CC BY
23
15. Naberezhnov, A. Inelastic neutron scattering study of the relaxor ferroelectric PbMg^3Nb2/3O3 at high temperatures [Text] / A. Naberezhnov, S. Vakhrushev,
B. Dorner [et al.] // Eur. Phys. J. B.- 1999.- Vol. 11.-P. 13-20.
16. Wakimoto, S. Ferroelectric ordering in the relaxor PbMg1/3Nb2/3O3 as evidenced by low-temperature pho-non anomalies [Text] / S. Wakimoto, C. Stock, R. Birge-neau [et al.] // Phys. Rev. B.- 2002.- Vol. 65, No. 17.-P. 172105 (4).
17. Gehring, P.M. Reassessment of the Burns temperature and its relationship to the diffuse scattering, lattice dynamics, and thermal expansion in relaxor PbMg1/3Nb2/3O3 [Text] / P.M. Gehring, H. Hiraka, C. Stock [et al.] // Phys. Rev. B.- 2009.- Vol. 79, No. 22.- P. 224109 (14).
18. Hirota, K. Neutron diffuse scattering from polar nanoregions in the relaxor PbMg1/3Nb2/3O3 [Text] / K. Hirota, Z. Ye, S. Wakimoto [et al.] // Phys. Rev. B.-2002.- Vol. 65, No. 10.- P. 104105 (7).
19. Stock, C. Strong influence of the diffuse component on the lattice dynamics in PbMg1/3Nb2/3O3 [Text] /
C. Stock, H. Luo, D. Viehland [et al.] // Journal of the Physical Society of Japan.- 2005.- Vol. 74, No. 11.-P. 3002-3010.
20. Gehring, P. Soft mode dynamics above and below the Burns temperature in the relaxor PbMg1//3Nb2/3O3 [Text] / P. Gehring, S. Wakimoto, Z. Ye, G. Shirane // Phys. Rev. Lett.- 2001.- Vol. 87, No. 27.- P. 277601 (4).
21. Burkovsky, R. Inelastic and quasielastic neutron scattering in PbMg1/3Nb2/3O3 above the Burns temperature [Text] / R. Burkovsky, S.B. Vakhrushev, K. Hirota, M. Matsuura // Ferroelectrics.- 2010.- Vol. 400.-P. 372-386.
22. Вахрушев, С.Б. Двухмодовое поведение в релаксоре PbMg1/3Nb2/3O3 [Текст] / С. Б. Вахрушев, Р.Г. Бурковский, С. Шапиро, А. Иванов // Физика твердого тела.- 2010.- Т. 52.- С. 838-841.
23. Sun, L. Phonon-mode hardening in epitaxial Pb-TiO3 ferroelectric thin films [Text] / L. Sun, Y. Chen, L. He [et al.] // Phys. Rev. B.- 1997.- Vol. 55, No. 18.-P. 12218-12222.
24. Ostapchuk, T. Origin of soft-mode stiffening and reduced dielectric response in SrTiO3 thin films [Text] / T. Ostapchuk, J. Petzelt, V. Zelezny [et al.] // Phys. Rev. B.- 2002.- Vol. 66, No. 23.- P. 235406 (12).
25. Hao, J. Dielectric properties of pulsed-laser-de-posited calcium titanate thin films [Text] / J. Hao, W. Si, X. Xi [et al.] // Appl. Phys. Lett.- 2000.- Vol. 76.- P. 3100 (3).
УДК 539.21
П.А. Карасёв, А.И. Титов, М.В. Улла, Ф. Джурабекова, А. Куронен, К. Нордлунд
МОЛЕКУЛЯРНО-ДИНАМИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ
ДЕФЕКТОВ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ GaN АТОМАРНЫМИ И МОЛЕКУЛЯРНЫМИ ИОНАМИ
Проводимые в течение последних десятилетий интенсивные исследования нитрида галлия GaN позволили существенно продвинуться как в понимании фундаментальных свойств данного материала, так и в очень широком диапазоне его возможного практического использования. Это касается как процессов выращивания, так и способов модификации свойств при создании тех или иных приборов. Однако комплексный состав GaN и высокая степень ионности химических связей обуславливает сложность процессов, происходящих как при его получении, так и при обработке.
Ионная имплантация является важнейшей составляющей полупроводниковой технологии, поскольку она используется для контролируемого введения атомов примеси. Однако облучение кристаллических веществ ускоренными ионами всегда приводит к формированию структурных нарушений, которые в свою очередь также изменяют свойства материала. Образующиеся в результате ионного воздействия дефекты структуры чаще всего нежелательны, поскольку снижают электропроводность, вводят уровни рекомбинации и т. п. В то же время
последнее может играть и положительную роль, так как модификация материала через введение радиационных дефектов может приводить к существенному росту скорости работы электронных и оптоэлектронных полупроводниковых приборов [1, 2]. Таким образом, бомбардировка ускоренными ионами позволяет не только легировать, но и решать задачи инженерии дефектов путем варьирования массы и энергии ионов. Дополнительным инструментом на этом пути является использование молекулярных и кластерных ионов, поскольку в этом случае большую роль должны играть коллективные нелинейные эффекты.
Интенсивные исследования ионного повреждения поверхностных слоев GaN начались в 90-е годы, когда были разработаны технологии получения образцов достаточно высокого качества. К настоящему времени накоплен уже сравнительно обширный экспериментальный материал (см., например, обзор [3]). В частности, оказалось, что в этом случае даже при температуре жидкого азота большую роль играет динамический отжиг, то есть рекомбинация дефектов в процессе облучения. Так например, вследствие этого явления в GaN не наблюдается формирования разупорядоченных областей при попадании одного иона (даже при самых плотных каскадах смещений), то есть он обладает высокой радиационной стойкостью. Что же касается закономерностей образования дефектов кристаллической структуры при имплантации в нитрид галлия молекулярных и кластерных ионов, то полученные нами ранее данные [4, 5] свидетельствуют о проявлении сверхлинейности дефектообразования вблизи поверхности, где вероятно перекрытие индивидуальных каскадов смещений, создаваемых компонентами молекулы. Кроме того, в работе [5] показано, что при большой плотности каскада смещений, созданного атомарным ионом, формирование стабильных дефектов также нелинейно растет. Однако несмотря на довольно интенсивные исследования дефектообразова-ния в нитриде галлия, происходящие процессы во многом еще не поняты.
Настоящая работа посвящена численному моделированию взаимодействия атомарных
Р, Ag) и молекулярных (PF2, PF4) ионов с нитридом галлия методом молекулярной динамики.
Методика расчетов
Для моделирования решетки мишени взаимодействие между атомами галлия и азота описывались предложенным в работе [6] многочастичным Терсофф-потенциалом. Связи атомов в молекулах PF2 и PF4 моделировались при помощи потенциала Леннарда—Джонса
V (r) = 4е[( о/ r )12- (а/ r )6].
Параметры подбирались таким образом, чтобы корректно описать длины, энергии и углы связей между атомами. В соответствии с данными работ [7 — 9], энергии диссоциации е составляли 4,60 и 1,66 эВ, а длины связей с — 1,408 и 2,131 Á для взаимодействия между атомами P — F и F — F соответственно. Универсальный потенциал Зиглера—Бирзака—Литтмарка [10] гладко сшивался с каждым из них для описания взаимодействия частиц с большими энергиями. Электронные потери рассчитывались кодом SRIM [10] (версия 2008.04) и учитывались как сила трения для частиц с энергией выше 1 эВ.
Расчеты проводились разработанным ранее кодом PARCAS с адаптивным шагом по времени [11, 12]. Перед началом облучения созданная расчетная ячейка нитрида галлия со структурой вюрцита размерами 111 х 110х 109 Á(120 000 атомов) выдерживалась при 300 K. Ионы направлялись на открытую поверхность (0001) под углом 7° к нормали для подавления эффектов каналирования. Место падения очередного иона выбиралось случайным образом путем сдвига ячейки в поперечных направлениях. На боковых гранях использовались периодические граничные условия. Нижние атомы ячейки жестко закреплялись, чтобы избежать дрейфа. Избыток тепла, принесенный падающим ионом, удалялся применением контроля температуры по Берендсену [13] на периодических границах. Контроль давления не осуществлялся, поскольку в системе присутствовала открытая поверхность. Количество точечных дефектов определялось путем сравнения текущего состояния с исходной решеткой по методике анализа полиэдров Вороного. Пустые полиэдры считались вакансиями, полиэдры с двумя и более атомами — междоузлиями, и полиэдры с одним атомом, тип которого не совпадает с исходным, — антисайтами [14, 15]. Для набора статистики было промоделировано
20 независимых событий падения каждого из рассматриваемых ионов. После каждого события образец возвращался в исходное состояние, выполнялся поперечный сдвиг, и начиналось моделирование следующего события. Энергии всех падающих ионов составляли 50 эВ/а.е.м. (0,95; 1,55; 5,35; 3,45 и 5,35 кэВ для ионов ^ Р, Ag, PF2 и PF4 соответственно).
Результаты и обсуждение
Зависимости среднего количества вакансий в мишени от времени для всех рассмотренных ионов представлены на рис. 1,а. Ход кривых для междоузельных атомов и дефектов замещения практически повторяет уже приведенные и имеет все те же особенности, поэтому они не представлены. Видно, что с ростом массы иона увеличивается и максимальное количество дефектов, возникающих в ходе взаимодействия. После остывания каскада полное количество вакансий, созданных ионами серебра или PF4 уменьшается примерно в 10 раз, а для более легких ионов — приблизительно в 5 — 7 раз. Это значение доли рекомбинации меньше, чем на-
Рис. 1. Кинетика интегральной генерации вакансий при бомбардировке GaN различными ионами, а также количество атомов мишени в жидкой фазе при ее бомбардировке ионами А§ и РБ4 (а). Кинетика генерации вакансий для ионов РБ2 (б) и РБ4 (в) и соответствующие линейные комбинации
блюдалось ранее в расчетах для металлических мишеней (около 50) [16], но больше, чем получено для кремния, в котором она составляет около 2 — 3 [14]. Из экспериментов известно (см., например, [16] и ссылки в ней), что металлы обладают высокой радиационной стойкостью и их невозможно перевести ионным облучением в аморфное состояние ввиду сильного динамического отжига генерируемых ионами точечных дефектов. В кремнии, наоборот, динамический отжиг довольно слаб, поэтому он легко амор-физуется [17]. В нитриде галлия по имеющимся экспериментальным данным [3] динамический отжиг проявляется сильнее, чем в кремнии, но слабее, чем в металлах. Таким образом, этот результат нашего моделирования находится в соответствии с экспериментальными данными.
Из экспериментов также известно [4, 5], что существенную роль в формировании радиационных нарушений в нитриде галлия играет плотность каскадов смещений, формируемых падающим ионом. В частности, при превышении некоторого критического значения этой плотности возникает нелинейный рост скорости дефектообразования по сравнению с величинами, следующими из приближения парных столкновений. Полученные нами расчетные данные тоже показывают нелинейный рост генерации точечных дефектов. На рис. 1,б, в представлены зависимости числа сгенерированных вакансий от времени для молекулярных ионов и количества вакансий, полученных из линейных комбинаций генерации ионами фтора и
фосфора ^ас(Р):
Nvac(PFй)=Nvac(P)+«•Nvac(F).
Если нелинейности образования первичных дефектов в каскадах нет, то кривые на обоих рисунках должны совпадать. Однако видно, что для более тяжелой молекулы PF4 генерация вакансий приблизительно в три раза выше при временах менее 2,5 пс. Для молекулы PF2 она лишь ненамного превышает суперпозицию генераций компонентов, причем поскольку в максимальную величину может давать вклад рассмотренный ниже эффект упругих колебаний решетки, можно сказать, что нелинейности в этом случае не наблюдается. После момента 2,5 пс кривые совпадают, что дополнительно иллюстрируется данными таблицы, где также приведены статистические погрешности рас-
Результат анализа образования простейших дефектов различными ионами (усреднение по 20 независимым событиям) после термализации каскада (20 пс)
Ион Масса, а.е.м. Энергия, кэВ Финальное количество
вакансий междоузель-ных атомов антисайт-дефектов распыленных атомов
F 19 0,95 5±1 5±1 4±1 1
P 31 1,55 9±2 8±1 8±1 1
Ag 107 5,35 37±5 32±3 33±3 2
PF2 69 3,45 14±1 16±1 17±1 4
PF4 107 5,35 29±3 28±2 32±3 7
четов. Таким образом, несмотря на обнаруженный нами для иона PF4 нелинейный рост генерации точечных дефектов на начальном этапе взаимодействия, вклада в их полное окончательное количество этот эффект не вносит. В то же время нелинейность в эволюции каскада молекулярного иона должна иметь наибольшее значение вблизи поверхности, где атомы, составлявшие молекулу, еще не успели далеко «разбежаться». Помимо финального количества всех дефектов в таблице приведены средние коэффициенты распыления, которые, как это следует и из экспериментальных данных [18], показывают, что распыление молекулярными ионами более эффективно по сравнению с суммарным воздействием ее компонентов.
Рис. 1,а также показывает, что для тяжелых ионов Ag и PF4 наблюдается появление еще одной особенности — дополнительного максимума примерно через 2 пс после падения иона на мишень. Моделирование нескольких событий на ячейках с утроенными линейными размерами показало, что этот максимум не является расчетным артефактом, вызванным размерными эффектами и/или жестко зафиксированной нижней границей. Еще одной причиной подобного поведения может быть обратный переход потенциальной энергии, накопленной атомами решетки, в кинетическую, что будет сопровождаться ростом числа смещенных атомов. Однако поскольку температура системы монотонно убывает в ходе всего взаимодействия, этот эффект в наших расчетах также не играет роли. Визуальная проверка динамики структуры позволяет предположить, что появление второго максимума вызвано локальными упругими колебаниями
решетки. Последние приводят к выходу части атомов в изгибающихся как целое цепочках из исходных полиэдров. Этот эффект может также давать вклад и в величину первого максимума, приводя к завышению количеств дефектов и коэффициентов рекомбинации. В то же время для более легкого иона PF2 видимая амплитуда колебаний чрезвычайно мала, а для атомарных ионов фтора и фосфора колебаний вообще не видно. Максимальные концентрации дефектов для легких атомарных ионов достигаются быстрее, чем для тяжелого иона серебра, и тем более для молекулярного иона PF4. Причем момент максимальной концентрации вакансий для легких ионов (около 0,18 пс) практически совпадает с моментом образования наибольшего количества атомов в жидкой фазе для тяжелых ионов (см. рис. 1,a). Представляется разумным предположить, что именно этот момент и следует рассматривать как наиболее подходящий для сравнения результатов наших расчетов с данными, получаемыми в рамках модели бинарных взаимодействий, например кодом TRIM.
На рис. 2 символами представлены полученные нами распределения вакансий по глубине нитрида галлия для различных ионов в моменты 0,18 и 20 пс, то есть при максимальном развитии каскада смещений и после его полного остывания. Кроме того, там же приведены соответствующие кривые, полученные кодом TRIM (версия TRIM 2003.26) с пороговой энергией смещения 25 эВ для обеих подрешеток. Генерация вакансий для молекул в этом случае определялась как линейная комбинация генераций их компонентов. Видно, что во всех случаях большую роль играет динамический от-
1,5 1,0 0,5 0,0
s
о X
сЗ
у
СП О
5
S
Глубина, А
Рис. 2. Распределения по глубине вакансий, созданных различными ионами, в момент максимального развития (0,18 пс, закрытые символы) и после полного остывания каскада (20 пс, открытые символы).
Сплошными линиями показаны распределения, рассчитанные программой TRIM
жиг внутри каскада, в ходе которого сформированные на начальном этапе точечные дефекты рекомбинируют. Причем распределения дефектов, оставшихся после термализации каскада, сильно сдвинуты к поверхности мишени по сравнению с распределением потерь в упругих столкновениях. Поскольку эти оставшиеся дефекты будут участвовать в процессах вторичного дефектообразования, распределения устойчивых дефектов также будут сдвинуты к поверхности по сравнению с первоначальной генерацией. Это может быть одной из причин наблюдаемого в экспериментах формирования аморфного слоя на поверхности нитрида галлия.
Из рис. 2 нетрудно заметить, что для ионов F, P и даже PF2 распределения вакансий в момент 0,18 пс неплохо согласуются с расчетами в приближении парных взаимодействий,
за исключением приповерхностной области протяженностью примерно до 10 А, где нами получены чуть более высокие значения. В то же время концентрации дефектов, создаваемых тяжелым атомарным ионом серебра, по нашим данным существенно (приблизительно в 2 раза) выше, чем следует из TRIM, вплоть до глубин около 25 А. То есть для этого иона обнаружен нелинейный (по сравнению с приближением бинарных столкновений) рост генерации. Еще более ярко обнаруженный эффект иллюстрируется распределением вакансий для молекулы PF4, имеющей такую же массу и энергию, что и ион Ag. До глубин ~20 А мы видим почти вдвое более высокие количества вакансий, а на больших глубинах кривые практически совпадают, причем «выключение» режима нелинейности происходит скачком, в очень малом диапазоне глубин. Отметим существенную разницу в распределениях дефектов, остающихся после попадания в GaN ионов PF4 и Ag. Из рис. 2 видно, что атомарный ион создает протяженное в глубь мишени распределение, в то время как для молекулярного иона генерация велика вблизи поверхности и мала на глубине. Этот факт объясняется тем, что молекула диссоциирует вблизи поверхности, после чего количество как мгновенных, так и остаточных дефектов резко снижается. То есть нами обнаружено проявление молекулярного эффекта.
Рис. 3 дополнительно иллюстрирует особенности генерации дефектов молекулярными ионами. На нем приведены распределения по
30 40 50
о
Глубина, А
Рис. 3. Распределения вакансий, созданных молекулярными ионами PF2 и PF4, по глубине в момент 0,18 пс и соответствующие линейные комбинации Р + 2F и Р + 4F
глубине генерации для ионов PFИ и линейные комбинации генераций компонентами молекул. Подчеркнем, что все данные на рис. 3 получены именно в ходе МД-расчетов. Видно, что для молекулы PF2 кривые практически совпадают, демонстрируя линейный характер взаимодействия, а для молекулы PF4 наблюдается образование повышенного количества дефектов от поверхности мишени до ~ 20 А. Единственной причиной наблюдаемых явлений могут быть коллективные процессы, которые возникают вследствие пространственной близости смещений, производимых атомами, входившими в молекулу. Анализ процесса «раз-бегания» атомов-компонентов молекулярных ионов показывает, что расстояние между ними в среднем растет примерно до 15 А за время проникновения центра масс молекулы на такое же расстояние. По нашим оценкам, это происходит за время около 0,02 пс, после чего в пределах проникновения, по-видимому, и начинается развитие перекрывающихся индивидуальных каскадов. В этой же области и наблюдается (по нашим расчетам) отклонение от линейности для молекулы PF4, то есть для нее проявляется молекулярный эффект.
Таким образом, при облучении тяжелыми ионами Ag и PF4 в момент, когда концентрация точечных дефектов в нитриде галлия становится максимальной, проявляется эффект увеличения их количества. Для иона PF2 подобной нелинейности не выявлено. Сильная внутрикаскадная рекомбинация приводит к исчезновению повышенных концентраций точечных дефектов за времена порядка 4 пс. В результате остаточное количество дефектов после попадания молекулярного иона равно сумме дефектов, созданных при независимом падении его компонентов. Однако следующий молекулярный ион попадет в более силь-
но нарушенную мишень. Поэтому с ростом флюенса молекулярных ионов (1 атом в наших расчетах соответствует флюенсу порядка 1012 см -2) как генерация точечных дефектов, так и формирование устойчивых повреждений может происходить более эффективно по сравнению с облучением атомарными ионами. Этот вопрос будет рассмотрен в отдельной публикации.
Итак, в работе методом молекулярной динамики исследовано взаимодействие атомарных и молекулярных ионов с нитридом галлия. Показано, что для молекулярного иона PF4, равно как и для тяжелого атомарного иона Аё, в начале взаимодействия проявляется усиленная генерация простейших точечных дефектов по сравнению с уровнем, предсказанным приближением парных взаимодействий. Это связано с нелинейными процессами в каскадах смещений. Для иона PF2 и легких атомарных ионов F и P подобной нелинейности не выявлено. Облучение молекулами PF4 также приводит к образованию повышенного количества дефектов в приповерхностной области мишени до ~ 20 А по сравнению с линейной комбинацией генераций отдельными ионами фтора и фосфора. Сильная внутрикаскадная рекомбинация вызывает исчезновение избыточных концентраций за времена порядка 4 пс. Распределения остаточных концентраций точечных дефектов довольно существенно сдвинуты к поверхности мишени, что может приводить к хорошо известному из экспериментов эффекту роста в этой области аморфных слоев.
Работа выполнена в рамках совместного проекта ENIGAZ, поддержанного РФФИ и Академией Финляндии (грант 10-08-91751-АФ_а). Авторы также благодарят Центр научных вычислений в г. Эспоо (Финляндия) за предоставленное компьютерное время.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Hakkarainen, T. Optical properties of ion irradiated and annealed InGaAs / GaAs quantum wells and semiconductor saturable absorber mirrors [Text]/ T. Hakkarainen, E.-M. Pavelescu, K. Arstila [et al.] // J. Phys. D. Appl. Phys. 2005.- Vol. 38. - Р. 985-990.
2. Yoshita, M. Mode locking of a GaInN semiconductor laser with an internal saturable absorber [Text]/ M. Yoshita, M. Kuramoto, M. Ikeda, H. Yokoyama // Appl. Phys. Lett. - 2009. - Vol. 94. - Р. 061104 (1-3).
3. Kucheyev, S.O. Ion implantation into GaN [Text]/ S.O. Kucheyev, J.S. Williams, S.J. Pearton // Mater. Sci. Eng. - 2001. - Vol. R. 33. - Р. 51-107.
4. Карасёв, П.А. Плотность каскадов смещений в каскаде кластерного иона: методика расчета и влияние на образование структурных нарушений в ZnO и GaN [Текст]/ П.А. Карасёв, А.Ю. Азаров, А.И. Титов, С.О. Кучеев// ФТП. - 2009. - Т. 43. - С. 721-729.
5. Kucheyev, S.O. Energy spike effects in ion-bombarded GaN [Text]/ S.O. Kucheyev, A.Yu. Azarov, A.I. Titov,
P.A. Karaseov [et al.] // J. Phys. D. Appl. Phys. - 2009. -Vol.42.- P. 085309 (1-10).
6. Nord, J. Modelling of compound semiconductors: analytical bond-order potential for gallium, nitrogen and gallium nitride [Text]/ J. Nord, K. Albe, P. Erhart, K. Nordlund// J. Phys. Condensed Matter. - 2003. -Vol. 15. - P. 5649-5662.
7. Saito, S. The microwave spectrum of the PF2 radical in the X2BJ ground vibronic state [Text]/ S. Saito, Y. Endo, E. Hirota// J. Chem. Phys. - 1986. - Vol. 85. -P. 1778-1784.
8. Tschumper, G.S. Structures, thermochemistry, and electron affinities of the PFn and PF-n series, n = 1-6 [Text]/ G.S. Tschumper, J.T. Fermann, H.F. Schaefer// J. Chem. Phys. - 1996.- Vol. 104. - P. 3676-3683.
9. Tao, F.M. On the use of bond functions in molecular calculations [Text]/ F. M. Tao// J. Chem. Phys. -1993. - Vol. 98. - P. 2481-2483.
10. Ziegler, J.F. The stopping and range of ions in matter [Text]: J.F. Ziegler, J.P. Biersack, U. Littmark. -New York: Pergamon, 1985. - 268 c.
11. Ghaly, M. Molecular dynamics investigations of surface damage produced by kiloelectronvolt self-bombardment of solids [Text]/ M. Ghaly, K. Nordlund, R.S. Averback // Phil. Mag. A. - 1999. - Vol. 79. - P. 795-820.
12. Nordlund, K. Molecular dynamics simulation of ion ranges in the 1-100 keV energy range [Text]/ K. Nordlund // Comput. Mater. Sci. - 1995. - Vol. 3. - Р. 448-456.
13. Berendsen, H.J.C. Molecular dynamics with coupling to an external bath [Text] / H.J.C. Berendsen, J.P.M. Postma, W.F. van Gunsteren [et al.] // J. Chem. Phys. 1984.- Vol. 81. - Р. 3684-3690.
14. Nordlund, K. Defect production in collision cascades in elemental semiconductors and fcc metals [Text]/ K. Nordlund, M. Ghaly, R.S. Averback [et al.] // Phys. Rev. B. - 1998. - Vol. 57. - Р. 7556-7570.
15. Nord, J. Molecular dynamics study of damage accumulation in GaN during ion beam irradiation [Text] / J. Nord, K. Nordlund, J. Keinonen// Phys. Rev. B. - 2003. -Vol. 68. - Р. 184104 (1-7).
16. Bjorkas, C. Comparative study of cascade damage in Fe simulated with recent potentials [Text]/ C. Bjorkas, K. Nordlund// Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. B. -2007. -Vol. 259. - Р. 853.
17. Мейер, Дж. Ионное легирование полупроводников (кремний и германий) [Текст]: Дж.Мейер, Л. Эриксон, Дж. Дэвис. - М.: Мир, 1973. - 118 с.
18. Андерсен, Х. Измерения коэффициента распыления [Текст] / Х. Андерсен, Х. Бай // Сб. «Распыление твердых тел ионной бомбардировкой»; под ред. Р. Бериша. - М.: Мир, 1984. - 222 с.
УДК 539.534.9
К.В. Карабешкин, П.А. Карасёв, В.С. Беляков, А.В. Архипов, А.И. Титов
ВЛИЯНИЕ ПЛОТНОСТИ КАСКАДОВ СМЕЩЕНИИ НА ТОПОГРАФИЮ И СДВИГ ПОВЕРХНОСТИ НИТРИДА ГАЛЛИЯ, ОБЛУЧАЕМОГО АТОМАРНЫМИ И МОЛЕКУЛЯРНЫМИ ИОНАМИ
Ионная имплантация широко используется в современной технологии, в частности, при производстве электронных устройств на основе нитрида галлия [1, 2]. Однако для успешного применения ионной имплантации необходимо понимание процессов формирования и трансформации дефектов при внедрении ионов в полупроводниковую матрицу, поскольку образование устойчивых радиационных нарушений
всегда сопровождает внедрение ускоренных ионов в полупроводники. Помимо дефектов, образующихся внутри кристалла, ионное облучение может также вызывать изменение топографии поверхности, которое тесно связано с трансформацией свойств материала в приповерхностных слоях. Так, в случае бомбардировки ионами нитрида галлия GaN внедрение ускоренных ионов сопровождается декомпози-
