Дослідження елементного складу багатошарових структур методом RBS

Дослідження елементного складу багатошарових структур методом RBS

МІНІСТЕРСТВО ОСВІТИ І НАУКИ, молоді та спорту УКРАЇНИ

СУМСЬКИЙ ДЕРЖАВНИЙ УНІВЕРСИТЕТ

Факультет електроніки та інформаційних технологій

Кафедра прикладної фізики

Магістерська робота

Дослідження елементного складу багатошарових структур методом RBS

магістранта гр.ЕП-61 О.В. Климова

Науковий керівник,

д. ф.-м.н., професор А.М. Чорноус

Нормоконтроль,

к.ф.-м.н., доцент Л.В. Однодворець

Суми 2011

Зміст

Вступ

Розділ 1 Теоретичні основи резерфордівського зворотнього розсіювання

1.1 Взаємодія заряджених частинок з твердим тілом

1.1.1 Пружні зіткнення

1.1.2 Втрата енергії при непружному зіткненні

1.1.3 Особливості взаємодії атомних частинок з кристалами

.2 Види резерфордівського зворотнього розсіювання

.2.1 Розсіювання протонів

.2.2 Розсіювання іонів гелію

.3 Застосування РЗР для дослідження елементного складу та стехіометрії плівок А2B6 та A2MnB6

Розділ 2 Методика ОДЕРЖАННЯ та дослідження ПЛІВОК А2B6 та A2MnB6

2.1 Обладнання для осадження плівок ZnMnS

2.1.1 Автоматизація вимірювання температури підкладки

2.2 Дослідження елементного складу плівок

.3 Методика проведення структурних досліджень плівок А2B6 та A2MnB6

РОЗДІЛ 3 СТРУКТУРНІ ВЛАСТИВОСТІ ТА РЕЗУЛЬТАТИ моделювання спектрів RBS від БАГАТОШАРОВИХ структур ТА ЇХ ОБРОБКА

3.1 Структурні характеристики плівок ZnMnS

.2 Проведення моделювання спектрів РЗР від плівкових структур Ag/ZnMnS/ситал та Ag/ZnS/ситал

Висновки

Список використаних джерел

ВСТУП

Розвиток технологій нанесення плівок та покриттів потребує розробки та удосконалення неруйнівних методів контролю їх властивостей. Серед них особливої уваги заслуговують так звані ядерно-фізичні методи дослідження. При взаємодії пучка заряджених частинок з мішенню виникає вторинне випромінювання, кожний вид якого може бути використаний для отримання інформації про зразок. Так, вторинні електрони використуються в електронній мікроскопії і ядерних мікрозондах для одержання зображень поверхні мішені, світлові кванти у методі іонної люмінесценції , рентгенівські та гама-кванти у методиках індукованих продонами рентгенівського та гамового випромі-нювання, продукти ядерних реакцій у методі рентгенівського ядерного аналізу, вибиті з мішені вторинні іони у методі ядер віддачі, обернено розсіяні іони та протони первинного пучка у методі резерфордівського зворотного разсіяння (РЗР). Кожний із цих методів має свої переваги і недоліки, тому для одержання різнобічної інформації про зразок, сучасні установки для вивчення хімічного складу містять у собі одразу декілька методик [1].

Вибір даного методу пояснюється тим, що метод РЗР дозволяє забезпечити розподіл елементного складу по глибині порядку 0,3-30 нм і визначення концентрації домішок з точністю 1-2% [2].

Використання ефекту каналування з РЗР дозволяє одержувати унікальну інформацію про розташування атомів легуючої домішки кристалічних ґраток, профілях розподілу радіаційних дефектів в іонно-легованих шарах і порушеннях структури приповерхніх шарів кристала.

Мета роботи полягає в використанні методу РЗР для дослідження хімічного складу плівок групи А2B6 та A2MnB6, визначенні параметрів та режимів при безпосередньому отриманні плівкових структур Ag/ZnMnS/ситал та Ag/ZnS/ситал, а також проведені структурних дослідженнях плівок та моделюванні спектрів РЗР з метою визначення оптимальних параметрів подальшого експерименту.

Розділ 1. Теоретичні основи резерфордівського зворотного розсіювання

Метод резерфордівського зворотного розсіювання (РЗР) є унікальним методом неруйнівного контролю поверхні. В основі методу лежить явище розсіювання швидких іонів атомами досліджуваної речовини під кутами більше ніж 90°. Залежність енергії розсіяного іона від маси атома, що його розсіює, забезпечує принципову можливість елементного аналізу мішені, а орієнтаційна залежність розсіювання при взаємодії іонів з монокристаллами дозволяє оцінювати їх структурну досконалість [3]. Розглянемо фізичні процеси, що відбуваються у твердому тілі при взаємодії із прискореними частинками, основи методу РЗР і деякі його застосування.

1.1 Взаємодія заряджених часток з твердим тілом

При всьому різноманітні явищ, що виникають при взаємодії заряджених часток з атомами речовини, процеси їх взаємодії можна розділити на пружні й непружні. У першому випадку при зіткненні частинки з атомами мішені частина імпульсу цієї частинки може передаватися атому мішені як цілому. Інакше кажучи, зіткнення будуть пружними, якщо вони не супроводжуються зміною внутрішнього стану частинок, що зіштовхуються. У другому випадку енергія витрачається в основному на збудження і іонізацію атома.

Основні принципи теоретичного опису втрат енергії заряджених частинок при взаємодії їх із твердим тілом сформулював Бор [4]. Спільний ефект пружних і непружних зіткнень викликає поступове гальмування й розсіювання частинок. Гальмування прийнято характеризувати енергією, що витрачається частинкою на одиницю довжини шляху в речовині, тобто величиною - dЕ/dx, названою питомою втратою енергії.

Хоча пружні і непружні втрати пов'язані між собою, їх звичайно вважають незалежними.

1.1.1 Пружні зіткнення

Позначимо масу частинки в спокої M2, а масу частинки що рухається - M1. Швидкість руху частки в лабораторній системі координат - . Після зіткнення швидкості частинок стають рівними  і , і вони розлітаються під кутами θ1 і θ2 до напрямку початкового руху. У нерелятивістському випадку із законів збереження енергії та імпульсу можна записати (див. рисунок 1.1) зв'язок між початковою енергією падаючої частинки E0 й енергіями розсіяних часток E1 і E2.

,  (1.1)

,  (1.2)

При M1 > M2 в (1) можливі обидва знаки перед радикалом, а у випадку M1 < M2 тільки знак плюс.

Рисунок 1.1 - Схема пружнього зіткнення [3]

заряджений атомний кристал плівка

Формули (1) і (2) отримані при використанні тільки законів збереження енергії та імпульсу частинок, що зіштовхуються, і тому справедливі для будь-якого потенціалу взаємодії між частинками. Однак, щоб знайти кут розсіювання при зіткненні, необхідно розв’язати завдання про рух частинок з урахуванням конкретного закону їхньої взаємодії.

Найважливішою характеристикою процесу розсіювання частинок є їх ефективний перетин розсіювання:

, (1.3)

де n - число частинок, що проходять в одиницю часу через одиницю площі поперечного переріза однорідного потоку (число падаючих частинок на центр, що розсіює);

dn - кількість частинок, розсіяних в одиницю часу в одиницю тілесного кута dW=sinθdθdφ.

У виразі (1) вважається, що є тільки один центр, що розсіює. З огляду на те, що зв'язок між кутом розсіювання q і прицільним параметром ρ (відстань, на якій частинка пройшла б повз центр, що розсіює, у відсутності силового поля) однозначний і в інтервалі кутів від θ до θ+dθ розсіюються тільки ті частинки, для яких прицільна відстань лежить в інтервалі від ρ до ρ - dρ, можна записати, що:

, (1.4)

, (1.5)

і тому остаточно маємо:

ds = 2π ρ(θ) dρ(θ) dθ d Ώ,      (1.6)

Середні втрати енергії частинкою на одиницю довжини шляху в пружних зіткненнях дорівнюють:

,                         (1.7)

де N - число атомів в одиниці об'єму;

Emax - максимальна енергія, передана при зіткненні іона може бути розрахована формулою:

,  (1.8)

Дуже важливо правильно вибрати потенціал взаємодії співвідношення частинок, що зіштовхуються. Якщо цей потенціал відомий, то, використовуючи (1.6) і (1.7), можна знайти перетин розсіювання і втрати енергії налітаючої частинки.

Слід зазначити, що при пружних зіткненнях реалізуються великі дискретні втрати енергії іонів, однак вони порівняно нечасті. При цьому відбуваються помітні відхилення напрямку руху від напряму початкового руху. На відміну від електронів, для яких розсіювання переважає над втратою енергії, важкі заряджені частинки (протони, α - частинки та більш важкі іони) повністю втрачають свою енергію перш, ніж пучок встигає розсіятися на більші кути. Це пояснюється тим, що при проходженні через речовину іони зіштовхуються, в основному, з атомними електронами. Втрачаючи енергію на порушення й іонізацію атомів у таких зіткненнях (їх називають непружними), іони практично не відхиляються від своєї траєкторії [3].

1.1.2 Втрати енергії при непружних зіткненнях

Задачу про обчислення питомих непружних втрат енергії розглядали Й. Линдхард і М. Шарфф й О.Б. Фирсов [5,6]. І той, і інший розгляд приводить до пропорційності непружних втрат енергії швидкості частки:

Для оцінки непружних втрат енергії легких іонів в елементарному акті можна використати наступний вираз [5]:

, (1.9)

де aТ.Ф. = 0,8853a0/()1/2 - радіус Томаса-Фермі;

N - концентрація частинок;

r0 - радiус Бора;

Ke - параметр електронного гальмування:

 (1.10)

де, ξe = 1ч2 і може змінюватися як Z11/ 6;

Z i M - порядковий номер і маса частинки відповідно.

Питомі непружні втрати можуть бути представлені наступним співвідношенням:

, (1.11)

де  - швидкість електрона на боровскій орбіті.

Так само як й у випадку пружних втрат, вираз (1.11) може бути представлений у вигляді:

, (1.12)

Непружні втрати часто називають іонізаційними втратами, тому що енергія падаючої частинки в основному витрачається на порушення й іонізацію атомів мішені. Теоретичний розрахунок середнього потенціалу порушення, виконаний з використанням статистичної моделі атома Томаса-Фермі, дає значення I=13,5Z2 еВ.

Загальний характер залежності питомих втрат енергії від швидкості частинки ілюструє рисунок 1.2.

Рисунок 1.2 - Теоретичні криві для електронного (непружнього) (2) і ядерного пружнього) (1) гальмування [3]

Якщо швидкість налітаючої частинки істотно перевершує швидкість будь-якого електрона атома мішені, то непружні втрати енергії описуються формулою Бете:

, (1.13)

де m - маса електрона;

І - середній потенціал збудження атомів гальмуючого середовища;

V - швидкість атома;

q - разяд атома;

Z -порядковий номер;

N -кількість частинок.

Як пружні, так і непружні втрати при збільшенні швидкості ростуть, проходячи через максимум, і потім спадають. Однак максимум пружних втрат відповідає значно більше низьким швидкостям, чим максимум непружних втрат. В області середніх енергій іонів непружньої втрати енергії, як правило, значно менші пружних

1.1.3 Особливості взаємодії атомних частинок із кристалами

Особливості взаємодії атомних частинок із кристалами обумовлені тим, що можливо сильні кореляції послідовних зіткнень атомних частинок з упорядоченно розташованими атомами кристала. Через це в основі розгляду взаємодії атомних частинок із кристалом лежать уявлення не про індивідуальні зіткнення двох частинок, а про зіткнення частинки, що рухається, з деякою сукупністю атомів кристалла. [3]

На відміну від аморфних тіл, для яких щільність атомів у всіх напрямках однакова, у кристалах можливі напрямки, уздовж яких щільність атомів різко знижується й утворюються канали-порожнини, обмежені сукупністю сусідніх, паралельних один одному щільноупакованих ланцюжків атомів кристала.

На рисунку 1.3 як приклад зображена ґратка кремнію при спостереженні її в напрямку осі <110> й у площинному напрямку (110). На рисунку чітко видні майже гексагональні "отвори" або "трубки", обмежені рядами атомів <110>.

Рисунок 1.3 - Кристалічна решітка кремнію: вид по осі <110> (а), вид уздовж площин (110) (б) [3]

Якщо швидкість іона досить велика й спрямована під кутом до ланцюжка ψ < ψкр (де ψкр - критичний кут каналування), то він швидко пройде область, контрольовану окремим атомом, лише злегка відхилившись у результаті взаємодії з ним. Такий іон відхиляється до осі каналу після великої кількості послідовних зіткнень із окремими атомами ланцюжка, тому рух його можна розглядати як рух у полі, описуваному потенціалом, отриманим усередненням потенціалів взаємодії іона з усіма атомами ланцюжка.

Загальні принципи взаємодії атомних частинок з упорядкованими середовищами сформулював Й. Ліндхард [7]. Потенціал взаємодії частинки з безперервним ланцюжком Ліндхард представив у вигляді:

, (1.14)

де, V(R) - потенціал взаємодії іона з окремим атомом;

d - відстань між атомами ланцюжка;

r - відстань частинки від осі z, уздовж якого розташовані атоми ланцюжка.

Таким чином, у цьому наближенні періодичний по z потенціал дискретного ланцюжка заміняється не залежно від z потенціала безперервного ланцюжка. Осьовий канал формується сусідніми паралельними атомами ланцюжка, причому потенціал у каналі являє собою просто суму потенціалів формуючих ланцюжків Ui (r) [3].

Щоб отримати критерії застосуваня зробленого наближення, розглянемо рух іона поблизу ізольованого ланцюжка. Нехай траєкторія іона й вісь ланцюжка лежать в одній площині, а вектор швидкості іона - у центрі каналу, де Ui (r) =Umin (r ), і становить із ланцюжком кут ψ. Якщо кут ψ малий, то енергія поперечного руху дорівнює:

,  (1.15)

де, Е - повна кінетична енергія іон;

 - кут каналування.

З умови

, (1.16)

можна відразу ж визначити відстань найбільшого зближення іона з ланцюжком, тобто довідатися поперечні розміри області , недоступної іонам, що рухається. Для справедливості безперервного наближення необхідно, щоб шлях, пройдений іоном на відстанях ~ r min від ланцюжка, був великий у порівнянні з міжатомною відстанню d. Цю умову можна виразити в такий спосіб:

, (1.17)

Тобто

Для швидких іонів потенціал Ui(r) можна записати:

,  (1.18)

Використовуючи (1.14) і (1.16), з нерівності rmin >ψd одержуємо:

,  (1.19)

З ростом експонентний член швидко зменшується, порушуючи нерівність. Щоб нерівність була справедливою, достатньо щоб:

, (1.20)

тобто

, (1.21)

Очевидно, що каналування можливо, якщо кут між віссю пучка й віссю каналу менше ψ. (Визначене настільки наближеним способом значення критичного кута каналування досить добре погоджується з експеримен-тальними даними). Поблизу осі ланцюжка є "недоступна" для іонів область площею . Якщо ми на ідеальний кристал направимо пучок іонів паралельно атомним ланцюжкам (ψ=0), частинки, що потрапили в області з r>rmin, складуть так званий неканалувальний компонент пучка. Частинки, точки влучення яких лежать в областях r>rmin, будуть відчувати каналування [3].

Оскільки для канальовальних частинок близькі зіткнення з атомами середовища в значній мірі виключені, для них різко зменшується ймовірність таких процесів, як пружне резерфордовское розсіювання на більші кути, порушення характеристичного рентгенівського випромінювання на внутрішніх оболонках і т.д.

На рисунку 1.4 як приклад наведені експериментальні результати залежності числа розсіяних іонів Не з енергією 1,4 МеВ у монокристалічній мішені W від орієнтації падаючого пучка щодо осі <111>. Видно, що число розсіяних іонів майже на два порядки зменшується при наближенні пучка до осі каналу.

Аналогічним образом може бути отримане й подання про площинне каналування. Для цього досить розглянути атомну площину як сукупність атомних рядів (ланцюжок ланцюжків) і ввести усереднений (уже по площині) потенціал.

Рисунок 1.4 - Залежність виходу резерфордовского розсіювання іонів Не від орієнтації падаючого пучка щодо осі <111> монокристалла W [3]

Це лише початкові відомості про каналування, але цілком достатні, щоб зрозуміти, як саме орієнтаційні явища можна використати в структурних дослідженнях кристалів.[3]

1.2 Види резерфордівського зворотного розсіювання

У методі RBS використається пружне розсіювання між падаючою частинкою (1H+, 2d+, 3He+, 4He+) і ядром мішені, викликане при низьких енергіях прискорених частинок кулонівською взаємодією. Інтерпретуючи в 1911 р. досліди по розсіюванню α - часток при проходженні їх через речовину (тонкі металеві пластинки) на великі кути (θ > 90.), англійський фізик Е. Резерфорд відкрив формулу для ефективного поперечного розсіювання нерелятивіських заряджених одиничних точок, взаємодіючих за законом Кулона. Резерфорд прийшов до висновку, що майже вся маса атома сконцентрована в малому позитивно зарядженому ядрі. Дане відкриття визначило сучасне уявлення про будову атома і лягло в основу методу РЗР, що пізніше був розроблений Пауерсом і Бігцем .

Рисунок 1.5 - Залежність кінематичного фактора від маси атомів мішені при використанні пучків протонів 1H+ (1), іонів гелію 4He+ (2). Кут розсіювання θ = 160° [8]

Чутливість методу РЗР залежить від маси, порядкового номера і глибини залягання атомів елемента, обумовленого в матриці. Розходження в енергії іонів гелію й протонів, що зворотньо розсіялись на атомах певної маси, збільшується з ростом їхньої маси M2. На рисунку 1.5 графічно зображені значення кінематичного фактора атомів з масою до 200 а.о.м. при взаємодії з ними прискорених протонів (крива 1) і іонів гелію (крива 2). Використання цих графіків корисно вже на стадії планування експерименту при виборі типу прискорених іонів для проведення аналізу [8].

1.2.1 Розсіювання протонів

Як первинний пучок як правило, використають іони H+ або He+ у діапазоні енергій 0,5-2 МеВ. Пучок моноенергетичних колимірованих легких іонів (Н+, Не+) зіштовхується з мішенню й при цьому розглядається число й енергія часток, що розсіялися на кут q1 > 90° (рисунок 1.6). Для цього застосовують прискорювачі з відповідними системами, що дозволяють здійснити колимацію й фокусування пучка, а також поділ іонів по питомому заряду. Для реєстрації енергетичного спектра розсіяних іонів необхідний спектрометричний детектор. У методі РЗР звичайно використаються напівпровідникові кремнієві детектори. У детекторі енергетичний спектр перетвориться в амплітудний, котрий несе інформацію про енергетичний спектр частинок. Вимірювання амплітудного спектра робиться за допомогою спектрометра, що включає в себе багатоканальный амплітудний аналізатор. За принципом дії цього аналізатора весь діапазон амплітуд розбивається на певне число дискретних значень, а амплітудний спектр являє собою гістограму. Однак при досить великій кількості каналів аналізатора спектр-гістограми можна апроксимувати гладкі криві, що й передбачається при подальшому викладі. Енергетичний розподіл таких спектрометрів декілька кеВ, що забезпечує досить високий розподіл по масах (в області M < 40 вдається розрізнити навіть ізотопи одного елемента), але для важких атомів з M = 200 мінімальна роздільна різниця по масах досягає ~ 10 а.о.м [9].

Рисунок 1.6 - Схема експерименту по зворотному розсіюванню протонів [9]

1 - пучок первинних іонів; 2 - колиматори; 3 - досліджуваний зразок; 4 - зворотній розсіяний пучок протонів; 5 - детектор.

Вимірювана енергія Eнабл частинки, зворотньо розсіяної по глибині x, визначається з виразів:

,  (1.22)

,  (1.23)

де перший и другий інтеграли відповідають втратам енергії уздовж прямій і зворотної траєкторій l1 і l2. Геометричний зв'язок між θП, θН і θ1 показана на рисунку 1.7.

Рисунок 1.7 - Схематичне зображення перетворення шкали енергій у шкалу глибин за допомогою виразів (1.22) і (1.23) [9]

Якщо відомі дані про питомі втрати енергії, то по абсцисі замість енергії можна відкласти також й одиниці глибини. Інакше кажучи, таке перетворення дозволяє в принципі одержувати розподіл примісних атомів по глибині в приповерхньому шарі. У випадку близького розташування розсіючого шару до поверхні можна зневажити невеликими змінами гальмової здатності іонів і вважати їх незалежними від глибини ( на шляху l1 і шляху l2). Тоді від виразу (23) можна перейти до простого виразу для різниці енергій іонів, розсіяних на поверхні зразка й на глибині:  , де  - називається фактором енергетичних втрат при зворотному розсіюванні. При розподілі детектора по енергії 15 КеВ для іонів з енергією 1 Мэв розподіл по глибині буде становити величину порядку ~ 300 Е. Розподіл по глибині буде зростати зі збільшенням гальмової здатності іонів dE. Внаслідок більш високих втрат значно поліпшується й розподіл по масах. Поліпшення розподілу по масах пов'язане з використанням пучків більш високої енергії, однак досягти цього можна лише ціною зниження розподілу по глибині, оскільки гальмівна здатність іонів починає зменшуватися при більших E0.

На рисунку (1.8) представлено спектри RBS іонів (а) і протонів (б), отриманих для багатошарового покриття Tі-Al-N/Tі-N/AlO. Із цих спектрів видно, що в покритті є наступні елементи: N, O, Al, Tі, невелика концентрація атомів Nb і зовсім небагато Ta (останні присутні зі стінок камери джерела) [10].

Рисунок 1.8 - Експериментальні спектри зворотніх розсіяних іонів, отримані для багатошарового покриття Tі-Al-N/Tі-N/AlO: а - іонів гелію з енергією 2,297 Mев; б - протонів з енергією 1,01 MеВ [10]

На рисунку (1.9) представлені результати РЗР аналізу для всіх основних елементів, що входять до складу покриття Tі-Al-N/Tі-N/AlO до й після відпалювання зразків з покриттями. Із цих результатів видно те, що в покритті відбуваються значні зміни. По-перше, концентрація Tі (пікова) зменшується, відбувається "розмиття" профілю Tі, утвориться з'єднання TіО, значно зменшується концентрація N, крім того, відбувається перерозподіл Al і зміна його стану, тобто частина Al утворить окисел Al2O3. Дані результати добре узгоджується з результатами аналізу рентгенівської дифрактометрії до й після відпалювання в повітрі при температурі 900 С протягом 3 годин [10].

Рисунок 1.9 - Спектри зворотнього розсіювання іонів (водню), отримані з багатошарового покриття Tі-Al-N/Tі-N/AlO для різних режимів:

1 - термічне відпалювання при Т = 600 С у вакуумі протягом 3 годин, 2 - обробка потужнострумовим електронним пучком; 3 - вихідний стан після осадження [10]

Більш поширеним є інший метод, який ми опишемо нижче.

1.2.2 Розсіювання іонів гелію

На рисунку 1.10 наведений приклад енергетичного спектра зворотньо розсіяних іонів. Стрілками на рисунку 1.10 відзначають положення піків тих елементів, які отримуються на поверхні досліджуваного зразка. Разом з тим виявлення тієї або іншої домішки пов'язано не тільки з енергетичним розподілом детектора, але й з кількістю цієї домішки в мішені, іншими словами, з величиною сигналу від даної домішки на енергетичному спектрі [11]

Величина сигналу від і-го елемента домішки в мішені, або площа під піком, визначається виразом:

, (1.24)

де (Nx)i - шаровий зміст і-го елемента (1/см2);

σi - середній диференціальний перетин розсіювання часток, що аналізують, на атомах у детектор з тілесним кутом  (см2/ср); - повне число частинок, що аналізують, що потрапили в мішень за час вимірювання спектра.

Рисунок 1.10 - Енергетичний спектр іонів гелію з енергією 2 МеВ зворотньо розсіяних від кремнієвої мішені [11]

Зі співвідношення (1.24) видно, що в стандартних умовах експерименту (тобто при постійних  і ) величина сигналу пропорційна  . Для обчислення середнього диференціального перетину можна скористатися формулою [8]:

,  (1.25)

З останньої формули видно, що величина сигналу в спектрах зворотного розсіювання залежить від порядкового номера елемента як .

Розглянемо принципові моменти застосування методу РЗР при аналізі швидкозатвердівших фольг сплавів Al-Ge. Схема одержання спектра ЗР показана на рисунку 1.11. Оскільки у фольгах визначаються малі кількості легуючих елементів, то в цьому випадку практичніше застосовувати пучок іонів гелію, вихід розсіювання яких у чотири рази вище, ніж при використанні для аналізу пучка протонів, оскільки (ZHe/ZH) = 4 [8] .

Отже, пучок прискорених іонів гелію з масою M й енергією E направляється під кутом падіння θ на поверхню фольги сплаву Al-Ge, маси й порядкові номери компонентів якого Mі й Z, деі (і = Al, Ge). Частина іонів у пучку буде відбиватися від атомів на поверхні з енергією KМ⋅E й K М⋅E, а частина пройде на деяку глибину, наприклад t, розсіюючись потім на атомах з енергією E1 й E1 , як показано на схемі процесу розсіювання на рисунку 1.6. Детектор вимірює енергетичний спектр частинок, розсіяних на кут θ на різній глибині мішені. Зростання виходу розсіяних часток із глибинної мішені в низко енергетичній частині спектра ЗР в основному пов'язане з ростом диференціального перетину розсіювання іонів при зменшенні енергії частинки, що аналізуются, що розсіялися, (σ ~ E). Границя сигналу від алюмінію в лівій частині спектра свідчить не про те, що іони "прострілюють" всю фольгу, а про те, що при проходженні відстані, рівної глибині аналізу методу на даному зразку, втрати енергії іонів стають настільки великі, що розсіяні іони не повертаються в детектор, поглинаючись у зразку [8].

Рисунку 1.11 - Схема одержання спектра RBS іонів гелію від фольги сплаву Al-Ge [8]

Рисунок 1.12 ілюструє типовий спектр енергії в дослідах по зворотньому розсіюванню. Як приклад показаний спектр енергії пучка He+ з початковою енергією 1 МеВ, розсіяних на мішені Sі, що містить атоми більше важкої примісі Sb (сурми), які перебувають недалеко від поверхні [9].

Форма цього спектра обумовлюється:

) втратами енергії в процесі пружного розсіювання;

) непружними втратами енергії під час проходження частки через кристал;

) залежністю перетину розсіювання (резерфордовского перетину) від енергії іонів.

Кутова залежність імовірності розсіювання описується виразом для резерфордівского розсіювання. Внаслідок сильної анізотропії ефективного перетину, що приводить до переваги частинок, попередньо розсіяних, зворотнє розсіювання на мішені відчуває лише невелика частина пучка іонів гелію (зазвичай порядку 10 од. виміру).

Рисунок 1.12 - Спектр іонів He+, розсіяних на мішені Sі, що містить примісні атоми Sb [9]

Зворотне розсіювання пучка іонів гелію на атомах сурми пов'язало з меншими в порівнянні з Sі відносними втратами енергії. Більш важкі домішки, такі як Sb, дають виразні піки, розташовані поза краєм спектра від атомів мішені, у той же час максимум для більше легких домішок накладається на спектр основних атомів мішені.

На рисунку 1.13 наведений типовий розподіл концентрацій компонентів сполуки (Zn, S) за глибиною багатошарової структури Ag/ZnS/скло, одержаний методом RBS іонів гелію. Оскільки цей метод дає реальну картину розподілу концентрації елементів лише у разі їх гомогенного пошарового залягання і має розрізнення за глибиною близько 10-30 нм, то наведені нижче концернтраційні профілі необхідно інтерпретувати з урахуванням реальної структури плівок та шорсткості поверхні зразків на межах ZnS-Ag і ZnS-скло. Тому картина розподілу концентрації цинку та сірки за глибиною є приблизною. Це пов’язано з тим, що ми не знаємо реальної густини сполуки і твердих розчинів, що можливо утворилися в об’ємі плівки (наприклад, з киснем) та в перехідних областях ZnS - Ag та ZnS-підкладка [12].

Рисунок 1.13 - Типовий ефективний розподіл концентрації компонентів Zn і S у перехідному шарі Ag-сполуки за товщиною, одержані методом RBS іонів гелію-4 [12]

Використання в якості первинного пучка іонів гелію-4 значно покращує чутливість детектування важких елементів у легкій матриці. Незважаючи на меншу глибину зондування шарів, використання альфа-частинок підвищує розрізнення за глибиною та збільшує точністю визначення абсолютної концентрації домішки.

Підсумовуючи зазначимо, що обидві методики (розсіювання протонів та іонів гелію-4) доповнюють одна одну і дозволяють одержати більш детальну інформацію про товщину шару, зміну його стехіометрії за глибиною та стан міжфазних границь [12].

1.3 Застосування RBS для дослідження елементного складу та стехіометрії плівок А2B6 та A2MnB 6

Плівки напівпровідникових твердих з’єднань А2В6 та A2MnB6, такі як ZnMnS, ZnMnTe та CdMnTe у наш час привертають підвищену увагу матеріалознавців завдяки унікальним фотолюмінесцентним, магнітним і магніто-оптичним властивостям та можливості створення на їх основі ряду приладів мікро- та оптоелектроніки, спінтроніки [13]. Зміна концентрації домішки дозволяє варіювати у широких межах такими важливими характеристиками матеріалу як ширина забороненої зони та стала кристалічної гратки, що є важливим при створені гетеропереходів між данною сполукою та іншими напівпровідниковими матеріалами [14]. Саме тому, визначення взаємозв'язку між хімічним складом і структурними параметрами плівок напівмагнітних твердих розчинів має важливе значення.

Проблеми з вимірюванням РЗР-спектрів полягають в тому, що часто гладкі поверхні зразка необхідні для того, щоб відбулась пряма інтерпретація спектра. Шорсткість поверхні може привести до розширення піків та ускладнити інтерпретацію результатів [15] .

Переваги даного методу для дослідження напівпровідникових твердих з’єднань А2В6 та A2MnB6 полягають у розподілі елементного складу по глибині порядку 0,3-30 нм і визначенні концентрації домішок з точністю 1-2% [2]. Звичайно для реєстрації розсіяних іонів використаються поверхнево-бар'єрні детектори, енергетичний розподіл яких становить порядку 12-16 кеВ. Кращий енергетичний розподілом (менш 3 кеВ) мають магнітні й електростатичні спектрометри. Цей параметр можна поліпшити, якщо використати геометрію ковзних кутів, при яких збільшуються відстані, що проходять прискорені частинки в зразку до й після розсіювання при одній і тій же глибині залягання шару, що розсіює, [2]. З метою підвищення граничної роздільної здатності методу РЗР в ІПФ НАН України створений аналітичний канал із застосуванням магнітного спектрометра.

Використання ефекту каналування з РЗР дозволяє одержувати унікальну інформацію про розташування атомів легуючої домішки кристалічних ґраток, профілях розподілу радіаційних дефектів в іонно-легованих шарах і порушеннях структури приповерхніх шарів кристала.

Існує також невелика кількість робіт [16-19] в яких елементний склад шарів А2В6 вивчався методом РЗР іонів водню або гелію. Незначна кількість публікацій з вивчення РЗР у плівках пояснюється відносною близькістю атомних номерів компонентів сполуки, а отже «перекриттям» парціальних піків елементів, що значно ускладнює обробку спектрів розсіювання. Розглянемо деякі з них.

В роботах [19-21] досліджувався склад, структурні, діелектричні та інші властивості плівок ZnSe та ZnS осаджений на кремнієву підкладку досліджувався за допомогою методу RBS. Вирощування (осадження) плівок відбувалось в вакуумі при температурах 673-773 К.

Характерні РЗР-спектри розсіювання протонів отримані від плівок ZnS нанесених на ситалові підкладки в різних фізико-технологічних умовах наведені на рисунку 1.14,а. Вимірювання спектрів проводилося на прискорювачі № 1 (див. таблицю 2.1). В подальшому, з використанням програмного пакету, нами проводилася симуляція теоретичних РЗР-спектрів та здійснювалася їх підгонка до експериментальних (рисунок 1.14,б) [12].

Ступінь відтворення експериментальних спектрів розсіювання протонів була дуже високою. Як видно з рисунку, свій внесок в РЗР-спектри крім компонентів сполуки ZnS вносять елементи, які належать підкладці та зарядознімальному контакту (Ag).

В результаті обробки спектрів зворотного розсіювання заряджених частинок у плівках ZnS, біля підкладки був знайдений Si, атоми якого продифундували у халькогенід з ситалу при високих температурах конденсації. У незначній кількості на поверхні плівок також присутній W (~1-2%), що очевидно пов’язано з використанням випарника з цього матеріалу. Відомо, що метод РЗР має підвищену чутливість до елементів з великим значенням атомного номеру - Z, тому вольфрам фіксується незважаючи на дуже малу його концентрацію. Кисень знайдений тільки у приповерхневому шарі плівок, де у повітрі можливе утворення окисних фаз, наприклад ZnO, та біля підкладки, де знаходиться найбільш забруднений залишковими газами шар. Необхідно відмітити, що у плівках ZnS, отриманих методами піролізу та з хімічних розчинів кількість кисню розчиненого у халькогеніді може сягати 3-8 ат. % і такі плівки скоріше можна розглядати, як твердий розчин ZnSxO1-x або суміш ZnS, Zn(OH)2 та ZnO [22]. У вакуумних конденсатах звичайно кількість кисню не перевищує 1-2 ат. %, що і фіксується експериментально. На поверхні досліджених плівок ZnS також знайдені сліди вуглецю (< 1 ат. %), але, як показали додаткові дослідження, цей матеріал потрапляє у зразки з масляного вакууму прискорювачів. Водень при моделюванні, звичайно використовується для врахування присутності у плівках пор, атомних вакансій та ін [12].

Рисунок 1.14 - Енергетичні спектри RBS протонів від структури Ag/ZnS/ситал (а) та приклад моделювання для зразка з TS = 573 К (б). Стрілками вказані кінематичні межі парціальних спектрів від різних eлементів [12]

Аналіз РЗР-спектрів дозволив також визначити товщину шарів напівпровідника та атомну концентрацію компонентів сполуки. За даними методу РЗР товщина плівок сульфіду цинку спектри, складає l = 194, 178 та 450±5 нм у зразках осаджених при температурах підкладки TП = 393, 573 та 993 К відповідно.

В ході досліджень було виявлено, що при товщині плівки > 300 нм відбувається перекриття парціальних піків Zn та S, що суттєво ускладнює подальшу обробку спектрів. Так у випадку тонких плівок ZnS (l = 178 та 194 нм) піки від цинку і сірки на спектрах добре розділяються, однак для більш товстих шарів (l = 450 нм) вони накладаються один на одний.

За положенням максимумів парціальних піків було визначено усереднене за товщиною плівок відношення атомних концентрацій компонентів сполуки, тобто їх стехіометрію γ. Виявилося, що стехіометрія конденсатів визначається температурою підкладки Tп та залежить від товщини плівки. В залежності від цих параметрів вона змінювалася у діапазоні γ = 0,79-1,07; при цьому менше відхилення від стехіометричного складу мала плівка з товщиною 450 нм

У випадку коли парціальні піки елементів на РЗР-спектрах розділялися вдалося розрахувати концентрації компонентів сполуки у різних перерізах плівок та визначити зміну стехіометрії матеріалу за товщиною шару. При цьому вважалося, що конденсати є гомогенними за площею. Відповідна залежність наведена на рисунку 1.15. [12]

Рисунок 1.15 - Зміна стехіометрії плівок ZnS за товщиною структури Ag/ZnS/ситал [12]

Як видно з рисунку , стехіометрія шарів дещо змінюється за товщиною, при цьому концентрація сірки збільшується у прошарку, що прилягає до підкладки. Це свідчить про неконгруєнтність випаровування сполуки ZnS у процесі нанесення плівок.

Характерні РЗР-спектри розсіювання іонів гелію-4 від плівок ZnS представлені на рисунку 1.16. Як видно з рисунків, свій внесок в спектри крім компонентів сполуки вносять елементи, які належать підкладці та струмо-знімальному контакту. Розрахункова товщина досліджених плівок сульфіду цинку у структурі Ag/ZnS/скло складає l = 1,1; 1,8 та 3,2 мкм. Слід зазначити, що при використанні іонів гелію-4 піки від компонентів сполуки перекривалися навіть при досліджені тонких шарів ZnS. Результати дослідження хімічного складу структури Ag/ZnS/скло (плівки ZnS отримані при різних TП) за товщиною, одержані за даними розсіювання іонів гелію-4 наведені у таблиці 1.1. Як видно з таблиці загальна картина присутності домішок у плівках сульфіду цинку для гелій-іонного РЗР-розсіювання була схожою з результатами досліджень розсіювання протонів [12].

Рисунок 1.16 - Енергетичні спектри РЗР іонів гелію-4 від структури Ag/ZnS/скло. Стрілками вказані кінематичні межі парціальних спектрів від різних елементів [12]

Таблиця 1.1

Розподіл домішок за товщиною багатошарової системи Ag/ZnS/скло, в якій плівка сульфіду цинку отримана при TS = 873 К [12]

У шарах ZnS окрім основних елементів біля підкладки знайдені домішки Si, Ca, Na, атоми яких продифундували у халькогенід зі скла при високих температурах конденсації TS. У незначній кількості на поверхні плівок присутній W, що як вже вказувалося, пов’язано з використанням при нанесенні ZnS випарника із вольфраму. Кисень знайдений тільки у приповерхневому шарі плівки, де можливе утворення окисних фаз, наприклад ZnO та біля підкладки. На поверхні досліджених плівок ZnS також знайдені сліди вуглецю. Результати визначення усередненої за товщиною стехіометрії плівок ZnS отримані методом РЗР на різних прискорювачах зведені у таблиці 1.2 [12]

Відносна похибка визначення елементного складу шарів ZnS цим методом не перевищує 2-4 % [23]. При порівнянні результатів отриманих на різних прискорювачах видно, що в межах експериментальної похибки ці дані узгоджуються між собою.

З таблиці видно, що при підвищенні температури осадження та збільшенні товщини плівок ZnS спостерігається покращення їх стехіометрії. Подібні результати отримані у роботі [24] для плівок нанесених методом КЗО. У цьому дослідженні було встановлено, що відношення γ зростає від 0,88 до 1,19 при збільшені TS від 473 до 623 К [12].

Таблиця 1.2

Атомні концентрації Zn і S та їх відношення γ у плівках ZnS в залежності від Tп [12]

Авторами [25] досліджувалось структурні, оптичні та електричні властивості тонких плівок ZnSe. На рисунку 1.17 показаний спектр РЗР від скляної підкладки. Червона лінія - це результат моделювання даного спектру РЗР. Склад скла становив Si20O60Na5Cо3Mg1Al1. Стрілка вказує положення елемента на поверхні зразка. Спектр від RBS плівки осадженої при температурі підкладки 553K показаний на рисунку 1.18.

Рисунок 1.17 - Спектр резерфордівського зворотнього розсіювання зі скляної підкладки [25]

Рисунок 1.18 - Резерфордівський зворотній спектр від тонкої плівки ZnSe, відпаленої при температурі підкладки 553K [25]

В роботі [26] розглядались тонкі плівки ZnSe, осаджені при різній товщині й при різних температурах підкладки (483, 553 й 589K). Товщина й склад плівок визначалися за допомогою методу РЗР. На рисунку 1.19 показані спектри РЗР плівок ZnSe, осаджених при різних толщинах. Товщини нанесених плівок становили: 230, 250 й 300 нм, відповідно. Плівка товщиною 230 нм наносилась при різних температурах підкладки. Склад плівок, відпалених при різних толщинах виявилися майже стехіометричним. Розрахункові значення представлені в таблиці 1.3.

Рисунок 1.19 - Резерфордівський зворотній спектр плівок ZnSe, осаджених при різних толщинах [26]

Таблиця 1.3

Склад плівок ZnSe осаджених при різних температурах підкладки [26]

Композиції плівок визначалась за допомогою спекта RBS з використанням іонів гелію. На рисунку 1.20 показаний спектр РЗР від тонких плівок ZnSe, нанесених на кремнієві підкладки при 303 K. Аніліз РЗР спектрів показує, що атомні відсотки від плівок виявляються 0,50% (Zn): 0,50% (Se). Це показує, що склад плівок виявляється майже стехіометричним.

Рисунок 1.20 - Резерфордівський зворотній спектр плівок ZnSe осаджених на кремній при 303K [24]

Дослідження з використанням методу РЗР продовжується, що дозволяє визначи все нові і нові плівкові структури.

Розділ 2. Методика ОДЕРЖАННЯ та дослідження ПЛІВОК А2B6 та A2MnB6

2.1  Обладнання для осадження плівок ZnMnS

Сучасні методи одержання плівок можна розділити на механічні, хімічні й конденсаційні. Вибір методу одержання плівок визначається структурними, механічними і фізичними параметрами, якими повинен володіти тонкоплівковий зразок. У мікроелектроніці найбільш широко застосовуються конденсаційні методи одержання тонких плівок та покриттів: термічне вакуумне випарування (у відкритому й квазізакритому об’ємах), катодне вакуумне розпилення, іонно-плазмове розпилення, метод кристалізації з парогазової фази , тощо.

Метод термічного вакуумного випаровування у КЗО, завдяки конструкт-тивним особливостям випарника, дозволяє одержувати стехіометричні плівки багатокомпонентних напівпровідників високої чистоти при добре контрольо-ваному технологічному процесі. Саме тому, він знайшов широке використання при нанесенні плівкових з'єднань А2В6 таких як CdTe, ZnTe, ZnО та ін [27] .

Цей метод був застосований нами для отримання плівок ZnMnS та ZnS, зразки осаджувалися у вакуумній установці ВУП-5М (ВАТ “Selmi”, м. Суми) (рисунок 2.1). Тиск залишкових газів у камері становив не більше 5·10-3 Па. Даний метод дозволяє: одержувати шари з контрольованою стехіометрією та ансамблем точкових дефекців, оптимальними структурними, оптичними та електро-фізичними характеристиками.

Важливою перевагою синтезу плівок ZnMnS та ZnS у КЗО є високий тиск пари халькогенідів у процесі конденсації, що значно перевищує тиск залишко-вих газів у зовнішньому робочому об`ємі установки на величину, приблизно 103 Па. Це призводить до зменшення забруднення шарів сульфіду цинку неконтрольованими домішками із залишкової газової атмосфери, що в свою чергу, запобігає утворенню у забороненій зоні матеріалу домішкових локалі-зованих станів, а отже спрощує вивчення ансамблю власних точкових дефектів у матеріалі [12].

Рисунок 2.1 - Загальний вигляд установки ВУП-5М [12]

Схема оригінального пристрою для осадження плівок ZnMnS у КЗО наведена на рисунку 2.2.

Рисунок 2.2 - Схема обладнання для сублімації плівок ZnMnS у КЗО: 1, 2 - випарні відсіки; 3,4 - нагрівачі стінок; 5-7 - теплові екрани; 8-10 - термопари; 11 - підкладка12 - нагрівач підкладки. 13 - штативи; 14 - нагрівальні елементи [12]

Основним конструктивним елементом пристрою є монолітний тигель з кераміки, який має два випарних відсіки: для основної напівпровідникової речовини - сульфіду цинку (1) і додатковий (2) для співвипаровування компо-нентів сполуки - S чи Zn, або легуючої домішки (в нашому випадку це Mn). Кожний відсік має ізольований нагрівальний елемент виготовлений з вольфра-мової стрічки (14), та може використовуватись індивідуально.

Шляхом регулювання величини струму, який протікає через нагрівальний елемент можна змінювати температуру випаровування і відповідно швидкість конденсації плівок. Відсік для додаткового випаровування металу чи халькогену виконаний у вигляді комірки Кнудсена, що дозволяє досить точно регулювати парціальний тиск речовини, яка випаровується.; Керамічний тигель разом із нагрівачами екранований металевими сітками (5-7), які перешкоджають активній теплопередачі між КЗО і вакуумною камерою. Температура випарників, стінок та підкладки контролювалася хромель-алюмелевими термопарами «ТХА - 50+1300» (8-10) сигнал від яких зазвичай надходив до АЦП мультиметрів АРРА-108N і UT70B.

Осадження плівок здійснювалося на підкладки з різних матеріалів, які закріплювалися на мідному тримачі з нагрівальним елементом (12). Електричні нагрівачі (3,4) підтримували необхідний градієнт температур уздовж стінок випарників, який обирався таким чином, щоб конденсація напівпровідника відбувалася лише на підкладці, що закриває об’єм керамічного тиглю (11).

Отримання шарів ZnMnS та ZnS здійснювалось у декілька етапів, основними з яких є:

·        завантаження шихти матеріалу до випарних відсіків;

·        закриття керамічного тиглю підкладкою;

·        створення вакууму в робочому об‘ємі; прогрів стінок та підкладки;

·        безпосереднє випаровування завантаженої речовини;

·        охолодження підкладки з плівкою до кімнатної температури.

Температура підкладки у процесі конденсації плівок ZnMnS та ZnS змінювалась у широкому інтервалі температур: Тп = 373 - 723 K. Температура випаровування становила 1000 K. Час конденсації плівок складав t = 10 хвилин, у залежності від необхідної товщини. Охолодження отриманих плівок до кімнатної температури здійснювалося у вакуумі.

В якості підкладок для осадження плівок ZnMnS використовувалися очищені пластинки ситалу.

2.1.1     Автоматизація вимірювання температури підкладки

Стабілізація температури підкладки, іншими словами температури осадження, відіграє найважливішу роль для одержання якісних зразків з повторювальними характеристиками. Це обумовлюється тим, що розмір кристалітів і структура конденсату визначається саме температурою підкладки. При низьких температурах розмір кристалітів може бути дуже малим, зі збільшенням температури підкладки величина кристалітів зростає. При конденсації на монокристалічні підкладки існує температура, при якій починається епітаксійний ріст плівки (температура епітаксії). Саме тому, необхідним технологічним елементом, для одержання високоякісних зразків напівпровідникових плівок є вимірювач ПІД-регулятор "ОВЕН ТРМ10" із блоком керування симісторами БУСТ (рисунок 2.3) [28].

Мікропроцесорний програмувальний вимірювач-регулятор типу ТРМ10 разом із вхідним датчиком (термоперетворювачем або джерелом уніфікованого сигналу) призначений для контролю й керування різними технологічними виробничими процесами, де потрібна підвищена точність підтримки значення вимірюваного параметра (рисунок 2.3) [29].

Прилад ТРМ10 дозволяє здійснювати наступні функції:

вимірювання температури та інших фізичних величин (тиску, вологості, витрати, рівня й т.п.) за допомогою стандартних датчиків;

відображення поточного вимірювання на вбудованому світлодіодному цифровому індикаторі;

 регулювання вимірюваної величини по пропорційно-інтегрально-диференціальному (ПІД) закону;

 автоматичне визначення коефіцієнтів ПІД-регулятора (самонастрою-вання);

формування додаткового сигналу керування на виході компаратора за двопозиційним законом (реле "Аварія").

Параметри роботи приладу задаються користувачем і зберігаються при відключенні живлення в енергонезалежній пам'яті приладу.

Рисунок 2.3 - Функціональна схема одержання напівпровідникових плівкових з'єднань А2В6 методом конденсування у вакуумі з додатковою стабілізацією температури за допомогою вимірювача ПІД-регулятора "ОВЕН ТРМ10" [27].

Схема комутації приладу «ОВЕН ТРМ 10» з трансформатором живлення нагрівачів (TV 1) вакуумної установки ВУП-5М показана на рисунку 2.4.

Рисунок 2.4 - Схема комутації приладу «ОВЕН ТРМ 10» з трансформатором живлення нагрівачів (TV 1) вакуумної установки ВУП-5М [12]

При роботі приладу в режимі ПІД-регулятора величина вихідного сигналу Yi залежить як від величини відхилення Ei, так і від суми попередніх неузгодженостей [30]:

, (2.1)

де, Xp - смуга пропорційності;

Ei - неузгодженість;

Δtзм - зміна часу між двома сусідніми вимірюваннями Ti та Ti-1;

ti - постійна часу інтегрування;

∑Ei - накопичена в і-й момент часу сума неузгодженостей (інтегральна сума).

З рисунку 2.5 видно, що в перший момент часу, коли немає відхилення (Ei=0), немає й вихідного сигналу (Yі=0). З появою відхилення Eі з'являються імпульси, тривалість яких поступово збільшується. В імпульсах присутня пропорційна складова, що залежить від величини E (незаштрихована частина імпульсів) і інтегральна складова (заштрихована частина). Збільшення тривалості імпульсів відбувається за рахунок росту інтегральної складової, що залежить від неузгодженості Eі та коефіцієнта τін [30].

Рисунок 2.5 - Вихідний сигнал ПІД-регулятора й тривалість керуючих імпульсів [30]

Для регулювання потужності на навантаженні прилад ОВЕН БУСТ дозволяє формувати керуючими тиристорами або симісторами сигнали двома методами: фазовим або по числу напівперіодів. Вибір методу керування залежить від інерційності й характеру завантаження (рисунок 2.3) [31].

При фазовому методі залежно від величини сигналу на вході БУСТа змінюється кут відкриття симістора або тиристора. Прилад забезпечує 256 рівнів зміни кута відкриття напівпровідників на один напівперіод, що дозволяє плавно змінювати напругу на навантаженні. Фазовий метод використається для керування малоінерционими об'єктами, що швидко реагують на зміну напруги на нагрівачі, а також при керуванні освітленням. Однак такий метод керування не може захистити мережу живлення від перешкод, тому що перемикання напівпровідникових елементів відбувається не при нульовому значенні напруги мережі.

Метод керування по числу напівперіодів дозволяє значно зменшити рівень перешкод в електромережі за рахунок включення й відключення навантаження в момент переходу напруги мережі через нуль. Однак період проходження керуючих сигналів з БУСТа становить 256 цілих напівперіодів коливань напруги мережі, або 2,56 с., тому цей метод застосуємо тільки для інерційних навантажень. Кількість напівперіодів на виході БУСТа, а значить потужність на навантаженні, залежить від величини сигналу на вході БУСТа: при максимальному рівні сигналу (100 %) на навантаження подаються всі 256 напівперіодів, при 50 % - 128, при мінімальному рівні напівпровідникові елементи закриті й на навантаження напруга не надходить [31].

При перевищенні заданого порога відбувається аварійне відключення, при якому керування блокується й світодіоди, індукуючи рівень керуючого сигналу, починають мигати. Зняття аварійного стану відбувається при вимиканні живлення приладу.

Прилад дозволяє плавно досягати заданої потужності й тим самим уникати різких перевантажень мережі живлення. При включенні приладу або при стрибкоподібній зміні керуючого БУСТом сигналу потужність у навантаженні зростає не стрибкоподібно, а плавно. При стрибкоподібній зміні рівня сигналу на вході БУСТа потужність на навантаженні змінюється зі швидкістю 20 % в секунду, а час зміни потужності на навантаженні від мінімального значення до максимального становить 5 секунд.

Прилад ОВЕН БУСТ може застосовуватися для автоматичного регулювання потужності активного навантаження. Для цього на керуючий вхід БУСТА подають вихідний сигнал регулятора (наприклад, ОВЕН ТРМ10):

·        напруги 0...10 В;

·        струму 0...20 ма, 4...20 мА або 0...5 мА.

За допомогою приладу ОВЕН БУСТ можна вручну управляти симісторами або тиристорами. Для цього до керуючого входу потрібно підключити зовнішній змінний резистор 10 кОм.

Вихідним пристроєм кожного каналу є імпульсний трансформатор з двома вторинними обмотками. Це дозволяє підключати до кожного каналу приладу або симістор, або два зустрічно включених тиристори зі струмом керування в імпульсному режимі до 300 мА.

Прилад ОВЕН БУСТ має функцію блокування, що дозволяє організувати аварійне або технологічне відключення навантаження. На вхід приладу "блокування" подається зовнішній сигнал з одного із пристроїв: TTL-рівня, "сухого" контакту (кнопки, тумблера, геркона або реле), транзистора n-p-n-типу.

При знятті сигналу блокування прилад плавно повертається на заданий рівень потужності [31].

2.2  Методика дослідження елементного складу плівок

Для визначення елементного складу, стехіометрії і товщини плівок ZnMnS та ZnS був застосований метод резерфордівського зворотного розсіювання протонів та іонів гелію-4. Дослідження проводились на прискорювачі, основні характеристики якого вказані в таблиці 2.1.

Під час досліджень зворотного розсіювання іонів первинний пучок частинок падав на мішень по нормалі. Для забезпечення стоку накопиченого електричного заряду зразки покривалися тонкою плівкою срібла. Як видно з таблиці, реєстрація спектрів RBS проводилася в основному з використанням напівпровідникового поверхнево-бар'єрного детектора. Слід зазначити, що сумісне його використання з магнітним спектрометром (прискорювач ІПФ НАН України, м. Суми) дозволяє покращити розрізнювальну здатність детектуючої системи до 3,2 кеВ [12].

Таблиця 2.1

Основні технічні характеристики прискорювачів, які використовувались для дослідження елементного складу плівок сульфіду цинку [11]

Подальша обробка спектрів РЗР здійснювалася з використанням програми SIMNRA. Вона дозволяє створювати модель зразка, розбиваючи його на шари певної товщини з заданою концентрацією різних елементів у цих плівкових структурах. В подальшому, з урахуванням експериментальних умов, розраховувався відповідний модельний спектр розсіювання заряджених частинок від багатошарової системи. Шляхом підгонки розрахункових спектрів до експериментальних були отримані моделі, які дозволили визначити зміну стехіометрії плівок сполуки за їх товщиною.

Визначення концентрації сторонніх домішок, стехіометрії та профілів розподілу елементів сполуки за товщиною проводилось також застандартними методиками [12]. Так, усереднена за товщиною стехіометрія плівок ZnMnS, була знайдена за положенням максимумів парціальних піків з використанням співвідношення:

 (2.2)

Де SZn, SS - перерізи розсіювання іонів цинком та сіркою;

∆ЕZn(S ) - енергетична ширина піку відповідного елементу у спектрі РЗР;

HZn , HS - величина відповідного сигналу (енергетичний вихід).

Прецизійне визначення товщини отриманих шарів проводилося за формулою:

 (2.3)

де ∆Е - енергетична ширина піку напівпровідника;

nZnMnS - концентрація сполуки ZnMnS;

[e]ZnMnS - «гальмівний переріз» ZnMnS, розрахований за законом Брегга через

«гальмівні перерізи» окремих елементів:

 (2.4)

 (2.5)

де ρZn , ρS - густини відповідних елементів;

AZn , AS - їх атомні маси;та c2 - вагові множники.

2.3 Методика проведення структурних досліджень плівок А2B6 та A2MnB6

Структурні дослідження плівок ZnMnS були виконані на ренгенодифрактометрі ДРОН 4-07 у Ni-фільтрованому  випромінюванні мідного анода при таких параметрах роботи рентгенівської трубки: U=30 кВ, I=20 мА. Зйомка проводилась в діапазоні кутів 2θ від 200 до 800, де 2θ - брегівський кут. При дослідженнях використовувалося фокусування рентгенівського випромінювання за Бреггом-Брентано. Фазовий аналіз проводився шляхом співставлення міжплощинних відстаней і відносних інтенсивностей від досліджених зразків та еталона за даними ASTM [32]. Текстура плівок оцінювалась за методом Харріса [33], який особливо зручний при досліджені плоских зразків з вісью текстури, що орієнтована по нормалі до їх поверхні. В якості еталону не текстурованого зразка використовувався порошок ZnMnS.

Прецизійне визначення періоду кристалічної гратки матеріалу здійснювалося по положенню Kα1 складової лінії (111) на кутах 2θ ≈76,050, а там де цей пік не фіксувався по положенню лінії (111) на кутах 2θ ≈ 51,730 за допомогою співвідношення , де -довжина хвилі рентгенівського випромінювання, (hkl) - індекси Мілера [33].

Крім того, стала гратки халькогеніду розраховувалася за допомогою екстраполяційних методів Бредлі-Джея та Нельсона-Рілі [33]. Для апроксимації точок використовувався метод найменших квадратів. Розділення Kα дублету проводилося методом Речінгера з використанням пакету прикладних програм DIFWIN.

РОЗДІЛ 3. СТРУКТУРНІ ВЛАСТИВОСТІ ТА РЕЗУЛЬТАТИ моделювання спектрів RBS від БАГАТОШАРОВИХ структур ТА ЇХ ОБРОБКА

3.1 Структурні характеристики плівок ZnMnS

Дифрактограми від плівок ZnMnS, отриманих при різних температурах підкладки, представлені на рисуноку 3.1. Криві нормувалися на інтенсивність піку (111). Встановлено, що зразки були двохфазними та містили кубічну фазу ZnS.

На дифрактограмах реєструвалися відбивання від площин (111), (220), (220), (311), (222),(400), (331), (422) на кутах 2θ ≈ 27,330, 31,670, 45,410, 53,800, 56,430, 66,140, 72,840 , 75,230. При цьому домінуючими за інтенсивністю у більшості випадків були піки (111), (200) та (220). Слід відмітити, що аксіальна текстура росту [111] у сфалеритних плівках з’єднань A2В6 є базовою, оскільки цей напрям співпадає з вісью гвинтової дислокації халькогенідів, тобто з напрямком найбільш швидкого росту кристалітів.

В результаті досліджень встановлено, що вміст марганцю в конденсатах залежав від фізико-технологічних режимів конденсації та змінювався у інтервалі 3,7-9,5 ат. відсотка. Шихта сполуки мала гексагональну структуру, в той час як плівки були двохфазними. Проведена ідентифікація фазового складу плівок та визначені періоди гратки цих фаз. За періодом гратки матеріалів визначений приблизний вміст марганцю у кожній фазі. Встановлено також, що кубічна складова плівок була текстурованою та мала текстуру росту [111].

При досліджені конденсатів з яскраво вираженою текстурою [111], незважаючи на використання відповідних фільтрів, також виявлялися рефлекси, які відповідали відбиванню Kβ випромінювання від площини (111). Ці лінії можуть бути помилково прийняті за рефлекси від окисної або інших сторонніх фаз.

Рисунок 3.1 - Дифрактограми від плівок ZnMnS отриманих при різних фізико-технологічних режимах конденсації: а - Шихта ZnMnS; б - Tп =373 К; в -Tп =523 К;

г -Tп =623 К; д - Tп = 673 К;юе -Tп = 723 К.

Відомо, що період кристалічної гратки двохкомпонентних напівпровідників є характеристикою надзвичайно чутливою до зміни стехіометрії матеріалу, введення домішок, окислення, тощо. Саме тому прецизійне визначення періоду кристалічної гратки a дає можливість вивчення цих процесів. Нами проводилося ренгендифрактометричне визначення періоду гратки шихти, з якої проводилось випаровування, та плівок ZnMnS, отриманих при різних режимах конденсації. Стала гратки матеріалу знаходилась як по положенню Kα1 складової лінії (111), так і за допомогою екстраполяційних методів Бредлі - Джея та Нельсона - Рілі (рисункок 3.2).

Рисунок 3.2 - Прецизійне визначення періоду гратки телуриду цинку у плівці за методами Бредлі - Джея (а) та Нельсона - Рілі (б), (Tп =373 К)

Результати вимірювань a за трьома методами наведені на рисунку 3.3. Як видно з рисунку, значення періоду гратки халькогеніду знайдені різними методами були близькі, але найбільш точними все ж таки слід вважати результати одержані за методом Нельсона-Рілі. В таблиці 3.1 показаний період гратки плівкового матеріалу розрахований трьома різними методами.

Експериментальні значення сталої гратки ZnMnS в плівках становлять a=0,56322ч0,56522 нм. Як видно з рис.6, залежність кристалографічної сталої матеріалу плівок від температури конденсації має складний характер. В шарах отриманих при низьких температурах (Tп ≈ 373 К) період гратки халькогеніду дещо менший, ніж у високотемпературних. При подальшому збільшені температури підкладки спостерігалося збільшення кристалографічної сталої до значень a=0,56424 нм. Нарешті у високотемпературних конденсатах період гратки знову зменшується до величини a=0,56367нм.

Таблиця 3.1

Період решітки плівкового матеріалу розрахований трьома різними методами

Рисунок 3.3 - Залежність сталої гратки матеріалу плівок  від температури конденсації

Tп: ¾ - за лінією (111); · - за методом Бредлі - Джея; - Нельсона - Рілі

Добре відомо, що випаровування з’єднань А2В6 відбувається не конгруентно, парова фаза складається з двох компонент А і В2 тиски пари, яких у більшості випадків сильно відрізняються один від одного. В результаті хімічний склад матеріалу у плівках часто порушується. Відмінність значень a у плівках нанесених при різних фізико-технологічних умовах конденсації, судячи з всього, пов’язана саме зі зміною їх стехіометрії. Це одна з причин проведення наступних досліджень.

3.2 Проведення моделювання спектрів RBS від плівкових структур Ag/ZnMnS/ситал та Ag/ZnS/ситал

Для досягнення коректного результату при досліджені плівки за допомогою РЗР потрібно вибрати оптимальні експериментальні режими. Для вибору таких режимів згідно з сучасною методикою проведення РЗР-досліджень необхідно провести комп’ютерне моделювання експеримен-тального профілю. Нами здійснено моделювання РЗР-спектру від реальних плівкових структур Ag/ZnMnS/ситал з вмістом марганцю 10 % та Ag/ZnS/ситал (рисунок 3.4). Нанесення верхнього шару срібла пояснюється тим, що він знімає поверхневий заряд на зразку. Моделювання проводилось з використанням програмного комплексу SIMNRA 6.0.

Рисунок 3.4 - Схематичне зображення зразка Ag/ZnMnS/ситал

Методика полягала у програмному визначенні елементного складу багатокомпонентної плівкової структури, а також джерела випромінювання та його енергію. Потім варчіюючи значеннями товщин зразків, типу джерела та величини його енергії ми знаходили такі режими, які б дозволили розрізнити спектри від Zn та Mn у в плівкових структур Ag/ZnMnS/ситал та режими в стуктурі Ag/ZnMnS/ситал, де б Zn та S не накладалися, оскільки вони найбільш близькі за атомними номерами.

Рисунок 3.5 - Моделювання енергетичного спектру при опромінені протонами з енергією Е=1 МеВ зразків Ag/ZnMnS/ситал (а,б,в) та Ag/ZnS/ситал (г,д,е) для різних товщин (d=200,350,450 нм) в порядку її збільшення, відповідно

Рисунок 3.6 - Моделювання енергетичного спектру при опромінені протонами з енергією Е=0,65 МеВ зразків Ag/ZnMnS/ситал (а,б,в) та Ag/ZnS/ситал (г,д,е) для різних товщин (d=200,350,450 нм) в порядку її збільшення, відповідно

Рисунок 3.7 - Моделювання енергетичного спектру при опромінені іонами гелію з енергією Е=4 МеВ зразків Ag/ZnMnS/ситал (а,б,в) та Ag/ZnS/ситал (г,д,е) для різних товщин (d=200,350,450 нм) в порядку її збільшення,відповідно

Рисунок 3.8 - Моделювання енергетичного спектру при опромінені іонами гелію з енергією Е=2 МеВ зразків Ag/ZnMnS/ситал (а,б,в) та Ag/ZnS/ситал (г,д,е) для різних товщин (d=200,350,450 нм) в порядку її збільшення, відповідно

На рисунку 3.5 показано моделювання енергетичного спектру при опромінені протонами з енергією Е=1 МеВ для зразків Ag/ZnMnS/ситал (а) та Ag/ZnS/ситал (б) для різних товщин в порядку її збільшення. З рисунка видно, що у випадку зразків Ag/ZnMnS/ситал енергетичні спектри Zn i Mn поністю перекриваються, що робить неможливим їх розрізнення. В плівкових структурах Ag/ZnS/ситал спостерігається накладання енергетичних піків Zn і S. Таке накладання ускладнює подальшу обробку результатів. Схожа ситуація і на рисунку 3.6. Можна побачити, що зі зменшенням енергії заряджених частинок парціальні піки спектрів РЗР від шарів ZnMnS розширюються. Як видно з рисунків збільшення товщини прошарків у багатокомпонентних плівкових структурах також призводить до розширення парціальних піків спектру RBS.

Іншу ситуацію можна спостерігати на рисунку 3.7, де ми в якості джерела використовуємо іони гелію з енергією 4 МеВ. В даному випадку у плівкових структурах Ag/ZnMnS/ситал можливо чітко розрізнити енергетичні спектри Zn i Mn, що було головною нашою задачею. Енергетичні спектри Ag/ZnS/ситал показують чисту картину без жодного накладання.

В процесі проведених досліджень було встановлено, що оптимальними умовами проведення експерименту є такі: джерело - іони гелію (Е = 2 МеВ); товщини мішені - Ag (350 нм)/ZnMnS (1000 нм)/ситал ( ≥ 20000 нм) та Ag (200 нм)/ZnMnS (700 нм)/ситал ( ≥ 20000 нм) (рисунок 3.8).

Підсумовуючи вище сказане можна прийти до висновку, що:

•        Зі зменшенням енергії заряджених частинок або при збільшенні товщини прошарків в багатокомпонентних плівкових структурах парціальні піки спектрів РЗР від шарів ZnMnS розширюються;

•        Використання протонів не дозволяє розділити парціальні піки Zn i Mn на спектрах оскільки вони повністю перекриваються;

•        Oптимальними умовами проведення експерименту є такі:

- джерело випромінювання - іони гелію з енергією Е ≥ 2 МеВ;

товщини мішені: - Ag (350 нм)/ZnMnS (1000 нм)/ситал ( ≥ 20000 нм);

Ag (200 нм)/ZnS (700 нм)/ситал ( ≥ 20000 нм).

ВИСНОВКИ

1.      У ході виконання магістерської роботи були розглянуті вивчені основи Резерфордівського зворотнього розсіювання. Огляд літературних данних показав, що метод РЗР має наступні переваги:

-        можливість неруйнівного прецизійного елементного аналізу з точністю 1-2 ат. %;

         можливість визначення концентрації елементів та стехіометрії за товщиною зразка;

2.      Методом квазізамкнутого об’єму при різних фізико-технологічних режимах осадження отримані структури Ag/ZnS/скло та Ag/ZnMnS/скло.

3.      Шляхом комутації електричної схеми установки ВУП-5М з ПІД-регулятором ОВЕН ТРМ10 проведена автоматизація вимірювань температури підкладки, з забезпеченням точності ± 1оС.

.        В результаті проведення структурних досліджень встановлено, що зразки ZnMnS були двофазними з періодом решітки 0,56322-0,56522.

.        Проведенно моделювання спектрів РЗР від багатокомпонентних плівкових структур з використанням сучасних програмних комплексів. Встановлено, що при використанні як джерела випромінювання протонів з енергіями 0,65-1 МеВ енергетичні піки Zn, Mn та S повністю перекриваються, що не дозволяє їх розрізнити. Зменшення енергії заряджених частинок, або збільшенні товщини прошарків в багатокомпонентних плівкових структурах приводить до розширення парціальних піків спектрів РЗР від шарів ZnMnS i ZnS.

6.      В результаті проведення досліджень встановлено, що оптимальними умовами проведення РЗР експерименту є наступні:

- джерело випромінювання - іони гелію з енергією Е ≥ 2 МеВ;

товщини мішені - Ag (350 нм)/ZnMnS (1000 нм)/ситал ( ≥ 20000 нм);

Ag (200 нм)/ZnMnS (700 нм)/ситал ( ≥ 20000 нм).

Список використаних джерел

1.   Крамченков А. Б., Курбатов Д. И., Опанасюк А. С., Исследование пленочных структур методом РОР с высоким разрешением // Металлофизика новейшие технологии - 2008, - Т.30. - C. 453-458.

2.      Сторижко В.Е. Методы ядерного микроанализа // Материалы II Всесоюзной конференции «Микроанализ на ионных пучках», 11-13 октября 1988 г., г. Харьков.-Сумы: Редакционно-издательский отдел облуправления по печати, 1991. - С. 3-53.

3.      Горшков О.Н., Михайлов А.Н., Васильєв В.К., Применение методов резерфордовского обратного рассеяния ионов и ионно-индуцированного рентгеновского излучения для анализа элементного состава и структурного совершенства твердых тел. - Нижний Новгород., - 2007. - С. 5-16.

4.      Бор. Н, Прохождение атомных частиц через вещество. Пер. с англ. / Н. Бор. - Москва:Иностранная литература, -1950.- с. 240.

5.      Фирсов, О.Б. Качественная трактовка средней энергии возбуждения электронов при атомных столкновениях / О.Б. Фирсов // ЖЭТФ. - 1959. - Т.36. - С.1517-1520.

.        Стародубцев, С.В. Прохождение заряженных частиц через вещество / С.В. Стародубцев,А.М. Романов - Ташкент: АН УзССР, - 1962. - 360 с.

.        Линдхард, Й. Влияние кристаллической решетки на движение быстрых заряженныхчастиц / Й. Линдхард // УФН. - 1969. - Т.99, №2. - С.249-296.

.        Ташлыкова-Бушкевич И.И., Метод резерфордовского обратного рассеивания при анализе состава твердых тел / Учебно-методическое пособие к выполнению лабораторной работы по курсу «Физика» для студентов всех специальностей и форм обучения БГУИР. - Минск., -2003.

.        Горшков О.Н., Михайлов А.Н., Васильєв В.К., Применение методов резерфордовского обратного рассеяния ионов и ионно-индуцированного рентгеновского излучения для анализа элементного состава и структурного совершенства твердых тел. - Нижний Новгород., 2007. - С. 17-21.

.        Погребняк А.Д., Дробышевская А.А., Ильяшенко М.В., Триботехнические, физико-математические свойства и термическая стабильность нано- и микрокомпозитных поктытий на основе Ti-Al-N // Физическая инженерия поверхности. - 2010, -Т. 8, № 1, - С. 22-24.

11.    <http://phys.rsu.ru/web/nuclear/rbs.htm> - Обратное резерфордовское рассеивание. - Дата доступа: 05.02.2011.

12.    Курбатов Д. І., Структурні, оптичні та електрофізичні властивості плівок ZnS та переходів n-ZnS/p-CdTe: Автореф. дис. на здобуття наукового ступеня кандидата фіз.-мат. наук,. - Суми: СумДУ, 2010 - 40 с.

.        J. Kossut, J. A. Gaj, Introduction to the Physics of Diluted Magnetic Semiconductors, Springer Series in materials science, - Warsaw. - 2010, - С. 256 - 264.

.        Н.Н Берченко. Полупроводниковые твердые растворы и их применение: Справочные таблицы / Н.Н. Берченко, В.Е. Кревс, В.Г. Середин., - Москва: Воениздат, - 1982, - c. 208.

15.    J. Slotte. Diffusion of impurities and vacancies in compound semiconductors // Applied physics, - Helsinki. - No. 222. - 1999. - P. 18-19

16.    Hilliea K. Effect of a CdO coating on the degradation of a ZnS thin film phosphor material / K. Hilliea, S. Bassonb, H. Swart // Applied Surface Science. - 2002. - V.187. - P. 137 - 144

17. Oladeji I. Synthesis and processing of CdS/ZnS multilayer films for solar cell application / I. Oladeji, L. Chow // Thin Solid Films. - 2005. - V. 474. - P. 77-83

18.    D. Kurbatov, A. Opanasyuk, S.M. Duvanov. Growth kinetics and stoichiometry of ZnS films obtained by close-spaced vacuum sublimation technique // Solid State Sciences. - 2011. - № 13. - P. 1068-1071

.        Yun S. Zinc sulfide and terbium-doped zinc sulfide films grown by traveling wave reactor atomic layer epitaxy / S. Yun, S. Dey, K. Nam // Journal of the Korean Physical Society. - 1998. - V. 33. - P. 454 - 457.

20. S. Venkatachalama , D. Mangalaraj, Sa.K. Narayandass. Composition, structural, dielectric and DC characterization of vacuum deposited ZnSe thin films // Vacuum. - 2007. - № 81. - P. 928-933

21.    S.Venkatachalam, D.Soundararajan, P.Peranantham. Spectroscopic ellipsometry (SE) studies on vacuum-evaporated ZnSe thin films // Materials Characterization. - 2007. - № 58. - P. 715-720

22. Pudov A. Performance and Loss Analyses of High-Efficiency Chemical Bath Deposition (CBD)-ZnS/Cu(In1-xGax)Se2 Thin-Film Solar Cells / A. Pudov, J. Sites, T. Nakada // Jpn. J. Appl. Phys. - 2002. - V. 41(6B) Part 2. - P. 672-674.

23.    Tesma J.R. Handbook of modern ion beam materials analysis / J.R. Tesma, M. Nastasi, J.C. Barbow [et al.]. // Materials Research Society - Pittsburgh:, 1995. - 700 p.

24. Venkata Subbaiah Y. Structural, electrical and optical properties of ZnS films deposited by close-spaced evaporation / Y. Venkata Subbaiah, P. Prathap, K. amakrishna Reddy // Applied Surface Science. - 2006. - V. 253. - P. 2409-2415.

25.    S. Venkatachalama, D. Mangalaraj, Sa. K. Narayandass. Structure, optical and electrical properties of ZnSe thin films // Physica B. - 2005. - № 358. - Р. 27-35.

26. S. Venkatachalam, D. Mangalaraj, Sa. K. Narayandass. Characterization of vacuum-evaporated ZnSe thin films // Physica B. - 2007. - № 393. - Р. 47 - 55.

27.    Курбатов. Д.И., Получение полупроводниковых пленок соединений А2В6 методом конденсирования в вакууме с дополнительной стабилизацией температуры при помощи измерителя ПИД-регулятора «ОВЕН ТРМ10». - Сумы:СумГУ,2007. - 20 с.

28. Инструкция по эксплуатации. Измеритель ПИД-регулятор ОВЕН ТРМ10.

29.    <http://www.owen.ru/catalog/94103916> - Измеритель ПИД-регулятор одноканальный ОВЕН ТРМ10 - Краткое описание. - Дата доступа: 30.03.2011.

30.    <http://www.owen.ru/text/17029976> - Пропорционально-интегральное регулирование (ПИД-закон). - Дата доступа: 04.04.2011.

31.    <http://www.kipaso.ru/oven-po/oven-bust-blok-upravleniya-simistorami-i-tiristorami.html> - ОВЕН БУСТ - блок управления симисторами и тиристорами. - Дата доступа: 01.04.2011.

32.    Selected powder diffraction data for education straining (Search manual and data cards). - Published by the International Centre for diffraction data. - USA. -1988.- 432 p.

.        Уманский Я.С., Скаков Ю.А., Іванов А.Н., Расторгуев Л.Н. Кристаллография, рентгенография и электронная микроскопия. -М.:Металургия, 1982.- 632 с.