Raport z działalności zakładu w 2008

Transkrypt

ZAKŁAD BADAŃ MATERIAŁÓW
I STRUKTUR PÓŁPRZEWODNIKOWYCH
Kierownik: doc. dr hab. inż. Andrzej CZERWIŃSKI
e-mail: [email protected], tel. (0-22) 548 77 64
Zespół:
prof. dr hab. Janina Marciak-Kozłowska
doc. dr hab. inż. Tadeusz Piotrowski, e-mail: [email protected]
dr inż. Jacek Ratajczak, e-mail: [email protected]
mgr inż. Adam Łaszcz, e-mail: [email protected]
mgr inż. Mariusz Płuska, e-mail: [email protected]
mgr inż. Marek Wzorek, e-mail: [email protected]
1. Prace prowadzone w 2008 roku
W 2008 r. w Zakładzie Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych realizowano następujące projekty naukowe:
• “Badania zmian strukturalnych w materiałach i strukturach półprzewodnikowych
dla nanotechnologii elektronicznych – etap IV” (projekt statutowy nr 1.08.046);
• „Metallic Source/Drain Architecture for Advanced MOS Technology” METAMOS
(”Metaliczne źródło/dren dla zaawansowanej technologii MOS”) – projekt realizowany w ramach 6. Programu Ramowego Unii Europejskiej, IST-CT-2005016677;
• „Badanie metodami mikroskopii elektronowej zmian zachodzących w strukturach metal-półprzewodnik w wyniku procesów termicznych” (projekt promotorski nr N515 06 28 33);
• „Charakterystyka multikrystalicznego krzemu modyfikowanego procesami geterowania i pasywacji na potrzeby wytwarzania ogniw fotowoltaicznych” (projekt
własny nr N515 088 433).
Ważnym osiągnięciem Zakładu w 2008 r. było zorganizowanie (wraz z Działem
DM ITE) 7th Polish-Japanese Joint Seminar on Micro and Nano-Analysis. Seminarium odbyło się w dniach 7–10.09.2008 r. w Warszawie na terenie ITE. Wzięło w nim
udział ok. 45 uczestników (w tym 20 z Japonii i 1 z Malezji).
2. Metoda redukcji zakłóceń obrazów rejestrowanych za pomocą
SEM w trybie powolnego skanowania
Periodyczne zakłócenia biegu wiązki elektronowej w skaningowym mikroskopie
elektronowym (SEM) mogą być spowodowane zakłóceniami sygnałów w obwodach bloku odchylania wiązki lub bezpośrednim oddziaływaniem pola elektro-
2
Sprawozdanie z działalności ITE w 2008 r.
magnetycznego. Powodują one zazwyczaj periodyczne deformacje obrazów.
Dotychczas obserwowano najczęściej zakłócenia pionowych krawędzi widoczne na
obrazach mikroskopowych podobnych do przedstawionego na rys. 1a. Dostępna
była również metoda korekcji tego typu obrazów. Aby przy jej użyciu uzyskać
jednocześnie niski poziom szumów, należało rejestrować serię obrazów oraz
wykonać niezależną ich korekcję, a następnie ich uśrednianie.
a)
b)
Rys. 1. Obrazy mikroskopowe zdeformowane przez zakłócenia periodyczne: a) obraz zarejestrowany przy
dużej prędkości skanowania (widać zniekształcenia pionowych krawędzi), b) obraz zarejestrowany przy
małej prędkości skanowania (widać deformacje krawędzi poziomych).
Zaproponowano nowe podejście pozwalające na korekcję pojedynczych
obrazów i uzyskanie bardzo niskiego poziomu szumów. Dzięki temu wymagana
jest mniejsza liczba operacji matematycznych, co skraca czas potrzebny na uzyskanie obrazu końcowego.
W trakcie prawidłowej rejestracji obrazu wiązka elektronowa przemiata preparat
linia po linii ze stałą prędkością (rys. 2a). Niepożądane, zmienne w czasie odchylenie wiązki elektronowej spowodowane zakłóceniami sprawia, że kształty
widocznych na obrazie obiektów są zdeformowane.
Kiedy czas skanowania pojedynczej linii obrazu jest znacznie krótszy od okresu
zakłóceń (czyli dla dużej prędkości skanowania), wówczas można przyjąć, że
niepożądane odchylenie wiązki elektronowej ma stałą wartość dla danej linii,
natomiast zmienia się po przejściu wielu linii. Ilustrują to rys. 2b i 2c. Wyszczególniono na nich dwa przypadki – kiedy wytworzona przez zakłócenia siła F
odchylająca wiązkę jest skierowana prostopadle do linii skanowania (rys. 2b) oraz
gdy siła F jest równoległa do linii skanowania (rys. 2c, również rys. 1a). Na rys. 2d
i 2e przedstawiono schematycznie przebiegi skanowania oraz wyniki rejestracji
obrazu w przypadku, kiedy czas rejestracji pojedynczej linii jest wielokrotnością
okresu zakłóceń (czyli dla małej prędkości skanowania). Tym razem zmienna
w czasie siła F, skierowana prostopadle do linii skanowania, powoduje falistą
deformację obrazu (rys. 2d, również rys. 1b). Kiedy siła F jest skierowana równolegle do linii skanowania, wtedy zmienia się prędkość biegu wiązki w trakcie rejestracji tej linii, co powoduje deformacje obrazu przedstawione na rys. 2e.
Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych
3
a)
d)
b)
c)
e)
Rys. 2. Wpływ zakłóceń biegu wiązki elektronowej na deformacje obrazów. Linie przerywane symbolizują tory, po których porusza się wiązka elektronowa. Zaznaczono symbolicznie czasowy przebieg siły F
oddziałującej na wiązkę elektronową: prawidłowy przebieg skanowania (a), zakłócenia przy dużej
prędkości skanowania i sile F skierowanej prostopadle (b) i równolegle (c) do linii skanowania, zakłócenia
przy małej prędkości skanowania i sile F skierowanej prostopadle (d) i równolegle (e) do linii skanowania.
Dotychczas możliwa była eliminacja zakłóceń obrazów zarejestrowanych
zgodnie z warunkami przedstawionymi na rys. 2c. Prezentowana obecnie metoda
uwzględnia możliwość korekcji obrazu zarejestrowanego w sposób przedstawiony
na rys. 2d. Należy zastrzec, że w praktyce na rejestrowanym obrazie powinno
wystąpić przynajmniej kilka okresów deformacji. Obraz na rys. 2 ma jedynie
charakter wyjaśniający problematykę zakłóceń.
Efektywną eliminację zakłóceń za pomocą opisywanej metody przy małej
prędkości skanowania uzyskuje się dzięki ustawieniu takiej orientacji badanego
preparatu i kierunku skanowania względem kierunku zakłóceń, aby występowały
wyłącznie zakłócenia pionowe, czyli deformacja poziomych krawędzi widocznych
na obrazie. Ze względu na to, że obraz przy powolnym skanowaniu jest rejestrowany bardzo długo, ustawień dokonuje się wstępnie przy dużej prędkości skanowania,
po czym przechodzi się do trybu skanowania powolnego.
Początkowo, przy dużej prędkości skanowania, korzystnie jest dobrać taki kierunek skanowania, aby jedna z krawędzi preparatu przebiegała na obrazie możliwie
równolegle do pionowej krawędzi całego obrazu. Taką krawędzią może być
również fragment łuku przebiegającego na obrazie w kierunku pionowym. W celu
sprawdzenia, czy obserwowany periodyczny przebieg krawędzi jest obrazem rzeczywistego jej kształtu, czy wynikiem działania zakłóceń, należy przeprowadzić
obserwację preparatu przy różnych prędkościach skanowania. Z zakłóceniami
periodycznymi mamy do czynienia tylko wówczas, kiedy częstotliwość geometryczna deformacji krawędzi zależy od prędkości skanowania.
Obracając badany preparat jednocześnie z obrotem kierunku skanowania,
obserwuje się zmianę amplitudy zakłóceń, świadczącą o zmianie proporcji dwóch
ortogonalnych składowych zakłóceń. Kiedy amplituda zakłóceń jest największa,
4
wtedy składowa zakłóceń równoległa do poziomych linii obrazu zawiera całkowite
zakłócenia, natomiast składowa prostopadła do poziomych linii obrazu jest zerowa.
W takiej sytuacji należy przełączyć czas skanowania linii na będący wielokrotnością okresu zakłóceń, obrócić kierunek skanowania o 90o i zarejestrować
obraz, który zostanie następnie poddany korekcji cyfrowej. Na takim obrazie
definiuje się obszar ze zdeformowaną krawędzią preparatu (rys. 3a). Algorytm
cyfrowej redukcji zakłóceń polega na detekcji przebiegu krawędzi, wyznaczeniu
periodycznych składowych tego przebiegu oraz korekcji obrazu na podstawie
wyznaczonych składowych.
a)
b)
c)
d
Rys. 3 a) Przykład wyboru obszaru obrazu zawierającego wyraźnie zdeformowaną krawędź, b) powiększony
obraz zaznaczonego obszaru, c) przebiegi jasności pikseli dwóch wybranych pionowych linii obszaru
Na rys. 3c widać, że dwie wybrane linie mają podobny kształt przebiegu jasności
w postaci charakterystycznego piku. W podanym przykładzie różnicę między
dwoma przykładowymi liniami stanowi przesunięcie tego piku względem początku
linii. Obliczenie korelacji każdej linii z zespoloną funkcją harmoniczną:
l
w( m) = ∑ xm (n)(cos(2πn / l ) − j sin( 2πn / l )) ,
(1)
n =0
gdzie: m – numer linii, l – długość linii w pikselach, xm(n) – przebieg jasności m-tej
linii, pozwala na wyznaczenie kąta fazowego (m), który niesie informacje o przesunięciu pików przedstawionych na rys. 3c:
ϕ(m) = arctg(Im[w(m)]/Re[w(m)] − π/2).
(2)
Ponieważ dla pierwszej składowej harmonicznej przesunięcie piku o długość
linii l odpowiada kątowi 2π, więc przesunięcie tego piku w pikselach wynosi: d(m) =
= ϕ(m)/2π. Wektor d(m) zawiera wartości przesunięcia piku w funkcji numeru linii,
które odpowiadają przebiegowi krawędzi.
Aby określić zawartość periodycznych składowych przebiegu krawędzi, dokonuje się analizy widmowej (DFT) wektora d(m). W prezentowanej metodzie
stosuje się synchronizację rozmiaru transformaty z badanym wektorem, polegającą
5
na automatycznym zawężaniu liczby analizowanych punktów wektora do stanu,
w którym rozmycie pików widma jest najmniejsze.
W uzyskanym w wyniku synchronizacji widmie wyszukuje się pik o maksymalnej wartości, odpowiadający pierwszej składowej harmonicznej zakłóceń, oraz
piki, których częstotliwość stanowi wielokrotność jego częstotliwości (jak
pokazuje nasze doświadczenie, najczęściej wystarczy trzecia i piąta składowa
harmoniczna). Aby wyeliminować wpływ kształtu krawędzi na wyniki analizy,
należy podczas wyszukiwania pominąć kilka pierwszych punktów widma (np.
2 punkty), odpowiadających składowej stałej i składowym wolnozmiennym.
Na podstawie wyznaczonych parametrów generuje się wektor korekcyjny c(m),
którego wartości reprezentują liczbę pikseli, o jaką należy przesunąć daną m-tą
linię obrazu:
c(m) = a1sin(2πfm+Φ1)+ a2sin(4πfm+Φ2)+a3sin(6πfm+Φ3 )
(3)
gdzie: a1, a2, ... – amplitudy kolejnych składowych harmonicznych zakłóceń; f – częstotliwość geometryczna zakłóceń (liczba okresów zakłóceń występująca na
obrazie); Φ1, Φ2, ... – przesunięcia fazowe kolejnych składowych harmonicznych
zakłóceń.
Zaprezentowaną metodę zaimplementowano w środowisku programistycznym
LabWindows CVI. Stworzono oprogramowanie narzędziowe wykorzystujące algorytmy redukcji zakłóceń periodycznych obrazów SEM, zarejestrowanych zarówno
z dużą, jak i małą prędkością skanowania. Na rys. 4 przedstawiono graficzny interfejs użytkownika.
Rys. 4. Graficzny interfejs użytkownika aplikacji do redukcji zakłóceń periodycznych obrazów SEM
6
Opracowana nowa metoda redukcji zakłóceń, dzięki zastosowaniu małej
szybkości skanowania, pozwala na rejestrację i korekcję obrazów mikroskopowych
o niskim poziomie szumów. Eliminuje to konieczność rejestracji, korekcji i uśredniania wielu obrazów, co znacznie ułatwia implementację metody. Dodatkowo
opracowany doskonalszy algorytm detekcji krawędzi zwiększa precyzję obliczeń
przy jednoczesnym zmniejszeniu liczby potrzebnych do wykonania operacji matematycznych. Na podstawie opracowanej metody stworzono oprogramowanie narzędziowe, służące do redukcji periodycznych zakłóceń obrazów SEM rejestrowanych zarówno dla dużej, jak i małej prędkości skanowania.
3. Rekonstrukcja trójwymiarowych kształtów defektów w Gan
z obrazów SEM oraz porównanie wyników z rezultatami AFM
W 2008 r. kontynuowano prace mające na celu wyznaczanie kształtów trójwymiarowych obiektów z obrazu SEM. Własna oryginalna metoda, opisana
wstępnie w 2007 r., została obecnie znacząco udoskonalona. Zastosowano
doskonalszy opis zależności współczynnika emisji elektronów wtórnych od kąta,
jaki tworzy wiązka elektronów z powierzchnią próbki. Wprowadzono nową
metodę wyznaczania parametrów modelu, wykorzystując do tego pomiary stereofotogrametryczne. Zastosowano nowy odczynnik trawiący do selektywnego trawienia defektów. Ponadto, w celu sprawdzenia dokładności ulepszonej metody,
przeprowadzono dla porównania badania na mikroskopie sił atomowych (AFM).
Pomiary AFM oraz eksperymenty na skaningowym mikroskopie elektronowym,
wyposażonym w polową emisję elektronów oraz detektor umieszczony wewnątrz
kolumny mikroskopu, zostały przeprowadzone we Włoszech, w instytucie
Fondazione Bruno Kessler, po uzyskaniu finansowania z projektu europejskiego
ANNA (European Integrated Activity of Excellence and Networking for Nano and
Micro-Electronics Analysis).
Przedmiotem badań były powierzchnie warstw GaN uzyskanych metodą
epitaksji z fazy gazowej na podłożu szafirowym. Badany materiał trawiono w mieszaninie eutektycznej KOH-NaOH. Stwierdzono, że optymalna temperatura oraz
czas trawienia dla badanego materiału wynoszą odpowiednio 455oC i 10 min.
Do opisu zależności współczynnika emisji elektronów wtórnych (SE) od kąta
nachylenia powierzchni względem wiązki elektronów zastosowano model podany
przez Bruininga: δα = δ0 exp[p(1−cosα)], gdzie δα oznacza współczynnik emisji
SE, δ0 opisuje emisję dla kąta α = 0, gdy wiązka elektronów jest prostopadła do
powierzchni próbki. Parametr p zależy od materiału oraz energii elektronów.
Chwilowe ustawienia mikroskopu wpływają jednak na jasność i kontrast obrazu.
Aby
to
uwzględnić,
wprowadzono
modyfikację
w
postaci:
I = A exp[ p(1 − cos α )] + B , gdzie I oznacza intensywność obrazu, A i B to
parametry, które odnoszą się do chwilowych ustawień kontrastu i jasności obrazu.
7
Stwierdzono, że równanie to lepiej opisuje punkty doświadczalne od modelu zastosowanego w metodzie poprzednio.
Gdy parametry A, B i p są znane, wtedy kąty α wyznaczone z obrazu SEM mogą
zostać użyte do wyznaczenia profilu zagłębienia. Kierunek wyznaczania kształtu
powinien zostać dobrany tak, aby kąt α opisywał nachylenie powierzchni wzdłuż
wybranego kierunku. Przykładowy obraz SEM trawionej powierzchni GaN przedstawiono na rys. 5a. Kierunek, który może zostać użyty do wyznaczenia kształtu,
zaznaczono linią przerywaną.
Rys. 5 a) Przykładowy obraz SEM jamki dyslokacyjnej. Próbka jest przechylona o 30o. Linia przerywana
wskazuje kierunek użyty do wyznaczania profilu przedstawionego na rys. (b). Profil uwzględnia nachylenie próbki. Linia pozioma na rys. (b) przedstawia głębokość uzyskaną za pomocą stereofotogrametrii.
Zaproponowany model ma jednak pewne ograniczenia. Procentowa ilość
elektronów docierająca do detektora może być różna dla różnych obszarów próbki.
W obecnej pracy do eksperymentów wykorzystano detektor znajdujący się w kolumnie mikroskopu, co polepsza efektywność detekcji elektronów oraz minimalizuje negatywny efekt cieniowania kształtu. Kolejnym zjawiskiem jest przyczynek elektronów wstecznie rozproszonych (BSE) do emisji elektronów wtórnych. BSE mogą generować dodatkowe elektrony wtórne blisko powierzchni,
a ponadto mogą ponownie uderzyć w próbkę w innym miejscu i wygenerować
dodatkowe elektrony. W przypadku obrazowania jamek trawienia większość BSE
generuje elektrony uderzając w przeciwległą powierzchnię zagłębienia, co skutkuje
większą intensywnością obrazu. Aby sprawdzić, czy w tym konkretnym przypadku
można stosować zaproponowane równanie, przeprowadzono następujący eksperyment.
Nachylenia powierzchni dla serii jamek trawienia zostały wyznaczone za
pomocą metody stereofotogrametrii. Dla każdej jamki dyslokacyjnej odczytano
intensywność obrazu dla próbki nachylonej pod kątem 30o. Wyniki zostały zaprezentowane na rys. 6, który pokazuje intensywność obrazu SEM w funkcji nachylenia powierzchni wyznaczonej metodą stereofotogrametrii. Krzywa na rysunku
przedstawia zaproponowany model dopasowany do punktów doświadczalnych.
Przedstawiono również wykres Log[(I – B)/A] w funkcji (1 – cosα), gdzie A i B są
8
dopasowanymi wartościami parametrów.
Równanie dobrze opisuje punkty eksperymentalne.
Przynajmniej trzy punkty doświadczalne dla różnych wartości α są potrzebne,
aby wyznaczyć trzy parametry modelu.
Raz otrzymane wartości parametrów mogą
być następnie stosowane dla każdego
innego obrazu SEM uzyskanego przy tych
samych ustawieniach mikroskopu. PrzyRys. 6. Intensywność obrazu SEM jako funkcja
kąta α między wiązką elektronów pierwotnych kładowy profil uzyskany z obrazu SEM
a powierzchnią materiału. Punkt dla 30o odpo- przedstawiono na rys. 5b. Pozioma linia
wiada płaskiej powierzchni próbki.
odnosi się do głębokości zagłębienia wyznaczonego metodą stereofotogrametrii.
Prezentowana nowa metoda została
wykorzystana do wyznaczenia rozkładu
statystycznego głębokości jamek dyslokacyjnych w badanym materiale. Jamki
dyslokacyjne są zorientowane wzdłuż
tych samych kierunków krystalograficznych i ich profile mogą być uzyskane
z jednego obrazu SEM. Wyniki z odpowiednim obrazem SEM pokazano na rys.
7a. Wyraźne są dwa maksima w zakresie
0 ÷ 150 nm. Również może zostać odseparowana część rozkładu odpowiadająca
głębszym jamkom dyslokacyjnym w zakresie do 450 nm. Jamki dyslokacyjne
o najmniejszych rozmiarach są spodziewane w miejscach odpowiadających dyslokacjom krawędziowym. Maksimum dla
najpłytszych jamek w uzyskanym rozRys. 7. Histogramy rozkładu głębokości jamek
kładzie
może być przyporządkowane
dyslokacyjnych uzyskane z obrazu SEM (a) oraz
AFM (b) tego samego obszaru próbki. Zamiesz- dyslokacjom tego typu. Maksimum
czono również omawiane obrazy SEM i AFM.
w średnim zakresie głębokości powinno
zostać przyporządkowane dyslokacjom
mieszanym, a najgłębsze jamki dyslokacjom śrubowym.
W celu porównania i weryfikacji uzyskanych wyników wykonano badania AFM
dokładnie tego samego obszaru próbki. Uzyskany rozkład głębokości jamek oraz
odpowiadający mu obraz AFM przedstawiono na rys. 7b. Gęstości jamek dyslokacyjnych otrzymane z obrazu SEM są podobne do wartości otrzymanych za
pomocą AFM. Gęstość jamek dyslokacji krawędziowych otrzymana z obrazu SEM
9
jest jednak większa, gdyż rozdzielczość obrazu SEM jest w tym przypadku lepsza.
Z porównania obu rozkładów z rys. 7 widać, że głębokości otrzymane z obrazu
SEM są nieznacznie większe w porównaniu z wynikami AFM. Obraz AFM jest
złożeniem topografii powierzchni oraz kształtu ostrza użytego do eksperymentów.
Głębokości uzyskane za pomocą stereofotogrametrii są większe od głębokości
uzyskanych z obrazu SEM, co wskazuje na to, że w tym konkretnym przypadku
pomiary AFM są mniej dokładne.
Pomiary AFM niezależnie potwierdziły stwierdzoną za pomocą nowej metody
SEM obecność trzech pików w rozkładzie głębokości jamek dyslokacyjnych w badanym materiale, które mogą być przyporządkowane różnym typom dyslokacji.
4. Badania tworzenia się krzemku irydu w strukturach Ir/Si
oraz Ir/Si/SiO2/Si
Celem prac była kompleksowa charakteryzacja mikrostruktury krzemku irydu
oraz granic fazowych Ir/Si przy użyciu zaawansowanych technik transmisyjnej
mikroskopii elektronowej (TEM).
Poprzednie badania warstw krzemków irydu, stosowanych jako bariery
Schottky’ego, wykonane za pomocą konwencjonalnej TEM, pozostawiły niewyjaśnione liczne zagadnienia dotyczące ich struktury. Zastosowanie transmisyjnej
mikroskopii wysokorozdzielczej (HRTEM) i analitycznej mikroskopii TEM (EDS)
miało na celu uzyskanie dokładnych informacji o budowie strukturalnej poszczególnych warstw krzemkowych i wyjaśnienie zjawisk zachodzących w strukturach
Ir/Si oraz Ir/Si/SiO2/Si podczas procesów wygrzewania.
Do badań użyto próbek, w których warstwę irydu o grubości 15 nm osadzono za
pomocą rozpylania wiązką elektronową na dwóch rodzajach podłoży: bezpośrednio
na podłożu krzemowym oraz na podłożu Si/SiO2/Si (SOI), gdzie grubość wierzchniej warstwy krzemowej wynosiła 100 nm. Do wytworzenia warstw krzemkowych zastosowano szybkie wygrzewanie RTA (Rapid Thermal Annealing) każdej
struktury przez 2 min. Struktury Ir/Si zostały wygrzane w temperaturze 300, 400
i 500°C, natomiast struktury Ir/Si/SiO2/Si w temperaturze 600 i 900°C.
Wygrzewanie struktury Ir/Si w 300°C (rys. 8a) i 400°C (rys. 8b) powoduje
tworzenie się cienkiej warstwy krzemku irydu między podłożem a warstwą irydu.
Grubość warstwy krzemkowej utworzonej po wygrzewaniu w 300°C wynosi ok.
7 nm. Warstwa jest całkowicie amorficzna. Jej granice fazowe zarówno z irydem,
jak i podłożem są bardzo gładkie. Utworzona w wyniku wygrzewania w 400°C
warstwa krzemku osiąga grubość 8 nm. Na obrazie wysokorozdzielczym zaobserwowano (rys. 8b), że warstwa ok. 2 nm na spodzie krzemku jest całkowicie
amorficzna. W lewej części zdjęcia (rys. 8b) cała warstwa krzemku jest amorficzna
aż do granicy fazowej z nieprzereagowanym irydem. Pozostała część krzemku jest
już krystaliczna, z rzędami atomów dobrze widocznymi przy obserwacji tego
zdjęcia w dużym powiększeniu. Warstwa krzemku utworzona w tej temperaturze,
10
podobnie jak w 300°C, ma bardzo gładkie granice fazowe. W wyniku reakcji
atomów irydu z krzemem grubość warstwy irydu zmniejsza się średnio o ok.
2 nm w 300°C i o 3 nm w 400°C. Powierzchnia warstwy irydu jest bardziej nierówna w strukturze wygrzewanej w temperaturze 400°C niż w 300°C.
Wygrzewanie struktury Ir/Si w 500°C
prowadzi już do całkowitej reakcji irydu
i w konsekwencji do utworzenia dwóch
warstw krzemku irydu o różnej grubości
(rys. 9b). Górna, grubsza warstwa ma grubość ok. 20 nm, przy czym jest ona nierównomierna, miejscami grubość wynosi
Rys. 8. Obrazy wysokorozdzielcze struktury Ir/Si nawet 12 nm. Jest to warstwa krystaliczna,
wygrzewanej w temperaturze: a) 300°C, b) 400°
zbudowana z bardzo drobnych kryształów.
Identyfikacja przeprowadzona przy użyciu
analizy obrazów dyfrakcyjnych wykazała,
że warstwa ta złożona jest z fazy IrSi.
Dolna, cieńsza warstwa krzemku irydu
(grubości ok. 7 nm) od granicy z podłożem ma postać amorficzną, która następnie przechodzi w postać krystaliczną
(rys. 9c). W tym przypadku do identyfikacji fazowej tak cienkiej warstwy zastosowano metodę EDS, gdzie rozmiar
wiązki elektronowej wynosi ok. 0,7 nm.
Pomiar składu chemicznego ze środka
warstwy wykazał (rys. 9a), że warstwa
krzemku jest zbudowana z fazy Ir2Si3
(IrSi1.5). Granica fazowa między warstwą
krzemku podłożem jest dość równa.
Można jeszcze wyróżnić trzecią warstwę, która na rys. 9b stanowi poszarpaną
Rys. 9. Struktura Ir/Si wygrzewana w temperatu- granicę fazową między powstałymi po
rze 500°C: a) widmo EDS fazy Ir2Si3, b) widok wygrzewaniu warstwami krzemku irydu.
ogólny struktury, c) wysokorozdzielczy obraz struk- Na obrazie wysokorozdzielczym (rys. 9c)
tury
granica ta przedstawia się jako dość
nierówna, amorficzna warstwa grubości ok. 2 nm, której ciągłość przerwana jest
przez ziarna fazy IrSi1,5 lub IrSi.
11
W strukturze Ir/Si/SiO2/Si wygrzewanej w 600°C, podobnie jak w strukturze Ir/Si wygrzewanej w 500°C, cały
iryd ulega przemianie w krzemek irydu.
W tej reakcji bierze udział aż 40 ÷ 50%
grubości warstwy krzemu (przed wygrzewaniem jej grubość wynosiła 100 nm).
Powstała warstwa krzemku irydu jest
zbudowana z dużych ziaren (rys. 10b),
a jej grubość wynosi ok. 40 nm. Pomiary
EDS wykazały, że warstwa krzemku jest
zbudowana z fazy IrSi3 (rys. 10a). W części ziaren podczas wygrzewania powstały
wydzielenia tej samej fazy, które mają
tendencję wzrostu w kierunku krzemu
(rys. 10c). Między powstałymi wydzieleniami obserwuje się białe obszary o budowie amorficznej. Można przypuszczać,
że bezpośrednio przed powstaniem wydzieleń na granicy fazowej krzemek/ Rys. 10. Struktura Ir/Si/SiO2/Si wygrzewana w tem/krzem uformowała się ciągła amorfi- peraturze 600°C: a) widmo EDS fazy IrSi3, b) widok ogólny struktury, c) obraz HRTEM granicy faczna warstwa krzemku. Powierzchnia zowej krzemek/krzem
warstwy krzemku irydu, jak i granica
fazowa krzemek/krzem są pofalowane przez powstałe wydzielenia (rys. 10b).
Proces tworzenia się krzemku irydu w strukturze Ir/Si/SiO2/Si wygrzewanej
w 900°C postępuje bardzo gwałtownie. Tworzeniu się krzemku w tych warunkach nie
towarzyszy już formowanie się ciągłej warstwy krzemku jak w niższych temperaturach, lecz powstawanie w krzemie grup ziaren lub dużych pojedynczych ziaren
krzemku, które mają tendencję wzrostu w kierunku podłoża. Pomiary EDS wykazały,
że w 900°C krzemek irydu jest zbudowany z fazy IrSi3 (tak jak w 600°C).
Mikrostruktura powstałego po wygrzewaniu krzemku irydu jest różna w każdej
temperaturze. W najniższej temperaturze wygrzewania (300°C) cienka warstwa
krzemku utworzona na granicy iryd/krzem jest całkowicie amorficzna. W 400°C
następuje jej częściowa krystalizacja. Nawet w wyższej temperaturze wygrzewania (500 i 600°C), gdy warstwa irydu już całkowicie reaguje z krzemem na
granicy krzemek/krzem, nadal występuje faza amorficzna w postaci jeszcze ciągłej
cienkiej warstwy (500°C) lub skupisk amorficznych, odseparowanych od siebie
wydzieleniami krzemku (600°C). Faza amorficzna nie występuje tylko podczas
formowania się krzemku w 900°C.
W wyniku analizy badanych próbek można stwierdzić, że w strukturach wygrzewanych w temperaturze 300, 400 i 500°C jedynie atomy krzemu są mobilne.
Dowodem na to jest występowanie amorficznej warstwy bezpośrednio przy pod-
12
łożu (która stanowi również dalszą barierę dla dyfuzji atomów krzemu do irydu) oraz
jej gładkie granice fazowe z podłożem krzemowym. W próbce wygrzewanej w 500°C
występowanie bezpośrednio przy podłożu fazy krzemkowej IrSi1,5, bogatszej w krzem
od fazy IrSi, położonej powyżej warstwy IrSi1,5, jest następnym dowodem, że w tej
temperaturze tylko atomy krzemu są mobilne. Sytuacja zmienia się natomiast
w próbce wygrzewanej w 600°C. Ponieważ w części ziaren krzemku irydu podczas
wygrzewania w tej temperaturze powstały wydzielenia, które mają tendencję wzrostu
w kierunku krzemu (rys. 10c), można przypuszczać, że atomy irydu w tych warunkach temperaturowych stają się również mobilne. Zjawisko to jest jeszcze bardziej
widoczne w próbce wygrzewanej w 900°C, gdzie doszło do przerwania ciągłości
formowanej warstwy krzemku i tworzenia się grup lub pojedynczych ziaren krzemku
oraz do ich wzrostu w kierunku podłoża. Świadczy to o tym, że w takich warunkach
obok atomów krzemu również atomy irydu są bardzo mobilne.
We współczesnych technologiach półprzewodnikowych stosowane są metody wygrzewania RTA, a nie konwencjonalnego wygrzewania w piecu. Dlatego przedstawione badania strukturalne mają duże znaczenie dla ustalenia wpływu stosowanej
technologii wytwarzania kontaktów krzemkowych na elektryczne właściwości tych
kontaktów. Zaprezentowane wyniki mają istotną wartość praktyczną, gdyż badane
metody szybkiego wygrzewania RTA są powszechnie stosowane we współczesnych
technologiach półprzewodnikowych, podczas gdy porównywalne wyniki opisane
w literaturze dotyczyły konwencjonalnego wygrzewania w piecu.
5. Zastosowanie zaawansowanych metod TEM do badania
kontaktów omowych Au/Pt/Ti/Pt dla GaAs
Zaawansowane metody TEM (wysokorozdzielcza transmisyjna mikroskopia –
HRTEM i analityczne metody mikroskopii TEM) zostały użyte do optymalizacji
procesu wytwarzania struktur kontaktowych do GaAs, opartych na wieloskładnikowych metalizacjach z udziałem złota, tytanu i platyny, oraz do wyjaśnienia
zjawisk zachodzących podczas wygrzewania w strukturach w obszarze platyny
i podłoża GaAs. Było to rozwinięcie poprzednich prac badawczych wykorzystujących konwencjonalne techniki TEM. Celem badań było wytworzenie takich
zoptymalizowanych kontaktów dla laserów półprzewodnikowych w Zakładzie
Fizyki i Technologii Struktur Niskowymiarowych ITE.
Wieloskładnikowe metalizacje złożone z Au, Pt i Ti zostały osadzone za pomocą
rozpylania magnetronowego na podłożach GaAs domieszkowanych Be. Struktury
o układzie Au/Pt/Ti/Pt/GaAs, z różną grubością dolnej warstwy platyny (10, 20 i 30
nm), poddano następnie wygrzewaniu przez 5 min. w temperaturze 450, 470 i 490oC.
Badania TEM ujawniły, że podczas wygrzewania struktur Au/Pt/Ti/Pt(10, 20 i 30
nm)/GaAs w temperaturze 450oC w każdej strukturze zachodzi płytka dyfuzja platyny
do podłoża i w konsekwencji tworzą się różne warstwy na granicy fazowej Pt/GaAs.
13
Wygrzewanie struktur Au/Pt/Ti/Pt(10,
20 i 30 nm)/GaAs w wyższej temperaturze
niż 450oC (tj. 470 i 490oC) jest niekorzystne dla mikrostruktury kontaktów.
W tych warunkach, niezależnie od grubości dolnej warstwy platyny, ma miejsce silna dyfuzja atomów ze złota i platyny
z górnych warstw kontaktu, która powoduje zaburzenie ciągłości bariery tytanowej
i migrację atomów z górnych warstw w kierunku podłoża. W konsekwencji prowadzi
to do reakcji między atomami złota, platyny, galu i arsenu oraz do tworzenia się
w tym miejscu wieloskładnikowych faz
w postaci kryształów o ostrych (kanciastych) brzegach. Podczas migracji atomów
złota i platyny z górnej warstwy przez
warstwę tytanu może dochodzić również
do lokalnej reakcji między atomami Au i Pt
oraz atomami Ti.
Na wysokorozdzielczym obrazie struktury Au/Pt/Ti/Pt(10nm)/GaAs wygrzewanej
w 450oC (rys. 11a) widać, że w tej temperaturze platyna całkowicie reaguje
z GaAs, formując trzy różne warstwy:
warstwę amorficzną (1) oraz dwie warstwy krystaliczne (2) i (3). Grubość uformowanych warstw wynosi 5, 7 i 15 ÷ 17 nm
odpowiednio dla warstw (1), (2) i (3).
Na wysokorozdzielczym obrazie struktury z 20 nm platyny (rys. 11b) i wygrzewanej w tej samej temperaturze (450oC) Rys. 11. Wysokorozdzielcze obrazy obszaru
Au/Pt/Ti/Pt do
widoczne są również trzy warstwy o podo- Pt/GaAs struktur kontaktowych
o
C
dla
warstwy plaGaAs
wygrzewanych
w
450
bnej mikrostrukturze, uformowane z przetyny grubości: a) 10 nm, b) 20 nm
reagowanej platyny: warstwa amorficzna
grubości 3 nm (1) oraz dwie warstwy krystaliczne grubości 22 nm (2) i 35 ÷ 40 nm (3).
Wygrzewanie struktury z 30 nm platyny w 450oC powoduje jednak tworzenie się tylko
dwóch krystalicznych warstw Pt-GaAs (rys. 11b) grubości 33 nm (dolna warstwa) oraz
42 ÷ 46 nm (górna warstwa). Powierzchnia struktur, granice fazowe Au/Pt/Ti oraz granice między nowo uformowanymi warstwami są gładkie. Na zdjęciach wysokorozdzielczych można zauważyć (rys. 11a i b), że granica fazowa warstw zaznaczonych jako (3) z podłożem jest lekko pofalowana.
14
W celu identyfikacji nowo powstałych warstw Pt-Ga-As przy użyciu spektroskopii dyspersji energii (EDS) w TEM wytworzono specjalną strukturę Pt(30nm)/
/GaAs, a następnie wygrzano w tych samych warunkach (tj. 450oC/5 min.) co wygrzewane struktury Au/Pt/Ti/Pt(10 ÷ 30 nm)/GaAs. Wytworzenie i wygrzanie
struktury bez górnych warstw kontaktowych Au/Pt/Ti miało na celu uniknięcie
niekorzystnego wpływu tych składników na dokładność pomiarów w obszarze warstw
Pt-Ga-As. Obraz TEM na rys. 12a ujawnia, że wygrzewanie w 450oC/5 min.
powoduje całkowitą reakcję platyny z GaAs i utworzenie się dwóch krystalicznych warstw, tak jak po wygrzewaniu dla Au/Pt/Ti/Pt(30nm)/GaAs.
Pomiary składu chemicznego wykazały, że górna warstwa, wytworzona podczas wygrzewania struktury Pt/GaAs, składa się galu, platyny i arsenu (rys. 12b)
o koncentracji od 43 do 46 at% Ga, od 30
do 33 at% Pt i od 22 do 25 at% As.
Dolna warstwa również jest złożona z galu, platyny i arsenu, jednak koncentracja
składników jest już inna i waha się w od
28 do 32 at% Ga, od 24 do 26 at% Pt i od
42 do 47 at% As. Z badań składu chemicznego wynika, że wygrzewanie struktury Pt(30nm)/GaAs w temperaturze
450oC/5 min. powoduje całkowitą reakcję
platyny z podłożem i w konsekwencji
utworzenie się dwóch trójskładnikowych
warstw Pt-Ga-As.
Zastosowanie zawansowanych metod
TEM pozwoliło scharakteryzować mikrostrukturę warstw kontaktowych z dużo większą precyzją niż w przypadku
konwencjonalnej metody TEM. Analiza
struktur za pomocą HRTEM umożliwiła
określenie dokładnych grubości, jak i mikrostruktury poszczególnych warstw kontaktowych oraz jakości granic fazowych
między warstwami.
Z przeprowadzonych badań wynika, że
niezależnie od grubości dolnej warstwy
struktury
kontaktowe
Rys. 12. Struktura Pt(30nm)/GaAs wygrzewana platyny
w temperaturze 450oC: a) przekrój poprzeczny Au/Pt/Ti/Pt/GaAs wygrzewane w temstruktury, b) widmo EDS uzyskane z górnej war- peraturze 450oC charakteryzują się dobrą
stwy, c) widmo EDS uzyskane z dolnej warstwy
mikrostrukturą, płytką dyfuzją platyny do
15
podłoża oraz gładkimi granicami fazowymi między warstwami. Jedynie granica
z podłożem jest lekko pofalowana.
6. Analiza próbek SiC przy użyciu TEM
Opracowano metodę określania politypu węglika krzemu (SiC) przy użyciu
wyników badań TEM oraz numerycznej analizy obrazów dyfrakcyjnych TEM za
pomocą stworzonego programu komputerowego.
Węglik krzemu jest jednym z nielicznych związków, który może występować
w postaci tzw. politypów. Strukturę SiC można opisać podając sekwencję warstw
atomowych, ułożonych kolejno nad sobą wzdłuż kierunku krystalograficznego
[0001], według czterowskaźnikowych oznaczeń używanych dla struktury heksagonalnej. Możliwe są trzy warstwy, opisywane jako A, B, C, różniące się od siebie
położeniami atomów. SiC występuje w postaci ponad 200 różnych politypów. Najprostszymi politypami są: politypy 2H, mające sekwencję warstw AB, co odpowiada heksagonalnej strukturze typu wurcytu, oraz politypy 3C, mające sekwencję warstw ABC, co odpowiada strukturze regularnej typu blendy cynkowej. We
współczesnych zastosowaniach SiC najczęściej jest wykorzystywany polityp 4H
o sekwencji warstw ABCB.
Dokładne określenie politypu przy użyciu konwencjonalnej transmisyjnej
mikroskopii elektronowej za pomocą dyfrakcji jest trudne ze względu na liczbę
możliwych politypów do rozpatrzenia. W celu usprawnienia tego procesu został
napisany program komputerowy, który oblicza teoretyczny obraz dyfrakcji elektronowej. Co istotne, program uwzględnia w obliczeniach odpowiednie parametry
używanego mikroskopu. Program oblicza teoretyczny obraz dyfrakcyjny dla
zadanej orientacji preparatu w mikroskopie.
Przykład zastosowania programu
został przedstawiony na rys. 13. Pokazano na nim dyfrakcyjny obraz politypu
SiC 4H, uzyskany w mikroskopie dla
orientacji próbki [2-1-10], oraz teoretyczny obraz dyfrakcyjny, obliczony dla
tej orientacji przy użyciu stworzonego
programu komputerowego. Rozróżniono
ponadto przewidziane położenia wzbronionych punktów dyfrakcyjnych, które Rys. 13 a) Eksperymentalny obraz dyfrakcyjny
uzyskany w TEM, b) obraz dyfrakcyjny obliczony
powinny być obecne z powodu zjawiska teoretycznie za pomocą stworzonego programu
podwójnej dyfrakcji.
wraz z naniesionym na niego eksperymentalnym
Dla niektórych orientacji próbki w mi- widmem dyfrakcyjnym
kroskopie obraz dyfrakcyjny dla różnych politypów może być identyczny. Przykładowo widmo dyfrakcyjne politypów 4H oraz 6H dają ten sam obraz dyfrakcyjny
16
w przypadku takiego zorientowania próbki, że wiązka elektronów jest równoległa
do kierunku [01-10]. Natomiast po obróceniu preparatu w mikroskopie o 30o wokół
osi [0001] do orientacji [2-1-10] obraz dyfrakcyjny dla politypów 4H oraz 6H jest
już różny i obydwa politypy mogą być rozróżnione. Stworzony program komputerowy umożliwia rozróżnienie rozmaitych przypadków i wybranie optymalnych warunków badań.
Program umożliwia też inny rodzaj pracy, a mianowicie szukanie struktury SiC,
której teoretyczny obraz dyfrakcyjny najbliżej odpowiada obrazowi eksperymentalnemu. Polega to na dopasowywaniu sekwencji warstw atomowych składających
się na strukturę SiC do odpowiednio utworzonej maski z otrzymanego widma
dyfrakcyjnego. Umożliwia to automatyczne wyszukiwanie możliwych politypów
z otrzymanego obrazu dyfrakcyjnego.
Przykład tak dopasowanej struktury dla otrzymanego widma dyfrakcyjnego przedstawiono na rys. 14. Po sprawdzeniu wszystkich możliwości sekwencji warstw
Rys. 14 a) Obraz TEM badanej próbki przedstawiający błędy ułożenia, b) obraz dyfrakcyjny, c) ten sam
obraz z teoretycznym widmem dyfrakcyjnym politypu z sekwencją ABABABCBCBCACAC
o całkowitej liczbie do 16 włącznie stwierdzono, że sekwencją dającą widmo dyfrakcyjne najbliższe zadanej masce jest sekwencja ABABABCBCBCACAC. Na
rysunku pokazano również obraz TEM badanej próbki, na którym widać błędy ułożenia, będące zaburzeniami w periodyczności ułożenia warstw atomowych.
7. Analiza obrazu mikroskopii sił atomowych (AFM) w zastosowaniu
do rekonstrukcji wymiarów nanoobiektów
Badania geometrii obiektów nanowymiarowych są zwykle prowadzone z wykorzystaniem TEM, skaningowej mikroskopii tunelowej oraz mikroskopii sił atomowych (AFM). Najbardziej popularne, ze względu na prostotę przygotowania próbki
oraz możliwość pomiaru obiektów izolacyjnych, konkurencyjnie do mikroskopii
tunelowej, stały się pomiary mikroskopem sił atomowych. Jednakże, co jest dobrze
znane, wielkość przedmiotu określona przez AFM jest obarczona błędem wynikającym z tego, że rozmiar obiektu jest porównywalny z promieniem ostrza pomiarowego.
17
W ramach prowadzonych prac dokonano analizy wpływu rozmiaru promienia
ostrza pomiarowego i kształtu ostrza oraz obiektu na wymiary obiektu, uzyskiwane
z rekonstrukcji obrazu otrzymanego w AFM, przy zakładanych kombinacjach parabolicznych i sferycznych kształtów ostrza pomiarowego i obiektu .
Najczęściej przy pomiarze nanoobiektów przyjmowane jest założenie, że sonda
ma kształt sferyczny o promieniu R i że badany przedmiot ma również kształt sferyczny o promieniu r i wysokości h. Średnica D obrazu obiektu otrzymywana
z AFM jest określona wtedy przez wzór: D = 2(2h(R + r) – h2)0,5. Przyjmuje się, że
wysokość h jest mierzona dokładnie. Natomiast średnica podstawy obiektu w płaszczyźnie horyzontalnej, uzyskana z rekonstrukcji obrazu otrzymanego w AFM,
dana jest przez równanie: dss = (D2 – 8Rh)0,5.
Dla modelu parabolicznego, kiedy zarówno ostrze sondy, jak i obiekt mają
kształt paraboliczny, uzyskuje się zależność: dpp = (D2 – 8Rph)0,5, która jest
identyczna jak dla przypadku sferycznego, gdy przyjmiemy, że R i r są odpowiednio promieniami paraboli ostrza i obiektu.
Na rys. 15 jest pokazany schemat
pomiaru sferycznego i parabolicznego
obiektu ostrzem tego samego typu jak
obiekt. Z obliczeń i rysunku wynika, że
wartości dss i dpp są sobie równe (wskaźniki przy symbolu d wskazują na typ profilu ostrza i obiektu: p – paraboliczny, s –
sferyczny).
Na rys. 16 jest pokazany wariant pomiaru, kiedy ostrze ma kształt para- Rys. 15. Wielkości użyte w obliczeniach wartości d
boliczny, a obiekt kształt sferyczny.
W tym przypadku średnica dps < dss, dpp.
W przypadku ostrza o kształcie sferycznym i obiektu o kształcie parabolicznym zachodzi dsp > dss, dpp. Obliczenie wykonano przyjmując stałe wartości D i h oraz różne kształty ostrza
i obiektu. Wymiary obiektu d dla przyjętej wysokości h = 6 nm i promieni Rys. 16. Średnica dsp w przypadku, gdy ostrze ma
ostrza 15 nm i 25 nm w funkcji mie- kształt paraboliczny, a obiekt kształt sferyczny
rzonej przez AFM średnicy obiektu D dla kombinacji kształtów ostrza pomiarowego i obiektu są pokazane na rys. 17.
Przedstawione wyniki wskazują, że ignorowanie rzeczywistych kształtów ostrza
i obiektu może prowadzić do znaczącego błędu w określeniu rzeczywistego, horyzontalnego rozmiaru obiektu. Wyniki wyjaśniają także rozbieżności, jakie występują w literaturze przedmiotu między rozmiarami kropek kwantowych zmierzonymi technikami AFM i TEM.
18
Przybliżone wartości dps i dsp mogą
być obliczone z następujących równań:
dps ≈ (D2 – 8Rh – 2h2)0,5,
dsp ≈ (D2 – 8Rh + 2h2)0,5.
Rys. 17. Średnica d w funkcji D dla różnych
kształtów ostrza i obiektu dla promieni ostrza
15 nm i 25 nm oraz wysokości obiektu 6 nm (obliczenia numeryczne)
Maksymalny błąd Δ = dps – dsp w określeniu wartości d (dla sferycznych i parabolicznych kształtów ostrza oraz obiektu) można wyznaczyć w przybliżeniu
z zależności: Δ ≈ 4h2/((dps + dsp).
8. Opis zjawisk transportu ciepła i ładunku w strukturach
molekularnych
W 2008 r. zaproponowano dwie metody teoretyczne do badania zjawisk transportu z uwzględnieniem efektów relatywistycznych w strukturach molekularnych,
w szczególności w grafenach: metodę de Broglie’a-Bohma oraz metodę
Heaviside’a. Mając na uwadze przyszłe stosowanie tych metod, do badania relatywistycznego transportu w strukturach molekularnych wybrano metodę Heaviside’a
ze względu na prostszy aparat matematyczny.
Sformułowano również kinematykę dla relatywistycznych zjawisk transportu –
transformację Lorentza dla strumienia ciepła i temperatury nośników w nanostrukturach.
Ponadto wykazano, że minimalny czas relaksacji w strukturach molekularnych
można wyrazić za pomocą stałych natury (stała struktury subtelnej α oraz prędkość
światła c). Oznacza to, że czas relaksacji jest niezmiennikiem transformacji
Lorentza i może być używany w relatywistycznych równaniach transportu.
Opisano podstawowe własności nośników w balistycznym transporcie relatywistycznym. W strukturach molekularnych elektrony znajdują się w szybkozmiennych polach elektromagnetycznych oraz polach temperatur o bardzo dużych
gradientach. Procesy transportu ładunku i energii termicznej w strukturach molekularnych bada się za pomocą oświetlania tych struktur femto- (10–15), a ostatnio
attosekundowymi (10–18) impulsami laserowymi. Dzięki temu uzyskuje się obrazy
ruchu ładunków w odstępach czasu charakterystycznych dla transportu balistycznego. Wykazano, że transport balistyczny w strukturach molekularnych można
opisywać za pomocą równania Kleina-Gordona. Transport balistyczny odbywa się
z prędkością v = αc. Wynik ten ma potwierdzenie doświadczalne w pracy grupy
prof. André Geima z Uniwersytetu w Manchesterze (A. K. Geim et al. Nature
Materials, 6 (2007), 183).
19
9. Badania nad nowoczesnymi technologiami MOS
Prowadzone w ramach projektu Unii Europejskiej METAMOS (Metallic
Source/Drain Architecture for Advanced MOS Technology) prace nad udoskonalaniem konstrukcji przyrządów MOS dotyczyły zarówno badań nad wykorzystaniem metalicznych złączy Schottky’ego jako źródła i drenu, jak i nad doskonaleniem obszarów bramki w przyrządach typu FinFET. Rola ITE w projekcie
polegała na analizie kontaktów krzemkowych wykonanych na bazie metali Ir, Pt,
Er, Yb przy użyciu TEM.
Materiałami stosowanymi jako obszary źródła i drenu w przyrządach LSB MOS
(Low Schottky Barrier MOS) z kanałem typu n są krzemki metali ziem rzadkich
(RE). Wykazują one najniższe bariery do krzemu typu n (rzędu 0,5 eV).
Wytworzenie warstwy krzemku (RESi) poprzez wygrzanie cienkiej warstwy
metalu naniesionej na krzem jest utrudnione ze względu na dużą reaktywność
metalu i jego podatność na utlenianie. Z tego powodu proces taki powinien odbywać się w warunkach wysokiej próżni lub w przypadku wygrzewania konwencjonalnego powinno się stosować sposoby zabezpieczające metal przed zanieczyszczeniem tlenem i utlenieniem.
Badania dotyczyły sposobu uzyskiwania cienkich warstw krzemku erbu metodą
konwencjonalnego wygrzewania. Warstwy krzemku erbu zostały uzyskane poprzez
wygrzewanie metodą RTA warstwy erbu grubości 25 nm. Wygrzewania przeprowadzano w temperaturze 300 ÷ 700oC przez 2 min. Jako zabezpieczenie warstwy
erbu przed utlenieniem zastosowano warstwę tytanu grubości 200 nm. Warstwy
erbu i tytanu zostały osadzone metodą rozpylania za pomocą wiązki elektronowej
w warunkach bardzo wysokiej próżni.
Na rys. 18 jest przedstawiony obraz TEM przekroju struktury wyjściowej. Jak
widać na wysokorozdzielczym obrazie mikroskopowym, na granicy erbu z krzemem już w czasie osadzania powstaje cienka (ok. 3 nm) amorficzna warstewka
krzemku erbu (rys. 18b). Po wygrzaniu w temperaturze 300oC obraz mikroskopowy struktury nie ulega znacznej zmianie. Powiększa się jedynie grubość
warstwy amorficznej do ok. 8 nm.
a)
b)
Rys. 18. Obraz TEM przekroju poprzecznego struktury Ti(200nm)/Er(25nm)/Si przed wygrzewaniem:
a) cała struktura, b) powiększony obszar warstwy erbu
20
Po wygrzaniu struktury w temperaturze 400oC cała warstwa erbu uległa reakcji
z krzemem (rys. 19a). Zaobserwowano, że wytworzony krzemek składa się
z dwóch faz. Dolna jego część jest skrystalizowana, a górna ciągle jeszcze amorficzna. Pełna przemiana warstwy erbu w krzemek następuje w temperaturach wyższych, rzędu 500 ÷ 600oC. Jednakże warstwy o najlepszych właściwościach strukturalnych i elektrycznych uzyskano w wyniku wygrzewania w temperaturze 700oC.
Na mikroskopowym obrazie na rys. 19b warstwa krzemku erbu ma grubość ok.
30 nm. Ma ona bardzo wyraźne i równe, pozbawione obszarów przejściowych
interfejsy zarówno z podłożem krzemowym, jak i powstałym powyżej obszarem
krzemku tytanu. Nie zaobserwowano tutaj zjawiska reakcji warstwy zabezpieczającej
(Ti) z erbem, jak to miało miejsce w przypadku stosowania zabezpieczeń
platynowych. Pomiary wielkości barier Schottky’ego wykazały również, że najniższą
wartość 0,3 eV uzyskano właśnie po wygrzaniu w temperaturze 700oC.
a)
b)
Rys. 19. Obraz TEM przekroju poprzecznego warstw krzemku erbu po wygrzaniu (RTA 2 min.) w temperaturze: a) 400oC, b) 700oC
Przedstawione wyniki badań pokazują, że zastosowanie warstwy tytanu grubości
200 nm skutecznie zabezpiecza erb przed utlenianiem, nawet w stosunkowo wysokich temperaturach wygrzewania.
Oprócz doskonalenia obszarów źródła/drenu ulepszanie przyrządów MOSFET
jest związane z obszarem kanału tranzystora. Jednym z zadań projektu METAMOS
było zbadanie sposobów wytwarzania wielobramkowych struktur typu FinFET.
Krytycznymi właściwościami bramek
jest
ich szerokość i nierówności poPoly-Si
Polywierzchni
bocznych. Do ich zbadania
SiO2
wykorzystano TEM. Na rys. 20 pokazano schemat badanej poczwórnej
Si
3N4
bramki polikrzemowej. Projektowana
BOX
Si
Silicon
wysokość krzemowych pasków wyRys. 20. Schemat poczwórnej polikrzemowej bramki nosiła 60 nm, natomiast ich szerokość
z azotkowymi warstwami izolującymi
była różna w zakresie 10 ÷ 100 nm.
21
Mimo że paski były od siebie oddzielone izolującym tlenkiem, zastosowano
dodatkową izolację w postaci przekładek z azotku krzemu grubości 20 nm.
W wyniku badań TEM stwierdzono (rys. 21 i 22), że przy zastosowanej technologii wykonania elementów bramki (elektronolitografia i następnie trawienie
Rys. 21. Przekroje poprzeczne poczwórnych bramek polikrzemowych o szerokości: a) 30 nm, b) 100 nm
Rys. 22. Przekroje TEM pojedynczych ścieżek polikrzemowych o projektowanej szerokości: a) 100 nm,
b) 70 nm
plazmowe) o rozmiarach 100 nm i mniejszych rozmiary geometryczne (szerokość)
uzyskanych elementów były dużo mniejsze od planowanych. Przy planowanej
szerokości mniejszej niż 50 nm elementy takie nie zostały w ogóle wytworzone. Na
podstawie uzyskanych wyników wyciągnięto wnioski co do prawidłowej konstrukcji elementów o planowanych rozmiarach i sposobów ich wykonania.
Publikacje’2008
[P1] BREIL N., DUBOIS E., HALIMANOUI A., POUYDEBASQUE A., ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., LARRIEU G.,
SKOTNICKI T.: Integration of PtSi in p-Type MOSFETs Using a Sacrifical Low-Temperature
Germanidation Process. IEEE Electron Dev. Lett. 2008 vol. 29 nr 2 s. 152–154.
[P2] CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., KĄTCKI J.: Dependence of Cathodoluminescence on Layer Resistance Applied for Measurement of Thin Layer Sheet-Resistance. J.
Microsc. (w druku).
[P3] KĄTCKI J., RATAJCZAK J., ŁASZCZ A., CZERWIŃSKI A., BREIL N., RECKINGER N., TANG X.,
LARRIEU G., DUBOIS E.: Analysis of Silicides Formation for Schottky Barrier Contacts Applications.
J. Microsc. (w druku).
22
[P4] KĄTCKI J., RATAJCZAK J., ŁASZCZ A., PHILLIPP F., RECKINGER N., TANG X., LARRIEU G., DUBOIS E.:
Electron Microscopy of Silicides Formation in Schottky Barrier Contacts to Electronic Devices.
Proc. of the XIII Int. Conf. on Electron Microscopy (ICEM'2008). Zakopane, 8–11.06.2008
(w druku).
[P5] KUCHUK A., GUZIEWICZ M., RATAJCZAK R., WZOREK M., KLADKO V. P., PIOTROWSKA A.,
STONERT A.: Long-Term Stability of Ni-Silicide Ohmic Contact to n-Type 4H-SiC. Microelectron.
Eng. 2008 nr 85 s. 2142–2145.
[P6] KUCHUK A., GUZIEWICZ M., RATAJCZAK R., WZOREK M., KLADKO V. P., PIOTROWSKA A.:
Thermal Degradation of Au/Ni2Si/n-SiC Ohmic Contacts under Different Conditions. Mater. Sci.
a. Eng. B (w druku).
[P7] LARRIEU G., DUBOIS E., YAREKHA D. A., BREIL N., RECKINGER N., TANG X., RATAJCZAK J.,
ŁASZCZ A.: Impact of Channel Doping on Schottky Barrier Height and Implementation on pSBMOSFETs. Mater. Sci. a. Eng. B 2008 nr 154 s. 159–162.
[P8] ŁASZCZ A., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., SZERLING A., PHILLIPP F., VAN AKEN P. A., KĄTCKI J.:
Transmission Electron Microscopy Characterisation of Au/Pt/Ti/Pt Ohmic Contacts for High Power
GaAs/InGaAs Semiconductor Lasers. J. Microsc. (w druku).
[P9] ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., CZERWIŃSKI A., KĄTCKI J., SROT V., PHILLIPP F., VAN AKEN P. A.,
BREIL N., LARRIEU G., DUBOIS E.: Transmission Electron Microscopy Study of the Platinum
Germanide Formation Process in the Ge/Pt/Ge/SiO2/Si Structure. Mater. Sci. a. Eng. B 2008 nr 154
s. 175–178.
[P10] ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., CZERWIŃSKI A., KOSIEL K., KUBACKA-TRACZYK J., MUSZALSKI J.,
BUGAJSKI M., KĄTCKI J.: Electron Microscopy of GaAs/AlGaAs Quantum Cascade Laser. Proc. of
14th Europ. Microscopy Congr. Aachen, Niemcy, 1–5.09.2008, vol. 2 s. 61–62.
[P11] MALYUTENKO V. K., MALYUTENKO O. YU., TYKHONOV A. M., GRODECKI R., PIOTROWSKI T.,
PUŁTORAK J., WĘGRZECKI M.: Si Broadband (3–12 µm) Emitting Diodes Operating at T ≥ 300 K.
Proc. of the 18th IMEKO TC2 Symp. on Photonics in Measurements (IMEKO18). Praga, Czechy,
25–26.08.2008, s. 1–4.
[P12] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: De Broglie-Bohm Equation for Attosecond Laser
Pulse Interaction with Matter. Lasers in Eng. 2008 vol. 18 nr 3–4 s. 271–273.
[P13] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: Quantum Heat Transport of the Laser Induced
Attosecond Electron Pulses. Lasers in Eng. (w druku).
[P14] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: Second Sound in Laser-Matter Interaction. Lasers
in Eng. (w druku).
[P15] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: On the Unified Description of the Attosecond
Laser Pulse-Tissue Interaction. Lasers in Eng. (w druku).
[P16] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M., PELC M.: On the Speed and Relaxation Time of Heat
Transport Induced by Ultrashort Lasers Pulses in Graphene. Lasers in Eng. 2008 vol. 18 nr 5 s. 329–336.
[P17] MARONA L., WIŚNIEWSKI P., LESZCZYŃSKI M., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., CZERNECKI R.,
CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., PERLIN P.: Why InGaN Laser-Diode Degradation is
a Accompanied by the Improvement of Its Thermal Stability? Gallium Nitride Materials and Devices
III, Lasers. The Int. Soc. for Optical Eng. Proc. of SPIE 2008 t. 6894 s. 6894R-1-10.
[P18] PELC M., KOZŁOWSKI M., MARCIAK-KOZŁOWSKA J.: Lorentz Transformation for Laser
Induced Heating of the Moving Body. Lasers in Eng. 2008 vol. 18 nr 1–2 s. 19–22.
23
[P19] PELC M., MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: Universal Relaxation Times for UltraHigh Temperature Thermal Processes. Lasers in Eng. 2008 vol. 18 nr 3–4 s. 253–262.
[P20] PERLIN P., ŚWIETLIK T., MARONA L., CZERNECKI R., SUSKI T., LESZCZYŃSKI M., GRZEGORY I.,
KRUKOWSKI S., NOWAK G., KAMLER G., CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., BEDNAREK M., RYBIŃSKI J.,
POROWSKI S.: Fabrication and Properties of GaN-Based Lasers. J. Cryst. Growth 2008 vol. 310
s. 3979–3982.
[P21] PIOTROWSKI T., SIKORSKI S.: The Influence of Quantum Dots Approximation on the Size
Reconstructed from Atomic Force Microscopy Measurements. Opto-Electron. Rev. (w druku).
[P22] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J., MARONA L., CZERNECKI R., LESZCZYŃSKI M.,
PERLIN P.: New Approach to Cathodoluminescence Studies in Application to InGaN/GaN Laser
Diode Degradation. J. Microsc. 2009 vol. 40 nr 1 s. 46–50.
[P23] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J., OSKWAREK Ł., RAK R.: Separation of
Electric and Magnetic Distortions Influence on Scanning Electron Microscope Images. J. Microsc.
(w druku).
[P24] PŁUSKA M., OSKWAREK Ł.: Metoda określenia wpływu zewnętrznego pola magnetycznego na
wiązkę elektronów oraz na obwody elektryczne w skaningowym mikroskopie elektronowym. Prz.
Elektrotechn. 2008 nr 5 s. 345–348.
[P25] POCHRYBNIAK C., PYTEL K., MILCZAREK J. J., JAROSZEWICZ J., LIPIŃSKI M., PIOTROWSKI T.,
KANSY J.: Properties of Neutron Doped Multicrystalline Silicon for Solar Cells. Acta Phys. Pol. A
2008 vol. 113 nr 4 s. 1255–1265.
[P26] RATAJCZAK J., ŁASZCZ A., CZERWIŃSKI A., KĄTCKI J., PHILLIPP F., VAN AKEN P. A., RECKINGER N.,
DUBOIS E.: Transmission Electron Microscopy Study of Erbium Silicide Formation from Ti/Er Stack
for Schottky Contact Applications. J. Microsc. (w druku).
[P27] RECKINGER N., TANG X., BAYOUT V., YAREKHA D. A., DUBOIS E., GODEY S., WALLART X.,
ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., JACQUES P. J., RASKIN J. P.: Low Schottky Barrier Height for ErSi2-x/n-Si
Contacts Formed with a Ti Cap. J. Appl. Phys. 2008 vol. 104 nr 1 s. 103523-1-9.
[P28] SKWAREK A., RATAJCZAK J., WITEK K., CZERWIŃSKI A., KULAWIK J.: Effect of Cu Addition on
Whiskers Formation on the Surface of Tin-Rich Alloys under Thermal Shock Stress. Appl. Surf. Sci.
(w druku).
[P29] SKWAREK A., WITEK K., RATAJCZAK J.: Risk of Whiskers Formation on the Surface of
Commercially Available Tin-Rich Alloys under Thermal Cycling. Microelectron. Reliab. (w druku).
[P30] SKWAREK A., WITEK K., RATAJCZAK J.: Risk Tin Whiskers Formation on the Surface of TinRich Alloys under Thermal Shock Stress. Proc. of the XXXII Int. Conf. of IMAPS - CPMT IEEE
Poland (IMAPS32). Pułtusk, 21–24.09.2008, s. 1–5 CD-ROM.
[P31] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., LUI A., IACOB E., KĄTCKI J.: Depth
Measurements of Etch-Pits in GaN with Shape Reconstruction from SEM Images. J. Microsc.
(w druku).
[P32] ŻAGAN W., CIUPAK M., PŁUSKA M.: Computer Completion of the Process of Modelling the
Layout of Illumination of Wawel Hill in Cracow. Prz. Elektrotechn. 2008 nr 8 s. 93–96.
Konferencje’2008
[K1] BARCZ A., JUNG W., LIPIŃSKI M., PIOTROWSKI T., POCHRYBNIAK C., MALYUTENKO V. K.,
SIKORSKI S., ŚWIDERSKI J.: Badanie niejednorodności parametrów fizycznych materiałów i struktur
24
przeznaczonych na ogniwa społeczne. Rozwój nowych technologii i technik badawczych w dziedzinie krzemowych fotoogniw (RNTTB08). Kozy, 20–21.10.2008 (ref.).
[K2] CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., KĄTCKI J.: Dependence of
Cathodoluminescence on Layer Resistance Applied for Measurement of Thin Layer SheetResistance. XIII Int. Conf. on Electron Microscopy (ICEM2008). Zakopane, 8–11.06.2008 (plakat).
[K3] GOŁASZEWSKA K., KRUSZKA R., KAMIŃSKA E., GRADKOWSKA K., WZOREK M., PUSTELNY T.,
MACIAK E., OPILSKI Z., STRUK P., WAWRO A., PIOTROWSKA A.: Nanostructured Oxide Films for
Integrated Optical Gas Sensors. Semiconductor Gas Sensors. 6th Int. Workshop (SGSIW6).
Zakopane, 14–19.09.2008 (plakat).
[K4] KĄTCKI J., RATAJCZAK J., ŁASZCZ A., CZERWIŃSKI A., BREIL N., RECKINGER N., TANG X.,
LARRIEU G., DUBOIS E.: Analysis of Silicides Formation for Schottky Barrier Contacts Applications.
7th Joint Polish-Jap. Sem. on Micro and Nano-Analysis (JPJSMA7). Warszawa, 7–10.09.2008 (ref.).
[K5] KĄTCKI J., RATAJCZAK J., ŁASZCZ A., PHILLIPP F., RECKINGER N., TANG X., LARRIEU G., DUBOIS E.:
Electron Microscopy of Silicides Formation in Schottky Barrier Contacts to Electronic Devices. XIII
Int. Conf. on Electron Microscopy (ICEM2008). Zakopane, 8–11.06.2008 (ref. zapr.).
[K6] KUCHUK A., GUZIEWICZ M., RATAJCZAK R., MINIKAYEV R., WZOREK M., STONERT A., KLADKO V. P.,
PIOTROWSKA A.: Influence of Nanocomposite Diffusion Barrier on the Thermal Stability of AuMetallized Ni2Si/n-SiC Ohmic Contacts. XXXII Int. Conf. of IMAPS - CPMT IEEE Poland
(IMAPS32). Pułtusk, 2–4.09.2008 (plakat).
[K7] KUCHUK A., GUZIEWICZ M., RATAJCZAK R., MINIKAYEV R., WZOREK M., STONERT A., KLADKO V. P.,
PIOTROWSKA A.: Thermal Stability of Au/Ni2Si/n-SiC Ohmic Contacts: Influence of Ageing Ambient.
9th Int. Workshop on Expert Evaluation EXMATEC 2008 (EXMAT08). Łódź, 1–4.06.2008 (plakat).
[K8] KUCHUK A., GUZIEWICZ M., RATAJCZAK R., WZOREK M., KLADKO V. P., PIOTROWSKA A.,
STONERT A.: Long-Term Stability of Ni-Silicide Ohmic Contact to n-Type 4H-SiC. Materials for
Advanced Metallization (MAM 2008). Drezno, Niemcy, 2–5.05.2008 (plakat).
[K9] LARRIEU G., DUBOIS E., YAREKHA D. A., BREIL N., RECKINGER N., TANG X., RATAJCZAK J.,
ŁASZCZ A.: Impact of Channel Doping on Schottky Barrier Height and Implementation on pSBMOSFETs. E-MRS 2008 Spring Meet. (EMRSS08). Strasburg. Francja, 26–30.05.2008 (ref.).
[K10] LIPIŃSKI M., PANEK P., PIOTROWSKI T., MILCZAREK J. J., POCHRYBNIAK C.: Investigation of
Gettering and Passivation for Multicrystalline Silicon Solar Cells. Extended Defects in Semiconductors EDS 2008 (EDS2008). Poitiers, Francja, 14–19.09.2008 (plakat).
[K11] ŁASZCZ A., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., SZERLING A., PHILLIPP F., VAN AKEN P. A., KĄTCKI J.:
Transmission Electron Microscopy Characterisation of Au/Pt/Ti/Pt Ohmic Contacts for High Power
GaAs/InGaAs Semiconductor Lasers. XIII Int. Conf. on Electron Microscopy (ICEM2008).
Zakopane, 8–11.06.2008 (plakat).
[K12] ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., CZERWIŃSKI A., KĄTCKI J., SROT V., PHILLIPP F., VAN AKEN P. A., BREIL N.,
LARRIEU G., DUBOIS E.: Transmission Electron Microscopy Study of the Platinum Germanide
Formation Process in the Ge/Pt/Ge/SiO2/Si Structure. E-MRS 2008 Spring Meet. (EMRSS08).
Strasburg, Francja, 26–30.05.2008 (plakat).
[K13] ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., CZERWIŃSKI A., KOSIEL K., KUBACKA-TRACZYK J., MUSZALSKI J.,
BUGAJSKI M., KĄTCKI J.: Electron Microscopy of GaAs/AlGaAs Quantum Cascade Laser. 14th
Europ. Microscopy Congr. Aachen, Niemcy, 1–5.09.2008 (plakat).
[K14] MALYUTENKO V. K., MALYUTENKO O. YU., TYKHONOV A. M., GRODECKI R., PIOTROWSKI T.,
PUŁTORAK J., WĘGRZECKI M.: Si Broadband (3–12 µm) Emitting Diodes Operating at T ≥ 300 K.
25
18th IMEKO TC2 Symp. on Photonics in Measurements (IMEKO18). Praga, Czechy, 25–26.08.2008
(ref.).
[K15] MARONA L., WIŚNIEWSKI P., LESZCZYŃSKI M., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., CZERNECKI R.,
CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., PERLIN P.: Why InGaN Laser-Diode Degradation is
a Accompanied by the Improvement of its Thermal Stability? SPIE Photonic West, Gallium Nitride
Materials and Devices III (SPIEGN). San Jose, CA, USA, 21–24.01.2008 (kom.).
[K16] PIOTROWSKI T., SIKORSKI S., PAWŁOWSKI S.: The Influence of QD Shape Approximation on
the Size Reconstructed from AFM Measurements. 9th Int. Workshop on Expert Evaluation
EXMATEC 2008 (EXMAT08). Łódź, 1–04.06.2008 (plakat).
[K17] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J., MARONA L., CZERNECKI R., LESZCZYŃSKI M.,
PERLIN P.: New Approach to Cathodoluminescence Studies in Application to InGaN/GaN Laser
Diode Degradation. 7th Joint Polish-Jap. Sem. on Micro and Nano-Analysis (JPJSMA7). Warszawa,
7–10.09.2008 (ref.).
[K18] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J., OSKWAREK Ł., RAK R.: Separation of
Electric and Magnetic Distortions Influence on Scanning Electron Microscope Images. XIII Int.
Conf. on Electron Microscopy (ICEM2008). Zakopane 8–11.06.2008 (plakat).
[K19] RATAJCZAK J., ŁASZCZ A., CZERWIŃSKI A., KĄTCKI J., PHILLIPP F., VAN AKEN P. A., RECKINGER N.,
DUBOIS E.: Transmission Electron Microscopy Study of Erbium Silicide Formation from Ti/Er Stack
for Schottky Contact Applications. XIII Int. Conf. on Electron Microscopy (ICEM2008). Zakopane
8–11.06.2008 (plakat).
[K20] SKWAREK A., WITEK K., RATAJCZAK J.: Risk Tin Whiskers Formation on the Surface of TinRich Alloys under Thermal Shock Stress. Proc. of the XXXII Int. Conf. of IMAPS - CPMT IEEE
Poland (IMAPS32). Pułtusk, 21–24.09.2008 (plakat).
[K21] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., LUI A., IACOB E., KĄTCKI J.: Depth
Measurements of Etch-Pits in GaN with Shape Reconstruction from SEM Images. XIII Int. Conf. on
Electron Microscopy (ICEM2008). Zakopane, 8–11.06.2008 (plakat).
Patenty i zgłoszenia patentowe’2008
[PA1] PŁUSKA P., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J.: Sposób pomiaru zmiany emisji
promieniowania poddanych starzeniu półprzewodnikowych diod laserowych. Zgł. pat. nr P386746
z dn. 9.12.2008.
[PA2] PŁUSKA P., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J.: Sposób redukcji periodycznych
zakłóceń obrazów rejestrowanych w skaningowym mikroskopie elektronowym. Zgł. pat. nr
P.386756 z dn. 10.12.2008.

Raport z działalności zakładu w 2008

Transkrypt

Podobne dokumenty

DPD Dodatkowe zalecenia - elektronika i sprzęt RTV AGD

Rysunek architektoniczno