.19,No5,p.37. O.A. Novodvorsky, L.S. Gorbatenko, V.Ya. Panchenko, O.D. Khramova, Ye.A.

Cherebilo, C. Wenzel, J.W. Bartha, V T Bublik, K. D. Shtcherbatchev. Structural and optics characteristics of gallium doped ZnO films. Semiconductors, 2009, Vol. 43, No.4, p. 419-424.

38. Новодворский О. А., Лотин А. А., Хайдуков Е. В.; Устройство для лазерноплазменного напыления Патент на полезную модель № 89906, опубл.

20.12.2009,бюлл. № 35.

39. O.A. Novodvorsky. Thin films fabrication for nano- and optoelectronics by the PLD method. // Proceedings of X International Conference "Laser and LaserInformation Technologies: Fundamental Problems and Applications" (ILLA’2009, Smolyan, Bulgaria, 2009). Plovdiv, Bulgaria, 2010, p. 33-42 (ISSN 1314-068X).

40. Новодворский О. А., Хайдуков Е. В., Лотин А. А., Устройство для лазерноплазменного напыления; Патент на полезную модель 93583, опубл.

27.04.2010, Бюлл. № 12.

41. А.А. Lotin, О.А. Novodvorsky, L.S. Parshina, Е.V. Khaydukov, O.D. Khramova.

The optical properties of rod structures and multiple quantum wells based on ZnO. // Proceedings of X International Conference "Laser and LaserInformation Technologies: Fundamental Problems and Applications" (ILLA’2009, Smolyan, Bulgaria, 2009). Plovdiv, Bulgaria, 2010, p. 94-98 (ISSN 1314-068X).

42. Нелинейное оптическое усиление в столбчатых наноструктурах ZnO и квантовых ямах Mg0,27Zn0,73O/ZnO / Лотин А.А., Новодворский О.А., Хайдуков Е.В., Паршина Л.С., Панченко В.Я. // Труды 2-ой Всероссийской научной школы для молодежи «Концентрированные потоки энергии в индустрии наносистем и живых систем», Москва, МИЭМ, 2009. С. 236-242.

43. Е.В. Хайдуков, О.А. Новодворский, А.А. Лотин, В.В. Рочева, О.Д. Храмова, В.Я. Панченко. Зондовые исследования лазерного эрозионного факела при абляции кремния в вакууме. ЖТФ, том 80, вып.4, стр. 59-63, 2010.

44. А.А. Лотин, О.А. Новодворский, Е.В. Хайдуков, В.В. Рочева, О.Д.

Храмова, В.Я. Панченко, К. Венцель, Н. Трумпайска, К.Д. Щербачев.

Эпитаксиальный рост и свойства пленок MgxZn1-xO, получаемых методом лазерно-плазменного осаждения. // ФТП. – 2010. - т.44. - вып.2. - с.260-264.

45. E. V. Khaydukov, O. A. Novodvorsky, A. A. Lotin, V. V. Rocheva, O. D.

Khramova, and V. Ya. Panchenko. Probe studies of laser erosion plume arising at silicon ablation in vacuum. Technical Physics, 2010, vol. 55, N 4, p. 491-495.

46. A. A. Lotin, O. A. Novodvorsky, E. V. Khaydukov, V. N. Glebov, V. V.

Rocheva, O. D. Khramova, V. Ya. Panchenko, C. Wenzel, N. Trumpaicka, K. D.

Chtcherbachev. Epitaxial growth and properties of MgxZn1-xO films produced by pulsed laser deposition. Semiconductors, 2010, vol. 44, N 2, p. 246-250.

47. The erosive laser plume ions component researches at the silicon ablation in vacuum / Khaydukov E.V., Lotin A.A., Rocheva V.V., Novodvorsky O.A., Panchenko V.Ya. // Fizika. 2010. Vol. 16, P. 29-32.

48. The optical and structural properties of quantum wells Mg0,27Zn0,73O/ZnO produced by pulsed laser deposition / Lotin А.А., Novodvorsky О.А., Parshina L.S., Khaydukov Е.V., Khramova O.D., Panchenko V.Ya. // Fizika. 2010. Vol.

16, P. 41-45.

49. Электролюминесценция полупроводниковых гетероструктур на основе оксида цинка / Новодворский О.А., Лотин А.А., Панченко В.Я., Паршина Л.С., Хайдуков Е.В., Зуев Д.А., Храмова О.Д. // Квантовая Электроника.

2011. Т. 41, вып. 1, С. 4-7.

50. Тройные сплавы CdyZn1-yO и MgxZn1-xO – материалы для оптоэлектроники / Лотин А.А., Новодворский О.А., Панченко В.Я., Паршина Л.С., Хайдуков Е.В., Зуев Д.А., Рочева В.В., Храмова О.Д., Щербачев К.Д. // ФТТ. 2011. Т.

53, вып. 3, С. 438-442.

51. The quantum confinement effect observed in the multiple quantum wells Mg0.27Zn0.73O/ZnO / Lotin А.А., Novodvorsky О.А., Parshina L.S., Khaydukov Е.V., Khramova O.D., Panchenco V.Ya. // Las. Phys., 2011, Vol. 21, Is. 3, P.

582.

52. Управление энергетическим спектром ионов в модифицированном методе импульсного лазерного напыления на пересекающихся факелах / Хайдуков Е.В., Новодворский О.А., Рочева В.В., Лотин А.А., Зуев Д.А., Храмова О.Д.

// Письма в ЖТФ. 2011. Т. 37, вып. 2, С. 39-45.

53. Khaydukov E.V., Novodvorsky O.A., Rocheva V.V., Zuev D.A., Lotin A.A., Khramova O.D., Panchenko V.Ya. Modified crossed-beam PLD method for the ions energy spectrum control // Laser Physics, 2011, Vol. 21, is. 3. P. 619-623.

54. E. V. Khaydukov, O. A. Novodvorsky, V. V. Rocheva, A. A. Lotin, D. A. Zuev, and O. D. Khramova. Controlling Ion Energy Spectrum in Modified Method of Pulsed Laser Plasma Deposition with Intersecting Plumes. Technical Physics Letters, 2011, vol. 37, No 1. pp. 69–71.

55. L.S. Parshina, O.A. Novodvorsky, V.Ya. Panchenko, O.D. Khramova, Ye.A.

Cherebilo, A.A. Lotin, C. Wenzel, N. Trumpaicka, J.W. Bartha. Photoluminescent properties of nitrogen and phosphorus doped ZnO thin films fabricated by pulsed laser deposition method, Laser Physics, Vol. 21, Issue 4,рр.1-6, (2011).

56. A. A. Lotin, O. A. Novodvorsky, L. S. Parshina, E. V. Khaydukov, D. A.Zuev, O.

D. Khramova, V. Y. Panchenko Two-dimensional heterostructures based on ZnO, Appl Phys B. Vol. 105,р.565-572, 2011.

Список цитируемой литературы:

1. Бекетова З. П., Гапонов С. В., Каверин Б. С., Нестеров Б. А., Салащенко Н.Н.

О возможности получения сверхтонких сплошных монокристаллических пленок с помощью лазера. Известия ВУЗов, «Радиофизика», N6, 1975.

2. Гапонов С. В., Лускин Б. М., Нестеров Б. А., Салащенко Н. Н.

Низкотемпературная эпитаксия пленок конденсированных из лазерной плазмы. Письма в ЖТФ, т.3, вып.12, 1977.

3. Гапонов С. В., Лускин Б. М., Салащенко Н. Н. О возможности получения структур со сверхрешеткой методом лазерного напыления. Письма в ЖТФ, т.5, вып.9, 1979.

4. Lubben D., Barnett S.A., Suzuki K., Gorbatkin S., Greene J.E.. Laser-induced plasmas for primary ion deposition of epitaxial Ge and Si Films. // J. Vac Sci.Technol.B. – 1985. - v.3. - № 4. - р.968.

5. Соболь Э.Н., Свиридов А.П., Баграташвили В.Н. и др., Сверхпроводимость: физика, химия, техника, т.5, 1992;

6. О.В. Бояркин, В.Н. Буримое, В.С. Голубев, А.Н. Жерихин, В.Л. Попков.

Распределение иттрия по скоростям в лазерной плазме, возникающей при распылении YBa2Cu3O7-x-мишени. // Изв. АН. Сер. физия. – 1993. – т. 52. - № 12. – с. 90.

7. Алферов Ж.И. История и будущее полупроводниковых гетероструктур / ФТП, 1998, Т. 32, вып. 1;

8. Ж.И. Алферов. Двойные гетероструктуры: концепция и применение в физике, электронике и технологии // УФН, 2002. т.172.№9.

9. T.Yamamoto, and H.K.Yoshida, Jpn.J. Аррl. Phys. V38, n 2, P L166-L169, 1999.

10. G. Coli and K.K. Bajaj, Excitonic transitions in ZnO/MgZnO quantum well heterostructures, Appl. Phys. Lett. 78, 2861 (2001).







© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.