CC BY
60
состояниям никеля, и, наконец, вблизи уровня Ферми, большей частью выше него, располагается орбиталь, связанная с й-состояниями титана. Кроме того, некоторое число электронов занимает состояния, в которых они слабо взаимодействуют с окружающими атомами. Такие состояния соответствуют 8- и р-симметрии, причем состояния р-типа преобладают. Полную ПЭС каждого сплава можно приблизи-, , , соответствующие концентрации атомов каждого типа, а затем прибавив к резуль-, .
Особенности электронной энергетической структуры тетрагональных сплавов Сы-Тг-Жг позволяют объяснить некоторые из их физических свойств. Отношение микротвердости к модулю упругости Юнга является косвенной характеристикой степени ионности химической связи в соединении: чем больше это отношение, тем выше степень ионности химической связи. В сплавах Сы1-хЖ1хТ1 это отно шение ниже, чем в интерметаллиде СыТ [1]. В то же время измерение сдвигов внутренних 2р-уровней говорит о практическом отсутствии переноса электронного заряда между атомами [2]. Согласно данным расчетов величина переноса заряда не превышает 0,05е, где е - элементарный заряд. Все это свидетельствует об отсутствии ионной составляющей химической связи как в СыТг, так и в Сы1-хЖ1хТ1. Объяснить увеличение пластичности Сы1-хЖ1хТ1 по сравнению с СыТг можно следующим образом. В кристаллической решетке типа СыТ1 атомы меди и титана образуют двойные слои, которые чередуются друг с другом. Расчеты показывают, что в СыТ1 направленные связи медь - медь и титан - титан более интенсивны, чем связи медь - титан. Это приводит к тому, что электронная плотность внутри двойных слоев атомов одного сорта выше, чем между слоями. Как следствие этого, монокуприд титана имеет довольно высокую хрупкость. При замещении одного из атомов меди на атом никеля усиливается взаимодействие между подрешетками. Это приводит к более равномерному распределению электронной плотности в кристалле, а следо-, -шению пластичности сплавов Сы 1-хЖ1хТ1 по сравнению с мо нокупридом титана.
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК
1. Матвева Н.М.,Ковернистый Ю.К.,Матлахова Л.А.,Фридман З.Г.,Лобзов МЛ. // Металлы. 1987. №4. С.97-104.
2. Гелиус У.,Колпачев А.Б.,Колпачева О.В.,Никфоров И.Я.,Чуларис А.А. // Журнал структурной химии. 2000. 42. №4. С.695-700.
УДК 621. 382
АХ. Захаров, НА. Филипенко МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССА ПЛАНАРНОГО ГЕТТЕРИРОВАНИЯ
В технологическом процессе изготовления интегральных микросхем нашли применение методы планарного геттерирования электрически активных дефектов (ЭАД) полупроводниковых подложек [1]. В работе [2] экспериментально показана возможность эффективного планарного геттерирования нарушенным слоем (НС) рабочей стороны Бьподоожки, сформированным электроискровой обработкой ( ).
планарного геттерирования с использованием ЭИО.
Известия ТРТУ
Специальный выпуск
В основу модели положена задача Фишера о диффузии примеси в монокристалле, содержащем структурно-неоднородные области. Полученные авторами [3] решения данной задачи были дополнены учетом составляющей потока атомов , -ласти, и применены для расчета распределения атомов Ь1, выбранных в качестве одних из возможных представителей ЭАД границы раздела 81 - 8102. Результатом моделирования явилось качественное совпадение расчетного распределения атомов Ь1 с экспериментальным распределением плотности поверхностных состояний на границе 81 - 8102 в МДП-структурах, прошедеших планарное геттерирование [2]. Полученные решения позволяют выбирать оптимальные температурновременные и энергетические режимы планарного геттерирования ЭАД с использо-.
БИБЛИОГРДФИЧЕСКИЙ СПИСОК
1. Литовченко В.Г.,Романюк Б.Н. Эффект анизотропного геттерирования в планарных структурах // Физика и техника полупроводников. 1983. Т.17. Вып.1. С.150-153.
2. Захаров А.Г.,Котов В.Н.,Кракотец КА. Планарное геттерирование дефектов в МДП-структурах / /Известия ТРТУ. 2001. №1. С.27.
3. Бпиное Ю.Ф.,Захаров А.Г.,Мопчанов Ю.И.,Сеченов Д.А. Расчет распределения примеси при диффузии в кристалле твердого тела с неоднородными слоями // Известия вузов. Физика. 1977. №10. С.12-16.
УДК 538.3
И.И. Красюк, ЕЛ. Погорелов
ФАЗОВЫЙ ПОРТРЕТ ЗАРЯЖЕННОЙ ЧАСТИЦЫ В ЗАМЕДЛЕННОЙ ЦИРКУЛЯРНО ПОЛЯРИЗОВАННОЙ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЙ ВОЛНЕ, РАСПРОСТРАНЯЮЩЕЙСЯ ВДОЛЬ МАГНИТОСТАТИЧЕСКОГО ПОЛЯ
Построенный в [1,2] гамильтонов формализм позволяет рассматривать движение частицы в электромагнитной волне, бегущей вдоль магнитостатического
,
0 <Q <2п, R = (2by+F)1/2 >0, (1)
где b - безразмерная индукция магнитостатического поля, у - релятивистский фактор, F - точный интеграл движения.
(1) , Q, R
.
X = X + r, y = Y , (2)
где
X = R cosQ, Y = R sinQ , (3)
уравнение фазовой траектории, полученное в [1, 2], приводится к виду
(X2 + y2 — 2rx )2 — 12( X2 + y2) — к = 0, (4)
