Моделирование кооперативных атомных явлений при формировании полупроводниковых наноструктур

• Автор: Хазанова, Софья Владиславовна
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2007
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 131 с. : ил.

ГЛАВА 1.ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ
1.1. Определение наноструктур. Эволюция свойств полупроводников
при понижении размерности
1.2. Основные методы получения полупроводниковых квантово-размерных
структур
1.3. Моделирование кооперативных атомных явлений
методом Монте-Карло
ГЛАВА 2. НЕОДНОРОДНОСТИ СОСТАВА В ОБЪЕМНЫХ КРИСТАЛЛАХ И ДВУМЕРНЫХ СЛОЯХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ
2.1. Беспорядок замещения. Ближний порядок в неупорядоченных твердых
растворах замещения
2.2. Параметры порядка. Корреляционная функция. Фазовые переходы
2.3. Модель Изинга
> 2.3.1. Применение модели Изинга к описанию полупроводниковых
твердых растворов
2.4.Численное моделирование двумерного изинговского сплава
2.4.1. Алгоритм моделирования равновесного ближнего порядка
2.4.2. Расчет корреляционной функции и исследование ее поведения
в зависимости от типа и степени порядка
2.5. Колебательные свойства твердых растворов замещения.
Расчет плотности состояний
2.6. Влияние колебательных степеней свободы на термодинамические
функции сплава
2.6.1. Численное исследование влияния колебательных степеней свободы на критическое поведение системы при наличии ближнего порядка
типа упорядочения или кластерообразования
2.6.2. Вычисление колебательных термодинамических функций
Выводы

ГЛАВА 3. ТЕРМОДИНАМИКА АДАТОМОВ НА ПОВЕРХНОСТИ СЛОЯ, ОСАЖДАЕМОГО ИЗ ПАРОВОЙ ФАЗЫ
3.1. Модель Изинга для решеточного газа. Колебательные свойства
решеточного газа в модели “атомов в лунках”
3.2. Влияние колебаний атомов на критическое поведение изинговской системы
3.3. Расчет колебательной восприимчивости и энергии вынужденных
колебаний системы при воздействии внешней силы
3.4. Влияние механического воздействия на термодинамические свойстваь решеточного газа с учетом колебательных степеней свободы
Выводы
ГЛАВА 4. КИНЕТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ЭПИТАКСИАЛЬНОГО РОСТА
4.1. Атомистические модели роста
4.2. Кинетическая теория и Монте- Карло моделирование неравновесной
структуры вицинальной грани кремния (110)
4.2.1. Исследование структуры изолированной ступени.
Функция распределения по изломам
4.2.2. Эффект Швебеля
4.2.3. Разрастание зародышей на террасах. Переход от послойного механизма
роста к зародышеобразованию. 8
4.2.4. Монте-Карло моделирование роста с учетом движения ступеней зародышеобразования на террасах
Выводы
ГЛАВА 5. СЕГРЕГАЦИЯ СОСТАВА ПРИ ЭПИТАКСИИ
ГЕТЕРОСТРУКТУР С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ
5.1. Явление сегрегации и анализ существующих моделей
5.2. Кинетическое моделирование роста гетероструктуры с квантовой ямой
5.2.1. Монте-Карло модель роста бинарного соединения
5.2.2. Результаты расчета профилей состава
5.2.3. Учет упругих напряжений
5.3. Расчет энергии и неоднородного уширения основного состояния
экситона в реальной квантовой яме и сравнение с экспериментом
Заключение
Литература

Создание оптоэлектронных приборов, использующих квантово-ограниченные структуры, является весьма перспективным направлением физики
полупроводников. Известно, к примеру, что лазеры на квантовых структурах очень экономны, имеют более низкий пороговый ток, чем обычные полупроводниковые лазеры, обладают большим КПД [1]. И, что очень важно, управляя размерами структуры, можно перестраивать энергетический спектр устройства. По этой причине в последнее время все в большей степени объектами исследования становятся не массивные кристаллы, системы с пониженной размерностью. В то же время, выращивание структур применимых в приборостроении требует
совершенствования технологий и дальнейших исследований свойств
полупроводниковых соединений.
То обстоятельство, что низко-размерные структуры именно сейчас привлекают особое внимание, вызвано интенсивным развитием технологии изготовления полупроводниковых структур - молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ), газофазной эпитаксии. Например, метод молекулярно лучевой эпитаксии и газофазная эпитаксия из паров метало-органических соединений (ГФЭМОС) позволяет выращивать монокристаллические слои толщиной всего в несколько периодов решетки. Недавний прогресс в производстве низкоразмерных структур, также, связан со способностью структур к самоорганизации в сверхрешетках и квантовых точках, связанной с их взаимодействием между собой и с подложкой [2]. К возможным методам роста, использующим идеи самоорганизации, в частности, относится возможность образования кластеров и островков при субмонослойном гетерогенном осаждении. Рост полупроводниковых гетероструктур (ГС) методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на вицинальных подложках может быть использован для получения квантовых проволок и латеральных сверхрешеток [3].
Для получения наноструктур с желаемым энергетическим спектром носителей заряда особый интерес представляют полупроводниковые изовалентные твердые растворы, как бинарные, так и псевдобинарные (АХВ|.Х АХВ1.ХС). Разработка технологических методов неразрывно связана с исследованиями свойств и возможностей твердых растворов, используемых в них
характеризуется отклонением состава в данном месте решетки от
соответствующих средних значений. Распределение атомов бинарного твердого раствора по узлам решетки может быть охарактеризовано набором чисел Сп равных 1, если в п-узле находится атом А, и равных 0, если в этом узле находится атом В согласно выражению (18).
Усредняя по каждой из координационных сфер получаем корреляционную функцию флуктуаций состава. Для ближнего порядка типа упорядочения корреляционная функция имеет анизотропный характер, т.е. в разных кристаллографических направлениях выглядит по-разному. В направлении [10] — она периодична со сменой знака, в направлении [11] - она спадает по квазиэкспоненциальному закону (см. рис. 9). Необходимо отметить, что при приближении раствора к точке фазового перехода наблюдается увеличение области упорядочения или кластерообразования, что можно видеть из расчетов корреляционной функции (см. рис. 9) . Другими словами растет корреляционная длина, величину которой можно оценить (33). Рассчитываемая здесь корреляционная длина £ является параметром функции:
г - расстояние, отсчитываемое от центрального атома.
Согласно Монте-Карло расчетам, можно утверждать, что длина корреляции (область распространения ближнего порядка) одинаково меняется в зависимости от температуры для обоих типов ближнего порядка. Причем в одном случае это область, где атомы упорядочиваются (чередуются), в другом - область преимущественного группирования атомов одного сорта. Приводя, согласно описанному выше алгоритму, систему в состояние термодинамического равновесия, получаем набор точек, соответствующий полной энергии в зависимости от температуры. Дифференцируя энергию по температуре (см. 20) получаем кривую теплоемкости. Зависимость теплоемкости имеет особенность при некоторой температуре, подтверждая наличие фазового перехода второго рода. Вследствие конечности размера исследуемого кристаллита (решетка 200x200) в качестве особенности имеем не резкую сингулярность, а просто острый максимум
(33)
[34].