CC BY
56
ИССЛЕДОВАНИЕ ЛАЗЕРНО-ИНДУЦИРОВАННЫХ ПРОЦЕССОВ ФОРМИРОВАНИЯ МИКРОСТОЛБИКОВЫХ СТРУКТУР НА ПОВЕРХНОСТИ КРЕМНИЕВОЙ ПЛАСТИНЫ
Владимир Владимирович Чесноков
Сибирская государственная геодезическая академия, 630108, Россия, г. Новосибирск,
ул. Плахотного, 10, доктор технических наук, профессор-консультант кафедры физики,
т. (383)3610836, e-mail: [email protected]
Дмитрий Владимирович Чесноков
Сибирская государственная геодезическая академия, 630108, Россия, г. Новосибирск,
ул. Плахотного, 10, кандидат технических наук, заведующий кафедрой наносистем и оптотехники, т. (383)3610836, e-mail: [email protected]
Денис Вячеславович Кочкарев
Сибирская государственная геодезическая академия, 630108, Россия, г. Новосибирск,
ул. Плахотного, 10, инженер кафедры физики, т. (383)3610836, e-mail: [email protected]
Рассматриваются модели оптико-физических процессов самообразования микростол-
биковых структур на поверхности кремниевых подложек с использованием лазерной актива-
12 2
ции процессов. Показано, что при интенсивности лазерного излучения порядка 10 Вт/м и длительности импульса 15 нс в фокальном пятне на поверхности подложки могут быть созданы условия самопроизвольного формирования топологических столбчатых структур микронных размеров.
Ключевые слова: импульсный лазер, микроструктуры, микростолбики, кремневая пластина.
INVESTIGATION OF LASER-INDUCED PROCESSES OF FORMATION MICROPOST STRUCTURES ON THE SURFACE OF A SILICON SUBSTRATE
Vladimir V. Chesnokov
Siberian State Academy of Geodesy, 630108, Russia, Novosibirsk, Plakhotnogo st., 10, doctor of technical sciences, department of physics, (383)3610836, e-mail: [email protected]
Dmitry V. Chesnokov
Siberian State Academy of Geodesy, 630108, Russia, Novosibirsk, Plakhotnogo st., 10, Ph.D., department of nanosystems and optical engineering, (383) 3610836, e-mail: [email protected]
Denis V. Kochkarev
Siberian State Academy of Geodesy, 630108, Russia, Novosibirsk, Plahotnogo st., 10, engineer, department of physics, (383) 3610836, e-mail: [email protected]
The models of optical and physical processes of self micropost structures on the surface of silicon wafers using laser activation processes. It is shown that the laser intensity of the order of 1012 W/m2 and a pulse duration of 15 ns in the focal spot on the surface of the substrate can be a way of spontaneous formation of topological columnar structures of micron size.
Key words: pulsed laser, microstructure, micropost, silicon wafer.
Рассматриваются модели оптико-физических процессов самообразования трёхмерных (микростолбиковых) структур на поверхности кремниевых подложек с использованием лазерной активации процессов. Показано, что при интен-
12 2
сивности лазерного излучения порядка 10 Вт/м и длительности импульса 15 нс в фокальном пятне на поверхности подложки могут быть созданы условия самопроизвольного формирования топологических столбчатых структур микронных размеров.
При разработках технологий микроэлектронных устройств, наряду с фотолитографическими методами создания топологических структур, изучаются процессы самообразования структур, в том числе, основанные на использовании явлений самоорганизации подвергаемого лазерному облучению вещества при большой интенсивности излучения [1, 2] и в лазерных термохимических процессах [3, 4]. Известны также предложения по формированию субмикрон-ных и наноразмерных образований на поверхности с использованием в качестве формирующего фактора сил поверхностного натяжения структур в расплаве в фокальном пятне [5,6,7].
Полученные в настоящей работе результаты относятся к исследованию процессов самоорганизации формирования на поверхности столбиковых структур в фокальном пятне мощного лазерного излучения при наносекундном плавлении и испарении приповерхностной локальной области подложки [8,9].
Импульс лазерного излучения поглощается в подложке (Рис. 1).
▼ г
Рис. 1. Фазы процесса лазерного нагревания подложки
При фокусировании излучения на поверхность кремниевой подложки световая волна проникает в её внутренние области; в начальный момент распределение интенсивности в подложке определяется формулой:
I г,1 = 0 =/0ехр —аг , (1.1)
где а - коэффициент поглощения излучения. Интенсивность излучения должна быть достаточной для нагревания облучаемой области за импульс до температуры плавления вещества подложки.
Ниже рассматриваются модели процессов, приводящих к выдавливанию расплава из узкой лунки и образованию из затвердевшего вещества вертикального столбика высотой к.
В числе причин выноса расплава под действием лазерного импульса из лунки могут быть давление пара испаряющегося вещества подложки [10,11] и или возникающий вследствие уменьшения при плавлении плотности кремния механический импульс [12,13].
Характер теплофизических процессов в зоне облучения подложки зависит от интенсивности и длительности лазерного импульса и размеров облучаемой зоны. В облучаемой зоне возникает кратковременно избыточное давление, которое возбуждает смещения частиц вещества как в зоне облучения, так и упругие смещения в виде упругих волн в окружающей среде. Лазерное возбуждение упругих волн в конденсированных средах и процессов переноса вещества исследовано в ряде работ. Так, в [1] обсуждается возникновение упругих деформаций в металлах и на их поверхности в области фокального пятна, в [19,20,21] рассматриваются вопросы лазерного возбуждения упругих волн в дальней зоне, когда действие лазерного излучения не приводит к изменениям агрегатного состояния среды, в работах [1,26,28] рассматриваются вопросы взаимодействия лазерного излучения с веществом, включая процессы плавления [27,29,18], испарения и формирования структур под действием излучения. В работах [29, 30] приведены сведения о взаимодействии лазерного интенсивного излучения с полупроводниками, о влиянии степени проводимости полупроводников на лазерно-термические эффекты в полупроводниках.
В нашей работе изучается связь условий лазерного облучения локальной области полупроводниковой подложки и деформаций поверхности облучаемой зоны при её расплавлении [31].
Можно найти, что при длительности лазерного импульса порядка единиц наносекунд и размере облучаемой зоны порядка микрометров зона расплава много меньше длины звуковой волны, возбуждаемой лазерным импульсом, то есть, в пределах зоны расплава нет волновой пространственной модуляции интенсивностей процессов.
В качестве одной из моделей процессов формирования столбиков на поверхности подложки рассмотрим выдавливание столбиков за счёт разности плотностей расплава и твёрдой фазы (объём расплава больше, чем твёрдой фазы). Начиная с момента возникновения лазерного импульса подложка и приповерхностная зона нагреваются; по мере нагревания коэффициент поглощения излучения увеличивается, и глубина проникновения излучения в подложку уменьшается, что сопровождается увеличением темпа нагревания более близких к поверхности слоев. Плавление подложки начинается с поверхности, фронт плавления движется в глубину подложки и в сторону боковых поверхностей лунки расплава. После прекращения облучения в приповерхностном слое подложки имеется лунка, заполненная расплавом; так как объём расплава больше объема кремния, из которого он образовался, в расплаве на границе с твёрдой фазой синхронно с плавлением твёрдой фазы возникает импульс давления, приводящий слои расплава в движение по направлению к поверхности подложки. При этом в движении находится весь объём расплава.
Для выплеска расплава из лунки в воздушную среду необходимо, чтобы сила давления, обусловленная фазовым переходом, была больше силы поверх-
ностного натяжения расплава. Высота и диаметр струи расплава определяются величиной импульса, возникающего при фазовом переходе, действием поверхностного натяжения расплава, препятствующим выплеску, и силами трения расплава по стенкам лунки.
Распределение приращения температуры по глубине поглощающей подложки для одномерной модели нагревания можно найти по формуле [17]:
АТ гЛ = Е1°
2 а кт
Л 1/2 . _
4а у) 1егус
х
е а2ег/с
а
1/2
- 2е~аг +еаг,х
2>/х^
+ еа2ег/с
2л/х^
.(1.2)
Вычисленные значения температуры при интенсивности лазерного излу-
12 2
чения 10 Вт/м и длительности импульса 15 нс приведены в табл. 1.
Таблица 1
Вычисление приращения температуры по глубине кремниевой подложки при
воздействии лазерного импульса (1.2)
г = 0 2=10 1 М 2 = \0 6 М
а = 104м'1 1,1 Л04К 8,95-103^ 994^
Расчёт показывает, что при длительности импульса 15 нс до температуры плавления может прогреваться слой подложки толщиной.
В качестве первого приближения при вычислении роста давления в лунке расплава, образованной лазерным лучом, при продвижении фронта плавления в глубину лунки примем, что процесс плавления стационарный и фронт плавления движется с постоянной скоростью и2. При этом прилегающий к фронту
плавления слой расплава движется в обратном фронту направлении со скоростью относительно неподвижной системы координат:
Ц=«2 Р2>Рх~1
(1.3)
где рх и р2 - плотности жидкой и твёрдой фаз вещества лунки, соответственно. В силу равенства изменений масс Жт твёрдой и жидкой фазы за время Ж для изменений можно записать:
б//77 = Р2,\и2с1/ = рг\и^1 (1-4)
где ^ - площадь фронта расплава. Вследствие неравенства плотностей твёрдой и жидкой фаз, для превышения объёма некоторой массы, расплавившейся за время t, над объёмом, занимаемым этой же массой в твёрдом состоянии, можно записать.
/ Л
А„ КТГ А т, сс1т сс!т
аг1=аг,-ау2= I---------I— =
о Р1 о Рг
Рг_ _ |
Р1 .
В рассматриваемом случае можно пренебречь объемной сжимаемостью твердой и жидкой фазы в сравнении с деформируемостью свободной поверхности расплава, определяемой силами поверхностного натяжения, и действие сил натяжения приводит к возникновению внутреннего давления в расплаве. В статике величина внутреннего давления в соответствии с законом Лапласа для сферической поверхности равна:
ра=2а!Я (1.6)
где а- поверхностное натяжение расплава, ^-радиус кривизны поверхности.
В случае короткого лазерного импульса динамический напор расплава на стенки лунки, характеризуемый механическим импульсом <Зт,о1 расплава на фронте плавления, приводит к давлению на стенки:
(Ьп ц 2 п
Р*=-Г— = №х, (1.7)
ш я
Жт
здесь------скорость приращения массы расплава.
dt
Столбики могут образовываться только из выплеснутого из подложки материала, поэтому должно выполняться условие:
Р^Рс (1-8)
Количество расплава в лунке, образовавшегося за время лазерного импульса, определяется величиной перемещения фронта плавления за это же время. Конкурирующим процессом является испарение расплава. При коротких импульсах для значительного перемещения фронта расплава необходима высокая интенсивность лазерного излучения, при которой расплав может интенсивно испаряться, что уменьшает достижимое количество расплава в лунке.
Оценку влияния плавления материала подложки на скорость движения фронта плавления проведём, воспользовавшись анализом [14] решения задачи о продвижении расплавленной зоны вглубь массивного образца при однородном тепловом потоке Г на аналоговой вычислительной машине, выполненного в работах [27, 28].
В работе [26] результаты представлены в виде графиков зависимостей безразмерных величин. Нулевой момент времени соответствует началу плавления поверхности, от начала теплового импульса до момента начала плавления проходит время:
тгк2 Т2
( = Г 2 пл 9)
“ 4^2 ( }
здесь Г - плотность поглощаемого теплового потока излучения, - температура плавления.
Безразмерная величина
здесь Т - температура поверхности при облучении.
у=-4- <ui>
cJ
2 пл
где Y - отношение скрытой теплоты плавления к теплосодержанию в точке плавления, L - теплота плавления, с2 - удельная теплоёмкость твёрдой фазы. Единицей глубины проплавления на графиках является величина
0=37ГТшС2кТ2 П)
100L/0 v 7
Глубина проплавления, при которой ещё не наступает интенсивное испарение поверхности подложки, определяется формулой:
*m=GX', (1.13)
где X' - безразмерная глубина проплавления, определяемая по графикам. Длительность лазерного импульса определяется по формуле:
T=l + ftm (1.14)
Результаты расчетов приведены в таблице 2. Использованы следующие
с л
значения параметров кремния: кт = 31 Вт/(м*К) (1000К); % =1,3*10' м/с (1000К); с2= 1013 Дж/(кг*К (1500К) [11,12].
Таблица 2
Параметры для вычисления глубины проплавления в режиме без испарения
F, Вт/м2 t , с пл 5 Y Г = TJTm t' X' т , нс G, м Хпл , мкм
1010 2,8-10“б 1.05 2,1 3,2 2 120 4,66-10-7 1.0
1011 2,8-1СГ8 1.05 2,1 3,2 2 12 4,66-10-8 од
1012 2,8-1СГ10 1.05 2.1 3,2 2 1,2 4,66-10 9 0,01
Вычисленные и приведённые в таблице 2 значения длительности и глубины проплавления позволяют определить среднюю скорость перемещения фронта плавления
и2=хпл1т (1.15)
и величину давления, вызванного динамическим напором расплава по (1.7). Полученные значения - £72=8.3м/с, рй =530Па - одинаковы для всех использованных значений интенсивности лазерного пучка, так как условие отсутствия за время лазерного импульса испарения подложки, принятое в использованной [26] модели, предполагает уменьшение длительности лазерного импульса при увеличении его интенсивности
Величина динамического давления близка к статическому давлению, вызванному поверхностным натяжением расплава кремния:
Рст = 2Я (1Л6)
л
где 2Ял - поперечник лунки, что означает отсутствие выплеска материала из лунки при лазерном расплавлении подложки. Однако, можно ожидать некоторого выдавливания расплава наружу во время лазерного импульса, величина которого определяется уравнением (1.5). В соответствии с расчётом, выдавливание Д V, / 5 составляет 7 нм/импульс при длительности лазерного импульса 15 не. При расчётах использовались значения плотности р кремния [20, 22]:
П -5 -5 -5 -5
твердого при 25 С - 2,33*10 кг/м, расплавленного - 2,2*10 кг/м.
Из таблицы 2 также следует, что глубина расплава (0.1 мкм) имеет меньшую величину, чем длина тепловой волны в твёрдой фазе (0,24 мкм) при одинаковой длительности лазерного импульса (10 - 12 нс).
Толщина скин-слоя поглощения излучения в среде равна:
8 = ^, (1.17)
где г| - коэффициент экстинкции излучения в веществе. Как найдено в [10], для расплавленного кремния при температуре расплава, изменяющейся в пределах 1700К - 2800К, А,=1,06 мкм коэффициент экстинкции (мнимая часть комплексного коэффициента преломления среды) равен г|«8 - 6,5; при А, =0,53 мкм Л *5,5- 4,6. Получим на нижней границе температурного диапазона значения 8 =0,02 мкм и 8=0,015 мкм, соответственно. Скин-слой подложки нагревается непосредственно поглощённым излучением, а не за счёт теплопроводности, поэтому его толщину необходимо добавить к значению глубины проплавления; поправка существенна при использовании лазерных импульсов длительностью порядка наносекунды и интенсивностью поглощённого излучения порядка 1012 Вт/м2 (последняя строка таблицы 2).
Рассмотрим модель получения полупроводниковых микростолбиков с использованием испарительного гидромеханического действия излучения.
Подобный процесс применяется в случае лазерного сверления металлов, при котором испаряющийся в отверстии материал выталкивает расплав по краям отверстия [1,2,14,16], при этом используется лазерное нагревание до температуры кипения и интенсивного испарения. В указанных работах исследованы процессы сверления металлов микро- и миллисекундными импульсами излучения, жидкая фаза выбрасывается в виде капель [11,12,13].
Наши эксперименты показали возможность получения полупроводниковых структур при использовании наносекундных лазерных импульсов. Для оценок параметров происходящих при этом физических процессов воспользуемся теплогидродинамической моделью лазерного сверления металлов [2] с выносом расплава из лунки в установившемся режиме одиночным лазерным импульсом. Предполагается, что лунка на поверхности подложки уже существует, она сформирована предшествующими лазерными импульсами. Данный импульс нагревает донышко и боковые стенки лунки, плавит их на глубину, равную суммарной толщине скин-слоя и (расстояние между фронтами
плавления и испарения), вызывает испарение жидкой фазы; давление пара является насыщенным при температуре расплава. Пар своим давлением приводит жидкий слой в движение вдоль подстилающей поверхности и вытесняет жидкость на край лунки. Если динамический напор движущегося слоя больше сил, вызванных поверхностным натяжением расплава, происходит выплеск расплава из лунки по касательной к боковой поверхности лунки.
Приращение температуры подложки под действием лазерного излучения в центре фокального пятна при гауссовском распределении интенсивности излучения по пятну определяется формулой:
1-Я 1л
1/2
АГ= - " (1.18)
42 ктрс
Толщина слоя расплава в установившемся режиме определяется толщиной скин-слоя в полупроводнике и скоростями движения фронта плавления и фронта испарения. При увеличении интенсивности излучения фронт испарения приближается к фронту плавления, но в полупрозрачном полупроводнике расстояние между ними не может быть меньше толщины скин-слоя, так как излучение распространяется в веществе с много большей скоростью, чем тепло распространяется путём теплопроводности [23,24,25]. При предельно больших интенсивностях излучения толщина слоя расплава поэтому равна толщине скин-слоя:
(1Л9)
12 2
При интенсивности излучения порядка 10 Вт/м и меньшей скорость движения фронта расплава при лазерном облучении подложки определяется формулой [14]:
и =-------1~К 7°------, (1.20)
™ рЬш / М + рсТпл К }
где Ьш - теплота плавления, Дж/моль (для кремния 49,8 кДж/моль), Тш - температура плавления (для кремния 14150С);
скорость движения фронта испарения определяется формулой:
1-Д /0
(1-21)
РКсп / М + РСТшп
где Ьисп - теплота испарения Дж/моль (для кремния 356 кДж/моль), Ткип - температура кипения (для кремния 32490С) [20, 22].
Вычисление показывает, что скорость фронта расплава составляет 95 м/с,
толщина расплавленного слоя х’пл= иш- иисп т, образующегося под действием
12 2
лазерного импульса длительностью 15 не и интенсивностью 10 Вт/м равна 0,04 мкм. С учётом толщины скин-слоя общая толщина хш = х'пл + <5=0,06 мкм.
Для давления насыщенного пара известна формула [16, 17]:
Т
Рпас=Р0—&ХР
Т Л
Ь
Я
т
(1.22)
здесь Т и Т0 - температуры насыщенного пара при его давлении рнас и р0. При расчётах принималось: р0 и Т0К - давление пара при температуре кипения и
температура кипения расплава,
Т = АТ + 273К.
Условие выплеска расплава
универсальная газовая постоянная,
р >- а/ х
г нас п
(1.23)
Таблица 3
Вычисление параметров лазерного облучения кремния, обеспечивающих выплеск расплава в режиме с учётом испарения
/0, Вт/м2 Т, нс АТ Рнас , Па хш, мкм О/ Хпл , Па
4- 10" 15 3292 1,65-105
5-10" 15 4240 1,85- 10ь 0,04 Р»ас<Ь1Хш
1012 15 8700 4Д-108 0,06 1,25 -107
Приведённые в таблице оценочные результаты свидетельствуют о возможности выплеска кремния на краю лунки расплава, полученной в фокальном пятне под действием лазерного импульса длительностью 15 нс и интенсивностью 1012 Вт/м2 .
Рассмотрим далее возможности формирования вертикальных столбиков при попадания паров кремния, возникших при лазерном испарении кремния в лунке, на структуры выплеска.
Толщина слоя кремния, нарастающего на поверхностях структур, определится потоком падающих на поверхность атомов, коэффициент прилипания атомов к поверхности равен единице.
Во время лазерного импульса пар кремния заполняет объем лунки, имеет давление р . Давление в лунке много больше атмосферного, поэтому можно не учитывать противодавление атмосферы. В работе [16] рассмотрена гидродинамика разлёта пара. Показано, что при малых длительностях лазерного импульса нагревание пара лазерным излучением пренебрежимо мало; начиная с расстояния от поверхности две - три длины свободного пробега атомов пар расширяется и будет конденсироваться при движении; если размеры образующихся капель порядка 0.1 мкм, их температура и скорость движения мало отличаются от соответствующих значений пара. Молекулы пара, испускаемые поверхностью, имеют изотропное максвелловское
распределение по скоростям в телесном угле 2ж с температурой, равной температуре поверхности и концентрацией, соответствующей давлению насыщенного пара при этой температуре. После прохождения указанного расстояния вследствие перераспределения энергии у частиц состояние пара изменяется, становится изотропным в телесном угле Аж, уменьшаются его температура - до значения Т «0,65Г, концентрация частиц - до значения п «0,312и, полный поток пара - до значения «0,82уто; массовая скорость пара увеличивается, вплоть до (для одноатомного газа) значения равного скорости звука в среде пара.
В цитируемой работе динамика разлёта пара рассматривается в одномерном случае, когда боковое расширение пара считается несущественным; не учитывается влияние стенок образующейся лунки.
Для определения скорости конденсации пара на структурах, расположенных на краю лунки, необходимо учитывать скорость бокового расширения потока пара. Угловую направленность tg^|/ движения атомов в потоке можно оценить как отношение поперечной скорости атомов, равной их среднеквадратичной скорости теплового движения в потоке, к массовой скорости потока:
Вычисление этой величины дает значение у/ ~ 53". Таким образом, боковое расширение потока пара является в рассматриваемом случае существенным, образование столбиковой структуры на краю формируемой лазерным излучением лунки можно с небольшой погрешностью считать погруженными в поток пара.
Количество N молекул пара, сталкивающихся с единицей поверхности за время т лазерного импульса, определяется уравнением [16], которое для вертикально относительно поверхности подложки стоящих столбиков можно представить в виде:
(1.24)
= Ч, /11 ■
(1.25)
М=4ПЯасЧвТ8Шу,
(1.26)
где среднеквадратичная скорость атомов равна
(1.27)
- Р
концентрация молекул пара пнас = £-Щ=-,
кТ
к - постоянная Больцмана, т0 - масса атома пара, Т - температура пара. Учитывая (1.26), (1.27) и (1.28), найдем выражение для массы вещества, осаждающегося из пара на единицу поверхности за время импульса:
(1.29)
Толщина осаждающегося слоя равна
(1.30)
12 2
Расчёт при интенсивности излучения /0=ЫО Вт/м даёт значение тол-
щины плёнки кремния, осаждающейся на поверхность структуры за один лазерный импульс: И = 0,22 мкм. Можно сделать вывод о значительной роли конденсации атомов пара на формирование столбиков на поверхности.
Общая картина формирования столбиков, следующая из рассмотренных моделей, таким образом, включает образование на краях лунки выступов за счёт выдавливания расплава со стенок лунки под давлением пара, образованного при лазерном испарении расплава, и увеличение их высоты при конденсации пара. Образование столбиков происходит при многократном повторении лазерного облучения [25,31].
Самообразования микростолбиковых структур на поверхности кремниевых подложек с использованием лазерной активации процессов подтверждено экспериментально. При условиях облучения кремниевых пластин, по порядкам величин близких к расчётным, формируются столбиковые структуры высотой 8 - 10 мкм.
К итогам работы можно отнести также выяснение на качественном уровне влияния на формирование трехмерных кремниевых структур некоторых физических условий, в том числе, укорочения длительностей лазерного облучения для инициации процессов самообразования структур до наносекундного уровня, учёт некоторой прозрачности кремния к излучению, возможность формирования структур при сравнительно низких «не испарительных» интенсивностях излучения за счёт эффекта увеличения объема кремния при расплавлении, выдавливание расплава кремния действием излучения большей интенсивности, влияние конденсации пара кремния при формировании вертикальных микростолбиков.
1. Взаимодействие лазерного излучения с металлами / А.М. Прохоров, В.И. Конов, И. Урсу, И.Н. Михэилеску. - М.: Наука, 1988. - 537 с.
2. Арутюнян, Р.В. и др. Воздействие лазерного излучения на материалы / Р.В. Арутю-нян, В.Ю. Баранов, Л.А. Большов. - М.: Наука, 1989. - 367с.
3. Карлов Н.В., Кириченко Н.А., Лукьянчук Б.С. Лазерная термохимия. Основы и применения. - М.: Центрком. 1995. - 368 с.
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК
4. Чесноков В. В., Резникова Е.Ф., Чесноков Д. В. Лазерные наносекундные технологии: монография / под общ. ред. Д.В. Чеснокова. - Новосибирск: СГГА, 2003. - 300 с.
5. Вейко В.П. Лазерная обработка пленочных элементов / В.П. Вейко. - Л.: Машиностроение, 1986. - 248с.
6. Чесноков Д. В., Чесноков В. В. Лазерное формирование наноразмерных структур // Известия вузов. Приборостроение. - 2009. - Т. 52, № 6. - С. 69-74.
7. Карпик А.П. Программа стратегического развития академии - основа подготовки элитных специалистов для реального сектора экономики // Интеграция образовательного пространства с реальным сектором экономики. - Новосибирск: СГГА, 2012. Ч. 1. - С. 3-6.
8. Чесноков В.В., Чесноков Д.В., Кочкарев Д.В. Исследование влияния сил поверхностного натяжения на процессы формирования микроструктур методом LCVD // Интерэкспо ГЕ0-Сибирь-2012. VIII Междунар. науч. конгр. : Междунар. науч. конф. «Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника, нанотехнологии»: сб. материалов в 2 т. (Новосибирск, 10-20 апреля 2012 г.). - Новосибирск: СГГА, 2012. Т. 2. -С.100-109.
9. Чесноков В.В., Никулин Д.М. Оценка влияния поверхностных сил при формировании нанометровых промежутков между поверхностями оптических устройств // ГЕО-Сибирь-2011. VII Междунар. науч. конгр. : сб. материалов в 6 т. (Новосибирск, 19-29 апреля 2011 г.). - Новосибирск: СГГА, 2011. Т. 5, ч. 2. - С. 12-18.
10. Лямшев Л.М. Лазерное термооптическое возбуждение звука. - М.: Наука, 1989. - 240 с.
11. Кочкарев Д.В. Акустооптический датчик импульсных давлений в атмосфере // Интерэкспо ГЕО-Сибирь-2012. VIII Междунар. науч. конгр. : Междунар. науч. конф. «Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника, нанотехнологии» : сб. материалов в 2 т. (Новосибирск, 10-20 апреля 2012 г.). - Новосибирск: СГТА, 2012. Т. 2. - С. 3-9.
12.Чесноков В.В., Чесноков Д.В., Райхерт В.А. Пьезоэлектрическое возбуждение упругих изгибных волн в свободных тонкоплёночных структурах // ГЕО-Сибирь-2011. VII Междунар. науч. конгр. : сб. материалов в 6 т. (Новосибирск, 19-29 апреля 2011 г.). - Новосибирск: СГГА, 2011. Т. 5, ч. 2. - С. 55-63.
13. Корнеев В.С., Райхерт В.А., Кочкарев Д.В. Экспериментальное определение модуля упругости Юнга многослойной консольной микробалки // ГЕО-Сибирь-2011. VII Междунар. науч. конгр. : сб. материалов в 6 т. (Новосибирск, 19-29 апреля 2011 г.). - Новосибирск: СГГА, 2011. Т. 5, ч. 2. - С. 128-131.
14. Дьюли У. Лазерная технология и анализ материалов. - М.: Мир. 1986. -504с.
15. Корнеев В.С., Райхерт В.А. Анализ факторов, ограничивающих быстродействие МЭМС с электромагнитным управлением // Интерэкспо ГЕО-Сибирь-2012. VIII Междунар. науч. конгр. : Междунар. науч. конф. «Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника, нанотехнологии» : сб. материалов в 2 т. (Новосибирск, 10-20 апреля 2012 г.). - Новосибирск: СГГА, 2012. Т. 2. - С. 58-61.
16. Анисимов С.И. и др. Действие излучения большой мощности на металлы. - М.: Наука. Гл.ред.физ.-мат.лит. 1970, - 272 с.
17. Кузнецов М.В., Кочкарев Д.В. Экспериментальное исследование осаждения тонких пленок металлов методом наносекундного LCVD // Интерэкспо ГЕО-Сибирь-2012. VIII Междунар. науч. конгр. : Междунар. науч. конф. «Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника, нанотехнологии» : сб. материалов в 2 т. (Новосибирск, 10-20 апреля 2012 г.). - Новосибирск: СГГА, 2012. Т. 2. - С. 132-137.
18. Чесноков В.В., Чесноков Д.В., Шергин С.Л. Исследование процессов формирования моноатомных слоев углерода методом LCVD // Интерэкспо ГЕО-Сибирь-2012. VIII Междунар. науч. конгр., 10-20 апреля 2012 г., Новосибирск : Междунар. науч. конф. «Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника, нанотехнологии» : сб. материалов в 2 т. Т. 2. - Новосибирск : СГГА, 2012. - С. 92-99.
19. Ивлев Г.Д., Гацкевич Е.И. Температурное изменение оптических свойств жидкой фазы при наносекундном лазерном плавлении кремния и германия. Физика и техника полупроводников, №11, 1996 г.
20. Полупроводниковая электроника. Свойства материалов. Справочник / П.И. Баранский, В.П. Клочков, И.В. Потыкевич. -Киев: Наукова Думка, 1975-704с.
21. Лазерная ретушь оптической неравномерности воздушных промежутков в многолучевых интерферометрах / Д.В. Чесноков, В.В. Чесноков, Д.М. Никулин, Д.В. Кочкарев // ГЕО-Сибирь-2011. VII Междунар. науч. конгр. : сб. материалов в 6 т. (Новосибирск, 19-29 апреля 2011 г.). - Новосибирск: CrrA, 2011. Т. 5, ч. 2. - С. 113-116.
22. Краткая химическая энциклопедия. Том II. - М.: Советская энциклопедия. 1963. -1086 с.
23. Магунов A. Н. Лазерная термометрия твёрдых тел. - М.: Физматлит. 2001. - 224 с.
24. Лаптев Е.В., Шергин С.Л. Обзор методов формирования локализованных слоев графена // Интерэкспо ГЕО-Сибирь-2012. VIII Междунар. науч. конгр. : Междунар. науч. конф. «Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника, нанотехнологии» : сб. материалов в 2 т. (Новосибирск, 10-20 апреля 2012 г.). - Новосибирск: СГГА, 2012. Т. 2. - С. 87-91.
25. Чесноков Д.В., Чесноков В.В. Гетерофазный процесс лазерно-пиролитического формирования тонких плёнок в условиях адсорбционного ограничения поступления реагентов // ГЕО-Сибирь-2011. VII Междунар. науч. конгр. : сб. материалов в 6 т. (Новосибирск, 19-29 апреля 2011 г.). - Новосибирск: CTTA, 2011. Т. 5, ч. 2. - С. 3-11.
26. Рэди Дж. Действие мощного лазерного излучения. - Пер. с англ. Под ред. Aнисимо-ва С И. - М.: Мир. 1974. - 470 с.
27. Cohen M. I. , Bell. Lab. Rec. 45, 246 (1967).
28. Чесноков В.В., Чесноков Д.В. Микромеханические устройства субпиксельного микросканирования для ИК диапазона спектра // Интерэкспо ГЕО-Сибирь-2012. VIII Междунар. науч. конгр. : Междунар. науч. конф. «Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника, нанотехнологии» : сб. материалов в 2 т. (Новосибирск, 10-20 апреля 2012 г.). - Новосибирск: СГГА, 2012. Т. 2. - С. 110-115.
29. Либенсон М.Н., Яковлев Е.Б., Шандыбина Г.Д. Взаимодействие лазерного излучения с веществом. Часть 1. Поглощение лазерного излучения в веществе. Конспект лекций под ред. В.П. Вейко. - СПб.: СПб ГУ ИТМО, 2008. - 141 с.
30. Вейко В.П. и др. Взаимодействие лазерного излучения с веществом. Силовая оптика. Под ред. чл.-кор. РAН Конова В.И. - М.: Физматлит. - 2008. - 312 с.
31. Карпик A.^ Региональный университет как кластер инновационных знаний / A.fr Карпик, A^. Шабурова // Единое информационно-образовательное пространство современного университета. - Новосибирск: C^A, 2011. - С. 17-22.
© В.В. Чесноков, Д.В. Чесноков, Д.В. Кочкарев, 2013
