CC BY
19
УДК 538.975:620 - 022.53
А.В. Филимонов, Р.Г. Бурковский, Ю.А. Бронвальд, С.Б. Вахрушев, А.П. Шаганов, А.Э. Фотиади
УЖЕСТОЧЕНИЕ МЯГКОЙ МОДЫ В ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ТОНКИХ ПЛЕНКАХ СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКОВ РЕЛАКСОРОВ
Тонкопленочные сегнетоэлектрики интересны как с прикладной, так и с чисто научной точек зрения. Среди перспективных применений можно указать электрооптические элементы, микроскопические электромеханические сенсоры. В последнее время значительное внимание уделяется возможности интеграции тонкопленочных сегнетоэлектриков в метал-лополупроводниковые наногетероструктуры в качестве пассивных (диэлектрические прослойки) и активных (сегнетоэлектрическая память) элементов [1]. Также тонкопленочные сегнетоэлектрики являются составляющими элементами магнитоэлектрических композитов, на основании которых планируется создание концептуально нового типа энергонезависимой памяти с высокой плотностью записи [2]. Особый интерес вызывают эпитаксиальные пленки, которые обладают существенно лучшими характеристиками по сравнению с поликристаллическими. За последние десятилетия стало очевидным, что наиболее перспективны для вышеозначенных применений пленки из раз-упорядоченных сегнетоэлектриков, в которых одна или несколько подрешеток случайным образом заполнены ионами различного типа. Рекордными по достигаемым значениям диэлектрического и пьезоэлектрического откликов среди этих материалов являются цирконат-титанат свинца и сегнетоэлектрики релаксоры. В последних, в отличие от классических сегнетоэлектриков, не наблюдается характерного фазового перехода, сопровождаемого понижением симметрии кристалла. В то же время локально, что следует из широкого спектра экспериментальных данных, такое понижение симметрии все же происходит. Согласно общепринятой на сегодня точке зрения, данное локальное понижение симметрии приводит к возникновению системы полярных нанообластей, поведение
которых определяет основные свойства материала. Пленки релаксоров (помимо известных технологических применений) представляют собой широкое поле для изучения влияния как внешних эффектов, например эпитаксиального растяжения, так и размерных, — на свойства релаксоров. В частности, на данных объектах можно проследить изменение микроскопических характеристик при уменьшении толщины вплоть до характерных размеров полярных на-нообластей.
Данная работа посвящена изучению коллективной атомной динамики в эпитаксиаль-ных тонких пленках релаксора магнониобата свинца толщиной 120 нм методом неупругого рассеяния синхротронного излучения.
Тонкопленочные сегнетоэлектрики
На сегодняшний день опубликован ряд работ, посвященных изучению макро- и микроскопических свойств релаксорных пленок, выращенных на различных подложках. В большей части публикаций, посвященных исследованию структуры [3, 4] и диэлектрических характеристик [5 — 8] пленок PMN, а также родственных составов, использовались гетероструктуры типа PMN/LSCO/MgO, в которых эпитаксиальные пленки выращивались методом лазерного распыления [9] на поверхности проводящего буферного слоя из La0 5Sr0 5CoO3, служащего одним из электродов. В экспериментах по инфракрасной спектроскопии обычно используются пленки, выращенные на сапфировой подложке [10], прозрачные в инфракрасной области; можно также использовать подложки из оксида магния [11].
Для тонких пленок релаксоров, вплоть до толщины l = 45 нм, характерны те же особенности диэлектрического спектра, что и для объемных (массивных) образцов. Наблюдается
широкий максимум на температурной зависимости диэлектрической проницаемости е(7), при этом положение и амплитуда этого максимума изменяются в зависимости от частоты измерения. При высоких температурах соблюдается закон Кюри—Вейса для обратной величины диэлектрической проницаемости. Ниже некоторой температуры, близкой к температуре Бёрнса в объемных (массивных) образцах, происходит отклонение от данного закона аналогично объемным образцам. Проницаемость релаксорных пленок может быть описана теми же эмпирическими соотношениями, которые оказались применимы для соответствующих свойств массивных образцов (количественно параметры при этом различаются) [5, 6]. В то же время между пленками и объемными образцами наблюдаются существенные различия. В работе [5] была прослежена зависимость основных диэлектрических свойств пленок PMN от толщины образца. Показано, что с ее уменьшением происходит существенное снижение абсолютной величины диэлектрической проницаемости и смещение максимума е( Т) в сторону меньших температур. Но авторы не обнаружили прямой взаимосвязи между величиной эпитаксиального растяжения s = а / а0 -1 и параметрами диэлектрического спектра пленок, характерной, например, для пленок перовскитоподобных квантовых пара-электриков [12]. В широком интервале значений толщины пленки (100 нм < I < 1000 нм) величина растяжения остается на практически постоянном низком уровне — s ~ 5 -10-4 , в то время как температура максимума в этом интервале толщин сдвигается более, чем на 50 К при изменении высоты пика е(Т) более, чем на порядок. Авторами [5] была выдвинута гипотеза, согласно которой наблюдаемые трансформации диэлектрического спектра при уменьшении толщины связаны с изменением параметров случайных полей, которое предсказывается теорией [13]. В работе [8] было обнаружено, что при температурах, находящихся вдали от температуры максимума е(Т), диэлектрическая проницаемость пленки толщиной 750 нм превосходит соответствующую величину для объемных образцов; в то же время максимальное значение £шах для пленки ниже, чем для массива, что авторы связали с увеличением количества диполей в неполярной матрице, для кото-
рых характерны малые времена релаксации во внешнем поле.
Параметры фононов в пленках магнони-обата свинца были исследованы методом инфракрасной спектроскопии в работе [10]. По результатам анализа спектров пропускания гетероструктуры РМ^Л1203 были выявлены две моды. Одна из них интерпретирована как ТО1-мода, наблюдавшаяся ранее в массивных образцах. Другая является релаксационной, и авторы предложили для нее название «центральная мода» по аналогии с центральным пиком, характерным для неупругих нейтронных спектров в массивных релаксорах. Согласно представленным данным, частота ТО1-моды в пленках весьма незначительно зависит от температуры при Т > 500 К, однако демонстрирует заметный рост при меньших температурах, в соответствии с законом Кюри — Вейса для квадрата частоты. Авторы предположили, что различие между тонкими пленками и массивными образцами в значениях частоты ТО1-моды при высоких температурах обусловлено невысокой точностью определения частоты из неупругих нейтронных спектров. При помощи модельных расчетов авторы также показали, что «центральная мода» может быть неразличимой на нейтронных экспериментах в силу малых значений частоты.
Методика эксперимента
Изучение фононных дисперсионных кривых в кристаллах проводится уже более полувека методом неупругого рассеяния нейтронов (НРН) и около 15 лет — методом неупругого рассеяния рентгеновского излучения (НРРИ). Эти методы позволяют экспериментально определить дисперсионные зависимости элементарных возбуждений исследуемого материала во всей зоне Бриллюэна. До недавнего времени методы неупругого рассеяния применялись только для исследования объемных образцов; использование рассеяния нейтронов для изучения структур меньшей размерности затруднено большой глубиной их проникновения в твердые тела. Кроме того, использованию синхротрон-ного излучения в этих целях препятствовал недостаточный технический уровень доступного экспериментального оборудования. Единственным инструментом изучения динамики решетки тонких пленок служил комплекс оптических
методов, позволяющих исследовать фононы в центре зоны Бриллюэна. В работе [14] мы показали, что применение неупругого рассеяния синхротронного излучения с использованием самых современных установок позволяет извлекать информацию о фононных дисперсионных кривых в образцах толщиной менее 100 нм. В данной работе методика усовершенствована и использована для выявления ключевых особенностей динамики коллективных колебаний решетки с изменением температуры в пленках модельного релаксора магнониобата свинца толщиной 120 нм.
Для проведения опытов по неупругому рассеянию синхротронного излучения была использована экспериментальная линия BL35XU синхротронного источника третьего поколения 8рпщ-8 (префектура Хиого, Япония). На сегодняшний день она лидирует в мире в плане достижимого энергетического разрешения и интенсивности потока рентгеновского излучения. Для формирования монохроматического пучка синхротронного излучения используется монохроматор обратного рассеяния, представляющий собой монокристалл кремния со сколом в плоскости (1 1 1). Для монохроматизации пучка предусмотрено использование отражений кремния от плоскости (5 5 5) до (15 15 15), обеспечивающих энергии падающего пучка в интервале от 9,8 до 29,6 кэВ. В отличие от трехосных нейтронных спектрометров, где изменение энергии падающего на образец пучка нейтронов осуществляется путем изменения угла падения пучка на монохроматор, в спектрометре неупругого рассеяния рентгеновского излучения сканирование по энергии осуществляется за счет изменения температуры монохроматора, расположенного по отношению к падающему пучку под углом, близким к прямому. Для обеспечения энергетического разрешения порядка 1 мэВ необходимо, чтобы температура монохроматора поддерживалась с точностью до 10-3 К. При этом относительное разрешение АЕ / Е составляет величину порядка 10-8.
Анализ фононных дисперсионных кривых
При изучении фононных дисперсионных кривых было использовано отражение (11 11 11) монохроматора обратного рассеяния, соответствующее длине волны падающего излучения
X = 0,057 нм и энергии E = 21,75 кэВ. При таком выборе отражения разрешение по энергии составляет ДЕ - 1,2 мэВ, что сопоставимо с энергетическим разрешением современных трехосных спектрометров на тепловых нейтронах. Перед проведением измерений неупругого отклика в пленке была проведена экспериментальная оценка энергетического разрешения. Характерный спектр рассеяния на упруго рассеивающем модельном образце приведен на рис. 1. Следует отметить, что несмотря на малость величины ДЕ - 1,2 мэВ, вычисляемой как полная ширина пика на половине его высоты (FWHM), форма линии является лоренцевой, что обуславливает медленное спадание интенсивности при отдалении от центра пика в соответствии с законом 1 / (E - E0 )2 , в отличие от рассеяния нейтронов, где функция разрешения имеет форму Гаусса. При малых значениях энергии фононов гауссова форма функции разрешения трехосных нейтронных спектрометров более выгодна, поскольку позволяет эффективно отсекать вклады от рассеяния с передачей энергии Е, отстоящей от точки настройки Е0 более, чем на величину ДЕ. Однако с увеличением энергии Е0, соответствующей точке настройки нейтронного спектрометра, ширина энергетического разрешения ДЕ значительно увеличивается за счет изменения геометрии трехосного спектрометра. Неупругое рассеяние
Рис. 1. Спектр неупругого рассеяния рентгеновского излучения на монокристалле Si, полученный с целью определения энергетического разрешения спектрометра. Сплошная линия соответствует аппроксимации функцией 1(Е) = А(Е2 + у2)
синхротронного излучения лишено данного недостатка, поскольку параметр разрешения ДЕ не зависит от энергии точки настройки Е0. Таким образом, при измерении высокочастотных фононных мод неупругое рассеяние синхротронного излучения — это более информативный метод.
При помощи метода рентгеновской дифракции было установлено, что ориентации главных кристаллографических направлений в пленке и подложке совпадают, то есть вблизи каждого из отражений MgO присутствует отражение PMN с теми же индексами Миллера, а расстояние между этими отражениями в обратном пространстве определяется разницей между величинами постоянной решеток пленки и подложки, составляющими соответственно dPMN = = 0,405 нм и dMgO = 0,420 нм. Структура оксида магния соответствует пространственной группе Fm-3m, вследствие чего для него существуют правила систематического погасания рефлексов, согласно которым присутствуют только отражения, для которых h + k, h +1, k +1 = 2п. Для РМ^ структура которого соответствует структуре кубического перовскита, характеризуемой пространственной группой Рт-3т, правил систематического погасания не существует и наблюдаются все рефлексы. Таким образом, для изучения фононов магнониобата свинца вблизи центра зоны Бриллюэна наиболее удобными оказываются зоны, в которых нет отражения от подложки, такие как (0 —1 3) и (0 0 3). Тем не менее, в данной работе был также исследован неупругий отклик в зоне (0 0 2), в которой присутствует брэгговское рассеяние от подложки и неупругое рассеяние на акустических фононах MgO. Направление [1 0 0] совпадало с направлением нормали к поверхности пленки. Соответственно, для всех исследованных зон компонента вектора рассеяния в направлении вдоль нормали к поверхности равнялась нулю, регистрировалась передача импульса в направлениях, параллельных поверхности пленки.
На рис. 2 приведены спектры неупругого рассеяния, снятые вблизи узла обратной решетки (0 —1 3) при Q = (0; —0,85; 3) в интервале температур 250 К < Т < 800 К. На спектрах присутствуют вклады от рассеяния на поперечных акустических фононах и сильный центральный пик. Как и в массивных релаксорах, энергетическая ширина квазиупругого пика полностью
/, o.e.
Е, мэВ
Рис. 2. Температурная эволюция спектров НРРИ в пленке PbMg1/зNb2/зOз, соответствующих вектору рассеяния Q = (0, -0,85, 3). Температура образца, К: 350(я), 600(6), 650(в), 700(г), 800(Э)
определяется энергетическим разрешением прибора. Для описания спектров неупругого рассеяния применялось выражение
I(E) = S2Cp ■ f (E,0, Ycp + Yes) +
+ss2 ELf(E) + (d
1 - e" E"/kT
(Ef)2
+2 si
E0 f (E, - E0, y, +Y res )
1 - e- E°/kT
(EV
где Scp — структурный фактор для квазиупругого диффузного рассеяния; Si, Е0 и у. — неупругий структурный фактор, энергетическое положение и величина затухания для /-ой фононной моды.
В данном выражении присутствуют члены, соответствующие рассеянию как с рождением фононов /-ой моды, так и с их уничтожением. Величина соответствует энергетическому разрешению спектрометра, ее включение в выражение (1) позволяет при оптимизации параметров модели получать значения затуханий
фононов, скорректированные с учетом параметров экспериментального разрешения, определенных независимо. Для описания формы линии отдельных фононов использована функция Лоренца ДЕ, Е0, у), определяемая выражением
/ (Е, Е 0, у) = -
У
п (Е-Е0)2 +у2
(2)
С точностью до погрешности определения параметров энергетическое положение Е°ТА, величина затухания уТА и неупругий структурный фактор SFTA поперечного акустического фонона не зависят от температуры при данном значении вектора рассеяния Q = (0; -0,85; 3). В то же время интенсивность центрального пика растет с понижением температуры (рис. 3). При уменьшении температуры от Т= 650 К, соответствующей температуре Бёрнса для массивных релаксоров, до Т= 350 К интенсивность центрального пика, пропорциональная квадрату структурного фактора, увеличивается на 46 %. Это существенно отличается от ситуации в массиве, где выше температуры Бёрнса центральный пик пропадает [15]. В пленках же наблюдается сильное квазиупругое рассеяние при температурах, превышающих Т = 650 К. Природа этого эффекта на данный момент не ясна. Вполне вероятно, что наличие центрального пика при температурах выше температуры Бёрнса обусловлено присутствием скоррелированных ионных смещений в пленках при столь высоких температурах, хотя возможно и альтернативное объяснение, в соответствии с которым квазиупругое рассеяние при Т > 650 К вызвано зеркальным отражением пучка рентгеновского излучения и является, таким образом, экспериментальным артефактом.
Рис. 3. Температурные зависимости структурного фактора для центрального пика (1) и ТА-фононов (2) в точке настройки спектрометра О = (0, -0,85, 3)
При отдалении от центра зоны Бриллюэ-на на величину q = 0,25 а* (рис. 4) величина затухания ТА-фононов перестает быть тем-пературно-независимой, наблюдается существенное уширение фононных резонансов при охлаждении образца от значения уТА = 0,4 мэВ при Т = 800 К до уТА = 1,1 мэВ при Т = 650 К (рис. 5). Аналогичный эффект присутствует в массивных релаксорах. В интервале температур Т.^ < Т < Т наблюдается увеличение затухания ТА-фононов в 1,5 раза [16], что интерпретируется рядом авторов [16, 17] как следствие наличия в данном температурном диапазоне полярных нанообластей, которые за счет присутствия в соответствующих ионных смещениях сдвиговой компоненты [18] сильно взаимодействуют с ТА-фононами [19].
В зонах Бриллюэна (0 —1 3) и (0 0 3) рассеяние на поперечной оптической моде наблюдается, но его интенсивность сравнима с ха-
Е, мэВ
Рис. 4. Спектры НРРИ в пленке PbMg1/3Nb2/3O3, соответствующие вектору рассеяния О = (0, -0,75, 3), при температурах Т = 650 К (а) и 800 К (б)
уТА, мэВ 1,2
0,8 0,4 0
{
!
650
700
750
800 Т, К
Рис. 5. Энергетическая ширина ТА-фонона в зоне (3 0 0) при q = (0, 0,25, 0)
рактернои величинои погрешности измерении. Интенсивность рассеяния на ТО-моде в пленке PMN достаточно высока для количественного анализа в зоне (0 0 2).
Данная зона Бриллюэна в PMN сильно перекрывается в обратном пространстве с зоноИ Бриллюэна (0 0 2), однако положения центров зон в пленке и подложке не совпадают. Расстояние между ними в обратном пространстве составляет
2(2п / dPMN - 2п / dMgO) = 0,12А-1,
что эквивалентно 0,077 fl*PMN. Спектры неупругого рассеяния в точке Q = (0; 0,1; 2), соответствующие температурам 250, 550 и 800 K приведены на рис. 6. Интенсивность рассеяния на ТО-фононах в пленке PMN существенно ниже интенсивности рассеяния на ТА-фононах подложки, с одноИ стороны, из-за малого объема пленки, в котором происходит неупругое рассеяние излучения, а с другой — из-за больших
значении частоты ТО-моды по сравнению с
2
ТА-модами в силу соотношения I(ю) ^ 1 / ю . Для того, чтобы существенно различные по интенсивности вклады в неупругии спектр могли быть представлены на одном графике, данные на рис. 6 приведены в логарифмическом мас-
штабе. Энергетические положения двух ТА- и одной ТО-ветви помечены стрелками.
В зоне (0 0 2) была исследована температурная эволюция параметров всех отмеченных на рис. 6 фононных резонансов для значении приведенного волнового вектора q = 0,10; 0,15 и 0,25 в интервале температур 250 K < T< 800 K. Каких-либо существенных изменений для энергетических положений и величин затухания исследованных фононов в данном температурном интервале обнаружено не было. На рис. 7 представлены температурные зависимости частот ТА- и ТО-фононов в пленке PMN для точки настройки Q = (0; 0,1; 2), а также для ТА-фононов в подложке в той же точке обратного пространства. Видно, что частота ТО-моды практически не зависит от температуры. Это весьма неожиданный факт, поскольку в массивных релаксорах низкоэнергетическая ТО-мода является мягкой и ее частота уменьшается с понижением температуры при T> Td [20 — 22]. Сходная ситуация наблюдается в пленках сег-нетоэлектриков и квантовых параэлектриков, где частота мягкой моды вблизи критической температуры существенно выше, чем соответствующая частота в массивных образцах, а зависимость частоты мягкой моды от температуры в пленках становится более слабой [23 — 25].
а) Ъ °.е.
б)
в)
£, МЭВ
Рис. 6. Спектры НРРИ в пленке PbMg1/3Nb2/зOз, соответствующие вектору рассеяния Q = (0; 0,1; 2), при температурах Т = 250 K (а), 550 K (б) и 800 K (в)
Йю, мэВ
12
200
400
¿Ь А А
а-в-в-в-
-А
■вив-0
-ф-ф ф ф ®-ф
600
800 Т, К
Рис. 7. Температурные зависимости частот ТА-(1) и ТО-(2) фононов в пленке РМК, а также ТА-фонона в подложке MgO (3), соответствующие вектору рассеяния Q = (0; 0,1; 2), выраженному в долях ячейки обратной решетки магнониобата свинца
Рис. 8. Дисперсионные кривые для фононов в пленке толщиной 120 нм (1, 2) и в массивном образце (3,4) РМК Приведены поперечные акустические (1, 3) и оптические (2, 4) моды
Если исходить из того, что низкоэнергетическая мода в PMN не является мягкой, то следует предположить, что формирование полярных нанообластей в тонких пленках происходит в результате механизмов, отличных от механизма конденсации поперечной ТО1-моды. Также возможно, что как и в массивных образцах [21, 22], в тонких пленках присутствует дополнительное ТО-возбуждение, определяющее диэлектрический спектр тонких пленок; конденсация такого возбуждения приводит к формированию устойчивых полярных корреляций при низких температурах. На экспериментах по НРРИ в пленках указанного возбуждения не было обнаружено, возможно, вследствие малости соответствующего неупругого структурного фактора в исследованных зонах.
На основании анализа спектров, полученных в зоне (2 0 0) при значениях q = 0,10; 0,15; 0,20 определены дисперсионные зависимости для ТА- и ТО-фононов в пленке и ТА-фонона в подложке (рис. 8). Для спектров неупругого рассеяния, снятых при q < 0,1, ввиду неидеальности экспериментального разрешения по импульсу и энергии присутствует сильный вклад от брэг-говского рассеяния, интенсивность которого существенно выше интенсивности рассеяния на фононах. Вследствие этого частоты фононов не были определены для малых значений. При построении дисперсионных кривых в области малых значений приведенного волнового вектора использовалась экстраполяция экспериментальных зависимостей при помощи соотношений
ю ТА = А ап(пд) + В sin2(пq);
2 2 2 ю То(4) = ю 0 + Лд2.
(3)
Результаты аппроксимации при помощи соотношений (3) представлены на рис. 8 в виде сплошных линий. Там же для сравнения представлены дисперсионные зависимости в массивном магнониобате свинца при температуре Т = 550 K [20]. Видно, что наряду с весьма существенным различием между дисперсионными зависимостями, для ТО-фонона в пленке и в массивном PMN имеется заметное различие в дисперсии для акустических фононов. Частота ТА-фонона в пленке оказывается ниже, чем в массиве.
В данной работе исследованы пленки толщиной 120 нм, что не является пределом, судя по получаемой на эксперименте интенсивности рассеяния на фононах в пленке. В отношении интенсивности рассеяния толщина пленки, как ожидается, может быть уменьшена в несколько раз; при этом сохраняется возможность определения параметров фононных резонансов на основе полученных спектров с приемлемой точностью для широкого круга задач. Возможное ограничение по толщине пленки связано с тем, что высокоэнергетическое рентгеновское излучение, необходимое для получения разрешения по энергии порядка 1 мэВ, характеризуется большой глубиной проникновения в образец. При малой толщине пленки, несмотря на то, что интенсивность рассеяния на фононах
в пленке будет достаточно высокой, будет присутствовать вклад от рассеяния на подложке, существенно превышающий данную интенсивность, на фоне которого вклад от рассеяния на пленке будет трудно различим. Для преодоления связанных с этим ограничений необходим выбор материала подложки, для которого в интересующем диапазоне значений переданной энергии и импульса сечение рассеяния является малым.
Таким образом, проведенное в данной работе исследование тонких пленок магнонио-бата свинца показало, что микроскопические особенности структуры и динамики решетки в данных объектах во многом сходны с соответствующими особенностями в массивных релаксорах, в частности - присутствует тем-пературно-зависимое квазиупругое рассеяние, интенсивность которого демонстрирует сильный рост при понижении температуры. Такое поведение может свидетельствовать в пользу
возможности формирования полярных нано-областей в пленках РМЫ толщиной, сравнимой по порядку величины с размерами полярных нанообластей. Параметры же фононного спектра в тонких пленках оказываются существенно другими: поперечная ТО-мода, в отличие от массивных образцов, не является сильно затухающей, а ее частота практически не зависит от температуры. Сходные эффекты наблюдались в тонких пленках простых сегнетоэлектриче-ских перовскитов, но эти явления в них не так сильно выражены, как в пленках магнониобата свинца. На основании полученных результатов можно предположить, что в тонких пленках релаксоров формирование полярных нанообластей обусловлено механизмами, отличными от конденсации поперечной оптической моды. В частности, можно предположить, что аналогично массивным релаксорам ключевую роль в образовании полярных нанообластей в пленках играет дополнительное низкоэнергетическое возбуждение.
Работа выполнена при финансовой поддержке государства в лице Министерства образования и науки РФ.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Scott, J.F. Application of modern ferroelectrics [Text] / J.F. Scott// Science.- 2007,-Vol. 315,- P. 954-959.
2. Eerenstein, W. Giant sharp and persistent converse magnetoelectric effects in multiferroic epitaxial hetero-structures [Text] / W. Eerenstein, M. Wiora, J. Pri eto, [et al.] // Nature Materials.- 2007.- Vol. 6, No. 5 .P. 348-35.
3. Lemee, N. Temperature dependent structural properties of PbMg1/3Nb2/3O3 thin films [Text] / N. Lemee, H. Bouyaniif, F.I. Marrec, [et al.] // Ferroelectrics.-2003.- Vol. 288.- P. 277-285.
4. Levoska, J. Structural characterization of relaxor ferroelectric PbMg 1/3Nb2/3O3-PbTiO 3 thin film hetero-structures deposited by pulsed laser ablation [Text / J. Levoska, M. Tyunina, A. Sternberg, S. Leppavuori // Applied Physics A: Materials Science & Processing.-2000,-Vol. 70,- P. 269-274.
5.Tyunina, M. Intrinsic dipolar glass behavior in epitaxial films of relaxor PbMg 1/3Nb2/3O3 [Text] /M. Tyunina, M. Plekh, J. Levoska // Phys. Rev. ¡3.- 2009.- V ol. 79, No. 5.- P. 054105 (11).
6.Tyunina, M. Dielectric anomalies in epitaxial films of relaxor ferroelectric (PbMg 1/3Nb2/3O3)068-(PbTiO 3)032 [Text] / M. Tyunina, J. Levoska // Phys. Rev. B.- 20 01.-Vol. 63, No. 22.- P. 224102 (8).
7.Tyunina, M. Polarization relaxation in thin-film re-laxors compared to that in ferroelectrics [Text] / M. Tyunina, J. Levoska, I. Jaakola // Phys. Rev. B.- 2006.- Vol. 74, No. 10.- P. 104112 (10).
8. Tyunina, M. Enhanced relaxor behavior in epitaxial PbMg 1/3Nb2/3O3 films [Text] / M. Tyunina, J. Levoska, D. Nuzhnyy, S. Kamba // Phys. Rev. B.- 2010.- Vol. 81,
No. 13.- P. 132105 (4).
9. Tyunina, M. Phase diagram of thin-film relaxor PbMg 1/3Nb2/3O3 [Text] / M. Tyunina, J. Levoska // Journal of Applied Physics.- 2005.- Vol. 97.- P. 114107 (7).
10. Kamba, S. Soft and central mode behaviour in PbMg 1/3Nb2/3O3 relaxor ferroelectric [Text] / S. Kamba, M. Kempa, V. Bovtun , [et al.] // Journal of Physics. Condensed Matter.- 2005.- Vol. 17.- P. 3965 (10).
11. Yang, T. Infrared properties of single crystal MgO, a substrate for high temperature superconducting fims [Text] / T. Yang, S. Perkowitz, G. Carr , [et al.] // Applied Optics.- 1990.- Vol. 29, No. 3.- P. 332-333.
12. Haeni, J. Room-temperature ferroelectricity in strained SrTiO 3 [Text] / J. Haeni, P. Irvin, W. Chang, [et al.] // Nature.- 2004.- Vol. 430, No. 7001.-
P. 758-761.
13. Eliseev, E.A. Random field based model for calculation of the properties of relaxor ferroelectric thin films [Text] / E.A. Eliseev, M.D. Glinchuk // Ferroelectri cs.-2005.- Vol. 316.- P. 167-175.
14. Филимонов, A.B. Возможность формирования полярных нанообластей в тонких пленках магнониобата свинца [Текст] / А.В. Филимонов, С.Б. Вахрушев , Р.Г. Бурковский, А.И. Рудской // Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки.- 2009.- Т. 4 (88). - С. 99-106.
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
