ИССЛЕДОВАНИЕ НАНОМАСШТАБНОЙ СТРУКТУРЫ БЛИЖНЕГО ПОЛЯ ИЗЛУЧЕНИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО ЛАЗЕРА

July 31, 2012 by admin Комментировать »

Гайкович К. П., Дряхлушин В. Ф., Жилин А. В. Институт физики микроструктур РАН ГСП-105, Н. Новгород 603950, Россия Тел.: (8312)675037; факс: (8312)675553; e-mail: gaitfbjpm.sci-nnov.ru

Аннотация Представлены результаты исследования структуры ближнего поля полупроводникового лазера по данным сканирующей ближнепольной оптической микроскопии (СБОМ). Достигнутое высокое разрешение позволило зарегистрировать тонкую наномасштабную структуру неоднородностей излучения, которая может быть обусловлена наномасштабными неоднородностями излучающей поверхности лазера.. Разрешающая способность системы СБОМ, определяемая эффективным размером апертуры зонда, составляла ~50-100 нм, т.е. много меньше рабочей длины волны. Дальнейшее увеличение разрешения (до 2030 нм) достигалось путём учёта формы аппаратной функции с помощью деконволюции получаемых двумерных изображений методом Тихонова. Обнаруженные в результате анализа вариации излучения с амплитудой 3-4% имели характерный размер ~50 нм, сравнимый с наблюдавшимися одновременно с помощью атомно-силового микроскопа неоднородностями излучающей поверхности лазера.

I.  Введение

По сравнению с ранее опубликованными работами [1-3] по исследованию излучения полупроводникового лазера системами СБОМ выполненный в данной работе анализ позволил достичь более высокого разрешения и отчётливо различить наномасштабные неоднородности ближнего поля лазера. В системе СБОМ использовался зонд [4], обеспечивающий разрешающую способность -50-100 нм. При внимательном анализе получаемых ближнепольных изображения излучения лазера можно видеть наличие небольших, сопоставимых с эффективным размером апертуры зонда, неоднородностей структуры, истинные размеры которых неизбежно сглаживаются на масштабе передаточной функции зонда, а амплитуда соответственно уменьшается.

Для восстановления истинной структуры ближнего поля излучения лазера был использован разработанный нами метод учёта передаточной функции зонда

[5]   , основанный на деконволюции изображения в рамках теории некорректных задач Тихонова [6]. В этих работах восстанавливалась структура наномасштабных неоднородностей протравленной поверхности ванадиевой плёнки, а форма передаточной функции определялась по отклику на наименьшие детали структуры в самом анализируемом изображении.

II.  Основная часть

Деконволюция СБОМ изображений

Как было показано в [5], измеряемое методом СБОМ двумерное распределение (изображение) связано с истинным (по крайней мере, приблизительно) уравнением двумерной свёртки:

—оо —оо

где ядро K(w,W) передаточная функция, z (х.у) измеренный сигнал, z(sj) искомое истинное изображение, под которым понимается изображение, которое было бы измерено прибором с 5-образной передаточной функцией К в (1). Приближённое решение (1) относительно z(sj) позволяет восстановить изображение с более высокой разрешающей способностью.

В [5] этот метод был использован для восстановления изображений в СБОМ. В СБОМ разрешение микроскопа и мощность его оптического излучения определяет размер апертуры зонда, который составлял 50-100 нм, т.е. много меньше длины волны света. Размер апертуры определяет и эффективную полуширину передаточной функции (ядра К) в (1), которую нам необходимо знать, чтобы решить уравнение. В [5] был предложен метод определения передаточной функции зонда, который реализуем в случаях, когда в пространственном спектре неоднородностей исследуемой поверхности (или соответствующей тестовой структуры) имеются неоднородности, много меньшие, чем размер апертуры. Такие неоднородности могут рассматриваться как 5функции, т.е. z(x,y) = 5(х,у), и мы имеем из (1) zm(x,y) = К(х,у). Критерий наличия таких маленьких структур на исследуемой поверхности весьма прост: все наименьшие детали изображения должны быть одинаковыми и повторять форму передаточной функции зонда К(х,у). Анализ таких наименьших деталей для исследованной в [5] тонкой протравленной ванадиевой плёнки показал, что соответствующая передаточная функция хорошо аппроксимируется двумерным гауссовым распределением

с параметрами стх = сту = ст s 20 пикселей = 66 пт. Это значение ст характеризует как разрешающую способность, реализованную в исходном СБОМ изображении, так и даёт оценку сверху размера апертуры использованного в измерениях зонда D < 66 нм.

Для восстановления истинной структуры изображения частично протравленной тонкой ванадиевой плёнки (<10 нм) на кварцевой подложке в [5] использовался метод, основанный на деконволюции изображения Тихонова [6]. В результате достигнутое разрешение, оцененное по аппроксимации с помощью (2) наименьших деталей на восстановленном изображении, составило около 20 нм.

В данной работе этот же метод деконволюции использовался для восстановления структуры ближнего поля излучения лазера. Важным преимуществом рассматриваемого метода является сходимость по мере уменьшения погрешности измерений получаемого приближённого решения к точному в метрике W22, и, следовательно, равномерно (т.е. по максимуму модуля) [6]. Значение параметра погрешности измерений 5z (оцененное в метрике L2) единственный параметр метода обобщённой невязки Тихонова определяет качество восстановления, неявно регулируя величину параметра регуляризации, от которого зависит степень заглаживания приближённого решения. При 5z ->0 восстановленное распределение равномерно сходится к истинному. Поэтому нет необходимости использовать большие статистические ансамбли для получения представительных оценок точности восстановления, как это требуется в других методах, обладающих интегральной или среднеквадратичной сходимостью

Fig. 1. Schematic picture of cluster-surface impact and possible applications

III.   Cluster ion deposition, implantation, sputtering and etching

As mentioned in the Introduction, one of the first uses of cluster ions was energetic metal cluster deposition, the dynamic process including the breaking of clusters into atoms upon bombarding the surface which resulted in metal film formation [2, 3]. In this way, large amounts of mass and energy can be deposited locally, forming compact and almost atomically smooth films [13]. This method is promising not only for metal film growth but also for applications in sub-micron and nano-electronics. For example, implantation of silicon by highly chemically reactive cluster ions of 02 and C02 with energies of 5-10 keV shows formation of high quality Si02 films of a few nm thickness that is adaptable for fabrication of ultrathin insulating layers for semiconductor devices [14]. Growth of Ge layers with reasonable quality on a Si substrate at a temperature of 500 °C, which is lower than the critical temperature of epitaxial growth by molecular beams or chemical vapour deposition, was reported by using germanium cluster beam [15].

The use of cluster beams for shallow implantation is one of the most topical applications. Nowadays technology has led to the use of lower and lower energy and has moved to heavier implant species because the new generation of transistors already needs to have junctions of 30-50 nm. However, when the energy of the ion beam is reduced to a few keV range, the beam current drops off due to the space-charge effect which limits the practical use of ion implantation. Recently it was shown that low-energy implantation of B10H14 clusters is an efficient way for doping of shallow silicon layers. The most important phenomenon found is the suppression of the enhanced boron diffusion inwards the silicon during the post-implantation thermal annealing that allows keeping the doped layer as well as the junction thickness within a few nm. A transistor with 40 nm effective gate length was fabricated by such cluster implantation [4]. A possibility to form ultrashallow junctions was also shown by using SiBn and GeB cluster ions [16].

As mentioned before, large clusters produce a very high sputtering yield on any surface (metal, semiconductor and insulator). Experiments on angular distribution of material sputtered by diverse cluster ions at different incidence angles and energies have allowed to optimise technology for surface smoothing and cleaning [17, 18]. Main advantages of cluster use in comparison with ion or plasma assisted processing are high spatial resolution, short-range damage and elimination of charge accumulation on a substrate surface. A better smoothing effect (see Fig. 2) was achieved at low deviation from normal to surface angles of incidence. Increasing the incidence angle of the cluster beam leads to enhanced lateral sputtering effects of material. For the case of TiN surface smoothed by the Ar cluster beam no change in the mechanical conditions, nanohardness nor residual stress was shown [19].

Dissociation of clusters due to energetic impact can promote chemical reactions on the substrate surface leading to the formation of volatile species and assisting the reactive sputtering of the target. The etching of Si, Si02 and W by SF6 cluster ions was demonstrated [8]. Very high sputtering yield allowed the processing of patterns that is difficult to prepare with traditional plasma etching. Pyrex glass microstructuring by C02 clusters has shown high efficiency in formation of regular repeated structures using masks in the beam path to the target [20].

Ar cluster or monomer ion -^-Cu

(dose=1.2×1016ions/cm 2) (dose=8×1015ions/cm 2,size=3000)

(b) monomer ion irradiation                   (c) cluster ion irradiation

Fig. 2. AFM images of Си deposited Si substrate surfaces before and after sputtering (adapted from [18])

Cluster ion beam processing in conjunction with one or several other methods may provide the opportunity to realise otherwise difficult to obtain compositions or material phases. This technology was called cluster ion beam-assisted deposition and used, for example, for the growth of indium-tin-oxide film with improved surface morphology as well as with changed composition resulting in resistivity and transparency change [17]. It was also expected that the application of nitrogen cluster beam-assisted deposition to materials such as cBN and C3N4 might yield a means to achieve compositions that were nearly impossible to obtain by other means.

IV.  Cluster stopping and radiation damage

Despite a huge interest in the practical application of cluster beams, phenomena of cluster stopping and interaction with substrate atoms as well as related radiationinduced effects are poorly studied so far.

It is generally recognised that the cluster-solid interaction is non-linear which gradually increases with cluster size. The nonlinearity arises from the fact that the cluster atoms influence each other during the penetration into the target. Since the cluster breaks down into single atoms quite rapidly after impact (tens of fs) [21], one can expect, for example, an overlapping of the collision cascades originating from individual cluster atoms. Thus, the possible difference between the stopping of an atom in a cluster and a single atom can make some difference in the projected range of cluster constituents compared to single ion implantation. MD and Monte Carlo simulations show a decrease in the stopping power per atom in clusters compared to the single atom [22]. In other words, the penetration of clusters is larger than for the corresponding ions at the same incident velocity. It was suggested that so-called clearing-the-way effect, where the “front” atoms of the cluster push target atoms out of the way, could take place. The mean range and straggling are found to be an increasing function of cluster size for the same implantation energy per atom as shown by MD simulations for gold implantation into copper [21]. The thermal spike effect is suggested to be responsible for the high straggling. Very recent MD simulations, confirmed by experiments on Au7, Ag7 and Si7 cluster implantation into graphite, report a linear dependence of the implantation range with the momentum of the clusters [23].

One more physical aspect of cluster implantation is radiation damage of a substrate. Under cluster-surface impact the affected areas corresponding to each penetrating cluster atom overlap. The bigger the cluster the larger the overlapping resulting in radiation damage. Energetic impact of a large cluster creates a violent interaction between atoms in the central zone where equivalent temperature and pressure may reach 105 К and 106 bar, respectively [24], leading to a number of additional effects: thermal spike, shock wave, elastic rebound. By both MD simulations and experiments it was shown that cluster impact could cause surface erosion or crater formation [5, 24, 25]. Along with craters, hillocks (nm-size protrusions) are found in the case of cluster implantation of various substrates [24, 26, 27].

Very recent experiments carried out on size-selected Ar clusters implanted into Si with energies up to 18 keV show a more complicated picture of the surface erosion. The hillocks are found to be located inside craters. These structures are called complex craters by analogy with large meteorite craters having the same complexity (see Fig. 3). For relatively small Ar12 cluster ions implanted with energy of 3 keV the hillock height varies from 1.5 to 3.0 nm. The hillock basal diameter is about 10-15 nm and wall to wall diameter of the rims in the complex craters is about 20-30 nm. Since a major part of the cluster stopping power is released on phonon formation in the surface layer, the hillocks are a result of a local thermal effect causing shallow-layer melting at the collision spot with subsequent liquid melt out and

Fig. 3. Atomic force microscopy image of complex crater on Si surface implanted by 18 keVAr12 clusters (a) and Yuti crater on Mars with diameter of 18 km as imaged by Viking Orbiter (b). quenching. The increase of implantation energy leads to the hillocks gradual disappearance, their height becomes comparable with the rim height (ca. 0.5 nm). This can be explained by an inward shift of the “phonon maximum” with a rise of implantation energy. The simple craters and com

plex craters with small hillocks inside are preferably formed by the implantation of larger clusters.

The study of cluster-surface impact and cluster implantation is considered to be very important for the development of fundamental aspects of atomic and radiation physics as well as for the wide range of the abovementioned applications and, therefore, should be continued and encouraged.

Authors acknowledge support from the Goran Gustafsson Foundation for Research in Natural Science and Medicine and The Swedish Research Council (grant No. 621-2002-5387).

I.      References

[1]    Becker E. W. Z. Phys. D, 1986, v. 3, p. 101.

[2]    Takagi Т., Yamada I., Sasaki A., Thin Solid Films, 1976, v. 39, p. 207.

[3]    Yamada I., Takaota H., Usui H., Takagi Т., J. Vac. Sci. Technol. A, 1986, v. 4, No 3, p. 722.

[4]    Yamada I., Matsuo J., Mat. Res. Soc. Symp. Proc., 1996, v. 427, p. 265.

[5]    Averback R. S., De la Rubia Т., Hsieh H., Benedek R., Nucl. Instrum. Meth. B, 1991, v. 59/60, p. 709.

[6]    Haberland H., InsepovZ., MoselerM., Z. Phys. D, 1993, v. 26, p. 229.

[7]    Milani P., lannota S., Cluster Beam Synthesis of nanostructured Materials. Berlin: Springer, 1999, 190 p.

[8]    Yamada I., Nucl. Instrum. Meth. B, 1999, v. 148, p. 1.

[9]    Gspann J., Nucl. Instrum. Meth. B, 1996, v. 112, p. 86.

[10]  Tada t., Kanayama Т., Кода К. et al., J. Phys. D: Appl. Phys., 1998, v. 31, p. L21.

[11]  Toyoda N., Hagiwara N., Matsuo J., Yamada I., Nucl. Instrum. Meth. B, 2000, v. 161-163, p. 980.

[12]  MoselerM., Rattunde O., Nordiek J., Haberland H., Nucl. Instrum. Meth. B, 2000, v. 164-165, p. 522.

[13]  Rattunde O., MoselerM., Hafele A. et al., J. Appl. Phys.,

2001,   v. 90, No. 7, p. 3226.

[14]  Akizuki A., Matsuo J., Yamada I. et al., Nucl. Instrum. Meth. B, 1996, v. 112, p. 83.

[15]  Xu J.L., Chen J.L., Feng J.Y., Nucl. Instrum. Meth. B,

2002,   v. 194, p. 297.

[16]  LuX., Shao I., WangX. et al., J. Vac. Sci. Technol. B,

2002,  v. 20, No 3, p. 992.

[17]  Greer J.A., Fenner D. B., Hautala J. et al., Surf. Coat. Technol., 2000, v. 133-134, p. 273.

[18]  Yamada I., Matsuo J., Toyoda N. et al., Mater. Sci.

Enging A, 1998, v. 253, p. 249.

[19]  Perry A. J., Bull S. J., Dommann A. et al., Surf. Coat. Technol., 2001, v. 140, p. 99.

[20]  Gspann J., Nucl. Instrum. Meth. B, 1996, v. 112, p. 86.

[21]  Peltola J., Nordlund K., Keinonen J., Nucl. Instrum. Meth.

B,        2003, in press.

[22]  Meiwes-Broer K.-H., Metal Clusters at Surfaces. Berlin: Springer, 2000, 145 p. and references there.

[23]  Pratontep S., Preece P., Xirouchaki C. et al., Phys. Rev. Let., 2003, v. 90, No 5, p. 055503-1.

[24]  Allen L. P., InsepovZ., Fenner D. B. et al., J. Appl.

Phys., 2002, v. 92, No 7, p. 3671.

[25]  Yamaguchi Y., Gspann J., Phys. Rev. B, 2002, v. 66, p. 155408.

[26]  Gruber A., Gspann J., J. Vac. Sci. Technol. B, 1997, v.

15,   p. 2362.

[27]  Popok V. N., Prasalovich V. S., Campbell E. E. B., Nucl. Instrum. Meth. B, 2003, v. 207, No 2, p. 145.

Источник: Материалы Международной Крымской конференции «СВЧ-техника и телекоммуникационные технологии», 2003г.

Оставить комментарий

микросхемы мощности Устройство импульсов питания пример приемника провода витков генератора выходе напряжение напряжения нагрузки радоэлектроника работы сигнал сигнала сигналов управления сопротивление усилитель усилителя усиления устройства схема теория транзистора транзисторов частоты