Динамічне підпорогове дефектоутворення у вузьких напівпровідниках А...В

Динамічне підпорогове дефектоутворення у вузьких напівпровідниках А… В…

.

.

Є ціла низка експериментальних даних незворотної взаємодії лазерного випромінювання з вузькозонними напівпровідниками АIIIВV [1−3]. Ці результати наводять на думку, що в напівпровідниках при опроміненні випромінюванням рубінового лазера виникають дефекти локального типу з різними енергіями активації та відпалу. Ці дефекти мають n-тип провідності.

Енергетична залежність для розподілу n-центрів у приповерхневому шарі подана на рис. 1 кривою 1 [1]. Ці n-центри зумовлені дефектами (крива 2, рис. 1). Окрім того вони мають низьку рухливість, майже на порядок меншу від вільних носіїв. При термообробці кількість носіїв у шарі зменшується. Однак частина n-центрів для досить високих інтенсивностей опромінення зберігає свою стійкість при T=4000C в InSb та при T=8000C в InAs.

Слід зазначити, що концентрація оптично генерованих дефектів настільки велика, що при середніх дозах іонної імплантації додаткове опромінення імпульсами рубінового лазера призводить до збільшення кількості дефектів (крива 3, рис. 1), тоді як опромінення імпульсами лазера на СО2 призводить до відпалу дефектів (крива 4 рис. 1) та до активації впровадженої домішки [1].

При цьому концентраційний профіль залежить від кристалографічної орієнтації [2; 3] (рис. 2). Це зумовлено тим, що кристали InSb мають значний процент ковалентних зв «язків, що й призводить до анізотропії дефектоутворення.

У спектрах оберненорозсіяних іонів у режимі каналювання зареєстрована генерація дефектів решітки в приповерхневому шарі [1−3] кристалів InSb під дією випромінювання рубінового лазера з густиною енергії в імпульсі I0=0,018¸ ¸0,078 Джxсм-2 до рівня, який реєструється методикою. Відносна зміна дефектності cD зображена кривою 2 на рис. 1. Співставляючи дані для cD=f (I0) та для nS=f2(I0) (де nS — шарова концентрація), легко бачити, що генерація n-центрів зумовлена дефектоутворенням під дією.

.

лазерного випромінювання, що лежить в області власного поглинання. Зменшення дефектності спостерігається при опроміненні з .

Більш повно відносну зміну дефектності від густини енергії в імпульсі характеризує крива 2 на рис. 1, яка показує, що при .

На рис. 3 наведено динаміку поведінки дефектів після опромінення імпульсами рубінового лазера різної інтенсивності.

Ці ефекти пояснюються тим, що при взаємодії лазерного випромінювання з hn³Eg відбувається інтенсивне дефектоутворення. Причому концентрація дефектів та час їх життя суттєво залежать від інтенсивності їхнього введення, тобто від інтенсивності опромінення. В класичній фізиці напівпровідників вважається, що при взаємодії оптичного випромінювання, частота якого лежить у смузі власного поглинання монокристала, з напівпровідником відбувається адіабатичний процес повернення кристала в початковий стан. Однак, як видно з вищенаведеного, це не так. Наведемо спрощену модель процесу взаємодії лазерного випромінювання з антимонідом індію. Цей кристал може перебувати в наступних фазах (кристалографічних модифікаціях): сфалериту (кубічна), вюрциту (гексагональна), полікристалічній та аморфній. Кожній з цих модифікацій відповідає своя структура та симетрія енергетичних зон кристала. Перехід між ними супроводжується зміною внутрішньої (потенціальної) енергії кристала. Слід зазначити, що фізика взаємодії оптичного випромінювання у смузі власного поглинання з точки зору релаксаційної оптики як слід не розроблена.

При спрощеному розрахунку взаємодія кванта оптичного випромінювання з енергією 1,78 еВ з антимонідом індію, ширина забороненої зони якого при кімнатній температурі дорівнює 0,18 еВ, відповідає енергії мінімального хімічного зв «язку в кристалі (оскільки кристали антимоніду індію прямозонні).

Окрім того, цей напівпровідник більш як на половину ковалентний. З кристалографічної точки зору чистий ковалентний зв «язок 1 відповідає ширині забороненої зони кристала (рис. 4).

.

З чисто геометричних міркувань видно, що в кристалографічному напрямку {111} переріз ефективної взаємодії кванта рубінового лазера зі зв «язком 1 більш ефективний, ніж для напрямку {110}. Кванти рубінового лазера при доволі низьких інтенсивностях опромінення (однофотонні процеси) з іншими зв «язками практично не взаємодіють, тому що їхня енергія значно менша за енергію цих зв «язків. Простий геометричний підрахунок стверджує, що у випадку сферичного чи еліпсоїдального зв «язку співвідношення площ зв «язку 1 з рис. 4 буде дорівнювати тангенсу або ж котангенсу нашого кута зв «язку.

Грубу оцінку ефективного перерізу розсіяння можна оцінити наступним чином. Коефіцієнт поглинання світла .

.

де .

Для монохроматичного випромінювання знаком суми в (1) можна знехтувати, у цьому випадку, звичайно, ми маємо один механізм поглинання (розсіяння). Для власного поглинання світла число центрів розсіяння .

Однак тут не цілком зрозумілим є механізм утворення дефектів у цих напівпровідниках. При такому співвідношенні між енергією кванта та шириною забороненої зони кожен квант може «порвати» 3−4 зв «язки антимоніду індію та 2−3 зв «язки арсеніду індію. Це також відповідає температурній залежності холлівської рухливості носіїв у опроміненій області. Однак, все-таки, як дати відповідь на запитання: чому ж виникають дефекти? На це питання можна відповісти наступним чином. За час взаємодії оптичного випромінювання відбувається «опустошення» зв «язків 1 (рис. 4). Іони індію та сурми в області цього зв «язку знаходяться на мінімальній відстані один від одного. Цілком ймовірно, що «спустошення» відповідних зв «язків призводить до зміщення якраз іонів, які відповідають за ці зв «язки. Вони зміщуються в область «меншої» густини. Так виникають дефекти. Навіть якщо пов «язати час «спустошення» зв «язків із часом життя нерівноважних носіїв (10−7 с.), то за цей час іони з енергією порядку ширини забороненої зони можуть зміститися на відстань, достатню для утворення дефекту. Чим більша інтенсивність збудження, тим більше нерівноважних дефектів утворюється і тим триваліший час вони живуть. Такими дефектами при низьких інтенсивностях опромінення можуть бути віртуальні пари Френкеля, віртуальні дислокації (лінійні дефекти, розмірами більше як по 3−4 атоми у відповідному кристалографічному напрямку). Енергія активації та відпалу таких дефектів.

In: .

.

Sb: .

.

де .

Це обумовлено, головним чином, асиметрією розташування атомів у кристалі (рис. 4). Тому дефекти мають донорний тип провідності. Оцінку коефіцієнта дифузії дефектів при низьких температурах можна також оцінити завдяки співвідношенню [7]:

.

де .

Уявлення про розірвані зв «язки можна використовувати як в радіаційній фізиці [7], так і в фізиці взаємодії оптичного випромінювання з твердими тілами [8]. Утворення дефектів пов «язане зі зміною відповідних хімічних зв «язків, тому ці процеси можна описувати завдяки кількості розірваних зв «язків («dangling bonds» [8]).

Завдяки співвідношенню (2) можна оцінити ефективний коефіцієнт радіаційно-стимульованої дифузії. Покладаємо .

Те, що з подальшим збільшенням інтенсивності опромінення більший вклад починають давати теплові ефекти, які призводять як до відпалу, так і до міграції дефектів, які пов «язані з перерозподілом компонент базового матеріалу напівпровідника у глибину кристала, підтверджують експериментальні дані для КРТ [9]. Тому при більших інтенсивностях опромінення відбувається рекристалізація приповерхневого шару з урахуванням внутрікристалічних полів, теплових процесів та перерозподілу іонів базового матеріалу, що обумовлено їхньою різною рухливістю, особливо на первинній стадії опромінення (стадії утворення первинних радіаційних дефектів). Це й призводить до зменшення шарової концентрації дефектів. При менших інтенсивностях (для антимоніду індію 0,07 Джxсм-2) основною причиною зменшення кількості дефектів є внутрікристалічні поля, що й пояснює зменшення кількості дефектів із часом при менших інтенсивностях опромінення.

Література Курбатов Л. Н., Стоянова И. Г., Трохимчук П. П., Трохин А. С. Лазерный отжиг полупроводни-ковых соединений элементов АшВv // ДАН СССР. — 1983. — Т.268. — Вып.3. — С.594−597.

Трохимчук П.П. Поліметричне моделюванння інформаційних та фізичних процесів. — Луцьк: Вежа, 1999. — 344 с.

Трохимчук П. П. Розробка основ теорії нестандартного моделювання інформаційних та фізичних процесів. Дисертація … д. техн. н. — Вінниця: Держ. техн. ун-тет, 1994. — 280 с.

Зельдович Я. Б. Высшая математика для начинающих и ее применения в физике. — М.: Наука, 1970. — 560 с.

Маделунг О. Физика полупроводниковых соединений элементов ІІІ и V групп. — М.: Мир, 1967. — 477 с.

Баранский П.И., Клочков В. П., Потыкевич И. В. Полупроводниковая электроника. — К.: Наук. думка, 1975. — 703 с.

Винецкий В.Л., Холодарь Г. А. Радиационная физика полупроводников. — К.: Наук. думка, 1979. — 336 с.

Wantelet M., Faily-Lovatto M., Lande L.D. Dangling bonds in Si and Ge during laser irradiation. Phys.C.:Sol.-St.Phys., v.13, 1980. -P.5505−5514.

Bahir G., Kalish R. cw CO2 ruby laser annealing of ion-implanted Hg1xCdxTe // Applied Physics Letters.- 1981. — № 9.-V.39.- P. 730−732.

.

.

_.

.