CC BY
21
УДК 535.361
ДИНАМИКА КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ РЕШЕТКИ СПЛАВОВ Сс11_хН§хТе И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ ДЛЯ АНАЛИЗА СВЕРХРЕШЕТОК Сс1Те-^Те
С. П. Козырев, Л. К. Водопьянов
Анализ решеточного колебательного спектра отражения сплавов Св,\-хНдхТе использовался для получения концентрационных зависимостей сил осцилляторов Нд-Те и С(1-Те колебаний. Проводилось сравнение с силами осцилляторов сверхрешеток НдТе-С(1Те> полученными из анализа их спектров отражения. Это позволило определить компонентный состав и структурное совершенство основных слоев и границ раздела. Среди исследуемых образцов обнаружена структура с резкими слоями и практическим отсутствием сплава на границе раздела.
о
1. Введение. Большой интерес к сверхрешеткам НдТе-СдТе связан с их привлекательностью для использования в качестве современных ИК детекторов. Но для таких применений необходимо иметь высококачественные структуры с резко очерченными слоями, в которых взаимодиффузия была бы сведена к минимуму. Решеточная колебательная ИК спектроскопия является хорошим инструментом для контроля структурного совершенства сверхрешеток. В последнее время были разработаны высококачественные И К детекторы, основанные на межподзонных переходах в полупроводниковых сверхрешетках [1]. Молекулярно-лучевая эпитаксия (МЛЭ) позволяет осуществлять точный подбор наиболее важных параметров таких приборов. Сверхрешетки НдТе-СйТе, в которых реализуется необычное сочетание слоев полуметалла НдТе и полупроводника Сс1Те, имеющих близкие параметры решетки, были предложены [2] в качестве нового материала для ИК оптоэлектронных приборов. Предполагалось, что такое сочетание будет обладать уникальными свойствами [3]. Однако реализация этих
свойств требует высокого структурного совершенства таких сверхрешеток, исключающего диффузию катионов в соседние слои. В системе НдТе-СдТе это требование вряд ли может быть выполнено из-за высокого давления паров Нд даже для случая низкотемпературного метода МЛЭ.
Эффекты уширения границ раздела между двумя полупроводниковыми слоями изучались с использованием оптических методов несколькими авторами [4-6]. В последнее время в работах [7 - 10] изучалось влияние уширения границы раздела на частоты ограниченных фононов в короткопериодных сверхрешетках СаАз-А/Лз. В [8 - 10] изучали влияние шероховатости границы раздела на частоты ЬО и ТО ограниченных фононов. Б. Самсон и др. [11] для объяснения поведения фононов, распространяющихся нормально к слоям сверхрешетки (За Аз-А/Аз, предложили одномерную локально-модовую модель. На основе этой модели были проанализированы результаты измерений комбинационного рассеяния света и длинноволнового инфракрасного (ДИК) отражения. Были также количественно объяснены эффекты уширения границы раздела. Однако все эти публикации были посвящены сверхрешеткам СаАз-А/Аз. До недавнего времени мало было известно об эффектах уширения в сверхрешетках С<1Те-НдТе. В [12, 13] было показано, что ДИК спектроскопия может служить хорошим методом для оценки структурного совершенства и уширения в сверхрешетках Сс1Те-НдТе.
В данной работе мы изучали ширину и композиционный профиль границы раздела сверхрешеток Сс1Те-НдТе, использу метод длинноволновой инфракрасной спектроско пии. Суть нашего подхода состоит в обнаружении в сверхрешетках колебательных мод, присущих твердому раствору. Для интерпретации колебательных спектров отражения сверхрешеток и сплавов Сс1Те-НдТе мы использовали разработанную нами ранее [14] модель, основанную на пяти базисных ячейках. Согласно этой модели для сплава любого состава положение и профиль колебательных полос отражения определяется пятью ре шеточными модами с частотами, не зависящими от состава сплава. Последний изменяет только силы осцилляторов этих мод. Эта модель позволяет количественно объяснить эффекты сегрегации в сплавах (Сс1Нд)Те. Сравнение сил осцилляторов сверхрешеток НдТе-Сс1Те и объемных сплавов, полученных из анализа их ИК спектров, позволило нам определить ширины и состав границ раздела сверхрешеток.
2. Модель и допущения. Очень хорошая модель, предложенная Самсоном и др. [11] для объяснения уширения границы раздела в сверхрешетках (ЗаАз-А/Аз, к сожалению, не применима в случае сверхрешеток НдТе-Сс1Те. Эта модель основывается на клас сической концепции, предложенной Чангом и Митрой [15], предполагающей двухмо
довое поведение и хаотическое распределение примесей в сплавах. В случае системы (>Сс1Нд)Те эта концепция не может быть использована из-за проявляющихся в этих сплавах эффектов сегрегации (кластеры, упорядоченные фазы).
Ранее мы предложили модель, которая, принимая во внимание возможные корреляции в пространственном распределении атомов, удовлетворительно объясняет поведение сплавов (Сс1Нд)Те. Эта модель основывается на. предположении, что сплав С(1\-хНдхТе формируется пятью базисными п-ячейками (п = 0,1,2,3,4). Каждая базисная ячейка образует тетраэдр с анионом Те в центре и катионами С А и Нд в узлах. Для ячейки п — 0 все четыре угла заняты ионами Сс1, для п = 1 они заняты тремя ионами С<1 и одним ионом Нд и т.д. Решетки бинарных соединений С ¿Те и НдТе формируются ячейками соответственно п = 0 и п — А. В качестве первого приближения, принимая во внимание преимущественно ковалентный характер связей в тетраэдрических соединениях, мы можем пренебречь взаимодействием между ячейками. Модель учитывает возможную тенденцию ионов С(1 и Нд образовывать кластеры путем введения вероятности Рнн обнаружить в базисной ячейке ион Нд рядом с другим ионом Нд (или ионов С<1 - Рсс). Для хаотического распределения катионов эта вероятность пропорциональна составу сплава х (или 1-х), для случая сегрегации она отклоняется от прямой пропорциональности. Каждой базисной конфигурации соответствует одна колебательная мода С(1-Те или Нд-Те. Для п = 0 возможны только колебания Сс1-Те, в то время как для п = 4 имеют место только колебания Нд-Те. Набор базисных ячеек с пятью катионными конфигурациями может обнаруживать четыре колебательные моды С ¿-Те с частотами и четыре моды Нд-Те с частотами . Данные измерений ЕХАГБ [16] показывают, что длины связей С ¿-Те и Нд-Те в (HgC¿)Te остаются равными длинам связей в образующих бинарных соединениях для любого состава сплава и что размеры базисных ячеек C¿(4 — х)Нд(х)Те не изменяется. Таким образом, частоты решеточных мод и не должны зависеть от состава. Эта зависимость должна проявляться только через силы осцилляторов. Анализ сил осцилляторов решеточных мод для каждого состава сплава позволяет получить информацию об относительном содержании определенных базисных ячеек в этом составе.
В [14] мы провели подробное исследование объемных сплавов C¿l-xHgxTe(0 < х < 1). Анализ полученных результатов позволил определить природу катионного замещения и объяснить дополнительную структуру в отражении, предполагая нехаотическое распределение различных катионов вокруг общего аниона. Использу модель, описанную выше, мы предложили новый метод анализа и интерпретацию решеточных спектров
отражения С(1\-хНдхТе, которые согласуются с последними исследованиями локальной структуры полупроводниковых сплавов.
Рассмотрим математическую обработку экспериментальных спектров отражения сверхрешеток и сплавов Сс1Те-НдТе. Для анализа ДИК спектров отражения свободной сверхрешетки (без подложки) мы можем использовать длинноволновую диэлектрическую функцию, предложенную в [18]
свьМ = (1)
где б,(а;) и с/,- - диэлектрическая функция и ширина г-го слоя в пределах периода сверхрешетки И = Выражение (1) справедливо, если выполняется условие пространственной однородности в каждом слое, т.е. когда длина волны и глубина скин-слоя превышают Для длинноволнового ИК излучения это условие выполняется.
На практике обычно изучают сверхрешетку, помещенную сверху объемной подложки. В первом приближении рассмотрим сверхрешетку в качестве слоя (пленки), не вдаваясь в подробности ее состава. Тогда амплитуда коэффициента отражения для нормального падения структуры, состоящей из полубесконечной подложки (с диэлектрической функцией ез) и поверхностного слоя (с диэлектрической функцией с2) толщиной Ь, имеет вид [19]
Гц + г23ехр(г'2/?)
7*123 = -/■па\'> \ >
1 + ^12^23 ехр(г2р)
где г 12 = (1-п2)/(1 + п2), г23 = (п2 - п3)/(п2 + п3) (п2 = п3 = уДз - коэффициенты Френеля), (3 = (2тг\/12Ь)/X - фазовый множитель, Л - длина волны. Отражательна;' способность ДМ = |г123(и>)|2. В [20] было показано, что при выполнении условия
Щ = I^у/ъц < 1 (3)
выражение (2) может быть приведено к очень простой форме:
ДМ = |п23| =
(4)
1 +
Де = е2 — 63 - разность между диэлектрическими функциями пленки и подложки. Соотношение (4) имеет форму уравнения Френеля для отражения от полубесконечного кристалла с эффективной диэлектрической функцией ёе/М = (л/^з — Если
мы ограничимся спектральным интервалом, в котором мнимая часть диэлектрической функции подложки 63 = 0, то выражение (4) может быть приведено к виду:
где /?1з - коэффициент отражения подложки. Тогда отношение коэффициента отражения структуры "пленка на подложке" к коэффициенту отражения подложки У?1з(со') будет воспроизводить мнимую часть диэлектрической функции пленки бг(^), при условии, что выполняется неравенство (3).
Спектр отражения Я(и;) структуры "сверхрешетка на подложке" рассчитывался стандартным методом, используя (4). Диэлектрическая функция сверхрешетки 65^(0;) в классической аддитивной форме с параметрами гармонических осцилляторов решеточных мод ТО С(1-Те и ТО Нд-Те колебаний сплавов С(1\-хНдхТе с частотами = и (п = 4,3, 2,1) имеет вид
где tint(u) учитывает межзонные электронные переходы в бесщелевом НдТе [21]. Для расчета R{lo) мы варьировали в csl(^) в основном силы осцилляторов Sj и параметры затухания Tj. Резонансные частоты шц фиксированы пятью возможными конфигурациями базисных ячеек.
Если нам известна диэлектрическая функция сверхрешетки как целого, то
мы можем рассчитать композиционный профиль реальной сверхрешетки. Это можно сделать, используя уравнение (1). Сравнение параметров осцилляторов диэлектрической функции сверхрешетки с соответствующими параметрами объемных сплавов (CdHg)Te, полученными нами ранее, позволило определить, сплавы какого состава присутствуют в исследуемой сверхрешетке. Тогда, варьируя в уравнении (1) толщины слоев dj, мы можем оценить эти толщины. Наши предыдущие исследования показали, что наиболее чувствительными параметрами для такого сравнения являются силы осцилляторов.
3. Результаты и обсуждение. Мы использовали данные по динамике кристаллической решетки сплавов (CdHg)Te для анализа спектров отражения сверхрешеток НдТе-CdTe, полученных в [12, 13]. Там исследовались две сверхрешетки со следующими параметрами: SL3P (dcdTe/dHgTe = 70/30 Л, N = 170, dtot = 1,8 цтп) И SLIP (¿аТеЫндТе =
(5)
(б)
69/31 А, N — 165, dtot = 1,8 firri). Изучалась также структура, состоящая из двух сверхрешеток, параметры которых будут приведены ниже.
100
120 140
160 180
v, см-1
Рис. 1. а) Решеточный спектр отражения Я сверхрешетки 5X3Р при 6 К (темные кружки) и подложки д0^Те при 20 Л' (штрих-пунктирная кривая). Частоты колебательных
мод Ид-Те сплава Сс11_х11 дхТе и частота 137 см~1 отмечены вертикальными линиями. Ь) Действительная и мнимая части диэлектрической функции подложки Сд0 96Ндо,олТе при 20 К.
На рис. 1а представлены решеточный спектр отражения сверхрешетки SL3P при 6 К и спектр отражения подложки Cdi_xHgxTe при 20 К. Частоты четырех колебательных мод Ыд-Те для сплавов (CdHg)Te отмечены вертикальными линиями. Видно, что спектр отражения сверхрешетки SL3P в окрестности колебательной частоты бинарного соединения НдТе (ujto — 118 сл«-1) характеризуется явно выраженной структурой, пики которой близки к частотам колебательных мод IIд-Те в сплавах Cd\-xHgxTc. Аналогичные особенности^тонкой структуры наблюдаются в спектрах отражения сверхре шетки SLIP.
В [12, 13] было показано, что ДИК спектры сверхрешетки не могут быть интерпретированы на основе двухмодовой модели, т.е. учитывая в диэлектрической функции сверхрешетки только два лоренцовских решеточных осциллятора с uj-to — 118 и
146 см'1, которые соответствуют бинарным соединениям НдТе и С ¿Те. Это значит, что сверхрешетки НдТе-С¿Те нельзя рассматривать как состоящие из идеальных слоев НдТе и С ¿Те. Взаимная диффузия атомов Нд и Сд между слоями, происходящая в процессе роста, приводит к более сложной картине.
v, сш
Рис. 2. Решеточный спектр отражения Л сверхрешетки 5ХЗР (темные кружки - экспериментальный спектр, сплошная линия - модельный спектр) при 6 К и диэлектрическая функция сверхрешетки (пунктирная кривая).
Используя процедуру, описанную в разделе 2, мы рассчитали отражательную способность сверхрешетки вЬЗР. Рассчитанный спектр (сплошная линия) вместе с экспериментальными данными (темные кружки) представлены на рис. 2. Видно прекрасное согласие между этими двумя спектрами. Небольшой пик в экспериментальном спектре при 172 еж-1 обусловлен интерференцией, которая проявляется в коротковолновой области вблизи решеточной ЬО моды. Диэлектрическаая функция сверхрешетки которая использовалась при расчете Я(ш) сверхрешетки, представлена на том же рис. 2. В табл. 1 приведены подгоночные параметры для модельной диэлектрической
функции б зь{ш)- Колебания С ¿-Те представлены в системе "сверхрешетка на подложке" только одной модой с — 146,5 см~1. Другие моды колебаний С ¿-Те не видны,
Таблица 1
Подгоночные параметры модельной диэлектрической функции екоторая использовалась для расчета Я сверхрешетки БЬЪР
wtj, cm 1 98 118 122 126 136
Sj 0,7 1,0 0,7 1Д 0,6
Tj, cm-1 8,0 3,5 5,0 7,0 11,0
поскольку этот спектральный интервал перекрывается с областью сильной дисперсии в подложке CdZnTe. Поэтому мы будем анализировать структуру сверхрешетки, сравнивая колебательные моды Hg-Te в сверхрешетке и в сплаве, т.к. частоты этих мод лежат в области прозрачности подложки. Это сравнение возможно на основе проведенных нами ранее подробных исследований зависимостей частот ТО колебаний ип и сил осцилляторов Sn от состава C¿\-xHgxTe. Из рис. 2 видно, что особенности в отражательной способности R(oü) структуры "сверхрешетка на подложке" (и, соответственно, диэлектрической функции е'$ь(и>)) проявляются при тех же частотах = 118 еле-1, = 122 см~х и и!? = 126 см~1, что и Нд-Те моды в объемных сплавах C¿\-xHgxTe. Другими словами, они определяются доминирующими структурными элементами в чистом НдТе(п = 4), а также в сплавах CdQt2bHgo,7bTe{n = 3) и C¿o¿Hgot5Te(n = 2). Обработка экспериментальных спектров отражения [14] для этих соединений обнаружила большие значения сил осцилляторов. Кроме того, для сил осцилляторов колебаний Пд Те мы наблюдали отклонение от модели хаотического распределения, что доказывает существование сегрегаций (упорядоченных областей или кластеров). В результате д.iя определенных базисных ячеек, а именно, Cd(4 — n)Hg(n)Te(n = 4,3,2) наблюдаются большие силы осцилляторов, намного большие, чем предсказывает модель хаотического распределения. Поэтому сплавы с преобладанием базисных ячеек такого типа ле! ко обнаружить по спектрам отражения, если даже они присутствуют в малых количествах. Из анализа спектра отражения сверхрешетки мы определили величины сил осцилляторов для колебаний Нд-Те с п — 4,3,2, которые соответствуют составам х = 1; 0,75; 0,5. Для всех этих колебательных резонансов мы получили большие значения сил осцилляторов, соответственно, 1,0; 0,7; 1,1; т.е. силы мод сплавов (0,7; 1,1) близки к силе чистого
НдТе (1,0). Это дает дополнительное подтверждение того, что реальная сверхрешетка БЬЪР не может быть представлена перемежающимися слоями бинарных соединений НдТе и С(1Те. Можно предположить, что это связано с присутствием в области границы раздела реальной сверхрешетки некоторой доли сплава, связанной со взаимной диффузией Нд и С(1 в процессе эпитаксиального роста. В качестве иллюстрации на рис. 3 представлен рассчитанный модельный спектр отражения сверхрешетки 5ХЗР для случая невзаимодействующих слоев НдТе и Сс1Те. Видно, что этот спектр сильно отклоняется от экспериментального спектра реальной сверхрешетки БЬЗР (темные кружки).
Я
0.9 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4 0.3 0.2 0.1 0
1 1 I >111 1 1
4 - /А \ -
- //; К - 'Л 1 ■Ж/ ! 1 ^ 1 Ч ГЛ у -
! --- 1 •
1 / / / 1 \ 1 1 1 г-- • — ••• IV
150
100
50
100
120
140
160
180
v, сш"
Рис. 3. Экспериментальный решеточный спектр отражения реальной сверхрешетки БЬЗР (темные кружки), ожидаемые решеточные спектры сплава д0лТе на подлож-
ке (сплошная кривая), предполагаемой сверхрешетки НдТе-СдТе на подложке (штрих-пунктирная кривая) и диэлектрическая функция е'2'(и;) сплава Сйо^Ндо.пТе (пунктирная кривая).
Из сравнения спектров отражения сверхрешетки и объемного сплава мы можем рассчитать композиционный профиль реальной сверхрешетки БЬЗР. Для этого мы исполь-
зуем уравнение (1), включающее диэлектрическую функцию еп(ш) и толщину 7?-го слоя с1п. Затем мы предполагаем, что период сверхрешетки включает пять слоев согласно числу возможных базовых ячеек (п = 0,1,2, 3,4). В этом случае мы имеем диэлектричесую функцию вида [18]:
(7)
Так как диэлектрическая функция еп(ш) для каждого из этих слоев известна из наших предыдущих исследований объемных сплавов [14], мы можем определить толщину каждого слоя путем подгонки ¿п в уравнении (7). Экспериментальный спектр отражения сверхрешетки БЬЪР обнаруживает присутствие четырех преобладающих структурных элемента с п — 4,3,2 и подстановка с?4,с?з, и ¿2 (¿1 и ¿о = 0) в уравнение (7) дает нам
о о
следующие толщины слоев: для НдТе </4 = 23 л, для Сйа^ьНда,т<,Те аз = 16 А, и для С<10,ьНд0,ъТе ¿2 = 52 А.
|1 Г
г
Г*
С<1,„Нё,Те
х=0
х=1
Ч^Е
х=0.25 х=0.50 х=0.75
х=1
Рис. 4. Предполагаемый композиционный профиль сверхрешетки 51-3Р (верхняя часть) и композиционный профиль реальной сверхрешетки (нижняя часть), полученный из анализе спектра решеточного отражения.
На рис. 4 представлен композиционный профиль сверхрешетки БЬЪР, полученным из анализа решеточного спектра отражения. Этот профиль соответствует сверхрешс I ке
IlgTe-Cdo^Hgo^Te с межслоевой областью, состоящей из сплава Cd\_xHgxTe [х > 0,5) переменного состава.
Более совершенный композиционный профиль был найден для структуры ВМССТ1, состоящий из двух сверхрешеток с dugTe/dcdTe = 22/54 Л, N = 180, ddot — 1,4 льи и dügTe/dcdTe = 56/54 А, N = 70, dtot — 0,8 мм, выращенных на подложке CdTe (100). Экспериментальный спектр решеточного отражения и рассчитанный спектр этой структуры показаны на рис. 5. Параметры решеточных осциляторов, которые мы использовали для подгонки модельной диэлектрической функции csl{u) для структуры ВМССТ1 (табл. 2), определяются модами — 118,5 ел«-1 и и= 129 см'1 базисных ячеек Нд(4) и Cd(3)Hg(l)Te. Наблюдаемая особенность при 115 сие"-1 обусловлена модой uколебания Нд-Те, возникающей из расщепления объемной моды 118,5 см~1 объемного кристалла НдТе. Возможно, что такое расщепление связано с размерным эф-
о
фектом в сверхрешетке, образованной тонкими слоями НдТе толщиной 22 А (примерно три постоянных решетки), помещенными между более толстыми барьерными слоями Cd\-xHgxTe. Колебания Cd-Te определяются в основном модами = 146,5 см'1 и wf = 148,5 см'1 базисных ячеек Cd(4)Te и Cd{3)Hg(i)Te. Из отношения сил осцилляторов для мод u)q и колебаний Cd-Te в сверхрешетке (табл. 2) и в объемных кристаллах можно определить состав слоев при условии, что их толщины в сверхрешетке известны. Проведенный анализ показывает, что предполагаемый слой CdTe на самом деле представляет собой сплав Cdo,9iHgo,o9Te. Этот факт не противоречит условиям осаждения CdTe, т.к. в процессе МЛЭ роста источник Нд все время остается открытым [22]. Отсутствие в спектрах отражения мод и uj^ решеточных колебаний Нд-Те, соответствующих базисным ячейкам Cd(l)Hg(3)Te и Cd(2)Hg(2)Te, является доказательством того, что в сверхрешетке присутствуют только слои чистого НдТе и практически отсутствуют межслоевые области переменного состава между слоями НдТе и CdapiHgopsTe. Эти результаты доказывают принципиальную возможность получения для случая CdTe-НдТе сверхрешетки с резкими слоями.
Таблица 2
Параметры решеточных осцилляторов, которые использовались для подгонки модульной диэлектрической функции e$L структуры ВМССТ1
LOtj, cm 1 106 115 118,5 129 136 146,5 148,5
Si 0,5 1,0 0,6 0,4 0,3 1,2 0,3
Tj, cm-1 15 5,0 3,0 5,0 8,0 4,0 7,0
0.9 0.8
0.7
0.6 0.5
0.4 0.3
0.2 0.1 0
100 120 140 160 180
-1
v, cm
Рис. 5. Решеточный спектр отражения R сверхрешетки ВМССТ1 (темные кружки экспериментальный спектр, сплошная кривая - рассчитанный спектр) при 6 Л и рассчитанный спектр отражения подложки при 6 К (штрих-пунктирная кривая).
Для демонстрации возможности ДИК спектроскопии обранаруживать и характерн зовать области сплава в сверхрешетках HgTe-CdTe мы провели следующее сравнение Экспериментальный спектр отражения сверхрешетки SL3P, для которой предполагаемое отношение молярных концентраций равно 70/35, сравнивался с ожидаемым спектром для случая, когда сверхрешетка заменена однородным слоем сплава CdQ^Hgo-\Tt
приблизительно с таким же отношением молярных компонент и с такой же толщиной (1,8 мм). Это различие демонстрируется на рис. 3, где представлены спектры следующих структур: "сплав на подложке", идеальная (без границы раздела) HgTe-CdTe "сверхрешетка на подложке" и реальная сверхрешетка SL3P с равным молярным содержанием компонент НдТе и CdTe в сплаве и в сверхрешетке и с равными толщинами. Видно, что эти спектры сильно различаются, что является наглядной демонстрацией чувствительности метода ИК отражательной спектроскопии.
Заключение. Данные по инфракрасному отражению позволили получить ценную информацию о составе и ширине границы раздела сверхрешеток HgTe-CdTe. Сочетание фундаментальных и характеризационных данных, которые могут быть получены из этих измерений, демонстрирует универсальность ИК метода. Для объяснения поведения фононных мод, включающего эффекты сегрегации, для сверхрешеток и сплавов HgTe-CdTe была применена модель, основанная на пяти базисных ячейках. Сравнение сил осцилляторов сверхрешеток HgTe-CdTe, полученных из ДИК спектров, с силами мод объемных сплавов позволило нам определить присутствие сплава на границе раздела и ее ширину. Среди исследуемых образцов обнаружена структура с резкими слоями и практическим отсутствием сплава на границе раздела.
Настоящая работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ, проект N 97 02-16791.
ЛИТЕРАТУРА
[1] L е V i п е В. P. Intersub. Trans. Quant. Wells. Ed. E. Rosencher, Plenum Press, N. Y., 1992, p. 43.
[2] S с h u 1 m a n J. N. and Me G i 1 1 T. C. Appl. Phys. Lett., 34, 663 (1979).
[3] F a u r i e J. P., S i v a n a n t h a n S-, and Reno J. J. Vac. Sei. Technol., A, 4, 2096 (1986).
[4] Jusserand В., Alexandre F., Pacquet D., and L e R o u x G. Appl. Phys. Lett., 47, 301 (1985).
[5] F a s о 1 G., T a n a k a M., S a k a k i H., and H o r i k о s h i Y. Phys. Rev., В 38, 6065 (1988).
[6] W i с k s G. W., В r a d s h a w J. T., and R a d u 1 e s с u D. C. Appl. Phys. Lett., 52, 570 (1988).
[7] В a r o n i S., G i a n n о z z i P., and M о 1 i n a r i E. Phys. Rev., В 41, 3870 (1990).
[8] Warwick С. A., J an W. Y., 0 u r m a z d A., and Harris T. D. Appl. Phys. Lett., 56, 2666 (1990).
[9] G a m m о n D., S h a a b г о о к В. V., and К a t z е г D. S. Appl. Phys. Lett., 56, 2710 (1990).
[10] Jusserand В., M о 1 1 о t F., Moison J. M., and LeEoux G. Appl. Phys. Lett., 57, 560 (1990).
[11] Samson В., D u m e 1 о w Т., Hamelton A. A. et al. Phys. Rev., В 46, 2375 (1992).
[12] Perkowitz S., R a j a v e 1 D,Sow I. K. et al. Appl. Phys. Lett., 49, 806 (1986).
[13] Perkowitz S., Sudharsanan R., and Y о m S. S. J. Vac. Sci. Technol., A 5, 3157 (1987).
[14] Козырев С. П., П ы р к о в В. Н., В о д о п ь я н о в Л. К. ФТТ, 34, N 12, 3695 (1992).
[15] Chang I.P. andMitra S. S. Adv. Phys., 20, 359 (1971).
[16] M а у a n о v i с R. A., P о n g YV. P., and В u n k e r B. A. Phys. Rev., В 42, 11174 (1990).
[17] Z a x D. В., V e g a S., Y e 11 i n N., and Z a m i r D. Chem. Phys. Lett., 138, 105 (1987).
[18] A g r a n о v i с h V. M. and К r a v t s о v V. E. Solid St. Commun., 55, 85 (1985).
[19] Heavens O. S. Optical Properties of Thin Solid Films. Dover, N. Y., 1965.
[20] V о d о p у a n о v L. К. and К о z у r e v S. P. Phys. Stat. Sol. (a), 72, 737 (1982).
[21] G г у n b e r g M., L e T о u 1 1 e с R., and В a 1 k a n s k i M. Phys. Rev., В 9, 517 (1974).
[22] Harris К. A., H w a n g S., В 1 a n k s D. K. et al. Appl. Phys. Lett., 48, 396 (1986).
Поступила в редакцию 27 августа 1997 г.
