WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

На правах рукописи

Пудонин Федор Алексеевич

РАЗМЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА АМОРФНЫХ НАНОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВ И МЕТАЛЛОВ

01.04.07. Физика конденсированного состояния

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

МОСКВА – 2011

Работа выполнена в Учреждение Российской Академии Наук Физический институт им.П.Н.Лебедева РАН

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, член-корреспондент РАН Петр Иварович Арсеев доктор физико-математических наук, гл.н.с., профессор Анатолий Константинович Звездин доктор физико-математических наук, член-корреспондент РАН Дмитрий Рэмович Хохлов

Ведущая организация: Учреждение Российской Академии Наук Институт физики металлов УрО РАН

Защита состоится «____» ____________ 2011 года на заседании диссертационного совета Д 002.023.03 Физического института им.П.Н.Лебедева РАН по адресу Москва, Ленинский проспект

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН Автореферат разослан «____» ___________ 2010 г.

Ученый секретарь диссертационного совета д.ф.-м.н. Шиканов А.С

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. В настоящее время одним из основных направлений физики конденсированного состояния является исследование физических свойств наноразмерных структур (см., например, [1-4]). К таким структурам относятся полупроводниковые, металлические и магнитные одиночные квантовые ямы и системы, состоящие из нескольких квантовых ям, сверхрешетки различных типов, квантовые проволоки, квантовые точки и наноострова и многие другие нанообъекты. Определяющей особенностью всех этих систем является квантование энергии электронов, когда, по крайней мере, один из размеров системы становится сравним с длиной волны электрона в данном материале, благодаря чему физические свойства структур значительно изменяются по сравнению со свойствами объемных материалов. Квантово-размерные эффекты наиболее ярко проявляются в высококачественных кристаллических наноструктурах, которые выращиваются, в основном, методами молекулярно-лучевой эпитаксии (МВЕ) или осаждением из металлоорганических соединений (MOCVD). Однако, эпитаксиальный рост накладывает существенные ограничения на количество полупроводниковых или металлических пар, которые могут быть использованы при конструировании многослойных структур и сверхрешеток: рассогласование в постоянных решетки у материалов, составляющих пару, не должно превышать несколько процентов. По этой причине невозможно создавать качественные «экзотические» структуры на основе пар полупроводник-металл, полупроводник-диэлектрик, металл-диэлектрик и др., хотя интерес к таким структурам, несомненно, существует. В некоторых таких структурах потенциальные квантовые ямы, возникающие из-за разности ширины запрещенной зоны материалов (или работы выхода), могут быть очень глубокими (иногда порядка 3-эВ, что сравнимо с энергией связи атомов в решетке), и квантовые эффекты в таких системах будут очень сильными. С другой стороны, подобные структуры, но в аморфном состояние, можно вырастить относительно просто, используя, например, магнетронное или катодное распыление, которое позволяет получать многослойные структуры с очень тонкими слоями (вплоть до нескольких ангстрем) и атомарно-гладкими интерфейсами воспроизводимым образом.

Долгое время аморфные структуры представляли интерес в основном с точки зрения исследования эффектов локализации [5]. Дело в том, что, например, аморфные полупроводники являются очень «грязным» материалом: их дефектность так велика, что такие структуры невозможно легировать - концен траация дефектов может на несколько порядков превышать концентрации примесей. Однако, в случае очень тонких слоев аморфных полупроводников и сверхтонких металлических слоев (толщиной порядка фермиевской длины волны электрона) квантово-размерные эффекты все таки должны иметь место. Это связано с тем, что квантово-размерные эффекты определяются областью когерентности волновой функции электрона в материале, т.е. длиной свободного пробега электрона * до сбоя фазы его волновой функции. * может достигать несколько десятков ангстрем для аморфных металлов и полупроводников. Поэтому, при толщине порядка * квантово-размерные эффекты в аморфных полупроводниках, проявляющиеся в изменение их ширины запрещенной зоны, могут иметь место. В металлических и магнитных слоях размерные эффекты приводят к осцилляциям на уровне Ферми электронной плотности состояний и связанных с ней параметров (диэлектрической проницаемости, плазменной частоте, частоте столкновений, проводимости и т.д.) при изменении толщины слоев. В настоящее время квантово-размерные эффекты в аморфных полупроводниковых и металлических наноструктурах исследованы совершенно не достаточно.

Большой интерес в последнее время вызывают магнитные наноструктуры различного типа. Это обусловлено как фундаментальными проблемами магнетизма в системах с пониженной размерностью, так и огромным прикладным потенциалом магнитных наноструктур. Так, проводятся интенсивные работы по созданию оперативной памяти на магнитных наноструктурах, разрабатываются всевозможные датчики сверхслабых магнитных полей, способные работать при комнатной температуре. Много усилий затрачивается на создание магнитного транзистора и других элементов электроники. Данные исследования привели к возникновению нового направления в науке – спинтроники. Дополнительный импульс к изучению физических свойств магнитных наноструктур дало открытие в восьмидесятых годах ХХ века эффекта гигантского магнитосопротивления ГМС. Актуальность исследований в этом направление подтверждает и Нобелевская премия по физике за 2007 год, присужденная за открытие эффекта гигантского магнитосопротивления. Несмотря на уже почти двадцатилетний срок, в течение которого проводятся исследования магнетизма наносистем с ГМС, до сих пор природа многих магнитных явлений до конца не изучена. В настоящее время продолжается поиск новых систем с большой величиной магнитосопротивления, которое проявлялась бы при комнатной температуре и в сравнительно малых магнитных полях. Это, например, многослойные системы магнетикполупроводник, системы магнитных квантовых точек и проволок, магнитные сверхрешетки и сильно легированные магнитными примесями полупроводники (разбавленные полупроводники), магнитные нанокомпозиты и др.. Большой интерес проявляет исследования физических свойств магнитных пленок, толщина которых лежит в области, когда квантово-размерные эффекты уже проявляются слабо, а физические параметры еще не достигли своих объемных, трехмерных значений. Это случай перехода системы от двумерного поведения физических параметров к трехмерному – 3D-2D. Интерес к таким слоям обусловлен еще и тем, что многие элементы спинтроники сконструированы из слоев, толщина которых лежит как раз в области перехода 3D-2D.

Цель работы. Целью работы является исследование структурных, оптических, электрических и магнитных свойств аморфных многослойных структур полупроводник-диэлектрик, полупроводник-металл и металл-металл, а также изучение квантово-размерных эффектов в многослойных структурах (Si-SiO2)N и сверхтонких металлических и магнитных слоях.

Для выполнение поставленных целей было:

- Отработана технология выращивания и выращены сверхтонкие аморфные слои полупроводников (Si, GaAs, SiC, ZnTe), диэлектриков (SiO2, Al2O3) и металлов (Nb, Ni, Co, FeNi, CoNi, W и др.) и многослойные системы на их основе - Предложен метод лавинного импульсного отжига и кристаллизованы тонкие слои Si, Ge, C, SiC и др. и многослойных наноструктур на их основе. С помощью просвечивающей электронной микроскопии изучены кристаллическая структура сверхрешеток (Si-SiO2)N и различных объемных фаз Si, которые возникали под действием бомбардировки поверхности Si низкоэнергетичными ионами и атомами.

- Методами оптической спектроскопии исследован квантоворазмерный эффект в аморфных многослойных структурах (SiSiO2)N.

- Исследованы квантово-размерные эффекты в сверхтонких металлических слоях используя методы лазерной эллипсометрии, Фурьеспектроскопии, измерения проводимости.

- Используя магнитооптический эффект Керра проведены исследования процессов намагничивания многослойных систем полупроводник-ферромагнетик и ферромагнитных слоев. Сделан упор на изу чение поведения оптических и магнитных параметров ферромагнитных слоев в диапазоне толщин d ~ 4.0-12.0 нм.

- Предложены и выращены многослойные системы магнитных наноостровов. С помощью магнитооптического эффекта Керра и угловых магнитных измерений исследованы процессы намагничивания и особенности магнитной анизотропии выращенных систем. Изучено влияние структурных параметров систем магнитных наноостровов на величину и знак магнитосопротивления, исследована чувствительность этих систем к сверхслабым магнитным полям при комнатной температуре..

Научная новизна. В настоящее время во всем научном мире проводятся широкомасштабные исследования полупроводниковых наноструктур различного типа, которые обусловлены как фундаментальными проблемами физики низкоразмерных структур, так и огромным прикладным потенциалом этих систем.

Однако, технологические методы получения систем пониженной размерности накладывают существенные ограничения на количество материалов, из которых такие системы могут быть приготовлены. Но, тем не менее, существует постоянный интерес к таким системам, как полупроводник-диэлектрик, полупроводник-металл и которые зачастую могут быть выращены лишь в поликристаллическом или аморфном состояние и сравнительно простыми технологическими методами. В работе предложены и синтезированы аморфные сверхрешетки (SiSiO2)N со сверхтонкими слоями и исследован квантово-размерный эффект [9], который начинал проявляться при толщине Si ~ 5 нм. Для кристаллизации этих многослойных структур (также как и отдельных тонких слоев Si и других полупроводников с d ~ 1 нм) был предложен новый тип лавинного импульсного отжига[6, 7]. Эти аморфные короткопериодные сверхрешетки (Si-SiO2)N, как и сверхрешетки (C-SiC)N [8] были с успехом кристаллизованы. Причем, благодаря именно своему аморфному состоянию эти сверхрешетки при определенных условиях трансформировались в новую кристаллическую структуру, во многом определяющуюся тем периодическим потенциалом, который возникает в результате чередования слоев с различной шириной запрещенной зоны.

В связи с открытием эффекта гигантского магнитосопротивления ГМС и развитием спинтроники, возникла необходимость в исследование физических свойств сверхтонких металлических и магнитных слоев. Это связано с тем, что большинство исследуемых металлических и магнитных структур спинтроники имеют толщины порядка 1-10 нм. В данной диссертации приведены результаты исследований квантово-размерных эффектов в сверхтонких слоях (0.5-4.0 нм) Nb, Ti, FeNi, Co и др. и обнаружены осцилляции диэлектрической проницаемости , DC- и AC проводимости, плазменной частоты в зависимости от толщины металлических слоев. В слоях Al и Cu с толщинами, лежащими в диапазоне перехода системы 2D-3D (d ~ 4.0 -12.0 нм) были обнаружены гигантские осцилляции и коэффициента отражения в ИК области спектра, а в ферромагнитных слоях FeNi, Co и CoNi помимо существенного изменения обнаружено изменение магнитных параметров (поля анизотропии, ориентации осей намагничивания, величины эффекта Керра).

Развитие вычислительной техники и спинтроники обусловило поиск систем с максимальным значением ГМС, а также комбинированных структур ферромагнетик-полупроводник. В работе были выращены и исследованы спинтуннельные системы с полупроводниковыми спейсерами из GaAs, ZnTe и SiC в которых было обнаружено обменное взаимодействие антиферромагнитного типа между ферромагнитными слоями, свидетельствует о наличие во всех этих структурах эффекта ГМС. Более того, в системах с SiC-спейсером обнаружено обменное взаимодействие между немагнитным SiC и тонкими ферромагнитными слоями FeNi и Co, которое зависело от амплитуды внешнего магнитного поля. Кроме спин-туннельных систем с полупроводниковыми спейсерами в данной работе были предложены и получены многослойные системы магнитных наноостровов. В этих системах было обнаружено положительное и отрицательное магнитосопротивление, а также однонаправленная магнитная анизотропия и рассмотрены возможные механизмы, приводящие к этим явлениям. Необходимо отметить, что такие системы способны чувствовать рекордно слабые магнитные поля до 10-6 Э при комнатной температуре.

Научная и практическая ценность. В диссертации впервые предложены и выращены аморфные многослойные короткопериодные периодические структуры (Si-SiO2)N, в которых наблюдается квантово-размерный эффект, проявляющийся в изменение ширины запрещенной зоны Si. Предложен импульсный лавинный отжиг, с помощью которого можно кристаллизовать как тонкие полупроводниковые слои начиная с толщины d ~ 0.5 нм, так и многослойные структуры различного типа. Предложено использовать короткопериодные сверхрешетки для получение в процессе их кристаллизации структур с новой кристаллической структурой.

Показано, что в тонких (d < 3-4 нм) металлических слоях имеет место осцилляционное изменение электрических и оптических параметров, а в диапазоне толщин 4.0 - 12.0 нм (слои наиболее часто используемые в элементах спинтроники) значительные изменения электрических, оптических и магнитных свойств.

В спин-туннельных структурах с полупроводниковыми барьерными слоями было показано, что при определенных толщинах полупроводникового слоя между ферромагнитными слоями возникает антиферромагнитный тип обменного взаимодействия, а для ряда немагнитных полупроводников, таких как SiC, обнаружено обменное взаимодействие между тонкими магнитными и полупроводниковыми слоями, величина которого зависит от амплитуды внешнего магнитного поля.

Предложено использовать многослойные системы магнитных наноостровов для создания структур с рекордной чувствительностью к слабым магнитным полям (до 10-6Э). Предложенные системы обладают положительным и отрицательным магнитосопротивлением, однонаправленной магнитной анизотропией, высокой чувствительностью к ориентации внешнего магнитного поля.

Положения, выносимые на защиту 1. Обнаружение квантово-размерного эффекта в аморфных многослойных периодических структурах(Si-SiO2)N, который проявлялся в увеличение запрещенной зоны у Si при dSi < 20 .

2. Метод кристаллизации полупроводников и полупроводниковых многослойных структур с помощью предложенного в работе лавинного отжига.

3. Обнаружение кристаллической решетки с гексагональной симметрии у кристаллизованных короткопериодных структур (Si-SiO2)N как результат воздействия сильного периодического потенциала, возникшего в результате чередования в образцах слоев с большой разницей в ширине запрещенной зоны (Si и SiO2).

4. Наблюдение стабильных и метастабильных объемных фаз кремния, возникающих при бомбардировке поверхности кристаллического кремния низкоэнергетичными атомами и ионами (E ~ 1 -10 eV) 5. Обнаружение осцилляционных зависимостей диэлектрической проницаемости, плазменной частоты, отражения в ИК-области спектра, частоты электронных столкновений, оптической и DC проводимость и др. параметры от толщины металлических слоев Nb, Ti, Al, Ni, Cu, W и др..

6. Исследование зависимостей оптических и магнитных параметров слоев металлов и ферромагнетиков в области толщин 4-12 нм (область перехода 2D-3D).

7. Изучение условий возникновения антиферромагнитного типа обменного взаимодействие между ферромагнитными слоями многослойных магнитополупроводниковых наноструктурах Fe-GaAs-Fe, Fe-ZnTe-Fe и FeNi-SiCFeNi 8. Обнаружение в магнитных структурах FeNi-SiC-FeNi порогового по магнитному полю обменного взаимодействия между немагнитным полупроводниковым слоем SiC и ферромагнитными слоями, проявляющееся в существенном изменение полей насыщения и коэрцитивного поля у ферромагнитных слоев.

9. Наблюдение возникновения магнитосопротивления (положительного и отрицательного), высокой чувствительности к сверхслабым магнитным полям и однонаправленной магнитной анизотропии в многослойных системах магнитных наноостровов.

Апробация работы. Основные результаты диссертации и отдельные ее положения докладывались на следующих конференциях:

1 Международная конференция по нейтронной физике, г. Киев, сентябрь, 1987; Всесоюзная конференция Ионно-лучевая модификация материалов, Черноголовка, июнь, 1987; XXI Всесоюзная конференция по физике полупроводников, Кишинев, октябрь, 1988; 19 International Conference on the Physics Semiconductors, Warsaw, August, 1988; Sino-Soviet Seminar: Spectroscopy and Optoelectronics in SIM and Related Materials, Shunghai, China, May, 1990; 8 International Conference on Fourier Transform Spectroscopy, Lubek, FRG, 1991; 1 Российская конференция по физике полупроводников, Н.Новгород, сентябрь, 1993; International Symposium: Nanostructures:Physics and Technology, St.Petersburg, June, 1993; XXI съезде по спектроскопии, Звенигород, февраль, 1995; International Symposium Nanostructures: Physics and Technology, St.Petersburg, June, 1995; XV Всероссийская школа-семинар "Новые магнитные материалы для микроэлектроники",июнь, Москва, 1996; 1-st Internftional Conference on Low Temperature Physics, Prague, August, 1996; 2-ая Российская конференция по физике полупроводников, Зеленогорск, февраль, 1996; European Symposium on Lasers and Optics in Manufacturing, June, Faigrands, Munich, FR Germany, 1997;

Наноструктуры на основе кремния и германия, Всероссийское совещание, Н.Новгород, март, 1998; 6-th International Symposium Nanostructures: Physics and Technology, St.Petersburg, June,1998; 7th International Symposium "Nanostructures:

Physics and Technology", St. Petersburg, June, 1999; XVII международная школасеминар "Новые магнитные материалы микроэлектроники", Москва, МГУ, июнь, 2000; Вторая объединенная конференция по магнитоэлектронике (международная), Екатеринбург, июнь, 2000; 6 Всероссийский семинар "Инженернофизические проблемы новой техники", МВТУ, Москва, май, 2001; 12-й Международный симпозиум "Тонкие пленки в электронике", Харьков, Украина, апрель, 2001, XIV Уральская Международная школа по физике полупроводников "Электронные свойства низкоразмерных полу- и сверхпроводниковых структур, Екатеринбург, февраль, 2002; Moscow International Symposium on magnetism, June, 2002; Symposium and Summer School "Nano and Giga challenges in Microelectronics Research and Opportunities in Russia, Moscow, September, 2002;

ХХХIII совещание по физике низких температур, Екатеринбург, февраль, 2003;

International Conference “Functional Materials”, ICFM2003, Ukraine, Crimea, Partenit, October, 2003; Нанофотоника, Нижний Новгород, март, 2003; XV Уральская международная конференция по физике полупроводников, Екатеринбург, февраль, 2004; 12-th International Symposium Nanostructures: Physics and Technology, St.Petersburg, June, 2004; 13-th International Symposium Nanostructures: Physics and Technology, June, 2005; International conference «Functional Materials, ICFM-2005», October, 2005; VII Российская конференция по физике полупроводников, Москва, сентябрь, 2005; Совещание Программы фундаментальных исследований “Спин-зависимые явления в твердых телах и спинтроника”, апрель, С.Петербург, октябрь, 2006; XVI Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников, Екатеринбург-Кыштым, февраль, 2006; «Фундаментальные и прикладные проблемы современной физики», Москва, ФИАН, февраль, 2006; 14-th International Symposium Nanostructures: Physics and Technology, St.Petersburg, June, 2006; XХ международная школа-семинар "Новые магнитные материалы микроэлектроники", Москва, МГУ, июнь, 2006; 7 Российско- Украинский семинар «Нанофизика и Наноэлектроника», октябрь, С.Петербург, 2006; VII International scientific Conference “Solid state chemistry and modern micro- and nanotechnologies”, сентябрь, Кисловодск, 2007; International conference «Functional Materials, ICFM-2007», Ukraine, Crimea, Partenit, October, 2007; XVII Уральская зимняя школа по физике полупроводников, Екатеринбург, февраль, 2008; 10 Всероссийская молодежная конференция по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой и опто- и наноэлектронике, декабрь, С.Петербург, декабрь, 2008, XХI международная конференция "Новые магнитные материалы микроэлектроники", Москва, МГУ, июнь, 2009.

Объем и структура работы. Общий объем диссертации составляет 2страниц. Диссертация состоит из Введения, 7 глав, выводов, списка литературы, включающего154 наименований; содержит 95 рисунков.

Личный вклад автора в проведенное исследование. Личный вклад автора заключается в выборе направления и объектов исследования, формулировке и постановке задач, выборе и разработке методов решения поставленных задач, непосредственное участие в разработке технологических методов и выращивание объектов исследований и в проведение экспериментальных исследований, обработке и интерпретации полученных результатов, написании статей и подготовке докладов.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Глава 1. КВАНТОВО-РАЗМЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ В ТОНКИХ ПЛЕНКАХ Si И СВЕРХРЕШЕТКАХ (Si-SiO2)N.

На протяжение последних 10-20 лет в физике твердого тела наблюдается устойчивый интерес к различного типа сверхрешеткам. Сама идея создания сверхрешетки с ее необычными свойствами была предложена еще в 1962 году Л.В.Келдышем [1]. Спустя десятилетие Есаки предложил другой тип сверхрешеток и способ реализации этой идеи [2]. Квантово-размерные эффекты наиболее ярко проявляются в сверхрешетках с высококачественной кристаллической структурой, которые выращиваются, в основном, методами молекулярнолучевой эпитаксии (МВЕ) или осаждением из металлоорганических соединений (MOCVD) [3,4]. Однако, эпитаксиальный рост накладывает существенные ограничения на количество полупроводниковых или металлических пар, которые могут быть использованы при конструировании многослойных структур и сверхрешеток. Эти ограничения связаны в основном с несовпадением постоянных кристаллической решетки различных материалов. Из-за этого практически невозможно создавать сверхрешетки на основе пар полупроводник-металл, полупроводник-диэлектрик, металл-диэлектрик и др., хотя интерес к таким структурам, несомненно, существует. В некоторых таких структурах потенциальные квантовые ямы, возникающие из-за разности ширины запрещенной зоны материалов (или работы выхода), могут быть очень глубокими (иногда порядка 3-эВ, что сравнимо с энергией связи атомов в решетке), и квантовые эффекты в таких системах будут очень сильными. Однако, в аморфном состояние подобные структуры можно вырастить относительно просто, используя, например, магнетронное или катодное распыление, которое позволяет получать многослойные структуры с очень тонкими слоями (вплоть до нескольких ангстрем) и атомарно-гладкими интерфейсами воспроизводимым образом.

В данной работе была поставлена задача по созданию аморфных многослойных систем (Si-SiO2)N и исследовать возможность наблюдения в них квантово-размерных эффектов. К моменту постановки данной задачи работы по выращиванию и исследования аморфных сверхрешеток отсутствовали и лишь в 1983 появилась первая публикация [10] в этом направление. Выбор пары SiSiO2 был обусловлен главным образом тем, что различие в ширине запрещенной зоны у этих материалов очень существенно (Eg ~ 7 эВ) и потенциальные ямы для электронов и дырок, которые возник ли бы при чередование слоев Si и SiO2, были бы очень глубокие – порядка 3 эВ.

Многослойные системы (Si-SiO2)N выращивались методом ВЧ распыления на установке Sputron-2 (Balzers). В качестве подложек использовались стекло К8, плавленый кварц и Si (КЭФ-4.5). В 1 главе приводится подробное описание технологической установки и метода ВЧ распыления. Основной особенностью метода ВЧ распыления является возможность получения как проводящих, так и диэлектрических пленок. Кроме того, данным методом осаждения можно получать сплошные пленки начиная с толщины порядка нескольких ангстрем. Используемая технологическая установка позволяла достигать скоростей осаждения материалов менее 5 нм/мин., что делало возможным контролируемым образом выращивать сверхтонкие слои. Используя метод лазерной эллипсометрии было установлено, что скорости осаждения слоев не зависят от толщины слоя при условии стабильности параметров разряда [11,12]. Также было установлено, что коэффициент преломления слоев SiO2 не зависит от толщины пленки для d 1нм. На примере МДП- структур Si-SiO2 были найдены оптимальные технологические условия, при которых основные физические параметры SiO2 были наиболее близки к их объемным значениям. Были определены скорости осаждения слоев Si и SiO2 и изготовлено несколько серий многослойных аморфных структур (Si-SiO2)N, которые различались толщиной слоев Si и количеством пар слоев. Параметры структур выращенных для исследования эффектов размерного квантования представлены в таблице.

№ Толщина одного слоя Толщина одного слоя Число образца периодов, SiO2, h1, Si, h2, 1 25 10 2 25 20 3 25 60 4 25 80 5 25 100 Профильная оже-спектроскопия подтвердила, что полученные структуры действительно являются периодическими с заданными толщинами слоев и в них отсутствуют примеси других элементов.

В аморфных многослойных структурах квантовый размерный эффект должен проявляться в увеличение ширины запрещенной зоны (Eg) Si при уменьшение толщины слоя Si. Для определения (Eg) необходимо иметь спектральную зависимость поглощения (h) исследуемых структур для чего были исследованы их спектры пропускания T и отражения R с использованием ИКС31М (рис.1 и 2).

Рис.1 Рис.Для вычисления (h) необходимо выбрать модель расчета. Были рас смотрены две модели. В первой модели многослойная структура заменялась одиночным однородным слоем, т.е. изучался оптический отклик многослойной системы как целого. В этом случае из простых формул [13] можно найти зависимости (h) для каждой из рассматриваемой структуры:

(1- R1)2[R12 + R2(1- R12)2] R = R1 + exp(-2d) 1- R1R12 exp(-2d) (1- R1)(1- R12)(1- R2) T = exp(-2d) 1- R1R12 exp(-2d) (n -1)2 + Здесь коэффициент отражения от границы раздела пленка-воздух, R1 = (n +1)2 + (n - n0 )2 + n и - показатели преломления и поглощения пленки, - коэф R12 = (n + n0 )2 + фициент отражения от границы раздела пленка-подложка, n 0 и R2 - показатель преломления относительно вакуума и коэффициент отражения подложки из стекла K-8, d - толщина пленки, которая берется равной полной толщине 4 многослойной структуры, - = № Толщина Eg, эВ Emax,эВ коэффициент поглощения всей мноодного слоя образца гослойной структуры, рассматри- Si, dSi, 1 10 2.0 1.ваемой как однослойная. В результа2 20 1.63 2.те расчета были получены спек3 60 1.38 2.тральные зависимости (h) приве4 80 1.38 2.денные на рис. 3. В таблице приве5 100 1.38 2.дены значение ширины запрещенной зоны многослойных структур Eg и положения максимума Emax коэффициента преломления n в зависимости от толщины слоя Si в сверхрешетке.

Как можно видеть, ширина запрещенной зоны многослойной структуры действительно начинает возрастать при dSi < 2 нм.

Во второй модели исследуемые системы рассматривались как многослойные и из спектров R() и T() рассчитывалось спектральное поглощение (h) для отдельного слоя Si, используя формулы [14]:

(m11 + m12Pl )P1 - (m21 - m22Pl ) R = (m11 + m12Pl )P1 + (m21 - m22Pl ) 2PT = (m11 + m12Pl )P1 + (m21 - m22Pl ) 1 l здесь mij - коэффициенты Френеля, ; ; 1 - угол падения P1 = ( )cos1 Pl = ( )cosl 1 l света на структуру из воздуха, 1 и 1 соответственно диэлектрическая и магнитная проницаемости воздуха; l - угол между соответственно диэлектрическая и магнитная проницаемости подложки.

Здесь наиболее важную роль играет характеристическая матрица М, элементами которой являются mij, которая полностью описывает многослойную среду, через которую распространяется световая волна. В результате проведенных расчетов были получены спектры поглощения (рис.4) и определено изменение Eg(Si) (таблица) при изменение толщины слоев Si в сверхрешетках [9]. Как и в случае однослойной модели расчета в многослойной модели Eg начинает возрастать при уменьшение толщины слоев Si.

Рис.Обращает на себя внимание, что в случае тонких слоев Si (d ~ 10 ) в рамках многослойной модели не удалось найти решения для ширины запрещенной зоны Si. Это может свидетельствовать о том, что в случае очень тонких слоев Si и SiO2 многослойную структуру необходимо рассматривать как некий однослойный материал. В 3-й главе это предположение было проверено путем исследования кристаллической структуры отожженных структур (Si-SiO2)N со сверхмалом периоде.

Таким образом, было показано, что в аморфных многослойных периодических структурах (Si-SiO2)N наблюдается квантовый размерный эффект, проявляющийся в увеличеРис. ние ширины запрещенной зоны структуры при уменьшение толщины слоев Si.

Глава 2. НОВЫЙ МЕТОД КРИСТАЛЛИЗАЦИИ АМОРФНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУР (Si-SiO2)N В данной главе рассматриваются вопросы, связанные с возможностью кристаллизации сверхтонких аморфных полупроводниковых слоев, так и аморфных многослойных структур (Si-SiO2)N. В данном случае простой термический отжиг неприемлем, поскольку при длительном термическом воздействии может происходить взаимная диффузия атомов соседних слоев, приводящая к их перемешиванию. Этот процесс вызывает размытие границ между слоями, даже если они изначально были резкими. Кроме того, сверхрешетка как таковая может вообще исчезнуть вследствие перемешивания слоев. Эти процессы особенно губительны в случае сверхструктур с периодами 20 - 50 А. По этой причине необходим отжиг структур при высокой температуре, но в течении очень короткого времени. Этим условиям удовлетворяет импульсный лазерный отжиг.

Поэтому первоначально именно лазерный отжиг был использован для кристаллизации пленки Si толщиной 1000 . Для отжига был использован лазер YAG:

Nd+3 (его вторая гармоника); энергия в импульсе составляла ~ 0.2 Дж, а длительность импульса - 10 нc. После проведения такого отжига образцы исследовались с помощью комбинационного рассеяния света (КРС). Для исследования отожженных пленок кремния использовался аргоновый лазер (= 5146 ) либо лазер на парах меди ( = 5106 ) [15]. Использование КРС для анализа результатов отжига слоев Si обусловлен тем, что спектры КРС для аморфного и кристаллического кремния существенно отличаются: в случае кристаллического кремния в спектре КРС наблюдается узкий пик на частоте оптического фонона - 521 см-1, в то время как для аморфного кремния в спектре КРС узкие линии отсутствуют и наблюдается широкий пик, лежащий в области 480 см1. С помощью КРС было установлено, что импульсный лазерный отжиг действительно приводит к кристаллизации кремния. Однако, из-за неоднородностей лазерного пятна пленка кремния отжигалась крайне неоднородно: наряду с кристаллизованными областями были области как с неотожженным кремнием, так и области, в которых пленка кремния вообще испарилась или не отожглась. Это создает определенные трудности при исследовании структуры таких образцов. Кроме того, и это самое главное, с помощью импульсного лазерного отжига не удалось отжечь сверхрешетки; увеличение энергии в импульсе (вплоть до такой, что происходило испарение пленки) также не привело к успеху. Поэтому было необходимо изменить процедуру отжига.

В работе был предложен новый тип импульсного отжига. Суть этого способа отжига состоит в следующем. Аморфная фаза, в отличие от кристаллической, не является состоянием с минимальной внутренней энергией. На рис.представлено схематическое изображение фазового состояния вещества. При переходе материала из аморфной фазы в кристаллическую будет выделяться энергия, равная разности внутренних энергий аморфной и кристаллической фаз - Е. Скорость распространения тепла при таком фазовом переходе порядка скорости звука в данном материале. Однако, самопроизвольно такой фазовый переход происходить в большинстве случаев не может (исключая некоторые металлы, которые вообще очень трудно получить в аморфной фазе): к материалу находящемуся в аморфной фазе, необходимо подвести некоторое количество тепла для преодоления активационного барьера для данного перехода Еакт. В данной работе для преодоления активационного барьера Еакт. использовалось тепло, выделяющееся при кристаллизации аморфного металла при его кратковременном освещении кварцевой галогенной лампой.

Для реализации данного типа отжига на подложки перед осаждением аморфной структуры на стеклянную или кварцевую подложку наносился слой аморфного металла (например, Ni), а далее на этот слой металла наносилась аморфная структура, которую было необходимо отжечь. Сначала на слой Ni наносился слой аморфного Si толщиной 1000 . Между слоями Ni и Si наносился тонкий (не более 100 ) слой SiO2, который предотвращал образование силицида кремния в процессе отжига. После этого в вакууме проводился быстрый нагрев до 6000С структуры с помощью галогенной лампы. Результат воздействия такого отжига изучался с помощью КРС и просвечивающей электронной микроскопии. Оба метода показали, что имеет место кристаллизация слоя Si. Были найдены параметры всех слоев, которые были необходимы для кристаллизации аморфных полупроводниковых слоев.

Для кристаллизации многослойных аморфных систем (Si-SiO2)N была выращена серия структур, у которых толщина слоев SiO2 была неизменна и составляла 11 ; толщина слоев Si изменялась от 15 до 100 .

Отжиг многослойных структур имел ряд специфических особенностей.

Так, в зависимости от толщины слоев Si в структуре, изменялась температура, до которой было необходимо нагревать подслой аморфного Ni. Было предположено, что введение в слой аморфного кремния дополнительных границ раздела (слоев SiO2), вероятно, приводит к доРис. полнительному рассеянию фононов на этом периоде, т.е. к эффекту «фононного зеркала», когда часть тепла "отражается" от границ раздела сверхрешетки и уходит в подложку. Это вынуждало уве личивать толщину подслоя Ni и, как следствие, температуру подложки. В конечном итоге удалось кристаллизовать все выращенные сверхрешетки (SiSiO2)N.

На рис.6 представлены спектры КРС аморфных и кристаллизованных многослойных структур и слоя аморфного Si. Необходимо заметить, что спектры КРС кристаллизованных сверхрешеток отличаются от спектра кристаллического кремния – пик, в случае сверхрешетки, имеет явно несимметричный вид и уширен в низкочастотной области спектра. Эта несимметричность может быть связана с эффектом образования новой зоны Брюллиена [16] в результате сворачивания зон, обусловленным дополнительной искусственной периодичностью. Данные, полученные с помощью электронной микроскопии, подтвердили кристаллизацию аморфных многослойных структур – о чем свидетельствовало появление кристаллической структуры (атомных плоскостей) на изображениях отожженных образцов в режиме просвечивания электронным пучком.

Таким образом, было показано, Рис.что с помощью предложенного импульсного отжига удалось кристаллизовать как отдельные слои аморфного Si, так и многослойные периодические структуры (Si-SiO2)N с различным периодом.

Глава 3. КРИСТАЛЛИЗАЦИЯ МНОГОСЛОЙНЫХ СТРУКТУР (SiSiO2)N С УЛЬТРАМАЛЫМ ПЕРИОДОМ В 1-й главе было сделано предположение, что в случае многослойных систем (Si-SiO2)N со сверхмалым периодом такую многослойную структуру можно рассматривать сточки зрения оптики как некий однослойный материал.

В 3-й главе обсуждается возможность получения сверхрешеток с совершенно новой, отличной от исходных материалов, кристаллической структурой, которая в значительной степени формируется благодаря наличию сильного одномерного потенциала.

Для перестройки сверхрешетки в новую кристаллическую структуру необходимо, чтобы потенциальные ямы, возникшие в результате чередования двух различных материалов с разной шириной запрещенной зоны, были достаточно глубокими - порядка энергии связи атомов в используемых материалах. В этом случае, периодичный потенциал будет сравним или превышать энергию связи материалов сверхрешетки, а, значит, может оказывать существенное влияние на формирование связей между атомами. Поскольку у кремния и Siразличие в Еg очень велико ~ 7 эB [17], а энергия связи атомов, например, в кремнии, составляет 1.8 эВ [18] (а для разделения кремния на отдельные нейтральные атомы нужна энергия ~ 4.6 эВ на одну элементарную ячейку), то данные материалы могут оказаться подходящим для осуществления такой перестройки. Кроме того, необходимо чтобы поверхностная энергия, связанная с границами раздела между слоями в сверхрешетке, была бы сравнима с объемной энергией всей системы. По этой причине, толщины слоев в сверхрешетке должны быть как можно меньше (порядка нескольких монослоев). Оптимальной была бы структура с изначально аморфными слоями, которую затем можно было бы кристаллизовать и получить в результате кристаллическую сверхрешетку. В такой аморфной сверхструктуре искусственный одномерный периодический потенциал будет единственным периодическим потенциалом в структуре и должен играть значительную роль в формирование ее кристаллической и электронной систем. Кроме того, из-за одномерности периодического потенциала, возникшего в результате чередования слоев, кристаллическая симметрия возникшей в результате кристаллизации структура должна иметь, по-видимому, выделенную ось. В кристаллическом состоянии SiO2 имеет преимущественно с гексагональную симметрию, а кремний с гексагональной решеткой существует лишь при высоких давлениях[19]. В тоже время, воздействие одномерного периодического потенциала можно грубо рассматривать как возникающее в результате действия потенциала одноосного давления. Тогда для того, чтобы облегчить перестройку слоев кремния с кубической симметрией в кремний гексагональной симметрии, необходимо толщину слоев кремния выбирать кратной толщине двух монослоев. В этом случае по аналогии с графитом, Si будет, повидимому, проще перестраиваться в гексагональную структуру. Поскольку толщина монослоя кремния составляет 1,37 , то толщина слоев кремния в сверхрешетке должна быть кратна 2.74 . Сверхрешетка с такими параметрами будет иметь периодический потенциал, похожий на потенциал Кронига-Пенни:

роль потенциальных ям, занятых в модели Кронига-Пенни атомами, будут моделировать кремниевые слои, а слои SiO2 будут моделировать промежутки между этими атомами (т.е. «вакуумные зазоры»).

Для проверки влияния периодического потенциала на кристаллическую структуру сверхрешеток было выращено несколько аморфных многослойных структур (Si-SiO2)N с различным количеством пар слоев на подложках Si (КЭФ4.5) со слоями Ni (d ~ 2000 ) и SiO2 (d ~ 50 ), необходимыми для кристаллизации аморфных систем. Толщины слоев кремния и SiO2 составляли соответственно 14 и 6 . Кристаллическая структура исследовалась с помощью просвечивающей электронной микроскопии на микроскопах JEM-6A и СМ-(Philips), периодичность выращенных систем контролировалась с помощью профильной оже-спектроскопии. После отжига на электронограммах появлялись точечные рефлексы, характерные для кристаллов гексагональной структуры (рис.7).

Характерной чертой полученных электронограмм являлось отсутствие рефлексов от кремния и SiO2 – рефлексы присутствовали только от материала некоторой новой кристаллической структуры, имеющей гексагональную симметрию.

Параметры возникшей структуры таковы:

а = 5.53 и с = 9.0 ; данная структура имела большие межплоскостные расстояния d = 4.78 , чем у кремния и SiO2.

Таким образом, в сверхрешетках (Si-SiO2)N с ультра-мальм периодом под действием одномерного периодического потенциала Рис.при отжиге возникает совершенно новая структура с кристаллографическими параметрами, отличными от структурных параметров материалов, составляющих эту сверхрешетку [6]. Как было предположено, действие одномерного периодического потенциала можно грубо уподобить действию одноосного давления. Это значит, что под воздействием этого давления кремний в сверхрешетке может перейти в гексагональную модификацию. Известно 7 модификаций кремния под давлением [19]; из них 4 гексагональной симметрии. Кроме того, имеется 3 гексагональные модификации SiO2. Однако, параметры, получившиеся в результате перехода в кристаллическое состояние короткопериодной сверхрешетки (Si-SiO2)N, не совпадают с параметрами ни одной из известных модификаций кремния или SiO2. Поэтому была проведена работа по изучению возможности получения у кремния гексагональной модификации с подходящими параметрами. Для получения кристаллических фаз кремния использовался бомбардировка поверхности кремния КЭФ-4.5 (ориентация (100)) пучками атомов или ионов с малой энергией. Важно, чтобы бомбардирующие поверхность ионы или атомы имели энергии меньше, чем порог распыления для кремния (этот порог составляет 16 эВ). В этом случае поверхность кремния будет испытывать воздействие, схожее с одноосным давлением. В результате такого воздействия могут образовываться новые модификации кремния, как это имеет место при исследовании поведения кристаллической структуры кремния при больших давлениях. Бомбардировка поверхности кремния осуществлялась либо ионной пушкой, с помощью которой создавались положительно заряженные ионы аргона с энергией от I до 10 В, либо путем напыления на поверхность кремния различных металлов таких, как W, Nb, Cu и других (при напылении атомы металлов также имели энергии порядка I - 10 эВ). После бомбардировки образцы кремния исследовались с помощью электронографии на микроскопе JEM-6A.

Рис.8 Рис. Было обнаружено, что облученная таким способом поверхность кремния (ионная и атомная бомбардировки приводили практически к одним и тем же результатам) обладает рядом интересных особенностей. Во-первых, глубина области воздействия на кремний атомов или ионов при бомбардировке составляет около 1000 , о чем свидетельствовала большая яркость рефлексов на электронограммах. Во-вторых, при бомбардировке в приповерхностном слое Si возникают области, ориентация которых отличается от ориентации исследуемой поверхности кремния: так, вместо ориентации (100) появляются (110), (111), (114), а иногда и более экзотичные, однако приведенные выше встречаются наиболее часто. В-третьих, была обнаружена совершенно новая фаза кремния, которая была нестабильной и разрушалась спустя некоторое время по действием зондирующего электронного пучка микроскопа. Для ее обнаружения была использована кинокамера, позволившая сфотографировать в различные времена времени дифракционную картину, отвечающую возникновению этой нестабильной фазе.

Характерное время разрушения этой фазы составляло 0.5 – I.0 с. Нестабильная фаза имела, по-видимому, гексагональную симметрию с межплоскостным расстоянием d ~ 4,17 (ее постоянные решетки определить не удалось). И, наконец, в-четвертых, было обнаружено несколько новых стабильных фаз кремния, среди которых были очень похожие на те, которые возникают при реконструкции атомарно-чистой поверхности кремния [20,21]. Однако, в данном случае "реконструкция" охватывала уже не несколько первых, а многие десятки монослоев, о чем свидетельствовала яркость рефлексов на электронограммах. Подобные яркости рефлексов обычно присущи только объемным фазам (рис.8, 9).

Так, наблюдалась объемная перестройка (подобная реконструкции чистой поверхности) 5/2 х 5/2, 3/2 х 3/2, 7 х 7 и некоторые другие. Поскольку энергии бомбардирующих поверхность Si частиц лишь в среднем были I - 10 эВ, невозможно было определить какая из фаз и при какой энергии частиц возникает и есть ли вообще такая зависимость. Следует отметить, что подобные "реконструкции" можно было сразу наблюдать на одном образце, т.е., по-видимому, на поверхности кремния в результате бомбардировки возникает множество областей с различными модификациями кремния. Одна из возникавших новых фаз была похожа на ту, которая формировалась у сверхрешеток с ультра-малым периодом. Во всяком случае, симметрия и кристаллические параметры этой фазы были такими же как у сверхрешетки. На этом основании можно высказать предположение, что при отжиге под действием одномерного периодического потенциала происходит трансформация слоев кремния и SiO2 в новые фазы с симметрией и кристаллическими параметрами аналогичными тем, которые возникают при воздействии на кремний атомными или ионными пучками малой энергии. Интересными являются и результаты профильной оже-спектроскопии, про веденной на образцах до и после отжига. Данный анализ показал, что при отжиге сверхрешеток с большим числом периодов перемешивания слоев не происходит. Более того, глубина модуляция интенсивности оже-сигналов кремния и кислорода на зависимости от времени ионного травления, определяемая как М = (Амах – Amin)/(Amax + Amin), увеличилась после отжига более, чем на 10 %, чего, казалось, не может быть, поскольку возрастающая при отжиге диффузия должна приводить к размытию слоев из-за взаимной диффузии атомов слоев Рис.друг в друга, а значит и к уменьшению глубины модуляции (здесь Amax - амплитуда оже-сигнала кремния в слое кремния, a Amin - амплитуда того же оже-сигнала кремния в слое SiO2). Было выяснено, что данное увеличение глубины модуляции после отжиге сверхрешеток имеет место лишь в том случае, если сверхрешетка имеет число периодов больше, чем 15. Начиная с двух периодов и кончая 12 глубина модуляции сигналов при отжиге уменьшалась более, чем на 15 % (рис. 10). То есть при малом числе периодов в сверхрешетке при отжиге происходит взаимная диффузия атомов соседних слоев, что приводит к уменьшению глубины модуляции оже-сигналов.

В тоже время возрастание глубины модуляции можно было бы связать с тем, что короткопериодная отожженная сверхрешетка при числе периодов N > становиться новым материалом и дальнейший отжиг приводит к улучшению кристаллической структуры материала, а значит и к увеличению глубины модуляции.

Глава 4. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ЭФФЕКТОВ РАЗМЕРНОГО КВАНТОВАНИЯ В ТОНКИХ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ПЛЕНКАХ Работы по исследованию квантово-размерных эффектов в тонких полупроводниковых слоях и пленках полуметаллов (например, Bi [22]) проводились уже в 60-х годах 20 века. Тогда же были предложены теории эффекта размерного квантования в этих системах [23, 24]. Размерные эффекты в этих материалах возникали в случае, когда толщина слоев материала становилась порядка дебройлевской длины волны электрона BB. Предполагалось, что при уменьшении толщины d полуметаллических пленок их валентная зона и зона проводимости разбиваются на подзоны (подобно подзонам Ландау в квантующем магнитном поле). В этом случае, при уменьшение толщины пленки, когда BB ~ d, перекрытие зон уменьшается, и при некоторой толщине в полуметалле возникает диэлектрическая щель. Из-за резкого изменения плотности состояний на поверхности Ферми при ее пересечение различных подзон в ходе изменения толщины полуметаллической пленки возникают осцилляции термодинамических и кинетических характеристик пленок. Для металлов, как и для полуметаллов, электронные свойства определяются электронами на поверхности Ферми, поэтому их термодинамические и кинетические характеристики будут зависеть от плотности электронных состояний на уровне Ферми N(EF). Так, в случае тонкой двумерной пленки, будет происходить скачкообразное изменение N(EF) как при изменение толщины слоя, так и энергии электронов. Скачкообразное изменение N(EF) в зависимости от толщины пленки будет вызывать осцилляции от толщины всех параметров, которые обусловлены плотностью состояний (проводимость, диэлектрическая проницаемость, магнетосопротивление). Изменение N(EF) от толщины металлической пленки можно рассматривать так, как это было предложено в [25, 26] для тонких сверхпроводящих пленок. Предполагается, что волновая функция электрона (k,r) и ее фаза неизменна («закреплена») на границе раздела пленка-вакуум. Тогда при изменении толщины пленки граничные условия для фазы волновой функции на интерфейсе пленка-подложка будут периодично изменяться, что приводит к периодичному изменению с толщиной и N(EF), а значит и всех зависящих от нее параметров. Такие осцилляции будут происходить до тех пор, пока толщина пленки не станет больше длины пробега электрона до сбоя фазы , т.е. пока пленка по толщине остается «фазово-когерентной». Поскольку при понижение температуры увеличивается [27], то предельная толщина наблюдения квантово-размерных эффектов будет так же возрастать при понижение температуры. Однако даже при комнатной температуре эти эффекты должны проявляться достаточно отчетливо, т.е. амплитуда осцилляций термодинамических параметров от толщины не сильно зависит от температуры. Этим проявление квантово-размерных эффектов в металлах отличается от таковых в полупроводниках, в которых при повышение температуры квантово-размерные эффекты могут «замазываются» и исчезать (это случай, когда расстояние между уровнями размерного квантования становится ~ kT).

Для изучения квантово-размерного эффекта в тонких металлических пленках использовались оптические методы, а именно, исследовались спектры пропускания и отражения, а также метод эллипсометрии, позволяющий при известных толщинах металлического слоя определять действительную и мнимую части диэлектрической проводимости – Re и Im . Поскольку зонная структура металлов достаточно сложна, то, для исключения влияния межзонных электронных переходов, использовалась ИК-область спектра, поскольку в этом случае в оптическом отклике будут участвовать лишь электроны одной энергетической зоны.

Основные исследования эффектов размерного квантования были проведены на тонких слоях Nb, а также Cu и Al, выращенных на кварцевых, стеклянных и кремниевых подложках. Поскольку эффект размерного квантования приводит к осцилляциям от толщины пленки всех величин, зависящих от электронной плотности состояний на уровне Ферми N(EF), то при исследовании оптических свойств сверхтонких пленок Nb должны наблюдаться осцилляции мнимой части ее диэлектрической проницаемости Im , поскольку именно эта величина связана с плотностью электронных состояний. Период осцилляций составляет половину фермиевской длины волны металлов. По этой причине при исследование эффекта размерного квантования в пленках Nb изучалось поведение Im в зависимости от толщины пленок. Для получения спектров отражения и пропускания пленок Nb использовался фурье-спектрометр «MICHELSON-110» (BOMEM).

Для защиты от окисления пленки Nb закрывались тонким слоем кремния толщиной ~ 3 нм. Используя экспериментально полученные данные для R и T можно оценить мнимую часть электрической функции для случая очень тонких пленок:

-- 1+2RS 1-RS 2RS R-R0 T -T0 Im - 2 2) (3-1)(1+RS ) 4 dR0 1/ 2+1 4 dT0 (3-1)(1-RS 1/ 2+1 3 Здесь 2 и 3 - диэлектрические проницаемости металлической пленки и подложки; R(T) и R0(T0) - коэффициенты отражения подложки с металлической R0 ; угол падения света близок к нормальному, а пленкой и без пленки;

RS = 2-Rдиэлектрическая проницаемость воздуха 1=1. На рис.11 представлена зависимость Im от толщины пленки Nb, которая демонстрирует периодическую за висимость Im от толщины с периодом ~ 6 .

Рис.Рис.Знание Im позволяет рассчитать оптическую проводимость пленок Nb 4 на частоте падающего излучения -. Частотную зависимость проIm2= водимости можно представить (в рамках теории Друде) как p 0 () = = ( )2 +4 2 + p где - частота электронных столкновений, p- плазменная частота пленок Nb.

Для проверки справедливости использования модели Друде из спектров отражения и пропускания была рассчитана () для нескольких частот. На рис. представлены зависимости оптической проводимости , плазменной частоты p и частоты столкновений от толщины пленки Nb. Эти зависимости также демонстрируют осцилляционные зависимости , p и от толщины пленки Nb с тем же периодом 6 . Таким образом в тонких пленках Nb был обнаружен квантово-размерный, проявляющийся осцилляционных зависимостях основных параметров пленки, связанных с N(E), от толщины.

Для того, чтобы продемонстрировать слабую зависимость наблюдаемых квантово-размерных эффектов от толщины, была изучена зависимость проводимости тонких слоев Nb от их толщины при различных температурах. На рис.13 представлены зависимости DC-проводимости пленок Nb от их толщины, полученных при температурах 4.2 К, 77 К и 300 К. Как можно видеть из приведенных зависимостей, амплитуда наблюдаемых осцилляций проводимости и их период от температуры зависят слабо, что позволяет исследовать квантово-размерных эффектов в металлических слоях при комнатной температуре.

Аналогичные осцилляционные зависимости Im (d) были обнаружены для тонких слоев Cu (период ~ 2 ), Ni (период ~ 3 ), Al, (период ~ 2 ). Кроме того, был исследован квантово-размерный эффект в окисленных тонких пленках Nb. На рис. 14 приведены зависимости Im (d) и Re (d), полученные с помощью метода эллипсометрии. Можно заметить, что и в случае окисленных слоев Nb имеет место осцилляционные зависимости Im (d) и Re (d). Однако период осцилляций в этом случае возрос и составил 9. Аналогичные по характеру зависимостей спектры были получены и с помощью метода спектроскопии поверхностных электромагнитных волн [28]. Особенность полученных результатов для окисленных слоев Nb явился знакопеременный осцилляционный характер зависимость Re (d). Окончательного объяснения обнаруженному знакопеременному поведению Re (d) дано не было.

Рис.13 Рис.При исследование квантово-размерных эффектов в меди и алюминии было обнаружено необычное поведение диэлектрической проницаемости этих металлов в зависимости от толщины [29, 30]. Для этих металлов квантово размерные эффекты исчезают уже при толщинах d > 3.0 нм. На рис. 15 приведена характерная осцилляционная зависимость Im от толщины, полученная с помощью фурье-спектрометра MICHELSON-110 (BOMEM) в частотном диапазоне 500-5000 см-1. Период осцилляций составляет порядка 2. При исследовании ИК-отражения пленок Al ( ~ 9.201 мкм) на стеклянных и кремниевых под- ложках в диапазоне толщин 0.2 -4.0 нм было обращено внимание на малую величину коэффициента отражения R – 30%. При 0.5 нм 6-8 нм. Более того, возрастание R сопровождается осцилляциями коэффициента отражения.

И если амплитуда осцилляций R (или Im ) в случае наблюдения эффекта размерного квантования (диапазон толщин 0.5 – 4.0 нм) не превышает 3-5% от абсолютной величины R, то в случае толщин пленок d > 6-8 нм амплитуда осцилляций R порядка 10%.

Еще более отчетливо переход 2D-3D проявляется для Al-пленок на стеклянных подложках. В этом случае R, как и для Al на Si, возрастает при d > нм, но амплитуды наблюдаемых осцилляций составляет ~ 50%. Это гигантские осцилляции.

Еще более отчетливо переход 2D-3D проявляется для Al-пленок на стеклянных подложках. В этом случае R, как и для Al на Si, возрастает при d > нм, но амплитуды наблюдаемых осцилляций составляет ~ 50%. Это гигантские осцилляции. Период осцилляций составляет ~ 0.3 нм, т.е. близок к периоду осцилляций, которые имеют место при квантово-размерном эффекте в Al. Поэтому обнаруженные осцилляции могут быть связаны с квантово-размерными эффектами в Al.Однако при толщине слоев Al > 45 нм квантово-размерные эффекты уже практически не проявляются. Большие по амплитуде осцилляции R или Im могут наблюдаться в системах квантовых точек Al [31]. Поэтому было предположено, что по мере увеличения толщины пленок Al в Рис.них накапливается энергия, связанная с механическими напряжениями в пленках. При определенной толщине механические напряжения могут приводить к образованию квантовых точек, например, с помощью механизма Крастанова-Странского. Но могут быть и другие причины возникновения гигантских осцилляционных зависимостей R и Im .

Похожие зависимости Im (d) были получены и для пленок Cu в том же диапазоне толщин. В главе приводится обсуждение полученных результатов исследований зависимости Im от толщины.

Таким образом, в тонких металлических слоях был обнаружен квантоворазмерный эффект, проявлявшийся в осцилляционной зависимости Im , плазменной частоты, частоты электронных столкновений, DC и AC- проводимости от толщины с периодом равным половине фермиевской длины волны электрона в металле. При исследовании оптических свойств пленок Al и Cu в области толщин, где происходит переход 2D-3D, обнаружены гигантские осцилляции R и Im от толщины.

Глава 5. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ТОНКИХ МАГНИТНЫХ СЛОЕВ CoNi, Co и FeNi В данной главе рассмотрены магнитные и магнитооптические свойства тонких магнитных слоев Co, CoNi, FeNi в диапазоне толщин 1-12 нм, особенности технологии приготовления этих пленок, а также обсуждается поведение диэлектрической проницаемости магнитных пленок в зависимости от их толщины и структурных параметров.

В процессе выращивания магнитных пленок было обнаружено, что магнитные свойства слоев, в основном, зависят от начального вакуума, температуры подложки, величины и ориентации магнитного поля в месте роста структур и положения образца в вакуумной камере. Поэтому все магнитные структуры выращивались в одном и том же месте ростовой камеры, при температуре подложек ~ 70-800 С, в магнитном поле ~ 50 Э (в центре ростовой камеры) ориентированном вдоль подложек, начальный вакуум не хуже 5х10-6 mbar. Были выращены серии пленок FeNi, CoNi, Co c толщинами, лежащими в диапазоне 1.012.0 нм. Магнитооптические свойства полученных пленок исследовались с помощью экваториального магнитооптического эффекта Керра. В главе приводится подробное описание магнитооптического эффекта Керра.

Магнитооптические свойства слоев FeNi (толщина 1-80 нм) на подложке Si КЭФ-4.5 исследовались с помощью экваториального и полярного магнитооптического эффекта Керра [32]. Хорошее качество исследуемых слоев демонстрируют кривые намагниченности (рис.17), где эффект Керра наблюдается Рис.17 Рис.вплоть до толщины FeNi ~ 2 нм. Начиная с толщины d < 6-8 нм наблюдается резкое изменение характера зависимости намагничивания тонких слоев FeNi от магнитного поля - изменяется форма кривой намагничивания, возрастают поля насыщения (до 200 Э) и коэрцитивное поле (до 50 Э). Кроме того, уменьшается амплитуда самого эффекта Керра (рис.18). Такое резкое изменение магнитных параметров пленок пермаллоя при толщинах менее 8 нм происходит в том же диапазоне толщин, как и в случае изменения электрических параметров слоев меди и алюминия. Эти изменения происходят тогда, когда исследуемые структуры уже не трехмерные (3D), но еще и не двухмерные (2D). Т.е. имеет место не резкий переход исследуемой системы от 3D к 2D, а некий размытый переход с промежуточной размерностью.

Обнаруженные резкие изменения основных магнитных параметров при толщин d < 8 нм чрезвычайно важны для конструирования различных структур спинтроники, т.к. большинство этих магнитных структур содержат слои толщиной, лежащей в диапазоне перехода 3D-2D, т. е. в области, где магнитные параметры изменяются катастрофически.

Кроме исследования экваториального эффекта Керра были проведены исследования всех структур на предмет наличия в них полярной намагниченности поскольку за счет возникновения в пленках блоховских доменных стенок может появиться полярная составляющая намагниченности. Теоретически возникновение блоховского типа доменной стенки должно наблюдаться при d > 30 нм. Используя полярный эффект Керра, для пленок FeNi была обнаружена полярная намагниченность во всем диапазоне исследуемых толщин – 2-80 нм. Для тонких пленок Co и CoNi исследовались магнитооптические и оптические свойства в диапазоне толщин, соответствующем переходу 2D - 3D. Как и в случае слоев FeNi, для пленок Co и CoNi были обнаружены зависимости величины эффекта Керра, коэрцитивного поля, поля насыщения и поля анизотропии от толщины (рис.19). Кроме того, полученные угловые зависимости эффекта Керра показали, что имеет место зависимость ориентации оси легкого намагничивания(ОЛН) от толщины для пленок Co и CoNi. Зависимость ориентации ОЛН для исследуемых пленок может быть связано с зависимостью доменной структуры пленок от кристаллической структуры данных слоев. Похожие особенности в поведение магнитных параметров от толщины для пленок Со в диапазоне толщин 2300 nm наблюдались и в [33]. В 4-й главе уже рассматривалось особенности зависимости Im и R от толщины для пленок Al и Cu. По этой причине с помо щью лазерной эллипсометрии ( = 632.8 нм) были исследованы зависимости Im от толщины и для пленок CoNi и Со (рис.20). Im для пленок Со выражено особенно отчетливо: при d < 5 нм Im уменьшается больше, чем на порядок. В тоже время изменение Im с толщиной для пленок CoNi не столь впечатляюще.

Надо отметить, что диапазон толщины пленок, при которых происходит заметное изменение магнитных характеристик (величины МОКЕ) и Im примерно совпадаю. Это может означать, электронные и магнитные подсистемы данных Рис.структур начинают проявлять свойства двухмерности примерно при одних и тех же толщинах пленок.

Рис.Надо отметить, что диапазон толщины пленок, при которых происходит заметное изменение магнитных характеристик (величины МОКЕ) и Im примерно совпадаю. Это может означать, электронные и магнитные подсистемы данных структур начинают проявлять свойства двухмерности примерно при одних и тех же толщинах пленок.

Таким образом для тонких пленок Со и CoNi обнаружены значительное изменение величины эффекта Керра и Im , немонотонные зависимости ориентации осей легкого намагничивания и полей магнитной анизотропии от толщины магнитных пленок. Обнаруженные закономерности были связаны с переходом электронной и магнитной подсистем магнитных пленок от трехмерного поведения к двухмерному, с особенностью кристаллической структуры исследуемых пленок.

Глава 6. МАГНИТНЫЕ И МАГНИТООПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МНОГОСЛОЙНЫХ СИСТЕМ ФЕРРОМАГНЕТИК-ПОЛУПРОВОДНИК С момента открытия эффекта гигантского магнитосопротивления (ГМС) ведется поиск магнитных многослойных структур с немагнитными полупроводниковым спейсерами в которых наблюдается ГМС. Для возникновения ГМС необходимо, чтобы обменное взаимодействие между соседними ферромагнитными слоями не приводило к параллельному упорядочению их магнитных моментов (например, имело антиферромагнитный характер). Так, было обнаружено антиферромагнитное (АФМ) обменное взаимодействие между магнитными слоями Fe через слои Si [34, 35] и SiFe [36, 37], а также термически индуцированного взаимодействия АФМ типа с Si, Ge и ZnSe спейсерами [38]. Известно, что АФМ обменное взаимодействие между ферромагнитными слоями существует лишь при определенной толщине буферного слоя: в случае диэлектрического спейсера АФМ типа обмена существует в узких пределах толщин - 0.5-нм; в случае металлического спейсера имеет место осцилляционная зависимость знака (типа) обменного взаимодействия от толщины. Поэтому для поиска ГМС в системах с полупроводниковыми спейсерами необходимы серии структур с различной толщиной спейсера.

В данной главе будут приведены результаты исследований магнитных и магнитооптических свойств многослойных магнитных структурах с полупроводниковыми буфферными слоями из GaAs, SiC и ZnTe, а также обсуждаются результаты поиска антиферромагнитного типа обменного взаимодействия между магнитными слоями в этих системах. Типичные толщины полупроводниковых слоев составляли 1-3 нм, а толщины ферромагнитных слоев – 3-5 нм.

Для исследования структур со спейсерами из GaAs было выращено несколько серий структур с различными толщинами GaAs-слоя и количеством слоев: Fe(15)/GaAs/Fe(15) - (A), Fe(30)/GaAs/Fe(30) - (B) и пятислойная структура Fe(30)/GaAs/ Fe(30) /GaAs/Fe(30) - (C), в которых толщина слоев GaAs изменялась от 6,4 до 26,6 с шагом t=0,75 .. Процессы перемагничивания данных структур исследовались с помощью экваториального магнитооптического эффекта Керра (ЭЭК). Были изучены магнитополевые зависимости ЭЭК и определены поля анизотропии HA и насыщения HS (рис. 21). Известно, что межслоевое АФМ взаимодействие приводит к увеличению поля насыщения образца HS. Магнитополевые зависимости ЭЭК показали, что для всех серий поле насыщения при tGaAs=20,65 значительно превышает величину HS для других толщин полупроводникового слоя. Необходимо отметить, что определить точно величину HS из полевых зависимостей ЭЭК достаточно затрудни p(Hs)- p(H1), тельно. Иногда проще для анализа использовать параметр = p(Hs) где p(HS)- величина ЭЭК в насыщении, p(H1)- ЭЭК, измеренный в некотором поле H1, одинаковым для образцов одной серии и удовлетворяющим условию H1< HSMIN, HSMIN- минимальное поле насыщения для образцов данной серии.

Отметим, что возможная ошибка в измерении HS не влияет на точность определения величины p(HS). Параметр приблизительно пропорционален полю насыщения образца и может служить характеристикой зависимости HS(tGaAs). На рис.22 представлены усреднённые зависимости (tGaAs)для образцов серий А, В и С. Наибольшее внимание обращает на себя пик толщинной зависимости в области tGaAs=18-22 , который, как было установлено, не связан с магнитной анизотропией и наблюдается у всех серий образцов. Такой всплеск параметра , а, следовательно, и поля насыщения HS, может служить признаком существования АФМ обменного взаимодействия между слоями железа через слой GaAs с толщиной t~20 .

1,HS A HA 0,0,C 10 0,B 0 0,8 12 16 20 48tGaAs, ML tGaAs, Рис.21 Рис.Другим объектом исследований магнитных структур с полупроводниковыми барьерными слоями были системы с немагнитным полупроводником ZnTe. Как и в случае структур с GaAs были предприняты попытки обнаружить S A H, H, Э обменное взаимодействие антиферромагнитного типа между ферромагнитными слоями, разделенными ZnTe. Для этого исследовались магнитные и магнитооптические свойства спин-туннельных структур с ZnTe.

Были приготовлены и исследованы следующие структуры:

(1) Si(100) – ZnTe(1.0 нм) (буферный слой) – Fe(2.5 нм) - ZnTe(d, нм) – Fe (2.5 нм) - Al2O3 (0.8 нм) (защитный слой), где dZnTe = (0/8-2/4) нм с шагом в 0.1 нм;

(2) Si(100) – ZnTe(1.0 нм) (буферный слой) – Fe(2.5 нм) - ZnTe(d, нм) – Al2O3 (0.8 нм) (защитный слой), где dZnTe = (0.8-2.4) нм с шагом в 0.1 нм.

Магнитооптические свойства выращенных структур исследовались с помощью магниторефрактивного эффекта (МРЭ) и ЭЭК. Магниторефрактивный эффект r(H) определяется как изменение отражения света под действием внешнего магнитного поля и дается выражениями:

cos- -sin2 R(0)-R(H), zz r(H)=, R(H)= R(H) cos+ -sin2 zz где R(0) и R(H) – интенсивности отраженного света для образца, находящегося в основном состоянии (H=0) и в магнитном поле H, zz= (H) – эффективная диэлектрическая проницаемость образца, – угол падения света. Изменение коэффициента отражения плоской монохроматической волны под воздействием внешнего поля H достигает максимального значения при переходе АФМ магнитной конфигурации структуры к ФМ конфигурации. Поскольку магнитная конфигурация зависит от характера межслоевого обменного взаимодействия, то измерение МРЭ может служить одним из способов обнаружения межслоевого обмена АФМ типа в слоистых пленках. Если взаимное расположение магнитных моментов в соседних слоях железа при Н=0 при определенной толщине полупроводниковой прослойки соответствует АФМ типу упорядочения, то можно ожидать рост величины МРЭ при данной толщине прослойки.

Полученные данные приведены на рис. 23. Можно заметить, что зависимости r(tZnTe) для сэндвичей (кривая 1) и для образцов с одним слоем Fe (кривая 2) существенно различны. Для сэндвичей существуют две области толщин слоя ZnTe (8-12 и 20-23 ), где величина МРЭ максимальна, и широкое “плато” при tZnTe = (13-19) с существенно меньшей величиной эффекта, равной по амплитуде значению МРЭ для образцов с одним слоем Fe.

Полученные данные приведены на рис. 23. Можно заметить, что зависимости r(tZnTe) для сэндвичей (кривая 1) и для образцов с одним слоем Fe (кривая 2) существенно различны. Для сэндвичей существуют две области толщин слоя ZnTe (8-12 и 20-23 ), где величина МРЭ максимальна, и широкое “плато” при tZnTe = (13-19) с существенно меньшей величиной эффекта, равной по амплитуде значению МРЭ для образцов с одним слоем Fe.

Можно заключить, что максимумы в зависимости r(tZnTe) сэндвичей 1,а указывают на наличие межслоевого 0,обмена АФМ типа между слоями железа. Короткопериодные осцилляции в за0,висимости r(tZnTe) (с периодом =2 ) 0,могут быть связаны с размерным кван0,тованием. Исследование структур с 8 12 16 20 tZnTe, помощью ЭЭК показали, что полевые Рис. зависимости эффекта Керра не имеют каких-либо особенностей для образцов с одним слоем Fe при всех значениях толщины слоя ZnTe. Типичные кривые для этого случая приведены на рис. 24a.

С другой стороны, для образцов с двумя слоя0,а ми Fe при значениях толщины прослойки (8– 0,4 12) и (20–23) , при которых были обнару EA жены максимумы МРЭ, на кривых p(H) вдоль HA 0,трудной оси наблюдаются особенности в виде изломов (“ступенек”) (рис.24б). Такие изломы 0,1,0 на кривой намагниченности можно связать с б 0,возникновением в пленках Fe межслоевого EA 0, HA обменного взаимодействия антиферромагнит0,ного типа.

0,Таким образом, в многослойных магнит0,ных системах с спейсером из ZnTe имеет место 0 5 10 15 20 25 H, Э антиферромагнитный тип обменного взаимодействия между слоями Fe, который свидетельствует о наличие в этой системе ГМС.

Рис.Магнитные свойства других магнитных структур со спейсером из немагнитного полупроводника SiC - FeNi–SiC–FeNi - исследовались индуктивным методом, который позволяет получить информаX r X p (H)/ (H ), M/M p p s s цию о перемагничивании магнитных плёнок. Метод позволяет определить коэрцитивную силу НC, поле магнитной анизотропии НA, наличие и ориентацию оси лёгкого намагничивания (ОЛН), обнаружить обменное взаимодействие между магнитными плёнками и оценить его степень, а также однородность магнитных параметров по площади образца, их зависимость от величины магнитного поля. Для исследований были изготовлены структуры с различными толщинами SiC и FeNi. В процессе измерений была обнаружена нелинейная зависимость намагничивания структуры от магнитного поля Н: в исследуемых FeNi–SiC–FeNi структурах при увеличении величины Н, начиная с некоторого значения, происходит уменьшение поля перемагничивания наноструктуры, затем наблюдается его рост и последующее насыщение величины намагниченности. Обнаруженное нелинейное поведение зависимости намагниченности от H может свидетельствовать об изменении энергии магнитного состояния FeNi- плёнок, что может быть связано с влиянием немагнитного полупроводникового слоя SiC как на процесс перемагничивания плёнок FeNi, так и на магнитные параметры наноструктур. Для проверки влияния немагнитного слоя полупроводника SiC на магнитные характеристики ферромагнитных слоев была приготовлена несимметричная структура FeNi-Ti-FeNi-SiC, в которой слой SiC был рас- Рис.положен вблизи лишь одного из слоев FeNi, а толщина слоев Ti изменялась от до 5 нм. Предполагалось, что в таких структурах SiC будет в большей мере воздействовать на близлежащий слой FeNi. На рис.25 представлены сигналы перемагничивания несимметричной структуры для различных толщин Ti (15 , и 50 соответственно a, b, c). Видно (рис.25а), что при dTi = 15 обменное взаимодействие между плёнками FeNi превышает взаимодействие между слоем полупроводника и прилегающей к нему пермаллоевой плёнкой, и обе пленки FeNi наноструктуры перемагничиваются как единое целое. При dTi = 25 с ослаблением обменного взаимодействия между пермаллоевыми плёнками сигнал перемагничивания разделяется на два (рис.25b). Это означает, что ферромаг нитные плёнки начинают перемагничиваться раздельно — у них различные значения коэрцитивной силы НС. При дальнейшем росте dTi сигналы полностью разделяются с сохранением тех же тенденций в изменении HС пермаллоевых плёнок (рис.25с). Раздельное перемагничивание слоев FeNi говорит о том, что коэрцитивная сила (другие магнитные параметры) пленки FeNi, прилегающей к SiC, изменилось (уменьшилось), что можно связать лишь с возникновением магнитного взаимодействия между слоем FeNi и немагнитным полупроводниковым слоем SiC. Это очень необычная ситуация, поскольку фактически имеет место обменное взаимодействие ферромагнетика с немагнитным полупроводником SiC. Однако, как было указано в [39], подобное воздействие немагнитного полупроводника на ферромагнитный слой может быть связано с накоплением носителей заряда (спинов) вблизи интерфейса полупроводникферромагнетик, обусловленного изгибом зон полупроводника (барьер Шоттки).

Рис.Кроме того было обнаружено, что величина магнитного взаимодействия между слоями FeNi и SiC зависит не только от толщины слоев полупроводника, но и от величины внешнего магнитного поля Н. На рис.26 представлено изменение сигналов перемагничивания структуры FeNi-Ti-FeNi-SiC dTi = 50 (dFeNi = 20 , dSiC = 21 ) при увеличение величины внешнего поля Н. Здесь a – слабое поле Н (перемагничивании обоих слоев FeNi и отсутствие какого-либо влияния SiC на магнитные параметры ферромагнитных пленок), b - увеличение амплитуды Н (нарастают два других сигнала с положением пиков 2.0 Э и 4.3 Э, что свидетельствует о начале раздельного перемагничивания слоев FeNi из-за возрастающего воздействия слоя SiC на прилегающий к нему слой FeNi), c - дальнейшее увеличение амплитуды Н (слои FeNi перемагничиваются независимо, что свидетельствует о сильном магнитном взаимодействии между немагнитным полупроводником SiC и ферромагнетиком FeNi).

Кроме исследования магнитных свойств структур с SiC-спейсером были измерены полевые зависимости ЭЭК вдоль трудной и легкой осей намагничивания. Обнаружено, что на некоторых структурах присутствует излом на кривой ЭЭК, измеренного вдоль трудной оси анизотропии, как и в случае магнитных структур с ZnTe спейсером. Как было отмечено выше, такие изломы на кривых намагничивания трактуются обычно как результат влияния магнитокристаллической анизотропии и межслоевого обменного взаимодействия на процесс намагничивания и может свидетельствовать о появление обменного взаимодействия антиферромагнитного типа.

Глава 7. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МНОГОСЛОЙНЫХ СИСТЕМ МАГНИТНЫХ НАНООСТРОВОВ В данной работе были предложенные многослойные системы магнитных наноостровов, которые состояли из периодически чередующихся сверхтонких (d < 1 нм) слоев различных магнетиков (FeNi, CoNi, Co, SmCo и др.). Как было показано в [40], слои с такими толщинами представляют собой разупорядоченные системы наноостровов с характерными размерами 5 - 30 нм, расстояния между которыми составляло 1 - 5 нм. В качестве диэлектрической подложки чаще всего использовался ситал. В главе подробно рассмотрены особенности технологии изготовления подобных систем. Выделены технологических параметров, которые важны для успешного выращивания многослойных систем магнитных наноостровов. Это скорости осаждения магнитных материалов (не более 3-4 нм/мин.), вакуумные условия (начальное давление не хуже 5х10-mbar), температура подложки (Т ~ 1000C). Были выращены многослойные структуры из магнитных наноостровов на основе FeNi, FeNiCo, Co, CoCr, CoNi, Fe, SmCo: (FeNi-Co)N, (FeNi-CoNi)N, (FeNi-SmCo)N, (FeNiCo-CoNi)N, (FeNiCoCr)N, где N – количество периодов в структуре (N изменялось от 1 до 40).

Толщина наноостровковых слоев изменялась от 0.3 нм до 1.0 нм (слой наноостровов характеризовался эффективной толщиной d, которая соответствовала бы толщине слоя данного ферромагнетика в предположение, что он является сплошным, а не островковым). Часть полученных магнитных структур после изготовления отжигалась на воздухе при температуре ~ 300 – 4000С. Полученные многослойные системы магнитных наноостровов являются своеобразной разновидностью магнитных нанокомпозитов. Однако, для многослойных систем магнитных наноостровов, когда внутри каждого слоя реализуется туннельный механизм переноса носителей [41] и в тоже время наноострова различных магнетиков практически касаются друг друга и таким образом может иметь место металлическая проводимость, ситуация усложняется.

Были проведены исследования магнитотранспортных и оптических свойств полученных структур. Типичное изменение сопротивления структур от внешнего магнитного поля Н приведена на рис. 27а,b. Как можно заметить RH принимает как положительное, так и отрицательное значение. Когда H || J (рис.27 а), магнитосопротивление имеет отрицательный знак и возрастает по модулю при увеличении амплитуды поля Н. RH достигает максимума при Н ~ 60 Э, после чего начинает уменьшаться и при Н > 160 Э достигает 0. Такое поведение RH характерно для анизотропного эффекта, когда ориентация ОЛН не совпадает с направлением протекания тока J. Когда H J (рис. 27 в), структура тоже сначала намагничивается в направление ОЛН и RH возрастает, имеет положительный знак и достигает максимума при H ~ 60 Э. При Н > 60 Э магнитосопротивление уменьшается и при H > 100 Э RH становится отрицательным, как это имеет место при анизотропном эффекте. При Н > 60 Э магнитосопротивление уменьшается и при H > 100 Э RH становится отрицательным, как это имеет место при анизотропном эффекте.

Таким образом, можно предположить, что ориентация ОЛН у многослойных структур из магнитных наноостровов не совпадает, как это первоначально предполагалось, с ориентацией ОЛН у толстых (d > 10 нм) пленок магнетиков, используемых для получения островковых структур и выращенных в тех же технологических условиях.

Для подтверждения того, что магнитосопротивление многослойных структур из магнитных островов обусловлено, главным образом, анизотропным эффекРис. том, была изучена зависимость RH от угла между током J и магнитным полем Н.

Для анизотропных эффектов характерна угловая зависимость магнитосопротивления типа RH ~ cos2, где - угол между вектором намагниченности структуры и направлением электрического тока, протекающего в структуре, [42, 45]. На рис.28 для структуры #1 (FeNi-CoNi)20 приведена зависимость RH().В этих структурах, как и во всех других, ОЛН не совпадала с ориентацией протекающего тока J (структур с совпадающей (параллельной) ориентацией ОЛН и J приготовлено не было).

Как можно заметить, характер зависимость RH от действительно практически соответствует закону cos2 , что свидетельствует о решающей роли анизотропного эффекта в формировании магнитосопротивления в многослойных структурах из магнитных наноостровов.

Особенности процессов намагничивания многослойных систем из магнитных наноостровов изучались с помощью магнитооптического экваториального эффекта Керра (МОКЕ) при различных ориентациях образцов в магнитном поле. На рис.29 представлены характерные полевые зависимости величины МОКЕ для структуры #2 (FeNi – CoNi)20 для ее различных ориентаций по отношению к внешнему магнитному полю. Нулевой угол совпадал с направлением протекания тока J. Как можно видеть, данная структура начинает намагничиваться уже при малых амплитудах магнитного поля и во всех направлениях, в которых ориентируется образец во внешнем магнитном поле (в том числе и когда H J или H || J). ХаРис. рактерной особенностью полевых зависимостей эффекта Керра (MOKE) для разных ориентаций многослойных островковых структур по отношению к магнитному полю было наличие оси преимущественного намагничивания структуры. Например, для структуры #2 (FeNiCoNi)20 ось преимущественного намагничивания была направлена под углом ~ 1400 к направлению протекания тока J (рис.29). Сигнал МОКЕ в данном направление почти в 3 раза превышал величину МОКЕ, когда магнитное поле было ориентировано в противоположном направление, когда ~ 3200. Это значит, что в исследуемых системах магнитных наноостровов возникает явление, похожее на широко исследуемую в настоящее время однонаправленную магнитную анизотропию. Обычно, однонаправленная (обменная) магнитная анизотропия возникает в системах ферромагнетик-антиферромагнетик (ферримагнетик), в ферримагнетиках со «слабой» подрешеткой и проявляется в виде смещения петель гистерезиса вдоль оси магнитного поля [46,47]. Причиной возникновения однонаправленной магнитной анизотропии, например, в системе ферромагнетик-антиферромагнетик в самом общем случае является обменное взаимодействие магнитных моментов одной из подрешеток антиферромагнетика с магнитными моментами ферромагнитного слоя. Это взаимодействие ориентирует близлежащие магнитные моменты ферромагнетика в направление намагниченности одной из подрешеток антиферромагнетика, что приводит к дополнительной остаточной намагниченности ферромагнетика. Следствием такого взаимодействия является сдвиг петель гистерезиса в магнитном поле. Необходимо отметить, что природа возникновения однонаправленной магнитной анизотропии в различных системах в настоящее время до конца далеко не ясна. Для выяснения причин возникновения в многослойных системах из магнитных наноостровов обменной анизотропии необходимы дальнейшие исследования.

Было обнаружено, что ось однонаправленной магнитной анизотропии изменяла свою ориентацию при изменение параметров многослойных систем магнитных наноостровов, наприРис. мер, от количества слоев n и вида подложки (кремний, ситал или гибкая подложка типа лавсана). Это свидетельствует о том, что в формирование данной анизотропии, по-видимому, не принимает участие магнитная анизотропия формы.

В работе была оценена величина поля Н, необходимая для переориентации оси преимущественного намагничивания в противоположное направление.

Для этого к структуре #2 (FeNi – CoNi)20 прикладывалось магнитное поле в направление, противоположном ориентации оси обменной анизотропии. До и после приложения магнитного поля измерялись полевые зависимости эффекта Керра для направлений ~ 1400 и 3200, а также в направлениях, перпендику лярных оси обменной анизотропии – ~ 500 и ~ 2300. Поля до 2 кЭ не привели к изменению ориентации оси анизотропии, что проявлялось в практически неизменных полевых зависимостях МОКЕ для данных направлений. В данной работе ввиду конструктивных особенностей измеряемой установки использовались переменные магнитные поля амплитудой не более 2 кЭ. Поэтому для приложения больших по величине магнитных полей образцы вынимались из измерительной системы, и затем к ним прикладывалось магнитное поле ~ 20 кЭ, которое создавалось постоянными магнитами из SmCo. Магнитное поле H ~ 20 кЭ привело к изменению ориентации однонаправленной оси магнитной анизотропии на противоположное. После приложения магнитного поля ~ 20 кЭ в обратном направление по отношению к первоначальной ориентации однонаправленной оси полевые зависимости МОКЕ в направлениях ~1400 и 3200 поменялись местами, что свидетельствует о переориентации оси в обратном направление.

Для направлений ~ 500 и ~ 2300 приложение магнитного поля не привело к существенным изменениям.

Полученные данные позволяют оценить величину поля данной магнитной анизотропии HA в системах магнитных наноостровов: 2кЭ

В заключение необходимо кратко сказать о том, что практически все исследуемые многослойные структуры из магнитных наноостровов, которые были подвергнуты термическому отжигу при Т ~ 300-400C (магнитное поле во время отжига не прикладывалось), проявляли высокую чувствительность к сверхслабым магнитным полям. В ряде случаев данные структуры были способны фиксировать магнитные поля величиной до 10-6 Э. Для определения предельного магнитного поля, которое способно детектировать отожженные многослойные островковые структуры, был использован тот обнаруженный нами факт, что величина магнитосопротивления слабо зависит от частоты переменного магнитного поля в диапазоне 0 - 200 Гц. Это позволило использовать переменное магнитное поле в качестве детектируемого поля и модуляционную методику. На структуры подавалось переменное магнитное поле частотой f ~ 120 Гц, создаваемое электромагнитом, и с помощью синхронного детектирования исследова лась зависимость сопротивления на частоте f ~ 120 Гц от уменьшающейся амплитуды магнитного поля. Использование переменного магнитного поля позволило избежать проблем, связанных с экранированием внешних магнитных полей. Величина магнитного поля, при котором сигнал с синхронного детектора, связанный с сопротивлением исследуемой структуры, сравнивался с шумами, и являлось наименьшим по амплитуде магнитным полем, которое была способна детектировать исследуемая структура. Было установлено, что это минимальное поле было меньше 10-5Э и составляло в ряде случаев несколько единиц на 10-6Э.

Подобные характеристики имели и другие исследуемые структуры с эффективными толщинами магнитных слоев ~ 0.4-0.8 нм, а также структуры, например, на основе FeNi и Co. Таким образом, многослойные системы магнитных наноостровов могут быть с успехом использованы для создания датчиков сверхслабых магнитных полей.

Основные результаты и выводы 1. В данной диссертации приведены результаты исследования двух типов систем – многослойных периодических аморфных структур полупроводник - диэлектрик (Si-SiO2)N и магнитных и металлических наноструктур (тонкие магнитные и металлические пленки, многослойные структуры, системы магнитных наноостровов).

2. Была отработана технология получения сверхтонких (d ~ 1 нм и меньше) аморфных полупроводниковых, диэлектрических, металлических и магнитных слоев и многослойных структур на их основе.

3. Для кристаллизации полученных аморфных структур был предложен новый тип лавинного отжига, при котором кристаллизация образцов происходит за счет тепла, выделяющегося при фазовом переходе, происходящем в подслое аморфного металла.

4. В аморфных многослойных структурах (Si-SiO2)N оптическими методами был исследован квантово-размерный эффект, который проявлялся в увеличение запрещенной зоны у Si при dSi < 20 .

5. При лавинном отжиге кристаллическая структура короткопериодных структур (Si-SiO2)N трансформировалась в кристаллическую решетку с гексагональной симметрией и с параметрами, отличными от обычных кристаллографических параметров Si и SiO2. Возникновение гексагональной кристаллической структуры было связано с воздействием во время лавинной кристаллизации структур сильного периодического потенциала, возникшего в результате чередования в образцах слоев с большой разницей в ширине запрещенной зоны (Si и SiO2).

6. При бомбардировке поверхности кристаллического кремния низкоэнергетичными атомами и ионами (E ~ 1 -10 eV) были обнаружены стабильные и метастабильные объемные фазы кремния, среди которых была найдена гексагональная фаза, по своим параметрам практически идентичная кристаллографическим параметрам кристаллизованной короткопериодной структуры (SiSiO2)N.

7. Среди обнаруженных фаз Si были объемные фазы, по своим параметрам напоминающие структуры, возникающие при реконструкции поверхности Si. Возникновения новых видов фаз кремния и их толщина зависят от энергии и времени воздействия на поверхность Si атомов или ионов.

8. В металлических слоях Nb, Ti, Al, Ni, Cu, W и др. были обнаружены осцилляционные зависимости диэлектрической проницаемости, плазменной частоты, отражения в ИК-области спектра, частоты электронных столкновений, оптической и DC проводимость и др. параметров от толщины металлических слоев. Период осцилляций этих параметров соответствовал фермиевской длине волны электрона в исследуемых металлах и был обусловлен квантовым размерным эффектом.

9. В тонких слоях Al и Cu в области толщин 5-12 нм были обнаружены гигантские осцилляции коэффициента отражения R и диэлектрической проницаемости в зависимости от толщины, когда квантово-размерные эффекты для данных металлов уже несущественны (область перехода электронной системы 2D-3D). Период обнаруженных осцилляций, тем не менее, соответствовал фермиевской длине волны электронов в Al и Cu, что позволило связать эти осцилляции с квантово-размерным эффектом.

10. В диапазоне толщин (1-12 нм) в слоях FeNi, Co, CoNi обнаружено резкое изменение магнитных параметров (поля магнитной анизотропии, поля насыщения, коэрцитивной силы и др.). Также было обнаружено изменение ориентации осей легкого намагничивания в зависимости от толщины. Найденные зависимости были связаны с изменением магнитной структуры ферромагнитных пленок при переходе 2D-3D.

11. В слоях FeNi была обнаружена полярная намагниченность, которая была связана с переходом неелевского типа доменной стенки к блоховскому.

12. В структурах Fe-GaAs-Fe, Fe-ZnTe-Fe и FeNi-SiC-FeNi между ферромагнитными слоями при определенных толщинах полупроводниковых спей серов обнаружено слабое обменное взаимодействие антиферромагнитного типа, свидетельствующее о наличие в этих структурах эффекта гигантского магнитосопротивления.

13. В магнитных структурах FeNi-SiC-FeNi было обнаружено обменное взаимодействие между немагнитным полупроводниковым слоем SiC и ферромагнитными слоями, проявляющееся в существенном изменение полей насыщения и коэрцитивного поля у ферромагнитных слоев. Возникновение обменного взаимодействия между ферромагнитными слоями и немагнитным слоем SiC носило пороговый по магнитному полю характер.

14. Предложены новые магнитные наноструктуры – многослойные системы магнитных наноостровов, представляющие собой чередующиеся слои наноостровов из различных магнетиков. Структуры обладали большим магнитосопротивлением – до 2-3 %. Величина и знак магнитосопротивления зависел от амплитуды и ориентации внешнего магнитного поля.

15. В островковых структурах была обнаружена сильная однонаправленная магнитная анизотропия, ориентация которой определялась параметрами структур. Приведена оценка величины однонаправленной магнитной анизотропии – 2 кЭ < H < 20 кЭ.

16. Показано, что подобные многослойные системы магнитных наноостровов чрезвычайно чувствительны к сверхслабым магнитным полям. Структуры типа (FeNi-CoNi)N и (FeNi-Co)N были способны обнаруживать слабые магнитные поля величиной менее 8х10-6 Э. Поэтому, многослойные системы магнитных наноостровов могут быть перспективны для использования их как основу для создания датчиков сверхслабых магнитных полей.

Список цитируемой литературы 1. Келдыш Л.В., ФТТ, 1962, 4, с. 22. Esaki L, Tsu R IBM, J. Res. Div., 1970, 14, p.3. Силин А.П., УФН, 1985, 147, с.44. Херман М., «Полупроводниковые сверхрешетки», 1989, М.Мир, с.5. Н.Мот, Э.Девис, Электронные процессы в некристаллических веществах, 1982, кн., 1-2 тома, Москва, Мир 6. Плотников А.Ф., Пудонин Ф.А., Стопачинекий В.Б., Письма в ЖЭТФ, 1987, т.46, 11, с.47. Pudonin F.A., Plotnikov A.F., Stopachinsky V.B., 19 International Conference on the Physics of Semiconductors, 1988, Warsaw, v. 1, p. 58. Т.Н. Заварицкая, В.А. Караванский, Н.Н. Мельник, Ф.А. Пудонин, Письма в ЖЭТФ, т.79 (6), 340-343, 2004, 9. Крюков С.А., Плотников А.Ф., Пудонин Ф.А., Стопачинский В.Б., Краткие сообщения по физике (ФИАН), 1986, 5, с.10. Abeles B, Tiedje T., Phys. Rev. Lett, 1983, 51, 21, c.2011. Пудонин Ф.А., Селезнев В.Н.» Токарчук Д.Н., Микроэлектроника, 1978, т.7, 3, с.212. Пудонин Ф.А., Свербиль П.П., Селезнев В.Н., Краткие сообщения по физике (ФИАН), 1979, 4, с.З 13. Ж.Панков «Оптические процессы в полупроводниках», 1973, М. МИР, с.114. Борн М., Вольф Э., «Основы оптики», 1973, М. Наука, с.15. Горелик B.C., Пудонин Ф.А., Стопачинский В.Б., Файзуллов Т.Ф., Краткие сообщения по физике (ФИАН), 1986, 1, с.16. Klain M.V. “Phonons in semiconductor superlattices”, IEEE J. of Quantum Electronics, 1986, v. QE-22, 9, p.1717. С.Зи, «Физика полупроводниковых приборов», 1874, т. I, M. Мир, с.418. Киттель Ч. « Введение в физику твердого тела», 1978, М. Наука, с.119. Аптекарь И.Л., Тонков Е.Ю., ФТТ, 1975, 17, 5, с. 1420. Беленький А.Я., УФН, 1981, 134, 1, с. 121. Chady D.J., 19 International Conference on the Physics of Semiconductors, 1988, Warsaw, v. 1, p. 22. Ю.Ф.Огрин, В.Н.Луцкий, М.И.Елинсон, Письма в ЖЭТФ, 1966, 3, с.123. В.Б.Сандомирский, ЖЭТФ, 1967, 52, 124. Б.А.Тавгер, В.Я.Демиховский, УФН, 1968, т.96, в.1, с.25. Каган М.Ю, Дубовский Л.Б., ЖЭТФ, 1977, 72, 2, с. 626. Ю.А.Кротов, И.М.Суслов, ЖЭТФ, 1995, 107, 2, с. 527. B.L.Altshuler, A.G.Aaronov, D.E.KhmelnitskiiA.I.Larkin “Coherent effects in disordered conductors” in “Quantum Theory of Solid” edited by I.M.Lifshitz,, 1982, “Mir”, Moscow, p.128. Е.В.Алиева, Л.А.Кузик, Ф.А.Пудонин, В.А.Яковлев, Оптика и Спектроскопия, 2001, т.90, №1, с.119-129. R.Villagomez, O.Keller, F.Pudonin, Physical Letters A, 1997, v.235, N 6, p.630. F.A. Pudonin, R.Villagomez, O.Keller, Optics Communications, 1999, 170, p.181.

31. O.Keller, A.Liu, Phys.Lett. A, 1992, 167, p.301, 32. J.M. Talmadge, J. Gao, M. P. Riley, R. J. Roth, S.-O. Kim, and J. G. Eden, F. A.

Pudonin, I. V. Mel’nikov, Appl.Phys.Lett., 2004, 84(21), p.4133. Dzhumaliev A.S., Kozhevnikov A.V., Nikulin Yu.V. et. al., International conference «Functiomal Materials, ICFM-2007», 2007, Ukraine, Crimea, Partenit, Abstracts, p. 34. Toskano S., Briner B., Hopster H., Landolt M., JMMM, 1992, v.114, p.35. Fullerton E.E., Mattson J.E., Lee S.R., Sowers C.H. et al., JMMM, 1992, v.117, 36. Vries J.J., Konlhepp J., Broeder F.J.A., Coehoorn R. et al., Phys.Rev..Lett., 1997, v.78, p.3037. Endo Y., Kitakami O., Shimada Y., Phys.Rev.B., 1999,v.59, p.4238. Walser P., Hunziker M., Landolt M., JMMM, 1999, v.200, p.39. Б.ПА.Захарченя, В.Л.Коренев, УФН, 2005, т.175, 6, с.640. А.П.Болтаев, Н.А.Пенин, А.О.Погосов, Ф.А.Пудонин, ЖЭТФ, 2003, т.123, вып. 5, 1067-1041. А.П.Болтаев, Н.А.Пенин, А.О.Погосов, Ф.А.Пудонин, ЖЭТФ, 2004, 126 (4), с. 827-842. И.В.Золотухин, Ю.Е.Калинин, А.В.Ситников, Природа, 2006, №1, с.43. А.Е.Варфоломеев, М.В. Седова, ФТТ, 2003, 45 (3) с.544. A.Paul, M.Buchmeier, D.E.Burgler, P.Grunberg, J.Appl.Phys., 2005, 97, p.023945. B.A. Aronzon, S.V. Kapelnitsky and A.S. Lagutin «Transport and magnetic properties of nanogranular metals», в кн. «Thin Films and Nanostructures» под ред.

V.Agranovich and D.Taylor, 2009, v.34, part 3, chapt. 12, p.581-637, Elsevier 46. К.П.Белов, УФН, 1999, 169 (7),747. Г.И.Фролов, В.Ю.Яковчук, В.А.Середкин и др., ЖТФ, 2005, 75(12), Основные публикации, в которых изложены результаты диссертации.

1. Ф.А.Пудонин, В.Н.Селезнев, Д.Н.Токарчук "Свойства диэлектричес кихслоев двуокиси кремния, полученных методом высокочастотного плазменного распыления", Микроэлектроника, 1978, с.2. Ф.А.Пудонин, П.П.Свербиль, В.Н.Селезнев "Показатель преломления сверхтонких слоев SiO2, полученных методом высокочастотного распыления", КСФ (ФИАН), 1979, N 4, с.3-3. В.С.Горелик, Ф.А.Пудонин, В.Б.Стопачинский, Т.Ф.Файзуллов "Лазерный отжиг и комбинационное рассеяние света в ультратонких пленках кремния на плавленном кварце", КСФ (ФИАН), 1986, в.1, с.38-4. С.А.Крюков, А.Ф.Плотников, Ф.А.Пудонин, В.Б.Стопачинский "Квантовый размерный эффект в аморфных многослойных структурах", КСФ (ФИАН),1986, N 5, с.34-5. А.Ф.Плотников, Ф.А.Пудонин, В.Б.Стопачинский "Кристаллизация сверхрешеток Si-SiO2, стимулированная одноосным периодическим потенциалом", Письма в ЖЭТФ, 1987, т.46, 11, с.443-46. F.A.Pudonin, A.F.Plotnikov, V.B.Stopachinsky "Crystallization of superlattices Si/SiO2 stimulated by uniaxial periodical potential", 19 International Conference on the Physics Semiconductors, 1998, Warsaw, v.1, p.583-57. С.А.Виткалов, Ф.А.Пудонин, Е.Г.Сокол, И.М.Суслов "Аномальное поведение температуры сверхпроводящего перехода в сверхрешетках Nb/SiO2", Письма в ЖЭТФ, 1989, т.49, 3, с.160-18. В.Н.Денисов, Б.Н.Маврин, Ф.А.Пудонин, Е.А.Виноградов "Комбинационное рассеяние света в сверхтонких аморфных сверхрешетках Si-SiO2", ФТТ, 1990, в.32, 7, с.2174-219. Е.В.Алиева, Л.А.Кузик, Ф.А.Пудонин, В.А.Яковлев "Распространение поверхностных электромагнитных волн по кварцу со сверхтонкими слоями ниобия", ФТТ, 1990, в.32, 12, с.3550-3510. Е.А.Виноградов, А.В.Заяц, Ф.А.Пудонин "Спектр электронных состояний в ультратонких аморфных сверхрешетках Si/SiO2", ФТТ, 1991, в.33, 1, с.197211. E.V.Alieva, E.I.Firsov, L.A.Kuzik, V.A.Yakovlev, F.A.Pudonin "Optical properties of superthin niobium films, deposited on crystalline quartz", Physics Lett. A, 1991, v.1526 N 1,26 p.89-12. L.A.Kuzik, Y.Y.Petrov, V.A.Yakovlev, G.N.Zhizhin, F.A.Pudonin "Optical and electrical properties of superthin niobium films, deposited on crystalline quartz", Physics Letters A, 1992, v.171, N 5,6, p.418-413. I.F.Mikhailov, S.S.Borisova, L.P.Fomina, I.N.Babenko, N.N.Melnik, F.A.Pudonin "Crystal structure and growth morphology of nickel superthin films", Cryst. Res.

Technol., 1992, v.27, N 8, p.1061-1066.

14. I.F.Mikhailov, S.S.Borisova, L.F.Fomina, I.N.Babenko, N.N.Melnik, F.A.Pudonin "Growth morphology and structure peculiarities of superthin titanium films", Cryst.

Res. Technol., 1993, v.28, N6, p.871-8 15. O.V.Golonzka, I.I.Smolyaninov, E.A.Vinogradov, A.V.Zayats, F.A.Pudonin "Investigation of carrier tunneling in short-period a-Si/SiO2 quantum structures with a scanning tunneling microscope", Phys. Stat. Solidy (b), 1994, 181, p.109-116. Л.А.Кузик, Ю.Е.Петров, Ф.А.Пудонин, В.А.Яковлев "Оптические и электрические свойства ультратонких металлических пленок", ЖЭТФ, 1994, 105, с.215-217. Е.В.Алиева, Л.А.Кузик, Ф.А.Пудонин, В.А.Яковлев "Оптические свойства тонких пленок ниобия в ИК-области", Оптика и спектроскопия, 1994, т.77, N 3, с.418. Е.А.Виноградов, А.В.Заяц, Д.Н.Никогосян, Ю.А.Репеев, Ф.А.Пудонин, "Оптические нелинейности в аморфных квантовых структурах Si/SiO2", Оптика и спектроскопия, 1994, т.76, N 2, с.323-319. L.A.Kuzik, Yu.Yu.Petrov, V.A.Yakovlev, G.N.Zhizhin, F.A.Pudonin, P.Grosse, V.Offermann "Conductivity spectra of superthin niobium films on crystalline quartz at room and low temperatures", Zeitschrift fur physik, 1994, B-93, p.239-220. A.V.Zayats, O.Keller, K.Pedersen, A.Lui, F.A.Pudonin "Linear optical properties and second-harmonic generation from ultrathin niobium films: research for quantization effects", IEEE Journal of Quantum Electronics, 1995, v.31, N 11, p.2044-2021. L.A.Kuzik, V.A.Yakovlev, F.A.Pudonin "Reflectivity oscillations in superconducting superlattices Nb/SiO2", Superlattices and Microstructures, 1995, v.17, No 4, p.415-422. Г.А.Болотин, Л.В.Номерованная, М.М.Кириллова, А.А.Махнев, Ф.А.Пудонин "Экспериментальное и теоретическое изучение оптического отклика от многослойной системы Nb/Al", ФММ, 1995, т.80, в.1, с.54-23. O.Keller, A.Zayats, A.Liu, K.Pedersen, F.Pudonin, E.Vinogradov "Thickness dependence of optical second-harmonic generation from ultra thin niobium films", Optics Communications, 1995, 115, p.137-124. L.A.Kuzik, V.A.Yakovlev, F.A. Pudonin, G. Mattei "Quantum size effects in the optical conductivity of ultra thin metal films", Surface Science, 1996, 361/362, p.882-825. Л.А.Кузик, Дж.Маттеи, Ф.А.Пудонин, В.А.Яковлев "Квантовые размерные эффекты в оптических свойствах тонких металлических пленок", Оптика и спектроскопия, 1997, т.83, N 6, с.926. R.Villagomez, O.Keller, F.Pudonin "Experimental measurements of the thickness dependence IR reflectance from Al quantum wells", Physical Letters A, 1997, v.235, N 6, p.627. Г.А.Болотина, М.М.Кириллова, И.Д.Лобов, В.М.Маевский, Л.В.Номерованная, А.А.Махнев, Ф.А.Пудонин "Толщинная зависимость оптических и магнитооптических свойств многослойной системы Fe/Cu", ФММ, 1997, 84, N 6, с.28. Кириллова М.М., Лобов И.Д., Маевский В.М., Номерованная Л.В., Махнев А.А., Болотин Г.А., Пудонин Ф.А. "Оптические и магнитооптические свойства многослойных пленок Fe/Cu :влияние периода модуляции и ОЦК-ГЦК фазового превращения в железе", ЖЭТФ, 1997, в.9, стр.1-29. R.Villagomez, F.A.Pudonin, O.Keller " Infrared reflectivity and dielectric permeability of ultra-thin Cu and Al films", Optics Comm., 1999, 170, 181-130. Е.В.Алиева, Л.А.Кузик, Ф.А.Пудонин, В.А.Яковлев "Проявление квантовых размерных эффектов в оптике сверхтонких пленок ниобия", Оптика и Спектроскопия, 2001, т.90, №1, с.119-131. I.D. Lobov, V.M. Maevskii, L.V. Nomerovannaya, M.M. Kirillova, A.A.

Makhnev, and F.A. Pudonin, “Optical, magnetooptical and magnetic properties of Fe/GaAs/Fe films: manifestation of interlayer exchange coupling”, Phys. Met. And Metallography, 2001, vol. 91, 1, p. 32. Касаткин С.И., Муравьёв А.М., Пудонин Ф.А. "Магнитные свойства FeNiSiC-FeNi наногетероструктур", КСФ (ФИАН), 2002, 2, с.20-33. V.E.Buravtcova, E.A.Gan’shina, V.S.Guschin, S.I.Kasatkin, A.M.Muravjev, F.A.Pudonin Investigations of magnetic and magnetooptic properties of nanoheterostructures with NiFe and SiC layers», Journal of Microelectronic Engineering, 2003, V.69, N.2–4, p. 279–234. I.D.Lobov, F.A.Pudonin, M.M.Kirillova, A.V.Korolev, V.M.Maevskii “Magnetooptical and magnetic properties of Fe/ZnTe/Fe heterostructures”, JMMM, 2003, 264, p.164-135. А.П.Болтаев, Н.А.Пенин, А.О.Погосов, Ф.А.Пудонин, «Обнаружение фотопроводимости в сверхтонких металлических пленках в видимой и инфракрасной областях спектра», ЖЭТФ, 2003, т.123, вып. 5, 1067-1036. В.Е.Буравцова, Е.А.Ганьшина, В.С.Гущин, С.И.Касаткин, А.М.Муравьёв, Н.В.Плотникова, Ф.А.Пудонин «Магнитные и магнитооптические свойства многослойных наноструктур ферромагнетик-полупроводник», ФТТ, 2004, 46(5), 864-837. J. M. Talmadge, J. Gao, M. P. Riley, R. J. Roth, S.-O. Kim, and J. G. Eden, F. A.

Pudonin, I. V. Mel’nikov «Magneto-Optical Kerr Effect in Fe21Ni79 Films on Si(100):

Quantum Behavior for Film Thicknesses Below ~6 nm», Appl.Phys.Lett., 2004, 84(21), p.4197-4138. А.П.Болтаев, Н.А.Пенин, А.О.Погосов, Ф.А.Пудонин, «Активационная проводимость в островковых металлических пленках», ЖЭТФ, 2004, (4), с. 827-839. V.G. Avramenko, T.V. Dolgova, A.A. Nikulin, A.A. Fedyanin, O.A. Aktsipetrov, A.F. Pudonin, A.G.Sutyrin, D.Yu.Prokhorov, A.A.Lomov “Subnanometer-scale effects in electronic spectra of Si/SiO2 multiple quantum wells: Interferometric secondharmonic generation spectroscopy”, Phys.Rev.B, 2006, 73, 155321-1 - 155321-40. А.П.Болтаев, Ф.А.Пудонин «Влияние слабого электрического поля на проводимость в тонких металлических пленках», ЖЭТФ, 2006, 0 (3), с.500-541. И.Д.Лобов, В.М.Маевский, М.М.Кириллова, А.В.Королев, Ф.А.Пудонин «Магнитооптические и магнитные свойства наногетероструктур Fe/ZnTe/Fe:

проявление межслоевого обменного взаимодействия», ФММ, 2006, 102 (№2), с.1-42. А.П.Болтаев, Ф.А.Пудонин «Аномально высокая низкочастотная эффективная диэлектрическая проницаемость в системе металлических наноостровов», ЖЭТФ, 2008, 4 (3), с. 5






© 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.