ZAKŁAD BADAŃ MATERIAŁÓW I STRUKTUR PÓŁPRZEWODNIKOWYCH

ZAKŁAD BADAŃ MATERIAŁÓW I STRUKTUR PÓŁPRZEWODNIKOWYCH Kierownik: doc. dr hab. inż. Andrzej CZERWIŃSKI e-mail: aczerwin@ite.waw.pl, tel. (0-prefiks-22) 548 77 64 Zespół: prof. dr hab. Janina Marciak-Kozłowska dr inż. Jacek Ratajczak, e-mail: rataj@ite.waw.pl mgr inż. Adam Łaszcz, e-mail: laszcz@ite.waw.pl mgr inż. Mariusz Płuska, e-mail: mpluska@ite.waw.pl mgr inż. Marek Wzorek, e-mail: mwzorek@ite.waw.pl 1. Wstęp W 2007 r. w Zakładzie Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych realizowano następujące projekty naukowe: Badania zmian strukturalnych w materiałach i strukturach półprzewodnikowych dla nanotechnologii elektronicznych - etap III (projekt statutowy nr 1.08.046), Metallic Source/Drain for Advanced MOS Technology METAMOS ( Metaliczne źródło/dren dla zaawansowanej technologii MOS ) projekt realizowany w ramach 6. Programu Ramowego Unii Europejskiej, IST-CT-2005-016677. W wyniku 33. konkursu projektów przeprowadzonego przez MNiSW do realizacji został zakwalifikowany wniosek mgr. inż. Adama Łaszcza pt: Badania metodami mikroskopii elektronowej zmian zachodzących w strukturach metalpółprzewodnik w wyniku procesów termicznych. Jest to grant promotorski realizowany pod opieką prof. dr. hab. inż. Jerzego Kąckiego od września 2007 r. 2. Separacja zakłóceń działających w bloku skanowania od zakłóceń magnetycznych biegu wiązki elektronowej w kolumnie skaningowego mikroskopu elektronowego Deformacje obrazów w skaningowym mikroskopie elektronowym (SEM), widoczne najczęściej jako periodyczne zniekształcenia krawędzi preparatów, są spowodowane bezpośrednim oddziaływaniem zewnętrznego pola magnetycznego na bieg wiązki elektronowej oraz elektrycznymi zakłóceniami sygnałów w blokach odchylania wiązki (skanowania), obejmujących generatory sygnałów odchylania, wzmacniacze tych sygnałów oraz cewki odchylania. Wybór odpowiedniej metody redukcji deformacji wymaga określenia wpływu poszczególnych typów zakłóceń na obraz mikroskopowy.

2 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych Zakłócenia prowadzą do niepożądanego odchylenia wiązki elektronowej. Punkt padania wiązki elektronowej na powierzchnię preparatu w skaningowym mikroskopie elektronowym w każdej chwili jest określony wartościami prądów w cewkach odchylania, będących sumą prądów zadanych i prądów zakłóceń, oraz poziomem zewnętrznego pola magnetycznego przenikającego przez komorę i kolumnę mikroskopu. Bezpośrednie oddziaływanie pola magnetycznego zakłóceń na wiązkę elektronową, przy przyjęciu stałego rozkładu tego pola w postaci np. pewnego pola efektywnego, powoduje dla stałej energii elektronów kwadratową zależność odchylenia wiązki w funkcji drogi przebytej przez elektrony. Przyjmując jako punkt odniesienia końcową przysłonę kolumny mikroskopu odchylenie d wiązki elektronowej, spowodowane zakłóceniami w zależności od odległości w d między przysłoną a preparatem, można zapisać jako: d = aw d 2 + bw d + c. Metoda separacji zakłóceń wiązki elektronowej od zakłóceń generowanych w bloku skanowania bazuje na pomiarze dwóch prostopadłych składowych odchyleń d(d x i d y ) wiązki elektronowej dla szeregu wartości dystansu roboczego oraz szeregu wartości energii elektronów wiązki. Miarą odchylenia wiązki jest poziom deformacji obrazu określony jako amplituda przebiegu zdeformowanej krawędzi, czyli połowa wartości międzyszczytowej. Na rys. 1 przedstawiono przykładowe wyniki pomiarów odchylenia d x spowodowanego zakłóceniami występującymi podczas normalnej pracy mikroskopu. Stosując aproksymację kwadratową uzyskanych wyników, wyznaczono parametry a, b i c równań dla poszczególnych kierunków i energii: d x,5kev = 0,1728 10 3 w d 2 1,77 10 6 w d + 22,99 10 9 d x,10kev = 0,1144 10 3 w d 2 1,45 10 6 w d + 18,58 10 9 Rys. 1. Zależność odchylenia wiązki elektronowej od dystansu roboczego dla zakłóceń obecnych podczas normalnej pracy mikroskopu. Pomiary przeprowadzono dla dwóch wartości energii elektronów: 5 kev i 10 kev [m], [m]. Obliczono wartość indukcji pola magnetycznego zakłóceń, która dla każdego z pomiarów była zbliżona i wynosiła ok. 80 nt. Założenie jednorodności pola magnetycznego dotyczyło wyłącznie zakresu badanych odległości w d. Zawężając przedział tych odległości i dokonując pomiarów w różnych punktach wzdłuż osi wiązki można uzyskać informację o niejednorodności rozkładu pola magnetycznego w komorze mikroskopu. Dla stałej wartości dystansu roboczego odchylenie wiązki elektronowej pod bez- pośrednim wpływem zakłócającego pola magnetycznego maleje ze wzrostem energii elektronów wiązki. Wynika to z faktu, że elektrony mając większą prędkość, wynikającą z większej ich energii, pokonują obszar, w którym pole magnetyczne

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 3 odchyla elektron w krótszym czasie. Kiedy zakłócenia oddziałują na sygnały w blokach skanowania, wtedy dodatkowe odchylenie wiązki wynikające z tych zakłóceń jest niezależne od energii elektronów dla stałej wartości dystansu roboczego. Dzieje się tak dlatego, że w mikroskopie skaningowym istnieje automatyczne sprzężenie między tą energią a wzmocnieniem sygnałów skanowania po to, aby zmiana energii elektronów nie powodowała zmiany powiększenia. Kiedy w bloku skanowania pojawią się zakłócenia elektryczne, są przy zwiększaniu energii elektronów wzmacniane wraz ze wzmocnieniem sygnałów odchylania. Dlatego deformacje obrazów związane z zakłóceniami sygnałów w blokach skanowania pochodzą od dwóch składników: zależnego liniowo od zastosowanego dystansu roboczego (składnik niezależny od energii E), jednego ze składników stałych (niezależnych od dystansu roboczego). b 1 / E = b 1/ E + b, gdzie b mag, Dla danego kierunku skanowania: ( ) mag ( ) el zależne od ( / E ) 1 jest składnikiem parametru b związanym z oddziaływaniem pola magnetycznego na wiązkę elektronową w kolumnie mikroskopu, natomiast b el jest składnikiem związanym z elektrycznymi zakłóceniami sygnałów w blokach odchylania. Rysunek 2 przedstawia zależność parametru b w funkcji wielkości 1 / E. Punkt przecięcia wykre- zmiennej ( ) su dla 1/E 1/2 = 0 wyznacza wartość współczynnika b el. Odpowiada temu E, czyli brak wpływu pola magnetycznego na wiązkę elektronową. Otrzymano b el = = 0,64 10 6. Dla każdej energii można teraz wyznaczyć współczynnik b mag bezpośredniego oddziaływania pola magnetycznego na wiązkę elektronową w kolumnie mikroskopu jako b mag (E) = b(e) b el. W opisywanym przypadku wartości b mag wynoszą: 0,81 10 6 dla 10 kev Rys. 2. Zależność parametru b x (pomnożonego przez 10 6 ), związanego z zakłóceniami powstającymi w kolumnie mikroskopu, od odwrotności pierwiastka energii elektronów. Ekstrapolacja wykresu funkcji w punkcie zerowym wyznacza wartość tego parametru dla zakłóceń elektrycznych. i 1,09 10 6 dla 5 kev. Stosunek wpływu zakłóceń elektrycznych do magnetycznych w liniowym składniku odchylenia (zakłócenia) obrazu wynosi wobec tego 0,59 dla 5 kev i 0,79 dla 10 kev. Opracowana metoda pozwala rozdzielić deformację obrazu pochodzącą od bezpośredniego wpływu zewnętrznego pola magnetycznego na wiązkę elektronową w kolumnie od zakłóceń spowodowanych zniekształceniami sygnałów w blokach skanowania. Ma to istotne znaczenie dla wyboru sposobu redukcji zakłóceń i jej skuteczności, gdyż eliminacja zakłóceń spowodowanych bezpośrednim wpływem zewnętrznego pola magnetycznego na wiązkę elektro-

4 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych Rys. 3. Osłona magnetyczna (a) oraz sposób jej zainstalowania w komorze mikroskopu elektronowego (b) nową wymaga innej metodyki postępowania niż eliminacja zakłóceń spowodowanych zniekształceniami sygnałów w blokach skanowania. W celu zmniejszenia wpływu zewnętrznego pola magnetycznego na bieg wiązki elektronowej w komorze mikroskopu zastosowano ekran magnetyczny wykonany z blachy elektrotechnicznej w postaci cylindrycznej osłony (rys. 3a) o średnicy D = 20 mm i wysokości h = 10 mm, zawierającej szczelinę o szerokości x = 7,5 mm. Szcze- lina pozwala na przepływ sygnału pomiarowego do tych detektorów, które nie znajdują się w osi wiązki elektronowej nad danym preparatem. Detektorami tego typu są najczęściej detektory elektronów wtórnych lub detektory promieniowania rentgenowskiego. W przypadku pozostałych detektorów osłona może być bez szczeliny. Osłona została umieszczona w komorze mikroskopu, na stoliku preparatu, w osi wiązki elektronowej, między końcową przysłoną kolumny mikroskopu a badanym preparatem (rys. 3b). Zbadano, że dla szerokości szczeliny x większej niż 0,1 obwodu osłony straty sygnału pomiarowego, na podstawie którego powstaje obraz mikroskopowy (w tym wypadku sygnału elektronów wtórnych), są pomijalne. Skuteczność osłony została sprawdzona przez pomiar poziomu periodycznych deformacji obrazów, spowodowanych przez zakłócenia magnetyczne, zarejestrowanych z osłoną i bez osłony, dla szeregu wartości dystansu roboczego w d, czyli odległości między końcową przysłoną kolumny mikroskopu a preparatem. Badania przeprowadzono podczas pracy mikroskopu w trybie rejestracji elektronów wtórnych. Jako preparat testowy użyto strukturę krzemową z wytrawioną siecią prostopadłych linii. Sposób pomiaru poziomu deformacji d obrazów bez użycia osłony i z osłoną pokazano na rys. 4a, b, a wyniki pomiarów deformacji obrazu krawędzi dla różnych wartości dystansu roboczego znajdujących się w przedziale 14 20 mm na c) 160 140 120 100 80 60 40 20 0 d [nm] Bez ekranowania 12 14 16 18 20 22 w d [mm] Z ekranowaniem Rys. 4. Obraz krawędzi preparatu zniekształcony przez zakłócenia, zarejestrowany w trybie elektronów wtórnych bez osłony (a) i z osłoną (b), oraz zależność poziomu deformacji d obrazów od wartości dystansu roboczego w d bez ekranowania wiązki elektronowej i z zastosowaniem ekranowania magnetycznego bezpośrednio w komorze SEM (c)

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 5 rys. 4c. Z wykresów wynika, że zastosowanie przykładowej osłony obniża poziom deformacji od 25% do 40%, w zależności od dystansu roboczego. Na poziom pozostałej deformacji obrazu wpływają również zakłócenia powstałe poza komorą mikroskopu, które nie są eliminowane poprzez ekranowanie w komorze SEM. 3. Wyznaczania gęstości różnych typów dyslokacji w GaN poprzez określanie statystycznych rozkładów głębokości jamek trawienia GaN jest materiałem o wielu zastosowaniach w optoelektronice. Ważną przeszkodą w zastosowaniach tego półprzewodnika są dyslokacje obecne w epitaksjanych warstwach tego materiału. Dyslokacje przecinające powierzchnię pod kątem prostym (tzw. threading dislocations) można podzielić na trzy typy: krawędziowe, mieszane oraz śrubowe. Od typu dyslokacji zależy ich wpływ na własności elektryczne przyrządów. Istotne jest więc określenie gęstości defektów z uwzględnieniem ich typu. Do tego celu może zostać użyta transmisyjna mikroskopia elektronowa, która jest dokładną, ale ze względu na preparatykę, czasochłonną techniką. Selektywne trawienie chemiczne jest metodą o mniejszej dokładności, ale zdecydowanie szybszą. W wyniku selektywnego trawienia chemicznego pojawiają się jamki trawienia o różnych głębokościach i/lub kształtach w zależności od typu dyslokacji. Możliwe jest więc wyznaczanie gęstości dyslokacji z podziałem na typy poprzez przyporządkowanie jamkom trawienia na podstawie ich kształtu i/lub głębokości określonych typów dyslokacji. Celem omawianej pracy było opracowanie metody, która pozwoli na wyznaczanie kształtów trójwymiarowych obiektów z obrazu skaningowej mikroskopii elektronowej (SEM) oraz zastosowanie tej metody do wyznaczania głębokości jamek trawienia na powierzchni GaN. Metoda bazuje na zależności współczynnika emisji elektronów wtórnych od kąta, jaki tworzy wiązka elektronów z powierzchnią próbki. Znane są metody wyznaczania kształtów obiektów bezpośrednio z analizy obrazu SEM. Metody te wymagają jednak złożonych obliczeń i są czasochłonne, ponieważ wykorzystują iteracyjne symulacje obrazu SEM. Zaletą opracowanej metody jest prostota implementacji, możliwość szybkiego i pewnego wyznaczania kształtu pewnej klasy obiektów z obrazu SEM bez konieczności bezpośredniego dostępu do detektora elektronów wtórnych oraz bez konieczności prowadzenia złożonych obliczeń. Zależność kątowa emisji elektronów wtórnych, wywołana oddziaływaniem powierzchni z wiązką elektronów pierwotnych, może być opisana zależnością: δ = δ 0 /cos(α), gdzie δ jest współczynnikiem emisji i określa stosunek natężenia prądu elektronów wtórnych emitowanych z powierzchni do prądu wiązki elektronów pierwotnych. Stała δ 0 nie zależy od kąta α, który opisuje nachylenie powierzchni względem wiązki (dla α = 0 wiązka elektronów pierwotnych jest prostopadła do powierzchni próbki). Intensywność obrazu SEM, zapisana w postaci pliku

6 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych graficznego, zależy jednak nie tylko od współczynnika emisji elektronów wtórnych, lecz także od chwilowych ustawień mikroskopu, które mają wpływ na kontrast i jasność obrazu. Aby więc opisać zależność intensywności obrazu SEM od nachylenia powierzchni, podany wzór, zgodnie z prezentowaną metodą, powinien zostać zmodyfikowany w następujący sposób: I = A/cos(α) + B, gdzie I oznacza intensywność obrazu SEM, natomiast A i B są parametrami, które zależą od wszystkich ustawień mikroskopu, jakie mają wpływ odpowiednio na kontrast i jasność obrazu. Wartości parametrów A i B są wyznaczane eksperymentalnie. W tym celu można na przykład wykonać zdjęcia SEM, które przedstawiają płaską powierzchnię nachyloną względem wiązki elektronów pod dwoma różnymi kątami α 1 oraz α 2. Oba obrazy powinny przedstawiać ten sam materiał co badany obiekt i najlepiej, jeśli znajdują się na tym samym preparacie co badany obiekt. Oba zdjęcia wykonuje się przy tych samych ustawieniach mikroskopu jak dla zdjęcia badanego obiektu, rejestrując w postaci pliku graficznego intensywność obrazu I 1 dla kąta α 1 oraz I 2 dla kąta α 2. Wartości α 1 oraz α 2 muszą być znane. Metoda może być stosowana do obiektów, dla których możliwe jest takie dobranie kierunku wyznaczania kształtu (kierunek x) oraz znalezienie takiej orientacji próbki w mikroskopie, aby wysokość obiektu była zmienna tylko wzdłuż kierunku x. Przykład zastosowania metody został przedstawiony na rys. 5. Pokazano obrazy SEM jednego zagłębienia znajdującego się na powierzchni GaN (rys. 5a c), wykonane przy różnych ustawieniach jasności i kontrastu obrazu, w tym jedno zdjęcie przy zmienionej orientacji płaszczyzny próbki 60 o. Dla każdego ze zdjęć wykonano osobną procedurę kalibracyjną, wykonując dwa zdjęcia płaskiej powierzchni przy kątach zwiększonych oraz zmniejszonych o 5 o w stosunku do kąta, przy którym zarejestrowano obraz badanego zagłębienia. Podczas wyznaczania kształtu z otrzymanych obrazów SEM wykorzystywano dla każdego z nich od- Rys. 5(a c) Obrazy SEM tego samego zagłębienia uzyskane przy różnych ustawieniach jasności i kontrastu oraz pod dwoma różnymi kątami: a) b) β = 65 o, c), β = 60 o ; d) kształty zagłębienia wyznaczone z obrazów (a c). Kąt β określa kąt pomiędzy kierunkiem normalnym płaszczyzny próbki a kierunkiem wiązki elektronów.

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 7 mienne wartości parametrów A i B. Uzyskane profile z omawianych obrazów SEM zostały pokazane na rys. 5d. Opisaną metodę zastosowano do wyznaczania głębokości jamek trawienia na powierzchni GaN z obrazów SEM. Powierzchnie warstw GaN, uzyskanych metodą epitaksji z fazy gazowej na podłożu szafirowym, poddano selektywnemu trawieniu chemicznemu w temperaturze 175 o w roztworze H 3 PO 4. Następnie wytrawioną powierzchnię obserwowano w skaningowym mikroskopie elektronowym. Płaszczyzna próbki była zorientowana tak, że jej kierunek normalny tworzył kąt 65 o z kierunkiem wiązki elektronów. Typowy obraz SEM badanej próbki przedstawia rys. 6a. Podczas wykonywania zdjęć kalibracyjnych, wymaganych do zastosowania metody, zmieniano nachylenie płaszczyzny próbki do wartości 60 o oraz 70 o między normalnym kierunkiem płaszczyzny a kierunkiem wiązki elektronów. Przykładowy statystyczny rozkład głębokości jamek trawienia, uzyskany z czterech obrazów SEM przedstawiających w sumie 27 mm 2, pokazano na rys. 6b,c. Jak widać na rys. 6b, rozkład składa się z jednego wyraźnego piku oraz płaskiej części rozciągającej się na większe głębokości. Pik może być opisany przez krzywą Log- Normal (rys. 6c). Gęstość wszystkich jamek trawienia wynosiła d = 9,4 10 8 cm 2. Rys. 6a) Przykładowy obraz uzyskany w skaningowym mikroskopie elektronowym przedstawiający powierzchnię GaN trawioną w 175 o C w H 3 PO 4 przez 30 min.; b), c) statystyczny rozkład głębokości jamek trawienia otrzymany z obrazów skaningowej mikroskopii elektronowej Dla porównania gęstość dyslokacji w badanym materiale została dokładnie wyznaczona za pomocą transmisyjnej mikroskopii elektronowej (TEM): dyslokacji krawędziowych d e = 1,5(±0,2) 10 9 cm 2, dyslokacji mieszanych d m = 8,1(±0,5) 10 8 cm 2 oraz dyslokacji śrubowych d s = 8,1(±1) 10 7 cm 2. Całkowita gęstość dyslokacji wyznaczona za pomocą TEM (d = 2,4 10 9 cm 2 ) jest prawie trzykrotnie większa od gęstości jamek trawienia wyznaczonej ze zdjęć SEM. Ponieważ największe jamki trawienia powinny powstawać w miejscu przecięcia z powierzchnią dyslokacji śrubowych, więc płaska część rozkładu może zostać przyporządkowana temu typowi dyslokacji. Gęstość jamek trawienia składających się na tę część rozkładu d s = = 7 10 7 cm 2 zgadza się z gęstością otrzymaną za pomocą TEM dla dyslokacji śrubowych (d s = 8(±1) 10 7 cm 2 ). Pik na rozkładzie z rys. 6 można by wtedy interpretować jako odpowiedni zarówno dla dyslokacji krawędziowych, jak i mie-

8 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych szanych. Gęstość obliczona jako pole powierzchni pod dopasowana krzywą wynosi d m+e = 8,7 10 8 cm 2. Dokładność metody przy zastosowanym sposobie trawienia może być niewystarczająca, aby rozróżnić dwa piki odpowiadające dyslokacjom mieszanym oraz krawędziowym. Jamki trawienia powstałe w wyniku trawienie w H 3 PO 4 są płytkie, co utrudnia ich obserwację w skaningowym mikroskopie elektronowym. Jednakże metoda ta poprawnie rozróżnia jamki odpowiadające dyslokacjom śrubowym. 4. Badanie kontaktów omowych Au/Pt/Ti/Pt dla GaAs za pomocą transmisyjnej mikroskopii elektronowej Przy zastosowaniu metod transmisyjnej mikroskopii elektronowej (TEM) zbadano mechanizmy tworzenia się struktur metal-gaas w wieloskładnikowych kontaktach z udziałem złota, tytanu i platyny. Bezpośrednio na podłożu GaAs zostały osadzone warstwy w następującej kolejności: 10 nm Pt, 20 nm Ti, 30 nm Pt i 150 nm Au. Do badań TEM zostały użyte struktury Au/Pt/Ti/Pt/GaAs po wygrzewaniu w 450 o C/5 min., 470 o C/5 min. i 490 o C/5 min. Na podstawie badań TEM stwierdzono, że po wygrzewaniu struktury Au/Pt/Ti/Pt/GaAs w temperaturze 450 o C (5 min.) na granicy fazowej Pt/GaAs dochodzi do formowania się dwóch krystalicznych warstw o grubości ok. 6 nm i 15 nm (rys. 7). Utworzenie się dwóch nowych warstw na granicy fazowej Pt/GaAs związane jest z tym, że atomy Rys. 7. Struktura kontaktu Au/Pt/Ti/Pt/GaAs wygrzewana w 450 o C przez 5 min. Pt reagują zarówno z atomami Ga, jak z atomami As. W wyniku tego w jednej warstwie mogą istnieć fazy Pt-Ga, a w drugiej Pt-As. Z tego powodu grubość dolnej warstwy Pt zmniejsza się do ok. 4 nm. Warstwa Ti pełni role bariery dyfuzyjnej dla górnej warstw Pt (30 nm) i Au w kierunku podłoża. Jej grubość wynosi ok. 10 nm. Granice fazowe bariery Ti są bardzo gładkie. Również dość dobrze widać granicę fazową między warstwą Pt a warstwą Au, co świadczy, że w tej temperaturze nie dochodzi jeszcze do mieszania się metali Au i Pt. Warstwy te stanowią górną część kontaktu omowego. Analiza obrazu dyfrakcyjnego struktury kontaktowej wygrzewanej w 450 o C (rys. 8) wykazała obecność refleksów dyfrakcyjnych pochodzących od Pt, Ti. Stwierdzono też w bliskim sąsiedztwie refleksów (111), (200) i (220) od GaAs obecność kilku skupisk niezidentyfikowanych refleksów (linie kropkowane na obrazie dyfrakcyjnym), które mogą należeć do faz PtGa lub PtAs 2.

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 9 Dzięki zastosowanej technice dyfrakcji z wybranego obszaru SAD (ang. selected-area diffraction) na otrzymanym obrazie dyfrakcyjnym nie obserwuje się refleksów od Au, ponieważ obraz uzyskano tylko z wybranego obszaru Pt/Ti/Pt/GaAs, poza warstwą Au. Natomiast refleksy od Ti na obrazie dyfrakcyjnym pochodzą tylko z warstwy bariery Ti, o czym świadczy fakt, że bariera Ti nie została nienaruszona. Wyższa temperatura wygrzewania (470 o C przez 5 min.) powoduje mieszanie się metali Au i Pt w górnej części struktury Au/Pt/Ti/Pt/GaAs i w konsekwencji tworzenie się stopu Au-Pt (rys. 9a). Duża mobilność obu składników w tej temperaturze powoduje silniejszą dyfuzję w kierunku podłoża, co w efekcie narusza górną powierzchnię bariery Ti. Dolna granica fazowa Ti pozostaje nadal gładka. Poniżej bariery Ti tworzy się krystaliczna Rys. 8. Obraz dyfrakcyjny struktury kontaktowej Au/Pt/Ti/Pt/GaAs wygrzewanej w 450 o C z zaznaczonymi (przez nałożenie linii ciągłej lub przerywanej) refleksami pochodzącymi od: podłoża GaAs (refleksy znajdujące się na przecięciach zaznaczonej siatki) o orientacji [011] oraz polikrystalicznych kręgów pochodzących od Pt - (111), (200), (113) i (222) linia przerywana i Ti - (0110), (0003) i (1120) linia ciągła. Na obrazie zaznaczone są również refleksy, które naprawdopodobniej pochodzą od faz Pt-Ga lub Pt-As (linia kropkowana). warstwa powstała w wyniku reakcji całej platyny z GaAs. Jej grubość dochodzi do ok. 70 nm. Jak stwierdzono na podstawie analizy zdjęć TEM, warstwa ta składa się z dwóch podwarstw: górnej o grubości ok. 20 30 nm oraz dolnej dochodzącej do ok. 50 nm. Wynikiem powstawania podwarstw może być tworzenie się w głównej warstwie dwóch różnych faz, np. Pt-Ga i Pt-As (mechanizm podobny jak w strukturze wygrzewanej w 450 o C). Jednak powstawanie tak grubych warstw w stosunku do warstw powstałych 450 o C w może być związane z większym udziałem w reakcji atomów Ga i As, wówczas mogą się formować fazy uboższe w Pt. Rys. 9. Struktura kontaktowa Au/Pt/Ti/Pt/GaAs wygrzewana w: a) 470 o C/5 min., b) 490 o C/5 min.

10 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych Wygrzewanie struktury w najwyższej temperaturze (490 o C/5 min.) powoduje jeszcze silniejszą dyfuzję atomów Pt i Au w kierunku podłoża niż to miało miejsce w 470 o C i prowadzi do przerwania bariery Ti (rys. 9b). W wyniku tego pod barierą Ti tworzą się skupiska różnych faz z udziałem atomów Au, Pt, Ga i As, a na powierzchni struktury pozostaje reszta stopu Au-Pt. Z przeprowadzonych badań wynika, że struktura kontaktowa Au/Pt/Ti/Pt dla GaAs wygrzewana w 450 o C może być z powodzeniem stosowana jako kontakt omowy dla nowoczesnych przyrządów półprzewodnikowych. Wygrzewanie w temperaturze powyżej 450 o C wpływa niekorzystnie na mikrostrukturę kontaktu. 5. Elektronomikroskopowe badania procesów wytwarzania germanku platyny Jednym z głównych celów prac prowadzonych w ramach projektu METAMOS jest optymalizacja technologii wytwarzania złączy Schottky ego wykazujących bardzo niską barierę do krzemu. Złącza te są wykorzystywane do wytwarzania obszarów źródła i drenu w przyrządach MOSFET. W przyrządach wytwarzanych na krzemie typu p stosuje się złącza oparte na krzemkach platyny i irydu. Krzemki powstają przez wygrzewanie cienkiej warstwy metalu (ok. 20 nm) naniesionej na podłoże krzemowe. W trakcie przeprowadzanych badań technologicznych okazało się, że istnieją olbrzymie problemy z usuwaniem pozostałej na powierzchni płytek warstwy platyny, która nie uległa pełnej przemianie w krzemek. Służąca do usuwania platyny woda królewska (HCl:HNO 3 :H 2 O) wykazywała niedostateczną selektywność i trawiła jednocześnie nowo wytworzoną warstwę krzemku platyny. W ramach projektu została zaproponowana nowa, oryginalna metoda usuwania nadmiarowej platyny poprzez zamianę jej w inny związek, łatwo usuwalny w roztworze nietrawiącym PtSi. Metoda ta polega na przekształceniu platyny w germanek platyny, który stosunkowo łatwo jest trawiony przez nadtlenek wodoru (H 2 O 2 ). Germanek platyny jest materiałem znanym już w technologii półprzewodnikowej. Wykazuje on również stosunkowo niewielką wysokość bariery Schottky ego do krzemu. Znane są próby jego zastosowania jako materiału, z którego wytwarzane są źródło i dren przyrządów MOS. Wykorzystanie go w tak nietypowy sposób do usuwania platyny nie było nigdy rozważane. W związku z tym, że technologia wytwarzania tego związku nie była nigdy stosowana przez wykonawców projektu i nie jest dobrze opisana w literaturze, zaistniała potrzeba dość gruntownego zbadania mechanizmów powstawania tego typu materiału. Poniżej przedstawione zostały wyniki badań, uzyskane za pomocą transmisyjnej mikroskopii elektronowej, oraz wyniki pierwszych prób wytwarzania warstw germanku platyny. Materiał ten uzyskano poprzez wygrzewanie warstw germanu i platyny (metodą RTA w ciągu 5 min.) osadzonych na tzw. pseudogermanowym podłożu, czyli cienkiej warstewce germanu położonej na warstwie

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 11 dielektryka (SiO 2 ), wytworzonego na podłożu krzemowym. Wyjściowy stos miał więc układ: Ge/Pt/Ge/SiO 2 o grubości warstw 40/20/1/13 nm. Stosowano temperatury wygrzewania z zakresu 200 600 C. Wytworzone warstwy zostały zbadane metodą dyfrakcji rentgenowskiej (XRD). Badania te pokazały, że w temperaturze 200 C powstała warstwa ma strukturę PtGe. W temperaturze 300 C zaobserwowano występowanie zarówno PtGe, jak i Pt 2 Ge 3. W temperaturze 400 C i wyższych stwierdzono obecność tylko Pt 2 Ge 3. Rysunek 10 przedstawia elektronomikroskopowe przekroje warstw germanku platyny uzyskanych w poszczególnych temperaturach. Wygrzewanie już w najniższej temperaturze 200 C powoduje całkowitą przemianę warstwy platyny w polikrystaliczny germanek, którego wyraźne, dobrze zdefiniowane ziarna, są widoczne na tym obrazie. W górnej części struktury widoczna jest cienka warstewka Rys. 10. Przekroje wastw germanku platyny powstałe ze struktury: Ge(45nm)/Pt(20nm)/SiO 2 /Si po wygrzaniu w temperaturze: a) 200 C, b) 300 C, c) 400 C, d) 500 C, e) 600 C o innej strukturze. Jest to prawdopodobnie german, który nie przereagował całkowicie w tej niskiej temperaturze. W wyniku wygrzewania w temperaturze 300 C warstwy platyny i germanu uległy całkowitej reakcji. W rezultacie powstała warstwa germanku platyny składająca się z dwóch faz: Pt 2 Ge 3 grubszej, położonej na wierzchu, i PtGe cieńszej, położonej na granicy z tlenkiem (rys. 10b). Warstwy germanku platyny wytworzone w temperaturze 400 C i 500 C (rys. 10c, d) są do

12 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych siebie podobne. Obie zbudowane są z kolumnowych ziaren Pt 2 Ge 3, a na granicy z SiO 2 wciąż widoczna jest cienka warstewka o innej fazie (PtGe). Warstwa wytworzona w wyższej temperaturze (500 C) wykazuje większe różnice grubości. Różnice stają się bardzo wyraźne w germanku platyny wytworzonym w temperaturze 600 C. I w tym wypadku widoczna jest obecność innej fazy tego związku. Są to jednak grupy ziaren nie stanowiących już ciągłej warstwy. Obecność drugiej fazy (PtGe) w warstwach germanku otrzymanego w wyższych temperaturach stanowi pewną niespodziankę. Nie była ona obserwowana w pomiarach XRD. Jej istnienie może być spowodowane tym, że nowo powstający związek jest osadzany na warstwie amorficznego tlenku i może ona nie występować w warstwach osadzonych na podłożu krystalicznym. 6. Badanie krzemku erbu wytworzonego przez wygrzewanie w warunkach wysokiej próżni przy użyciu wysokorozdzielczej transmisyjnej mikroskopii elektronowej Przeprowadzone badania były oparte na charakteryzacji mikrostruktury krzemku erbu oraz granic fazowych Er/ErSi x /Si przy użyciu wysokorozdzielczej transmisyjnej mikroskopii elektronowej. Obrazy wysokorozdzielcze zostały wykonane na mikroskopie JEOL 4000FX w Max-Planck Institut für Metallforschung (MPI- MF) w Stuttgarcie. Przedmiotem badań były struktury: Er(25 nm)/si po wygrzewaniu w 630 o C przez 30 min. oraz struktura Er(25 nm)/si po wygrzewaniu w 630 o C przez 30 min., która została poddana selektywnemu strawieniu nieprzereagowanej warstwy Er przy użyciu mieszaniny kwasu siarkowego z nadtlenkiem wodoru SPM (ang. Sulfuric Peroxide Mixture). Warstwę krzemku erbu uzyskano przez wygrzewanie w 630 o C warstwy Er osadzonej na podłożu Si za pomocą wiązki elektronów. W celu uzyskania krzemku erbu o bardzo dobrej jakości wygrzewanie struktury Er/Si zachodziło cały czas w bardzo wysokiej próżni. Proces wygrzewania odbył się bezpośrednio po procesie osadzania warstwy bez konieczności wyjmowania struktury do ciśnienia atmosferycznego przed pro- Rys. 11. Obraz HRTEM struktury Er(25 nm)/si po wygrzewaniu w 630 o C przez 30 min. Zaznaczono amorficzną część nowo powstałej warstwy krzemku (ok. 3 nm) na dolnej granicy fazowej ErSi x. Strzałkami wskazano mikrobliźniaki w warstwie krzemku erbu. cesem wygrzewania. W wyniku wygrzewania większa część metalizacji reaguje tworząc krystaliczną warstwę krzemku erbu o grubości ok. 20 28 nm (rys. 11). W warstwie tej tworzą się mikrobliź-

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 13 niaki, wskazane na obrazie HRTEM strzałkami. Na dolnej granicy fazowej część nowo powstałej warstwy krzemku jest amorficzna (ok. 3 nm). Granica fazowa między tą warstwą krzemku a podłożem krzemowym jest lekko nierówna. Na powierzchni struktury jest widoczna nieprzereagowana warstwa Er o grubości do 8 nm. Granica fazowa między tą warstwą a utworzoną po wygrzewaniu warstwą krzemku erbu jest bardzo nierówna. Aby uzyskać tylko warstwę krzemku erbu, zastosowano Rys. 12. Obraz wysokorozdzielczy struktury Er(25 nm)/ /Si po wygrzewaniu w 630 o C przez 30 min. i zastosowaniu selektywnego strawienia nieprzereagowanej warstwy Er selektywne strawienie pozostałego erbu przy użyciu mieszaniny SPM. Proces trawienia spowodował nie tylko pozbycie się nadmiarowego erbu, ale także amorfizację (ok. 5 nm) wierzchniej powierzchni krzemku erbu (linie przerywane na rys. 12). Na podstawie badań przeprowadzonych przy użyciu wysokorozdzielczej transmisyjnej mikroskopii elektronowej stwierdzono, że po wygrzewaniu w wysokiej próżni w temperaturze 630 o C formuje się krystaliczna warstwa krzemku erbu, natomiast bezpośrednio przy podłożu dolna część utworzonej warstwy krzemku erbu występuje w postaci amorficznej. Stwierdzono również, że tylko część atomów erbu reaguje z krzemem. Usunięcie nadmiaru erbu przy użyciu mieszaniny SPM wpływa niekorzystnie na górną powierzchnię wytworzonego krzemku erbu. Zjawisko występowania amorficznej warstwy podczas tworzenia się krzemku erbu nie zostało natomiast zaobserwowane w strukturze Pt/Er(40nm)/Si/SiO 2 /Si wygrzewanej w podobnych warunkach temperaturowych (600 o C), ale przy ciśnieniu atmosferycznym. Szczegółowe badania tej struktury były przeprowadzone w Zakładzie Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych ITE przy użyciu transmisyjnej mikroskopii elektronowej. Zaobserwowano, że po wygrzewaniu w warunkach ciśnienia atmosferycznego na granicy fazowej krzemek/si nie tworzy się cienka warstwa amorficzna krzemku erbu (jak podczas wygrzewania w wysokiej próżni), lecz tylko warstwa o wymiarach nanometrowych złożona z polikrystalicznego Si, która powstaje w wyniku nadmiarowej ilości dyfundującego krzemu. 7. Opis zjawisk transportu ciepła i ładunku w strukturach molekularnych We współczesnej elektronice coraz większą rolę odgrywają struktury molekularne oparte na węglu. Węglowe struktury molekularne mają kilka cech wyróżniających je jako przyszłościowe elementy elektroniczne. Przede wszystkim odznaczają się bardzo dużą ruchliwością elektronów i transportem balistycznym.

14 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych Bardzo duża prędkość nośników umożliwia zmniejszenie czasu przełączania do wartości rzędu 10 13 s. Przykładem węglowych struktur molekularnych są fulereny klastry węgla zawierające 60 atomów C 60 i grafemy pojedyncze warstwy atomowe grafitu. W strukturach molekularnych zwykle jeden z wymiarów jest porównywalny z długością fali de Broglie a dla elektronów. Do analizy zjawisk transportu ciepła i ładunku w tych strukturach konieczne jest użycie opisu kwantowego Biorąc pod uwagę rozwój badań nad strukturami molekularnymi, należy się spodziewać osiągnięcia w niedalekiej przyszłości czasów przełączania rzędu femtosekund i krótszych. Przewidywane czasy przełączania wymagają zbadania zachowania się struktur molekularnych pobudzanych ultrakrótkimi impulsami, np. impulsami laserowymi. W ramach projektu badawczego zrealizowano prace teoretyczne dotyczące analizy ultraszybkich procesów cieplnych w strukturach molekularnych. Zbadano rozwiązania równania transportu ciepła w przypadku kwantowym: 2 T T 2 τ + = D T, (1) 2 t t gdzie: T temperatura struktury, τ czas relaksacji, D współczynnik dyfuzji. W przypadku transportu kwantowego czas relaksacji wyraża się za pomocą wzoru: h τ =, (2) 2 mν gdzie v jest prędkością propagacji energii termicznej. Współczynnik dyfuzji ma postać: h D =, (3) m gdzie: h stała Plancka, m masa nośników. Zbadano transport ciepła w fulerenach i wykazano, że pole temperatury T(x,t) składa się z dwóch składowych: szybkiej o prędkości v i wolnej składowej dyfuzyjnej. Rozważono problem masy efektywnej nośników w strukturach molekularnych i wykazano, że zależy ona od czasu relaksacji i od potencjału wewnątrz struktury. Pozwala to na przewidywanie wartości masy efektywnej dla różnych czasów relaksacji i potencjałów. Rozważono też możliwość występowania dwóch różnych czasów relaksacji dla składowej falowej i dla składowej dyfuzyjnej. Wykazano, że współczynnik dyfuzji zależy od stosunku obu czasów relaksacji. Do niedawna realizacja molekularnych struktur dwuwymiarowych (2D), w tym grafenów, nie była możliwa ze względu na trudności technologiczne. Od 2004 r. wiadomo, że grafeny istnieją. Co więcej, zbadano ich podstawowe własności termiczne i elektryczne (K. Novosielov et al., Science 306 (2004) 666). Z punktu widzenia fizyki ciała stałego grafeny są półprzewodnikami o zerowej przerwie energetycznej. Główną cechą wyróżniającą grafeny spośród dwuwymia-

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 15 rowych struktur półprzewodnikowych (2D) jest prawie relatywistyczny transport nośników. Nośniki ładunku i energii termicznej są quasi-cząstkami o masie efektywnej ~ 0. Nazywa się je bezmasowymi fermionami i można je traktować jako elektrony z masą bliską zeru. W oparciu o analizę rozwiązań kwantowego równania transportu ciepła wykazano, że masa efektywna nośników balistycznych w grafenach może być bliska zeru, co jest zgodne z własnościami zmierzonymi dla grafenów (K. Novosielov, ibid.). Publikacje 2007 [P1] BREIL N., HALIMANOUI A., DUBOIS E., LARRIEU G., ŁASZCZ A., KĄTCKI J., RATAJCZAK J., ROLLAND G., POUYDEBASQUE A., SKOTNICKI T.: An Original Selective Etch of Pt vs. PtSi Using a Low Temperature Germanidation Process. ECS Trans. 2007 vol. 6 s. 459 465. [P2] BREIL N., HALIMANOUI A., SKOTNICKI T., DUBOIS E., LARRIEU G., ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., ROLLAND G., POUYDEBASQUE A.: Selective Etching of Pt with Respect to PtSi Using a Sacrifical Low Temperature Germanidation Process. Appl. Phys. Lett. 2007 vol. 91 s. 232112-1-3. [P3] CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., KĄTCKI J.: Layer or Strip Resistance Measurement by EBIC. Mater. Trans. 2007 vol. 48 nr 5 s. 949 953. [P4] JAROSZEWICZ B., TOMASZEWSKI D., GRABIEC P., WZOREK M., YANG C. M., LAI C. S., PIJANOWSKA D., DAWGUL M., TORBICZ W.: Parametry przyrządów typu ISFET/MOSFET z dielektrykiem bramkowym HfO 2. Mat. konf. IX Konf. Nauk. Technologia Elektronowa ELTE 2007. Kraków, 4 7.09.2007. Book of Abstracts s. 47. [P5] KOZŁOWSKI M., MARCIAK-KOZŁOWSKA J., CZERWIŃSKI A., WZOREK M., PŁUSKA M.: Thermal Relaxation Times for Nanoparticles Heated by Ultra Short Laser Pulses. Lasers in Eng. 2007 vol. 17 s. 233 238. [P6] ŁASZCZ A., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of Iridium Silicide Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. Arch. of Metall. a. Mater. 2006 vol. 51 nr 4 s. 551 554. [P7] ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., CZERWIŃSKI A., KĄTCKI J., BREIL N., LARRIEU G., DUBOIS E.: TEM Study of the Silicidation Process in Pt/Si and Ir/Si Structures. Proc. of 15th Int. Conf. on Microscopy of Semiconducting Materials, Cambridge, Wielka Brytania, 2 5.04.2007. [P8] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: De Broglie-Bohm Equation for Attosecond Laser Pulse Interaction with Matter. Lasers in Eng. (zgł. do druku). [P9] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: Heat Transport Induced by Ultra-Short Laser Pulses in Fullerenes. Lasers in Eng. 2007 vol. 17 nr 5 6 s. 405 409. [P10] MARCIAK-KOZŁOWSKA J., PELC M., KOZŁOWSKI M.: The Two Mode Thermal Klein-Gordon Equation for Ultra-Short Laser Pulse Interaction with Matter. Lasers in Eng. 2007 vol. 17 nr 3 4 s. 251 254. [P11] MARONA L., WIŚNIEWSKI P., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., PERLIN P., CZERNECKI R., LESZCZYŃSKI M., CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J.: Degradation-Related Increase of the Characteristic Temperature T0 of InGaN Laser Diode. Appl. Phys. Lett. (zgł. do druku). [P12] MARONA L., WIŚNIEWSKI P., LESZCZYŃSKI M., PRYSTAWKO P., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., CZARNECKI R., CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., PERLIN P.: Comprehensive Study of Reliability of InGaN Based Laser Diodes. Novel In-Plane Semiconductor Lasers VI, Photonic West, San Jose, California, USA, 20 25.01. Proc. of SPIE 2007 t. 6485 s. 648504-1-12.

16 Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych [P13] MROZIEWICZ B., KOWALCZYK E., DOBRZAŃSKI L., RATAJCZAK J., LEWANDOWSKI S. J.: External Cavity Diode Lasers with E-beam Written Silicon Diffraction Gratings. Optic. a. Quant. Electron. 2007 vol. 39 nr 7 s. 585 595. [P14] PELC M., KOZŁOWSKI M., MARCIAK-KOZŁOWSKA J.: Propagation of Thermal Disturbances in Minkowski Spacetime Generated by Continuous Laser Pulses. Lasers in Eng. 2007 vol. 17 nr 1 2 s. 207 211. [P15] PELC M., MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: Klein-Gordon Equation for the Heating of the Fermionic Gases. Electron. J. of Theoret. Phys. 2007 vol. 4 nr 15 s. 67 72. [P16] PELC M., MARCIAK-KOZŁOWSKA J., KOZŁOWSKI M.: Massless Fermions Generated by Ultrashort Laser Pulses. Lasers in Eng. 2007 vol. 17 s. 157 161. [P17] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., OSKWAREK, RAK R.: Quantitative Measurement of Electromagnetic Distortions in Scanning Electron Microscope (SEM). Proc.of 2007 IEEE Instrumentation and Measurement Technology Conf., Warszawa, 1 3.05.2007. [P18] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., OSKWAREK, RAK R.: Quantitative Magnetic-field Measurement in Scanning Electron Microscope (SEM). IEEE Trans. on Inst. a. Measur. (zgł. do druku). [P19] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J., OSKWAREK, RAK R.: Separation of Image Distortion Sources and Magnetic-Field Measurement in Scanning Electron Microscope (SEM). Micron (Elsevier) (w druku). [P20] PŁUSKA M., OSKWAREK: Ocena wpływu zewnętrznych pól magnetycznych i elektromagnetycznych na działanie skaningowego mikroskopu elektronowego. Pomiary Automatyka Kontrola 2007 nr 9 s. 61 64. [P21] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., DYLEWICZ R., KĄTCKI J.: Determination of Densites of Various Dislocation Types in GaN-Comparison of TEM and Improved Hot Acid Etching Method. Micron (Elsevier) (zgł. do druku). [P22] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., KĄTCKI J.: Defect Structure in Self- Implanted Silicon Annealed under Enhanced Hydrostatic Pressure-Electron Microscopy Study. phys. stat. sol. (c) 2007 vol. 4 nr 8 s. 3020 3024. [P23] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., DYLEWICZ R., KĄTCKI J.: Selective Etching of Dislocations in GaN and Quantitative SEM Analysis with Shape-Reconstruction Method. Micron (w druku). [P24] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., KĄTCKI J.: Hydrostatic Pressure Effect on Dislocation Evolution in Self-Implanted Si Investigated by Electron Microscopy Methods. Vacuum 2007 vol. 81 s. 1229 1232. Konferencje, seminaria 2007 [K1] BUGAJSKI M., KOSIEL K., MUSZALSKI J., KUBACKA-TRACZYK J., RATAJCZAK J., ŁASZCZ A., ROMANOWSKI P., MOGILIŃSKI R., GACA J., WÓJCIK M.: Design and MBE Growth Optimization of Mid-Infrared Quantum Cascade Laser Structures. Int. Conf. on Semiconductor Materials and Optics - SMMO 2007. Warszawa Miedzeszyn, 18 21.10.2007 (ref. zapr.). [K2] GOŁASZEWSKA K., PIOTROWSKI T. T., RUTKOWSKI J., PAPIS E., KRUSZKA R., DYNOWSKA E., RATAJCZAK J., PIOTROWSKA A.: Comparison of Various GaSb Based Device Structures for Application in Thermophotovoltaic Cells. 5th Int. Conf. on Solid State Crystals and 8th Polish Conf. on Crystal Growth. Zakopane Kościelisko, 20 24.05.2007 (plakat). [K3] JAROSZEWICZ B., TOMASZEWSKI D., GRABIEC P., WZOREK M., YANG C. M., LAI, PIJANOWSKA D., DAWGUL M., TORBICZ W.: Parametry przyrządów typu ISFET/MOSFET z dielektrykiem

Zakład Badań Materiałów i Struktur Półprzewodnikowych 17 bramkowym HfO 2. Mat. konf. IX Konf. Nauk. Technologia Elektronowa ELTE 2007. Kraków, 4 7.09.2007 (plakat). [K4] ŁASZCZ A., RATAJCZAK J., CZERWIŃSKI A., KĄTCKI J., BREIL N., LARRIEU G., DUBOIS E.: TEM Study of the Silicidation Process in Pt/Si and Ir/Si Structures. 15th Int. Conf. on Microscopy of Semiconducting Materials. Cambridge, Wielka Brytania, 2 5.04.2007 (plakat). [K5] MARONA L., WIŚNIEWSKI P., LESZCZYŃSKI M., PRYSTAWKO P., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., CZARNECKI R., CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., PERLIN P.: Comprehensive Study of Reliability of InGaN Based Laser Diodes. SPIE Photonic West. San Jose, Kalifornia, USA, 20 25.01.2007 (kom.). [K6] MARONA L., WIŚNIEWSKI P., LESZCZYŃSKI M., PRYSTAWKO P., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., CZARNECKI R., CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., PERLIN P.: Changes in Thermal Stability of InGaN Laser Diodes Associated with Degradation of the Device.XXXVI Int. School on the Physics of Semiconducting Compounds. Jaszowiec, 9 15.06.2007 (ref). [K7] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., OSKWAREK, RAK R.: Quantitative Measurement of Electromagnetic Distortions in Scanning Electron Microscope. 2007 IEEE Instrumentation and Measurement Technology Conf. Warszawa, 1 3.05.2007 (ref.). [K8] SZERLING A., KARBOWNIK P., KOSIEL K., BUGAJSKI M., ŁASZCZ A.: Low Resistance p-type Ohmic Contacts for High Power InGaAs/GaAs - 980 nm cw Semiconductor Lasers. IX Konf. Nauk. Technologia Elektronowa ELTE 2007. Kraków, 4 7.09.2007 (plakat). [K9] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., DYLEWICZ R., KĄTCKI J.: Determination of Densites of Various Dislocation Types in GaN-Comparison of TEM and Improved Hot Acid Etching Method. E-MRS Fall Meet. 2007 (EMRS07), Warszawa, 17 21.09.2007 (plakat). Patenty i zgłoszenia patentowe 2007 [PA1] CZERWIŃSKI A., PŁUSKA M., RATAJCZAK J., KĄTCKI J.: Sposób pomiaru rezystancji powierzchniowej warstw nadzłączowych w optoelektronicznych strukturach półprzewodnikowych ze złączem p-n. Zgł. pat. nr P.383940 z dn. 3.12.2007. [PA2] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J.: Sposób określania udziału zakłóceń elektrycznych i zakłóceń magnetycznych w kolumnie skaningowego mikroskopu elektronowego. Zgł. pat. nr P.383863 z dn. 23.11.2007. [PA3] PŁUSKA M., CZERWIŃSKI A., RATAJCZAK J., KĄTCKI J.: Sposób zmniejszania zakłóceń biegu wiązki elektronowej w komorze skaningowego mikroskopu elektronowego oraz osłona do zmniejszania tych zakłóceń. Zgł. pat. nr P383894 z dn. 21.11.2007. [PA4] WZOREK M., CZERWIŃSKI A., KĄTCKI J.: Sposób wyznaczania kształtu obiektu z obrazu wykonanego metodą skaningowej mikroskopii elektronowej. Zgł. pat. nr P.383828 z dn. 20.11.2007.