Рентгеновская диагностика

Рентгеновская диагностика

Оглавление

1. Введение

. Литературный обзор:

.1 Спинтроника

.2 Спиновые токи в структурах GaAs/Fe

.3 Применение оксида магния

.4 Метод рентгеновского рассеяния

.5 Метод рентгеновской рефлектометрии

. Экспериментальные методики:

.1 Измерение индикатрис рассеяния

.2 Измерение кривых отражения

. Результаты исследований наноструктур:

.1 Исследование туннельных барьеров MgO

.2 Исследование структур GaAs/MgO/Fe

. Заключение

. Список литературы

1. Введение

Одним из основных направлений развития микроэлектроники является уменьшение размеров элементов интегральных микросхем (топологической нормы), сопровождающееся увеличением числа элементов в схеме. Очевидно, что данный процесс не может продолжаться бесконечно из-за технологических ограничений. Для возможности дальнейшего развития требуется применение новых иных физических эффектов, одним из которых является использование для передачи цифровых сигналов фундаментального свойства электрона - спина. Это позволит избежать ограничений, связанных с ёмкостной постоянной времени, тем самым увеличив производительность, и снизить резистивные напряжение, сопровождающиеся накоплением тепла [1]. Данное направление развития микроэлектроники получило название спинтроника. Простейшие устройства спинтроники представляют собой пленочные структуры, использующие эффект гигантского магнетосопротивления (GMR) и эффект туннельного магнетосопротивления (TMR), которые возможно адаптировать для применения в электронной промышленности [2].

Среди актуальных проблем спинтроники можно выделить низкую эффективность инжекции спин-поляризованных электронов в полупроводник. Основными причинами является несовершенство границ раздела, несоответствие кристаллических решеток и проводимостей материалов. Для преодоления данной проблемы планируется использовать наноструктурированные туннельные барьеры MgO между ферромагнитным инжектором и полупроводником. При спин-зависимом туннелировании теоретически и экспериментально показано увеличение эффективности поляризации [3, 4]. Предполагается, что туннельный барьер устранит несоответствие кристаллических решеток, проводимостей, уменьшит взаимодиффузию материалов [5, 6] и даст возможность достичь относительно большой спиновой поляризации инжектируемых электронов.

Настоящая работа является частью международного проекта, посвященного моделированию, созданию и изучению параметров тонкопленочных наноструктур с барьерным слоем MgO [7]. Инициатором проекта является исследовательская группа Физического факультета и центра микроструктур Гамбургского университета, Германия. Группа имеет научный и технический задел в области создания и исследования металлических и полупроводниковых покрытий наноразмерной толщины. Оборудование, имеющееся в центре микроструктур позволяет не только получать структуры требуемой толщины, но и изготовлять прототипы микроэлектронных устройств, при этом проводя электрические измерения их параметров, в том числе под влиянием внешнего магнитного поля. Результаты, полученные группой Гамбургского университета, представлены в разделе 2. Стороны-участники проекта представлены следующими организациями: Технологический университет г. Жешув, Польша; Институт кристаллографии РАН, Москва. Работа выполнена в Лаборатории рентгеновской рефлектометрии и малоуглового рассеяния Института кристаллографии РАН. Лаборатория обладает оборудованием, позволяющим осуществлять контроль параметров шероховатости границ раздела и толщин нанесенных покрытий рентгеновскими методами. Данное оборудование было использовано автором в настоящей работе для проведения исследований в рамках данного проекта. Методики проведения экспериментов изложены в разделе 3. Личный вклад заключается в применении методов рентгеновской диагностики тонкопленочных наноструктур, а именно в проведении экспериментов методами рентгеновской рефлектометрии и рентгеновского рассеяния, по данным которых были установлены параметры нанесенных слоев и статистические характеристики границ раздела исследованных образцов. Полученные результаты представлены в разделе 4.

2. Литературный обзор

.1 Спинтроника

спиновой рентгеновский рассеяние отражение

Спинтроника, она же магнитоэлектроника - направление электроники, изучающее магнитные и магнитооптические взаимодействия в металлических и полупроводниковых наногетероструктурах, динамику и когерентные свойства спинов в конденсированных средах, а также квантовые магнитные явления в структурах нанометрового размера. Электроны, создающие ток в электрической цепи, обладают собственным магнитным моментом, согласно принципу квантования проекции спина на выбранную ось электроны разделяют на два типа носителей тока: электроны со спином-вверх и электроны со спином-вниз (Ѕ или -Ѕ) [2].

Существует множество эффектов, связанных с магнитными взаимодействиями, но в этом разделе будут рассмотрены те эффекты, на которых основан принцип работы разрабатываемых и изучаемых в работе структур.

Наиболее известным эффектом, обнаруженным в металлических многослойных структурах, является эффект гигантского магнетосопротивления (GMR), обусловленный спиновой зависимостью рассеивания электронов проводимости от типа магнитного упорядочения смежных слоев в пленке [2]. В среднем ток по спину не поляризован, но при протекании тока в намагниченных ферромагнитных металлах складывается иная ситуация. 3d зона таких металлов расщеплена - она имеет различные концентрации электронов со спинами «вверх» и «вниз» на уровне Ферми (рис. 1).

Электроны, проходящие через намагниченный ферромагнетик, в зависимости от спина могут испытывать рассеивание на магнитной подрешетке, вследствие чего увеличивается электросопротивление материала. На основе данного эффекта возможно создание спинового клапана, поляризующего протекающий через него ток.

Рис. 1. Концентрация 3d-электронов проводимости в ферромагнетике в зависимости от энергии: без приложения магнитного поля (а) и в присутствии магнитного поля (б) [8].

Как видно из рисунка 2, если спин электронов противоположно направлен вектору намагничивания, то электроны испытывает сильное рассеяние, а электроны со спином, сонаправленным с вектором намагничивания, свободно преодолевают ферромагнитный слой.

Рис. 2. Принципиальная схема проводимости в многослойных магнитных пленках, показывающая, как спиновое рассеивание приводит к различной проводимости для параллельной (а) и антипараллельной (б) ориентации векторов намагничивания [2].

Также существует более перспективный подобный эффект - эффект туннельного магнетосопротивления (TMR), отличающийся тем, что в качестве немагнитного слоя используется диэлектрик. Он заключается в спин-зависимом туннелировании электронов через тонкую диэлектрическую прослойку, находящуюся между двумя ферромагнетиками. Вероятность туннелирования зависит от длины волны или энергии электрона. В ферромагнитном материале энергия электронов с ориентацией спина вверх или вниз различна. Это приводит к спин-зависимому туннельному эффекту. Если магнитные моменты смежных слоев направлены параллельно, проводимость магнитного туннельного перехода велика, а если намагниченности антипараллельны, то вероятность туннелирования мала (рис. 3).

Рис. 3. Энергетические диаграммы, объясняющие эффект туннельного магнетосопротивления. а) параллельное направление магнитных моментов смежных слоев, б) антипараллельное [9].

2.2 Спиновые токи в структурах GaAs/Fe

Согласно имеющимся данным исследований, основной причиной малой эффективности инжекции спин-поляризованных электронов в полупроводник является несовершенство границ раздела, поэтому большое внимание было уделено их структурным исследованиям. Предыдущие работы исследовательской группы Института физики твердого тела и микроструктур Гамбургского университета были направлены на получение спиновой инжекции в структурах GaAs/Fe, в основе которой лежит эффект гигантского магнетосопротивления. Данные, приведенные в данном разделе, получены исследовательской группой Физического факультета и центра микроструктур Гамбургского университета [7]. Образцы производились на установке, позволяющей осуществлять молекулярно-лучевую эпитаксию (MBE) материалов различного типа в отдельных камерах в автоматическом режиме, а также осуществлять измерения методами дифракции электронов высоких энергий на отражение (RHEED) и атомно-силовой микроскопии (AFM), без извлечения образца из вакуумных камер.

Рис. 4. Высоковакуумная многокамерная система для подготовки тестовых структур [10].

В камере молекулярно-лучевой эпитаксии была произведена серия образцов имеющих следующую структуру:

300 нм тонкий n-слой GaAs (001) с концентрацией носителей 5 · 1016 см-3 служит транспортным каналом спина. Низкая степень легирования спин транспортного слоя GaAs подбирается из ожидания оптимальной диффузионной длины свободного пробега спина;

30 нм слой GaAs (001) с концентрацией носителей 3 · 1018 см-3 служит в качестве контактного слоя для уменьшения ширины барьера Шоттки. Этот слой будет полностью удален между ферромагнитными контактами в процессе травления;

После нанесения этих слоев в полупроводниковой эпитаксиальной камере, образец был перемещен в другую камеру, где термически осаждался слой железа, действующий в качестве ферромагнитного инжектора спина. Перенос между отдельными попутными камерами роста производился в условиях вакуума, что позволило избежать загрязнения.

Данные RHEED, полученные в процессе осаждения, показывают несоответствие решетки между слоями железа и GaAs, вызывающие деформации вблизи границы раздела. На рисунке 5 показано изменение постоянной решетки железа по глубине слоя.

Горизонтальными линями отмечены постоянные решетки GaAs (2,8267 Е) и железа (2,8664 Е). Из данных видно, что при малых толщинах слоя железа его постоянная решетки соответствует подложке GaAs, из чего следует, что железные пленки испытывают деформацию сжатия. Так же можно наблюдать, что постоянная решетки осажденной пленки железа увеличивается в первых монослоях. Максимум 2,8433 Е, как показано на рис. 5 (б), достигается при номинальной толщине пленки 0,6 нм. Это значение постоянной решетки соответствует фазе Fe3GaAs. Такие фазы, как известно, растут эпитаксиально на GaAs (001) и имеют около половины магнитного момента железа. Так же плохо контролируемое легирование GaAs железом в результате диффузии приводит к образованию полупроводниковой полуизолирующей границы, которая существенно меняет профиль энергии электронов.

Рис. 5. (а) Зависимость постоянной решетки от толщины слоя железа по данным RHEED. (б) Увеличение диапазона, обозначенного пунктирной линией на левой графе.

Рис. 6. (а) HRXRD ω-2θ сканирование пяти образцов с толщиной слоя железа 20, 35, 50, 75 и 100 нм. Пик GaAs (004) расположен около 66 °. Пики ниже 65,5 ° соответствуют дифракционному пику железа (002). Дифракционные пики поликристаллов Fe2O3 (003) и Fe (002) показаны вертикальными линиями. (б) HRXRD снимки образца структуры GaAs/Fe, с толщиной слоя железа 4,7 нм. Стрелки указывают позиции дифракционных пиков.

Поскольку дифракция электронов в измерениях методом RHEED предоставляет информацию только о изменении постоянной решетки непосредственно на поверхности растущей пленки, для исследования деформированного состояния после осаждения был применен метод высокоразрешающей рентгеновской дифрактометрии (HRXRD). На рисунке 6 (а) изображены кривые качания ω-2θ. С увеличением толщины слоя железа, угловое положение дифракционного пика Fe (002) приближается к справочному значению. Постоянная решетки для тонких слоев указывает на их окисление в результате контакта с воздухом. Окисление верхнего слоя железа влияет на электрические и магнитные свойства ферромагнитного спинового инжектора. Для предотвращения окисления слоев железа в последующих образцах наносилась защитная пленка золота. Для образца с толщиной слоя железа 4,7 нм, была проведена съемка двумерной дифракционной картины (картирование обратного пространства. На рисунке 6 (б) представлена карта обратного пространства вблизи рефлекса (004) GaAs.

Ввиду малой толщины железной пленки дифракционный сигнал образует стержень в обратном пространстве. Горизонтальное положение стержня не отклоняется от положения сигнала подложки GaAs, что означает параллельное выравнивание их кристаллографических осей. Ширина стержня в горизонтальном направлении показывает высокое качество эпитаксиального слоя. Интегральная интенсивность пика железа говорит о высокой фракции кристаллов в эпитаксиальной пленке.

Для определения магнитных свойств слоя железа, проводились измерения эффекта Керра (MOKE) - линейного магнитооптического эффекта, заключающегося в том, что при отражении линейно поляризованного света от поверхности намагниченного материала наблюдается вращение плоскости поляризации света, а свет становится эллиптически поляризован [11]. Магнитные свойства ферромагнитных электродов были испытаны с помощью установки micro-MOKE [12]. Было установлено, что для толщин меньше 8 нм доминирует одноосная магнитная анизотропия, способствующая эффективной спиновой инжекции.

Так же проведены исследования спиновой инжекции через границу Fe/GaAs. Эксперименты проводились на нелокальной структуре, изготовленной из образца с толщиной слоя железа 4,7 нм, покрытого защитной пленкой золота толщиной 15 нм. Изготовление проводилось путем прохождения нескольких этапов жидкостного химического травления. Инжекторы спина и электроды обнаружения спина сделаны шириной 7 мкм и 5 мкм, соответственно. Расстояние между электродами составляло 2 мкм. Для улучшения атомной координации на границе произведен мягкий отжиг при температуре 200°С. Переключение намагниченности происходило при значении индукции около 15 мТл.

Рис. 7. Скачки напряжения под влиянием внешнего магнитного поля, соответствующие переключению состояний спин поляризованных электронов, в результате спиновой инжекции. Измерения проведены при температуре 4 К. Константа смещения вычтена из сигналов обнаружения.

Как показано на рисунке 7 спиновая инжекция производится между ферромагнитным электродом и опорным контактом и отслеживается напряжение между другим ферромагнитным электродом и контактом. Поскольку потенциал ферромагнитного контакта обнаружения спина соединен с электрохимическим потенциалом электронов со спином, поляризованным в направлении намагниченности электрода, во время изменения ориентации намагниченности можно обнаружить их разницу, соответствующую двум спиновым поляризациям. Сигнал, показанный красной кривой, регистрировался в положительном направлении поля с начальной величиной ниже -30 мТл, а показанный черной кривой - наоборот, в противоположном направлении поля. Сигнал спинового клапана возникает всякий раз, когда относительная ориентация намагниченности в электродах инжекции и детектирования переключаются. Как показано стрелками над красной кривой, параллельная намагниченность электродов, помещенных в отрицательном поле, сохраняется до 17 мТл, после чего они принимают антипараллельную ориентацию. Эффективность инжекции спин-поляризованных электронов рассчитывается по формуле:

 (1)

где j↑ и j↓ - инжектированные в полупроводник спиновые токи «вверх» и «вниз», соответственно. При измерении значения эффективности инжекции спин-поляризованных электронов для структур GaAs/Fe составляют лишь 0,8%, а длина диффузионного пробега спина равна 6 мкм.

.3 Применение оксида магния

Спин электрона дает степень свободы, использование которой может быть реализовано учеными и инженерами в новых устройствах. Применение данных эффектов при изготовлении элементов электронных микросхем в рамках широко распространенных в настоящее время технологических процессов затруднительно по той причине, что инжектированные из ферромагнетика в полупроводник электроны не сохраняют свою ориентацию спинов. Основная физическая причина этого заключается в огромной разнице в проводимости ферромагнитных металлов и полупроводников. Проведенные различными исследователями электрические измерения параметров структур GaAs/Fe показывают, что значения коэффициента инжекции не превышает 1%, а длина диффузионного пробега спина составляет около 5 мкм [5-7]. Тонкий туннельный барьер, отделяющий полупроводник от металла может способствовать инжекции спин-поляризованного тока, поскольку во время туннелирования электрона через барьер ориентация спинов не меняется, в то время как снимается несоответствие проводимости между ферромагнитным инжектором и полупроводниковой подложкой [3, 4].

Характеристики туннельного барьера должны быть выбраны таким образом, чтобы общее сопротивление было не слишком велико (это условие не позволяет делать толстые барьеры), структура должна быть достаточно однородной, без отверстий (это исключает тонкие барьеры), и барьер должен быть более-менее проницаемым для большинства электронов, что связано с конкретной зонной структурой всех рассматриваемых материалов, т.е. ферромагнитного металла, полупроводника, и диэлектрика. Также очень важна кристаллическая структура контактирующих материалов, поскольку вероятность туннелирования сильно зависит от ориентации осей кристалла по отношению к плоскости структуры. В реальных структурах нужно учитывать и наличие дефектов, которые неизбежно влияют на электронные и магнитные свойства вблизи и внутри барьера. По имеющимся литературным данным, наиболее перспективным материалом для повышения эффективности спиновой инжекции является MgO [3, 4, 7, 13].

Как показано на рисунке 8, эффективная высота туннельного барьера MgO, отчитывающаяся от нижней зоны в Fe, из-за расщепления зоны проводимости отличается для электронов со спином-вниз и спином-вверх. Кроме этого, у электронных состояний в барьере MgO, соответствующим спиновым зонам электрода Fe со спином-вниз и спином вверх, есть различные симметрии или различные факторы ослабления.

Рис. 8. Схематическое изображение зонной диаграммы для МДП гетероструктуры (а)-без и (б)-с приложенным напряжением. Энергия отсчитывается от уровня Ферми левого электрода (Fe). Электрохимический потенциал правого электрода (GaAs) обозначается µ. Нижние зоны электронов проводимости спин-вниз и спин-вверх в Fe обозначаются ε↓ и ε↑, соответственно. Нижняя (верхняя) зона проводимости (валентной зоне) обозначается как εС0 (εV0) для нулевого смещения и εС (εV) для приложенного напряжения смещения. Высота барьера, измеряемая от уровня Ферми в Fe, обозначается U0 [13].

Все это приводит к значительной фильтрации по спину барьерами MgO в результате эффекта туннельного магнетосопротивления (TMR). Теоретически величина туннельного магнетосопротивления может достигать более 1000%, но в реальных структурах с наличием дефектов на границах раздела может наблюдаться до 400% [13].

Повышение эффективности спиновой инжекции при использовании туннельного барьера подтверждается независимыми экспериментами, хотя пока все еще является относительно низкой, например: в работе [3] эффективность спиновой ижекции структур GaAs/MgO/CoFe не превышает 32%, а в работе [4] в структурах GaAs/MgO/Fe смогли добиться эффективности инжекции ∼35%.

Исследовательской группой Гамбургского университета в работах по исследованию ранних стадий атомно слоевого осаждения (ALD) при выращивании и формировании барьеров MgO на поверхностях InGaAs обнаружено присутствие наноразмерных особенностей структуры. Эти нанообъекты позже объединились в однородном слое, создавая туннельный барьер. Перспектива применения наноструктурированнного туннельного барьера состоит в возможности избежать деформации в обоих слоях, а также устранить проблемы несоответствия кристаллических решеток. Другое важное свойство, которое может быть достигнуто в наноструктурированных системах, состоит в том, что сопротивление изолирующего слоя должно быть ниже, чем в случае эпитаксиального барьера (имеющего одинаковую толщину). Это происходит потому, что в случае наноструктурированного слоя туннельного барьера средняя высота барьеров зависит от множества нанокристаллов, и она меньше, чем в случае непрерывного барьера. Если сопротивление меньше, можно смело увеличить толщину изолирующего слоя, упрощает технологию изготовления туннельных переходов. Таким образом, наноструктура барьерного слоя представляет интерес с точки зрения улучшения его электрических характеристик, однако технологический процесс изготовления наноструктур методом ALD предусматривает извлечение подложек из вакуумной камеры для нанесения слоя оксида магния. Вследствие этого на поверхности подложек происходит окисление атмосферным кислородом, что может ухудшить электрические характеристики туннельного барьера. Для реализации полного технологического процесса подготовки образцов без извлечения из вакуума, в состав системы (рис. 4) была включена камера электронно-лучевого испарения. Основной задачей запланированного в рамках проекта исследования является получение сплошного наноструктурированного барьерного слоя оксида магния и установления связи между параметрами его структуры и электрическими характеристиками. Для получения требуемых структур производился подбор условий роста с контролем методом дифракции электронов высоких энергий на отражение (RHEED) в процессе нанесения слоя и применением рентгеновских методов исследования после создания наноструктур для контроля их толщин и параметров границ раздела.

.4 Метод рентгеновского рассеяния

Метод рентгеновского рассеяния используется для получения статистической информации о параметрах нанорельефа поверхности. Метод основан на анализе углового распределения (индикатрисы) рентгеновского излучения, рассеянного в условиях полного внешнего отражения от слабошероховатой подложки.

В рентгеновском диапазоне диэлектрическая проницаемость веществ меньше единицы [17]:

 (2)

где δ - поляризуемость, γ - поглощение. При падении рентгеновской волны из оптически более плотной среды (вакуум) в оптически менее плотную (вещество с диэлектрической проницаемостью ε < 1) под углами скольжения θ0 меньше критического угла θс < , волна не может проникнуть внутрь вещества и отражается обратно в вакуум. Такое явление получило название полного внешнего отражения (ПВО) и аналогично эффекту полного внутреннего отражения в видимом диапазоне [14].

Ввиду малой длины волны (λ=1,54 Е для Cu) рентгеновское излучение претерпевает заметное рассеяние на шероховатостях нанометровых размеров, и из данных измерения профиля распределения рассеянного излучения можно получить статистическую информацию о параметрах шероховатости исследуемого образца [15].

Рис. 9. Взаимодействие электромагнитной волны с идеально гладкой, и шероховатой поверхностью: k0- волновой вектор падающей, k1 - зеркально отраженной, k2 - преломленной, k3 - рассеянной в вакуум, k4 - рассеянной вглубь вещества волн.

Помимо угла θ распределение рассеянного излучения характеризуется еще и азимутальным углом, однако малая величина угла скольжения θ0 приводит к большому различию в ширине индикатрисы рассеяния в плоскости падения пучка и в азимутальной плоскости. Поэтому в рентгеновских экспериментах, как правило, регистрируется индикатриса рассеяния, проинтегрированная по азимутальному углу[15].

Анализ индикатрисы рассеяния осуществлялся по модели, основанную на теории возмущений [14], согласно которой она является пропорциональна функции спектральной плотности мощности высот шероховатости (Power Spectral Density, PSD):

где Φ(θ,) - двумерная индикатриса рассеяния; dWinc - мощность излучения, падающего на поверхность; dWscat - мощность, рассеянная в интервале углов dθ; PSD1D(ν) - одномерная спектральная плотность мощности поверхностных шероховатостей; t(θ) - амплитудный коэффициент прохождения для идеально гладкой поверхности [6].- функция представляет собой достаточно полное статистическое описание шероховатой поверхности. Её интегрирование по доступному интервалу пространственных частот (ν) дает численную оценку - значение эффективной высоты шероховатости поверхности (σeff), которая сводится к среднеквадратичной в случае интегрирования в диапазоне (0, ∞) [15, 16]:

 (4)

.5 Метод рентгеновской рефлектометрии

Рентгеновская рефлектометрия используется для контроля параметров наносимых тонких слоев, таких как электронная плотность и толщина. Метод основан на анализе угловой зависимости коэффициента отражения рентгеновских лучей от исследуемой структуры. Варьируя угол скольжения или энергию падающих квантов, возможно достаточно плавно изменять толщину анализируемого слоя в широких пределах. Выражение для глубины проникновения рентгеновского излучения d, на которой интенсивность излучения спадает в e раз, выглядит следующим образом [17]:

 (5)

В системе, состоящей из подложки и нанесённой на неё тонкой плёнки возникают интерференционные явления. Угловая зависимость коэффициента отражения является осциллирующей функцией, причём период осцилляций определяется толщиной нанесённого покрытия:

(6)

где d - толщина плёнки; θ0 - угол скольжения пучка на границе вакуум-плёнка; k - волновое число; εf и εs - диэлектрические проницаемости материалов плёнки и подложки [17].

Следует отметить, что в процессе измерений детектор регистрирует как отражённое, так и рассеянное излучение [15]:

 (7)

где RF(θ0) - коэффициент отражения; δR(θ0) - поправка к коэффициенту зеркального отражения, обусловленная шероховатостью; δθd - угловая апертура щели детектора; Π(θ) - индикатриса рассеяния.

Рис. 10. Отражение рентгеновской волны от многослойной структуры [15].

Именно величина RΣ, может быть корректно измерена в эксперименте, поскольку в пределах угловой апертуры щели детектора невозможно отличить зеркально отражённый рентгеновский фотон от диффузно рассеянного [15].

При анализе отражения рентгеновского излучения от слоистых структур возникают прямая и обратная задача рентгеновской рефлектометрии. Прямая задача заключается в моделировании теоретических кривых отражения, обратная в определении рассеивающего профиля плотности ρ(z) по известной угловой зависимости коэффициента отражения R(θ) или амплитуды рассеяния r(q). Обратная задача рентгеновской рефлектометрии осуществляется путем подгонки параметров, при которых теоретическая и экспериментальная кривые отражения совпадают до пределов погрешности измерения.

Рис. 11. Соотношение прямой и обратной задач рефлектометрии [18].

Существует множество подходов к решению обратной задачи рефлектометрии. В настоящей работе был применен подход, описанный в работе [19].

3. Экспериментальные методики

.1 Измерение индикатрис рассеяния

Для того чтобы извлечь из данных по рентгеновскому рассеянию как можно больший объем информации о статистических параметрах поверхностных шероховатостей, необходимо проводить измерения в как можно более широком интервале пространственных частот (νmin, νmax). С одной стороны, это означает, что необходимо регистрировать с большой точностью малые значения угловых перемещений в непосредственной близости от зеркально отраженного пучка. С другой стороны, необходимо надежно регистрировать предельно малые сигналы на далеких крыльях индикатрисы рассеяния, где интенсивность рассеянного излучения на пять и более порядков меньше, чем интенсивность падающего пучка. Для измерения параметров шероховатости применяется рентгеновский дифрактометр, созданный на базе гониометра двухкристального топографического спектрометра [20].

Рис. 12. Схема установки ДТСМ: 1 - рентгеновская трубка, 2 - апертурная щель, 3 - вакуумируемый узел параболического зеркала, 4 - трёхщелевой коллиматор первичного пучка, 5- кристалл-монохроматор Ge(220), 6- исследуемый образец, 7- вакуумный объем, 8- приемная щель детектора, 9- сцинтилляционный детектор. [20]

Табл. 1. Основные параметры установки [23].

Источником излучения в дифрактометре является рентгеновская трубка типа БСВ41 с медным анодом. Рентгенооптический тракт дифрактометра включает коллимирующее параболическое зеркало, кристалл-монохроматор (германий, отражение 220, линия Cu , λ=0.15405 нм), трехщелевую систему коллимации. Регистрация отраженного и рассеянного излучения осуществляется сцинтилляционным рентгеновским детектором SCSD-4 (уровень шума <0,2 имп./с, скорость счета 106 с-1) [21]. Также для уменьшения рассеяния рентгеновского излучения на воздухе установка оборудована вакуумными путями, что позволяет увеличить динамический диапазон измерения рассеянного излучения на порядок по падению интенсивности.

Автоматизация эксперимента осуществляется шаговыми двигателями, один из которых поворачивает детектор на заданный угол, а второй открывает щель детектора на заданную ширину. Точность позиционирования детектора составляет 2 угл. сек. Детектор подключен к компьютеру через последовательный порт. Автоматизация двигателей выполнена с использованием промышленного контроллера, подключенного к компьютеру. Управление экспериментом производится посредством среды разработки и платформы для выполнения программ LabVIEW [23]. Обработка результатов производится с помощью программ, написанных на языке программирования Python [24].

Эксперимент проходит в несколько этапов, при которых происходит:

Измерение профиля прямого пучка. Измерение производится на низком режиме работы рентгеновского источника (около 20 kV 10 mA) с узкой приемной щелью детектора (30 мкм) с пропускаемой интенсивностью около 104 имп./с, это обеспечивает оптимальную скорость счета [15]. Детектор вращается вокруг оси расположения центра образца и считывает проходящее через щель излучение. Это необходимо для задания «нуля» углового положения детектора и отделения рассеянного излучения от отраженного. В данных экспериментах наименьшее значение пространственной частоты (ν) в PSD - функциях имеет значение νmin = 0,05 мкм−1, оно зависит от ширины и расходимости пучка, и определяется углом θ при котором рассеянное излучение будет на порядок превышать отраженное.

Установка и юстировка образца под углом полного внешнего отражения θ0. Угол определяется геометрией образца и его оптическими постоянными. Точность юстировки должна составлять порядка нескольких угловых секунд. Изучаемые в данной работе структуры крепились с помощью вакуумного держателя. Первый этап юстировки состоит в установке поверхности образца параллельно рентгеновскому пучку, второй в повороте образца на угол θ0 и более детальной юстировке в условиях полного внешнего отражения.

Первый этап измерения индикатрисы рассеяния. Измерение проводится при том же режиме работы рентгеновского источника и с той же шириной щели детектора, что и при измерении прямого пучка. Угловой диапазон измерения перекрывает положение пика отраженного излучения и ограничивается пределом потери полезного сигнала. На данном этапе измеряется участок индикатрисы рассеяния, на который в дальнейшем нормируются данные второго этапа.

Рис. 13. Пример измерения индикатрис рассеяния. 1 - Нормированная индикатриса рассеяния тестового образца кварца, 2 - первый этап измерения, 3 - второй этап измерения, 4 - измеренный ненормированный уровень шума. Пунктирной линией отмечен уровень шума детектора.

Второй этап измерения индикатрисы рассеяния. Измерение происходит на максимальном режиме работы рентгеновского источника (50 kV 40 mA). С уменьшением интенсивности для большей точности измерения увеличивается время экспозиции, при этом если уровень сигнала низкий приемная щель приоткрывается и происходит повторное измерение нескольких последних точек, после чего последующий измеренный участок нормируется:

 (8)

где K принимается равным 1 в начале измеренной зависимости, а в точках увеличения ширины щели изменяется обратно пропорционально увеличению интенсивности [22].

Измерение продолжается до тех значений угла θ, пока не исчезает полезный сигнал с полностью открытой щелью (на 300 мкм), либо пока детектор не достигает максимального угла - 12800 угловых секунд, данный предел определен конструкцией гониометра. Открытие щели на еще большую величину приводит к увеличению уровня шума. Наибольшее значение пространственной частоты (ν) определяется максимальным углом θ, и в данных экспериментах νmax = 10 мкм−1. Дальнейшее увеличение этого значение возможно увеличением интенсивности первичного пучка, чувствительности детектора и уменьшением расходимости.

.2 Измерение кривых отражения

Метод рентгеновской рефлектометрии позволяет получить достоверные данные, если образец удовлетворяет ряду требований [15]:

Шероховатость границ раздела менее 1 нм. При более высоких значениях могут возникнуть искажения коэффициента отражения на углах вплоть до θ < θc.

При измерении коэффициента отражения от многослойных покрытий, информация о глубоких слоях может теряться по мере увеличения толщины. Целесообразным для длины волны 0,154 нм представляется общая толщина покрытия до 100 - 200 нм.

Измерение кривой отражения производилось рентгеновском дифрактометре ДРШ. Данный дифрактометр также оснащен рентгеновской трубкой типа БСВ41 с медным анодом, кристаллом монохроматором (Si, отражение 111, линия Cu , λ=0.15405 нм), сцинтилляционным детектором SCSD-4 и вакуумными путями.

Рис. 14. Схема установки ДРШ: 1 - Рентгеновская трубка; 2 - апертурная щель; 3 - узел кристалла-монохроматора; 4 - коллимирующие щели; 5 - вакуумные пути с рентгенопрозрачными окнами; 6 - приемные щели детектора; 7 - образец; 8 - кольцевая опора источника излучения; 9 - юстировочный столик; 10 - кольцевая опора детектора; 11 - сцинтилляционный детектор.

Табл. 2. Основные параметры установки.

Подвижная система излучатель-детектор с индукционными датчиками угловых перемещений позволяет проводить измерения в широком диапазоне углов с погрешностью в 2 угловые секунды. Применение датчиков позволяет избежать неконтролируемых ошибок отсчета угловых перемещений, обусловленных неточностью в изготовлении подвижных механических частей и передаточных механизмов [25].

Установка имеет семь шаговых двигателей, три из которых задействованы при измерении методом рентгеновской рефлектометрии: два на кольцевых опорах источника и детектора, один на приемной щели детектора. Двигатели также управляются промышленным контроллером, и детектор подключен к компьютеру через последовательный порт. Индукционные датчики угловых перемещений подключены к компьютеру с помощью аналого-цифрового преобразователя сигналов вращающихся трансформаторов. Управление экспериментом производится с помощью распределенной системы управления TANGO, использующейся на крупнейших синхротронах Европы [26], параметры эксперимента задаются языком программирования Python [24].

Эксперимент проходит практически те же этапы, что при рентгеновском рассеянии, но со своими особенностями:

Измерение профиля прямого пучка. Выполняется на низком режиме (около 20 kV 10 mA) с шириной приемной щели детектора 60 мкм и пропускающей интенсивностью 104 имп./с для задания нуля в системах отчета детектора и источника питания.

Установка и юстировка образца. Образец кладется на юстировочный столик, при этом отсутствует надобность в его фиксации. Юстировка так же происходит в два этапа, при которых проводится установка поверхности образца параллельно рентгеновскому пучку, и для большей точности выполняется юстировка в условиях ПВО. Главное отличие, обусловленное конструкцией прибора, состоит в том, что вместо вращения образца необходимо производить эквивалентные перемещения трубки и детектора.

Рис. 15. Пример измерения кривых отражение. 1 - Первый этап измерения тестового образца Si/HfO2(20нм), 2 - второй этап измерения, 3 - нормированная индикатриса рассеяния, 4 - уровень шума детектора.

Первый этап измерения кривой отражения. Как и в экспериментах рентгеновского рассеяния производится на низком режиме, но так как мы регистрируем коэффициент отражения приемная щель детектора открыта (1000 мкм). Измерение происходит до потери полезного сигнала, данные следующего этапа нормируются на эту кривую.

- Второй этап измерения кривой отражения. Проводится на максимальном режиме (50-60 kV 40 mA) до тех значений углов, при которых значение измеряемой интенсивности рентгеновского излучения соизмеримы с уровнем шума. Чем дальше измерена кривая отражения, тем достоверней результаты обработки данных.

4. Результаты исследования наноструктур

.1 Исследование туннельных барьеров MgO

Следующим шагом была отработка технологии получения и изучение туннельных барьеров MgO нанесенных на подложки GaAs (001). Подложки также были подготовлены с помощью установки молекулярно-лучевой эпитаксии с ультравысоким вакуумом, слои MgO были нанесены в отдельной камере осаждения методом электронно-лучевого испарения.

Группой в Гамбурге исследовалось влияние условий изготовления, определяющих качество пленок MgO, такие как температура подложки, скорости осаждения и отжига. Представленный на рисунке 16 снимок дифракции высокоэнергичных электронов на отражение (RHEED) характеризует степень совершенства кристаллической структуры получаемого слоя на двух этапах осаждения. Из сравнения RHEED снимков пленки MgO до (а) и после (б) стадии отжига наблюдается улучшение качества пленки: уменьшается интенсивность фона и дифракционные пики MgO становятся более интенсивными и более четко определены. Таким образом отжиг имеет важное значение в улучшении кристалличности пленок MgO, нанесенных на GaAs.

Рис. 16. Дифракция высокоэнергичных электронов, отраженных от образца с толстым слоем MgO 3,2 нм выращенным на GaAs, (а) без отжига, (б) отожженного при 400°С в течение 3 минут.

В Москву на исследования была направлена серия образцов с различными параметрами толщины барьерного слоя. При изучении образца с наименьшей толщиной слоя MgO методом рентгеновской рефлектометрии выявлена деградация поверхности, предположительно вызванная воздействием атмосферы.

Рис. 17. Кривые отражения от подложки GaAs c нанесенным слоем MgO толщиной 1,6 нм, подвергающейся воздействию воздуха.

На кривой отражения видно затухание осцилляций при повторных измерениях, что связанно с нарушением границы раздела GaAs/MgO.

Качественное изменение рельефа поверхности подтверждается атомно-силовой микроскопией. На Рис. 18. видно, что в течение 2х месяцев под действием атмосферы рельеф поверхности претерпевает изменения. Если спустя 3 месяца (а) с момента изготовления поверхность является относительно гладкой с едва заметными особенностями, наблюдаемыми в масштабе ниже одного микрометра, то спустя 5 месяцев (б) на поверхности проявляется множество плотно упакованных кольцевых структур.

Рис. 18. Атомно-силовые изображения поверхности слоя MgO толщиной 1,6 нм подвергающегося воздействию воздуха. Сканирование произведено через 3 месяца (а) и через 5 месяцев (б) после изготовления образца.

Для получения сведений о статистических параметрах нанорельефа поверхности образцов было проведено исследование методом рентгеновского рассеяния. На рис. 19. представлена индикатриса рассеяния для образцов с толщиной слоя оксида магния 3,8 и 4,5 нм. Сильные колебания на индикатрисе рассеяния для образца с более тонким слоем свидетельствуют о том, что рассеяние происходит не только на внешней поверхности, но и на границе раздела между подложкой и покрытием. Также возможно неравномерное покрытие подложки слоем MgO.

Рис. 19. Индикатриса рассеяния подложек GaAs с нанесенным слоем MgO толщиной 3,8 нм и 4,5 нм.

Рис. 20. PSD-функция подложки GaAs с нанесенным слоем MgO толщиной 4,5 нм, σ=0,47 нм.

Таким образом, рассчитать PSD-функцию внешней поверхности удалось достоверно определить лишь для образца с большей толщиной покрытия, которая представлена на рис. 20. Значение эффективной высоты шероховатости, посчитанное из функции образца с толщиной слоя 4,5 нм, составляет σ=0,47 нм.

Параллельно в Гамбурге изучались транспортные свойства туннельных барьеров. С помощью закрытого циклового криостата измерена температурная зависимость смещения нулевого сопротивления (ZBR) туннельного барьера MgO толщиной 2 нм, данные которого показаны на рисунке 21.

Рис. 21. Температурная зависимость нормированного нулевого сопротивления. На вставке изображены схема туннельного барьера и кривые проводимости: красная при температуре образца 15,5 К, черная при 51,2 К. Кривые, отмеченные серыми треугольниками и кругами, получали с использованием модели Бринкмана, Дина и Роуэлла.

нормируется в зависимости от температуры образца R(T) / R(128K). Выявлено почти линейное уменьшение сопротивления с температурой ниже 128К что подтверждает доминирование туннелирования при передаче тока и отсутствие пор и отверстий в тонком туннельном барьере. Здесь же представлены схема туннельного барьера и две кривых проводимости при температуре образца 15,5 K и 51,2 К, экспериментальные и теоретические данные, полученные из модели Бринкмана, Дина и Роуэлла для асимметричного барьера [27], совпадают на 98,1% и 99,7%, соответственно. При температуре 15,5 K средняя высота потенциального барьера составляет φ = 1,97 эВ, толщина барьера S = 1,69 нм и асимметрия Δφ = 0,18 эВ.

Выявленная на данном этапе работы нестабильность структур, обусловила необходимость изготовления новой серии образцов с дополнительным слоем железа (GaAs/MgO/Fe). При этом слой железа, помимо того, что он является ферромагнитным инжектором, выполняет также и защитную функцию.

.2 Исследование структур GaAs/MgO/Fe

Группой в Гамбурге произведена новая серия образцов, в которой так же все слои гетероструктур были подготовлены на подложках GaAs с помощью установки молекулярно-лучевой эпитаксии с ультравысоким вакуумом. Слои MgO наносились электронно-лучевым испарением в отдельной камерой осаждения. Слои железа и золота были термически нанесены в выделенной камере металлического осаждения. Образцы отличались различной толщиной слоя MgO. Данная серия была направлена для исследования в Институт кристаллографии, где были проведены измерения методом рентгеновской рефлектометрии, результаты которых представлены на рисунке 22. На кривых отражения можно наблюдать следующую зависимость:

Рис. 22. Кривые отражения образцов GaAs/MgO/Fe с различной толщиной слоя MgO, заявленной производителем.

Из полученных экспериментальных данных для образца с толщиной слоя MgO 2,5 нм было восстановлено распределение действительной части диэлектрической проницаемости по глубине, которое прямо пропорционально плотности. На вставке приведено изображение наноструктуры, полученное на просвечивающем электронном микроскопе в ИК РАН (Рис. 23).

Как можно видеть из этих данных, при напылении металлического покрытия, слой оксида магния сохраняется с течением времени (проведение просвечивающей электронной микроскопии проводилось спустя месяц после рентгеновской рефлектометрии).

Рис. 23. Распределение действительной части диэлектрической проницаемости по глубине, восстановленное из данных рентгеновской рефлектометрии образца с толщиной слоя MgO 2,5 нм. Пунктирными линиями указаны значения для GaAs и MgO. На вставке изображение наноструктуры, полученное на просвечивающем электронном микроскопе.

Так же толщина слоя MgO соответствует заявленной, но не было обнаружено слоя золота, что говорит о технологических проблемах при его осаждении.

Для образцов с более тонкими слоями оксида магния, восстановление профиля распределения диэлектрической проницаемости было неоднозначным, что, предположительно могло произойти из-за более высокой шероховатости, возникающей на начальных стадиях роста, имеющего островковый характер. В результате этого, при прекращении процесса на данных стадиях, покрытие подложки оксидом магния может оказаться не сплошным. Для проверки этого предположения были измерены индикатрисы рассеяния от соответствующих образцов. Полученные по этим данными PSD-функции приведены на Рис. 24.

Рис. 24. PSD-функция для образцов GaAs/MgO/Fe с толщиной слоя MgO 2,5 нм (MgO028) и 0,5 нм (MgO025).

Действительно, эффективная шероховатость поверхности образца с наиболее толстым слоем оксида магния в 2,5 нм (σ=7Е) оказывается почти в два раза ниже, чем у образца с более тонким слоем (σ=12Е). Такое различие в шероховатости, по всей видимости и вызвало неоднозначность в решении обратной задачи и сложность в восстановлении профиля диэлектрической проницаемости для образца с более тонким слоем.

Следующая серия образцов была подготовлена с учетом полученных данных. При этом была оптимизирована технология нанесения слоев MgO и Au. Для изучения структурных особенностей в Курчатовском институте проведена просвечивающая электронная микроскопия образцов с толщиной барьерного слоя 1 нм, 2 нм, 3 нм и 4 нм, результаты которой представлены крупным планом на рисунках 25-29. Как можно видеть при толщине слоя MgO 1 нм происходит смешивание со слоем железа, а при больших толщинах можно наблюдать его структуру, состоящую из слегка разориентированных нанокристаллитов. Фактические средние толщины слоя MgO по данным просвечивающей электронной микроскопии, составляют 1,38 нм, 2,28 нм, 3,06 нм, 4,17 нм. Так же наблюдается неравномерное покрытие защитным слоем золота, что подтверждается также данными атомно силовой микроскопии (рис. 30, табл. 3).

Рис. 25. Изображение образца GaAs/MgO/Fe с толщиной слоя MgO 2 нм, полученное на просвечивающем электронном микроскопе.

Рис. 26. Изображение образца GaAs/MgO/Fe с толщиной слоя MgO 1 нм, полученное на просвечивающем электронном микроскопе.

Рис. 27. Изображение образца GaAs/MgO/Fe с толщиной слоя MgO 2 нм, полученное на просвечивающем электронном микроскопе.

Рис. 28. Изображение образца GaAs/MgO/Fe с толщиной слоя MgO 3 нм, полученное на просвечивающем электронном микроскопе.

Рис. 29. Изображение образца GaAs/MgO/Fe с толщиной слоя MgO 4 нм, полученное на просвечивающем электронном микроскопе.

Рис. 30. Атомно-силовые изображения поверхностного слоя золота образцов GaAs/MgO/Fe с толщиной слоя MgO а) 1 нм, б) 2 нм, в) 3 нм, г) 4 нм.

Табл. 3. Параметры структур GaAs/MgO/Fe по данным TEM и AFM.

Группой в Гамбурге исследованы электрические свойства структур GaAs/MgO/Fe с барьерами MgO толщиной 2 нм, 4 нм и 6 нм. Для выявления ожидаемой зависимости от толщины барьера MgO были измерены вольтамперные кривые при температуре образца 10 К, приложенное напряжение между двумя круглыми железными контактами составляло от 2.5 В до 2,5 В, шаг 1 мВ, результаты представлены на рисунке 31 (а). Так же исследовано влияние отжига на электрические характеристики структур, иногда необходимого для достижения омического контакта. На рисунке 31 (б) представлена ВАХ после отжига при температуре 400 ° С в течении 3 мин.

Как можно видеть, чем тоньше барьер, тем больше плотность тока. Отжиг приводит к уменьшению плотности тока в 2,44, 1.06 и 5.83 раз для толщин 2 нм, 4 нм и 6 нм, соответственно.

Дополнительно с вольтамперными характеристиками, анализировались данные смещения нулевого сопротивления (ZBR) для температур от 10 К до 290 К с шагом 5 К (Рис. 32). Очевидно, что сопротивление возрастает с увеличением толщины пленки MgO. Все три кривые экспоненциально зависят от температуры при ее значениях выше 150 К. При более низких температурах кривая ZBR с толщиной пленки MgO 2 нм отличается от остальных, она имеет меньшую крутизну, в отличие от пленок MgO толщиной 4 нм и 6 нм, имеющих сильную температурную зависимость.

Рис. 31. Вольтамперные характеристики образцов GaAs/MgO/Fe с толщиной барьерного слоя 2 нм, 4 нм и 6 нм при температуре 10 К (а)-до и (б)-после отжига. На вставке представлена схема исследуемых структур.

Рис. 32. Температурная зависимость (а) ZBR и (б) нормированной ZBR до, (в) ZBR и (г) нормированной ZBR после завершения процесса отжига для различных толщин барьерных MgO, соответственно.

Это указывает на снижение вероятности туннелирования для более толстых образцов. Так же из полученных данных можно видеть, что отжиг сильно повлиял на температурную зависимость кривых ZBR. При температуре выше 150 K кривая с толщиной пленки MgO 4 нм сохранилась почти неизмененной, у кривой с толщиной пленки 6 нм уменьшилось сопротивление, а у пленки толщиной 2 нм сопротивление возросло. Можно заметить при температурах ниже 150 K пленки толщиной 4 нм и 6 нм имеют меньший наклон, чем до отжига.

Отжиг структур MgO/GaAs может приводить к реакции на границе раздела в результате диффузии избыточного магния и кислорода из межзеренных границ в поликристаллическом слое MgO. Связь образования GaOх сильнее, чем у GaAs, и предложительно образуется MgхАsу. Реакции на границе раздела и формирование этих соединений может влиять на форму потенциального барьера и может снизить его высоту. В отличие от образцов с пленками MgO толщиной 4 нм и 6 нм, полученные данные для 2 нм на рисунках 32 (в) и 32 (г) показывают значительное увеличение сопротивления при низких температурах. Это может указывать не только на формирование соединений GaOх и MgхАsу, но также взаимодиффузию и перемешивание атомов железа на границе раздела. Так же атомы железа могли диффундировать через барьерный слой в GaAs и образовать фазы с высоким сопротивлением. Таким образом, отжиг и связанная с ним перестройка поликристаллического слоя MgO может вызвать нарушение границ раздела GaAs/MgO.

Исходя из полученных данных была получена структура с толщинами слоя MgO 5 нм, Fe 6 нм и Au 10 нм, на которой проводились электрические измерения при 9 K в двух- и трехточечной геометрии, её схема представлена на рисунке 33. Использование законов Кирхгофа позволяет найти электрический ток из разности напряжения V2-V3, который является основой вольтамперной характеристики туннельного перехода.

При сравнении экспериментальных результатов с результатами моделирования, полученных группой в Жешуве, определены характеристики барьера: высота барьера U0=5.2 эВ, ширина барьера Lb=1.1 нм, и положение края зоны проводимости εc0=0.76 эВ. Эффективность спиновой инжекции составляет 2%.

Эффективность можно увеличить путем уменьшения толщины, наиболее близкой по электрическим параметрам к смоделированной структуре, являются образцы с барьерным слоем оксида магния толщиной2 нм.

Рис. 33. Схематическое изображение экспериментальной гетероструктуры GaAs/MgO/Fe для двух- и трехточечных методов измерений.

Рис. 34. Вольтамперные характеристики образца с толщиной слоя MgO 5 нм при T=9 K.

Для получения статистических данных о структуре образца с толщиной барьерного слоя 2 нм проведена рентгеновская рефлектометрия по результатам которой так же рассчитано распределение диэлектрической проницаемости по толщине (рис. 35). Как можно видеть слои MgO и Fe куда более качественные чем у образца с предыдущей серии, граница раздела GaAs/MgO более резкая, но слой MgO имеет увеличенную плотность.

Рис. 35. Распределение действительной части диэлектрической проницаемости по глубине, восстановленное из данных рентгеновской рефлектометрии образца с толщиной слоя MgO 2 нм. Пунктирными линиями указаны значения для GaAs и MgO. На вставке изображение наноструктуры, полученное на просвечивающем электронном микроскопе.

Области постоянной плотности, соответствующие материалам слоев, совпадают по глубине с данными просвечивающей электронной микроскопии. Следовательно, структура слоев оксида магния, наблюдаемая в электронном сохраняется в латеральном направлении на расстояниях порядка 1 см, соответствующих области засветки рентгеновским пучком при измерении кривой отражения. Таким образом, для создания прототипов транзисторов со спиновой инжекцией, по совокупности структурных и электрических характеристик, наиболее подходящими являются структуры с толщиной слоя оксида 2 нм, не подвергнутого отжигу.

5. Заключение

Проведена комплексная диагностика наноструктур на основе оксида магния, технологию получения которых планируется применять для изготовления прототипов спинтронных транзисторов. В работе представлены результаты рентгеновских исследований, а также их подтверждения методами атомно-силовой микроскопии, просвечивающей электронной микроскопии и электрическими измерениями.

Установлено, что нанослои оксида магния при атмосферном воздействии более месяца деградируют до полного распада, продемонстрирована эффективность применения защитных металлических покрытий для обеспечения стабильности характеристик слоев оксида магния.

Для образцов наноструктур с толщинами слоев оксида магния 2 и 2,5 нм произведено сопоставление результатов рентгеновской рефлектометрии и просвечивающей электронной микроскопии, получено хорошее согласование.

Представлены результаты исследований влияния отжига, как на структуру образцов, так и на электрические характеристики, выявлено улучшение кристаллических свойств но ухудшение электрических, предположительно вследствие возникновения новых фаз на границах раздела.

Результаты исследований рентгеновскими методами использованы для оптимизации технологии получения наноструктурированных туннельных барьеров МgO. Для слоев толщиной 5 нм обнаружено увеличение эффективности инжекции спин-поляризованных электронов из металла в полупроводник в 2 раза, нежели без использования слоя MgO.

Некоторые полученные результаты могут служить основой для дальнейших исследований спиновой инжекции.

Часть результатов работы доложены на Ежегодной научно-технической конференции им. Е.В. Арменского в 2015 году.

. Список литературы

[2] А.В. Огнев, А.С. Самардак. Спинтроника: физические принципы, устройства, перспективы // Вестник ДВО РАН. - 2006. - № 4. - C.70 - 80.

[3] X. Jiang, R. Wang, R. M. Shelby et al. Highly Spin-Polarized Room-Temperature Tunnel Injectorfor Semiconductor Spintronics using MgO(100) // Phys. Rev. Lett. - 2005. - Vol. 94, N 5. - P. 056601-1 - 056601-4.

[4] Y. J. Park, M. C. Hickey, M. J. Van Veenhuizen et al. Efficient spin transfer phenomena in Fe/MgO/GaAs structure // J. Phys.: Condens. Matter - 2011. - Vol. 23, N 11. - P. 116002-1 - 116002-5.

[5] G. Schmidt, D. Ferrand, L. W. Molenkamp, A. T. Filip, and B. J. van Wees, Fundamental obstacle for electrical spin injection from a ferromagnetic metal into a diffusive semiconductor // Phys. Rev. B. - 2000. - Vol. 62, N 8. - P. R4790 - R4793.

[6] E.I. Rashba. Theory of electrical spin injection: Tunnel contacts as a solution of the conductivity mismatch problem // Phys. Rev. B. - 2000. - Vol. 62, N 24. - P. R16267 - R16270.

[7] ERA.Net RUS SpinBarrier project web page. http://iap.physnet.uni-hamburg.de/group_w/?n=SpinBarrier.HomePage

[8] С.А. Никитин. Гигантское магнитосопротивление // Соросовский образовательный журнал. - 2004. - № 2. - C. 92 - 98.

[9] А.В. Кудинов. Спинтроника и спиновая физика. Презентация. http://rpp.nashaucheba.ru/docs/index-84507.html

[10] B. Landgraf. Structural, magnetic and electrical investigation of Iron-based III/V-semiconductor hybrid structures: Dipl.-Phys. Thesis - Hamburg University, 2014 - 146 p.

[11] А.К. Звездин, В.А. Котов, Магнитооптика тонких плёнок. - М.: Наука, 1988. - 192 с.

[12] K.C. Kim, Y.G. Yoo, W.S. Cheong et al. // Phys. Stat. Sol. (a). - 2004. - Vol. 201, N 8. - P. 1871 - 1874.

[13] S. Wolski, T. Szczepanski, V. K. Dugaev et al. Spin and charge transport in double-junction Fe/MgO/GaAs/MgO/Fe heterostructures // J. Appl. Phys. - 2015. - Vol. 117, N 4. - P. 043908-1 - 043908-7.

[14] А.В. Виноградов, И.В. Кожевников. Отражение и рассеяние рентгеновского излучения от шероховатых поверхностей // Труды ФИАН. - 1989. - Т. 196. - С. 18 - 46.

[15] Б.С. Рощин. Строение поверхностей аморфных и монокристаллических материалов, отличающихся по типу химической связи, и нанесённых на них многослойных покрытий по данным рентгеновской рефлектометрии: Дис. канд. физ.-мат. наук. - Москва: ИК РАН, 2009. - 136 с.

[16] В.Е. Асадчиков, И.В. Кожевников, Ю.С. Кривоносов. Рентгеновские исследования поверхностных шероховатостей // Кристаллография. - 2003. - Т. 48, № 5. - С. 909 - 924.

[17] А.В. Виноградов, И.А. Брытов, А.Я. Грудский и др. // Зеркальная рентгеновская оптика. - Л.: Машиностроение, 1989. - 463 с.

[18] И.И. Самойленко. Интерпретация данных рентгеновской и нейтронной рефлетометрии тонких пленок с применением глобальной минимизации: Дис. канд. физ.-мат. наук. - Москва: ИК РАН, 1999. - 144 c.

[19] I.V. Kozhevnikov. Physical analysis of the inverse problem of X-ray reflectometry // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A. - 2003. - Vol. 508. - P. 519-541.

[20] В.Е. Асадчиков, И.В. Кожевников, Б.С. Рощин и др. // Мир измерений. - 2012. - № 7. - C. 22 - 28.

[21] ООО ИТЦ «Радикон». Научные приборы. http://radicon.spb.ru

[22] Ю.С. Кривоносов. Определение шероховатости подложек и тонких пленок по рассеянию рентгеновских лучей в условиях внешнего отражения: Дис. канд. физ.-мат. наук. - Москва: ИК РАН, 2003. - 126 с.

[23] Среда разработки LabVIEW. http://www.labview.ru

[24] Python programming language. https://www.python.org

[25] В.Е. Асадчиков, В.Г. Бабак, А.В. Бузмаков и др. Рентгеновский дифрактометр с подвижной системой излучатель-детектор // Приборы и техника эксперимента. - 2005. - № 2. - С. 1 - 9.

[26] Tango open-source community collaborating. http://www.tango-controls.org

[27] W.F. Brinkman, R.C. Dynes, J.M. Rowell. Tunneling Conductance of Asymmetrical Barriers // J. Appl. Phys. - 1970. - Vol. 41. - P. 1915-1921.