Мнения Полупроводники
11.03.2016 10:11:00
Николай Соболев
Доктор естественных наук, профессор. Университет Авейро, Португалия


Подробнее

Радиационные эффекты в квантово-размерных полупроводниковых структурах

У каждого из нас сегодня есть «квантовая яма» в проигрывателе компакт-дисков, автомобильных фарах либо в лазерной указке, что уж говорить о начинке космических аппаратов и ядерных реакторов. Нобелевская премия по физике, присужденная в 2000 году Ж.И. Алферову и Г. Крëмеру за разработку полупроводниковых гетероструктур, увенчала дело жизни этих выдающихся исследователей. Квантоворазмерные полупроводники окружают нас все плотнее. И если в быту электроника не подвергается воздействию радиации, то на космических аппаратах и в реакторах дело обстоит иначе. В настоящее время остро стоит вопрос о времени жизни электроники на спутниках ГЛОНАСС (1). В Советском Союзе выросла мощная школа по исследованию радиационных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых приборах. Представители и наследники этой школы продолжают успешно работать в России, в т.ч. в НИТУ «МИСиС».

В ядерном реакторе материалы и приборы подвергаются воздействию нейтронов и гамма-квантов. На наиболее полезных околоземных орбитах радиационный фон состоит из энергетичных электронов с энергиями вплоть до 7 МэВ, протонов с энергиями, простирающимися до сотен МэВ, и небольших количеств низкоэнергетичных тяжелых ионов. Спектр протонов на низких орбитах особенно жёсток: между 50 и 500 МэВ плотность потока падает всего в 4 раза. Облучение энергетическими частицами и гамма-квантами приводит к нарушениям структуры на атомном уровне, известным как радиационные дефекты (РД). К сожалению, создание РД является неизбежным побочным эффектом при ионной имплантации, которая давно стала популярной технологией модификации материалов. Облучение нейтронами позволяет вводить в объем полупроводников примеси с однородностью, недоступной металлургическим методам, что позволяет резко улучшить параметры силовых приборов. Но опять-таки, сначала надо удалить РД, что не всегда просто. Но не все так однозначно: есть возможность использовать РД в технологии полупроводниковых приборов, о чем поговорим ниже.

Все частицы (электроны, протоны, тяжелые ионы и фотоны в диапазоне от УФ до гамма), за исключением нейтронов, производят ионизацию мишени. Кроме того, радиационные эффекты в твердотельных приборах включают единичные сбои (single-event upsets) чисто электронного характера, которые мы рассматривать не будем, ограничившись структурными нарушениями. Эффекты ионизации также рассмотрим только с этой последней точки зрения.

Изучение радиационных эффектов в твердых телах началось давно, пожалуй, еще Э. Резерфордом и его сотрудниками. Прохождение ядерных частиц через вещество рассчитывали Н. Бор, Х. Бете, Й. Линдхард, О.Б. Фирсов и др. Но на РД обратили внимание позже, когда понадобились радиационно стойкие конструкционные материалы для ядерных реакторов, а затем и приборы, способные длительное время работать в полях радиации. По мере миниатюризации полупроводниковых компонент стало ясно, что нанометровые объекты (чьи размеры сравнимы с длиной волны де Бройля электронов проводимости) ведут себя при облучении по-иному, чем объемные материалы. Так возникла и обособилась область исследований, посвященных радиационным эффектам в квантоворазмерных полупроводниковых структурах. Но сначала обратимся к классике.

Результат облучения полупроводникового материала будет зависеть от вида радиации, ее временных характеристик (импульсная или непрерывная) и типа взаимодействия с материалом, а также от характеристик самого материала.

Когда энергетичная частица пролетает сквозь вещество, она теряет энергию в двух почти независимых процессах: (i) упругие столкновения с ядрами, характеризуемые ядерными потерями энергии (dE/dx)n, которые доминируют при энергиях вплоть до 1 кэВ/аем; (ii) неупругие столкновения заряженной частицы с электронами атомов вещества, известные как электронные потери (dE/dx)e, которые доминируют при энергиях от 1 МэВ/аем и выше. В неупругих столкновениях с типичным сечением ~1016 cм2 энергия передается от налетающей частицы атомам мишени через возбуждение и ионизацию электронных оболочек. Электронные потери энергии варьируют от десятков эВ до единиц кэВ на ангстрем пробега частицы.

Смещение атомов из узлов решетки происходит благодаря передаче импульса от налетающей частицы атомам решетки (ядерные потери). Если атом получает в столкновении достаточно большую энергию, он будет смещен из узла в междоузлие, а на его месте возникнет вакансия. Смещенный атом может встретить другую вакансию и рекомбинировать с ней, или остаться в междоузельном положении (собственное междоузлие), или быть захваченным примесным атомом. Вакансии также могут быть подвижными и либо создавать комплексы с примесями, либо объединяться в многовакансионные комплексы. Дефекты, стабильные при температуре облучения, могут стать подвижными при последующем нагреве. Для эволюции радиационных нарушений в твердых телах подвижность дефектов имеет огромное значение. Собственные междоузлия в кремнии подвижны в условиях облучения даже при 0,5 К. В таких полупроводниках как Si, Ge, GaAs, GaSb, GaN, InP, InAs, AlAs и InSb значительная часть первичных РД аннигилирует при температурах ниже комнатной. РД, наблюдаемые в этих материалах при 300 К, состоят в основном из вторичных и третичных комплексов, образующихся вследствие миграции и аггломерации вакансий и междоузельных атомов между собой и с примесями. Эти комплексы, как правило, вносят уровни в запрещенную зону и проявляют электрическую и рекомбинационную активность.

Полное поперечное сечение смещения атома из узла решетки при упругом столкновении дается интегралом1.jpg , где Е – кинетическая энергия налетающий частицы, Т - кинетическая энергия, переданная атому мишени, (E,T) – дифференциальное сечение соответствующего взаимодействия. Интегрирование производится по энергии от минимально необходимой для смещения атома в междоузельное положение (Td) до максимальной, которая может быть передана в столкновении (Tm). Td называется пороговой энергией смещения. Дифференциальное сечение зависит от потенциала взаимодействия. В случае заряженных частиц (электронов, протонов, ионов) взаимодействие может быть описано кулоновским потенциалом; для нейтральных частиц (нейтронов) можно рассматривать столкновение твердых сфер. Экспериментальные значения Td лежат в пределах от 3-4 до 35 эВ.

 

2.jpg

Рис. 1. Максимальная (штриховые линии) и средняя (сплошные линии) энергия, передаваемая атомам кремния как функция энергии бомбардирующих электронов (e), протонов (p) и нейтронов 2.

 

Рис. 1 дает представление об энергии, передаваемой налетающей частицей атому мишени, при облучении электронами, протонами и нейтронами (2). Из рис. 1 непосредственно видно, что в случае электронов нужны энергии в сотни кэВ, чтобы передать атомам энергию, превышающую Td. Масса же ионов сравнима с массой атомов мишени, так что передача энергии происходит очень эффективно, и даже при ионном травлении поверхности с энергиями в сотни эВ следует считаться с образованием РД.

Если энергия первичного атома отдачи велика, что обычно имеет место при ионной или нейтронной бомбардировке, развивается каскад столкновений, в котором плотность дефектов много выше, чем в случае электронного или протонного облучения. Высокая плотность дефектов может привести к аморфизации имплантированного слоя. Сопутствующие процессы перестройки дефектов очень сложны и не до конца поняты даже в случае такого элементарного полупроводника как кремний.

Критическое значение флюенса ионов, необходимое для аморфизации кристалла, зависит от массы иона и температуры мишени. Для каждой комбинации ион-мишень существует критическая температура, ваше которой аморфизация становится невозможной из-за динамического отжига дефектов. (При криогенных температурах аморфизация кремния была достигнута при электронном облучении, но необходимый флюенс был чрезвычайно велик (3, 4)) Теоретическое описание процесса перехода из кристаллического в аморфное состояние при облучении до сих пор является предметом дискуссии (5). Другим важным аспектом ионной имплантации является распыление мишени (6). Это явление имеет важные применения в радиационной технологии наноструктур.

Влияние ионизации на радиационное дефектообразование в обычных полупроводниках существует, но незначительно. Как бы то ни было, в этих материалах ионизация (генерация электронно-дырочных пар) не создает РД, как это имеет место в широкозонных изоляторах. Тем не менее, деградация полевых транзисторов, особенно при низких дозах облучения, почти полностью происходит вследствие долгоживущих эффектов ионизации подзатворного диэлектрика. Как будет показано ниже, в некоторых квантоворазмерных структурах наблюдались выраженные радиационные эффекты при облучении электронами подпороговых энергий и рентгеновскими квантами.

Чувствительность приборных параметров к облучению определяется, кроме того, такими свойствами материалов, как пороговая энергия смещения атомов, вероятность аннигиляции собственных междоузлий с вакансиями, тип и уровень легирования, положение уровней энергии дефектов в запрещенной зоне. Приведем несколько примеров. GaN на два порядка величины более стоек к облучению протонами МэВ-ных энергий, чем GaAs. Деградация электрических и рекомбинационных характеристик p-GaAs выражена слабее, чем у n-GaAs. ZnO является весьма радиационно стойким материалом: он на два порядка более стоек, чем GaN. Кремний, к сожалению, не выделяется высокой радиационной стойкостью, поэтому космические аппараты снабжаются солнечными батареями на основе полупроводников A3B5.

Подведем предварительный итог: Чтобы предсказать радиационные повреждения квантоворазмерных полупроводниковых структур (КПС), в первую очередь необходимо знание процессов создания, преобразования и аннигиляции РД в соответствующих объемных материалах, включая сплавы. В то время, как эти процессы в кремнии достаточно хорошо изучены, информации относительно Ge, GaAs и InP имеется гораздо меньше. Самое неудовлетворительное положение вещей наблюдается в случае других полупроводников А3В5 и их сплавов, не говоря уже о соединениях А2В6 (7), хотя, например, CdTe является одним из наиболее широко используемых материалов для ядерных детекторов (8).

Далее, чтобы предсказать радиационную стойкость прибора, надо установить, какой слой (или слои) в конкретной, возможно, очень сложной структуре, будет определять деградацию параметров. В приборах типа светоизлучающих диодов или диодных лазеров, содержащих низкоразмерные активные слои, важно знать пространственное распределение волновых функций электронов и дырок, участвующих в излучательной рекомбинации. Требуется выяснить роль положения уровня Ферми, поверхностей раздела, внутренних напряжений в эволюции и реакциях дефектов, взаимодействие соседних слоев и влияние квантового ограничения на структуру и свойства локальных дефектов, которые предполагаются известными из предыдущих исследований объемных материалов. Не следует забывать, что в КПС отношение поверхности к объему гораздо больше, чем в объемных материалах, поэтому поверхности и границы раздела в КПС играют зачастую определяющую роль.

С другой стороны, перечислим полезную информацию, которую мы можем получить из исследований радиационных эффектов в КПС:

·         Влияние дефектов на электронные свойства КПС и соответствующие приборные параметры;

·         Выяснение электронной структуры КПС, а также процессов переноса, релаксации и рекомбинации носителей заряда в них, используя дефекты в качестве микрозондов;

·         Диффузионные процессы в КПС;

·         Новые технологические процессы микро-, нано- и оптоэлектроники.

Теперь перейдем к рассмотрению эффектов, специфичных для квантоворазмерных структур, на избранных примерах. Выбор последних обусловлен личными пристрастиями автора и ограниченным объемом публикации и ни в коей мере не претендует на полноту.

 

Радиационные дефекты и радиационная стойкость

Лазеры на квантовых точках

Turnbull, вероятно, был первым, кто указал еще в 1950 году, что маленькие кристаллы должны содержать меньшую плотность дефектов (9). Повышенная устойчивость к дефектам является одним из важных привлекательных свойств самоорганизованных массивов квантовых точек (КТ). Основной причиной является тот факт, что локализованные носители меньше склонны мигрировать к центрам безызлучательной рекомбинации. На рис. 2 сравниваются кривые деградации порогового тока лазеров на КТ и на КЯ до и после облучения протонами. Видно, что деградация лазера на КТ выражена значительно слабее. При этом интересно, что лазеры на двойных гетеропереходах более радиационно стойки, чем их аналоги на гомопереходах (10).

 

3.jpg

Рис. 2. Мощность оптического излучения в импульсном режиме в зависимости от тока для двух лазеров, на КТ и КЯ, с близкими исходными параметрами до и после протонного облучения (11).

 

Эксперименты по измерению люминесценции на соответствующих эпитаксиальных структурах позволили придти к следующему выводу: помимо локализации носителей в КТ, важную роль играет выталкивание дефектов на поверхность КТ, т.е. имеет место некое самоочищение КТ (12).

 

Двумерные кристаллы

Со времени первой публикации по графену начался бум исследований двумерных материалов. В 2014 г. появился даже новый журнал, 2D Materials. Работы по облучению графена, гексагонального нитрида бора (h-BN) и др. мембран не заставили себя ждать. Так, например, вакансии, создаваемые облучением высокоэнергетичными ионами, резко снижают подвижность электронов, ухудшая характеристики приборов (13). Мембраны h-BN более устойчивы к электронному облучению, чем графен. Бóльшая масса атомов азота и сравнимые пороговые энергии смещения атосов С и N требуют бóльшей энергии электронов для смещения атомов N в h-BN чем атомов С в графене. А энергии смещения В в h-BN и С в графене почти одинаковы. В монослойном h-BN не создаются вакансионные дефекты и не наблюдается аморфизация даже при продолжительном облучении электронами (14).

В то же время дефекты в графене содержат неспаренные электроны, так что в результате облучения графен становится парамагнитным (15), что позволяет надеяться на его использование в спинтронике (16). Электронное облучение может использоваться для функционализации графена, например, путем создания ковалентных связей между радикалами полиароматических молекул и двойными связями С=С в графене (17).

 

Эффект малых доз

Имеется много сообщений об увеличении интенсивности фотолюминесценции (ФЛ) в структурах КТ или улучшении параметров лазеров на основе КТ благодаря облучению малыми потоками электронов, протонов или ионов с энергиями, достаточными для создания дефектов типа смещений. Подобный «эффект малых доз» ранее наблюдался в Si (18), CuInS2 (19) и GaAs (20) и объяснялся как результат диссоциации ростовых дефектов при содействии подвижных точечных дефектов, создаваемых облучением. С точки зрения термодинамики, эффект малых доз является проявлением сдвига несовершенного кристалла, находящегося после выращивания в метастабильном состоянии, в сторону термодинамического равновесия. И наоборот, облучение высокими флюенсами удаляет кристалл от равновесия, в то время как пострадиационный отжиг вновь его восстанавливает.

Эффект малых доз проявляется также в отжиге ростовых дефектов в нанотрубках BN (21). Механизм эффекта в данном случае не до конца ясен.

 

Облучение электронами подпороговых энергий и рентгеновскими квантами

Радиация, неспособная создавать структурные нарушения в упругих столкновениях, тем не менее, вызывает устойчивые радиационные эффекты в КПС из широкозонных полупроводников. Так, согласно работе (22), облучение светодиодов на основе КЯ InGaN/GaN электронами с энергией 10 кэВ приводит к росту интенсивности катодолюминесценции слоя InGaN и к появлению новых полос излучения, сдвинутых в коротковолновую сторону. Наблюдаемые явления объяснялись ускорением диффузии In, стимулированной рекомбинацией неравновесных носителей заряда, возбужденных электронным пучком.

 

Эффекты аморфизации и распыления

Нанокристаллы

Влияние уменьшения размеров структур до нанометров на их радиационную стойкость не так однозначно в случае облучения тяжелыми ионами, приводящего к аморфизации. Например, объемная окись циркония ZrO2 не проявляет признаков аморфизации при флюенсах, приводящим к 100 смещениям на атом (displacements per atom, dpa). Однако нанокристаллы ZrO2 диаметром около 3 нм аморфизуются в результате облучения флюенсом, соответствующим всего 0.9 dpa (23). Интересно, что в контрольном эксперименте авторы не смогли аморфизовать 3-нанометровые преципитаты золота в аморфном SiO2. Результат был интерпретирован как следствие деликатного баланса между объемной и поверхностной свободной энергией различных полиморфных форм окиси циркония и свободной энергией вводимых облучением дефектов. Избыточная поверхностная свободная энергия нанокристаллической окиси циркония сдвигает баланс в пользу аморфизации облучением. Термодинамические свойства золота весьма отличаются от свойств окиси циркония: не существует стабильных высокотемпературных фаз, свободная энергия поверхности довольно мала и, коме того, дефекты легко рекомбинируют в силу эквивалентности узлов решетки.

 

Сверхрешетки

Внедряя ионы в короткопериодные сверхрешетки Si/Ge, мы обнаружили интересный эффект. Дело в том, что флюенсы ионов, необходимые для аморфизации германия, на порядок величины меньше, чем для кремния. Но в сверхрешетках слои Si и Ge аморфизовались синхронно при флюенсах, характерных для германия (рис. 3) (24)! К тому времени уже были известны результаты по селективной аморфизации периодических структур Si/SiGe с «толстыми» слоями. Мы предположили (и подтвердили это предположение в последующих исследованиях сверхрешеток Als/GaAs, где разница критических флюенсов намного больше), что синхронная (или когерентная) аморфизация слоев в сверхрешетках наблюдается в случаях, когда период сверхрешетки меньше характерного размера плотного каскада атомных столкновений, порождаемого энергетичным атомом отдачи (25). При увеличении толщины слоев аморфизация становится селективной.

 

4.jpg

Рис. 3. Относительная концентрация радиационных нарушений в объемных кристаллах Si и Ge в сравнении со слоями Si и Ge в сверхрешетке Si9Ge6 как функция флюенса ионов Ar+ с энергией 150 кэВ 24.

 

Нанопроволоки и нанотрубки

Аналогично двумерным мембранам, нанотрубки BN обнаруживают гораздо более высокую радиационную стойкость при электронном облучении, чем углеродные. Флюенс электронов, приводящий к полной аморфизации последних, почти не причиняет видимых повреждений нанотрубкам BN. Однако при более длительном облучении аморфизация нанотрубок BN все-таки наблюдается (26).

В случае же ионов Ar+ с энергией 40 кэВ, флюенса 2×1015 cм–2 достаточно, чтобы аморфизовать нанотрубки BN, и это ненамного меньше, чем флюенс аморфизации углеродных нанотрубок (27).

В КПС, например, нанокристаллах и нанотрубках, геометрия облучения может играть решающую роль. Пример моделирования приведен на рис. 4.

 

5.jpg

Рис. 4. (a) Схема взаимодействия ионов с твердым телом в объемной (слева) и наногеометрии (справа). Атомы отдачи могут покинуть мишень только через поверхность. В силу бóльшего отношения поверхность / объем более вероятно, что ионы пересекут поверхность сферического нанокристалла сбоку.

(b) Выход распыления (в атомах на ион) в зависимости от места падения ионного пучка на нанокристалл для различных геометрий. Вставка показывает принцип моделирования.

(c) Точки пересечения каскадов атомных столкновений двух размеров с поверхностью нанокристалла при нецентральном падении иона (28).

 

Радиационная технология

Ионное перемешивание

Так называемое радиационное ускорение диффузии обычно обусловлено введением РД в материал. Этот эффект оказался крайне полезен при перемешивании квантовых ям, проволок и точек с целью направленного изменения ширины запрещенной зоны различных элементов в монолитных интегральных схемах оптоэлектроники. Соответствующая технология давно стала классической (29). Так, в первой работе по ионному перемешиванию КТ InAs/GaAs (30) путем ионной имплантации 1´1013 см–2 ионов Mn с энергией 50 кэВ с последующим отжигом был получен синий спектральный сдвиг перехода в основное состояние до 150 мэВ (рис. 5).

 

6.jpg

Рис. 5. Эволюция спектров ФЛ КТ InAs/GaAs (T = 12 K) в зависимости от температуры отжига после имплантации 1´1013 cm–2 ионов Mn 30.

 

Перемешивание также открывает путь к понижению размерности полупроводниковых гетероструктур. Так, например, имплантация через полученные литографией маски и облучение сфокусированными ионными пучками (31) уже давно стали применяться для ионного внедрения в структуры КЯ и перемешивания гетероструктур А3В5, создавая таким образом квантовые проволоки, точки и антиточки.

 

Самоорганизация при облучении

Самоорганизация при облучении кристаллов ионными пучками приводит к появлению различных нанопериодических структур, например, массивов КТ (32), рис. 6. Это направление исследований продолжает активно развиваться.

 

7.jpg

Рис. 6. (A) СЭМ-изображение квантовых точек, созданных на поверхности GaSb при бомбардировке ионами Ar+ с энергией 420 эВ при нормальном падении. (B) Соответствующая двумерная автокорреляция обнаруживает регулярность и гексагональную упаковку островков, простирающуюся более чем на шесть периодов. (C) ПЭМ-изображение наноструктур. Островки имеют монокристаллическую структуру без прерывания периодичности решетки объемного GaAb. Островки покрыты аморфным слоем толщиной ~2 нм, что соответствует глубине проникновения низкоэнергеричных ионов в материал. Ширина основания и высота островков составляют 30 нм 32.


 

Ионно-лучевой синтез

Ионная имплантация, благодаря своему сильно неравновесному характеру, позволяет синтезировать метастабильные фазы. Распад этих фаз во время облучения при повышенной температуре или в результате последующего отжига позволяет получить полупроводниковые или магнитные нанокристаллы, встроенные в кристаллическую матрицу. Классикой является синтез нанокристаллов кремния в кварцевой матрице в надежде получить на этой основе лазерную генерацию (33),(34). Нам впервые удалось получить кремний, функционализированный магнитными нанокристаллами MnAs (35), с температурой Кюри, превышающей комнатную. Затем мы синтезировали также нанокристаллы MnSb в Si (36) (рис. 7).

 

8.jpg

Рис. 7. Наложение светлопольного ПЭМ-изображения и распределения Mn и Sb по глубине, полученного методом резерфордовского обратного рассеяния, в образце кремния, имплантированного Mn+ и Sb+ при 350ºC и подвергнутого быстрому термическому отжигу при 1150ºC 36.

 

Тяжелые ионы высоких энергий, треки

В настоящее время наблюдается новый бум исследований, посвященных использованию тяжелых ионов высоких энергий (swift heavy ions, SHI) для создания треков в пленках окислов и других материалов (см. программу симпозиума BB Defect-induced effects in nanomaterials, 2016 E-MRS Spring Meeting,). Технология трековых мембран на основе полимерных пленок была создана еще в 60-е годы прошлого века акад. Г.Н. Флеровым в Дубне. В настоящее время растравленные треки, заполненные функциональными материалами, используются для изготовления массивов наночастиц, наностержней, нанотрубок либо дендритных наноструктур из различных материалов – полупроводников (37),(38) металлов (39), (40), (41) и др. На этой основе можно изготовить различные сенсоры, используя чувствительность наноструктур к свету, влажности, магнитным полям, органическим веществам и т.п. Используя свойства материалов в нанопорах, можно также получить резисторы, конденсаторы, диоды и индукторы (42), (43).

 

Заключение

Необходимость изучения радиационных эффектов в квантоворазмерных структурах обусловлена в первую очередь появлением все новых приборов наноэлектроники и их применением в космосе, ядерной энергетике и физике элементарных частиц, а также широким применением ионной имплантации и ядерного легирования. Не следует забывать также о возможностях использования РД в технологии приборов. Поэтому работы в этом направлении хватит еще на многие годы.

Для более глубокого изучения проблемы можно порекомендовать обзоры 44,28,45,46,47.



Литературные источники

1 В.А. Харченко, Известия ВУЗов. Материалы электронной техники. 2015. Т. 18, №1. С. 52-57.

2 J. Bourgoin and M. Lannoo, Point defects in semiconductors II, Experimental aspects. Springer Series in Solid State Science, Vol. 35. (Springer, Berlin et al., 1983).

3 S. Takeda and J. Yamasaki, Phys. Rev. Lett. 83, 320 (1999).

4 J. Yamasaki, S. Takeda, and K. Tsuda, Phys. Rev. B 65, 115213 (2002).

5 W. Wesch et al., Nucl. Instr. Methods B 277, 58 (2012).

6 P. Sigmund: In: Sputtering by Particle Bombardment I, Ed. by R. Behrisch (Springer, Berlin, 1981).

7 Landolt-Börnstein. Vol. 22 “Semiconductors”, subvol. b “Impurities and Defects in Group IV Elements and III-V Compounds”. Ed. by M. Schulz (Springer, Berlin et al.).

8 Semiconductors for Room Temperature Nuclear Detector Applications (Semiconductors and Semimetals, Vol. 43). Ed. by A. Beer et al. (Elsevier, 1995).

9 D. Turnbull, J. Appl. Phys. 21, 1022 (1950).

10 A.H. Johnston et al., IEEE Trans. Nucl. Sci. 46, 1781 (1999).

11 Ch. Ribbat et al., Electron. Lett. 37, 174 (2001).

12 N.A. Sobolev et al., Phys. Stat. Solidi (b) 224, 93 (2001).

13 J.-H. Chen et al., Phys. Rev. Lett. 102, 236805 (2009).

14 J.S. Kim et al., ACS Nano 5, 3977 (2011).

15 J.J. Palacios et al., Phys. Rev. B 77, 195428 (2008).

16 S. Roche et al., 2D Mater. 2, 030202 (2015).

17 A. Markevich et al., Nanoscale 8, 2711 (2016).

18 Н.Н. Строта и др., в сб. Радиационные дефекты в полупроводниках. Минск, 1972, c. 259.

19 I.A. Aksenov et al., phys. stat. sol. (a) 123, K171 (1991).

20 A. Jorio et al., J. Appl. Phys. 74, 2310 (1993).

21 D. Goldberg et al., Chem. Phys. Lett. 279, 191 (1997).

22 N.M. Shmidt et al., Sol. State Commun. 151, 208 (2011).

23 A. Meldrum et al., Phys. Rev. Lett. 88, 025503 (2002).

24 N.A. Sobolev et al., Materials Science Forum 248-249, 289 (1997).

25 N.A. Sobolev et al. Mat. Res. Soc. Symp. Proc. 540, 91 (1999).

26 D. Golberg et al., Mater. Res. Soc. Symp. Proc. 593, 27 (2000).

27 O. Lehtinen et al., Phys. Stat. Sol. C 7, 1256 (2010).

28 A. Johannes et al., Semicond. Sci. Technol. 30, 033001 (2015).

29 IEEE J. Selected Topics Quant. Electron. 4 , No. 4 (1998).

30 P.J. Wellmann et al., J. Electron. Mater. 27, 1030 (1998).

31 K. Gamo, Semicond. Sci. Technol. 8, 1118 (1993).

32 S. Facsko et al., Science 285, 1551 (1999).

33 V. Beyer and J. von Borany , in: Materials for Information Technology. Devices, Interconnects and Packaging , Ed. by E. Zschech et al. (Springer, London, 2005), p. 139.16

34 P. Normand et al., Nucl. Instr. Methods B 216, 228 (2004).

35 N.A. Sobolev et al., Mater. Sci. Eng. B 126, 148 (2006).

36 M. Steinert et al., J. Phys. D: Appl. Phys. 42 (2009) 035406.

37 D. Xu et al., Adv. Mater. 12, 520 (2000).

38 R. Chen et al., J. Electrochem. Soc. 150, G183 (2003).

39 U. Schuchert et al., J. Electrochem. Soc. 150 C189 (2003).

40 S.E. Demyanov et al., J. Surf. Investig. X-ray, Synchrotron Neutron Tech. 8, 805 (2014).

41 V. Sivakov et al., J. Cryst. Growth 400, 21 (2014).

42 D. Fink et al., Nucl. Instr. Methods Phys. Res. B 236, 11 (2005).

43 M. Lindeberg and K. Hjort, Microsyst. Technol. 10, 608 (2004).

44 Н.Н. Герасименко, Рос. хим. ж. (Ж. Рос. хим. об-ва им. Д.И.Менделеева), 2002, т. XLVI, №5, с. 30-41.

45 N.A. Sobolev, “Radiation effects in quantum dot structures”. In: Handbook of Self Assembled Semiconductor Nanostructures for Novel Devices in Photonics and Electronics, ed. by M. Henini (Elsevier, Amsterdam et al., 2008), Chapter 13, pp. 392447.

46 A.V. Krasheninnikov and K. Nordlund, J. Appl. Phys. 107, 071301 (2010).

47 Р.А. Андриевский, УФН 184, 1017 (2014).





Возврат к списку


Всего 0 комментариев
Комментарии к публикации экспертного мнения
    Наши проекты

    Последние комментарии



    Яндекс.Метрика