Содержание к диссертации
Введение
1.1. Актуальность темы исследования 9
1.2. Степень разработанности области исследований 11
1.3. Цель и задачи диссертационного исследования 12
1.4. Научная новизна работы 13
1.5. Теоретическая значимость работы 14
1.6. Практическая значимость работы 14
1.7. Методология и методы исследования 15
1.8. Положения, выносимые на защиту 15
1.9. Степень достоверности полученных результатов 16
1.10. Публикации и апробация работы 16
1.11. Личный вклад автора в получение результатов 17
1.12. Структура и объем диссертации 17
2. Образование дефектов при ионной бомбардировке и методы их исследования 18
2.1. Торможение ионов в веществе 18
2.2. Каскады смещений 19
2.3. Нелинейное образование дефектов 21
2.4. Накопление повреждений и аморфизация мишени 22
2.5. Молекулярный эффект 25
2.6. Корректные условия экспериментальных исследований молекулярного эффекта 26
2.7. Краткий обзор основных экспериментальных методов изучения образованных радиационных дефектов 29
2.7.1. Электрические методы исследования 30
2.7.2. Люминесцентные методы исследования 30
2.7.3. Просвечивающая электронная микроскопия 31
2.7.4. Рентгеновская дифрактометрия 31
2.7.5. Спектроскопия комбинационного рассеяния света 31
2.7.6. Просвечивающая спектроскопия ИК и видимого света 32
2.7.7. Резерфордовское обратное рассеяние 32
2.7.8. Спектроскопия ядерных реакций 33
2.7.9. Спектроскопия аннигиляции позитронов 33
2.7.10. Атомно-силовая микроскопия 33
2.8. Экспериментальные методы, применяемые в данном исследовании 34
2.8.1. Условия проведения облучения 34
2.8.2. Измерение распределения повреждений по глубине методом спектрометрии резерфордовского обратного рассеяния 35
2.8.3. Методики обработки экспериментальных спектров резерфордовского обратного рассеяния 36
2.8.3.1. Распределение дефектов по глубине мишени 36
2.8.3.2. Определение толщины поверхностных аморфных слов 38
2.8.4. Атомно-силовая микроскопия 39
2.8.5. Люминесцентные методы исследования 41
2.9. Методики расчтной оценки параметров каскадов смещений 41
2.9.1. Методика расчта параметров каскадов атомарных ионов 41
2.9.2. Усредннный каскад кластерного иона 44
2.10. Оценка величины молекулярного эффекта на основе концепции пороговой аморфизации 46
2.11. Заключительные замечания 49
3 Формирование изолирующих слов в широкозонных полупроводниках 52
3.1 Введение 52
3.1.1 Краткий обзор имеющихся в литературе результатов экспериментальных наблюдений 52
3.1.2 Резюме и постановка задачи исследования 55
3.2 Модели снижения электропроводности 56
3.2.1 Формирование глубоких уровней комплексами из двух точечных дефектов 56
3.2.2 Формирование комплексов точечный дефект - легирующая примесь 57
3.3 Сравнение с экспериментальными данными 60
3.3.1 Зависимость пороговой дозы возникновения изоляции от начальной концентрации носителей и количества атомных смещений 61
3.3.2 Нормировки зависимостей сопротивления от дозы 62
3.3.3 Изменение поверхностного сопротивления с ростом дозы 64
3.4 Заключение 72
4 Плотность каскадов смещений и молекулярный эффект в кремнии и карбиде кремния 74
4.1 Введение и постановка задачи 74
4.1.1 Типы радиационных дефектов в кремнии 75
4.1.2 Накопление радиационных дефектов в кремнии при облучении лгкими ионами 76
4.1.3 Накопление радиационных дефектов в кремнии при облучении тяжлыми ионами 79
4.1.4 Облучение молекулярными/кластерными ионами 80
4.1.5 Формирование радиационных дефектов в карбиде кремния 82
4.1.6 Постановка задачи исследования 85
4.2 Накопление дефектов при облучении кремния атомарными и молекулярными ионами 86
4.2.1 Роль плотности каскадов смещений в накоплении устойчивых дефектов 86
4.2.2 Влияние плотности потока ионов на скорость формирования поверхностного пика структурных нарушений 87
4.2.3 Молекулярный эффект при облучении кремния 88
4.3 Механизмы процессов образования дефектов при облучении кремния атомарными и молекулярными ионами 92
4.3.1 Величина молекулярного эффекта 93
4.3.2 Параметры перекрытия индивидуальных каскадов компонентов иона PF4 95
4.3.3 Оценка толщины поверхностных аморфных слов 96
4.3.4 Эффективность молекулярного эффекта за счт пороговой спонтанной аморфизации 97
4.3.5 Усиление генерации первичных дефектов в каскадах молекулярных ионов 99
4.4 Образование структурных нарушений в карбиде кремния при облучении ионами P и PF4 100
4.4.1 Образование дефектов в карбиде кремния 101
4.4.2 Механизм молекулярного эффекта в карбиде кремния 103
4.5 Заключительные замечания по разделу 104
5. Влияние плотности каскадов смещений на дефектообразование в оксиде цинка 106
5.1 Введение и постановка задачи 106
5.1.1 Накопление радиационных дефектов в оксиде цинка с ростом дозы 106
5.1.2 Химические эффекты в накоплении разупорядочения в ZnO 108
5.1.3 Роль температуры мишени 109
5.1.4 Формирование промежуточного пика дефектов 109
5.1.5 Постановка задачи исследования 110
5.2 Условия проведения экспериментальных исследований 111
5.3 Облучение оксида цинка молекулярными ионами 112
5.3.1 Особенности накопления структурных нарушений 112
5.4 Облучение оксида цинка тяжелыми моноатомными ионами 115
5.4.1 Накопление дефектов в объме ZnO 115
5.4.2 Промежуточный пик дефектов 117
5.4.3 Роль повышения плотности ионного тока и температуры мишени 118
5.5 Механизмы образования структурных нарушений в ZnO 118
5.6 Заключительные замечания по разделу 121
6. Образование радиационных дефектов и модификация свойств нитрида галлия 124
6.1 Введение и постановка задачи 124
6.1.1 Образование радиационных повреждений в нитриде галлия 124
6.1.2 Влияние параметров облучения на ионно-стимулированное повреждение GaN 127
6.1.3 Облучение GaN молекулярными ионами 128
6.1.4 Модификация поверхности GaN при ионной имплантации 129
6.1.5 Воздействие ионного облучения на оптические свойства GaN 129
6.1.6 Моделирование радиационных процессов в GaN методом молекулярной динамики 130
6.1.7 Резюме и постановка задачи исследования 130
6.2 Сдвиг объмного максимума вглубь мишени 131
6.2.1 Основные экспериментальные явления и использованные приближения модели 131
6.2.2 Математическая формулировка модели 133
6.2.3 Результаты расчтов 135
6.3 Облучение молекулярными ионами и пороговый эффект плотности каскадов при генерации в них первичных смещений 137
6.3.1 Экспериментальные исследования молекулярного эффекта в GaN 138
6.3.2 Роль плотности каскадов смещений 141
6.3.3 Методика расчта плотности каскадов смещений с учтом формирования субкаскадов 142
6.3.4 Пороговый эффект плотности усредннных индивидуальных каскадов смещений в дефектообразовании в GaN 146
6.4 Топография поверхности и е сдвиг при облучении GaN молекулярными ионами 149
6.4.1 Экспериментальные данные 149
6.4.2 Механизмы происходящих процессов 152
6.5 Ионно-стимулированная деградация люминесцентных свойств 155
6.5.1 Спектры фотолюминесценции 156
6.5.2 Времяразрешнная спектроскопия 157
6.6 Моделирование методом молекулярной динамики 160
6.6.1 Методика моделирования 160
6.6.2 Результаты расчтов при энергии ионов 50 эВ/аем 161
6.6.3 Моделирование имплантации ионов с энергией 0.6 кэВ/аем 166
6.6.4 Кумулятивное МД моделирование 168
6.6.5 Анализ результатов МД моделирования 171
6.7 Заключительные замечания по разделу 173
7 Заключение 177
Список цитированной литературы 179
Список опубликованных автором работ по теме диссертации 189
Список использованных обозначений и сокращений 192
Приложение 1. Справочник основных свойств исследуемых материалов 193
- Корректные условия экспериментальных исследований молекулярного эффекта
- Изменение поверхностного сопротивления с ростом дозы
- Механизмы образования структурных нарушений в ZnO
- Времяразрешнная спектроскопия
Корректные условия экспериментальных исследований молекулярного эффекта
Как уже было сказано в разд. 2.1, ход радиационных процессов сильно зависит от плотности ионного тока [3-6, 18, 34, 36]. К сожалению, в ранних работах по исследованию молекулярного эффекта авторы зачастую пренебрегали этой особенностью, что приводило к существенным расхождениям в полученных результатах и затрудняет их анализ. Довольно подробно эта проблема была рассмотрена в работе А.И. Титова и С.О.Кучеева [48], где впервые были предложены условия проведения эксперимента, удовлетворение которым позволяет корректно сравнивать эффекты, созданные атомарными и молекулярными ионами. Позже эти условия были уточнены Титовым и др. [55] для случая облучения молекулами, состоящими их разных атомов. Основная идея, лежащая в их основе, заключается в том, что сравнивать уровни повреждений можно в том случае, когда единственной разницей между режимами облучения атомами и молекулами будет разница в местах входа частиц. Атомы попадают на поверхность в разных е точках, а молекулы приносят все свои компоненты практически в одну (см. рис. 2.6). Остальные параметры, такие как скорости ионов, скорость генерации смещений и полные их количества, должны быть одинаковыми. Для небольших молекул XnYm, состоящих из близких по массам атомов Хи 7, авторы [55] предложили следующий набор условий:
Eamu = const; (2.5 а)
фа = const; Fdpa = const (2.5 б)
где Eamu - энергия в расчте на атомную единицу массы иона, фа и Fdpa - флюенс и поток ионов соответственно, нормализованные на число смещений атомов мишени (смещений на атом, dpa). Это число смещений предлагается определять на основе приближения парных столкновений, по расчтному уровню концентрации вакансий в максимуме профиля их генерации gmax и эквивалентная доза после облучения мишени с концентрацией атомов щ флюенсом будет определяться как
dPa = gmaXlno (2.6)
Поток в этом случае
Fdpa = ddpa /to, (2.7)
где t - время. Например, расчт кодом TRIM генерации вакансий в кремнии ионами Р и F с энергией 2.1 кэВ/аем показывает, что профили их распределения совпадают, если профиль для ионов фтора умножить на коэффициент к = 1.8 (см. рис. 2.6).
Тогда молекулярный ион PF„ создаст концентрацию вакансий, которая в максимуме PF распределения дтх, будет равна дтах = дтах + П X дтах , (2.9)
где дтах и дтах - максимумы распределений вакансий, созданных атомами фосфора и фтора, соответственно. Следовательно, для того чтобы удовлетворить уравнениям (2.6) и (2.7), с учтом (2.8), экспериментальные дозы и потоки ионов F, Р и PFn будут определяться как ФРРП = фр1 + п/к = ф?к + п pPFn = FP1 + пк = FFk + п С2-10)
При соблюдении рассмотренных условий, если нет усиления генерации в каскадах смещений и процесс формирования стабильных повреждений линеен (их концентрация прямо пропорциональна потере энергии в упругих столкновениях), то наблюдаемые радиационные эффекты будут во всех случаях одинаковы. Если же на каком-либо этапе возникают отклонения от прямой пропорциональности, то они сразу проявятся в различиях уровней разупорядочения.
Условия (2.5), и следующие из них (2.10), позволяют сравнивать эффекты облучения при не слишком различных массах компонентов молекул. Однако, если массы различаются достаточно сильно, очевидно, могут различаться и энергетические спектры первично выбитых атомов, и распределения смещений по глубине мишени. В этом случае определение эквивалентных доз при помощи выражения (2.10) окажется не вполне корректным и требуется их модификация для расширения экспериментальных возможностей.
Для того чтобы преодолеть поставленную проблему, мы предлагаем отказаться от требования равенства энергий ионов в расчте на атомную единицу массы (2.5а), заменив его на требование подобия профилей генерации смещений по глубине, которое можно определить как положение по глубине мишени максимума функции генерации смещений.
Действительно, как показывают расчты, выполненные в рамках приближения парных столкновений [24] на примере торможения ионов фосфора и индия с энергией 2.1 кэВ/аем в кремнии (Ed = 13 эВ) и нитриде галлия (Ed = 25 эВ для обеих подрешток), ионы с одинаковыми приведнными энергиями имеют несколько отличающиеся глубины положений максимумов упругих потерь (см. рис. 2.7). Если масштабировать дозы ионов P и In в соответствии с условием 2.8 ,то и количество атомов отдачи, созданных тяжлыми ионами в баллистических каскадах окажется выше, чем лгкими (см. рис.2.7 a, b). В то же время для иона In с несколько меньшей энергией (180 кэВ), положение максимума потерь совпадает с максимумом для ионов фосфора (рис. 2.7 c, d). Различия между профилями 65 кэВ P и 180 кэВ In и после масштабирования оказываются существенно меньшими, чем между 65 кэВ P и 240 кэВ In. При этом спектры атомов отдачи 65 кэВ P и 180 кэВ In после масштабирования в соответствии с условием (2.8) практически полностью совпадают (рис. 2.7 a, b). Тогда, при выполнении условий (2.5 б), скорость введения первичных смещений, их концентрация и распределение по глубине мишени окажутся одинаковыми, что и является основным требованием для корректного сравнения экспериментально наблюдаемых эффектов. Описанный подход позволяет дополнительно расширить набор ионов, для которых возможно исследование влияния плотности каскадов смещений на радиационно-индуцированные процессы.
Изменение поверхностного сопротивления с ростом дозы
Наибольший интерес представляет применение модели (3.2.2) к описанию собственно зависимости поверхностного сопротивления от дозы облучения. Получить ее можно, используя уравнение (3.5), из которого вытекает изменение концентрации комплексов дефект - примесь п ) с ростом дозы и уравнения (3.6) и (3.7), связывающие эту концентрацию с концентрацией носителей и поверхностным сопротивлением. Однако, прежде необходимо определить константы квазихимических реакций, а также среднее количество дефектов, генерируемых одним ионом на единичную длину пробега gmo , являющиеся параметрами уравнения (3.5). Константы квазихимических реакций а и т входят во все уравнения в виде произведения от, поэтому их можно рассматривать как один параметр.
Оба параметра можно найти, используя любые два из следующих соотношений: (і) в соответствии с (3.8), в пределе малых доз зависимость логарифма обратной концентрации носителей ЬндГ1) от дозы является прямой линией, коэффициент наклона которой определяется как ks = arg/(l + ащ); (ii) аналогично, в пределе больших доз из (3.9) коэффициент наклона прямолинейного участка той же кривой равен kL = azg; (ііі) доза, при которой пересекаются определяемые выражениями (3.8) и (3.9) прямые, будет равна Ф7 =(l + arni)/aTg.
Начнм рассмотрение зависимостей поверхностного сопротивления от дозы ионов с уже упоминавшегося выше случая облучения GaN [87]. Но прежде, отмечу ещ один важный аспект. .Для того чтобы получить зависимость поверхностной концентрации носителей от дозы Щ) из имеющейся экспериментальной зависимости поверхностного сопротивления Л,(), надо знать, как с ростом дозы изменяется подвижность, поскольку в соответствии с (3.7) ЛГ,-1(ф) = е//(ф)Я,(ф). Прямых экспериментальных данных в опубликованных работах нет. С другой стороны, для случая GaN есть результаты одновременного измерения концентрации носителей и их подвижности при изохронном отжиге образцов, облучнных протонами с энергией 0.6 МэВ до дозы 210 14 см"2 [83]. На основе этой зависимости была оценена корреляция подвижности и поверхностного сопротивления, что позволило определить Л () и, следовательно, параметры уравнения (3.5). С использованием полученной оценки /J(RS) и выражения (3.7) несложно также получить зависимость подвижности от концентрации комплексов ju(nj), которая использовалась при расчете Rs() из решений уравнения (3.5). Безусловно, данная оценка подвижности весьма груба, поскольку при одном и том же значении поверхностного сопротивления концентрация и свойства рассеивающих центров (определяющих значение подвижности) в образце при его облучении и при изохронном отжиге, могут различаться. В то же время, отклонения в величине подвижности не должны сильно сказаться на виде зависимости Rs(), поскольку изменение поверхностного сопротивления в результате облучения оказывается, как уже неоднократно повторялось, на несколько порядков выше изменения подвижности.
Основные результаты обработки экспериментальных данных для GaN сведены в таблицу 3.1. Первый набор строк в ней содержит значения расчтных параметров, полученные для случая облучения одинаковых образцов нитрида галлия различными ионами с учетом изменения подвижности носителей с ростом дозы. Во втором наборе - те же параметры для тех
Эффективность взаимодействия простейших дефектов с легирующей примесью и их исчезновения на ненасыщаемых стоках, которые, очевидно, должны совпадать в серии экспериментов с использованием одинаковых образцов, вырезанных из одной пластины. Отказ от учта зависимости подвижности от дозы облучения приводит к небольшому росту разброса параметров. Отметим, что полученная для протонов в [93] величина ат= 7.405x10" см отличается от значения, приведенного в табл. 3.1 для случая переменной подвижности, приблизительно в 2 раза, однако, в этой работе анализировался образец из другой серии.
Средние плотности генерации дефектов каждым ионом gа lstlc полученные из TRIM и из экспериментальных кривых обратной поверхностной концентрации носителей gmodel отличаются в 3-6 раз. Это не удивительно, поскольку из экспериментальных данных (см., например, [46]) известно, что в GaN очень силн динамический отжиг первичных точечных дефектов, а, следовательно, только часть дефектов из произведнных в каскаде столкновений останется после термализации каскада и будет участвовать в образовании комплексов с легирующей примесью.
На рис. 3.5 представлены экспериментальные зависимости RS() (символы) и зависимости, полученные с учетом изменения подвижности с дозой облучения (пунктир) и в предположении, что подвижность постоянна и равна исходной (сплошные линии). Видно, что учет /л() дает лучшее согласие с экспериментом и для самых легких ионов расчетные и экспериментальные кривые практически совпадают. Увеличение массы иона приводят к отличиям хода экспериментальных и расчетных кривых в области перехода от малых доз к большим. Природа такого отличия может быть связана с ростом плотности генерации дефектов при увеличении массы иона. Действительно, в [83] увеличение плотности генерации дефектов при увеличении плотности потока ионов F (а не g) сопровождалось изменением хода ЯВ() при достаточно больших значениях F. Это значит, что в систему уравнений (3.4) должны были бы входить нелинейные члены. В предлагаемой модели подобные нелинейные процессы не учитывались и она более адекватна реальности для достаточно легких ионов и малых плотностей ионного тока.
Механизмы образования структурных нарушений в ZnO
Рассмотрим совокупность полученных экспериментальных данных и выявим причины обнаруженных особенностей хода образования структурных нарушений в ZnO.
Итак, во всех исследованных случаях облучения ZnO ионами при комнатной температуре формируются пик структурных дефектов в объме мишени, и небольшой пик на поверхности. Кроме того, на RBS/C спектрах между объмным и поверхностным максимумами может появляться дополнительный пик.
На Rpd, глубине, соответствующей максимуму упругих потерь энергии ионами, RBS/C спектры показывают локальный минимум концентрации структурных дефектов. Поведение ОМД во всех рассмотренных случаях имеет сходный характер. Объмный максимум лежит глубже Rpd, причм с ростом дозы смещается дальше вглубь образца, а его величина линейно растт с дозой ионов от 1 до 12 dpa, а затем выходит на насыщение.
Этот результат хорошо согласуется с данными, полученными при облучении ZnO при 15 К [151]. На рис. 5.13 показана относительная величина RBS/C сигнала в области между объмным и поверхностным максимумами min, после облучения ZnO при 15 К ионами N, Ar и Er с энергиями 80, 200 и 380 кэВ соответственно. Значения min взяты из работы Лоренц [151], и перестроены в зависимости от dpa. Сплошной линией с 20% ошибкой измерений показана линейная аппроксимация наших результатов (см. рис. 5.10). Видно, что данные Лоренц и наши очень хорошо совпадают в перекрывающемся диапазоне доз. Небольшие расхождения вызваны тем, что мы определяли максимальный уровень относительного разупорядочения, а в работе [151] измерялось изменение уровня RBS/C сигнала min. Более того, из рис. 5.10 и 5.14 очевидно
Расчт показывает существенные различия в величинах плотностей индивидуальных каскадов смещений на глубинах, соответствующих положению ОМД (см. рис. 5.8(b) и 5.14). С другой стороны – разницы в скорости накопления структурных дефектов в объме ZnO не обнаружено (см. рис. 5.7 (a) и 5.10). Следовательно, при температурах от 15 К до 673 К плотность каскадов смещений не влияет на скорость накопления устойчивых нарушений в объме монокристаллов оксида цинка. Такое проявление уникально и сильно отличает ZnO от остальных полупроводников. Обнаруженный характер поведения ОМД от дозы ионов свидетельствует (i) о чрезвычайно сильном динамическом отжиге генерируемых ионами точечных дефектов и существенной роли вторичного дефектообразования, (ii) о важности атермического механизма взаимодействия точечных дефектов, а также (iii) о нуклеационно лимитированном механизме образования стабильных дефектных кластеров. Действительно, даже облучение очень большими дозами ионов не приводит к аморфизации мишени. Это означает, что подавляющее большинство созданных в каскадах смещений точечных дефектов аннигилируют, сохраняя структуру кристалла. Высокая степень ионности связей ZnO (0.616 по модели Филипса [153]) делает весьма вероятным существование точечных дефектов именно в заряженном состоянии. Тогда смещнным из своих положений атомам будет энергетически выгодно вернуться обратно в регулярные положения в рештке. Выжившие после этой стадии дефекты мигрируют по кристаллу и покидают область, в которой были созданы.
Пунктирная линия проведена для облегчения восприятия.
Диффундирующие дефекты могут выйти на поверхность, или быть захвачены центрами нуклеации, существующими в объме, давая тем самым старт роста протяжнных дефектов, видимых на XTEM изображениях. По этой причине ОМД лежит глубже Rpd и продвигается дальше вглубь с ростом дозы ионов.
Плотность потока ионов определяет средний промежуток времени между последовательными попаданиями ионов в одну и ту же область мишени. Размеры этой области определяются как размером каскадов смещений, так и диффузионной длиной, которая показывает, насколько далеко могут расходиться точечные дефекты из каскада. Температура мишени влияет на кинетику термоактивиуемых процессов вторичного дефектообразования. Следовательно, обнаруженное отсутствие влияния температуры мишени и плотности тока на ОМД также свидетельствует, что энергетические пики практически не играют роли в образовании структурных нарушений в объме ZnO. Сформированные в ходе развития каскада смещений точечные дефекты линейно взаимодействуют в ходе стабилизации каскада.
Поведение промежуточного пика дефектов сильно отличается от такового у ОМД. Формирование ППД является пороговым эффектом – он появляется только при превышении плотности каскада величины fav = 0.12 ат% (расчт по методике п. 2.9). Площадь ППД не зависит от условий имплантации, тогда как скорость его продвижения вглубь мишени, как видно из рис. 5.11, существенно изменяется с увеличением плотности каскадов смещений. Этот эффект дополнительно иллюстрируется на вставке к рис. 5.14, где показана зависимость нормированной на Rpd скорости сдвига ППД от плотности индивидуальных каскадов смещений. Видно, что на начальном этапе (при дозах менее 2.5 dpa) скорость сдвига промежуточного пика практически линейно зависит от плотности каскада. К сожалению, механизм возникновения ППД из полученных данных однозначно определить не удатся. Он может возникать (i) из-за появления локальной разупорядоченной зоны вблизи поверхности, образуемой вследствие неполной аннигиляции приходящих туда точеных дефектов; (ii) локальных искажений рештки вследствие механических напряжений, создаваемых появлением дефектных кластеров и (iii) нарушением стехиометрии кристалла (потере кислорода) и формированием нанокластеров, обогащенных цинком. Последний эффект должен усиливаться при формировании каскадов большой плотности.
Отмечу, что положение максимума смещений, рассчитываемое TRIM, может быть недооценено вследствие использования в пакете TRIM не вполне корректного значения величины неупругих потерь тяжлыми ионами в многокомпонентных соединениях (SiC, AlN и GaN) [136, 155]. Такая неопределнность в доле энергии иона, передаваемой электронной подсистеме, приводит также к возможным погрешностям пересчта шкалы энергий обратно рассеянных частиц в шкалу глубин при определении распределений концентрации дефектов по глубине в методе RBS/C. Этот факт требует отдельного исследования, однако, никак не сказывается на основных выводах настоящей работы, касающихся механизмов формирования структурных нарушений в ZnO при его ионной бомбардировке.
Времяразрешнная спектроскопия
Помимо спектров нами исследовалась зависимость затухания интегральной интенсивности фиолетовой люминесценции (в пределах от 360 до 400 нм) от времени при импульсной накачке. Пример зависимости сигнала люминесценции от времени после окончания импульса накачки приведн на рис. 6.25 (а). Видно, что облучение молекулярными ионами не только эффективнее подавляет интенсивность фотоотклика, но и приводит к более быстрому затуханию свечения, по сравнению с облучением компонентами молекулы. Кроме того, можно заметить, что постоянная затухания изменяется в ходе процесса распада люминесценции. Интенсивность свечения спадает по биэкспоненциальному закону. Такое поведение авторы работы [59] приписывают люминесценции, управляемой безызлучательной рекомбинацией фотовозбужднных носителей на насыщающихся центрах.
Поскольку кривые затухания довольно сильно зашумлены, разделить константы короткого и длинного процессов затруднительно. В связи с этим для того, чтобы охарактеризовать скорость спада люминесценции, используем время tD, требуемое для уменьшения интенсивности сигнала фотоотклика в е раз. Соответствующий уровень показан на рис. 6.25 (a) горизонтальным пунктиром. Для исходного образца при комнатной температуре tD = 240 пс. На рис. 6.25 (b) приведены зависимости времени спада люминесценции от дозы различных ионов. Из рис. 6.25 видно, что облучение молекулярными ионами PF4 приводит к более быстрому затуханию свечения, чем облучение компонентами молекулы, лгкими атомарными ионами P и F. Имплантация тяжлых ионов Ag (имеющих такую же массу, что и PF4) при малых дозах снижает время релаксации ещ существеннее, чем облучение молекулярными. В то же время, с ростом дозы, для всех использованных ионов tD стремится к единому значению tD = 40 пс.
Все обнаруженные явления вызваны формированием дефектов, поскольку химическим влиянием имплантированных атомов при столь малых дозах можно пренебречь. Следовательно, разная эффективность процессов связана с разной эффективностью накопления дефектов. Расчты плотностей каскадов смещений, выполненные по описанному в п. 6.3.3 алгоритму, показали, что для молекул вблизи поверхности и для ионов Ag до глубины 35 нм она будет ощутимо выше порогового значения 0.8 ат.%, необходимого для проявления нелинейных эффектов. Для атомарных ионов P плотность каскадов примерно равна этой величине, а для ионов F – меньше. Это различие явно сказывается в скорости роста поверхностного аморфного слоя, наблюдаемой при более высоких дозах ионов (см. рис. 6.9). Величина ПАС при облучении молекулярными ионами оказывается заметно больше, чем при имплантации лгких. Тяжлые ионы Ag создают ПАС чуть менее эффективно, чем молекулы PF2. В то же время, ионы серебра создают ОМД глубже всех остальных использованных ионов. Это связано с несколько более высоким значением RPD для них при одинаковой приведнной энергии.
Рассмотрим причины, по которым времена спада люминесценции с ростом дозы стремятся к одному и тому же значению. Импульс накачки может возбуждать появление значимого количества неравновесных носителей в пределах глубины, соответствующей двум экстинкционным длинам. Для использованного света ( = 300 нм), по данным [156], это расстояние составляет примерно 120 нм. Оно существенно больше, чем толщина повреждаемого ионами слоя ( 35 нм), в котором ионами создаются дефекты – центры безызлучательной рекомбинации. При достаточно большой дозе в мишени появляется относительно тонкий ( 35 нм) поверхностный слой, в котором люминесценция идти не может, поскольку концентрация дефектов очень высока. Глубже, куда ионы не проникают, структура кристалла не разрушена и люминесценция возможна. Конечно, некоторое количество безызлучательных центров может возникать и за пределами пробега ионов вследствие диффузии МТД, однако число их будет незначительно и не окажет заметного влияния на следующую аргументацию.
Поврежднный поверхностный слой будет служить стоком для фотовозбужднных неравновесных носителей, причм эффективность его будет зависеть от накопленного количества дефектов. Мгновенную концентрацию носителей можно рассматривать как управляемую диффузией и скоростью безызлучательной рекомбинации на интерфейсе поврежднный слой / неповрежднный кристалл. Тяжлые и молекулярные ионы, за счт более плотных каскадов смещений, создают дефекты эффективнее лгких атомарных, поэтому и скорость рекомбинации на интерфейсе растт быстро, и время распада люминесценции уменьшается значительнее. Кроме того, для ионов Ag глубина, на которой появляются дефекты дополнительно увеличивается за счт больших пробегов (см. рис. 6.9), что дополнительно уменьшает время высвечивания. В то же время, после накопления достаточно большой дозы, концентрации радиационных дефектов, созданных лгкими ионами, начинает хватать для того, чтобы скорость рекомбинации на границе значительно выросла, и распределение неравновесных носителей становится одинаковым. Следовательно, и время распада люминесценции, и интенсивность при одинаковом уровне накачки, также должны стремиться к одному и тому же значению для всех ионов, что и видно на экспериментальных данных (см. рис. 6.24, 6.25).