docRaport z działalności zakładu w 2006
download 
Reklamacja Transkrypt
Raport z działalności zakładu w 2006
ZAK£AD BADAÑ MATERIA£ÓW I STRUKTUR PÓ£PRZEWODNIKOWYCH Kierownik: doc. dr hab. in¿. Andrzej CZERWIÑSKI e-mail: [email protected], tel. (0-prefiks-22) 548 77 64 Zespó³: prof. dr hab. Janina Marciak-Koz³owska dr in¿. Jacek Ratajczak, e-mail: [email protected] mgr in¿. Adam £aszcz, e-mail: [email protected] mgr in¿. Mariusz P³uska, e-mail: [email protected] mgr in¿. Marek Wzorek, e-mail: [email protected] 1. Wstêp W 2006 r. w Zak³adzie Badañ Materia³ów i Struktur Pó³przewodnikowych realizowano nastêpuj¹ce projekty naukowe: • „Badania zmian strukturalnych w materia³ach i strukturach pó³przewodnikowych dla nanotechnologii elektronicznych”. Etap II (projekt statutowy nr 1.08.046); • Centrum Doskona³oœci „Physics and Technology of Photonic Nanostructures CEPHONA (”Fizyka i technologia nanostruktur fotonicznych”) – projekt realizowany razem z trzema innymi zak³adami ITE w ramach 5. Programu Ramowego Unii Europejskiej, G5MA-CT-2002-04061; • „Metallic Source/Drain for Advanced MOS Technology” METAMOS (”Metaliczne Ÿród³o/dren dla zaawansowanej technologii MOS”) – projekt realizowany w ramach 6. Programu Ramowego Unii Europejskiej, IST-CT-2005-016677. Wa¿nym osi¹gniêciem Zak³adu w 2006 r. by³o doprowadzenie do wydania specjalnych numerów Journal of Microscopy (Blackwell, Oxford, impact factor 2,1), vol. 223 nr 3 i vol. 224 nr 1, w których opublikowano 68 artyku³ów z XII International Conference on Electron Microscopy of Solids (EM’2005) w Kazimierzu Dolnym. Redaktorami odpowiedzialnymi (Guest Editors) za te numery byli prof. Jerzy K¹tcki, który by³ te¿ przewodnicz¹cym komitetu organizacyjnego konferencji, oraz doc. Andrzej Czerwiñski. 2. Metoda wyznaczania indukcji pola magnetycznego obecnego w komorze skaningowego mikroskopu elektronowego oraz separacji miejsc zak³óceñ Najczêstsz¹ przyczyn¹ deformacji obrazów w skaningowym mikroskopie elektronowym (SEM) s¹ zak³ócenia elektromagnetyczne. Dostêpne systemy 2 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... sprzêtowej eliminacji zak³óceñ s¹ skomplikowane i kosztowne. Izolacja i eliminacja zak³óceñ dla elementów zestawu mikroskopowego najbardziej podatnych na zak³ócenia by³aby prostsza i tañsza. Opracowano metodê pomiaru indukcji pola magnetycznego wewn¹trz komory SEM, zak³ócaj¹cego tam bieg wi¹zki elektronowej, dziêki odseparowaniu wp³ywu pola magnetycznego na obwody elektryczne systemu oraz na kolumnê dzia³a elektronowego. Typowe metody pomiaru pola magnetycznego sta³ego i zmiennego poprzez detektory hallotronowe, transduktorowe, AMR (Anisotropic Magnetoresistance – anizotropowy magnetoopór) i inne s¹ trudne do zastosowania w mikroskopii elektronowej ze wzglêdu na koniecznoœæ umieszczenia dodatkowego detektora wewn¹trz komory mikroskopu. Natomiast cewki jako detektory nie umo¿liwiaj¹ pomiaru pola sta³ego i maj¹ du¿e rozmiary w przypadku pomiaru ma³ych pól. Pomiar pola wewn¹trz komory mikroskopu z wykorzystaniem zmian astygmatycznych wi¹zki elektronowej jest bardzo trudny i nie pozwala na pomiar pola zmiennego. Nowa metoda umo¿liwia wyznaczenie wzajemnie prostopad³ych sk³adowych indukcji pola w jego komorze, co okreœla zarówno wartoœæ, jak i wektor (kierunek dzia³ania) wypadkowego pola zak³ócaj¹cego, u³atwiaj¹c skuteczn¹ kompensacjê zak³óceñ. Ustalono, ¿e na odcinku miêdzy cewkami skanuj¹cymi a ogniskiem, w którym skupiona jest wi¹zka, jej odchylenie powoduje przesuniêcie punktu ogniska w p³aszczyŸnie prostopad³ej do osi dzia³a elektronowego, mierzalnego na obrazach mikroskopowych w postaci przemieszczeñ obserwowanych obiektów lub deformacji ich kszta³tów. Wielkoœæ przesuniêcia zale¿y od indukcji pola magnetycznego B, odleg³oœci, jak¹ przebywaj¹ elektrony w tym polu, oraz energii E elektronów. Kierunek przesuniêcia jest zgodny z kierunkiem dzia³ania si³y Lorentza, czyli prostopad³y do kierunku wektora indukcji B (rys. 1). Im ni¿sza jest energia elektronów, tym d³u¿szy Wi¹zka elektronowa Koñcowa przys³ona kolumny mikroskopu wd Wektor indukcji B pola magnetycznego Preparat d Rys. 1. Schematyczny bieg wi¹zki elektronowej odchylanej przez pole magnetyczne B na odcinku dystansu roboczego wd. Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 3 jest czas ich przebywania w polu magnetycznym. Stosowanie niskich energii elektronów wi¹zki, do czego zmierzaj¹ obecnie konstruktorzy SEM, zwiêksza zatem wp³yw pola magnetycznego na deformacje obrazów. W metodzie tej dla wybranej sta³ej energii elektronów E oraz co najmniej trzech ró¿nych wartoœci dystansu roboczego wd miêdzy koñcow¹ przys³on¹ dzia³a elektronowego a ogniskiem wi¹zki, w którym znajduje siê preparat, dokonuje siê pomiaru odchyleñ d wi¹zki elektronowej, powsta³ych w dwóch wzajemnie prostopad³ych kierunkach x oraz y. Nastêpnie z zale¿noœci dx = axwd2 + bxwd + cx oraz dy = aywd2 + bywd + cy wyznacza siê wspó³czynniki a, b, c. Parametry a, b i c maj¹ bezpoœrednie znaczenie fizyczne: b okreœla pocz¹tkow¹ prêdkoœæ w kierunku prostopad³ym do kierunku osi dzia³a elektronowego dla elektronu wpadaj¹cego do komory mikroskopu, natomiast c okreœla przesuniêcie wi¹zki elektronowej w tym punkcie. Wartoœci tych parametrów s¹ efektem odchylania wi¹zki przez pole powy¿ej punktu koñcowej przys³ony. Parametr a reprezentuje bezpoœredni wp³yw pola magnetycznego w komorze mikroskopu na bieg elektronów pod wp³ywem si³y Lorentza. Prêdkoœæ elektronów wi¹zki v = 2E / me , a czas przelotu elektronów na odcinku dystansu roboczego t = wd/v, gdzie v jest prêdkoœci¹ elektronów w kierunku osi dzia³a elektronowego. St¹d dwie prostopad³e sk³adowe Bx i By indukcji magnetycznej B oddzia³uj¹cej na wi¹zkê elektronow¹ B y = a x 8Eme / e oraz B x = a y 8Eme / e, gdzie me jest relatywistyczn¹ mas¹ pojedynczego elektronu, e jest ³adunkiem elektronu. Prêdkoœæ elektronów wi¹zki jest porów- nywalna z prêdkoœci¹ œwiat³a i nale¿y uwzglêdniæ efekt relatywistycznego zwiêk- szenia masy elektronów. Po wyznaczeniu sk³adowych Bx i By indukcji magnetycznej, ostatecznie z zale¿noœci B = B x2 + B 2y okreœla siê wielkoœæ indukcji magnetycznej. Opracowana metoda pozwala na wyznaczenie wartoœci indukcji B pola magnetycznego dla typowych przypadków pól obecnych w komorze skaningowego mikroskopu elektronowego – sta³ego pola magnetycznego, które mo¿na w³¹czyæ i wy³¹czyæ, albo pola magnetycznego periodycznie zmiennego. Dziêki separacji wspó³czynników a, b i c metoda pozwala na oddzielenie bezpoœredniego wp³ywu pola magnetycznego na bieg wi¹zki elektronowej w komorze mikroskopu od wp³ywu pola magnetycznego na bieg wi¹zki w innych elementach mikroskopu, jak równie¿ od wp³ywu innych zak³óceñ obrazu, jak np. zak³ócenia elektromagnetyczne przenikaj¹ce do obwodów mikroskopu i zak³ócenia mechaniczne. Przeprowadzono pomiary dla trzech energii w celu sprawdzenia poprawnoœci metody poprzez porównanie zgodnoœci wyników. Jako Ÿród³o pola magnetycznego wykorzystano cewkê indukcyjn¹ umieszczon¹ w odleg³oœci 23,5 cm od osi wi¹zki elektronowej, wytwarzaj¹c¹ jednorodne pole magnetyczne na odcinku d³ugoœci 80 mm, prostopad³ym do kierunku pola. Jako preparat testowy u¿yto struktury krzemowej zawieraj¹cej wytrawione prostopad³e linie. Wyliczony modu³ wektora indukcji B dla pomiarów przy energii E = 2 keV, 5 keV oraz 10 keV wynosi³ odpo- 4 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... wiednio 219,89 nT, 220,01 nT i 220,95 nT, podczas gdy dla ró¿nych energii wi¹zki otrzymano zdecydowanie ró¿ne parametry b i c. Zgodnoœæ wyliczonych wartoœci indukcji z tak¹ dok³adnoœci¹ (0,5 %) potwierdza prawid³owoœæ metody. Mo¿na w ten sposób wyznaczyæ odpornoœæ obudowy mikroskopu na zak³ócenia. Cewka wzorcowa w odleg³oœci osi wi¹zki elektronowej wytwarza³a w powietrzu pole magnetyczne 4,9 mT, natomiast wartoœæ indukcji zmierzonej opisan¹ metod¹ w komorze mikroskopu wynosi³a oko³o 220 nT, czyli obudowa mikroskopu w badanym kierunku t³umi zewnêtrzne pole magnetyczne ok. 22-krotnie. 3. Metoda pomiaru rezystancji warstw pó³przewodnikowych przy u¿yciu techniki pr¹du indukowanego wi¹zk¹ elektronow¹ w skaningowym mikroskopie elektronowym Pary elektron-dziura (e-h) generowane przez wi¹zkê elektronow¹ w próbce badanej przy u¿yciu SEM, które nie zrekombinuj¹ przed dotarciem do obszaru silnego pola elektrycznego, np. obszaru z³¹cza p-n, tworz¹ pr¹d indukowany wi¹zk¹ elektronow¹ (IEBIC). Wykorzystanie mo¿liwoœci tej techniki silnie wzrasta, gdy analiza danych EBIC wraz z odpowiadaj¹cymi im po³o¿eniami wi¹zki elektronowej na próbce prowadzi do iloœciowej metrologii opartej na EBIC (m. in. pomiary czasu ¿ycia noœników, d³ugoœci drogi dyfuzji, gruboœci warstw materia³ów). Pomimo ogólnego zwi¹zku techniki EBIC z przewodnoœci¹ elektryczn¹ badanego materia³u nigdy nie u¿ywano jej do pomiaru rezystancji warstw lub ich fragmentów w postaci w¹skich pasków (rezystorów). W Zak³adzie stworzono metodê, która z wysok¹ rozdzielczoœci¹ przestrzenn¹ umo¿liwia pomiar rezystancji lub rezystancji powierzchniowej, przestrzennie jednorodnej lub niejednorodnej, warstw pó³przewodnikowych lub ich fragmentów, które mog¹ byæ zagrzebane pod innymi warstwami. Dotychczas znane metody pomiaru rezystancji i rezystancji powierzchniowej pó³przewodników mo¿na podzieliæ na metody stykowe, w których s¹ stosowane ró¿nego rodzaju sondy – ostrza (metoda czteropunktowa i metoda Van der Pauwa), oraz metody bezstykowe, wykorzystuj¹ce pr¹dy wielkiej czêstotliwoœci. Rozdzielczoœæ przestrzenna dotychczas stosowanych metod w ich podstawowych wariantach jest stosunkowo niska. Metody stykowe s¹ w wiêkszoœci przypadków niszcz¹ce. Metody bezstykowe, wykorzystuj¹ce pomiar parametrów obwodu indukcyjnego lub pojemnoœciowego, utworzonego z mierzon¹ próbk¹, s¹ ma³o dok³adne dla próbek pó³przewodników wysokorezystywnych. W nowej metoda wykorzystuje siê zakres dostatecznie du¿ych pr¹dów (Ibeam) wi¹zki elektronowej, takich ¿e wielkoœæ powstaj¹cego w materiale pr¹du IEBIC zale¿y od ca³kowitej rezystancji REBIC obwodu EBIC. W tym zakresie pr¹du Ibeam oraz rezystancji REBIC stosunek IEBIC/Ibeam maleje, gdy REBIC wzrasta. Zakres ten jest inny Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 5 ni¿ ma³y pr¹d Ibeam oraz sta³y stosunek IEBIC/Ibeam wystêpuj¹ce w typowych iloœciowych zastosowaniach EBIC. Ogólnie, gdy pr¹d Ibeam wzrasta dla sta³ej energii wi¹zki Ebeam i sta³ej rezystancji REBIC, wtedy pr¹d IEBIC wzrasta proporcjonalnie (ze sta³ym stosunkiem IEBIC/Ibeam) do pewnej wartoœci Ibeam. Dla wy¿szych Ibeam stosunek IEBIC/Ibeam maleje, pocz¹tkowo powoli, a nastêpnie szybciej, gdy¿ dla du¿ych pr¹dów Ibeam pr¹d IEBIC osi¹ga wartoœæ prawie sta³¹. Nadmiarowe pary e-h anihiluj¹ wskutek wzmo¿onej rekombinacji Podczas pomiaru rezystancji przy u¿yciu opisywanej metody pr¹d IEBIC generowany wewn¹trz lub w pobli¿u badanej warstwy pó³przewodnikowej p³ynie poprzez badan¹ warstwê do kontaktu omowego. Po³o¿enie wi¹zki elektronowej na badanej warstwie lub jej elemencie jest zmieniane wzglêdem kontaktu omowego i zmienia siê odleg³oœæ punktu generacji par e-h od tego kontaktu. W zale¿noœci od d³ugoœci przebywanej drogi do kontaktu omowego pr¹d IEBIC przep³ywa przez wiêksz¹ lub mniejsz¹ rezystancjê tej warstwy. Gdy rezystancja pozosta³ych czêœci obwodu EBIC nie zmienia siê w zale¿noœci od po³o¿enia wi¹zki elektronowej, wtedy ca³kowite zmiany rezystancji REBIC wynikaj¹ tylko z tych zmian d³ugoœci drogi noœników pr¹du w badanej warstwie. Jest to typowa sytuacja dla przep³ywu pr¹du IEBIC przez z³¹cze planarne do pod³o¿a i spodu struktury, na którym jest drugi kontakt omowy. Kiedy zewnêtrzna zmienna rezystancja RC (np. zmienny opornik dekadowy) zostaje umieszczona w obwodzie pomiarowym EBIC (rys. 2), wówczas mo¿e byæ utrzymywana sta³a, niezale¿na od zmian po³o¿enia wi¹zki elektronowej wartoœæ Ruch wi¹zki elektronowej a) Ibeam p p n n RC n n p n A + n+ IEBIC b) Ibeam RC p p p+AlGaAs p-AlGaAs n n-AlGaAs n + n GaAs A + IEBIC Rys. 2. Schematy uk³adu pomiarowego dla metody w przypadku dwóch zastosowañ: a) przyk³adowy pasek rezystancyjny typu p; b) warstwa typu p stanowi¹ca ograniczenie boczne w heterostrukturze laserowej AlGaAs/GaAs typu ridge waveguide ze studni¹ kwantow¹ InGaAs. Kontakt omowy na wierzchu struktury jest oznaczony jako zaciemniony prostok¹t. Drugi kontakt omowy znajduje siê na spodzie struktury. 6 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... pr¹du IEBIC. Jest to efektem zmian rezystancji RC kompensuj¹cych przeciwne zmiany rezystancji REBIC, wynikaj¹ce ze zmian d³ugoœci drogi noœników pr¹du w badanej warstwie. Kryterium sta³ej wartoœci pr¹du IEBIC pozwala wyznaczyæ wartoœci kompensuj¹cych rezystancji RC, przy których ca³kowita rezystancja obwodu REBIC jest niezmienna (skoro niezmienne jest IEBIC) dla ró¿nych po³o¿eñ wi¹zki. Bezwzglêdne wartoœci zmian RC i zmian rezystancji warstwy wynikaj¹cych ze zmiany po³o¿enia wi¹zki s¹ wtedy sobie równe. Rezystancja RC blisko kontaktu omowego zmienia siê nierzadko nieliniowo wraz z odleg³oœci¹ D. Przy dalszym wzroœcie odleg³oœci zmiany rezystancji RC o wartoœæ DRC staj¹ siê jednak liniowe wraz z odleg³oœci¹ D i wtedy okreœlaj¹ rezystancjê powierzchniow¹ RS ze znanej zale¿noœci RS = WDRC/D. Na rys. 2 przedstawiono uk³ad pomiarowy dla dwóch przyk³adowych przypadków œcie¿ki (rys. 2a) oraz warstwy (rys. 2b) pó³przewodnikowej. Warstwy typu p oraz n mog¹ byæ zamienione. Na rysunkach nie zaznaczono warstw metalizacji i izolacji pokrywaj¹cych strukturê. Metodê zastosowano do pomiaru rezystancji warstwy zagrzebanej, która stanowi ograniczenie boczne w heterostrukturach laserowych typu ridge waveguide, wytworzonych w Zak³adzie Fizyki i Technologii Struktur Niskowymiarowych przy u¿yciu technologii epitaksji z wi¹zek molekularnych MBE (rys. 2b). Heterostruktury maj¹ studniê kwantow¹ InGaAs, omowe kontakty metaliczne na wierzchu obszaru mesy p+-GaAs i na spodzie obszaru n+-GaAs oraz tlenek pokrywaj¹cy ograniczenia boczne AlxGa1–xAs. Ograniczenia boczne po obydwu stronach obszaru mesy dziêki du¿ej rezystancji minimalizuj¹ przep³yw pr¹du w obszarach poza mes¹, co jest istotne dla prawid³owego dzia³ania lasera. Obszary typu p-AlGaAs s¹ pocienione w obszarach poza mes¹ poprzez mokre trawienie chemiczne albo trawienie jonowe (RIE). Rezystancja R [W] 1600 Trawienie mokre mokre mokre jonowe jonowe 1200 RS = 7600 W/ 5800 4900 800 5100 400 2950 0 0 0,05 0,1 0,15 0,2 Liczba kwadratów Rys. 3. Wykresy rezystancji w funkcji liczby kwadratów mierzonej warstwy. Nachylenie liniowych czêœci wykresu wykazuj¹ podobne wartoœci RS dla próbek trawionych jonowo i znaczne rozproszenie dla próbek poddanych mokremu trawieniu chemicznemu struktur wykonanych w jednym procesie MBE. Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 7 Wi¹zkê elektronow¹ przesuwano prostopadle do krawêdzi mesy na strukturze laserowej (rys. 2b). Dla dostatecznie wysokich Ibeam pr¹d IEBIC wzrasta³ przy przesuwaniu wi¹zki (np. przy skanowaniu struktury) w kierunku kontaktu omowego na mesie. Dla ograniczeñ bocznych, wykonanych przy u¿yciu trawienia jonowego, zmiany przestrzenne IEBIC po obydwu stronach mesy by³y praktycznie identyczne, a dla wykonanych przy u¿yciu mokrego trawienia chemicznego wykazywa³y znaczne ró¿nice po przeciwnych stronach obszaru mesy. Wykresy rezystancji w funkcji liczby kwadratów mierzonej warstwy s¹ widoczne na rys. 3. Nachylenia liniowych czêœci wykresu wykazuj¹ podobne wartoœci RS dla dwóch próbek trawionych jonowo. Dla trzech próbek poddanych mokremu trawieniu chemicznemu struktur wykonanych w jednym procesie MBE wartoœci RS s¹ znacznie bardziej rozproszone. 4. Analiza przemian fazowych zachodz¹cych przy tworzeniu siê krzemków platyny oraz irydu Celem pracy by³o wyjaœnienie zjawisk zachodz¹cych przy tworzeniu siê metalicznych krzemków w strukturach Pt/Si oraz Ir/Si, charakteryzuj¹cych siê nisk¹ barier¹ Schottky’ego dla krzemu typu p. W najnowszych zastosowaniach kontakty takie stanowi¹ samodzielne obszary Ÿród³o/dren w tranzystorach MOSFET bez implantowania lub wdyfundowania domieszki. Wygrzewanie struktury Pt/Si w zakresie temperatur 300 ¸ 500oC (rys. 4) prowadzi do ca³kowitej reakcji platyny z krzemem i w rezultacie do tworzenia siê krystalicznego krzemku platyny. Analiza obrazów dyfrakcyjnych wykaza³a, ¿e w badanych strukturach tworzy siê rombowa faza PtSi (rys. 4b). Wygrzewanie powoduje, ¿e gruboœæ warstwy krzemku platyny wzrasta prawie dwukrotnie w stosunku do pocz¹tkowej gruboœci warstwy platyny (15 nm). Po wygrzewaniu w 300oC w warstwie krzemku widoczne s¹ du¿e ziarna o nieregularnych kszta³tach, które wype³niaj¹ ca³¹ gruboœæ warstwy (rys. 4a). Wy¿sza temperatura wygrzewania (400oC) powoduje zwiêkszenie rozmiarów ziaren krzemku platyny, które w przekroju maj¹ kszta³t zbli¿ony do prostok¹tów (rys. 4c). Po wygrzewaniu w 500oC w warstwie krzemku platyny tworz¹ siê du¿e wyd³u¿one ziarna z zaokr¹glon¹ doln¹ granic¹ (rys. 4d), tote¿ gruboœæ warstwy na granicy ziaren nieznacznie maleje, natomiast w œrodku ziaren wzrasta o kilka nanometrów. Zmiana kszta³tu ziaren PtSi podczas wygrzewania jest spowodowana zjawiskiem koalescencji. Zanika granica ziaren w wyniku wspinania siê dyslokacji tworz¹cych granicê oraz obrotu jednego z s¹siaduj¹cych ziaren, co prowadzi do ich ³¹czenia siê. Odmiennie przebiega proces tworzenia krzemku irydu w strukturze Ir/Si. Po wygrzewaniu w temperaturze 300oC i 400oC tylko czêœæ irydu reaguje z krzemem, tworz¹c kilkunanometrow¹ amorficzn¹ warstwê krzemku irydu miêdzy pozosta³ym irydem a pod³o¿em krzemowym (rys. 5a i b). Obraz dyfrakcyjny (rys. 5d) ujawnia 8 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... Rys. 4. Przekroje struktury Pt/Si wygrzewanej w 300°C (a), gdzie (b) jest obrazem dyfrakcyjnym dla tej próbki, 400°C (c) i 500°C (d). Na rysunkach (a) oraz (c–d) poprzez zaznaczenie kszta³tu ziaren PtSi jest przedstawiona zmiana kszta³tu ziaren po wygrzewaniach wywo³ana zjawiskiem koalescencji. obok refleksów pochodz¹cych od pod³o¿a krzemowego równie¿ polikrystaliczne pierœcienie pochodz¹ce od nieprzereagowanego irydu. Tworzenie siê amorficznego krzemku irydu w pierwszym etapie reakcji jest spowodowane du¿¹ energi¹ swobodn¹ mieszania siê sk³adników w trakcie procesu. Amorficzna warstwa roœnie zazwyczaj do maksymalnej gruboœci (ok. kilku nanometrów) i nastêpnie wraz z wyd³u¿eniem czasu lub wzrostem temperatury wygrzewania zachodzi jej przemiana w warstwê krystaliczn¹. Dopiero wygrzewanie w 500oC powoduje ca³kowit¹ reakcjê irydu z krzemem i tworzenie siê krystalicznej warstwy krzemku irydu o gruboœci prawie dwukrotnie wiêkszej ni¿ gruboœæ warstwy metalizacji przed wygrzewaniem. Warstwa krystaliczna jest niejednorodna i sk³ada siê z dwóch faz – grubszej górnej czêœci oraz poni¿ej cieñszej fazy ponad pod³o¿em krzemowym (rys. 5c). Analiza obrazu dyfrakcyjnego struktury wygrzewanej w 500oC wykaza³a, ¿e faz¹ dominuj¹c¹ w warstwie krzemku irydu jest faza rombowa IrSi (rys. 5e). Obraz dyfrakcyjny ujawni³ równie¿ kilka refleksów pochodz¹cych prawdopodobnie od fazy jednoskoœnej IrSi1,5. Obecnoœæ fazy o wiêkszej zawartoœci krzemu pomiêdzy faz¹ IrSi a pod³o¿em krzemowym sugeruje, ¿e dla reakcji w 500°C dominuje dyfuzja atomów krzemu. Wzrost gruboœci warstw krzemkowych w stosunku do pocz¹tkowej gruboœci warstw metalu (15 nm) jest spowodowany zmian¹ struktury krystalicznej. W uk³adzie rombowym, w którym krystalizuj¹ PtSi oraz IrSi, parametry sieci krystalicznej s¹ wiêksze ni¿ w uk³adzie regularnym, jaki maj¹ platyna oraz iryd. Zwiêkszenie para- Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 9 Rys. 5. Przekroje struktury Ir/Si wygrzewanej w: 300°C (a), 400°C (b) i 500°C (c) oraz obrazy dyfrakcyjne struktur wygrzewanych w 300°C (d) i 500°C (e) metrów sieci krystalicznej powoduje wzrost rozmiarów sieci krystalicznej i w konsekwencji widoczny wzrost gruboœci warstw krzemkowych. 5. Analiza typów dyslokacji w krzemie metodami mikroskopii elektronowej W pracy zastosowano metodê pozwalaj¹c¹ okreœliæ typy dyslokacji w celu korelacji wyników fotoluminescencji (PL) i transmisyjnej mikroskopii elektronowej (TEM). Zbadano strukturê defektów w p³ytkach krzemowych poddanych amorfizuj¹cej implantacji krzemu oraz wygrzewaniu i okreœlono wp³yw ciœnienia hydrostatycznego podczas wygrzewania na strukturê defektów w badanym materiale. Badania przeprowadzono na p³ytkach krzemowych otrzymanych metod¹ Czochralskiego typu p, o orientacji (100), implantowanych jonami krzemu (implantacja Si:Si) o energii 160 keV i dawce 5×1016 cm–2. Badania przy u¿yciu TEM wykaza³y, ¿e w wyniku implantacji wytworzy³a siê jednolita warstwa amorficzna, rozci¹gaj¹ca siê od powierzchni do g³êbokoœci 360 nm. Próbki wygrzano przez 5 h w Ar w tem- 10 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... peraturze 1070 K albo 1400 K, pod ciœnieniem atmosferycznym (AP = 105 Pa) lub podwy¿szonym ciœnieniem hydrostatycznym (HP = 1,5 GPa) w Zak³adzie Badañ Wysokociœnieniowych Pó³przewodników. Struktura defektów zale¿y od temperatury wygrzewania. Badania TEM wykaza³y, ¿e dyslokacje uformowane podczas wygrzewania w 1070 K zarówno pod atmosferycznym, jak i wysokim ciœnieniem s¹ obecne g³ównie w obszarze cienkiej warstwy (rys. 6a), powsta³ej z tzw. defektów end-of-range (EOR). Po³o¿ona jest ona na g³êbokoœci 360 nm, co odpowiada interfejsowi kryszta³/obszar-amorficzny w próbce po implantacji. Obok warstwy EOR zaobserwowano równie¿ obecnoœæ dyslokacji rozci¹gaj¹cych siê do powierzchni materia³u od g³êbokoœci mniejszej lub równej g³êbokoœci warstwy EOR. Tego typu dyslokacje o charakterystycznym kszta³cie, znajduj¹ce siê w zrekrystalizowanym krzemie powy¿ej warstwy EOR, okreœlane s¹ jako dyslokacje hairpin (rys. 6a). Najbardziej widoczn¹ ró¿nic¹ pomiêdzy próbkami wygrzanymi w 1070 K pod ciœnieniem atmosferycznym lub podwy¿szonym jest ró¿nica w gêstoœci wydzieleñ tlenowych obecnych w ca³ej objêtoœci p³ytki poza obszarem bliskim powierzchni (rys. 6b i c). Pêtle dyslokacyjne o rozmiarach umo¿liwiaj¹cych ich odró¿nienie od wydzieleñ, wokó³ których wystêpuj¹, zaobserwowano w badanym materiale na wiêkszych g³êbokoœciach (powy¿ej 5 mm) – rys. 6d. Rys. 6. Obrazy transmisyjnej mikroskopii elektronowej implantowanego krzemu poddanego wygrzewaniu przez 5 h w 1070 K pod ciœnieniem AP = 105 Pa (a, b), pod ciœnieniem HP = 1,5 GPa (c, d). Przekroje poprzeczne (a–c), obraz planarny (d) Badania metod¹ fotoluminescencji wykazuj¹, ¿e natê¿enie linii PL pochodz¹cych od dyslokacji w próbkach wygrzanych w 1070 K jest wyraŸnie wiêksze w przypadku próbki wygrzanej pod wysokim ciœnieniem. Wobec stwierdzonego przy u¿yciu TEM braku ró¿nic w strukturze warstwy EOR przyczyny le¿¹ w ró¿nicy w gêstoœciach pozosta³ych defektów, czyli dyslokacji typu hairpin i/lub defektów tlenowych. Stwierdzono, ¿e gêstoœæ dyslokacji hairpin jest mniejsza w próbce wygrzanej pod Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 11 wysokim ciœnieniem, czyli nie s¹ one Ÿród³em du¿ego natê¿enia linii PL. Przyczyn¹ mo¿e byæ natomiast wysoka gêstoœæ wydzieleñ tlenowych w tej próbce oraz zwi¹zane z nimi pêtle dyslokacyjne. Próbki wygrzane w temperaturze 1400 K wykazuj¹ odmienn¹ strukturê defektów. Nie ma warstwy EOR, a dyslokacje rozci¹gaj¹ siê g³êboko wewn¹trz materia³u. W pobli¿u powierzchni nie stwierdzono wydzieleñ tlenowych. Z porównania obrazów TEM przekrojów poprzecznych próbek wygrzanych pod ciœnieniem atmosferycznym albo wysokim (rys. 7a, b) wynika, ¿e dyslokacje rozci¹gaj¹ siê dalej w g³¹b materia³u w przypadku próbki wygrzanej pod wysokim ciœnieniem. Rys. 7. Obrazy TEM próbek wygrzanych w 1400 K: (a) pod ciœnieniem atmosferycznym AP = 105 Pa (a), pod wysokim ciœnieniem HP = 1,5 GPa (b, c). Przekroje poprzeczne(a–b) , obraz planarny (c). Wyniki fotoluminescencji dla próbki wygrzanej w 1400 K pod wysokim ciœnieniem nie wykaza³y linii pochodz¹cych od dyslokacji. W materiale s¹ jednak obecne dyslokacje o znacznej gêstoœci, widoczne na planarnym obrazie TEM omawianej próbki (rys. 7c). W celu wyjaœnienia rozbie¿noœci miêdzy wynikami PL a TEM przeprowadzono szczegó³ow¹ analizê dyslokacji w tej próbce. Stwierdzono, ¿e dominuj¹cymi defektami w materiale s¹ doskona³e pryzmatyczne pêtle dyslokacyjne le¿¹ce w p³aszczyznach typu {110}. Segmenty tych pêtli le¿¹ wzd³u¿ kierunków typu <112>, a wektor Burgersa jest prostopad³y do p³aszczyzny pêtli. Zaobserwowano ponadto b³êdy u³o¿enia otoczone czêœciowymi dyslokacjami Franka. Stwierdzono równie¿ niewielk¹ iloœæ dyslokacji 60-stopniowych. Opieraj¹c siê na aktualnej wiedzy o luminescencji dyslokacji mo¿na wyci¹gn¹æ wniosek, ¿e brak dyslokacyjnego sygna³u PL w omawianej próbce jest efektem niskiej gêstoœci dyslokacji œrubowych i 60-stopniowych, jak równie¿ ma³ej gêstoœci przeciêæ miêdzy wystêpuj¹cymi pêtlami dyslokacyjnymi. Nie jest on wynikiem ogólnej, ma³ej gêstoœci dyslokacji, gdy¿ przy u¿yciu TEM stwierdzono wysok¹ ich gêstoœæ. Uzyskane wyniki pozwoli³y ponadto na przeprowadzenie dyskusji nad wp³ywem ciœnienia hydrostatycznego na ewolucjê defektów w implantowanym krzemie. 12 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 6. Opis zjawisk transportu ciep³a i ³adunku w strukturach molekularnych Oddzia³ywanie promieniowania laserowego z takimi nanoobiektami, jak nanoziarna i nanorurki wêglowe stanowi g³ówne Ÿród³o informacji o budowie i w³asnoœciach struktur molekularnych. W szczególnoœci badanie ich metodami laserowymi przyczyni³o siê do rozwoju struktur MEMS i NEMS (Micro- i Nano-Electro-Mechanical Systems). Wyj¹tkowe w³asnoœci nanorurek wêglowych, w tym zjawisko transportu balistycznego, stwarzaj¹ nowe mo¿liwoœci ich zastosowania w tranzystorach polowych CNTFET (Carbon NanoTubes Field Effect Transistors). W przypadku nanorurek wêglowych nale¿y spodziewaæ siê kwantowych w³asnoœci transportu ³adunku i energii termicznej, gdy¿ œrednia droga swobodna elektronów w nanorurkach le jest rzêdu d³ugoœci fali de Broglie’a dla elektronów lB. W ci¹gu ostatnich kilku lat zosta³y rozwiniête metody uzyskiwania impulsów laserowych, dla których czas trwania impulsu Dt jest rzêdu attosekund (1 as = 10–18 s). Najkrótsze zmierzone czasy relaksacji t s¹ rzêdu 10–14 s. Bior¹c pod uwagê to, ¿e dla impulsów attosekundowych zachodzi Dt < t, zjawiska transportu kwantowego w nanorurkach nale¿y opisywaæ kwantowym równaniem hiperbolicznym: t¶ 2 T ¶T h ¶ 2 T + = , ¶t m ¶ 2 x ¶ 2t (1) gdzie: T – temperatura struktury, m – masa noœników ciep³a, t – czas relaksacji. W trakcie realizacji tematu statutowego zbadano kwantowe zjawiska transportu w nanorurkach. Dla transportu kwantowego spe³niony jest warunek lB = le. Wykazano, ¿e dla N noœników [1] równanie opisuj¹ce transport ciep³a ma postaæ: Nt ¶ 2 T ¶T hN 1 / 3 ¶ 2 T + = , m ¶ 2x ¶ 2 t ¶t (2) a transport ³adunku w nanorurkach opisuje równanie analogiczne do równ. (2): Nt ¶ 2 N ¶ N hN 1 / 3 ¶ 2 N + = . ¶t m ¶ 2x ¶ 2t (3) Równanie (2) jest kwantowym liniowym równaniem hiperbolicznym opisuj¹cym transport energii termicznej ze skoñczon¹ prêdkoœci¹ v. Oznacza to, ¿e równ. (2) w odró¿nieniu od standardowego równania dyfuzji przy t = 0, czyli: ¶T hN 1 / 3 ¶ 2 T = ¶t m ¶ 2x (4) jest zgodne ze szczególn¹ teori¹ wzglêdnoœci, gdy¿ równanie dyfuzji otrzymuje siê z równ. (2) przyjmuj¹c, ¿e v ® ¥, czyli v > c. Równanie (3) jest nieliniowym kwantowym równaniem hiperbolicznym. Nieliniowa struktura równ. (3) prowadzi do Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 13 Czas relaksacji t [ps] nowych zjawisk, których mo¿na oczekiwaæ w nanorurkach wêglowych, tj. do generacji nieliniowych fal ³adunku. Wykorzystuj¹c przedstawione rozwa¿ania teoretyczne obliczono czasy relaksacji dla walencyjnych elektronów w metalach o liczbie atomowej Z od 26 do 31 (rys. 8), 8 Co Ni Fe 7 Ga 6 Zn 5 4 Cu 3 25 26 27 28 29 30 31 32 Liczba atomowa Z Rys. 8. Obliczone czasy relaksacji dla walencyjnych elektronów w metalach o liczbie atomowej Z od 26 do 31 dla nanoziaren o takim rozk³adzie promieni, ¿e <R> = 5 nm uwzglêdniaj¹c to, ¿e rozmiar metalicznych nanoziaren jest opisany rozk³adem statystycznym. Zastosowany w obliczeniach rodzaj tego rozk³adu statystycznego oparto o analizê zdjêæ wykonanych na skaningowym mikroskopie elektronowym. 7. Podsumowanie W trakcie realizacji zadania statutowego zbadano transport energii termicznej i ³adunku w nanorurkach oraz nanoziarnach. Wykazano, ¿e w nanorurkach oœwietlonych impulsami attosekundowymi równanie transportu energii termicznej jest liniowym kwantowym równaniem hiperbolicznym, a równanie transportu ³adunku jest nieliniowym równaniem hiperbolicznym. Ze wzglêdu na nieliniowy charakter równ. (3) nale¿y spodziewaæ siê mo¿liwoœci generacji nieliniowych fal gêstoœci ³adunku w nanorurkach wêglowych. Za pomoc¹ liniowego równania hiperbolicznego opisano proces relaksacji termicznej w nanoziarnach. Zaproponowano nowe podejœcie do obliczania czasów relaksacji, uwzglêdniaj¹ce rozk³ad statystyczny rozmiarów ziaren. Wyznaczono dla tego przypadku czasy relaksacji termicznej elektronów dla elektronów walencyjnych w nanoziarnach metalicznych. Publikacje’2006 [P1] CIOSEK J., RATAJCZAK J.: Influence of Temperature-Pressure Treatment on the Heavily Hydrogenated Silicon Surface. Appl. Surface Sci. 2006 vol. 252 s. 6115–6118. [P2] CZERWIÑSKI A., P£USKA M., RATAJCZAK J., K¥TCKI J.: In-situ EBIC Measurements of Local-Thickness in Semiconductor Devices. J. of Microscopy 2006 vol. 224 s. 86–88. 14 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... [P3] CZERWIÑSKI A., P£USKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., K¥TCKI J.: Resistance and Sheet Resistance Measurements Using Electron Beam Induced Current. Appl. Phys. Lett. 2006 vol. 89 nr 24 s. 1–3. [P4] CZERWIÑSKI A., P£USKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., K¥TCKI J.: Layer or Strip Resistance Measurement by EBIC. Mater. Trans. (przyjête do druku). [P5] KOZ£OWSKI M., MARCIAK-KOZ£OWSKA J.: Thermal Processes Using Attosecond Laser Pulses. [w] Springer Series in Optical Sciences 2006 vol. 121 s. 1–232, Springer, New York, 2006. [P6] KOZ£OWSKI M., MARCIAK-KOZ£OWSKA J.: On the Possible Thermal Tachyons Generated by Attosecond Laser Pulses. Lasers in Eng. 2006 vol. 16 s. 61–68. [P7] KOZ£OWSKI M., MARCIAK-KOZ£OWSKA J., CZERWIÑSKI A., WZOREK M., P£USKA M.: Thermal Relaxation Times for Nanoparticles Heated by Ultra Short Laser Pulses. Lasers in Eng. (przyjête do druku). [P8] £ASZCZ A., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K¥TCKI J., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of Iridium Silicide Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. Arch. of Metallurgy a. Mater. (przyjête do druku). [P9] £ASZCZ A., K¥TCKI J., RATAJCZAK J., CZERWIÑSKI A., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of PtSi Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. Nucl. Instr. & Meth. in Phys. Res. B 2006 vol. 253 s. 274–277. [P10] £ASZCZ A., K¥TCKI J., RATAJCZAK J., TANG X., DUBOIS E.: TEM Characterisation of Erbium Silicide Formation Process Using Pt/Er Stack on the Silicon-on-Insulator Substrate. J. of Microscopy 2006 vol. 224 s. 38–41. [P11] MARCIAK-KOZ£OWSKA J., KOZ£OWSKI M.: Interaction of Ultrashort Laser Pulses with Carbon Nanotubes. Lasers in Eng. 2006 vol. 16 s. 39–50. [P12] MARCIAK-KOZ£OWSKA J., KOZ£OWSKI M.: On the Heisenberg Uncertainty Principle for Heat Phenomena Induced by Continuous High Energy Laser Pulses. Lasers in Eng. 2006 vol. 16 s. 317–234 . [P13] MARCIAK-KOZ£OWSKA J., KOZ£OWSKI M., PELC M.: Klein-Gordon Thermal Equation with Casimir Potential for Ultra-Short Laser Pulses. Lasers in Eng. 2006 vol. 16 s. 173–180. [P14] MARCIAK-KOZ£OWSKA J., KOZ£OWSKI M., PELC M.: Klein-Gordon Thermal Equation for Microtubules Excited by Ultra-Short Laser Pulses. Lasers in Eng. 2006 vol. 16 s. 195–206. [P15] MARONA L., WIŒNIEWSKI P., LESZCZYÑSKI M., PRYSTAWKO P., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., CZARNECKI R., CZERWIÑSKI A., P£USKA M., Ratajczak J., PERLIN P.: Comprehensive Study of Reliability of InGaN Based Laser Diodes.Konf. Photonic West 2007, Symp. Laser 2007, Novel In-Plane Semiconductor Lasers VI, San Jose, California, USA, 20–25.01.2007. Proc. of SPIE t. 6485 (przyjête do druku). [P16] MROZIEWICZ B., KOWALCZYK E., DOBRZAÑSKI L., RATAJCZAK J., LEWANDOWSKI S. J.: External Cavity Diode Lasers with E-beam Written Silicon Diffraction Gratings. Optic. a. Quantum Electron. (zg³. do druku). [P17] PELC M., KOZ£OWSKI M., MARCIAK-KOZ£OWSKA J.: High Order Wave Equation for Thermal Transport Induced by Ultra Short Laser Pulses. Lasers in Eng. 2006 vol. 16 s. 19–26. [P18] PELC M., KOZ£OWSKI M., MARCIAK-KOZ£OWSKA J.: Propagation of Thermal Disturbances in Minkowski Spacetime Generated by Continous Laser Pulses. Lasers in Eng. (zg³. do druku). [P19] P£USKA M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K¥TCKI J., RAK R.: Elimination of SEM-Image Periodic Distortions with Digital Signal Processing Methods. J. of Microscopy 2006 vol. 224 s. 89–92. Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 15 [P20] SZERLING A., KOSIEL K., WóJCIK-JEDLIÑSKA A., P£USKA M., BUGAJSKI M.: Investigation of Oval Defects in (In)Ga(Al)As/GaAs Heterostructures by Spatially-Resolved Photoluminescence and Micro-Cathodoluminescence. Mater. Sci. in Semicond. Process. 2006 vol. 9 s. 25–30. [P21] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K¥TCKI J.: Hydrostatic Pressure Effect on Dislocation Evolution in Self-Implanted Si Investigated by Electron Microscopy Methods. Vacuum (przyjête do druku). [P22] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K¥TCKI J.: Defect Structure in Self-Implanted Silicon Annealed under Enhanced Hydrostatic Pressure-Electron Microscopy Study. phys. stat. sol. C (przyjête do druku). [P23] WZOREK M., K¥TCKI J., P£USKA M., RATAJCZAK J., JAROSZEWICZ B., DOMAÑSKI K., GRABIEC P.: Buried Amorphous-Layer Impact on Dislocation Densities in Silicon. J. of Microscopy 2006 vol. 224 s. 104–107. Konferencje’2006 [K1] CZERWIÑSKI A., P£USKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., K¥TCKI J.: Novel Quantitative Non-Linear EBIC Method for Characterization of Semiconductor Buried Layers, Paths and Nanostructures. 6th Japanese-Polish Joint Sem. on Materials Analysis (JPJSMA), Ateyama Kokusai, Toyama, Japonia, 10–13.09.2006 (ref. zapr.). [K2] £ASZCZ A., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K¥TCKI J., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of Iridium Silicide Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. 2006 E-MRS Fall Meet. Warszawa, 4–8.09.2006. [K3] £ASZCZ A., K¥TCKI J., RATAJCZAK J., CZERWIÑSKI A., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of PtSi Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. The E-MRS 2006 Spring Meet. (E-MRS - IUMRS - ICEM 06), Nicea, Francja, 29.05–2.06.2006. [K4] SZERLING A., KOSIEL K., P£USKA M., CZERWIÑSKI A., BUGAJSKI M.: Device Processing of Infrared Emitters. Sem. Nauk. “Nanostruktury i Nanotechnologie” (SNNN), Bezmiechowa Górna k. Leska, 6–8.10.2006. [K5] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K¥TCKI J.: Hydrostatic Pressure Effect on Dislocation Evolution in Self-Implanted Si Investigated by Electron Microscopy Methods. VI Int. Conf. ION Implantation and Other Applications of Ions and Electrons (ICII-06), Kazimierz Dolny, 26–29.06.2006. [K6] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K¥TCKI J.: Defect Structure in Self-Implanted Silicon Annealed under Enhanced Hydrostatic Pressure-Electron Microscopy Study. Konf. Extended Defects in Semiconductors (EDS 2006). Halle/Saale, Niemcy, 17–22.09.2006. Patenty i zg³oszenia patentowe’2006 [PA1] CZERWIÑSKI A.: Sposób wyznaczania sk³adowych brzegowych pr¹du diody z bramk¹. Pat. RP z dn. 23.11.2006 wg zg³. nr P343985. [PA2] CZERWIÑSKI A., P£USKA M., RATAJCZAK J., K¥TCKI J.: Sposób pomiaru rezystancji warstw pó³przewodnikowych. Zg³. pat. nr P381016 z dn. 9.11.2006. [PA3] P£USKA M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K¥TCKI J., OSKWAREK £., RAK R.: Sposób wyznaczania indukcji pola magnetycznego obecnego w komorze skaningowego mikroskopu elektronowego. Zg³. pat. nr P381228 z dn. 5.12.2006.
