Монокристаллы и m-s-структуры полупроводников А3В5, модифицированные миллисекундным лазерным излучением тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИМ УНИВЕРСИТЕТ

' На правах рукописи

ДМИТРИЕВ Александр Георгиевич

УДК 621.316.БЭ2.

МОНОКРИСТАЛЛЫ И Ж-В- СТРУКТУРЫ ПОЛУПРОВОДНИКОВ А3Вв,' МОДИФИЦИРОВАННЫЕ МЮШИСЕКУНДНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ.

01.04.10.- физика полупроводников и диэлектриков

А в т о р е фер а т диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Пе тербург 1995 г.

Работа выполнена в Санкт-Петербургском государственном технически университете.

Официальные оппоненты:

доктор физ.-мат. наук, профессор

Ильин В.И. (СПбГГУ),

доктор фга.-мат. наук, профессор

Константинов О.В. (ФТИ им. А.Ф.Иоффе РАН),

доктор технических наук, профессор

Таиров D.M. (СШГЭУ)

Оппонирующая организация - Санкт-Петербургский государственный

университет.'

\ .. _ у

Защита состоится " 29 " ма;рта 1995г. в 16 часов на заседании диссертационного совета Д 063.38.02. при Санкт-Петербургском государственном техническом университете ш адресу: I95251, Санкт-Петербург, Политехническая ул. 29.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института. Отзывы на автореферат в двух экземплярах, заверенные печатью, просим высылать по указанному выше адресу на имя ученого секретаря диссертационного совета.

Автореферат разослан _" Февраля Х995г.

Ученый се!фетарь •

диссертационного совета Д 063.38.03. кандидат технических наук

К.Г.Уткин

ОКЦЛЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

актуальность проблем.

Работа посвящена исследованию монокристаллов и т-з- структур эрных соединений А3В^ модифицированных лазерным излучением мил-экундной длительности.

Исследования по проблема лазерной модификации полупроводников ались во второй половине 70-х годов. Первыми были работа по ла-ному отжигу имплантированных слоев II] и радиационных дефектов . Развитие исследований пошло в направлении поиска нетвпловых актов и проявлений стимулирующей роли лазерного излучения. Гла-¡ми объектами исследований были моноатомные полупроводники (Се,

Воздействие лазерного излучения на полупроводниковые (соедин9-I, как ожидалось, долено приводить к новым, по сравнению с моно-эмными полупроводниками, эффектам, обусловленным диссоциацией эдинений и инконгруантшм испарением компонент. Это в сочетании большой скоростью охлаадания за счет теплоотвода в кристалл дол-о вызывать формироние слоЗв с большим отклонением состава от ехиометрического. Такие (модифицированные) слои должны представав собою, по сути дела, новый материал, свойства которого могут иьно отличаться от свойств исходного монокристалла.

Эти эффекты могут быть реализованы только при облучении срав-стельно "длинными" импульсами миллисекундного диапазона, т.к. при зпользоЕании "коротких" импульсов пико- или наносекувдной детальности инконгру энтное испарение либо не успеет произойти, либо элщина модифицированного слоя нэ превысит нескольких атомных слов.

Модифицированные "короткими" импульсами полупроводники А3В5 е обнаруживали свойств, которые могли бы привлечь внимание иссле-.ователей. Скорее наоборот, основные материалы оптоэлектроникз лАэ, 1пР и др. после облучения теряли главное свое достоинство -."Байтовый выход ляминесценций сильно (иногда на порядки) уменьшвл-;я [33, [4].

Облучение одиночными импульсами миллисекундной длительности 1риводило к подобным результатам вплоть до интенсивностей, при которых происходило разрушение полупроводниковых пластин.

Нами был найден режим облучения серией импульсов, который увеличивал прочность кристаллов. Это позволило значительно увели-

чить предельную интенсивность облучения и получать модафицировг ныв кристаллы с новыми свойстазг.м.

Исследования полупроводников А3В5 (прешущэстЕонно арсеш галлия и барьерных структур на его оосновэ) проводились нами 1967 г. в тесном взаимодействия с В.В.ЦаренкоЕим и сотрудника Лаборатории физических проблем полупроводникоовой электроники Ф им.А.Ф.Йоффэ РАН. Экспериментальная часть представленной к защи работы выполнялась, в ochoehom, в 1985*1993 гг.; в ней частичз использованы результаты и более ранних исследований, касавдш исходных кристаллов и барьерных структур.

MikJiJIMAläJPiiüW• Главная цель работы: выявить механизг формирования модифицированных кристаллов и т-а- структур полупрс водников А3В5 под действием импульсов миллисекундной длительное! и установить их свойства. Этому сопутствовало стремление оценит возможности использования таких кристаллов и т-а- структур в полу проводниковой электронике.

Для достижения цели работы решались следующие задачи:

1. Выявление условий и особенностей формирования модифицировании кристаллов и исследование их структуры.

2. Исследование люминесцентных свойств исходных и модифицировании; кристаллов для выявления особенностей. излучательной рекомбинации.

3. Исследование электрических свойств исходных и модифицированные п-а- структур для определения механизма протекания тока в них.

объекты исследования.

Объектами исследования были выбраны бинарные соединения А3В5, в основном GaAs и In?. Выбор именно втих двух полупроводников обусловлен, во-первых, их исключительным положением в современной оп-тоэлектронике, и, во-вторых, их различной склонностью к диссоциации при плавлении.

Исходные монокристалла GaAs и IriP были получены методом Чох-ральского и были легированы разными примесями (для GaAs - Те, Sn, Zu; для Inf - Sn, Zn); модифицированные кристаллы были получены из исходных путам облучения их поверхности серией импульсов лазерного излучения (длительность импульса I мс, длина волны 1,06 мкм). Последнему импульсу серии (модифицирующему импульсу) предшествовали упрочняющие, интенсивность которых составляла 25% от критической, ' приводящей к разрушению кристалла при моноимпульсном облучении.

Исходные т-а- структуры на основе GaAs, GaP, 1пР были получе-

нн напылением или химическим осазденнием N1 или Аи; модифицированные т-8- структуры били получены из исходных путем облучения их лазерными импульсвмя со стороны металла.

ИЕтодн исащавжм.

При отборе круга изучаемых явлений и выбора методов исследований в первую очередь обращалось внимание на то, что ожидаемые изменения свойств модифицированных кристаллов долгам происходить в приповерхностной области. Это и определило выбор люминесцентного метода и метода барьера Шоттки в качества основных.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ работы и

научные положения, вшоскшт на защиту: ■ I. Разработан метод измерения максимальной температуры поверхности полупроводника при облучении. В основе его лежат измерения нестационарной проводимости кристалла после прекращения действия импульса облучения. Измерены тешэратуры повэрхности СаАз и 1пР при пороговых интенсивностях облучения (при минимальных интенспв-ностях, вызыЕащих изменение морфологии полированной поверхности, напоминавшее оплавление); они оказались существенно ниже температур плавления этих материалов. Найден простой способ обнаружения факта плавления приповерхностной области кристалла по виду кривой релаксации нестационарной проводимости.

2. разработан способ создания слоев с большим отклонением состава от стехиометрического, основанный на облучении серией лазерных импульсов (полиимпульсный режим).

Это привело к следующим заключениям: , методе нестационарной проводимости).

Долговременная составляющая на кривой релаксации нестационарной проводимости обусловлена его термопроводимостьш, что позволяет измерять температуру поверхности кристалла. Наличие нарастающего участка на кривой релаксации свидетьствует о появлении расплава на поверхности кристалла.

Яодохение_2 (о формирований модифицированного слоя).

Изменение морфологии полированной повэрхности кристаллов (СаАз, 1пР) при облучении их одиночным импульсом пороговой интенсивности (Е^^) происходит в твердой фазе и обусловлено пластической деформацией. При шлиимпульсном облучении суммарной плотностью анергии Еа>80 Дх/ск2 для СаАз и Е3>110 Дж/см2 для 1пР

(Е3»Егь) происходит плавление приповерхностной области, сопровождающееся испарением, преимущественно, В- компоненты и последующее формирование шдифицированного слоя нестехиометрического состава.

3. Методом дифракции рентгеновского излучения установлена структура модифицированного СаАв; определен коэффицент инконгруэн-тного испарения (б1), характеризующий среднее отклонение состава от стехиометрического отношение разности улетевших атомов Аз и йа к их сумме); определена средняя концентрация вакансий мышьяка (Пу) и средняя плотность дислокаций (рй), соответственно, по сдвигу и уширению линий рентгеновского отражения; определены другие параметры модифицированного слоя. Оказалось, что б1 ей, 5-КГ4,; Пу^.Т'Ю^см-3; рЛа1,5-108см~2. Модифицированные слои всегда имели р- тип проводимости независимо от типа проводимости исходного кристалла. Толщина их составляет 20+30 мкм.

Это привело к следующим заключениям:

Положение 3 (о структуре модифицированного слоя СаАв).

Модифицированный слой по всей толщине, кроме монокристаллического С&Аа, содершг его поликристаллы. В приповерхностной области, кроме втого, содержатся выделения ва. Параметр решетки изменяется по глубине слоя; в среднем он меньше, чем в исходном кристалле, что свидетельствует о большом числе вакансий; максимальное его отклонение от значения, характерного для исходного кристалла обнаруживается на глубине около 10 мкм и составляет около 0,08%.

4. По причине трудностей, возникших при интерпретации концентрационных зависимостей энергии максимума фотолюминесценции исходных кристаллов СаАз, пересмотрен вопрос о его ширине запрещенной зоны (Е^). При атом установлено следующее.

Для слабо легированных кристаллов методика определения Е^ по спектральной зависимости коэффициента поглощения а(7п>) (экстраполяцией зависимости аг(7а>) к а-»0 из области дает более достоверный результат., -ю сравнению с экситонными методами. Это связано с тем, что при оиределении Е^ методом коэффициента поглощения непосредственной экспериментальной проверке подвергается теоретическая зависимость аСЛк), которая содержит Е как параметр, чего

-т-

Н0т в случае экситонных методик. Кроме этого, отождествлений линий краевого поглощения и краевой люминесценции при низких температурах, как экситонных линий, мокэт быть ошибочным из-за наличия по-ляронов в кристалле 15). По этим причинам пересмотрены значения постоянных в эмпирической формуле Варшни C6J для зависимости Eg(T) с учетом всех опубликованных данных разных авторов.

Для сильно легированных кристаллов методика определения Е^ (по Кейси и Панншу [73) путем подбора его значения для получения наилучшего совпадения экспериментальной и расчетной зависимостей a(hv) только при hv<E° (Е°- ширина запрещенной зоны нелегированного GaAs) дает заниженные значения что заставляет сомневаться в Истинности эффекта концентрационного сужения запрещенной зоны С8К Совпадение расчетных и экспериментальных зависимостей в узком спектральном интервале (только при taKEp характеризует лишь качество выбранной аппроксимации для зависимости плотности бостояний от энергии в хвостах соответствующих зон.

Это привело к следующим заключениям: Положенш_4 (о ширине защищенной зонн GaAa).

Аппроксимация зависимости Е (Т) для GaAa (по Варшни) имеет вид: Eg(T)=I,52I-(5,6I>IQ~*«Ta)/(T + 266) (эВ) и обеспечивает среднеквадратичное отклонение экспериментальных значений от расчетных не более 0,6 мэВ, что значительно меньшее отклонения 2,6 мэВ, которое обеспечивается аппроксимацией [9], приводимой в справочной литературе CIOJ.

5. Исследованы люминесцентные свойства исходных кристаллов GaAa и 1пР. Пересмотрена интерпретация качественного различия концентрационных зависимостей энергии максимума краевой люминесценции (twm(N)) для кристаллов GaAa п- и р- типа проводимости (hvm(Hd)- возрастающая функция, a fti>n(Na)- убывающая функция). Показано, что зависимости íu»m(H) могут быть интерпретированы без учета эффекта сужения запрещенной зоны за счет кулоновского и обменного взаимодействий носителей заряда. Попытка учесть этот эффект приводит к сильному расхоздению расчетных и экспериментальных зависимостей. ' .

Высказано мнение, что взаимодействие носителей понижает край зоны проводимости и потолок валентной зоны на одинаковую величину (подобно тому, как это имеет место в электрическом поле) и не из-

меяяпт ширины запрещенной зоны в отличии от случая влияния сил изображения, когда происходит понижение дна зоны проводимости, но повышение потолка валентной зоны, т.е. истинное сужение запрещенной зоны III], [121.

Это привело к следующим заключениям:

Яодо*ение_5 (о сужении запрещенной зоны).

В люминесценции кристаллов GaAa аффект сужения запрещенной зоны зв счет кулоновского и обменного взаимодействия носителей ' заряда не проявляется. Качественное различные зависимостей Гп>т(Нй) и nvm(Na) отражает лишь различие аффективных масс электронов и дырок в GaAa.

6. Исследована фотолюминесценция модифицированных кристаллов GaAa и 1пр; в их спектрах обнаружены новые полости излучения (при 77 H это: D- полоса с íwd=I,42 аВ в случав Gais; Е- полоса с 7n»E= 1,32 еВ в случае GaAa, подвергнутого последующему термическому отжигу; и полоса с hv*=I,35 вВ в случав InP). Температурные зависимости основных параметров D- полосы и её форма совпадают с теоретическими для издучательных переходов хвост-хвост [5]. Однако, характерная глубина хвостов плотности, определенная то длинноволновому спаду (7=83 мэВ), почти в два раза больше среднеквадратичных флукгуаций краев зон. Причина агого в увеличении плотности глубоких состояний в запрещенной зоне за счет генерации дислокаций при облучении. Изучено координатное изменение люминесцентных свойств и влияние последупцаго термического отжига.

Получен модифицированный GaAa, интенсивность краевой люминесценции которого (Е- полоса) в 10+40 раз превосходит интенсивность люминесценции исходного кристалла, чего не получается с кристаллами InP.; причина этого явления в слабой диссоциированное™ Inï при плавлении.

Это привело к слэдукщим заключениям: __Положение 6 (о лшинвоцевши мо.шДшшиованных кристаллов).

Краевая фотолшине сценции модифицированных кристаллов GaAs и InP определяется дефектами, обусловленнми отклонением состава модифицированного слоя от стехиоме триче ского. В случае GaAa D-шлоса обусловлена рекомбинацией через состояния в хвостах разрешенных вон, в наиболее интенсивная В- полоса обусловлена ре-

комбинацией через состояния дефектов типа СаАа. Низкая интенсивность люминесценции модифицированного 1пР обусловлена малым отклонением его состава от отехиометрического.

7. Изучен край фундаментального поглощения модифицированных кристаллов СаАз. Спектры поглощения в модифицированном слое СаДа описываются теорией поглощения света в сильно легированных полупроводниках 113]. Полученная их этих данных характерная глубина хвостов плотности состояний (7=70 мэВ) не сильно отличается от полученной из люминесценции.

8. Экспериментально установлено, что облучение поверхности арсенида галлия закрытой слоем металла (т-з- структур) вместо отжига глубоких центров, содержащихся в исходном кристалле, приводит к увеличению их концентрации; появляются новые электрически активные центры с энергией вблизи середины запрещенной зоны Е(эВ) = Ео-(0,45+0,47); возрастает плотность дислокаций вблизи поверхности кристалла.

Выявлены закономерности протекания прямого и обратного тока в исходных и модифицированных т-э- структурах. Установлено, что предэкспоненциальный множитель 10 и характеристическая анергия е (параметры характеристики ток - напряжение 1=1оехр(еО/Е)) необратимо возрастают при увеличении интенсивности облучения и каждой интенсивности 3>1 соответствуют свои значения I и б1.

Рассмотрены общие свойства туннельного тока и установлено, что кроме известных закономерностей: экспоненциальной зависимости 1(11) и экспоненциальной зависимости 1о(Т) для туннельного тока характерна, также, экспоненциальная связь мэвду 1о и б. На основе этих закономерностей определена природа избыточного тока (избыточного над классическими: термоэлектронной эмиссиией, полевой или термополевой эмиссииэй) и механизмы его протекания. Рассмотрена модель многоступенчатого туннелирования через широкий слой объемного заряда. Подтвервдена точка зрения [14], что дислокационные уровни в запрещенной зоне распределены по всей еб ширине..

Это привело к следующим заключениям:

Полахетмэ_7 (об избыточном токе).

Избыточный ток в барьерных структурах о широким слоем объемного заряда (как исходят,так и модифицированных) имеет туннель-

нув природу. Его зависимости от напряжения и температуры удовлетворительно описываются моделью многоступенчатого туннелярования через разыоэнергетическиа состояния в запрещенной зоне. Проис-хоадеше этих состояний связывается с генерацией дислокаций.

9. На базе основного уравнения физики пластичности и закона сохранения энергии получено уравнение для скорости генерации дислокаций. Это уравнение объясняет не только особенности в поведении избыточного тока при облучении (в частности, его неизменность при повторном облучении той же, или меньшей, интенсивностью), но и дает объяснение другим явлениям, происходящим при лазерной модификации. В частности, объясняет необратимость изменения люминесцентных свойств кристаллов, необратимость и закономерности эволюции барьерного контакта в омический (подробности ниже) и другие. Кроме этого, на основе этого уравнения удается бъяснить факт зависимости этих изменений от интенсивности, а не дозы, облучения, что является отличительной особенностью лазерного воздействия, по сравнению с другими видами радиационных воздействий, приводящих к необратимым изменениям в твердых телах.

Полученное решение этого уравнения позволило установить особенности генерации дислокаций и характерные времена нарастания их плотности при малых и больших интенсивностях облучения (критерии в разделе "Содержание работы")

. Это привело к следующим заключениям:

Положение 8 (о генерации дислокаций).

При малых интенсивностях внешнего воздействия генерация дислокаций происходит в две стадии: на первой стадии (плотность дислокаций мала) происходит свободное их испускание источниками; нв второй стадии (плотность дислокаций велика) происходит испускание с торможением (появившиеся дислокации препятствуют генерации новых). При больших интенсивностях реализуются три стадии -появляется промежуточная стадия свободного размножения характерная тем.чтошютностьдислокацийужепрввосходит плотность исходных источников, во ещб мала чтобы начал действовать фактор, ограничивающий скорость размножения (он зависит от интенсивности внешнего воздействия). При формировании модифицированных слоев характерное время нарастания плотности дислокаций (<*10~б*10~4)с меньше длительности импульса облучения (»10~3с).

10. Установлены закономерности эволюции барьерного контакта в омический под воздействием лазерного облучения, что позволило построить дислокационную модель этого явления. Получено, что после облучения малой интенсивностью (Ф<3>сг), появляется туннельно- избыточный ток в прямом и обратном направлениях, увеличивается концентрация ионизованных центров на границе слоя объемного заряда, но при атом высота потенциального барьера остается неизменной. После облучения интенсивностью ®>®ог, уменьшаются напряжения емкостной и токовой отсечек. Согласно дислокационной модели изменения при Ф<Фсг происходят в условиях, когда плотность появившихся дислокаций (р) меньше плотности поверхностных состояний (Neur), закрепляющих уровень Ферми на поверхности полупроводника (P<Neur), а при з»Фсг - в условиях, когда P<Neur.

На основе лазерной технологии разработано три типа омических контактов к полупроводникам А3В5, отличащихся сравнительной простотой изготовления и, в случае шсоомным материалов (п- типа), сохраняющих линейность I-U- характеристики в области низких, температур. Это связано о возникновением большого количества дислокаций в приконтактной области, создающих набор разноэнергеточных уровней в запрещенной зоне, что увеличивает скорость тепловой генерации на контакте. Установлена корреляция в изменениях электрических и адгезионных свойств плЭночных контактов N1 и Au и GaAs. Показано, что прочность адгезии напыленных пленок к GaAs после облучения интенсивностью Ф>®сг возрастает не менее чем в пять раз и при этом барьерный контакт переходит в омический.

Это привело к следующим заключениям: Полохекие_9 (о дислокационной модели эволюции барьерного контакта в омический). После облучения малой интенсивностью (Ф<Фсг), генерация дислокаций сказывается только на изменении объбмных свойств полупроводника. Пооле облучения интенсивностью Ф>Фсг, наряду с изменениями в объеме происходит перезакреплание уровня Ферми на поверхности и, как следствие этого, уменьшение высоты потенциального барьера. Критическая интенсивность облучения Фсг определяется плотностью состояний, закрепляющих уровень Ферми на поверхности полупроводника.

ттыл-штшт результатов. Все представленные результаты и сформулированыв научные положения, получены впервые.

значение щультлтап. Результата совместного изучения обширного ряда свойств исходными модифицированных кристаллов и п-а- структур полупроводников А В привели к поннмашш особенностей процессов, протеканщих при их облучении лазерными шцульсами миллисекундой длительности.

Критический анализ методов определения ширины запрещенной зоны прямозонных полупроводников и пересмотр на его основе значений эмпирических коэфВнциентов в формуле дам зависимости ширины запрещенной зоны СаАэ от температуры позволили получить более точные их значения, что, несомненно, будет использовано при переизданиях справочной литературы соответствующего профиля.

Обнаруженное расхождение между экспериментальными зависимостями энергии максимума от концентрации в спектрах люминесценции ваАа и расчитанннми на основе существующих представленией о концентрационном сужении запрещенной зоны на счет взаимодействия носителей заряда, безусловно, даст толчок к критическому пересмотру всего комплекса вопросов, касащахся теории этого явления и интерпретации экспериментальных результатов. •

Полученное уравнение для скорости генерации дислокаций и его решение для случая а=оопвь позволили выяснить важные детали этого процесса и дать объяснение необратимости изменений в монокристаллах и и-а- структурах, происходящих под действием лазерного облучения, а так же объяснить экспериментальный факт зависимости этих изменений от интенсивности облучения, а на от его дозы, что является отличительной особенностью лазерного воздействия от других видов радиационных воздействий, приводящих к необратимым изменениям в твердых телах. Полученное уравнение позволяет дать количественное описание и ряда других необратимых явлений, обусловленных дислокациями в кристаллах и приборных структурах , например, токовой деградации светоизлучающих структур._

Модифицированные миллисекундам лазерным излучением монокристаллы СаАя, и особенно, подвегнутые затем термическому отжигу могут быть использованы при разработке и создании светоизлучающих приборов оптоэлектроники (по крайней мэре, для области низких температур) в силу того, что интенсивность краевой лжыинесценции та-

ких кристаллов значительно (до 40 раз) превосходит интенсивность краевой люминесценции исходных монокристаллов.

Импульсное лазерное излучение целесообразно использовать для формирования омических контактов, в особенности, к высокоомным материалам.

ПУБЛИКАЦИИ И ДОКЛАДЫ.

Основные результаты работы изложении в 42 публикациях (два из них авторских свидетельства на изобретения) и докладывались на : Всесоюзной конференции по рекомбинационному излучению (Баку, 1971г.); III Всесоюзном совещании по исследованию арсенида галлия (Томск, 1974); Всесоюзном совещании "InP в полупроводниковой электронике" (Кишинев, 1985г.); Межреспубликанской конференции по физико-химическим основам получения и исследования полупроводниковых материалов в твердом и кидком состоянии (Куляб, 1989); Всесоюзной конференции "Фотоэлектрические свойства полупроводников" (Москва, 1989г.); Всесоюзном научно-тезничэском семинаре "Шумовые и дегра-дациошше процессы в полупроводниковых приборах" (Черноголовка, 1991г.).

структура и объем диссертации.

Диссертация состоит из предисловия, введения, пяти глав, заключения и приложения. Объем диссертации 338 страниц, в том числе 71 рисунок. Список цитированной литературы включает 202 наименования.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

§_5Е§®252§!™ Дается общая характеристика работы, обоснована актуальность проводимых исследований, сформулированы цели, изложены основные результаты работы и отмечены научные положения, представленные к защите.

Возведении приведен краткий обзор по проблеме лазерного воздействия на полупроводники. Рассмотрены основные модели, используемые при описания етого воздействия, отмечено влияние длительности импульса облучения на свойства модифицированных кристаллов. Отмечено, также, что при облучении полупроводниковых соединений импульсами миллисекундой длительности следует ожидать их диссоциации и образования слоев нестехиоматрического состава .

Шрвая_глава посвящена разработке метода метода нестационар-

ной проводимости для измерения температуры поверхности кристалла при облучении.

Оптические методы измерения (по тепловому излучению, отражению или комбинационному рассеянию зондирующего пучка) в случае полупроводниковых соединений на применимы, т.к. продукты диссоциации, обволакивая поверхность 1фисталла, неконтролируемо уменьшают интенсивность оптического сигнала.

Метод нестационарной проводимости, разработанный в двух вариантах, отличается тем, что датчиком температиуры служит сам облучаемый кристалл, а в качестве информационного сигнала используется его нестационарный электропроводность.

Первый вариант позволяет определить температуру поверхности в заданный момент времени после окончания импульса облучения и затухания фотопроводимости. Для этого необходимо следующее:

1) экспериментально получить зависимость стационарной удельной электропроводности кристалла от температуры (о(Т));

2) экспериментально получить зависимость интегральной проводимости кристалла от времени (2(t)) в процессе импульсного облучения;

3) воспользовавшись решениями нестационарного уравнения теплопроводности, получить множество распределений безразмерной температуры по координате (х) в разные моменты времени (t(), т.е. получить {8(x,tt)}={T(x,tt)/T(0,t{)} (для многих случаев табулировано в CI51);

4) задаваясь разными значениями температуры на поверхности кристалла Tj(0,t(), получить множество расчетных распределений Wjd.t,)} = ie(X,tt) ■ Yj(Q,t{)};

5) используя o(T) и Tj(x,tt) получить множество расчетных значений проводимости кристалла в различные моменты времени (t{), т.е. получить tSj(t{)}, каждай член которого соответствует определенной температуре на поверхности 1^(0,t{);

6) из сравнения измеренной в заданный момент времени tQ проводимости кристалла S(tQ) с множеством расчитанных значений

(t{)), отождествляя t{atQ, находим температуру на поверхости Т^(0,11), которая соответствует равенству 2(to)=2j(t{). -Второй вариант метода не требует трудоемких вычислений и позволяет определить температуру поверхности кристалла в конце действия импульса облучения (максимальную температуру).

В основе его лежит хорошо известный факт резкого изменения характера температурной зависимости о(2) при переходе от примесной

проводамости, когда о(Т) г сок собственной, когда а(Т) ~ ехр(Т-1). Этот переход происходит при некоторой температуре (Т*), зависящей только от уровня легирования кристалла, поэтому Т* может рассматриваться как "репэрная". Если постоянные времени спада фотопроводимости и спада термопроводимости (тт), такие, что т^т^, (для полупроводников А3В5 это типично), то по кривой релак-сзции нестационарной проводимости легко судить о превышении температуры над реперной (или отсутствии такового) в процессе облучения.

Если при облучении поверхность имела температуру Т>Т*, то на кривой релаксации присутствует долговременная составлявшая с постоянной времени тт. Е8 отсутствие означает, что было Т<Т*.

Располагая набором кристаллов с известными, но разними концентрациями носителей, т.е. с разными Т*, и с одинаковым качеством обработки поверхности, для кансдого из них не трудно найти'значение интенсивности облучения (ел), при которой Т^зТ* (по появлению долговременной составляющей). Полученное множество ((Т^.Е^)} моино рассматривать как градуировочнуга зависимость Т(Е) для выбранного материала с конкретным качеством обработки поверхности и выбранных условиях облучения.

Первый вариант метода был использован для определения температуры (Т1.п) поверхности кристаллов 1пР при облучении их одиночными импульсами пороговой интенсивности Е1^ (минимальной интенсивности, при которой происходит изменение морфологии полированной поверхности). При расчетах использовались дно аппроксимации формы импульса: прямоугольная и экспоненциально-степенная. Последняя блюю соответствовала действительности. Полученные результаты -Т№=630 °С для первой аппроксимации и Т4Ьз(595 °0 для второй, не сильно отличаются друг от друга, но оба значительно меньше температуры плавления 1пР (1333 К).

Второй вариант метода был использован для определения температуры поверхности эпитаксиалышх слоев СаАа также при облучении их одиночными импульсами пороговой интенсивности. Оказалось, что, температура поверхности йаАз Т^ООО К и не превышает его температуры плавления (1511 К).

Как в случае 1пР, так и в случае (;аАз, при пороговой интенсивности облучения изменение морфологии не связано с плавлением приповерхностной области кристалла. Происходит оно в твердой фазе и обусловлено пластической деформацией механическими напряжэними.

возникапцими во время облучения.

По кинетике импульса нестационарной щюводимости можно непосредственно судить о появлении расплава на поверхности при облучении. В случав его появления, после прекращения действия импульса облучения будет происходить кристаллизация, сопровождающаяся выделением теплоты фазового перехода, т.е. будет действовать источник тепла. В этих условиях за счет диффузии тепла вглубь кристалла и одновременного действия теплового источника нагретая высокопрово-дящая область будет расширяться и нестационарная проводимость кристалла будет возрастать, а не убывать, ео времени. После окончания кристаллизации нарастание сменится убыванием, обусловленным диффузией тепла вглубь и теплоотводом в окружающую среду.

Вторая_глава посвящена разработке способа создания слоев нес-техиометрического состава с большим отклонением от стехиометрии, и изучению их структуры.

Облучение монокристаллов одиночными импульсами миллисекундной длительности (Я.=1,06 мкм. тр=ЗЧ4 мс) при интенсивностях при-

водит к изменению морфологии полированной поверхности, что связано с пластической деформацией приповерхностной области. При этом квантовый выход фотолюминесценции значительно уменьшался, как и при использовании импульсов шпсо- и наносекундного диапазонов (33, [41. При достижении 1фитической интенсивности кристаллы разрушались. не может рассматриваться как параметр материала, поскольку его значение зависит от многих субъективных факторов (толщины пластины, шероховатости поверхности и др.). Вопрос о плавлении при и площадях засветки в несколько мм2 и более остается открытым, т.к. тонкие кристаллы (й<1+2 мм) разрушаясь, кололись на мелкие части, а у толстых (й>1+2 мм), как правило, отслаивался облученный участок. При облучении сфокусированным лучем (Е>Ь™г) обнаруживался кратер, в глубине которого находился металл, входящий в состав соединения.

После предварительного облучения серией импульсов с интенсивностью Е<1^г происходит упрочнение приповерхностной области, что, как известно, обусловлено генерацией дислокаций. При последующем облучении интенсивностью Е>Ё^г кристаллы не разрушались и при Е »

Например, если в случае СаАз для моноимпульсного режима было

Е^еЮ+20 кВт/см2, а для аналогичных кристаллов после упрочнения

становилось Е? ^250+300 кВт/см2. сг

При формировании модифицированных кристаллов режим облучения

был выбран следующим (полшгапу.яьснк2 реки). Вначале кристалл облучался серией из 15 импульсов, интенсивность каждого из которых составляла Е=0,25<Е^г, после чего следовал модифицирующий импульс интенсивностью 2=2+5-Е^.. Интервалы между импульсами составляли 2U с, что диктовалось возможностями использованного лазера. При этом происходило плавление приповерхностной области, сопровождающееся диссоциацией соединения и испарением, преимущественно, В-компоненты. Последующее остывание с большой скоростью за счет теп-лоотвода в кристалл приводило к формированию слоя с большим отклонение состава от стехиометрического.

В качестве параметра, характеризующего отклонение состава от стехиометрического, был введен в рассмотрение коэффициент инкон-груэнтного испарения (3±), как отношение разности улетевших атомов Аэ и Ga (для GaAs) к их суше. Он выражается через концентрацию вакансий в модифицированном слое и уменьшение массы кристалла после облучения. При выбранных режимах модификации оказалось, что 0^2,5.1СГ4.

Структура модифицированного GaAs определялась с помощью рентгеновского дифрактометра ДРОН-3 с регистрацией монохроматизирован-

□

ного Ге-Ка излучения с длиной волны 1,93597 А. Полученные рентгенограммы расшифровывались по общепринятой методике CI61 с использованием данных картотеки ASTM CI7J. Толщина слоя, участвующего в образовании дифракционной картины составляла dr«3 мкм. Изучение структуры в глубине модифицированного слоя проводилось при послойном стравливании.

В приповерхностной области модифицированного слоя кроме монокристаллического GaAa, обраруииваются поликристаллы GaAs и Ga, причем последние находятся непосредственно у поверхности (легко стравливаются в HCl, которая на GaAa, практически не действует). Содержание поликристаллического GaAs уменьшается вглубь • модифицированного слоя. До стравливания Ga с поверхности параметр решетки GaAs был больше, чем у исходного кристалла, что свидетельствует о наличии растягивающих напряжений (удельный объем атомов Ga больше, чем GaAa, т.е. Ga сжат, а GaAs растянут). После стравливания Ga с поверхности параметр решетки скачком уменьшается и продолкает уменьшаться при послойном стравливании GaAa до глубины около 10 мкм, после чего он возрастает, стремясь к своему значению, характерному для исхоного GaAs. Минимальное значение параметра решетки обнару-

о

зжваатся на глубине около 10 мкм и составляет 5,643 А, что пример-

но на 0,08% меньше, чем у исходного кристалла.

Немонотонное изменение параметра решетки с координатой обусловлено .конкурирующим действием двух факторов. О одной стороны -растягивающим действием микрошделений Ga, которые частично ликвидируются (непосредственно на поверхности) после травления в HCl, и, с другой стороны, появлением вакансий Аз в результате инконгру-антного испарения при облучении.

Концентрация вакансий мышьяка определенная по сдвигу

линий рентгеновского отражения, и плотность дислокаций (pd), определенная по их уширению (для глубины 10 мкм), составляют, соответственно, гу=1,7'101Э см-3 и pd=I,5'I0B см-2.

Третья_гл§Еа посвящена исследованию люминесцентных свойств исходных, и, главным образом, модифицированных кристаллов GaAa и 1пР. По причине количественных расхождений между экспериментальными и расчетными зависимостями анергии максимума фотолшинесценции от концентрации примесей в исходных кристаллах GaAa проведен пересмотр вопроса о его пиринэ запрещенной зоны (Eg) и влиянии эффекта концентрационного сужения запрещенной зоны на фотолюминесценцию.

Температурную зависимость ширины запрещенной зоны полупроводников (Eg(T)), следуя Варпши С63, аппроксимирует выражением вида:

Ee(T)=Eg(0) - aI2/(T +9). (I)

Знвчения параметров Eg(0), а и в берут из эксперимента.

■ Для GaAa в справочной литературе, например в справочнике Лан-дольта-Борштейна [10], приводятся параметры: Eg(0)=l,519±0,001 эВ, а=5,41±0,25 эВ/К и е=204±45, которые взяты из работы iS]. Как следует из [93, при их определении использовано только шесть значений: Eg(2)=I,5IS эВ [183; Eg(297)= 1,424 эВ [193; £g(473)= 1,350 ЭВ, £g(673)= 1,253 ЭВ, Bg(873)= 1,147 эВ и Eg(973)= 1^090 эВ [203. Для температуры вблизи 1=0 апредаочтениэ отдано данным (183, множество других данных для интервала 4+300 К не использовалось. Причина такого положения осталась не выясненной. Однако, расхождение этих данных с расчетными по (I) очень большое. Например, для Т=77 К вычисление по (I) (с учетом среднеквадратичного отклонения а=2,6— мэВ (93) дает £g(77)-I,5076±0,0026 aB, е то время как, экспериментальное значение,,полученное в [213, составляет Eg(77)=l,513±0,001 еВ, а по данным [223 2g(77)= 1,5120 эВ.

Как оказалось, на значения эмпирических параметров Eg(Q), а и в наибольшее влияние оказывает выбор Eg при Т»0.

Сравнение наиболее распространенных методов определения eg

(по краю фундаментального поглощения и по положении линий экситон-ного поглощения или люминесценции) показывает, что первый из них дает наиболее достоверный результат. Это связано с тем, что теоретический результат, который подвергается непосредственной экспериментальной проверке при определении Е - зависимость коэффициента поглощения от энергии фотона a(hv), содержит Е^ как параметр, который определяется экстраполяцией a(hv)*Q. Фактически, Ед определяется как результат гаогократных измерений в области hv>E^.

Напротив, результаты экситонной теории не дают такой возмоз-ности. В этом случае Е' определяется по положению эксктонных линий, т.е. фактически, по результатам однократного измерения, в

предположении, что Е и положение экситонной линии (hv ) отлича-б 02

отся только на величину энергии связи экситона, что будет соответствовать действительности только в том случае, если отсутствуют другие факторы, влияющие на это отличие.

Наличие поляронов в кристалле, которые образуются в результате взаимодействия носителей с ионами кристаллической решетки и характеризуются большей эффективной массой и меньшей энергией по сравнению со свободными носителями С231, может привести к ошибкам, несмотря на то, что в GaAs образуется полярон слабой связи [53.

Действительно, уменьшение энергии свободных носителей, при образовании поляронов слабой связи составляет 1243:

дгр= упша, (2)

где у- полярная константа, энергия оптического фонона. Для

арсенида галлия это составляет дЕр=2,2 мэВ <7=0,067, Ruq= 33 мэВ), что соизмеримо с энергией связи экситонов в GaAa. По этой причине отдавать предпочтение значению Я (2)=1,51Э эВ CI8] не следует.

О учетом всех известных (а не выборочных) экспериментальных значений для слаболегированного GaAs найдено, что наименьшее среднеквадратичное отклонение (о=0,58 мэВ) экспериментальных значений от расчитанных по (I) для интервала температур 24-970 К дают параметры Е (0Ы.521 эВ, о=5,6Ы0~4 и 9=265 К.

В случае сильно легированных полупроводников процедура определения Eg (подробно рассмотрено в (73) по наилучшему согласию экспериментального и расчитанного края поглощения при ivu<E° (Е°- ширина запрещенной зоны нелегированного полупроводника) дает зани-аэнные значения. Совпадение или несовпадение экспериментальных и расчетных зависимостей только при отражает, всего лишь, ка-

чество выбранной аппроксимации для зависимости плотности состояний

от анергии р(Е) в хвостах. Процедура определения Е^ с использованием той, или иной аппроксимации р(Е) не может считаться корректной, поскольку и р(Е) не связаны между собой. При неизменной Е^ флуктуации краев зон приводят к появлению хвостов; р(Е) зависит от характера этих флуктуаций.

По результатам таких "измерений" Е^ не имеет смысла говорить о концентрационном сужении Е^ С8], поскольку оно не имеет отношения к физическим причинам возможного сужения за счет взаимодействия носителей. Последнее, по мнению авторов [53, проявляется в люминесценции, на концентрационной зависимости энергии максимума кристаллов р-СаАз, и обуславливает качественное различив характера этих зависимостей для кристаллов п- и р- типа (для п-типа ?№ (Л )- возраствщвя функция, для р- типа Ти» ДО )- убывающая

01 С1 01 &

функция).

Проведено сравнение экспериментальных и расчиташшх зависимостей /п»тДО) для п-йаАз и р-СаАэ. При втом, следуя С51, исходили из того, что определяющую роль в люминесценции таких кристаллов играют как хвосты плотности состояний, так и сужение запрещенной зоны за счет кулоновской корреляционной энергии и энергии обменного взаимодействия носителей. Использовалось соотношение для , полученное в С5]. Вклад отдельных слагаемых, учитывающих глубину хвостов и отдельные составляющие эффекта сужения, варьировались для получения наилучшего совпадения экспериментальных и расчетных зависимостей.

Как показал анализ, эффект сужения запрещенной зоны за счет взаимодействия носителей в люминесценуции СаАз не проявляется. По-видимому, в отличии от случая влияния сил изображения, когда происходит понижение дна зоны проводимости, но повышение потолка валентной зоны, т.е. истинное сужение Е СП], [121, взаимодействие носителей в кристалле поникает к край зоны проводимости и потолок валентной зоны, не изменяя Е^, подобно тому, как это имеет место в электрическом поле. Качественное различие зависимостей М^ДОд) и ?п>т(иа) всего лишь отражает различие эффективных маос электронов и дырок в СаАз. Сравнительно малая эффективная масса электронов обеспечивает более резкую зависимость положения"уровня"Ферми ог кон-центкрации в п- материале и, в то же время, приводит к образованию не столь глубоких хвостов, как это имеет место в р- материале.

Люминесцентные свойства модифицированных кристаллов СаАз оказались следующими.

После полиимпульсного облучения в спектрах фотолияшесценции появляется новая I)- полоса о энергией максимума /тот=1,42 эВ и по-лушроной 0 а 0,09 эВ (77 К); интенсивность е8 примерно на порядок больше интенсивности краевой полосы исходного кристалла.

Температурные зависимости основных параметров Б- полосы качественно одинаковы для всех модифицированных кристаллов независимо от типа проводимости и уровня легирования исходных кристаллов, из которых они были получены.

Энергия максимума Б- полосы (№т) в интервале 77+300 К изменяется не монотонно. В области низких температур (Т<140 К) ?и>т уменьшается по линейному закону:

Ч. - К - V' (3>

где и а зависят от уровня возбуждения (Ш). В интервале Ш=

® 17 ?

(1+10)-10 фот/см «с они принимают значения 1,46+1,47 эВ и (5+8)-ПТ4 эВ/К, соответственно.

Вблизи 1=140+150 К Гп>т достигает минимального значения. При увеличении уровня возбуждения, температура, соответствующая минимуму Гп>т смещается в сторону больших значений.

При Т>150 К зависимость ну (Т) аппроксимируется выражением: *»И(Т) = 5в(Т) - а/!2, (4)

в котором параметр а^ также зависит от уровня возбувдения. Достоверно определить его удалось только при наибольшем уровне возбуждения 1С18 фот/см2-с и было получено а^ = 2,3-Ю3 эВ»К2.

Полуширина (О) Б- полосы в интервале 77+220 К линейно увеличивается с ростом температуры, причем, ев значение, зкстрьполиро-ванное к нулю температуры составляет 40+50 мэВ, а температурный коэффициент имеет значение (6,0+8,5)«Ю-4 эВ/К (при разных уровнях возбувдения).

Интегральная интенсивность (Ф) В- полосы с ростом температуры уменьшается и вЗ изменение аппроксимируется выражением:

Ф - Фоехр(~муе*), (5)

в котором характеристическая анергия е*= 2,4 мэВ и не зависит от уровня возбуждения. При Т>250 К интенсивность полосы ниже уровня регистрации.

Зависимости основных параметров и- полосы ат температуры и уровня возбуждения функционально совпадают с теоретическими для излучательных переходов хвост-хвост (51. Форма В- полосы также совпадает с теоретической, однако, аффективная глубина хвостов плотности состояний, определенная из еб длинноволнового края (7=88

мэВ), почти в два раза превышает значение среднеквадратичных фшук-туаций потенциала в СаАз (для концентрации м!019 см-3). Это связано с появлением дислокаций в процессе лазерной обработки.

Термический отжиг модифицированных кристаллов (без предварительного стравливания Са, образовавшегося на поверхности после лазерной обработки) приводит к исчезновению I)- полосы и появлению другой полосы (2- полосы) с энергией максимума Тв; =1,32 эВ (77 К), которая обусловлена дефектами типа СаДа (атомы галлия на местах атомов мышьяка). Интенсивность люминесценции Е- полосы в 2+3 раза превосходит интенсивность 1Ь полосы и в 10+40 раз интенсивность краевой полосы исходного кристалла. Такой материал представляется перспективным для светоизлучапцих приборов, предназначенных для работы при азотных температурах.

Поглощение вблизи фундаментального края модифицированных кристаллов СаАз описываются теорией поглощения света в сильно легированных полупроводниках; полученное из спектров поглощения значение глубины хеостов плотности состояний (7=70 мэВ) близко значению, полученному из данных по люминесценции. .

Б спектрах люминесценции модифицированных кристаллов 1ПР, также появляется новая полоса излучения с энергиецй максимума =1,35 эВ (77 К). Как и в случав вала, эта полоса обусловлена отклонением состава модифицированного слоя от стехиометрического. Однако, в отличии от модифицированного СаАз, интенсивность еб много меньше интенсивности краевой люминесценции исходного кристалла 1пР. Это обстоятельство связано с тем, что в случае 1пР отклонение состава от стехиометрического значительно меньше, чем в случае СаАз, поскольку вблизи температуры плавления 1пР, в отличии от СаАз, образует недиссоцкированный расплав [25].

Четвортая_глава посвящена исследования исходных и модифицированных и-а- структур. Кроме этого рассмотрена кинетика генерации дислокаций при импульсном воздействии на полупроводник.

После облучения поверхности СаАз закрытой слоем металла (и-а-структур) вместо ожидаемого отжига глубоких центров, происходит увеличение их концентрации. Появляются новые электрически яктивинв— центры с энергией вблизи середины запрещенной зоны Е(эВ) = Кс-(0,45+0,47). В облученных т-а- структурах, по сравнению с исходными, спектры фотоемкости (в диапазоне энергий 0,4+1,6 эВ) размыты, что свидетельствует об образовании дислокаций, а также о том, что дислокационные уровни в запрещенной зоне распределены по

всей её ширине, что подтверждает точку зрения С14].

Установлены закономерности протекания прямого и обратного тока в исходных и модифицированных тл-а- структурах. Получено, что в модифицированных ш-з- структурах предэкспоненциальный множитель I и характеристическая энергия в (параметры характеристики ток - напряжение 1=1оехр(еи/Е)) необратимо возрастают при увеличении интенсивности облучения и какдой интенсивности Ф± соответствуют свои значения I . и е..

о1 1

Для структур о барьером Шоттки рассмотрены свойства туннель .ного тона и показано, что кроме известных свойств:--экспоненциальной зависимости тока от напряжения: 1=1оехр(еи/е); -экспоненциальной зависимости предэкспоненциального множителя 1о от температуры: 1о=100ехр(шТ); характерна ещЗ и экспоненциальная связь между I и характеристической энергией а: 1о~ ехр(-(еик-КГ)/е).

Это позволило классифицировать избыточный ток (избыточный над классическим током термоэлектронной эмиссиией, полевой или термополевой эмиссиией), появляющийся после облучения т-з- структур, как туннельный, несмотря на то, что слой объемного заряда структур оставался широким - (0,3+0,5) мкм.

Рассмотрена модель многоступенчатого туннелирования через широкий слой объемного заряда и показано, что все основные соотношения, описывающие туннельный ток и в этом случав сохраняют свой вид, если только характеристическую энергию е увеличить в 3 раз (О- число скачков на уровне туннелирования).

Анализ прямой и обратной ветвей 1-и- характерисчтики показал, что в барьерных структурах с широким слоем объемного заряда (как исходных, так и модифицированных) избыточный ток имеет туннельную природу. Показано, что его зависимости от напряжения и температуры удовлетворительно описываются моделью многоступенчатого туннелирования через разновнергетические состояния в запрещенной зоне. Про-исховдение этих состояний связано с генерацией дислокаций.

На основе закона сохранения энергии и основного уравнения физики пластичности с учетом особенностей движения дислокаций [26], [2?] получено уравнение для скорости их генерации:

ар ГО при о < о*

41 1(2У/СЬ)(р+рр)(о-о*) при о > о*

где: р и рр- плотности генерированных и ростовнх дислокаций, соответственно; V- их скорость; Ь- вектор Вюргерса; С- модуль сдвига;

о- механическое напряжение, вызванное внешним воздействием; о*-предел упругости, который определяется соотношением:

о*=оа4+ сЮЬУр, (7)

где: а - напряжение, необходимое для преодоления стопоров, препятствующих движению дислокаций (определяется свойствами кристалла); а=1/2% -для бинтовых дислокаций и а=1/2х(1-v) -для краевых дислокаций; V- коэффициент Пуассона.

Дислокационно-генерационное уравнение (6) учитывает пороговый характер процесса генерации и зависимость порога (о*) от цредисто-рии кристалла через слагаемое, содержащее Ур в (7). Это позволяет, во-первых, объяснить необратимость ряда явлений, происходящих при лазерной модификации (изменение люминесцентных свойств кристаллов, появление избыточного тока в т-а- структурах, трансформации барьерного контакта в омический (см. ниже) и др.) и, во-вторых, факт зависимости этих изменений от интенсивности лазерного облучения, а не от его дозы, что является отличительной особенностью лазерного воздействия от других видов радиационного Еоздейсивия, приводящих к необратимым изменениям в твердых телах. Необратимость обусловлена тем, что в процессе облучения р возрастает, а после прекращения импульса не уменьшается, оставаясь на достигнутом уровне (см. (6)). Повторное облучение той же, или меньшей интенсивностью (или многократно повторенное для увеличения дозы) не изменяет плотности дислокаций, т.к. возрастание р привело к возрастанию о* и, в соответствии с (6), бр/йг=0.

Решение дислокационно-генерационного уравнения, выраженное в безразмерных переменных «=179 и е=р/ро, где 9=СЪ/У2, а 2=аДЬУр, имеет вид:

1 Г ¿Г(1+2)0'5

в = -=—и.111-—--

•Гч-и и-г

в котором параметр J характеризуюет интенсивность внешнего воздействия и в терминах ' механических напряжений представляет собой •мо-о^/а.

Анализ решения позволил выявить различные стадии в процессе генерации и оценить характерные времена нарастания плотности дислокаций в условиях реального, эксперимента.

При малых интенсивностях внешнего воздействия (СГ«1) реализуются две стадии - стадия свободного испускайия дислокаций источниками, имеющимися в кристалле, и стадия испускания с торможением, когда появившиеся дислокации препятствуют испусканию первокачаль-

й/г].

(8)

ными источниками.

При больших интэнсивностях (.1»1) реализуется три стадии. Начальная стадия, как и при М, соответствует свободному испусканию дислокаций. На смену ей приходит стадия свободного размножения дислокаций, когда плотность появившихся дислокаций превосходит плотность источников. На заключительной стадии происходит размножение с торможением, когда плотность появившихся дислокаций настолько велика, что они ограничивши: скорость размножения.

Оценки механических напряжений, возникающих при облучении в кристаллах и т-э- структурах и характерных времен нарастания плотности дислокаций, показали следующее.

При облучении поверхности монокристаллов реализуется случай больших интенсивностей внешнего воздействия, и характерное время нарастания плотности дислокаций тш(Ю-54-10""1)с, меньше длительности импульса облучения (ыЮ-3с), что дает основание без оговорок использовать представления о' дислокациях при рассмотрении модифицированных кристаллов.

При облучении т-а- структур реализуется случай малых интенсивностей внешнего воздействия и аз10г+103 с. Это означает, что за гремя действия импульса стационарное состояние не достигается, но, тем не менее, плотность дислокаций увеличивается. Чувствительные методы, каковым является метод барьера Шоттки, фиксируют изменения свойств т-а- структуры.

Пятая_глава посвящена изучению эеолюции барьерного контакта мэталл-полулроводник в омический и рассмотрению возможностей использования лазерного излучения для создания планарных омических контактов.

После облучения барьерного контакта металл- полупроводник импульсами малой интенсивности (Ф<Фо1>) проявляются изменения только в объеме полупроводника (появляется туннельно- избыточный ток в прямом и обратном направлениях, увеличивается концентрация ионизованных центров на границе слоя объемного заряда). При этом высота потенциального барьера остается неизменной.

После облучения импульсами большой интенсивности (Ф>Фог) наряду с изменениями в объеме проявляются изменения и на границе металл- полупроводник. При этом по мере увеличения Ф уменьшается высота потенциального барьера и, как следствие этого, уменьшается напряжение емкостной отсечки и напряжение токовой отсечеки.

. Эти закономерности легли в основу дислокационной модели эволю-

ции барьерного контакта в омический. Согласно этой модели во время облучения происходит генерация дислокаций, плотность которых пропорциональна интенсивности облучения, т.к. механические напряжения пропорциональны градиенту температуры вблизи поверхности, а последний зависит от интенсивности. После облучения малой интенсивностью, когда плотность генерированных дислокаций меньше плотности поверхностных состояний, закрепляющих уровень Ферми на поверхности полупроводника, проявляются изменения только в его объеме. Высота барьера остается неизменной. После облучения большой интенсивностью, когда плотность дислокаций становится больше. плотности этих поверхностных состояний, происходит. пэрезакрепление уровня Ферми на поверхности и, как следствие этого, изменение высоты потенциального барьера. Критическая интенсивность облучения Фсг определяется плотностью состояний,, закрепляющих уровень Ферми на поверхности полупроводника.

Как показали исследования, к полупроводникам А3В5, в дополнение к известным, можно создавать омические контакты ещй трех типов:

1) Эпитаксиально-лазерные контакты, которые формировались эпитак-сиальной перекристаллизацией тонкого приповерхностного слоя при облучении. При создании контактов к высокоомным материалам возможно подлегирование пркконтвктной области. В качестве металлического электрода используется металл-растворитель.

2) Диссоциационно-лазерные контакты, которые создавались облучением свободной поверхности полупроводника без предварительного нанесения на его поверхность лигатуры; формирование контакта в этом случае происходило за счет диссоциации соединения у поверхности и образования слоя металла, входящего в состав соединения.

3) Генерационно-дислокационные контакты, которые создавались путем преобразования барьерного контакта в омический за счет генерации дислокаций при импульсном облучении. В этом случае в качестве металлических электродов целесообразно использовать высоко-температурные материалы-(М., Аи). Такие контакты удобна форми-—

ровать к тонким полупроводниковым слоям.

Для всех перечисленных типов контактов контактные сопротивления .оказались не больше, чем у контактов, полученных традиционными методами для кристаллов с аналогичной концентрации носителей. При этом прочность адгезии напыленных пленок золота и никеля к арсени-

ду галлия возрастает не менее, чем в пять раз. Контакты первого и третьего типов являются пленарными.

Во всех перечисленных олучаях при формировании омических контактов происходит генерация дислокаций и образование набора новых состояний в запрещенной зоне полупроводника вблизи границы с металлом. Эти состояния облегчают генерационно- рекомбинационные процессы на контакте и, как следствие этого, улучшают линейность I-U- характеристики контакта к высокоомноым материалам в области низких температур.

СПИСОК ВКЛЮЧЕННЫХ В ДИССЕРТАЦИЮ РАБОТ

1. Дмитриев А.Г., Царенков Б.В. "Характериограф для измерения параметров I-U- характеристики полупроводниковых диодов методом сравнения".// Измерительная техника, 1970г., в.8, с.70-72.

2. Аскаров П.А., Дмитриев А.Г., Царенков Б.В., Яковлев Ю.П. "Фотолюминесценция эштаксиальных слоев арсенида галлия, легированного теллуром".// Тезисы докладов Всесоюзной конференции по рз-комбинационному излучению, г.Баку, 1971г., с.14-16.

3. Дмитриев А.Г., Царенков Б.В., Чиабршвили Н.Г. "Термостат для оптических измерений".// ПТЭ, 1971г., в.1, с.207-208.

4. Дмитриев А.Г., Царенков Б.В. "Термостат для высокочастотных измерений".// ПТЭ, 1972г., в.1, с.208-209.

5. Дмитриев А.Г., Наследов Д.Н., Царенков Б.В."Обратная ветвь I-U-характеристики и пробой р-n- структур при неполной ионизации примесных центров (на примере GaAs р-n- структур, легированных S1". //ФТП, 1972г.,т.6, в.2, стр.345-352.

6. Дмитриев А.Г..Евстропов В.В..Царенков Б.В.,Чиабришвили Н.Г. "Способ определения типов излучательных.переходов в полупроводниках".// A.c. N.423217, пр.20.07.71г., per.14.12.73г.

7. Аскаров П.А.»Дмитриев А.Г.,Талалакин Г.Н., Царенков Б.В., Яковлев Ю.П. "Температурная зависимость интенсивности люминесценции n-GaAa:Te, n-GaAs:Sn".// Материалы Всесоюзного III совещания по исследованию арсенида галлия, г.Томск,-1974г.,с.12.

8. Аскаров П.А..Дмитриев А.Г.,Царенков Б.В. "Об области излучате-льной рекомбинации в GaAs:Si p-n- структурах".//ФТП, 1977г. Т.II,. в.9, стр.1834-1836.

9. Бывалый В.А., Волков A.C., Гольдберг*A.D.»Дмитриев А.Г.,Царенков Б.В. "Фотоэлектрический эффект в поверхностно-барьерных

структурах" // ©ГП, 1979г.,т.13, в.6, отр.ШО-Шб.

10.Бывалый В.А., Волков А.О., Гольдберг O.A., Дмитриев А.Г., Ца-ренков Б.В. "Определение длины смещения неосновных носителей заряда на основе исследования фотоэлектрических свойств поверхностно-барьерных структур".// В сб. "ПолупроводЕлковые приборы с барьером Шоттки", г.Киев, 1979г., с.54-59.

11.Бывалый В.А., Волков A.C., Гольдберг Ю.А., Дмитриев А.Г. "Фотоэлектрический способ контроля параметров полупроводников".// A.C. N. 790040, пр.24.08.79г., рог.21.08.80г.

12.Дмитриев А.Г..Захаренков Л.Ф.,Зыков A.M..Погарский H.A.,Саморукав В.Е. "Получение и исследование кристаллов IriP<Mii> с помощью барьеров Шоттки".// "Электронная техника".Серия:"Материалы", 1982г. В.10(171), С.40-44.

13.Дмитриев А.Г., Захаренков Л.Ф., Касаткин В.А., Мастеров В.Ф., Саморуков В.Е. "Электролюминесценция фосфида индия, легированного иттербием." // ФГП, 1983, т.17, в.10, стр.1879-1880.

14.Бондина М.М.,Дмитриев А.Г.,Сокол-Номоконов Э.Н. "Р-п-переходы на сильнолегированном п+-1пР".// В сб. "Inf в полупроводниковой электронике", г.Кишинев, 1985г., c.IS-17.

15.Дмитриев А.Г.,Селиванов П.И.,Сокол-номоконов Э.Н. "Омические контакты к InP".// В сб. "IriP в полупроводниковой электронике", г.Кишинев, 1985г., с.21-22.

16.Джаманбалин К.К.,Дмитриев А.Г..Селиванов П.И..Соколова М.А.,Со-кол-Номоконов Э.Н. "Исследование возможности получения низкоом-ных контактных слоев на полупроводниках A3BS". // Отчет по НИР N•1823, г.Ленинград, 1986г., 168 с.

17.Дкумамухамбетов Н.Г..Дмитриев А.Г. "Фотолюминесценция модифицированных кристаллов GaAa<Te>".//®rn, 1988г.,т.22, в.10, о.1880-1882.

18.Дмитриев А.Г., Сокол-НЬмоконов Э.Н., Джаманбалин К.К., Милора-ва В.А. "Фотостимулированная адгезия пленок оксинитрида кремния к InSb" // Поверхность, физика,химия,механика, 1988г., в.7, о.145-146.

место в учебной лаборатории физики. // В сб. "Основные направления повышения качества подготовки инженерных кадров в све-. те перестройки высшего образования". Тезисы Респуб. научно-метод. КОНф., Л., ЛПИ, 1988, С.83-84 .

20.Дмитриев А.Г.,Захаренков Л.Ф.,Сокол-Номоконов Э.Н. "Терморезис-

тор из 1пР<Сг>и.// Деп.ВИНИТИ Ы.3366-ва9.

21.Джаманбалин К.К..Дмитриев А.Г.,Сокол-Номоконов Э.Н. "Омические контакты к полупроводникам А3В5, полученные с помощью оптического квантового генератора". // "Электронная техника".Серия: "Полупроводниковые приборы", 1989г., в.1, с.73-75.

22.Дмитриев А.Г.,Дкаманбалин К.К. "Омические контакты к высокоом-ным слом СаР". // Тезисы Республиканской конференции "Физико-химические основы получения и исследования полупроводниковых материалов в твердом и жидком состоянии". г.Куляб, 1989г. с.12.

23.Андреева В.Д..Анисимов М.И.,Джумамухамбетов Н.Г.»Дмитриев А.Г. "Структура кристаллов СаАз<Те>, модифицированных лазерным излучением". // ФТП, 1990г.,Т.24, в.6, с.1010-1013.

24.Голъдбэрг П.А..Джамвнбалин К.К., Дмитриев А.Г., Мазо И.В., Пос-сэ Е.А. "Адгезия пленок золота и никеля к арсениду галлия". // ЖТФ, 1990г.,Т.60, В.II, С.208-209.

25.Дкаманбалин К.К.,Дмитриев А.Г. ,Сокол-Номоконов Э.Н.,Уханов Ю.И. "Изменение морфологии поверхности 1пР,СаАз и 1пАз под действием лазерного излучения пороговой плотности". // ФиХОМ, 1990г., в.2, с.20-23.

26.Диаманбалин К.К., Дмитриев А.Г. "Эволюция барьерного контакта СаАз-Ш в омический при воздействии лазерного излучения."// ФТП, 1990г. т.24, в.II, стр.2024-2028.

27.Джаманбалин К.К..Дмитриев А.Г.,Сокол-Номоконов Э.Н..Уханов Ю.И. "Обогащение кристаллов 1пР индием вследствие селективного испарения материала при импульсной лазерной обработке". // ФиХОМ, 1990г., В.З, С.85-88.

28.Джаманбалин К.К., Дмитриев А.Г., Поссв Е.А. Шульга М.И. "Ток туннельного типа в поверхностно-барьерных структурах на основе елвбо легированного врсенида гвллия."// ФШ, 1990, т.24, в.12, стр.2089-2093.

29.Андреева В.Д., Дкумамухамбэтав Н.Г., Дмитриев А.Г. "Термический отжиг кристаллов ОаАэ, модифицированных лазерным излучением."// ФТП, 1991г., т.25, в.9, стр.1624-1628. .

30.Джумамухамбетов Н.Г..Дмитриев А.Г. "Нестехиометричность кристаллов СаАз, модифицированных лазерным излучением". // Письма ЖТФ, 1991г., Т.17, в.13, С.21-22.

31.Джумамухамбетов Н.Г., Дмитриев А.Г. "Температурная зависимость фотолюминесценции модифицированных кристаллов СаАз<Те>."// ФТП, 1991г. т.25, в.1, стр.93-&3. -

32.Джаманбалин К.К., Дмитриев А.Г., Евстропов В.В.,Шульга М.И. "Возникновение туннельного тока в структурах металл-полупроводник после лазерного воздействия."// ФТП, 1991г., T.25, B.I0, стр.1774-1779.

33.ДжумамухамОетов Н.Г., Дмитриев А.Г., Уханов Ю.К- "Краевое поглощение GaAs, модифицированного лазерным излучением."// МП, 1991, т.25, в.1, стр.168-169.

34.Джумамухамбетов Н.Г., Дмитриев А.Г. "Влияние легирующей примеси исходного кристалла на люминесцентные свойства модифицированного GaAs.V/OTI, 1991г. Т.25, в.9, стр.1569-1573.

35.Дмитриев А.Г.,Кесаманлы Ф.П.,Дкаманбалин К.К. "Повышение точности определения параметра идеальности полупроводниковых структур с барьерами". // "Электронная техника". Серия: "Управление качеством, стандартизация, ...". 1991г., в.1(143), с.40-41.

36.Дмитриев А.Г., Дорин В.А.Дарфул Р.,Погарский М.А.,Шульга М.И. "Образование глубоких центров в СаАз при лазерном облучении."// ®И1, 1992г., т.26, в.2, С тр.397-398.

37.Джумамухамбетов Н.Г., Дмитриев А.Г. "К вопросу о природе полосы излучения (1,23-1,25 эВ) в спектре люминесценции кристаллов GaAs<Te>."// ФТП, 1992г., Т.26, В.5, стр.958-960.

38 Джумамухамбетов Н.Г., Дмитриев А.Г. Аномальная диффузия атомов Ga в нестехиомэтрическом GaAs.//Письма КТФ, 1992, в.4, с.83-85.

39 Дмитриев А.Г., Дорин В.А., Кврфур Р., Погарский М.А. Деградаци-онные процессы в облученном лазером барьере Шоттки из n- GaA3. //В сб. "Шумовые и двградационные процессы в полупроводниковых приборах". Черноголовка, 1992.

40.Дмитриев А.Г. "Твердофазное разложение GaAs при действии лазерного излучения пороговой плотности."// ФТП, 1993г., т.27, в.4, стр.583-587.

41.Дкумамухамбэтоз Н.Г., Дмитриев А.Г. "Температурная зависимость фотолюминесценции модифицированных кристаллов InP<Sn>".// ФТП, 1993г., Т.27, в.4, стр.641-644.

42 Дмитриев А.Г. Температурная зависимость ширины запрещенной зоны GaAs. //ФТП, 1995г., т.29, в.З.

СПИСОК ЦИТИРОВАШОЙ ЛИТЕРАГУШ

I. Хайбуллин И.Б.,Штырков Е.И., Зарипов М.М., Галяутдинов М.О., Баязитов P.M. Отжиг ионно-легировашшх слоев под действием ла-

зерного излучения. // ВИНИТИ, 1974, N«2061-74 Деп. 32 о.

2. Качурин Г.А., Придачин Н.Б., Смирнов Л.С. Отжиг радиационных дефектов импульсным лазерным облучением. // ОТП, 1975, т.9, в.7, с. 1428-1429.

3. Алферов К.И., Арутюнов Е.Н., Васильев А.Н., Карпов C.D., Ко вальчук Ю.в. Мячин В.Е., Погрельский D.B., Соколов Н.А. О воздействии наносекундннх лазерных импульсов на фосфид индия. // Письма ¡КТФ, 1985, т.II, в.15, C.SI6-920.

4. Арутюнов Е.Н., Васильев А.Н., Карпов С.Ю., Ковальчук Ю.В. Мячин В.Е., Погрельский Ю.В. Исследование люминесцентных свойств полупроводников А3В5 после лазерной обработки. // В кн. "Неравновесные процессы в полупроводниках." - Темат. сб. по материалам XII зимней школы ОТИ. Л., 1986, с.180-201.

5. Леванюк А.П., Осипов В.В. Краевая люминесценция прямозонных полупроводников. // УФН, 1981, т.133, в.З, с.427-477.

6. Varslml Y.P. Temperature dependence of the energy gap In semiconductora. // Phyaica, 1967, У.4, N.1 , p.149-154.

7. Кейси X., Паниш M. Лазеры на гетероструктурах. т.1.// М. Мир, 1981, 299с.

8. С&зеу Н.С., Jr.,Stern. Concentration dependence oí the energy gap in p- GaAa. // J. Appl. Phys. 1976, v.47, N-2, p.631-634.

9. Thurmond C.D. The standard thermodynamic function for the formation of electrons and holes in Ge, Si, GaAa and GaP. // Jour. Electrochem. Soc. 1975, 7.122, N.8, p.1133-1141.

10. Landolt-Borstain. Numerical data and functional relationship in science and technology. V.17, semicond. A4 and A3B5, v.22a semicond. A4 and A3B5. // Springer-verlag, Berlin, Heidelberg, N-Y, 1982.

11. Бычковский Д.Н., Константинов O.B., Царенков Б.В. Гетеропереход, возникающий на границе скачкообразного изменения концентрации свободных носителей в однородном по составу полупроводнике. // ФГП, 1990, т.24, B.I0, с.1848-1856.

12. Родерик Э.Х. Контакты металл-полупроводник. // М., Радио и связь, I9Q2, 209 с.

13. Эфрос А.Л. Плотность состояний и межзонное поглощение света в сильно легированных полупроводниках. // УФН, 1973, т.111, в.З, с.451-482.

14. Фистуль В.И.'Введение в физику полупроводников. // М.,Внсш. школа, 1984, 352 с.

15. Григорьев Б.А., Голубков A.M., Григорьев С.Б. Таблицы для расчета нестационарных температур плоских тел при радиационном нагреве. // М., Наука, 1987, 418 о.

16. Горелик C.G., Расторгуев JI.H., Скаков Ю.А. Рентгенографический и электронно-оптический анализ.// М., Металлургия-, 1970 , 366с.

17. ASl'M Gard Pile. Diffraction Data Cards and Plphabetical and Groupen Numerical Index of X-ray Diffraction Data. // Philadelphia: Ed. ASTM, 1969.

18. Sell D.D., Stokowaki S.E., Dingle R., Dilorenzo J.Y. Polariton reflectance and photolunlnescence in high-purity GaAs. // Phya. Rev., 1973, v.7, N.1Q, p.4568-4586.

19. Sell D.D., H.C. Oasey Jr., Wecht K.W. Concentration dependence of the refractive index for n- and p- дуре СаАз between 1,2 and 1,8 QV. // J. Apll. Phya., 1974, v.45, N.6, p.2650-2657.

20. Panish M.B., H.C. Casey Jr. Temperature dependence of the energy gap in GaAs and Ga?. // J. Apll. Phys., 1969, v.40, N.1, p.163-167.

21. СаЗсян P.П., Абдуллаев M.A., Захарченя Б.П. Экситонная структура края фундаментального поглощения и осциллирующее магнитолог лощение в кристаллах арсенида галлия. // ФТП, 1972, т.6, в.2, с.408-410.

22. St urge M.D. Optical absorption of GaAs between 0,6 and 2,75 eV. // Phys. Rev. 1962, v.127, N.3, p.768-773.

23. Ансельм A.M. Введение в теорию полупроводников. // М., Наука, 1978, 360 с.

24. Зеегер К. Физика полупроводников. // М., Мир, 1977, 615 с.

25. Рвгэль А.Р., Глазов В.К. Закономерности формирования структуры электронных расплавов. // М., Мир, 1982, 320 с.

26. Смирнов Б.И. Дислокационные структуры и упрочнение кристаллов. // Л.."Наука", 1981, 263 с.

27. Судзуки Т., Ёсинага X., Такеути С. Динамика дислокаций и пластичность. М., Мир, 1989, 296с.