Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni

ИЗУЧЕНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ УПРАВЛЕНИЯ ШИРИНОЙ ЗАПРЕЩЕННОЙ ЗОНЫ 

ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНОК СИЛИЦИДОВ 

 

Д.А. Ташмухамедова, Ё.С. Эргашов, Э. Раббимов, Д.М. Мурадкабилов, Х.Г. Райимжонов, Б.Е. 

Умирзаков 

Ташкентский государственный технический университет 

 

Наноразмерные  пленки  и  слои  силицидов  металлов  используют  при  разработке 

различных  видов  СВЧ-транзисторов,  диодов,  интегральных  схем,  запоминающих  устройств, 

фотоэлектрических преобразователей (ФЭП), в том числе солнечных элементов. Несмотря на 

то  что  в  области  современной  электронной  техники,  в  частности  при  изготовлении 

фотопреобразователей, практически достигнуты предельные значения параметров, применение 

новых  технологий,  например,  формирование  текстурированных  слоев  на  поверхности 

кремниевых солнечных элементов, позволит резко уменьшить отражение света от поверхности 

и увеличить их коэффициент полезного действия [1, 2]. В последние годы стало известно, что 

тонкие пленки BaSi

2

/Si имеют перспективы в создании новых дешевых и эффективных ФЭП с 

высоким КПД.  

Нами  в  работах  [3  –  5]  методом  ионной  имплантации  в  сочетании  с  отжигом  в 

поверхностной  области  монокристаллов  Si  получены  эпитаксиальные  нанопленки  (НП)  и 

нанокристаллы (НК) МеSi

2 

(Ме – Ва, Na, Co) и изучены их состав и электронная структура. В 

частности,  показано,  что  ширина  запрещенной  зоны  E

g 

нанокристаллических  фаз  ВаSi

2

  с 

поверхностными размерами менее 25



30 нм составляет 0,7



0,8 эВ, а E

g

 нанопленок ВаSi

2

 ~ 0,5 

эВ. 

Особый интерес представляет получение и изучение свойств наноразмерных структур на 

поверхности  и  приповерхностной  области  полупроводниковых  материалов.  В  случае 

получения ФЭП в особенности солнечных элементов, гетероструктуры типа BaSi

2

/Si являются 

более перспективными. Однако системы типа  Si/BaSi

2

/Si  и  BaSi

2

/Si/BaSi

2

/Si  методом  ионной 

имплантации до настоящего времени не получены. 

Поэтому данная работа посвящена получению нанопленок  BaSi

2

  с  толщиной  ~  100  Å  и 

тонких слоев BaSi

2

 на различных глубинах приповерхностной области Si (111). 

Для получения пленок BaSi

2

 с d = 100 Å имплантация проводилась последовательно с E

0

 

= 5, 3 и 1 кэВ. На рис. 1 приведен профиль распределения Ва по глубине, измеренные до и после 

прогрева при Т = 1100 К в течении 2 часов.  

 

Рис.1. Профили распределения атомов Ва по глубине, для Si имплантированного ионами Ва

+

 с 

энергией 5, 3 и 1 кэВ. D = 2



10

17

 см

-2

. 1 – до прогрева; 2 – после прогрева при Т = 1100 К в 

течении 2 часов. 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

337 

 

Видно, что после ионной имплантации концентрация Ва с поверхности до глубины d = 25 – 30 

Å уменьшалась от 45 – 47 ат.% до 35 ат.%. В интервале d = 30 – 60 Å C

Ba

 уменьшается незначительно, 

начиная с d = 60 – 65 Å с ростом d концентрация бария резко уменьшается. При этом приповерхностная 

область  Si  полностью  разупорядочивается.  После  прогрева  при  Т  =  1100  К  формируется 

эпитаксиальная пленка BaSi

2

 с толщиной ~ 75 – 80 Å. Между пленкой BaSi

2

 и Si образуется переходной 

слой с толщиной 100 – 120 Å. Увеличивая энергию ионов до 8 – 10 кэВ получили пленки с толщиной 

90 – 100 Å. Дальнейшие увеличение Е

0

 не приводит к заметному увеличению толщины пленки BaSi

2

.  

Для  получения  нанослоев  BaSi

2

  в  приповерхностной  области  Si  имплантация  проводилась  с 

энергией Е

0

 = 20 – 30 кэВ при D = D

нас.

 = 2



10

17

 см

-2

. 

Наши исследования показали, что при имплантации ионов Ва

+

 в Si с Е

0

 = 25 кэВ при D = 2



10

17

 

см

-2

 на глубине 25 нм образуется слой BaSi

2

 с толщиной 8 – 10 Å. 

Литература 

1. 

Zhao J., Wang A., Green M.A., Ferraza F. // Appl. Phys. Lett. 1998. V. 73(14). P. 1991. 

2. 

Zhao J., Green M.A., Wang A. // J. Appl. Phys. 2002. V. 92(6). P. 2977. 

3. 

Болтаев  Х.Х.,  Ташмухамедова  Д.А.,  Умирзаков  Б.Е.  Состав  и  электронные  свойства 

наноразмерных фаз и нанопленок силицидов металлов, созданных методом ионной имплантации в 

сочетании  с  отжигом  //Поверхность.  Рентгеновские,  синхротронные  и  нейтронные  исследования. 

2014. № 4. с. 24 – 29. 

4. 

Umirzakov  B.E.,  Tashmukhamedova  D.A.,  Ruzibaeva  M.K.,  Djurabekova  F.G.,  Danaev  S.B.  // 

Nuclear  Instr.  and  Methods  in  Phys.  Research  Section  B:  Beam  Inerac.  With  Materials  and  Atoms;  326. 

02.2014. P. 322–325. 

5. 

Муродкобилов Д.М., Ташмухамедова Д.А., Умирзаков Б.Е. // Поверхность. 2013. №10. С.58.  

 

СТРУКТУРНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ 

СВЕРХПРОВОДНИКОВ МЕТОДОМ МЕССБАУЭРОВСКОЙ СПЕКТРОСКОПИИ. 

 

Тураев Э.Ю., Замонова Ш.С., Ниязова О.А., Худойбердиева Ф.Ж. Термезский государственный 

университет. 

Одна  из  основных  проблем  современной  физики  –  это  проблема  определения  эффективных 

зарядов и электронных дефектов в решетках ВТСП. 

Исследование  структуры  и  зарядового  состояния  атомов  в  сложных  металоксидах  меди 

позволяет 

определить 

некоторые 

параметры 

так 

называемых 

высокотемпературных 

сверхпроводников, которые являются основными объектами ученых-физиков. 

Определение  указанных  величин  необходимо  как  для  построения  теории  ВТСП,  так  и  для 

создания  теоретических  основ  технологии  получения  ВТСП  с  заданным  комплексом 

электрофизических свойств [1]. 

Наиболее  перспективним  методом  решения  проблемы  определения  зарядов  является  метод 

сравнения экспериментально определенних параметров тензора градиента электрического поля (ГЭП) 

с результатами их теоритического расчета. 

Теоретический расчет тензора ГЭП может быт проведен в рамках модели точечных зарядов, 

методом Хартри – Фока и молекулярной орбиталей, методом плоских волн в приближении локальной 

плотности [2]. 

Экспериментальная  информация  о  параметрах  тензора  ГЭП  может  быт  получена  методами 

ЯГРС и ЯМР. 

В настоящей работе использована эмиссионная Мессбауэровская спектроскопия на изотопах Со 

– 57 в образцах сложных металоксидах меди. 

Полученные данные показывает, что расчетные значение квадрупольного расщепления спектра 

равно 2,32 мм/c, что существенно отличается от экспериментального значения 1,56 мм/с. 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

338 

 

Такое расхождение объясняется тем, что для центров Fe (+2) ГЭП на ядрах  Fe – 57 создается как 

ионами кристаллической решетки, так и валентными электронами центра железа (1), тогда как расчет 

учитывает только кристаллическую составляюшую ГЭП. 

Таким образом, хотя изовалентное замещение ионов Сu (2+) на ионы Fe(+2) в решетке сложных 

металоксидов меди приводит к хорошо описываемой модели, однако теоритической расчет тензора 

ГЭП для нее оказывается невозможным.  

 

Литуратура: 

1. 

Киселев А.А. “Высокотемпературная сверхпроводимость”, Москва, Наука, 1990. 

2. 

Павлов  В.С.  “Спекральный  аспект  сверхпроводимости  –  координатное  спаривание 

электронов”, Вестник ЛГУ, 1987, Т.15, стр. 43-49. 

 

 

МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ ХРОМОБОРАТОВ RCr

3

(BO

3

)

4 

 (R=Gd, 

Er) ПРИ ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУРАХ.  

 

Х.О. Шакаров, З.М. Шодиев, О.А. Сулаймонов, Ж.Ш. Актамов,  

Н.Х. Жалилов 

Самаркандский государственный университет, Самарканд, Узбекистан. 

 

В  решении  проблемы  магнетизма  и  магнитоэлектрических  взаимодействий  в  структурах  с 

квазинизкомерным распределением магнитных катионов в последнее десятилетие большое значение 

приобрели исследования на тригональных монокристаллах редкоземельных хромоборатов RCr

3

(BO

3

)

4 

[1].  Кристаллы  этого  семейства  демонстрируют  необычные  оптические,  магнитные  и 

магнитоэлектрические эффекты, а также обладают хорошими механическими свойствами. Отметим, 

что свойства редкоземельных ферроборатов в настоящее время довольно хорошо исследованы, но 

данные  об  особенностях  редкоземельных  хромоборатов  ограничиваются  только  несколькими 

работами. 

Парамагнитное  состояние  хромоборатов  к  сегодняшнкму  дню  почти  не  изучено.  Целью 

настоящей  работы  является  определение  основных  магнитных  характеристик  редкоземельных 

хромоборатов RCr

3

(BO

3

)

4 

 (R=Gd, Er) методом измерения температурной зависимости их магнитной 

восприимчивости 

 





T



  в  интервале  высоких  температур  20-850

о

С.  Максимальная  относительная 

ошибка измерения магнитной восприимчивости не превышала 3% [2, 3].  

Экспериментальные  зависимости 

 

T

1





  изученных  хромоборатов,  соответственно, 

представлены  на  рис.  1.  Тщательный  анализ  этого  рисунка  показывает,  что 



  изученных 

хромоборатов уменьшается с увеличением их температуры. Все зависимости 

 

T

1





, имеют по две 

излома: у GdCr

3

(BO

3

)

4

 при 315 и 640

0

С, а у ErCr

3

(BO

3

)

4

 при 460 и 645

0

С. Следует отметить, что после 

первого излома наклон зависимости 

 

T

1





 уменьшается, а после второго – увеличивается [3]. 

До и после изломов зависимости 

 

T

1





 имеют линейный характер. Это свидетельствует 

о том, что зависимости 

 

T

1





 изученных хромоборатов между интервалами вышеуказанных 

температур подчиняются линейному закону Кюри-Вейсса: 





р

Т

С









                

 

 

 

       (1) 

где С – постоянная Кюри-Вейсса, 

р



 - парамагнитная температура Кюри. 

Изломы,  наблюдаемые  на  зависимости 

 

T

1





  изученных  хромоборатов,  можно 

объяснить следующим образом: известно, что магнитоактивными компонентами в изученных 

соединениях  является  ионы  Gd,  Er  и  Cr,  магнитные  свойства  которых  определяются, 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

339 

 

соответственно,  4f-  и  3d-  электронами,  локализованные  в  узлах  их  кристаллической 

подрешетки изученных боратов; (BO

3

)

4

 – радикал имеет лишь слабые парамагнитные свойства.  

По экспериментальные зависимости 

 

T

1





 изученных хромоборатов и учитывая (1) были 

определены  их  основные  магнитные  характеристики  - 

р



,  С,  и  затем  по  значению  С  были 

рассчитаны  экспериментальные  значение  магнитных  моментов,  приходящиеся  на  их 

химическую формульную единицу хромоборатов по следующей формуле:  

Б

эксп

СМ





83

,

2

.



,         

 

 

 

    (2) 

где  М  –  молярная  масса  изученных  боратов  [например,  для  –  GdCr

3

(BO

3

)

4 

- 

M=M

Gd

+3M

Cr

+4M

B

+12M

0

]. Результаты расчетов приведены в таблице.  

 

 

Рис.1. Зависимости хромоборатов 

 

Т

1





: 1 – GdCr

3

(BO

3

)

4

; 2 – ErCr

3

(BO

3

)

4

. 

 

 

Основные магнитные характеристики хромоборатов. 

Образцы 

Интервал 

температуры, t, 

0

C   

𝜃

𝑝

, K 

C, 10

-3

см

3

·г

-1

 

𝜇

ф

,  

ErCr

3

(BO

3

)

4

 

20-460 

-36 

52.22 

15.28 

460-645 

-759 

98.02 

20.94 

645-850 

358 

33.60 

12.26 

GdCr

3

(BO

3

)

4

 

20-315 

-80 

5.52 

4.92 

315-640 

-269 

6.85 

5.48 

640-850 

182 

4.295 

4.34 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

340 

 

Анализ таблицы показывает, что по значениям 

р



, С и 

Ф



 для RCr

3

(BO

3

)

4

 не наблюдается 

общая  закономерность.  Отрицательные  значения 

р



  изученных  боратов  свидетельствуют  о 

том, что наблюдается антиферромагнитное упорядочение. Это обнаружено экспериментально 

в работе [4], для GdCr

3

(BO

3

)

4

 и NdCr

3

(BO

3

)

4

.  

На основании полученных результатов можно сделать следующие выводы: 

1. 

Впервые измерены зависимости 

)

(T



 редкоземельных ферроборатов RCr

3

(BO

3

)

4

 

(R=Gd,  Er)  в  парамагнитном  состоянии  в  интервале  температур  20-850 

о

С.  На  каждой 

зависимости 

 

Т

1





 обнаружены по две излома, которые объясняется структурными фазовыми 

переходами.  

2. 

Установлено,  что  экспериментальные  зависимости 

)

(T



  изученных  боратов 

хорошо описывается законом Кюри-Вейсса.  

 

Список литературы. 

1.  Звягина  Г.А.,  Жеков  К.Р.,  Безматерных  Л.Н.,  Гудим  И.А.,  Бильч  И.В.,  Звягин  А.А. 

Магнитоупругие эффекты в ферроборате тербия // ФНТ. 2008. Т. 34, №11, с.1142-1151. 

2.  Kuvandikov  O.K.,  Leonyuk  N.I.,  Shakarov  H.O.,  Shodiyev  Z.M.,  Amonov  B.U.,  Nurimov 

U.E., Sulaymonov O.A. / Magnetic properties of rare-earth ferro- and aluminoborates RM

3

(BO

3

)

4

 

(M=Fe or Al and R=Y, Gd, Er, Dy). // Russian Physics Journal, 2014, V.56, Issue 12, -P.1398-1402. 

3.  О.К.Кувандиков,  Х.О.  Шакаров,  Структурные  и  магнитные  свойства  соединений 

редкоземельных  металлов  с  нормальными  и  переходными  металлами  при  высоких 

температурах. –Ташкент.: Издательство «Фан ва технология», 2017. -308с. 

4.  А.Н. Блудов, Ю.А. Савина, В.А. Пащенко, С.Л. Гнатченко, В.В. Мальцев, Н.Н. Кузмин, 

Н.И. Леонюк. Магнитные свойства монокристалла GdCr

3

(BO

3

)

4

. Физика низких температур, 

2018, Т. 44, №5, с.554-560. 

 

УРБАХ ЭНЕРГИЯСИ ВА ТЕМПЕРАТУРА 

 

1

Икрамов Р.Ғ., 

1

Нуриддинова М.А., 

1

Мўминов Х.Т., 

2

Жалалов Р.М. 

1

Наманган муҳандислик технология институти, 

[e-mail]

  

2

Наманган давлат университети, 

[e-mail]

  

 

Маълумки, Урбах қоидасини умумий холда қуйидаги кўринишда ёзиш мумкин [1] 

























U

E

const











exp

.   

 

 

 

 

        (1) 

бу ерда E

U

-Урбах энергияси бўлиб, аморф яримўтказгичлар учун у 30-100 мэВ қийматларга эга 

бўлиши мумкин.  

(1) формуладан E

U

 ни аниқлаймиз. Ундан фотонларни энергияси ћω бўйича ҳосила олсак 

































U

U

E

const

E

d

d















exp

1

,       

 

 

       (2) 

ёки 

















U

E

d

d



















,        

 

 

 

     (3) 

ифодани оламиз. Бундан Урбах энергияси учун 

































d

d

E

U



      

 

 

 

      (4) 

тенгликни ёзиш мумкин. 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

341 

 

[2]  ишда  спектрларни  экспоненциал  ютилиш  соҳасида  ютилиш  коэффициентининг 

қийматларини  аниқлашда  асосий  ролни  фотоўтказувчанлик  ҳосил  қилмайдиган  оптик 

ўтишларнинг спектри ўйнаши кўрсатилган ва бу спектр учун қуйидаги ифода олинган:  

))]

)(

exp((

1

))[

(

exp(

)

(

1

2

1

1

2

2

g

g

E

E

A





































,      (5) 

Ундан ютилган фотонларни энергияси бўйича хосила олсак: 





































g

g

E

E

A

d

d





















































2

2

1

1

2

1

2

2

exp

1

exp

1

)

(

 (6) 

ифода ҳосил бўлади. Буларни Урбах энергияси учун олинган ифодага қўямиз:  

1

2

2

1

1

2

1

2

1

2

1

1

2

)))

(

exp(

)

1

(

)))

(

exp(

)

1

((

)

)(

(

))

)(

exp((

1

))(

(

exp(

)

(











































g

g

g

g

U

E

E

A

E

E

A

E























































,  (7) 

бу  ерда  β

1

  -  ва  β

2 

-

 

лар  мос  равишда  валент  ва 

ўтказувчанлик  зоналари  думларининг  эгрилигини 

аниқловчи  параметрлар,  А-  температурага  ва 

ютилган фотонларни частотасига боғлиқ бўлмаган 

пропорционаллик  коэффициенти  бўлиб,  унинг 

қиймати [2] ишда кўрсатилишича А



 2,5

.

10

5

 см

-1

 га 

тенг.  

Кўриниб турибдики, бу формулалар ёрдамида 

Урбах  энергиясини  β

1

,  β

2

  ва  Ε

g

  параметрларнинг 

қийматларига  боғланишларини  аниқлаш  мумкин. 

Рухсат этилган зоналарнинг думларидаги электрон 

ҳолатлари  зичлигининг  қиймати  T<550  K 

температура  интервалида  ўзгар-маслиги  [3]  ишда 

кўрсатилган.  Буни  ҳисобга  олсак,  (7)  ифодада 

фақат битта температурага боғлиқ бўлган параметр 

E

g 

қолади. Маълумки, бу катталикни температурага 

боғланиши 

T

E

T

E

g

g







)

0

(

)

(

                                     

 (8) 

кўринишда  ёзилади.  Бу  ерда 



-ҳаркатчанлик 

тирқишининг тепература коэффициенти. 

Аморф  яримўтказгич  пардаларида  Урбах 

энергиясини  температурага  боғланишини  аниқловчи  тажриба  натижалари  [4]  ишда 

келтирилган. Улардан бу боғланишлар чизиқли эканлигини ва уларни бурчак коэффициенти 

ҳаракатчанлик  тирқишининг  энергетик  кенглигини  температурага  боғланишини  бурчак 

коэффициентига яқин бўлиши кўрсатилган.  

Аморф  яримўтказгичлар  учун 



(4



10

-5

-10

-4

  эВ  К

-1

)  эканлигини  ҳисобга  олиб  ва  (8) 

ифодани  (7)  ифодага  қўйиб  бажарилган  ҳисоблашдан  олинган  натижалар  1  -  расмда 

келтирилган.  Расмдан  кўринадики  (7)  формуладан  ҳисобланган  Урбах  энергиясининг 

температурага боғланиши чизиқли бўлиб температура ортиб борган сари ортиб борар экан.  

Шундай  қилиб  ушбу  ишда  Урбах  энергияси  учун  келтириб  чиқарилган  янги  формула 

асосида бу параметрни температурага боғланиши назарий тадқиқ қилинди. Урбах энергиясини 

температурага  боғланиши  чизиқли  бўлиши  ва  температура  ортиб  борган  сари  уни  қиймати 

камайиб бориши кўрсатилди.  

 

 

 

E

U

, мэВ 

80 

60 

40 

200 

400 

600 

Т, К 

1- 

2- 

1-расм.  Гидрогенизацияланган  амроф 

кремний 

пардаларида 

Урбах 

энергиясини 

темпера-турага 

боғланиши.  Ҳисоблаш-ларни  1-



1

=14 

эВ

-1 

ва

 



2

=25  эВ

-1

,  2-



1

=19  эВ

-1 



2

=25 

эВ

-1

,

 

Eg=1,8  эВ  қийматлар  учун 

бажарилган. 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

342 

 

Фойдаланилган адабиётлар 

1. 

Мотт Н., Дэвис Э. «Электронные процессы в некристаллических веществах», М., 

«Мир», 1982. 

2. 

Zainobidinov S., Ikramov R.G., Jalalov R.M., Urbach enegy and tails of the density of 

states in amorphous semiconductors. Zh. Prikl. Spektrosk. 2011, Vol.78, pp. 243.  

3. 

Бродский М. «Аморфные полупроводники», М., «Мир», 1982. 

4. 

Welser G., Mell H “Temperature dependence of the optical absorption edge 

measurements on a-Si:H and a-SiGe:H by PDS”. J.Non-Cryst.Solids. 1989 V 114.p.322-324