Динамическое подпороговое дефектообразование в узкозонных полупроводниках АiiiВv

Существуют целый ряд экспериментальных этих необратимой взаимодействия лазерного излучения с узкозонных полупроводников АIIIВV [1-3]. Эти итоги наводят на мысль, что в полупроводниках при облучении излучением рубинового лазера появляются дефекты локального вроде с разными энергиями активации и отжига. Эти дефекты имеют n-тип проводимости.

Энергетическая зависимость для распределения n-центров в приповерхностном слое представлена ​​на рис.1 кривой 1 [1]. Эти n-центры обусловлены дефектами (кривая 2, рис. 1). Также, они имеют низкую подвижность, практически на порядок меньшую свободных носителей. При термообработке число носителей в слое уменьшается. Хотя часть n-центров для довольно высоких интенсивностей облучения сохраняет собственную резистентность при T = 4000c в INSB и при T = 8000c в INAS.

Нужно подчеркнуть, что концентрация оптически генерируемых дефектов так велика, что при средних дозах ионной имплантации дополнительное облучение импульсами рубинового лазера приводит к увеличению числа дефектов (кривая 3, рис. 1), при том, что облучение импульсами лазера на СО2 приводит к отжигу дефектов (кривая 4 рис. 1) и к активации внедренной примеси [1].

При этом концентрационный профиль находится в зависимости от кристаллографической ориентации [2, 3] (рис. 2). Это обусловлено тем, что кристаллы INSB имеют существенный процент ковалентных контактов, что и приводит к анизотропии дефектообразования.

В спектрах оберненорозсияних заряженных частиц в режиме каналирования зарегистрирована генерация дефектов решетки в приповерхностном слое [1-3] кристаллов INSB под действием излучения рубинового лазера с плотностью энергии в импульсе I0 = 0,018   0,078 Дж  см-2 до уровня, который регистрируется методике. Относительное изменение дефектности  D изображена кривой 2 на рис.1. Сопоставляя данные  D = f (I0) и для Ns = f2 (I0) (где Ns - слойная концентрация), просто видеть, что генерация n-центров обусловлено дефектообразования под действием лазерного излучения лежит в обл. своего поглощения. Уменьшение дефектности наблюдается при облучении с

Более полно относительное изменение дефектности от плотности энергии в импульсе характеризует кривая 2 на рис.1, которая демонстрирует, что при близком к в слое достигается наименьший уровень дефектности, регистрируемой методике.

Эти эффекты объясняются тем, что при взаимодействии лазерного излучения с h   Eg случается интенсивное дефектообразования. При этом концентрация дефектов и время их жизни важно зависят от интенсивности их введения, то существуют от интенсивности облучения. В классической физике полупроводников считается, что при взаимодействии оптического излучения, частота которого лежит в полосе своего поглощения монокристалла, с полупроводником случается адиабатический процесс возвращения кристалла в исходное состояние. Хотя, как известно из вышеприведенного, это не так. Приведем упрощенную модель процесса взаимодействия лазерного излучения с антимонида индия. Данный кристалл может находиться в следующих фазах (кристаллографических модификациях): сфалерита (кубическая), вюрцита (гексагональная), поликристаллический и аморфной. Любой из данных модификаций соответствует своя структура и симметрия энергетических зон кристалла. Переход м/у ними сопровождается изменением внутренней (потенциальной) энергии кристалла. Нужно подчеркнуть, что физика взаимодействия оптического излучения в полосе своего поглощения с позиции релаксационной оптики как нужно не разработана.

При упрощенном расчете взаимодействие кванта оптического излучения с энергией 1,78 Эв с антимонида индия, ширина запрещенной участки которого при комнатной температуре равен 0,18 Эв, соответствует энергии минимального химической связи в кристалле (так как кристаллы антимонида индия прямозонни).

К тому же, данный полупроводник более чем на половину ковалентная. С кристаллографической точки зрения чистая ковалентная взаимосвязь 1 соответствует ширине запрещенной участки кристалла (рис. 4).

С чисто геометрических соображений видно, что в кристаллографическом направлении {111} сечение эффективного взаимодействия кванта рубинового лазера со связью 1 более эффективен, чем для направления {110}. Кванты рубинового лазера при довольно низких интенсивностях облучения (однофотонные процессы) с другими связями почти не взаимодействуют, так как их энергия серьезно менее энергии данных контактов. Простой геометрический подсчет говорит, что в случае сферического или эллипсоидальной связи соотношение площадей связи 1 из рис.4 будет равна тангенсу или котангенс нашего угла связи.

Грубую оценку эффективного сечения рассеяния возможно оценить так. Коэффициент поглощения света возможно податиты в следующем виде [4]

, (1)

где - концентрация соответствующих центров рассеяния и сечение рассеяния (поглощения) кванта света соответственно, - количество разных по собственной природе центров рассеяния; - знак суми.Для монохроматического излучения знаком суммы в (1) возможно пренебречь, в этой ситуации, естественно, мы имеем 1 механизм поглощения (рассеяния). Для своего поглощения света количество центров рассеяния равно атомной плотности решетки. Для INSB  4  1021cм-3, для рубинового лазера = 2  105 сантиметров-1. В этом случае сечение эффективного рассеяния (поглощения) одного кванта света равна 5  10-17cм-2. Для качественной оценки эффекта анизотропии поглощения лазерного излучения воспользуемся схемой решетки, приведенной на рис.4. Взаимосвязь 1 - чисто ковалентная, так как для INSB и INAS его длина равна сумме ковалентных радиусов соответствующих заряженных частиц. Для INSB длина связи 1 равен 2,8  10-8 cм. Угол м/у направлением {110} и связью 1 равен 37,5 . Значение "длины рассеяния" при подобных допущениях равно 7  10-9 cм. Эффективная длина ковалентной связи 1 для кристаллографических путей {110} и {111} равна 1,56  10-8 сантиметра и 2,33  10-8 сантиметра соответственно. Для сферической, эллиптической и гантельный конфигураций эффективное сечение рассеяния меняется в пределах (4 - 6)  10-17 сантиметра-2. Меньшее значение сечения рассеяния чем квадрат "действенной длины" объясняется огромными размерами заряженных частиц In и Sb [5]. Эта оценка коэффициента анизотропности поглощения (рассеяния) излучения с учетом действенной поверхностной плотности ковалентных контактов является следующей. Приблизительно же такое соотношение м/у концентрациями донорных центров антимонида индия полученных при помощи облучения импульсами рубинового лазера для соответствующих кристаллографических путей (рис. 4). Самое время взаимодействия оптического излучения с антимонида индия и дает возможность связать наблюдаемые эффекты с механизмами своего поглощения оптического излучения (в этой ситуации с рассеянием света на связи 1 рис. 4).

Хотя тут не весьма понятен механизм образования дефектов в таких полупроводниках. При таком соотношении м/у энергией кванта и шириной запрещенной зоны любой квант может "порвать" 3-4 связки антимонида индия и 2-3 связи арсенида индия. Это к тому же соответствует температурной зависимости холливськои подвижности носителей в облученной области. Хотя, все-таки, как дать ответ на вопрос: по какой причине же появляются дефекты? На этот вопрос возможно ответить так. За время взаимодействия оптического излучения случается "опустошення" связей 1 (рис. 4). Ионы индия и сурьмы в области этой связи располагаются на минимальном расстоянии друг от друга. Весьма возможно, что "опустошения" соответствующих связей приводит к смещению раз ионов, отвечающих за эти связи. Они смещаются в область "меньшей" плотности. Так появляются дефекты. Даже если связать время "опустошения" связей с временем жизни неравновесных носителей (10-7 с.), То за это время ионы с энергией порядка ширины запрещенной зоны могут сместиться на расстояние, достаточное для образования дефекта. Чем более интенсивность возбуждения, тем более неравновесных дефектов образуется и тем длительное время они проживают. Такими дефектами при низких интенсивностях облучения могут быть виртуальные пары Френкеля, виртуальные дислокации (линейные дефекты, размерами более по 3-4 атома в соответствующем кристаллографическом направлении). Энергия активации и отжига этих дефектов сопоставима с энергией их образования, то есть порядка. Процесс первичного дефектообразования в кристаллах и связано с различной подвижностью атомов индия, сурьмы и мышьяка, атомы индия в решетке более подвижны, а в междоузлиях наименее подвижны, чем атомы сурьмы. Так, коэффициент самодиффузии атомов индия в антимониде индия при комнатной температуре на 3 порядка более, чем трубы [6]

In: см2с-1, при;

см2с-1; при.

Sb: см2с-1, при;

см2с-1, при,

где - коэффициент самодиффузии, а D - коэффициент диффузии.

Это обусловлено, по большей части, асимметрией расположение атомов в кристалле (рис. 4). Потому дефекты имеют донорный тип проводимости. Оценку коэффициента диффузии дефектов при низких температурах возможно оценить благодаря соотношению [7]

(2)

где - средний размер области, где образуются разорванные связи, - время облучения - число разорванных связей.

Представление о разорванные связи возможно применять как в радиационной физике [7], так и в физике взаимодействия оптического излучения с твердыми телами [8]. Обучение дефектов связано с изменением соответствующих химических связей, потому эти процессы возможно описывать благодаря количеству разорванных связей ("dangling bonds" [8]). Благодаря соотношению (2) возможно оценить эффективный коэффициент радиационно-стимулированной диффузии. Возлагаем нм,, Тогда Это весьма соответствует наблюдаемым экспериментальным результатам: при низких интенсивностях облучения профили распределения донорных центров соответствуют закону Бугера-Ламберта (рис.2). К слову, это значение коэффициента диффузии соизмеримы со значением коэффициента самодиффузии атомов индия в антимониде индия при относительно низких температурах. Донорный тип проводимости связан с тем, что атомы индия в свободном состоянии меньше подвижны, чем атомы сурьмы. Другими словами, атомы индия проще выходят в междоузлия, однако тяжелее возвращаются обратно, как атомы сурьмы, по этой причине после облучения в междоузлиях остается более атомов индия, которые являются донорами. При повышении дозы облучения, когда огромной вклад имеют тепловые эффекты, коэффициент диффузии растет, и потому дефекты прорастают в глубину кристалла, при этом за счет того, что коэффициенты самодиффузии атомов индия и сурьмы близки м/у собою, проходит уменьшение слоевой концентрации дефектов.

То, что с дальнейшим увеличением интенсивности облучения больший вклад начинают давать тепловые эффекты, которые приводят как к отжигу, так и миграции дефектов, связанных с перераспределением компонент базового материала полупроводника в глубину кристалла, подтверждают экспериментальные данные КРТ [9]. По этой причине при крупных интенсивностях облучения случается рекристаллизация приповерхностного слоя с учетом внутрикристаллических полей, тепловых процессов и перераспределения ионов базового материала, что обусловлено их различной подвижностью, в особенности на первоначальной стадии облучения (стадии образования первичных радиационных дефектов). Это и приводит к уменьшению слойной концентрации дефектов. При меньших интенсивностях (для антимонида индия 0,07 Дж  см-2) основной причиной уменьшения числа дефектов является внутрикристаллических поля, что и объясняет уменьшение числа дефектов с тем при меньших интенсивностях облучения.