Материалы микроэлектроники (стр. 5 )

6.  //Труды Физико-технологического института. 1997, Т. 12. с. 121-138.

ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПЛЕНОК NixSi1-x И HfxSi1-x НА HfO2/Si

, , ,

Нижегородский государственный университет им. , Нижний Новгород

В настоящее время в развитии технологии КМОП транзисторов интегральных схем (ИС) встал вопрос о замене поликремниевых затворов на металлические [[i]]. В настоящей работе исследовалась возможность использовать в качестве материала затвора нестехиометрические соединения NixSi1-x и HfxSi1-x для транзисторов на основе Si с каналом n- и p- типа соответственно. Ожидается, что варьированием соотношения компонентов (x) можно будет изменять работу выхода материала затвора и, тем самым, формировать необходимую зонную диаграмму МДП-структур.

В данной работе исследовались электрофизические параметры (удельная электропроводность, концентрация и подвижность носителей заряда) и работа выхода сверхтонких (~ 7 нм) пленок NixSi1-x и HfxSi1-x, нанесенных на слои HfO2 на подложках Si методом лазерной абляции, в зависимости от x (x=0,07¸0,68). Электрофизические параметры определялись из Холловских измерений при 300К, работа выхода – методом сканирующей кельвиновской микроскопии (СКМ).

По данным электронографии на отражение, исследуемые пленки являются аморфными, их шероховатость, по данным атомно-силовой микроскопии (АСМ), не превышала 0,5 нм. Пленки имели низкое удельное сопротивление r =5´10-6¸2´10-3 Ом×см в зависимости от x при 300К. Концентрация электронов изменялась в пределах 1,3´1019¸2,6´1022 см-3, подвижность – в пределах 4¸250 см2/В×с. Показана возможность управлением работы выхода пленок HfxSi1-x в пределах 4,35¸4,77 эВ при изменении x в пределах 0,07¸0,68. В NixSi1-x работа выхода оставалась неизменной около значения 4,95 эВ при изменении x от 0,34 до 0,5.

Таким образом, в данной работе установлено, что синтезированные методом лазерной абляции слои NixSi1-x и HfxSi1-x по структуре, морфологии поверхности, электрофизическим параметрам и значениям работы выхода удовлетворяют требованиям, предъявляемым к материалам затворов КМОП транзисторов на основе HfO2/Si и, следовательно, являются перспективными для технологии ИС нового поколения. Однако, пока остается открытым вопрос о большой плотности поверхностных состояниях на поверхности диэлектрик-полупроводник.

Моделирование динамической дифракции

рентгеновских лучей в неоднородно

деформированных монокристаллах

Нижегородский государственный университет имени ,

Нижний Новгород

Для интерпретации специфических рентгеновских и рентгенооптических эффектов требуется распространение динамической теории дифракции на неоднородно деформированные монокристаллы.

Теория базируется на решении уравнения Топена для отношения комплексных амплитуд проходящей и дифрагированной рентгеновских волн [1]. Рассматривается идеальный кристалл, в приповерхностном слое которого создана неоднородная деформация путем нагрева облучаемой поверхности. Граничные условия записываются для геометрии Брэгга и деформации, которая зависит только от координаты z, перпендикулярной внешней грани дифрагирующего кристалла. Зависимость изменения межплоскостного расстояния от координаты z при поверхностном нагреве кристалла аппроксимировалась экспоненциальной функцией. Исходное уравнение Топена преобразовано в систему удобную для численного интегрирования. Для повышения устойчивости и точности решения использовался метод Рунге-Кутта с переменным шагом.

В результате компьютерного моделирования динамической дифракции были получены угловые распределения рентгеновских рефлексов для ряда водорастворимых центросимметричных кристаллов. Интегрирование угловых распределений позволило вычислить коэффициент K, равный величине относительного изменения интенсивности рентгеновского рефлекса при неоднородной деформации монокристалла. Получено, что зависимости K(DT), где DT – разность температуры поверхности кристалла и комнатной, являются монотонно возрастающими в исследуемом диапазоне (0 £ DT £ 25°К). Обнаружено, что коэффициент K возрастает при увеличении температурного градиента, который возникает из-за повышения температуры на поверхности образца. Наблюдается уменьшение коэффициента K с ростом длины волны рентгеновских лучей при разных профилях деформации. Результаты расчетов согласуются с данными экспериментов.

1.  Taupin D. // Bull. Soc. Franc. Mineral. Cryst. 1964. Vol. 87. P. 469-511.

ФЕРРИТОВ-ГРАНАТОВ С ТОЧКОЙ КОМПЕНСАЦИИ МАГНИТНОГО МОМЕНТА

,

Мордовский государственный университет им. .

Исследования температурные зависимости спектров спин-волнового резонанса в пленках с точкой компенсации магнитного момента.

Для проведения эксперимента были использованы двухслойные пленки выращенные на подложках гадолиний-галиевого граната с ориентацией (111). Первый слой, обладающий большим параметром затухания αd=0.2, имел состав (SmEr)3Fe5O12, толщину h=1.2 мкм. Второй слой (CdYTm)3(FeGa)5O12 имел толщину на разных образцах от 0.3 до 1.5 мкм.

На рис.1 показаны зависимости разности резонансных полей нулевой и n-ой мод. Уменьшение числа мод при приближении к точке Кюри объясняется сближением полей однородного резонанса в слоях возбуждения и закрепления.

Уменьшение числа мод при приближении к точке компенсации магнитного момента связано с уменьшением степени закрепления из-за уменьшения намагниченности.

На рис.2 показаны температурные зависимости A и 4πM в пленках состава (CdYTm)3(FeGa)5O12 , обладающих точкой компенсации магнитного момента. Температура Кюри для них составляла 238 оС. При приближении к точке компенсации со стороны высоких температур происходит уменьшение 4πM. В тоже время зависимость A(T) для пленок обладающих точкой компенсации магнитного момента, имеет характер, отличный от зависимости A(T) для пленок ЖИГ.

1. , Магнитный резонанс в ферритах и антиферромагнетиках, М.: Наука, 1973.

2. , , Письма в ЖТФ 17(23), 65 (1991).

3. , , Письма в ЖТФ 63, 7 (1996

Учет влияния нагрева кристалла на дифракцию рентгеновских лучей с помощью эффективных узлов обратной решетки

,

Нижегородский государственный университет имени ,

Нижний Новгород

Экспериментальные исследования показывают, что нагрев кристалла вызывает изменение параметров рентгеновских дифракционных максимумов (РДМ). Учет нагрева с помощью фактора Дебая-Валлера для монокристаллов с размерами более 100 мкм нельзя признать удовлетворительным [1].

Дифракция рентгеновских лучей на крупных монокристаллах описывается динамической теорией рассеяния. Каждый РДМ характеризуется вектором обратной решетки H с определенными индексами (hkl).

Влияние нагрева кристалла на дифракционную картину в нашей модели интерпретируются заменой точечных узлов обратной решетки некоторыми эффективными объемами со сферической симметрией. Радиус эффективного узла принимается пропорциональным температуре. Моделирование дифракции проводилось нами в рамках двухволнового приближения [2]. Угловые распределения РДМ формируются интерференцией рентгеновских волн D1 и D2. Начальные точки соответствующих волновых векторов k1 и k2 находятся в центрах распространения на нормали к облучаемой поверхности кристалла. Концы векторов k1 и k2 располагаются в случайных точках внутри эффективного узла обратной решетки. Положение случайных точек определялось методом Монте-Карло. Распределение конечных точек волновых векторов задавалось функцией Гаусса, что позволило ввести величину эффективного радиуса узла обратной решётки σ. Характеристики РДМ вычислялись усреднением по конечному множеству случайных точек.

Расчеты показали, что как в геометрии Лауэ, так и в геометрии Брэгга нагревание кристалла приводит к характерному сглаживанию отдельных максимумов углового распределения РДМ (см. рис.1).

В случае геометрии Брэгга нагревание кристалла всегда приводит к ослаблению интенсивности РДМ. В геометрии Лауэ возможно как уменьшение, так и возрастание интенсивности РДМ, что определяется видом центрального максимума рефлекса.

Рис 1. Угловая зависимость коэффициента отражения в геометрии Брэгга для кристалла ADP hkl:(400). λ =1.54 Å. Ширина рефлекса 2”, величина σ = 3.8·10-8 Ǻ-1, толщина пластины 100 mkm. Черная кривая – с учётом нагрева, серая кривая – без учёта нагрева.

Изменение интегральной интенсивности характеризуется коэффициентом K = (I0 – I)/I0, где I0 и I – интегральные коэффициенты отражения без учёта нагрева и с учётом нагрева (см. рис.2).

Рис. 2. Зависимость относительного изменения интегральной интенсивности РДМ от эффективного радиуса σ для кристалла KDP. hkl : (200). Ширина рефлекса 30”. d – толщина кристалла. λ =1,54 Ǻ. Кривые 1) и 2) для геометрии Лауэ, кривая 3) для геометрии Брэгга.

1. , Ревкевич рассеяния рентгеновских лучей. – М.: МГУ, 1972.

2. , , Чупрунов дифракция рентгеновских лучей в кристаллах, Часть 1. – ННГУ, 1999.