Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Ионно-лучевой синтез нитрида кремния в кремнии 24
1.1. Особенности взаимодействия химически активных ионов с кремниевой матрицей в условиях ионно-лучевого синтеза диэлектрической фазы
1.2. Пространственное распределение азота в кремнии при имплантации достехиометрических доз ионов N
1.2.1. Пространственное распределение атомов азота в кремнии в процессе высокотемпературной ионной имплантации
1.2.2. Пространственное распределение атомов азота в слоях кремния, содержащих внутренние стоки, сформированные имплантацией ионов Аг+ 42
1.2.3. Численное моделирование пространственного распределения атомов азота в результате их взаимодействия с конкурирующими стоками в кремнии 46
1.3. Начальная стадия зарождения Si3N4 в Si при ионном синтезе 54
1.3.1. Формирование парамагнитныхрекомбинационных центров в кремнии на начальных стадиях ионно-лучевом синтеза нитрида кремния в кремнии 56
1.3.2. Формирование донорных центров в кремнии, имплантированном ионами азота в условиях ионно-лучевого синтеза фазы S13N4 62
1.4. Кристаллизация нитрида кремния в условиях ионно-лучевого синтеза КНИ структур 74
Заключение к главе I 87
Глава 2. Ионно-лучевой синтез тонких пленок нанокристаллического кремния иимплантацией больших доз ионов водорода 90
2.1. Физические свойства водорода в кремнии 91
2.2. Кристаллизация тонких пленок кремния, имплантированных большими дозами ионов водорода, под действием импульсных отжигов 102
2.2.1. Формирование пленок нанокристаллического кремния имплантацией больших доз ионов Н+ в слои КНИ и последующим
быстрым термическим отжигом 103
2.2.2. Кристаллизация пленок КНИ, имплантированных большими дозами ионов водорода, под действием термических миллисекундных импульсов 115
2.2.3. Квантово-размерный эффект в пленках КНИ, имплантированных большими дозами ионов водорода 130
2.3. Свойства пленок кремния-на-изоляторе, имплантированных большими дозами ионов водорода и отожженных при высоком давлении 140
2.3.1. Стабилизация микропор и резонансное усиление фотолюминесценции в структурах кремний-на-изоляторе, имплантированных большими дозами ионов водорода и отожженных в 141 условиях гидростатического сжатия
2.3.2. Кристаллизация пленок кремния на изоляторе, имплантированных большими дозами ионов водорода, в условиях отжига при гидростатическом сжатии 153
Заключение к главе 2 162
Глава 3. Ионно-лучевой синтез полупроводниковых нанокластеров и нанокристаллов в аморфной диэлектрической матрице 164
3.1. Низкотемпературная стадия преципитации атомов кремния и германия, имплантированных в термически выращенные пленки БіОг 167
3.1.1. Кремний в S1O2 167
3.1.2. Германий в S1O2 175
3.1.3. Природа коротковолновой ФЛ в пленках S1O2, содержащих молекулярно-подобные кластеры 180
а) Природа центров возбуждения фиолетовой (-400-450 нм)
фотолюминесценции 180
б) Природа центров возбуждения оранжевой (-600 нм)
фотолюминесценции 184
3.2. Высокотемпературная стадия преципитации атомов кремния и германия в диэлектрических пленках, имплантированных ионами Si и Ge 188
3.2.1. Нанокристаллы Si uGe в S1O2 188
3.2.2. Ge в нитриде кремния 193
3.3. Формирование нанокластеров и нанокристаллов кремния и германия в диэлектрических матрицах при ионно-лучевом синтезе в условиях гидростатического сжатия
3.3.1. Начальная стадия преципитации атомов кремния и германия, имплантированных в пленки S1O2 и SiOxNy, при отжиге под давлением 202
3.3.1.1. Кремний в S1O2 203
3.2.1.1. Германий в SiOxNy 206
3.3.2. Формирование нанокристаллов кремния и германия в пленках S1O2, в условиях высокотемпературного отжига под давлением 213
3.4. Электрические и электрооптические свойства нанокластеров и нанокристаллов в диэлектриках 233
Заключение к главе 3 244
Глава 4. Ионно-лучевой синтез полупроводниковых нанокристаллов вблизи и на границе раздела полупроводник-диэлектрик 247
4.1. Ионный синтез германия на границе раздела Si/SiC 2 249
4.1.1. Эпитаксиальный рост германия на границе раздела Si/Si02 из имплантированного слоя S1O2 250
4.1.2. Положение атомов германия на границе раздела Si/Si02 и в пленках кремния при ионном синтезе слоев кремний-германий нанометровой толщины 258
4.1.3. Электрофизические свойства ионно-синтезированных структур Si-Ge-на изоляторе нанометровой толщины 263
4.1.4. Аккумуляция зарядов в структурах кремний-на-изоляторе со встроенным диэлектриком, содержащим нанокристаллы кремния и германия 270
4.2. Рост нанокристаллов InSb вблизи и на границе сращивания КНИ структуры 277
4.2.1. Диффузия и сегрегация атомов Sb и In в пленках S1O2 и вблизи границы раздела Si/SiO2 280
4.2.2. Ионный синтез нанокластеров InSb в пленках захороненного слоя S1O2 вблизи границы раздела Si/Si02 КИИ структуры 286
4.2.3. Ионный синтез нанокластеров InSb на границе сращивания КИИ структуры 296
Заключение к главе 4 307
Основные результаты и выводы 309
Литература
- Пространственное распределение атомов азота в кремнии в процессе высокотемпературной ионной имплантации
- Кристаллизация тонких пленок кремния, имплантированных большими дозами ионов водорода, под действием импульсных отжигов
- Природа коротковолновой ФЛ в пленках S1O2, содержащих молекулярно-подобные кластеры
- Положение атомов германия на границе раздела Si/Si02 и в пленках кремния при ионном синтезе слоев кремний-германий нанометровой толщины
Пространственное распределение атомов азота в кремнии в процессе высокотемпературной ионной имплантации
Формирование диэлектрической фазы в условиях ионно-лучевого синтеза КНИ структур происходит в результате имплантации больших доз ионов химически активных атомов (О или N ) в монокристаллическую матрицу Si. Эти дозы на несколько порядков величины больше тех, которые обычно используются в кремниевой технологии. Критерием для выбора дозы ионов в подавляющем числе экспериментов служила концентрация реагирующих атомов в области максимума распределения ионов, соответствующая стехиометрическому составу БіОг или Si3N4. Соответствующую дозу ионов принято называть порогом стехиометрии. С этой точки зрения, дозы ниже порога стехиометрии называют малыми, или достехиометрическими, а выше порога стехиометрии - большими, или сверхстехиометрическими. Особенности имплантации ионов в указанных дозовых интервалах являются принципиальными и оказывают решающее влияние, как на пространственное распределение внедренных химически активных атомов, так и на структуру синтезируемых диэлектрических слоев.
Следует отметить, что вопросы, связанные с закономерностями накопления примесей при малых дозах облучения, в литературе к моменту выполнения данной работы, освещены практически не были. Это связано с тем, что внедрение малых доз реактивных ионов представляет интерес в основном с фундаментальной точки зрения с целью изучения механизма зарождения новой фазы и роли вторичных конкурирующих реакций в процессе ионно-лучевого синтеза КНИ структур. С практической же точки зрения основной интерес представляло изучение возможностей создания протяженных диэлектрических слоев, которые в имевшихся экспериментах были реализованы при больших дозах имплантации [7,8,15]. Тем не менее, в литературе имеются данные о том, что имплантация малых доз ионов О или N приводит, как правило, к формированию простарнсвенного распределения атомов, имеющего форму распределения Гаусса [11,16,17] с параметрами, которые хорошо описываются в рамках аналитической теории Линдхарда-Шарфа-Шиотта (ЛТТТТТТ) [18]. С другой стороны, попытки внедрения достехиометрических доз ионов, которые неоднократно предпринимались с целью создания тонких захороненных слоев диэлектриков [19-21], выявили несоответствие между ожидаемым распределением ионов и экспериментально наблюдаемым образованием фазы, сложным образом распределенной по глубине после высокотемпературных отжигов имплантированных слоев. Ни одна из предложенных к тому времени моделей, которые будут рассмотрены ниже, не объясняла аномалий в пространственном распределении образующейся фазы. Вопрос о механизме зарождения фазы в условиях ионно-лучевого синтеза КНИ структур долгое время оставался открытым.
При анализе пространственного распределения примеси, сформированного имплантацией больших доз химически активных ионов, было обнаружено несоответствие между экспериментально наблюдаемыми распределениями атомов и предсказанными теорией. Первые попытки объяснить полученные расхождения базировались в основном на учете двух основных эффектов, сопровождающих процесс длительных бомбардировок кремниевой подложки химически активными ионами. Во-первых, это распыление поверхности Si. В результате распыления происходит приближение максимума распределения внедренных атомов к реальной поверхности кристалла. Основная трудность при анализе распределения примеси с учетом этого эффекта заключается в отсутствие точных данных о коэффициентах распыления. По данным разных авторов [10,11,22] его значение варьируется от 0.1 до 0.3 атом/ион. Это означает, что толщина удаленного с поверхности слоя может достигать нескольких десятков нанометров. Учет коэффициента распыления при описании пространственного распределения атомов кислорода, имплантированных большими дозами в кремний, был сделан в модели Hayashi с соавторами [22]. В основу модели была положена известная аналитическая теория ЛТТТТТТ [18], модифицированная с учетом химической связи атомов кислорода в кремнии. В этой модели коэффициент распыления кремния был выбран равным 0.26.
Другим существенным фактором, влияющим на распределение химически активных ионов, является эффект радиационного распухания мишени. Причиной этого эффекта является образование новой фазы по мере достижения стехиометрической концентрации примеси в максимуме ее распределения. Эффект распухания определяется разностью атомных плотностей синтезируемого соединения и исходной матрицы и должен приводить к удалению эффективного максимума распределения имплантированных атомов от поверхности кристалла. Таким образом, по сравнению с эффектом распыления, эффект радиационного распухания оказывает противоположное влияние на формирование пространственного распределения химически активных ионов в кристалле Si. Авторы работы [11] определили изменение толщины элементарного слоя в направлении, перпендикулярном поверхности кристалла, при ионном синтезе фазы оксида кремния следующим образом: Х; = Хо + Q х 0.5(l/dsi - 1/dsioO, (1-І) где X; - измененная толщина / -того слоя, Хо - начальная толщина / -того слоя, С; -количество реактивных атомов в кубическом сантиметре данного слоя, dsi - плотность кремния, dsic 2 - плотность оксида кремния. 99 Q Атомная плотность нитрида кремния составляет 8.54x10 см" [17], что существенно 99 превышает атомную плотность кремния (5x10 см" ). Это означает, что эффект распухания мишени должен играть доминирующую роль при формировании распределения атомов азота в условиях ионно-лучевого синтеза слоев Si3N4. В работе [10] было получено аналитическое выражение, описывающее накопление атомов азота в кремнии с учетом распыления и распухания:
Кристаллизация тонких пленок кремния, имплантированных большими дозами ионов водорода, под действием импульсных отжигов
В наших экспериментах были использовали пластины кремния ориентации (100) п-типа проводимости с концентрацией легирующей примеси 10 см" , предварительно имплантированные ионами бора с энергией 80 кэВ дозой 10 см" при комнатной температуре и затем отожженные при температуре 900 С в течение 2 часов. Имплантация ионов бора проводилась через защитные слои БіОг толщиной 50 нм и Si3N4 толщиной 70 нм. После имплантации защитные пленки удалялись. Затем проводилась имплантация ионов N с энергией 200 кэВ дозами от 1x10 до 1x10 см" . Плотность ионного тока составляла около 1 мкА/ см . Использованные параметры пучка ионов способствовали разогреву мишени во время имплантации до температур не выше 200 С. Выбранный набор доз позволяет создавать профили азота как с частичным, так и полным перекрытием с профилями бора. После имплантации ионов N проводились изохронные или изотермические отжиги образцов в атмосфере азота. Электрофизические свойства слоев и их изменения по глубине исследовались путем измерения проводимости и эффекта Холла в сочетании с послойным растворением анодно-окисленных слоев в HF.
На рисунке 1.8а представлено изменение интегральной концентрации носителей зарядов в слоях кремния, легированных ионами бора, после имплантации ионов азота дозами 1x10 , 3x10 , 1x10 , 3x10 и 1x10 см" в зависимости от температуры изохронного отжига в течение 10 с. До имплантации ионов азота четко фиксировался интегральной концентрацией дырок 7x10 см" . На рисунке 1.8а штриховыми кривыми отмечены соответствующие концентрации электронов в подложке и дырок в р-слое до имплантации азота. После имплантации ионов азота р-тип проводимости исчезал, а наблюдалась проводимость n-типа с концентрацией электронов, соответствующей ее значению в подложке кремния (около 2x10 см" ). Следует отметить, что этот эффект не зависел от дозы имплантированных ионов N . Уже после отжига при температуре 700 С в образцах, имплантированных малыми ( 10 см" ) дозами ионов N , наблюдалось восстановление р-типа проводимости, хотя с концентрацией дырок, несколько меньшей, чем до имплантации азота (нижняя половина рисунка 1.8а). Дальнейший рост температуры изохронного отжига до 900 С приводил к практически полному восстановлению концентрации дырок, и при более высоких температурах она оставалась неизменной. Повышение дозы ионов азота до 3x10 см" приводило к сложной немонотонной температурной зависимости в характере проводимости (кривая 4 на рисунке 1.8а). Сначала, по мере увеличения температуры отжига в диапазоне 700-800 С, наблюдается конвертация типа проводимости из п- в р-тип и рост концентрации дырок, которая после Та = 800 С соответствовала почти 100%-ной активации бора. Дальнейшее увеличение температуры отжига до 900 С приводит вновь к появлению п-типа проводимости, а после отжига при 1000 С вновь восстанавливается полная дырочная проводимость. При максимальных дозах ионов азота (1x10 см" ) по мере роста температуры отжига в интервале 700-900 С наблюдался монотонный рост концентрации электронов. При температуре выше 900 С электронная концентрация начинает падать, и при Та 1000 С наблюдается конвертация типа проводимости. Полное восстановление дырочной проводимости достигается в этом случае лишь после отжига при температуре Та = 1200 С.
С целью выяснения природы электронной проводимости была исследована температурная зависимости подвижности носителей зарядов при различных дозах ионов азота. Эти данные представлены на рисунке 1.86. После внедрения относительно малых доз ионов азота (1x10 - 1x10 см" ) подвижность дырок резко падала по сравнению с исходным значением до значений 20-50 см /Вс, и была практически неизменной вплоть до температуры отжига -1000 С (кривые 1-3 рис. 1.86). Увеличение Та до 1100 С сопровождалось началом роста подвижности дырок и после отжига при температуре 1200 С она возрастала до значения 100 см /Вс. После имплантации больших доз ионов азота (3x10 и 1x10 см" ) изменения подвижности носителей носили немонотонный характер. В каждом из двух случаев подвижность сначала резко падала по мере отжига и достигала минимума в первом случае при Та = 800 С (кривая 4), а во втором - при Та = 900 С (кривая 5). Затем при соответствующих более высоких температурах подвижность носителей вновь начинала расти, достигая максимума при Та = 900 С и Та = 1000 С соответственно. При этом в слоях доминировала преимущественно электронная проводимость (за исключением точки при Та = 800 С для дозы 3x10 см" ). Дальнейшее увеличение температуры отжига приводило к окончательной конверсии типа проводимости и монотонному росту дырочной подвижности также до величины 100 см /Вс.
На рисунке 1.9а представлены результаты изменения концентрации носителей зарядов в слоях кремния, имплантированных большими дозами ионов азота, при изотермическом отжиге при температуре 800 С. Изотермический отжиг также выявил
Изменение слоевой концентрации носителей зарядов в слоях кремния, легированных ионами бора, после имплантации ионов азота дозами (1)3x10 и (2) 1x10 см" в зависимости от длительности изотермического отжига при температуре 800 С (а). Пространственное распределение слоевой (интегральной) (Ь) и объемной (с) концентрации носителей зарядов в слоях кремния, легированных ионами бора, после имплантации ионов азота дозами (1,2) 3x10 и (3) 1x10 см" и отжига при температурах 700 (1), 800(2) и 900 С (3) в течение 103 с. различный характер поведения концентрации носителей заряда от времени отжига при разных дозах ионов азота. В случае меньшей из использованных доз N (3x10 см" ) также наблюдалось немонотонное изменение концентрации носителей зарядов от времени отжига с двукратной конвертацией типа проводимости (после отжига длительностью с и 10 с). В случае имплантации максимальной дозы ионов N (1x10 см" ) во всем исследованном диапазоне времен наблюдался электронный характер проводимости. При этом с ростом длительности отжига концентрация электронов монотонно возрастала. Распределение интегральной концентрации носителей зарядов в слоях кремния, легированных ионами бора, после имплантации ионов азота дозами 3x10 и 1x10 см" и отжига при температурах 700-900 С в течение 10 с представлено на рисунке 1.9Ь. На рисунке 1.9с представлены соответствующие профили объемной концентрации носителей, полученные дифференцированием экспериментальных кривых рисунка 1.9Ь. Из рисунков видно, что после самых низких температур отжига в приповерхностной области формируется тонкий проводящий слой, тип проводимости которого во многом зависит от температуры и длительности последующего отжига. После отжига образцов, имплантированных дозой ионов азота 3x10 см" , при температуре 700 С этот слой имеет n-типа проводимости.
Природа коротковолновой ФЛ в пленках S1O2, содержащих молекулярно-подобные кластеры
Природа наблюдаемой полосы ФЛ может быть связана с рекомбинацией электронов и дырок, локализованных в нанокристаллах кремния, наличие которых в исследуемых пленках продемонстрировано методом спектроскопии КРС. Размеры обнаруженных нанокристаллов составляют 2-2.5 нм, что более чем в 2 раза меньше, чем боровский радиус экситона в кремнии. Иными словами, в сформированных нанокристаллах выполняются условия сильного квантового ограничения. В этом случае величина энергии квантования как функция размера нанокристалла может быть оценена в рамках 500 as-impl. 1,64І 1.63 і 400 1.62В S 1,61м. 1.60 //2000 сг а)
пленок КНИ, имплантированных ионами водорода с энергией 24 кэВ дозой 5x10 см" , до и после отжига при температурах 200-400 С в течение 1 часа при возбуждении светом Аг лазера с длиной волны 514.5 нм. На вставке показана зависимость энергетического положения максимума ФЛ от температуры отжига. (Ь) Спектры ФЛ, зарегистрированные при разных температурах измерения от неотожженных пленок КНИ. На вставке показана зависимость интенсивности ФЛ в максимуме от температуры измерения спектров. простейшей модели, использующей стандартную зонную схему, предложенную Ал. Л. Эфросом и А. Л. Эфросом [166]: Е = Е0 + hW/2ne a2, (2.18) Где Е0 = 1.12 эВ - ширина запрещенной зоны объемного кремния, juex= mem\J(me + 1) -приведенная масса. Используя выражение (2.18) и данные рисунка 2.15 а, по энергетическому положению максимума ФЛ мы оценили средние размеры нанокристаллов. Эти данные приведены на рисунке 2.14Ь и дают хорошее совпадение с результатами, полученными из спектров КРС для образцов, отожженных после ионной имплантации при Та = 200-400 С. Различия в размерах нанокристаллов, полученных из сравнительного анализа данных КРС и ФЛ от неотожженных пленок, могут быть связаны с влиянием остаточных радиационных дефектов, вакансий, наличие которых приводит к удлинению Si-Si связей и дополнительному низкочастотному сдвигу линии, соответствующей частоте оптического фонона в нанокристалле кремния. Это означает, что размеры нанокристаллов, оцененные из спектров КРС неотожженных пленок могут быть несколько заниженными.
Дополнительная информация о механизме излучательной рекомбинации может быть получена из температурной зависимости спектров ФЛ. На рисунке 2.15Ь представлены спектры ФЛ, регистрируемые при температурах 88-300 К от неотожженных образцов. Из рисунка видно, что зависимость интенсивности ФЛ от температуры измерений имеет немонотонный характер. В температурном интервале 88-150 К она растет, а при более высоких температурах - падает. Наблюдаемая зависимость интенсивности ФЛ от температуры указывает на наличие двух механизмов рекомбинации. Объяснение этой зависимости может быть сделано в рамках представлений о водородо-подобной модели энергетического спектра электронов и дырок в нанокристаллах с размерами меньше боровского радиуса экситона. Из-за сильного трехмерного пространственного сжатия волновых функций электрона и дырки происходит усиление их обменного взаимодействия, которое приводит к увеличению расщепления уровней возбужденного состояния, по сравнению с их значениями в объемном полупроводнике [167, 168]. Величина расщепления А, соответствующая энергетическому зазору между запрещенным триплетным состоянием Ті и разрешенным синглетным состоянием Si, растет с уменьшением размера нанокристалла как (Dnc)" от 0.29 мэВ в объемном кремнии до величин порядка 20 мэВ в нанокристаллах с размерами около 2 нм. При низких температурах происходит в основном заселение нижнего уровня, запрещенного с точки зрения переходов Ті— So. С ростом температуры растет заселенность уровня Si. Как следствие, растет и вероятность излучательных переходов Si— So, и наблюдается соответствующее увеличение интенсивности ФЛ. При температуре около 150 К значение А становится кТ, и рост интенсивности ФЛ прекращается. На вставке к рисунку 2.15Ь представлена в логарифмическом масштабе интенсивность ФЛ с энергией 1.62 эВ в зависимости от обратной температуры. Наклон этой зависимости дает величину энергии активации роста ФЛ, которая в интервале температур 83-150 К составляет Еа=12.4 мэВ, что близко к значению А, полученному в работе [169] для соответствующей энергии фотонов. Это дает основания предположить, что процесс активации фотолюминесценции в неокисленных пассивированных нанокристаллах кремния лимитирован переходами, обусловленными синглет-триплетным расщеплением.
Согласно теоретическим данным, рассмотренным в параграфе 2.1, критический радиус водородного пузыря определяется разницей между давлением водородного газа внутри пластинчатого дефекта и во внешней атмосфере. А именно, с ростом давления в окружающей атмосфере (т.е. с уменьшением Ар в выражении (2.1)) критический радиус зародыша водородного пузыря будет расти. Это означает, что увеличением внешнего давления можно предотвратить формирование водородных пузырей в процессе отжига слоев кремния с большим содержанием водорода. Иными словами, варьируя давление в процессе отжига можно управлять структурными свойствами слоев, имплантированных ионами водорода. Поэтому в данном параграфе будут экспериментально изучены структурные и оптически свойства пленок кремния, имплантированных большими дозами ионов водорода и отожженных в условиях гидростатического сжатия. Основные результаты исследований опубликованы в работах [170-175].
Стабилизация микропор и резонансное усиление фотолюминесценции в структурах кремний-на-изоляторе, имплантированных большими дозами ионов водорода и отожженных в условиях гидростатического сжатия.
В данном разделе будут исследованы свойства слоев кремния, имплантированных ионами водорода с параметрами, при которых в процессе имплантации не достигаются условия, достаточные для формирования водородных пузырей без последующих термических воздействий (раздел 2.2.1). Будет изучено влияние гидростатического сжатия во время постимплантационного отжига на структурные и оптические свойства имплантированных слоев кремния. Параметры использованных КНИ структур и режимы имплантации подробно описаны в разделе 2.2.1. Отжиг имплантированных структур проводился при температуре Та = 200 - 900 С в течение 5 часов в атмосфере Аг в печи высокого давления при гидростатическом сжатии Р = 6 и 12 кбар. Оптические исследования модифицированных слоев проводились методами КРС и ФЛ (смотри раздел 2.2.1.). Послойный анализ слоев Si осуществлялся в сочетании с анодным окислением образцов и последующим их стравливанием в HF. Распределение атомов водорода внутри имплантированного слоя до и после отжига изучалось методом ВИМС. Распыление проводилось ионами Ог с энергией 10 кэВ.
Положение атомов германия на границе раздела Si/Si02 и в пленках кремния при ионном синтезе слоев кремний-германий нанометровой толщины
Как уже было отмечено выше, формирование ближней инфракрасной полосы ФЛ в пленках SiC 2 с избытком кремния обычно связывают с рекомбинацией квантово-ограниченных электронов и дырок в нанокристаллах кремния. Поэтому появление этой полосы ФЛ однозначно может быть свидетельством формирования нанокристаллов кремния. В работах [204, 234] исследовалось влияние гидростатического давления во время отжига на спектры ФЛ пленок БіОг, имплантированных ионами Si с энергиями 100 и 200 кэВ и соответствующими дозами 3.9x10 см" и 6.3x10 см" , обеспечивающими формирование плоского профиля распределения атомов кремния с концентрацией избыточных атомов кремния 10 ат.%, до и после отжига при температуре 1130 С в течение 5 часов в условиях гидростатического сжатия под давлением 1, 1x10, 6x10, 9x10 и 1.2x10 бар. На рисунке 3.16 представлены соответствующие спектры ФЛ, возбужденные светом N2 лазера с длиной волны 337 нм. Из рисунка 3.17 видно, что увеличение гидростатического давления в процессе отжига приводит к коротковолновому сдвигу спектра ФЛ. Если при атмосферном давлении основной максимум ФЛ соответствует длине волны 750-800 нм, то при давлении 6x10 бар в спектре доминируют пики вблизи 550 и 650 нм. Дальнейшее увеличение давления до 9-12 кбар приводит к затуханию длинноволновой ФЛ и возгаранию, наряду с пиком -550 нм, пика в ближней ультрафиолетовой области спектра (400 нм).
Полученные данные могут быть объяснены в рамках вышеизложенных представлений о снижении критического радиуса зародыша в условиях отжига под давлением и как следствие формирования более мелких светоизлучающих центров. Вероятность формирования более мелких преципитатов растет с ростом пересыщения матрицы диоксида кремния избыточными атомами кремния. В пользу этого говорят спектры возбуждения соответствующих пиков ФЛ, которые подобны спектрам возбуждения голубого и красного пиков, представленных в п. 3.1.
Более детальный анализ влияния гидростатического сжатия на процесс формирования нанокластеров и нанокристаллов был проведен на примере системы Ge-SiC 2 [237, 238]. В отличие от кремния, нанокластеры германия в матрице БіОг формируют больший дифракционный контраст и поэтому легко могут быть идентифицированы с помощью ПЭМ. Кроме того, частота оптического фонона Ge-Ge связей сдвинута по отношению к соответствующей частоте колебаний S-Si связей. Это создает условиях для исследования процессов формирования нанокластеров и нвнокристалло в германия, синтезированных в термически выращенных пленках БіОг на кремнии, с помощью метода КРС.
Исследования процессов формирования нанокластеров и нанокристаллов Ge проводились на структурах двух типов. В первом случае термически выращенные пленки SiC 2 толщиной 100 нм были имплантированы ионами Ge с энергией 75 кэВ дозами от 2.3x10 см" до 3.1x10 см" . В качестве исходного материала использовались пластины Si, n-типа, с удельным сопротивлением 5-10 Ом-см, с ориентацией (100). Использованные параметры имплантации обеспечивали формирование гауссиана-подобного профиля внедренного германия с максимумом распределения на глубине 60 нм с максимальной концентрацией от 1 до 12 ат.% соответственно. Последующий отжиг проводился в алмазной наковальне в атмосфере аргона в условиях гидростатического сжатия под давлением (0.1-1.2)х10 Бар при температурах от 600 до 1130 С в течение 1 или 5 часов. Для сравнения использовались образцы, отожженные при соответствующих температурах при атмосферном давлении. Анализ формирующейся фазы проводился методами комбинационного рассеяния света и высокоразрешающей электронной микроскопии на поперечном срезе. Спектры КРС возбуждались линией Аг лазера с длиной волны 514.5 нм, с доходящей до образца мощностью 2-3 мВт и регистрировались при комнатной температуре. Размер зондирующего пятна составлял 4-6 мкм. Использовался спектрометр с тройным монохроматором Т64000 производства компании Horiba Jobin Yvon со спектральным разрешением не более 2 см" . В качестве детектора служила кремниевая матрица фотоприемников, охлаждаемая жидким азотом. Измерения проводились в геометрии обратного рассеяния с вектором поляризации падающего излучения, направленным вдоль кристаллографического направления (011) кремния. Рассеянный свет регистрировался в поляризации (011). Выбранная геометрия позволяла максимально подавить сигнал КРС от кремниевой подложки. Электронно-микроскопический анализ проводился на микроскопе JEM-2200FS с разрешением 0.14 нм при ускоряющем напряжении 200 кВ.
На рисунке 3.17а представлены спектры КРС для пленок БіОг, содержащих около 3 ат.% атомов Ge в максимуме распределения и отожженных при температурах 600-1130 С в течение 5 часов в условиях гидростатического сжатия под давлением 1.2x10 бар. Из рисунка видно, что в спектрах образцов, отожженных при температуре 600 С в области частот, соответствующих рассеянию оптических фононов на колебаниях Ge-Ge связей не наблюдается никаких особенностей. Увеличение температуры отжига до 800 С сопровождается формированием в спектре КРС на фоне фотолюминесценции широкой полосы с максимумом в области частот -270 см" , которые соответствуют частоте поперечного оптического фонона Ge-Ge связи в матрице аморфного германия. Дальнейший рост температуры отжига до 1130 С приводит к формированию интенсивного пика с максимумом 305 см" и шириной на полувысоте около 8 см" .
