CC BY
74
Прокопьев Е.П. , Тимошенков С.П., Графутин В.И., Бритков И.М., Бритков О.М., Евстафьев
С.С.
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПРИРОДЫ И ПЛОТНОСТИ ДИСЛОКАЦИЙ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ МЕТОДОМ ПАС. ОБЗОР
Работа посвящена проблеме определения природы и плотности дислокаций методом ПАС.
Введение
Важными вопросами, которые можно решать с помощью метода позитронной аннигиляционной спектроскопии (ПАС), являются исследования механизмов и динамики возникновения, превращения и исчезновения различного типа позитронных состояний в физике твердого тела и радиационной физике материалов, используемых в атомной и электронной промышленности [1-36], на различных стадиях технологического процесса их получения. В экспериментах по аннигиляции используются радиоактивные р+-изотопы ( 22 Ыа, 64Си и т.д.), испускающие позитроны в интервале энергий от нуля до 700 кэВ; поэтому средние пробеги позитронов в различных материалах, как правило, не превышают величину 150 мкм. Это означает, что подавляющая часть позитронов аннигилирует в приповерхностных слоях исследуемых материалов. В настоящее время развит также новый метод исследования поверхностных свойств твердого тела с помощью медленных позитронов (Е ^ 7 кэВ) на глубины ^ 1 мкм [2]. Основными методами изучения позитронной аннигиляции являются: а) определение спектров углового распределения анниги-ляционных фотонов (УРАФ) I(в); б) изучение спектров временного распределения аннигиляционных фотонов (ВРАФ) , характеризуемых интенсивностями I и временами жизни г,- ; в) измерение доплеровского
уширения аннигиляционной линии (ДУАЛ), характеризуемое линейным параметром 5 - отношение цен-
тральной части аннигиляционного фотопика к площади всего распределения аннигиляционного фотопика.
Метод ВРАФ дает сведения об электронной плотности в месте аннигиляции позитрона, а методы УРАФ и ДУАЛ дают информацию о распределении импульсов электронов и о химическом составе среды, окружающей нанообъекты, в месте аннигиляции. Имеются две группы этих методов ПАС. В первой группе используются медленные позитроны, позволяющие исследовать приповерхностные слои на небольших глубинах. Во второй группе используются быстрые позитроны, проникающие в исследуемый объект на большие глубины > 50 мкм и дающие информацию о типе, концентрации и распределении дефектов во всем объеме твердого тела. Все эти методы уже получили достаточно широкое применение для исследования в современном материаловедении, в частности в атомном и электронном материаловедении (см., например, [1-15]). Настоящая работа посвящена исследованиям методом позитронной аннигиляционной спектроскопии (ПАС) дислокаций в полупроводниках.
Определение природы и плотности дислокаций в полупроводниках методом ПАС
Впервые вопрос о влиянии пластической деформации (наведение дислокаций в монокристаллических образцах полупроводников под влиянием механических воздействий) на спектры УРАФ в германии и кремнии был рассмотрен в [16]. Как известно [17], сведения об изменениях, происходящих при механической обработке в зонной структуре германия и кремния, основаны на исследованиях оптического поглощения (вблизи края спектра поглощения). Полученные результаты указывают на изменение края собственного поглощения Ое, 1пБЬ,ОаЛз, подвергшихся термической обработке. Установлено [18,19], что
при известных условиях Ое и я могут быть пластически деформированы. Удобным методом введения дислокаций оказался метод пластического изгиба, а также растяжения, сжатия и кручения. Максимальная плотность дислокаций, которые могут введены в полупроводники при пластическом изгибе, составляет около 108 см-2.
Обработка поверхности полупроводников (механическая шлифовка, полирование, излом и т.д.) приводит к появлению сильно диструктированного поликристаллического слоя толщиной до десятков мкм [20] с большой плотностью дислокаций. Зонная структура этого слоя может резко меняться и может привести к образованию особых зон, которые проявляют себя как примесные зоны. Для Ое обнаружена
одна зона, для сложных полупроводников 1пБЬ и ОаЛз - две [16].
Следует отметить, что разорванные валентные связи в деформированных образцах способны захватывать электроны, что может привести к образованию значительного числа дырок в материале р - типа и, следовательно, увеличить вероятность аннигиляции позитронов с локализованными валентными электронами, а также привести к изменению спектров УРАФ. Исследования методом УРАФ были приведены на
монокристаллах Ое и с ориентацией (111) с плотностью дислокаций N ~103 см-2 в исходном состоянии и более высокой - в деформированном для двух серий образцов: а) деформированных методом
изгиба и б) методом шлифовки, когда образуется высокая плотность дислокаций ( «1010 см-2) в поверхностном слое до 100 мкм. Изгиб кремния проводился при температурах 690 и 720 0С с нагрузкой
Г =5 и 6 кг/мм2 соответственно. Распределение плотности дефектов, вводимых шлифовкой, определялось по изменению времени жизни возбужденных неравновесных носителей тока [21] и представлено на рис. 1 .
То ЙГ 60 80
с/, мм
Рис. 1. Зависимость величины S, обратной времени жизни возбужденных состояний, от глубины нарушенного слоя d в Ge.
Здесь приведена зависимость величины S — 1/т от глубины слоя (т - время жизни возбужденных неравновесных носителей). Из этого рисунка видим, что основная часть дефектов деформации располагается в слое до 5 0 мкм. В Ое позитрон может проникать на глубины до 200 - 300 мкм [22], но подавляющая их часть исчезает в слое с высокой плотностью дислокаций.
а, мрад
Рис. 2. Угловые распределения аннигиляционных фотонов в Ge: (1) в исходном и (2) в деформиро-
ванном образцах.
На рис. 2 представлены спектры УРАФ в Ое , деформированном методом изгиба, и в исходном состоянии с низкой плотностью дислокаций. Как видим из рис. 2, эти спектры практически неразличимы. Аналогичное явление наблюдается в $ , деформированном двумя указанными способами.
Отсутствие влияния пластической деформации на спектры УРАФ в Ое и $ авторы [16] объясняют взаимным насыщением незаполненных валентностей соседних атомов с образованием валентных связей. При этом концентрация свободных носителей не меняется.
В работах [23,24] исследовались временные спектры деформированных полупроводников ОаЛз и Ое . Остановимся вначале на образцах ОаЛз .
В полупроводниках со структурой цинковой обманки ( 1пБЬ и ОаЛз и т.д.) имеются два вида 60о дислокаций, которые обусловлены тем, что границы обрыва атомных плоскостей содержат только один вид атомов. ОаЛз поэтому имеет Оа - дислокации и Лз - дислокации. Найдено, что эти два вида дислокаций передвигаются с различными скоростями [25]. Это обусловлено различием количества зарядов, накапливаемых этими дислокациями. Поэтому следовало ожидать, что позитронные аннигиляционные спектры деформированных образцов ОаЛз могут содержать в себе информацию об этих зарядах на обоих видах дислокаций.
Концентрация носителей в исследуемых образцах ОаЛз составляла величину «(1 ^5) • 1016 см-3 при комнатной температуре. Главной примесью являлся кремний, что соответствовало образцам п - типа. Образцы для изгиба изготавливались на стандартной установке методом резки полупроводников с плоской поверхностью. Изгибы вдоль оси, параллельной направлению (111) соответствовали стереографическому треугольнику. Радиус кривизны составлял 11 и 6 мм. Последние имели ширину, равную половине прежней ширины образца. С целью снятия поверхностного деформированного слоя использовалось химическое полирование смесью ямоъ (3) - яг(1) - #2<9(2). Затем образцы деформировались на стандартной
установке с резистивным нагревом поверхности при 600 0С в атмосфере аргона. После выгрузки образцы отжигались 1 час при температуре 600 0С с целью осуществления процесса аннигиляции дислокаций с противоположными зарядами и полной полигонизации наведенных дислокаций, а также отжига точечных дефектов. С помощью травления было установлено, что образцы имели однородную деформацию. Изогнутые образцы стравливались смесью ЯГ (5)я202 (3) - ЯО(15) в течение 15 с и при этом обнаруживались
«ямки» с плотностью дислокаций от 2,1 • 107 до 3,3 • 107 см-2.
Измерения временных спектров ВРАФ производились в криостатах, где температура изменялась от 77 до 350 0С. Временное разрешение установки составляло 0,36 нс. Временные спектры анализировались с помощью ЭВМ в рамках нелинейного метода наименьших квадратов. При этом находили следующие параметры т ,Т ,Т, I, -^2, 7з, IА, где /4 - интенсивность фона случайных совпадений и обратного рассеяния.
Результаты измерения времен жизни т и соответствующих интенсивностей I даны в табл.1 и 2.
Времена жизни позитронов и интенсивностей ( ^ —1/ т 1,к - константа скорости захвата позитронов ловушками, а Ху — ^1 к ).
Таблица 1
Времена жизни Т и соответствующиие интенсивности I в деформированных полупроводниках ОаЛз
Образец ^ K р , см 2 Т1 Т2 Т3 11 12 13
нс %
Недерформ. Комн. 4,1-104 0.236 1.05 16.9 98.4 1.3 0.23
77 0.226 0.80 16.0 98.3 1.4 0.40
Ga I Комн. 4,1-104 0 235 0 57 4,05 84 3 15,3 0 44
As I Комн. 4,1-104 0 209 0 49 9,10 78 9 21,0 0 10
343 0 208 0 48 9,10 75 5 24,4 0 10
77 0 202 0 45 3,80 82 3 17,6 0 10
Ga II Комн. 3,3-107 0 218 0 52 3,37 71 6 27,5 0 90
As II Комн. 3,3-107 0 223 0 51 3,20 6 6 8 32,2 1 00
Таблица 2
Константы скорости захвата позитронов ловушками к в деформированных полупроводниках ОаАз (
А = 1 / Т \ а \= А - к ) .
Образец ^ K Р , см-2 А А Аз к 4
нс-1
Недеформ. Комн. 4,1^104 4,24 0,95 0,06 0,043 4,20
77 4,42 1,25 0,06 0,044 4,38
Н ш О Комн. 2,1-107 4,25 1,75 0,25 0,382 3,87
н со < Комн. 2,1-107 4,78 2,04 0,11 0,575 4,21
343 4,81 2,08 1 1 0 0,666 4 1 4
77 4,95 2,22 0,26 0,480 4,47
н н ш О Комн. 3,3-107 4,59 1,92 0,30 0,734 3,86
As II Комн. 3,3-107 4,48 1,96 0,31 0,812 3,67
Из этих данных следует, что Т и / уменьшаются с ростом плотности дислокаций. В недеформиро-
ванном образце т2 намного больше, чем т2 в деформированных образцах, но интенсивность /2 очень мала. В деформированных образцах величины Т2 практически постоянны, но /2 возрастает с ростом деформации. Величины Т3 намного больше величин т и Т2 , но величина /3 пренебрежимо мала. В рамках модели ловушечного центра [26] скорость захвата к = /2(Т — Т2 1) . Величины к при комнатной температуре и 7 7 К также приведены в табл.1 и 2. Видим, что величины к уменьшаются с понижением температуры. Значения к для Аз - дислокаций намного больше значений к для Оа - дислокаций.
«109 10 -
Рис. 3. Скорости захвата позитронов Ga- и As - дислокациями при комнатной температуре.
На рис. 3 приведены зависимости к от плотности Оа - дислокаций и Аз - дислокаций. Следует,
что наблюдается почти линейная зависимость между скоростью захвата к и плотностью дислокаций р . Из этих данных по формуле по формуле к = р\^ ( V - скорость термализованного позитрона (
V = (8кТ / жт)112 , а w - поперечное сечение захвата) могут быть оценены величины w . Для Аз - дис-
локаций: w = 2.2 • 102 А; для Оа - дислокаций: w = 2.9 • 102 А.
дислокациями. с
Рис. 4. Температурная зависимость скорости захвата позитронов As На рис. 4 показана зависимость величины к от температуры ( Т1/2 ) в ОаАз с Аз - дислокациями. Видим, что зависимость величины к является одной из характерных черт временных спектров деформированных образцов ОаАз , не свойственных, например, кристаллам, А120^,К/ и .
Обсуждение полученных результатов связано с анализом Тг- и /• . Время жизни Т обычно приписывается аннигиляции позитронов в матрице кристалла, а времена жизни Т2 и Т3 связываются с аннигиляцией позитронов на дефектах. Согласно ловушечной модели некоторая часть позитронов захватывается дефектами и аннигилирует из связанных состояний. Но данная модель, однако, не присуща всем веществам, так как существующая пропорциональная зависимость между Т и Т2 означает, что эти две компоненты / и /2 имеют одинаковую природу [27,28]. Здесь предполагается, что полученные результаты относятся к модели позитронов, захватываемых дислокациями (а может и позитрония). При этом допускается, что позитроны после термализации аннигилируют в бездефектной матрице со скоростью 4 , а некоторая часть из них захватываются дислокациями со скоростью к , пропорциональной их плотности. Пусть А - скорость в таких связанных состояниях. Тогда, если пренебречь процессами «освобождения» позитронов из связанных состояний, можно получить N () - число позитронов, анниги-
лирующих в момент времени t
N(/) = N(0)1(1 — а)ехр(—+ аехр(—а0], (1)
где величина N (0) при t = 0 характеризует общее число термализованных позитронов; А=4 + к; X = к (а — А) 1 , А\=Т\ 1 , А = Тг1 ; 1 — X = /\ и X = /2 . Эти величины приведены в табл .1 и 2. Согласно
ловушечной модели г2 не должно зависеть от концентрации дефектов. В недеформированных образцах, где р = 4,1 • 104 см2 , Т2 больше, чем в других образцах. По-видимому, в этом случае компонента со временем жизни Т2 определяется другой моделью, а не моделью ловушек. Для /2 в недеформированных
образцах не наблюдается ее уменьшение с ростом температуры. 600 дислокации в полупроводниках имеют неспаренные электроны, появляющиеся в результате разрыва химических связей на конце наружной стороны плоскости. Для описания принимается модель Рида [29]. В образцах n-типа «линии» с разорванными связями вдоль дислокации принимают электроны и получаются отрицательно заряженными. Следовательно, дислокацию можно считать ориентированно заряженной нитью (линией). Отрицательно заряженная линия отталкивает электроны проводимости и образует цилиндрически заряженную область около дислокации. Радиус Я этого цилиндра может быть определен из закона сохранения зарядов. Тогда, если пренебречь носителями заряда в цилиндрической области, получаем выражение для Я жR2(Nd-Na ) = / / с (2)
Здесь N/J
N - концентрации донорных и акцепторных примесей соответственно; / - доля разо-
рванных связей; С есть расстояние между разорванными связями. Внутри области пространственного заряда электростатический потенциал позитрона уменьшается в направлении к дислокации. Если Я >> а = с / / , то потенциал позитрона в поле отрицательно заряженной цилиндрической области с вертикальной положительно заряженной областью в центре цилиндра дается выражением
2 I 2
Р I ГГ
¥(-) = — I 21п - + — — 1
еа I а Я
(3)
где а<- < Я есть расстояние от дислокации, а е - диэлектрическая проницаемость. Снаружи области пространственного заряда цилиндра ^ = 0 . Схематическое представление области пространственного заряда иллюстрируется на рис. 5 (7.21).
и
Рис. 5. Цилиндрическая область пространственного заряда вдоль 6 0° дислокации в полупроводнике п-типа /модель Рида [305]/.
Рис. 6. Потенциальная энергия позитрона в области пространственного заряда.
На рис. 6 показан потенциал вида (3) для Nd — N = 3• 1016 см-3, с = 4 А и е = 10,2 , но с неизвестным
параметром / , характеризующим занятость валентных связей. С другой стороны сечение захвата Ш позитронов ловушками с этим потенциалом может быть получено из экспериментов. Эксперименты показывают, что позитрон захватывается, если он проникает в цилиндрическую область около дислокации радиуса - = Ш/2 , меньшего Я . Позитрон, однако, не может связаться до тех пор, пока его кинетическая энергия не будет передана в окружающее пространство. Наиболее вероятный механизм передачи энергии обусловлен возбуждением электрона из валентной зоны в более высокие энергетические состояния, такие как дно зоны проводимости или на донорные уровни. Этот процесс требует энергии, равной 1,45 эВ. Термализованные позитроны имеют кинетическую энергию равную кТ или 0,025 эВ при комнатной температуре. Но с связанном состоянии позитрон ускоряется и его кинетическая энергия достигает 1,45 эВ при Г = Ш /2 , Это подтверждает факт того, что глубина потенциальной ямы при
- = Ш/2 равна 1,45 эВ. Из этого условия доля занятости / , определяемая по методу (рис. 7) равна / = 0,65 для Оа и / = 0,45 для Аз дислокаций (на рис. 7 это показано пунктирной линией). В заключение авторы [23] отмечают, что предложенный механизм может иметь и позитрониевую природу.
Рис. 7. Соотношение между степенью занятости f разорванных связей и глубины потенциальной ямы позитрона при г = ^^/2 для Оа - и Дг-дислокаций. Пунктирные линии указывают величину f, соответствующую глубине потенциальной яме 1,45 эВ.
Аналогичное исследование деформированных образцов германия методом ПАС было выполнено в [24]. в Ов, так же как и в ОаА , 600 дислокации могут служить акцепторами или донорами электронов, В
результате этого дислокации становятся заряженными, а величина зависит от от типа образца Ов . Из измерений эффекта Холла известно, что в Ов р-типа плотность носителей тока уменьшается при деформации, а степень занятости разорванных связей составляет несколько % при комнатной температуре. В Ов п - типа подобные изменения не наблюдались [30,31]. С другой стороны найдено, что в Ов п - и р- типа скорости движения (скольжения) дислокаций различны [32]. Это обстоятельство
обусловлено различием зарядов на дислокациях, а следовательно временные спектры распада в Ов должны зависеть от свойств дислокаций. Ориентации и главные индексы исследуемых показаны на рис.
8.
Рис. 8. Ориентации и главные индексы образцов германия.
Размеры образцов германия были следующими: 5х8х10 мм3. Для того, чтобы увеличить плотность
дислокаций образцы деформировались в направлении Р, показанного для стереографического треугольника на рис. 8. Деформация производилась на стандартной установке с резистивным нагревом в вакууме при 60 0 0С. После выгрузки образцы отжигались в течение часа для удаления точечных дефектов. Деформированные образцы стравливались в течение 1 мин, а плотность дислокаций определялась затем методом электронной микроскопии (метод ^(С реплик)). Измерения временных спектров проводились на стандартной установке с разрешением 0,36 нс. Результаты измерений и I. для образцов Ов приведены в табл.3.
Таблица 3
Времена жизни позитронов в германии (2 90 К)
Образец р, см2 , нс I,, % с 1
г2 Г3 11 12 1з к
Ов №0 3.4 403 0 . 173 0 . 330 од 83 . 7 16.0 од 0 0.44
№1 8.2 -107 0 . 175 0 . 353 5 3 4 5 8 14 . 4 2 0 0 .42
№2 3.5-108 0.163 0.324 6 2 74.5 2 5 2 3 0 7 7 0
№3 7.9-108 0 .154 0.307 0 2 60.0 3 9 6 0 4 1.28
Ое Р О 3.5-103 0.173 0.316 2 2 8 3 2 16.5 3 0 3 4 0
Р1 2.0 -108 0.174 0.339 7 2 0 5 8 7 4 1 3 0 0 4 1
Р2 2.7 -108 0.165 0.316 3 2 4 8 7 21.1 4 0 0.61
Р3 9.0 -108 0.158 0.310 2 2 7 3 3 2 6 3 4 0 0 8 1
Ов ,чист. 5.9-103 0. 222 7 6 0 1 3 98 . 5 4 1 2 0 0.042
Из этих данных следует, что Т и I^ уменьшаются, в то время как /2 увеличивается с ростом плотности дислокаций в Ое п - и р - типа. Влияние деформации на временные спектры более сильно проявляется в образцах п - типа по сравнению с образцами р - типа. Т3 намного больше т и т2 , а !3 пренебрежимо мала. 12 в недеформированных чистых образцах Ое она достаточно велика. Из данных табл.3 следует, что !3 в легированных образцах Ое имеет пренебрежимо малую величину. Эти результаты говорят о захвате позитронов дислокациями. В табл.3 приведены скорости захвата позитронов, вычисленные в рамках ловушечной модели. Величины к являются суммой к в недеформированных образцах и к , обязанных дислокациям.
Рис. 9. Скорости захвата позитронов в германии п- и р-типа, деформированных сжатие.
На рис. 9 показана зависимость общей скорости захвата от плотности дислокаций. Скорости захвата позитронов в Ое п - типа больше, чем в образцах р - типа. По формуле к = р\гм находим м : Ое п - типа 20,0 А; в Ов р - типа м = 8,2 А. В рамках этой же модели были вычислены М и в недеформированных чистых образцах: Ое п - типа м = 4,2 А; в Ое р - типа м = 4,1 А. 600 дислока-
ции в полупроводниках имеют разорванные неспаренные электроны, как и в ОаЛз , на конце наружных плоскостей. Радиус цилиндрической заряженной области определяется формулой (2), а потенциальная энергия позитрона - выражением (3). Схематически поведение потенциала показана на рис. 10 (вернее схема расположения зарядов).
лупроводнике п-типа/модель Рида [305]/.
Рис. 11. Потенциальная энергия позитрона в области дислокаций в германии п-типа.
На рис. 11 приведена потенциальная энергия с величинами N^ — N = 1,0 • 1017 см-3; С =4 А и £ = 16,1 ,
но с неизвестным значением / . Глубина потенциальной ямы для позитрона \у(ам> /2) = —0,67 эВ (где
а = 0,2 , а г = ам/ 2). Параметр / равен / = 0,26 для 600 дислокации в Ое р - типа. Эта величина в три раза больше / , получаемой при помощи эффекта Холла.
В Ое р - типа известно, что плотность носителей возрастает при деформации в температурной об-
ласти выше 100 К [32]. Это подтверждает предположение, что дислокации в Ое р - типа ведут себя как акцепторы при комнатной температуре в противоположность образцам Ое п - типа. В работе [33] был получен потенциал около заряженной дислокации в Ое р - типа как сумма экранированных куло-новских потенциалов, возникающих от всех наружных электронов, захваченных дислокацией
<у(т) = |^г|2(1/|г — г I)ехр(—(г — г-)/Л) — Л2(Кс — Р) , (4)
где Л = екТ / е2 Р - длина экранирования, Р - плотность дырок, а - число ионизованных ак-
цепторных уровней. На рис. 11 представлен потенциал вида (11). Кривая на этом рис. соответствует случаю / = 0,25 и Л = 5,29 А. В этом случае выполняется равенство \у(ам> /2) = —0,67 эВ. Следовательно величина / в образцах Ое п - типа гораздо больше м в Ое р - типа из-за эффекта экранирования. Этот результат подтверждает вывод о том, что энергетические уровни наружных электронов на дислокации в германия р типа лежат в окрестности верха валентной зоны. Таким образом, как видим, метод ПАС с успехом может быть применен для определения природы и плотности дислокаций.
Литература
Рис. 10. Цилиндрическая область пространственного заряда вдоль направления 60 дислокации в по
1. К.П.Арефьев, С.А.Воробьев, Е.П.Прокопьев. Позитроника в радиационном материаловедении ионных структур и полупроводников. М.: Энергоатомиздат, 1983. 8 8 с.
2. Е.П.Прокопьев, С.П.Тимошенков, В.И.Графутин, Г.Г.Мясищева, Ю.В.Фунтиков. Позитроника ионных
кристаллов, полупроводников и металлов Москва.: Ред.-изд. отдел МИЭТ, 1999. 176 с. (см. также
http://www.prokopep.narod.ru).
3. Арифов П.У., Арутюнов Н.Ю., Прокопьев Е.П. и др. Квантовые свойства атомов и ионов и пози-тронная диагностика. Ташкент: ФАН, 1975. 242 с.
4. Арефьев К.П., Арифов П.У., Прокопьев Е.П. и др. Позитронсодержащие системы и позитронная диагностика. Ташкент: ФАН, 1978. 192 с.
5. Прокопьев Е.П. Введение в теорию позитронных процессов в полупроводниках и ионных кристаллах. - М., 197 9. - 384 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника". Р-2837. МРС ВИМИ "Техника, технология,
экономика". - № 27. - 1980. - Сер. "ЭР".
6. Прокопьев Е.П. Исследования в области физики медленных позитронов. Позитронная аннигиляция
- новый метод изучения строения вещества. М., 1986. 86 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника". Р-4367.
Сб. реф. НИОКР, обзоров, переводов и деп. рукописей. Сер."ИМ". №12. 1987.
7. Прокопьев Е.П., Кузнецов Ю.Н., Хашимов Ф.Р. Основы позитроники полупроводников. М.,197 6. 343 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника". Р-2073. РИ.77.06.3412.
8. Кузнецов Ю.Н., Прокопьев Е.П., Варисов А.З. Основы теории позитронных состояний в ионных
кристаллах. М., 1978. 292 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника", Р-2382. Сб. ВИМИ "Военная техника и
экономика". Сер. общетехническая. №14. 197 8.
9. Варисов А.З., Арефьев К.П., Воробьев А.А., Кузнецов Ю.Н., Прокопьев Е.П. Позитроны в конденсированных средах. М., 1977. 489 с. - Деп. в ЦНИИ"Электроника". Р-2317. Сб. ВИМИ " Военная
техника и экономика". Сер. общетехническая. №9. 197 8.
10. Варисов А.З., Кузнецов Ю.Н., Прокопьев Е.П. Аннигиляция позитронов в полимерах. М., 197 8.
126 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника". Р-2501. Сб. ВИМИ "Военная техника и экономика". Сер. общетехническая. №24. 1978.
11. Богданович Б.Ю., Графутин В.И., Калугин В.В., Нестерович А.В., Прокопьев Е.П., Тимошенков
С.П. , Чаплыгин Ю.А.. Технологии и методы исследования структур кремний на изоляторе. М. : МИЭТ,
2003. 288 с.
12. В.И.Графутин, Е.П.Прокопьев. // Успехи физических наук. 2002. Т.172. №1. С.67-83.
13. Бартенев Г.М., Цыганов А.Д., Прокопьев Е.П., Варисов А.З. Аннигиляция позитронов в ионных кристаллах // Успехи физических наук. 1971. Т.103. Вып.2. С.339.
14. Бартенев Г.М., Варисов А.З., Гольданский В.И., Прокопьев Е.П., Цыганов А.Д. Определение эффективных зарядов анионов в средах ионного типа позитронным методом // Успехи химии. 1972. Т.41. Вып.4. С.585.
15. Варисов А.З., Кузнецов Ю.Н., Прокопьев Е.П., Филипьев А.И. Физика и химия превращений позитронов и позитрония в полимерах // Успехи химии. 1980. Т.50. Вып.4. С.1892-1922.
16. Дехтяр И.Я., Михаленков В.С., Сахаров С.Т. // ФТТ. 1969. Т.11. С.3322.
17. Lisitsa V., Pidlisnyi T., Tsebulia G. // Surf. Sci. 1968. Vol.11. P.411.
18. Gallagher C. // Phys. Rev. 1952, Vol.88. P.751
19. Read W., Pearsson G. Dislocations and mechanical properties of crystals. Ed. J.Wiley,
N.Y., 1957. P.537.
20. Холмс П. Травление полупроводников. М.: Мир, 1965. С.178.
21. Сборник «Полупроводники». М.: ИЛ, 1962. С.455.
22. Дехтяр И.Я., Д.А.Левина, Михаленков В.С. // ДАН СССР. 1964. Т.156. С.795.
23. Kuramoto T., Takeuchi S., Noguchi M., Chiba T., Tsuda N. // J. Phys. Soc. Japan. 1973.
Vol.34. P.103.
24. Kuramoto T., Takeuchi S., Noguchi M., Chiba T., Tsuda N. // Appl. Phys. 1974. Vol.4. P.41.
25. Mihara M., Ninomija N. // J. Phys. Soc. Japan. 1968. Vol.25. P.1198.
26. Brandt W., Waung H., Levy P. Phys. Rev. Letters. 1971. Vol.26. P.496.
27. Chiba T., Noguchi M., Mitsuhashi, Tanaka T., Tsuda N. J. Phys. Soc. Yapan. 1971. Vol.31.
P.1288.
28. Mitsuhashi T., Noguchi M., Chiba T., Ono A., Ishihara M., Tsuda N. J. Phys. Soc. Yapan. 1972. Vol.32. P.1281.
29. Read W. Phil. Mag. 1954. Vol.45. P.775
30. Pearson G., Read W., Morin F. Phys. Rev. 1954. Vol.93. P.666.
31. Weeren J. van, Kopmans G., Blok J. Phys. St. sol. 1968. Vol.27/ P.219.
32. Schrotter W. Phys. St. sol. 1967. Vol.21. P.211.
33. Прокопьев Е.П. // Химическая физика. 1999. Т.18. №5. С.45.
34. Wheeler J.A. // Ann. N. Y. Acad. Sci. 1946. V. 48. №1. P.219.
35. Прокопьев Е.П. // Украинский физический журнал. 2000. Т.45. №7. С.881.
36. Dannefaer S. // Phys. status solidi (a). 1987. Vol.102. №2. Р.481.
