Парофазні методи одержання наноструктур

Зроблено аналізу парофазних метод, – молекулярно-променевої епітаксії, гарячої стінки, відкритого випаровування, газодинамічного потоку, – одержання наноструктур на основі халькогенідів олива. Досліджено механізми зародження і росту та особливості процесів самоорганізації квантових точок і кванто...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Veröffentlicht in:	Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
Datum:	2009
Hauptverfasser:	Шпак, А.П., Фреїк, Д.М., Чав’як, І.І., Куницький, Ю.А.
Format:	Artikel
Sprache:	Ukrainian
Veröffentlicht:	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2009
Online Zugang:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/76814
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Парофазні методи одержання наноструктур / А.П. Шпак, Д.М. Фреїк, І.І. Чав’як, Ю.А. Куницький // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2009. — Т. 7, № 4. — С. 1089-1111. — Бібліогр.: 27 назв. — укр.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-76814
record_format	dspace
spelling	Шпак, А.П. Фреїк, Д.М. Чав’як, І.І. Куницький, Ю.А. 2015-02-12T17:52:18Z 2015-02-12T17:52:18Z 2009 Парофазні методи одержання наноструктур / А.П. Шпак, Д.М. Фреїк, І.І. Чав’як, Ю.А. Куницький // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2009. — Т. 7, № 4. — С. 1089-1111. — Бібліогр.: 27 назв. — укр. 1816-5230 PACS numbers: 47.61.Jd,61.46.Df,68.55.A-,68.65.Hb,81.07.Ta,81.15.-z,81.16.-c https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/76814 Зроблено аналізу парофазних метод, – молекулярно-променевої епітаксії, гарячої стінки, відкритого випаровування, газодинамічного потоку, – одержання наноструктур на основі халькогенідів олива. Досліджено механізми зародження і росту та особливості процесів самоорганізації квантових точок і квантових кристалів. Проведен анализ парофазных методов, – молекулярно-лучевой эпитаксии, горячей стенки, открытого испарения, газодинамического потока, – получения наноструктур на основе халькогенидов свинца. Изучены механизмы зарождения и роста, а также особенности процессов самоорганизации квантовых точек и квантовых кристаллов. The analysis of vapour-phase methods such as the methods of molecular-beam epitaxy, hot wall, open evaporation, and gas-dynamic flow for fabrication of chalcogenide-lead-based nanostructures is performed. Mechanisms of nucleation and growth as well as features of self-organising processes of quantum dots and quantum crystals are studied. uk Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Парофазні методи одержання наноструктур Article published earlier
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
title	Парофазні методи одержання наноструктур
spellingShingle	Парофазні методи одержання наноструктур Шпак, А.П. Фреїк, Д.М. Чав’як, І.І. Куницький, Ю.А.
title_short	Парофазні методи одержання наноструктур
title_full	Парофазні методи одержання наноструктур
title_fullStr	Парофазні методи одержання наноструктур
title_full_unstemmed	Парофазні методи одержання наноструктур
title_sort	парофазні методи одержання наноструктур
author	Шпак, А.П. Фреїк, Д.М. Чав’як, І.І. Куницький, Ю.А.
author_facet	Шпак, А.П. Фреїк, Д.М. Чав’як, І.І. Куницький, Ю.А.
publishDate	2009
language	Ukrainian
container_title	Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
publisher	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
format	Article
description	Зроблено аналізу парофазних метод, – молекулярно-променевої епітаксії, гарячої стінки, відкритого випаровування, газодинамічного потоку, – одержання наноструктур на основі халькогенідів олива. Досліджено механізми зародження і росту та особливості процесів самоорганізації квантових точок і квантових кристалів. Проведен анализ парофазных методов, – молекулярно-лучевой эпитаксии, горячей стенки, открытого испарения, газодинамического потока, – получения наноструктур на основе халькогенидов свинца. Изучены механизмы зарождения и роста, а также особенности процессов самоорганизации квантовых точек и квантовых кристаллов. The analysis of vapour-phase methods such as the methods of molecular-beam epitaxy, hot wall, open evaporation, and gas-dynamic flow for fabrication of chalcogenide-lead-based nanostructures is performed. Mechanisms of nucleation and growth as well as features of self-organising processes of quantum dots and quantum crystals are studied.
issn	1816-5230
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/76814
citation_txt	Парофазні методи одержання наноструктур / А.П. Шпак, Д.М. Фреїк, І.І. Чав’як, Ю.А. Куницький // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2009. — Т. 7, № 4. — С. 1089-1111. — Бібліогр.: 27 назв. — укр.
work_keys_str_mv	AT špakap parofaznímetodioderžannânanostruktur AT freíkdm parofaznímetodioderžannânanostruktur AT čavâkíí parofaznímetodioderžannânanostruktur AT kunicʹkiiûa parofaznímetodioderžannânanostruktur
first_indexed	2025-11-24T15:58:10Z
last_indexed	2025-11-24T15:58:10Z
_version_	1850849971557892096
fulltext	1089 PACS numbers: 47.61.Jd, 61.46.Df, 68.55.A-, 68.65.Hb, 81.07.Ta, 81.15.-z, 81.16.-c Парофазні методи одержання наноструктур А. П. Шпак, Д. М. Фреїк, І. І. Чав’як, Ю. А. Куницький** Інститут металофізики ім. Г. В. Курдюмова НАН України, бульв. Акад. Вернадського, 36, 03680, МСП, Київ-142, Україна Прикарпатський національний університет ім. Василя Стефаника, вул. Шевченка, 57, 76000 Івано-Франківськ, Україна Технічний центр НАН України, вул. Покровська, 13, 04070 Київ, Україна Зроблено аналізу парофазних метод, – молекулярно-променевої епітак- сії, гарячої стінки, відкритого випаровування, газодинамічного потоку, – одержання наноструктур на основі халькогенідів олива. Досліджено механізми зародження і росту та особливості процесів самоорганізації квантових точок і квантових кристалів. Проведен анализ парофазных методов, – молекулярно-лучевой эпитак- сии, горячей стенки, открытого испарения, газодинамического потока, – получения наноструктур на основе халькогенидов свинца. Изучены ме- ханизмы зарождения и роста, а также особенности процессов самооргани- зации квантовых точек и квантовых кристаллов. The analysis of vapour-phase methods such as the methods of molecular-beam epitaxy, hot wall, open evaporation, and gas-dynamic flow for fabrication of chalcogenide-lead-based nanostructures is performed. Mechanisms of nu- cleation and growth as well as features of self-organising processes of quan- tum dots and quantum crystals are studied. Ключові слова: парофазні методи, наноструктури, квантові точки, ква- нтові кристали, халькогеніди олива. (Отримано 1 жовтня 2009 р.) Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Nanosystems, Nanomaterials, Nanotechnologies 2009, т. 7, № 4, сс. 1089—1111 © 2009 ІМФ (Інститут металофізики ім. Г. В. Курдюмова НАН України) Надруковано в Україні. Фотокопіювання дозволено тільки відповідно до ліцензії 1090 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ 1. ВСТУП Вузькощілинні напівпровідники ІV—VI групи є об’єктом інтенсив- них досліджень як із погляду цікавих модельних об’єктів [1, 2], так і їх практичного використання як оптико-електронних пристроїв для середньої і далекої інфрачервоної области оптичного спектру [3, 4]. Так, зокрема, комерційно оправданий діодний лазер із довжи- ною хвилі випромінення λ ≈ 20 мкм було створено на основі цих сполук [5]. Крім того, телюрид олива – один із перспективних тер- моелектричних матеріялів для середньої области температур 500— 850 К [6]. Тонкі плівки халькогенідів олива знайшли використання у багатофункціональних лінійках і цілих матрицях активних еле- ментів [7—9]. Основним напрямком у сучасній фізиці, технології та електро- нній техніці є одержання, дослідження та використання напівпро- відникових структур із лінійними розмірами, меншими ∼ 100 нм [10]. За таких умов має місце квантовий розмірний ефект, що вияв- ляється у залежності властивостей від форм і розмірів нанострук- тур [11]. Сучасні технології мають можливості одержання нуль-, одно- і двовимірних структур [12]. Традиційними методами одержання наноструктур напівпровід- никових сполук IV—VI є парофазні [13—16]: молекулярно-променева епітаксія (МПЕ) (molecular-beam epitaxy–MBE), «гаряча стінка» ГС («hot wall»–HW). В роботах [17—27] описано ориґінальні результати у цьому напрямку та доведено можливість одержання наноструктур за реалізації механізмів росту за Странські—Крастановим (Stranski— Krastanov) [21, 22, 24] і Фольмером—Вебером (Volmer—Weber) [23]. Мета роботи – дослідження механізмів зародження, росту та особливостей процесів самоорганізації квантових наноструктур IV—VI груп при парофазних методах їх формування. 2. МЕТОД МОЛЕКУЛЯРНО-ПРОМЕНЕВОЇ ЕПІТАКСІЇ 2.1. Техніка експерименту Атомові або молекулярні жмути у методі МПЕ створюються в ефузій- них комірках при достатньо високій температурі і спрямовуються на нагріту до необхідної температури монокристалічну підкладку (рис. 1). Атоми в жмутах рухаються за інерцією в надвисокому вакуумі, не стикаючись один з одним або будь-якими іншими атомами. МПЕ за- безпечує епітаксійний ріст тонких плівок напівпровідникових спо- лук за рахунок реакцій між компонентами атомових або молекуляр- них жмутів з поверхнею підкладки. Швидкість осадження речовини на підкладку за порядком величини звичайно складає один моноато- мовий шар у секунду. Одержання якісних структур можливе при ви- ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1091 користанні високочистих джерел компонент і за умови точного конт- ролю температур підкладки і джерел, що може бути реалізовано ли- ше при комп’ютерному управлінні параметрами процесу росту. 2.2. Механізм росту Епітаксійний ріст у методі МПЕ включає наступні елементарні процеси: 1) адсорбція падаючих на підкладку атомів або молекуль, що становлять вирощувану сполуку; 2) міґрація адсорбованих ато- мів по поверхні підкладки (їй може передувати дисоціяція моле- куль вирощуваної сполуки); 3) вбудовування атомів у кристалічні ґратниці підкладки або моноатомовий шар гетероструктури, що ро- сте; 4) термічна десорбція атомів, що не вбудувалися в кристалічні ґратниці; 5) утворення та подальший ріст двовимірних зародків кристалу на підкладці або на поверхні шару, що росте; 6) взаємна дифузія атомів, що вбудувалися в кристалічні ґратниці. Температура підкладки Tп визначає співвідношення між потока- ми адсорбції і десорбції атомів, що входять до складу структури, яка росте. При адсорбції, наприклад, телюру та при рості телюриду оли- ва важливу роль відіграє те, в якій молекулярній формі (Te2 або Te4) Рис. 1. Схема методи МПЕ для одержання плівок і наноструктур [10]: 1 – блок нагрівання; 2 – підкладка; 3 – заслінка окремої комірки; 4 – ефузійні комірки основних компонент; 5 – ефузійні комірки леґува- льних домішок; I – зона ґенерації молекулярних жмутів; II – зона змішування жмутів елементів; III – зона конденсації та зростання плі- вки на підкладці. 1092 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ аніонна компонента доставляється на поверхню, де відбуваються ди- соціяція молекуль і подальше вбудовування атомів у кристалічні ґратниці. Температура підкладки Tп визначає швидкість поверхне- вої дифузії, що передує вбудовуванню атомів у кристалічні ґратниці. Ця температура повинна бути достатньо високою, щоб забезпечити необхідну кількість (∼ 104) дифузійних стрибків атомів на поверхні, перш ніж вони займатимуть рівноважне положення у ґратниці. При знижених температурах осадження та моношаровому рості напівпровідника з параметрами кристалічних ґратниць, відмінни- ми від параметрів ґратниць підкладки, можна одержати на її пове- рхні росту майже однакові за розміром острівці [16]. Острівці оса- дженого напівпровідника пірамідальної форми практично не міс- тять дефектів, є квантовими точками. Рушійною силою утворення острівців, а не плаского шару є прагнення системи до мінімуму ене- ргії. При незбігу параметрів ґратниць виникають пружні деформа- ції як острівця, що утворився, так і підкладки. Якщо в процесі рос- ту поверхня залишається пласкою (пунктир на рис. 2, а), то енергія пружної деформації зростає, а енергія поверхні практично не змі- нюється. При певній товщині (зазвичай декілька моношарів) такий стан стає енергетично невигідним. Мінімуму енергії системи відпо- відатиме утворення тривимірних острівців-пірамід (стрілки на рис. 2, а), в яких основа буде сильно деформована, але деформація зме- ншуватиметься у міру віддалення від підкладки до вершини піра- міди. Основним механізмом формування квантових точок є висхід- на дифузія у полі неоднорідних напружень. Утворення узгоджено-напружених острівців на поверхні зале- жить від двох параметрів: розладнання ґратниці і кількости оса- дженого на поверхню матеріялу. Мінімум енергії відповідає утво- ренню однакових за розміром і формою острівців [9, 12]. У такий спосіб вдається виростити не тільки моношар пірамід на поверхні а б Рис. 2. Утворення пірамідальних острівців у результаті трансформації пласких шарів (пунктир), вирощених на підкладці з відмінними пара- метрами ґратниць (а); система зв’язаних вертикально квантових точок (б) (механізм Странскі—Крастанова) [10]. ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1093 підкладки, але і послідовні шари (рис. 2, б). При цьому вершини пірамід є зародками утворення пірамід у новому шарі – має місце утворення штучних або так званих квантових кристалів. 2.3. Квантові кристали Методою МПЕ за рахунок підбору оптимальних умов росту (на про- цес формування квантових точок впливає безліч чинників – тем- пература підкладки, швидкість росту, кількість осадженого мате- ріялу, властивості використовуваних матеріялів, кристалічна до- сконалість підкладки і т.д.) досягнуто певних успіхів у розв’язанні проблеми формування однорідних масивів квантових точок сполук IV—VI [17—24]. Але, мабуть, чи найбільш інтриґуючими виявилися результати, одержані при зростанні багатошарових структур кван- тових точок [21, 22, 24]. Були знайдені такі цікаві ефекти, як поява спонтанного впорядкування в розташуванні квантових точок не тільки у вертикальному напрямі (напрямі росту), але і в площині шару, а також зменшення розкиду розмірів квантових точок [24]. У роботах [21, 22, 24] досліджено вплив товщини шару матеріялу, з якого утворюються нанорозмірні острівці (PbSe в даному випадку) і температури підкладки, при якій відбувається ріст структури, на фо- рмування впорядкованих масивів квантових точок в системі PbSe/Рb1−хЕuхТе. Показано, що в структурах може реалізуватися де- Íàä´ðàòíèöÿ êâàíòîâèõ òî÷îê Íåêîðåëüîâàíèé ð³ñòÓòâîðåííÿ ÃÖÊ ´ðàòíèö³ Âåðòèêàëüíå âïîðÿäêóâàííÿ Ë àò åð àë üí è é ð îç ì ³ð ò î÷ îê < L > , Å Âåðòèêàëüíèé ïåð³îä íàä´ðàòíèö³ D, Å 400300 500 600 700 800 900 700 300 500 1500 1300 1100 700 900 Рис. 3. Залежність середньої віддалі між квантовими точками (у площині шару) у надґратницях квантових точок PbSe від товщини шару Pb1−xEuxTe між шарами PbSe. Видно три режими: I – вертикальне впорядкування; II – утворення ГЦК-ґратниці; III – некорельований ріст [22]. 1094 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ кілька різних режимів (рис. 3): невреґульоване розташування кванто- вих точок; впорядковане розташування квантових точок, відповідне гранецентрованим кубічним ґратницями, наявність лише вертикаль- ної кореляції в розташуванні квантових точок [22]. Тривимірне впо- рядковане розташування «штучних атомів» має місце лише в досить вузькому діяпазоні номінальної ростової товщини шару PbSe (номіна- льна товщина шару відповідає товщині однорідного шару речовини, яка б вийшла, за умови, що матеріял розподілився по поверхні рівно- мірно) і температур (рис. 4 і 5). Можна також бачити, що при появі тривимірного впорядкування зменшується розкид розмірів квантових точок (рис. 6). Це пов’язано з тим, що після вирощування першого шару квантових точок кристалі- чні ґратниці деформовані, причому, внаслідок анізотропії пружних властивостей напруження розподілені неоднорідно. Таке неоднорідне поле напружень визначає переважні місця для формування наступно- го шару квантових точок. Зокрема, для системи PbSe/Pb1−xEuxTe, у певному діяпазоні розмірів квантових точок існує три переважні по- а б в г д е Рис. 4. Одержані за допомогою атомово-силової мікроскопії (АСМ) зо- браження верхнього (незарощенного) шару квантових точок PbSe при різних номінальних ростових товщинах шару PbSe (від одного до вось- ми моношарів) для надґратниці квантових точок (100 періодів); кванто- ві точки вирощувалися при температурі 360°С. На вставці – результат математичного оброблення (спектер потужности) одержаних зображень; видно появу шести піків при впорядкуванні розташування квантових точок у площині шару (гексагональна ґратниця) [24]. ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1095 зиції (зміщені щодо тієї, яка знаходиться під ними квантової точки у площині, перпендикулярній напрямку росту), результатом чого і є формування спостережуваної на рис. 4 і 5 гексагональної двовимірної структури квантових точок. Існують нижній і верхній критичні розміри квантових точок, при яких спостерігається тривимірне впорядкування їх масивів. При малій номінальній ростовій товщині шару квантові точки або взагалі не утворюються (рис. 4, а), або утворюються розміром ниж- че за критичний (рис. 4, в, с), і створювані ними напруження вияв- ляються дуже малі, щоб «прив’язати» квантові точки в наступному шарі до певних місць. Якщо ж розміри квантових точок перевищу- ють верхній критичний розмір, то в результаті збільшення їх роз- мірів і зменшення віддалі між ними на поверхні, де напруження мінімальні, ріст наступних квантових точок у сусідніх мінімумах вже неможливий і переважає вертикальне впорядкування – точка над точкою (цій ситуації відповідає рис. 4, е). Залежність розміру квантових точок, що утворюються, від температури підкладки Tп призводить до подібної поведінки (рис. 5). а б в г Рис. 5. АСМ-зображення верхнього (незарощенного) шару квантових точок PbSe для надґратниці квантових точок (30 періодів) при номінальній тов- щині шару PbSe п’ять мономолекулярних шарів для ростових температур від 340°С до 400°С. На вставці – спектер потужности зображень; видно по- яву шести піків при впорядкуванні ґратниці розташування квантових то- чок у площині шару (гексагональна ґратниця) [24]. 1096 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ Одна з найважливіших задач пов’язана із створенням напівпровід- никових лазерів на квантових точках [12], де використання багато- шарових структур і зменшення розкиду розмірів квантових точок до- зволяють збільшити ефективність роботи лазера (за рахунок збіль- шення числа «працюючих» штучних атомів). Крім того, за рахунок наявности зв’язку між шарами квантових точок іноді вдається одер- жати із структур те, що за звичайних умов одержати не можна. За ра- хунок росту двошарових структур квантових точок, в яких перший шар є «затравкою» для другого, і відповідного підбору технологічних параметрів при рості кожного шару вдалося зсунути лінію люмінес- ценції квантових InAs/GaAs точок у довгохвильову область до 1,4 мкм при кімнатній температурі при збереженні високої ефективности лю- мінесценції (довжини хвиль 13 мкм і 1,55 мкм оптимальні для роботи з оптоволоконними системами передачі інформації). à á â ã ±27% ±15% ±14% ±25% 3ML 8ML 5ML 4ML n = 395 ìêì−2 h = 48 Å n = 339 ìêì−2 h = 84 Å n = 412 ìêì−2 h = 90 Å n = 314 ìêì−2 h = 125 Å Âèñîòà òî÷îê, Å Ã ó ñò è í à òî ÷ îê , ì ê ì −2 Рис. 6. Залежність розподілу за густиною квантових точок від номіна- льної ростової товщини шару PbSe [24]. ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1097 3. МЕТОД ГАРЯЧОЇ СТІНКИ Введення системи теплових екранів між випарником і тримачем підкладки (рис. 7) сприяє тому, що не тільки прямі, але і відбиті молекулі конденсуються на підкладках [9]. Тепловий екран вико- нує роль поверхневого джерела, внаслідок чого значно збільшуєть- ся швидкість конденсації при сталій температурі випаровування. У роботах [17—20, 27] методами атомово-силової мікроскопії до- сліджено особливості формування наноструктур PbTe на відколах BaF2 (111), лосняку-мусковіту (0001), одержаних методою гарячої стінки. Результати дослідження процесів росту нанокристалів PbTe на свіжих відколах (111) кристалів BaF2 наведені на рис. 8. Встанов- лено, що температура підкладки має визначальний вплив на меха- нізм їх формування. При низькій температурі підкладки (∼ 570 К), ріст наноострівців подібний до тривимірного утворення зародків згідно з механізмом Фольмера—Вебера, де практично весь матеріял переходить у наноострівці (рис. 8). Збільшення температури до 619 К викликає виникнення двомірних фраґментів, які можуть вкрити значну область підкладки (механізм Франка—Ван-дер-Мерве). У да- ному випадку наноострівців з’являються як на чистій підкладці, так і на плято (рис. 8, б). Тут, ймовірно, потрібно розглядати комбінацію механізмів росту Фольмера—Вебера і утворення псевдоморфного двовимірного шару, які супроводжуються зародкуванням наноострівців згідно з меха- 2 1 9 8 7 65 4 3 400 800 T, Ê а б Рис. 7. Конструкція (а) і температурний профіль (б) випарної комірки для одержання плівок А IVBVI методою гарячої стінки [9]: 1 – нагрівники сті- нок камери, основного і додаткового джерел; 2 – кварцова камера; 3 – радіяційний екран; 4 – нагрівник підкладок; 5 – підкладка; 6 – маска; 7 – механічна заслінка; 8 – джерело основного матеріялу; 9 – леґувальне джерело. 1098 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ нізмом Странські—Крастонова. Подальше відносно мале збільшен- ня Tп до 623 К визначає утворення аномально великих наноострів- ців з явним кристалографічним гранеутворенням (трикутна піра- міда) (рис. 8, в). Підвищення температури стінки до 763 К при сере- дній температурі підкладки близько 616 К призводить до істотного збільшення щільности і розмірів наноострівців і відсутности дво- вимірних фраґментів плято (рис. 8, г). За таких умов зростання на- ноострівців повертається знову до механізму Фольмера—Вебера. Процеси зародкування, поверхневої дифузії і міґрації центрів утворення зародків на поверхні росту можна прослідкувати поета- пно з використанням різного часу осадження. На початковому етапі осадження формується багато (понад 350 мкм −2) малих наноострів- ців діяметром 20—40 нм і висотою до 2 нм. При подальшому оса- дженні матеріялу внаслідок поверхневої дифузії та міґрації наноос- T w = 723 Ê T sub = 570 Ê T w = 723 Ê T sub = 619 Ê T w = 723 Ê T sub = 623 Ê T w = 763 Ê T sub = 616 Ê Ä³àìåòð, íì Í îì åð ç åð åí à á â ã Рис. 8. ACM-зображення процесів росту PbTe/BaF2 у методі гарячої стінки від температури підкладки і гістограми діяметра наночастинок [17]. ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1099 трівців істотно зменшується їх густина (близько 200 мкм −2) та нере- ґулярно збільшуються їх розміри. На цьому етапі з’являються ве- ликі пірамідальні наноострівці. Таким чином, варіюючи температурні режими в ростовій камері та кількість осадженого матеріялу можна реалізувати різні механі- зми росту наноструктур, контролювати їх форму та розміри. Деякі результати дослідження морфології поверхонь нанострук- тур PbTe на відколах лосняку-мусковіту (0001) наведено на рис. 9. Аналіза цих результатів дає можливість встановити певні законо- мірності у формуванні епітаксійних наноструктур залежно від тем- ператури росту (рис. 9) та їх товщини. Так, зокрема, низькі температури осадження Tп = 353 К (рис. 9, а) сприяють формуванню нанокристалів із переважанням швидко- сти росту у танґенційному напрямку до поверхні підкладки. На це вказує те, що їх лінійні розміри у площині підкладки по азимуту 0,2—1,4 мкм значно перевищують розміри у нормальному напрямку – висота нанокристалів ∼ 100 нм. Підвищення температури росту а б в г Рис. 9. Топологія поверхні нанокристалічних структур PbTe на відколах (0001) лосняку-мусковіту, вирощених за температур Tп [К]: a – 353, б – 380, в – 408, г – 633 [18]. 1100 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ до Tп = 380—408 К призводить до формування більш однорідних на- нокристалів як по формі (рис. 9, б, в), так і за лінійними розмірами в азимутальному та нормальному напрямках до поверхні підклад- ки. Лінійні розміри кристалів у площині підкладки 0,1—0,7 мкм за цих умов осадження значно перевищують їх висоту 100—350 нм. Подальше підвищення температури осадження до Тп = 633 К при- зводить до росту на фоні сформованих кристалів діяметром 0,2—0,8 мкм і висотою 100—400 нм окремих «гігантів» із 1,6—1,8 мкм в основі і висотою до 300—1200 нм (рис. 9, г). Зауважимо, що із підвищенням температури росту Тп шорсткість поверхні нанокристалічних струк- тур зростає і складає ∼ 33 нм (353 К), ∼ 49 нм (383 К) і ∼ 86 нм (633 К), відповідно. Цікавою є залежність топології епітаксійних структур від їх товщини. Для тонких плівок характерним є формування нано- структур із заокругленими гранями і без чіткого огранювання, висо- та яких сягає до ∼ 200 нм, а інші лінійні розміри знаходяться в ме- жах 0,1—0,6 мкм. Збільшення часу осадження і товщини конденсату до 5,4—6,5 мкм сприяє формуванню нанокристалів різної висоти 50— 400 нм з лінійними розмірами в основі до 1 мкм. Таким чином, описаний процес росту нанокристалів на лосняку характерний для механізму епітаксії Фольмера—Вебера [9, 23]. Три- вимірні кристали зароджуються при незначному пересичені, коли адшар надзвичайно розріджений, що характерно для слабкої адгезії, яка обумовлює орієнтаційно виражений зв’язок кристалу-конденса- ту з підкладкою. Після утворення (спікання) суцільного шару із на- нокристалів виникають нові центри зародження. Формування тетраедрів із нахиленими до поверхні підкладки гра- нями (рис. 9, б, в) має енергетичне підґрунтя – зменшення поверх- невої енергії меж. Це пов’язано з тим, що їх поверхня «покрита» йонними рядами із щільним пакованням, які не несуть електричного заряду (особливість напрямків <100> у кристалах із структурою ти- пу NaCl). Такі межі добре описуються моделем за Брендоном [9]. 4. ОСАДЖЕННЯ ІЗ ГАЗОДИНАМІЧНОГО ПОТОКУ ПАРИ МЕТОДОЮ ГАРЯЧОЇ СТІНКИ Альтернативним до МПЕ є технологічний процес вирощування наноструктур із газодинамічного потоку пари [9]. 4.1. Елементи теорії газодинамічного потоку пари На рисунку 10 наведено схему реактора для реалізації газодинамі- чного потоку пари. Профілі газодинамічних змінних розрахову- ються як функції від безрозмірної координати ξ = (х − хкр)/(L − хкр). Нормування параметрів пари виконується до значення в початко- ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1101 вому газодинамічному перерізі або за їх значеннями у критичному перерізі конденсації [9]. В інтервалі х0 ≤ х ≤ хкр параметри пари, яка рухається в циліндрі істотно не змінюється. Змінюючи значення ξ (від 0 до 1), можна обчислити відповідні значення Махового числа: М(ξ) = 1 + 1,91ξ − 1,325ξ2 + 1,48ξ3 +…. (1) Коефіцієнт конденсації α, нормовані значення густини (ρ/ρ1), тем- ператури (Т/Т1), витрати (G/G1), швидкости потоку (u/u1) пари, швидкости результуючої конденсації (ω = ω/ω1), ступеня пересичен- ня парової фази (ψ) можна розрахувати за наступними виразами: 321 0,2 6,88 1 exp , 1,2 1 0,242 М⎛ ⎞ ⎛ ⎞+ ξα = − −⎜ ⎟ ⎜ ⎟− ξ⎝ ⎠⎝ ⎠ (2) 2,5 2 1 1,2 , 1 0,2M ρ ⎛ ⎞= ⎜ ⎟ρ +⎝ ⎠ (3) 3,5 2 1 1,2 , 1 0,2 p p M ⎛ ⎞= ⎜ ⎟+⎝ ⎠ (4) 2 1 1,2 , 1 0,2 T T M = + (5) 3 2 1 1,2 , 1 0,2 G M G M ⎛ ⎞= ⎜ ⎟+⎝ ⎠ (6) X ÊÐ X 0 d L X 4 3 2 1 T ÊÐ T BT C а б Рис. 10. Схема реалізації газодинамічного потоку пари у квазизамкненім об’ємі (а) і розподіл температури ТС вздовж стінки камери (б) [9]: 1 – нава- жка для випаровування; 2 – стінки камери; 3 – підкладка; 4 – конденсат. 1102 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ 2 1 1,2 , 1 0,2 u M u M = + (7) * 2 1 1,2 6,68 1,6 exp , 1 0,2421 0,2M ⎡ ⎤⎛ ⎞ω ⎛ ⎞ω = = − −⎢ ⎥⎜ ⎟⎜ ⎟ω − ξ+⎝ ⎠ ⎝ ⎠⎣ ⎦ (8) ( ) ( )H C T T ρψ = ρ . (9) Нормувальний параметер ω1 являє собою потік частинок пари, що падає на стінку у початковому газодинамічному перерізі: 1 1 1 тв кр4 ( ) u d L x ρ ω = ρ − , (10) де ρтв – густина масивного матеріялу. У виразі для ступеня пересичення парової фази (9) чисельник дорі- внює густині пари в деякому перерізі ρ(Т), а знаменник – густині на- сиченої пари ρн(Тс) при температурі стінки камери в цьому ж перерізі. Результати комп’ютерного розрахунку залежностей профілів тер- модинамічних параметрів пари (ψ, α, ω∗) для ізольованої витратної дії від безрозмірної координати ξ чи Тп для хкр і ґрадієнту температу- ри вздовж стінок CdT dx для телюриду олива наведено на рис. 11. Межі зміни технологічних параметрів: 0 ≤ ξ ≤ 1,0; 900 ≤ Tc ≤ 1400 К; CdT dx = 5—8 К/см; L = 8 см; d = 3 см. Аналіза діяграм дозволяє зро- бити певні висновки про характер зміни параметрів пари, а також 1,0 0,6 0,2 0,4 0,8 21 2 6 α ξ ⏐dT c /dx⏐⋅103, Ê/ì ⏐dT c /dx⏐⋅103, Ê/ì ω 1,0 0,6 0,2 0,2 2 6 1,0 0,6 1 2 1,4 ξ 1,0 0,6 0,2 1 3 5 1 2 2 6 lgψ ξ ⏐dT c /dx⏐⋅103, Ê/ì а б в Рис. 11. Залежність розрахованих значень коефіцієнта конденсації α, ре- зультуючої швидкости конденсації ω* й ступеня пересичення парової фази ψ SnTe від ґрадієнту температури CdT dx і безрозмірної координати ξ (те- мпература випаровування TВ [К]: 1 – 900, 2 – 1200; L = 8 см, d = 3 см [9]). ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1103 оптимальних режимів формування наноструктур. Так, довжина ді- лянки конденсуючої підкладки хкр, на якій відсутній конденсат, зро- стає як при збільшенні температури випаровування TВ, так і змен- шенні ґрадієнту температури CdT dx . Зменшення значення ґрадієн- ту температури сприяє більш різкому зростанню хкр, ніж збільшення температури випаровування. При достатньо малих значеннях ґраді- єнту CdT dx = 5 К/см для TВ = 900—1400 К віддаль критичного пере- різу перевищує довжину камери (хкр > L) і рівноважна конденсація пари проходитиме за межами випарної камери. Коефіцієнт конден- сації α, як і швидкість конденсації ω* й пересичення ψ, залежить пе- реважно від температури випаровування TВ, ґрадієнту температури вздовж стінок CdT dx , і визначається місцем розміщення конденсу- ючої підкладки ξ. На ділянці х = хкр, ξ = 0 конденсація пари відсутня (α = 0). При 0 ≤ ξ ≤ 0,4 спостерігається різке зростання коефіцієнта конденсації 0 ≤ α ≤ 0,9. Для безрозмірної координати 0 ≤ ξ ≤ 1 внесок ревипаровування зменшується, і коефіцієнт α наближається до оди- ниці (рис. 11, а). Результуюча швидкість конденсації пари ω∗ на стінки камери за- лежить від технологічних параметрів ξ, CdT dx , Тп. Початкове збіль- шення нормованої швидкости конденсації обумовлене зменшенням ревипаровування пари (рис. 11, б). Подальший більш плавний спад ω* визначається зменшенням тиску пари у камері. Пара може настільки розрідитися, що газодинамічний потік перетвориться у молекуляр- ний. Положення максимуму швидкости конденсації відповідає умо- вам синтези плівок найбільшої товщини. Зменшення CdT dx призво- дить до зсуву ξmax, що відповідає максимальним значенням швидко- сти конденсації у області великих значень безрозмірної координати. Так само діє збільшення температури випаровування (рис. 11). 4.2. Структура і процеси росту нанокристалів На підкладках із відколів лосняку, розташованих у напрямку руху пари, у області критичного перерізу (х = хкр) при ψ = 1,8—6,2, α = 0,1—0,2, ω* = 0,2—0,4, не дивлячись на наявність переважних на- прямків газового потоку, відбувається ріст окремих структурно- досконалих тривимірних частинок-тетраедрів (рис. 12, а—г). В умо- вах зростання, близьких до нормальних, не спостерігається викрив- лення ребер, які обмежують форми кристалів. Грані, ребра і верши- 1104 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ ни переміщуються узгоджено. Поверхнева густина кристалографіч- них форм складає 2⋅106 м −2, що у 107—109 разів менше густини зарод- ків при одержанні плівок відкритим випаровуванням у вакуумі. На гранях {111} кристалів-зародків при сильних збільшеннях помітна шарова будова. У ряді випадків спостерігається також утворення пірамід 3m-симетрії, але зі зрізаними вершинами (рис. 12, б). При віддаленні від поверхні випарника вздовж осі камери і зрос- танні пересичення пари значно збільшується густина кристалів- зародків, зменшуються їх лінійні розміри (рис. 12, є, ж). За таких умов кристалізації змінюється топологія пірамід росту, їх симетрія знижується від 3m до m і до 1. Найчастіше виявляється трансфор- мація основ пірамід. Причиною спостережуваних явищ у групах пірамід може бути, зокрема, те, що вони закривають одна одну від напрямлених потоків пари, яка підживлює ріст нанокристалів. При значних пересиченнях ψ > 102, а = 0,9—1,0, ω* = 0,9 симетрія пі- рамід ще більше знижується (рис. 12, ж). У більшості випадків во- ни втрачають тригональну форму. Переважаючим механізмом рос- ту є розростання і зрощення тривимірних острівців первинних за- а б в г д е є ж з і Рис. 12. Залежність процесів росту і формування наноструктур SnTe на підкладках із відколів лосняку, розміщених вздовж газодинамічного по- току пари від величини її пересичення ψ [9]: а, б – 2, 4, в, г, д, е – 12, є – 34, ж – 2⋅102, з, і – 3·104 при = − ⋅ 35 10 К/мCdT dx , L = 8 см, d = 3 см. ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1105 родків за методою Фольмера—Вебера. Зрощення острівців без злит- тя частинок викликає появу дефектів і пор на межах. Слід зазначи- ти анізотропію спікання зародків. Легко зростаються тетраедри, розташовані вершинами один до одного у напрямку <112>. Значно важче спікаються двійникові кристали з протилежною орієнтаці- єю. При цьому утворюються канали вздовж напрямів <110>. Окру- глення кутів, що відбувається в процесі зростання, полегшує про- цес спікання. Після утворення суцільної структури на її поверхні виникають нові центри зародження (рис. 12, з, і). У деяких випадках на повер- хні можна спостерігати своєрідні фіґури зростання, що є зрізаними тетраедрами або їх комплексами, а також кристали з гексагональ- ною симетрією. У таких епітаксійних структурах виникає перехід- на область порядку середніх розмірів острівців, що утворюються з окремих зародків до моменту їх спікання в суцільний шар. При ав- тоепітаксії спостерігається «проростання» дисльокацій, двійнико- вих меж, дефектів пакування з нижнього шару у верхній, а також прояв принципу «еволюційної селекції». Ростуть швидше кристали переважних орієнтацій. Результати, наведені для телюриду олива, відображають загальну закономірність процесів зростання епітак- сійних плівок, одержаних з температурно-ґрадієнтними стінками. 5. ВІДКРИТЕ ВИПАРОВУВАННЯ В [19] досліджено можливості формування наноструктур PbTe від- критим випаровуванням у вакуумі осадженням пари на монокрис- талах кремнію із оксидною плівкою PbTe/SiO2—Si. Температуру осадження варіювали у межах Тп = 323—573 К. Температура випа- ровування наважки із наперед синтезованої сполуки PbTe витриму- валась сталою і складала 973 К. Товщину конденсату 10—40 нм за- давали часом осадження при швидкості (1—2)⋅10−2 нм⋅с−1. Деякі із результатів виконаних досліджень одержаних наност- руктур методами АСМ та їх розрахунків наведено на рис. 13, 14. На основі аналізи дво- (рис. 13, а) та тривимірних (рис. 13, б) зобра- жень їх топологічних особливостей видно, що за заданих умов оса- дження наноструктури формуються у вигляді окремих стовпчастих утворень, які статистично рівномірно покривають поверхню під- кладок (рис. 13). Розміри цих наноструктур, у певній мірі, зале- жать від технологічних факторів їх одержання (температура, час осадження) і змінюються від декількох десятих до десятків наноме- трів (рис. 14). При цьому із збільшенням діяметра наноструктур їх висота лінійно зростає (рис. 14). Зауважимо, що діяметер наночас- тинок завжди переважає їх висоту (рис. 4). Така ж закономірність характерна і при зміні температури осадження. Так, зокрема, як для області «малих» товщин (10—20 нм, час осадження 15 хв.), так і 1106 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ для більш «товстих» (25—35 нм, час осадження 30 хв.) має місце збільшення висоти наноструктур при підвищенні температури оса- дження. Відзначений характер геометричних змін у нанострукту- рах PbTe/SiO2—Si зумовлює і відповідні залежності середньоквад- ратичної шорсткости та товщини конденсату. Результати АСМ досліджень технології вирощених PbTe/SiO2—Si, структур, а саме формування на поверхні оксидної плівки майже од- накового розміру квантових точок (рис. 13), вказують на реалізацію процесу самоорганізації. Рушійною силою утворення окремих стов- пчастих структур, за механізмом Фольмера—Вебера, а не суцільного Â è ñî òà , í ì Ä³àìåòð, íì — 1 — 2 — 3 Рис. 14. Залежність висоти наноструктур PbTe/SiO2—Si від їх діяметра для різних температур підкладок Тп [°С]: 1 – 100, 2 – 200, 3 – 300 [19]. Час осадження – 30 хв. а б Рис. 13. Двовимірні (а) та тривимірні (б) АСМ-зображення наноструктур PbTe/SiO2—Si, осаджених за температури Тп [°С]: 1 – 100; 2 – 200; 3 – 300. Час осадження t = 30 хв. [19]. ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1107 шару, є прагнення системи до мінімуму енергії. 6. НАНОСТРУКТУРИ НА ДИСЛЬОКАЦІЯХ НЕВІДПОВІДНОСТИ У роботах [25, 26] показано, що наноструктури напівпровідникових сполук можна одержати самоорганізацією епітаксійних гетерост- руктур. Так, зокрема, для проведення структурної аналізи гетеро- структур PbTe/PbS/(100)KCl була виготовлена серія зразків, у яких в якості першого шару використовувався PbS товщиною 40 нм, а товщина верхнього шару змінювалася [25]. При цьому встановлено, що ріст гетероструктур здійснюється за механізмом Франка—Ван- дер-Мерве. На початкових стадіях зростання спостерігається псев- доморфний стан, тобто верхній шар повторює структуру нижнього з тим самим параметром ґратниці. Це призводить до накопичення пружної енергії, яка збільшується із зростанням товщини верхньо- го шару. Релаксація пружних напружень відбувається шляхом утворення регулярної квадратної сітки крайових дисльокацій не- відповідностей (КДН). Наявність сітки КДН підтверджується ре- зультатами електронно-мікроскопічних досліджень «на просвіт» (рис. 15). а б в Рис. 15. Електронно-мікроскопічне зображення двошарових гетерострук- тур PbTe/PbS з товщинами шарів PbTe [25]: а – 1, б – 3, в – 30 нм. Тов- щина шару PbS – 40 нм. а б в г Рис. 16. Зображення шарів PbTe, осаджених на поверхню (100)PbSe, при різній товщині моношарів [ML]: а– 0,3, б– 0,8, в– 4,5, г– 9 [26]. 1108 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ При досягненні деякої критичної товщини dс (для системи PbTe/PbS величина dс ∼ 1 нм) виникають поодинокі острівці реґу- лярної сітки дисльокацій невідповідностей (рис. 15, а). Подальше збільшення товщини призводить до грубшання острівців (рис. 15, в) і подальшого їх злиття в суцільну сітку дисльокацій невідповід- ностей. При ще більшій товщині суцільна квадратна сітка КДН по- криває весь інтерфейс, у якій можуть бути деякі льокальні дефек- ти, наприклад нереґулярності періодичности. Утворення дисльокаційної сітки на межі розділу епітаксійних шарів PbTe/PbSе підтверджується також результатами досліджень на сканівному тунельному мікроскопі (СТМ) [26]: із збільшенням товщини епітаксійно нарощеної плівки PbTe на PbSe/(100)KCl ши- рина темнопольних ліній зменшується (рис. 16, в, г). При цьому критична товщина шару, у якому починає формуватися дисльока- ційна сітка складає 0,4 моношару. При товщині плівки PbTe більше 4 моношарів формується реґулярна сітка дисльокацій невідповід- ностей із періодом ∼ 10 нм. Повністю релаксація напружень у гете- роструктурі завершується при товщинах плівки у 9 моношарів. На рисунку 17 зображено розміщення атомів у площині, в якій утворюється крайова дисльокація невідповідностей. Її можна опи- сати за допомогою Бюрґерcового вектора b = a/2[011]. Це відповідає кристалічній ґратниці типу NaCl, у які кристалізуються халькоге- ніди олива. Оскільки Бюрґерcів вектор направлений паралельно до межі розділу у гетероструктурі, дисльокації невідповідностей не можуть утворюватися в азимутальному напрямку. Вони формують- ся нормально до межі розділу гетероструктури, і сприяє цьому збі- льшення товщини епітаксіяльного шару. Крім того, Бюрґерcів век- тор перпендикулярний до ліній дисльокацій невідповідностей, які розміщені за чотирма напрямками <110>. Це є причиною утворен- ня граней із крайових дисльокацій невідповідностей. Сітка дисльо- кацій невідповідностей визначається певною реґулярністю за раху- нок сил відштовхування між дисльокаціями і високою дисльока- ційною рухливістю в області межі розділу. Це підтверджується гі- стограмами розподілу величини періоду дисльокаційної сітки від товщини епітаксійного шару (рис. 18). Видно, що при збільшенні товщини шару величина дисперсії періоду сітки дисльокацій зме- ншується. 7. ПЕРСПЕКТИВИ РОЗВИТКУ Нанорозмірні напівпровідникові структури мають особливі та ви- ключно різноманітні квантові стани. Сполуки IV—VI груп за фізи- ко-хемічною природою є перспективними матеріялами для при- строїв інфрачервоної області оптичного спектру та термоелектрич- них перетворювачів енергії. Формування їх у нанорозмірному мас- ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1109 штабі значно модифікують властивості та розширюють області ви- користання. При цьому на перший план постають технологічні роз- робки і, пов’язані з ними фізичні теорії, необхідні для створення активних елементів наноелектроніки. Серед них слід відзначити наступні: – технологічні процеси, які можуть бути економічно вигідними для одержання самоорганізованих впорядкованих квантових точок і квантових кристалів із наперед заданою формою, складом, струк- турою та властивостями; метода МПЕ є складною і дорогою сучас- ною технологією вирощування напівпровідникових нанорозмірних а б Рис. 17. Зображення сканівного електронного мікроскопа 9 моношарів PbTe, осаджених на поверхню (100)PbSe [26]. à á 0 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 10 20 30 4,5ML <d> = 11,1 ± 2,13 íì 9ML <d> = 9,7 ± 1,22 íì Ê ³ë üê ³ñ òü MD, íì MD, íì 0 10 20 30 Ê ³ë üê ³ñ òü а б Рис. 18. Гістограма розподілу величини періоду дисльокаційної сітки в гетероструктурі PbTe/(100)PbSe від кількости моношарів PbTe [26]: а – 4,5 і б – 9. 1110 А. П. ШПАК, Д. М. ФРЕЇК, І. І. ЧАВ’ЯК, Ю. А. КУНИЦЬКИЙ гетерокомпозицій і може використовуватися лише в окремих випа- дках для створення високоякісних нанокристалічних структур як для фізичних досліджень, так і практичного використання; паро- фазні технології, при певному вдосконаленні і вивченні закономір- ностей механізмів формування і росту конденсатів, будуть ефекти- вними для широкого впровадження у виробництві наноматеріялів; – процеси впорядкованої самоорганізації і самозбірки у техно- логії активних елементів наноелектроніки; подальші дослідження та встановлення оптимальних технологічних режимів та складу ге- тероструктур, що забезпечують утворення напрямлених деформа- ційних напружень; – поверхневі явища, – міжфазні і міжзеренні межі, –нерівно- важних фаз, і сеґреґацій, залишкових напружень та підвищеного рівня дефектів кристалічної структури на процеси формування і властивості квантоворозмірних наноструктур та елементів наное- лектроніки; для наноструктур IV—VI груп важливими є досліджен- ня процесів сеґреґації компонентів, – олива, телюру, – на міжфа- зних межах, механізмів взаємодії із атмосферним киснем та враху- вання їх впливу на транспортні властивості; – теорії для пояснення експериментально встановлених законо- мірностей щодо впорядкованої самоорганізації квантоворозмірних структур, комплексу їх фізико-хемічних властивостей; у цьому се- нсі для наноструктур IV—VI груп необхідно вияснити механізми ро- сту, зокрема, процеси Оствальдового дозрівання та їх вплив на то- пологічні особливості і взаємодію із електромагнетним випромі- ненням у широкому діяпазоні довжин хвиль. 8. ВИСНОВКИ 1. Показано, що парофазні методи, як новітні (молекулярно- променева епітаксія), так і давно відомі (відкрите випаровування у вакуумі, гаряча стінка, газодинамічний потік) мають технологічну перспективу одержання наноструктур напівпровідникових сполук. 2. Метод молекулярно-променевої епітаксії за умов вибору хемічно- го складу наноструктур, температури і часу осадження забезпечує самоорганізацію росту упорядкованих у вертикальному та латера- льному напрямках квантових точок та квантових кристалів. 3. Методи відкритого випаровування у вакуумі, гарячої стінки та газодинамічного потоку пари є перспективними у технології нано- ґранульованих плівок та квантоворозмірних систем, однак питання пов’язані із самоорганізацією впорядкованих нульвимірних струк- тур вимагають додаткових досліджень. 4. Підкреслено технологічний сенс одержання наноструктур на ін- терфейсі епітаксійних гетероструктур за рахунок реґулярної сітки крайових дисльокацій невідповідностей. ПАРОФАЗНІ МЕТОДИ ОДЕРЖАННЯ НАНОСТРУКТУР 1111 ЦИТОВАНА ЛІТЕРАТУРА 1. Ю. Н. Равич, Б. А. Ефимова, Н. А. Смирнова, Методы исследования полу- проводников в применении к халькогенидам свинца PbTe, PbSe, PbS (Моск- ва: Наука: 1986). 2. Н. Х. Абрикосов, Х. Е. Шалимова, Полупроводниковые материалы на ос- нове соединений А IVBVI (Москва: Наука: 1975). 3. Ф. Ф. Сизов, Зарубежная электронная техника, 2: 31 (1977). 4. A. Rogalski and R. Ciupa, Optoelectronics Review, 5: 21 (1997). 5. T. Beyer and M. Tacke, Appl. Phys. Lett., 73: 1191(1998). 6. В. М. Шперун, Д. М. Фреїк, Р. І. Запухляк, Термоелектрика телуриду оли- ва та його аналогів (Івано-Франківськ: Плай: 2000). 7. Л. С. Палатник, Л. И. Папиров, Эпитаксиальные пленки (Москва: Наука: 1972). 8. J. N. Zemel, J. Luminescence, 7: 524 (1973). 9. Д. М. Фреик, М. А. Галущак, Л. И. Межиловская, Физика и технология полупроводниковых пленок (Львів: Вища школа: 1988). 10. В. И. Белявский, Соросовский образовательный журнал. Физика, 10: 92 (1998). 11. Р. А. Андриевский, Рос. хим. журн., 66, № 5: 50 (2002). 12. А. П. Шпак, Ю. А. Куницький, О. О. Коротченков, С. Ю. Смик, Квантові низькорозмірні системи (Київ: Академперіодика: 2003). 13. R. B. Schoolar and J. N. Zemel, J. Appl. Phys., 35: 1848 (1964). 14. J. E. Davey and T. Pankey, J. Appl. Phys., 39: 1941 (1968). 15. А. Г. Миколайчик, Я. И. Дутчак, Д. М. Фреик, Кристаллография, 13, No. 3: 574 (1968). 16. A. Lopez-Otero and L. D. Haas, Thin Solid Films, 23: 1 (1974). 17. T. I. Sheremeta, I. V. Prokopenko, P. M. Lytvyn, O. S. Lytvyn, V. M. Vodop’yanov, A. P. Bakhtinov, and E. I. Slyn’ko, Functional Materials, 14, No. 1: (2007). 18. Д. М. Фреїк, І. М. Ліщинський, П. М. Литвин, В. В. Бачук, Л. І. Никируй, М. Я. Гриджук, Фізика і хімія твердого тіла, 9, № 4: 529 (2008). 19. Д. М. Фреїк, П. М. Литвин, І. М. Ліщинський, В. В. Бачук, І. В. Горічок, Фізика і хімія твердого тіла, 10, № 1: 116 (2009). 20. Д. М. Фреїк, В. М. Чобанюк, О. Л. Соколов, М. А. Лоп’янко, Фізика і хімія твердого тіла, 10, № 1: 9 (2009). 21. M. Pinczolits, G. Springholz, and G. Bauer, Phys. Rev. B, 60: 11524 (1999). 22. К. Springholz, M. Pinczolits, P. Mayer, V. Holy, G. Bauer, H. H. Kang, and L. Salamanca Riba, Phys. Rev. Lett., 84, No. 20: 4669 (2000). 23. S. O. Ferreira, B. R. A. Noves, R. Magalhães-Paniago, M. S. Malachias, P. H. O. Rappi, A. Y. Ueta, E. Abramof, and M. S. Andrade, Journal of Crystal Growth, 231: 121 (2001). 24. A. Raab, R. T. Lechner, and G. Springholz, Phys. Rev. B, 67: 165321 (2003). 25. О. И. Юзефович, М. Ю. Михайлов, C. В. Бенгус, А. Ю. Аладышкин, Е. Е. Пестов, Ю. Н. Ноздрин, А. Ю. Сипатов, Е. И. Бухштаб, Н. Я. Фогель, Физи- ка низких температур, 34, № 12: 1249 (2008). 26. K. Wiesauer and G. Springholz, Proceedings GMe Forum, 209 (2001). 27. Ю. Н. Козырев, М. Ю. Рубежанская, А. А. Чуйко, Структурные особенно- сти эпитаксиальных гетероструктур с квантовыми точками Ge на Si (Київ: Ін-т хімії поверхні НАН України: 2004).

Парофазні методи одержання наноструктур

Institution

Ähnliche Einträge