Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВІ І. Локализация электронов и экситонов на дислокациях в полупроводниках
1.1. Введение. Электронный, спектр полупроводника с дислокацией. 12
1.2. Эффективный, гамильтониан, для дислокационных. электронов. 17
1.3. Экситоны, связанные с глубокими зонами дислокационного электронного спектра. 25
ГЛАВА II. Взаимодействие дислокационных электронов и экситонов с фононами
1. Электрон-фононноа взаимодействие 30
2. Экситон-фононное: взаимодействие . 37
3. Релаксация дислокационных экситонов при экситон-фононном взаимодействии 41
ГЛАВА III. Исследование дислокационного экситонного спектр оптическими методами
1. Введение.. Оптические свойства полупроводника. с дислокациями ' 46
2. Поглощение света 50
3. Комбинационное рассеяние света 54
4. Дислокационная люминесценция 58
ГЛАВА ІV. Влияние, дислокационных электронных состояний на подвижность дислокаций в полупроводниках
IV. I. Введение 6Г
ІУ.2. Изменение, электронного спектра, при движении дислокационного перегиба' 66
3. Электронно-стимулированная подвижность дислокаций , 71
4. Обсуждение; результатов 74.
Заключение. 78
Литература 83
- Эффективный, гамильтониан, для дислокационных. электронов.
- Экситон-фононное: взаимодействие
- Комбинационное рассеяние света
- Электронно-стимулированная подвижность дислокаций
Введение к работе
Начиная с пионерских исследований тридцатых годов, физика твёрдого тела развивалась, главным образом, в рамках зонной теории, основанной на представлении о трансляционной симметрии идеальной кристаллической решётки. Эта теория, используя мощный аппарат квантовой механики и теории групп, смогла успешно описать свойства, кристаллов и их отклик на разнообразные внешние воздействия. В качестве кульминации своего развития она позволила вычислять свойства кристаллических твёрдых тел, зная их химический состав [i] .
В последнее время значительно возрос интерес к системам с отклонением от идеальной периодичности или полным её отсутствием /дефекты и примеси в кристаллах, радиационно-повреждённые и неупорядоченные материалы/. Одним из перспективных направлений является физика дислокаций в полупроводниках, интерес к которой обусловлен целым рядом причин как академического, так и прикладного характера.
С одной стороны, дислокации в полупроводниках представляют собой богатый содержанием объект исследования. К настоящему времени стало ясно, что дислокации обладают сложной внутренней структурой /расщеплённые ядра [2,3] , реконструированные валентные связи в них [4-б] /, которая в значительной степени определяет характер их влияния на свойства кристаллов [7] . В то же время заметную роль играет окружение дислокации, наличие и состояние примесей в решётке, способ введения дислокаций и характер термообработки и т.д. /например, [8 ]/. Всё это, вместе с чувствительностью полупроводниковых материалов к наличию локализованных состояний, связанных с дислокациями, приводит к многообразным и взаимосвязанным проявлениям влияния дислокаций на электрические, магнитные и оптические явления в полупроводниках. В пластически деформированных полупроводниковых кристаллах обнаружены: высокая анизотропия подвижности носителей [8] , фотоэлектретный эффект [9, ю] , дислокационный эффект Холла [її] и квазиодномерная проводимость [ІІ-ІЗ] , дислокационный электронный парамагнитный, резонанс [5, 14-16J , особенности в спектрах фотопроводимости [17-19] и поглощения света [20-24] , а также дислокационная люминесценция
[24-39J . Особый интерес вызывает сейчас тесная связь между состоянием электронной подсистемы кристалла и подвижностью дислокаций, различные проявления которой известны как фотомеханический или фотопластическии [40-53] , электромеханический [54-56J и хемомеханический [57] эффекты, а также то, что дислокация является уникальной физической моделью квазиодномерной системы, теория и перспективы применения которых широко обсуждаются в настоящее время /например, [б2] /.
Другим обстоятельством, способствующим развитию исследований в данной области, является адекватная экспериментальная база. На сегодняшний день развита техника выращивания высокосовершенных кристаллов полупроводников, содержащих один атом примеси на 10 -10 атомов матрицы и практически не имеющих ростовых дислокаций. Это позволяет при исследованиях дислокаций абстрагироваться от влияния примесных атмосфер. Разработаны методы контролируемого введения дислокаций определённого типа. Наряду с общим комплексом средств измерения электрических и других объёмных, параметров полупроводников, существуют и постоянно развиваются методы, позволяющие контролировать индивидуальные дислокации, как покоящиеся, так и находящиеся в движении. Разработанные за последнее десятилетие специальные приёмы электронной микроскопии позволили разрешать атомную структуру дислокаций [з] .
Третьим фактором, стимулирующим развитие дислокационной физики полупроводников, являются потребности электронной промышленности. В связи с возрастанием степени миниатюризации и интеграции электронных компонент, проблема влияния дефектов кристаллической структуры на электрические свойства материала и управления этим влиянием получает всё большее прикладное значение. Известно, что наличие дислокаций в приборах с электронно-дырочными переходами /а также в МДП-структурах/, вообще говоря, ухудшает их. качество: увеличивает токи утечки /особенно в сильных полях/, способствует развитию пробоя и т.д. [63-66] . Однако попытки разработки технологии, вообще исключающей возможность появления дислокаций, оказались экономически неэффективными из-за I/ высоких издержек; 2/ того факта, что на параметры приборов влияют не все, а лишь некоторые дислокации и при определённых, не вполне пока понятных, условиях; 3/ положительного, в отдельных случаях, влияния дислокаций. Причины такой неоднозначной зависимости кроются, по-видимому, в упоминавшейся чувствительности дислокаций к окружению и истории кристалла. С другой стороны, в настоящее время отсутствует чёткое понимание механизма такой чувствительности. Поэтому следует ожидать, что результаты дальнейших исследований в этой области существенно повлияют на развитие технологии полупроводникового производства [б5 1 .
Прикладной интерес к дислокациям в последнее время в значительной мере связан с двумя сравнительно новыми аспектами проблемы. Оказалось, что рекомбинационные характеристики границ раздела в гетероструктурах, определяющие эффективность приборов на их основе, а также положение уровня Ферми в гетеропереходе определяются в большой степени наличием электронных состояний, связанных с дислокациями границ раздела Гб4, 67-69J , плотность которых достигает 10 см и выше [63-64J . Второй аспект связан с появлением так называемых дефектов тёмных линий І70,7і] . Эти дефекты обусловлены наличием дислокаций, совершающих аномально быстрое скольжение или переползание в условиях высокого уровня возбуждения электронной подсистемы кристалла Г72-74J , что позволяет рассматривать данное явление как одну из сторон упоминавшегося эффекта электронно-стимулированной подвижности [40-61J .
Наиболее интересные дислокационные эффекты в полупроводниках связаны с глубокими дислокационными уровнями. Последние, по всей видимости, обусловлены наличием в ядрах дислокаций сильно деформированных или даже оборванных валентных связей, электроны которых сильно локализованы [4-7, 12, 16 } . Целью настоящей диссертационной работы являлась разработка модели для теоретического исследования электронных возбуждений, связанных с глубокими дислокационными уровнями в полупроводниках, и применение её для изучения оптических и кинетических свойств дислокаций. Задача заключалась в: I/ построении волновых функций дислокационных возбуждений и эффективных гамильтонианов их взаимодействия с внешними полями и колебаниями решётки; 2/ установлении структуры оптических спектров полупроводника с дислокациями и выяснении практических возможностей их регистрации; 3/ выяснении особенностей электронного спектра дислокаций с подвижным перегибом и их роли в механизме нетермического стимулирования подвижности дислокаций. В качестве модельных объек-тов исследования были выбраны соединения группы А В и элементарные полупроводники Si и \jZ , что обусловлено, с одной стороны, сравнительно простой и хорошо изученной структурой дислокаций и энергетических зон электронного спектра в этих материалах, а с другой стороны, - их технологической важностью для электронной промышленности. Актуальность темы диссертации связана с возможностью использования полученных результатов для решения ряда научных и технических проблем, среди которых, например, разработка исчерпывающей теории влияния дислокаций на электрические и механические свойства полупроводников, управление процессами диффузии и пластической деформации в технологии электронной промышленности, повышение эффективности действия и увеличение срока службы светоизлу-чающих полупроводниковых приборов.
Диссертация состоит из Общего введения, четырёх глав и Заключения. В главе I рассматривается простой метод теоретического описания электронных возбуждений, связанных с глубокими дислокационными уровнями. С помощью канонического преобразования, аналогичного используемому в методе эффективной массы Латтинджера-Кона, найден эффективный гамильтониан дислокационных электронов и обобщён на случай взаимодействия с внешним магнитным полем. Введено представление о дислокационных экситонах типа Ванье как о связанных состояниях носителей, один из которых или оба локализованы на дислокации. Найдены волновые функции дислокационных экситонов различных типов.
Глава П посвящена исследованию особенностей взаимодействия квазичастиц, локализованных на дислокации, с фононами, которое играет значительную роль в формировании дислокационных оптических спектров. Получены гамильтонианы взаимодействия дислокационных электронов и экситонов с объёмными и дислокационными продольными фононами. Показано, что для дислокационных возбуждений изменяется как абсолютная величина, так и зависимость от фононного квазиимпульса формфактора гамильтониана взаимодействия с фононами. С использованием полученных результатов проанализирован процесс релаксации дислокационных экситонов, обусловленной их рассеянием на колебаниях решётки.
Глава Ш содержит результаты расчёта особенностей оптических спектров полупроводника, содержащего дислокации. Вычислен вклад в коэффициент поглощения инфракрасного излучения от дислокационных экситонов, найдена форма линий и сделана оценка интенсивности полос поглощения. С помощью диаграммной техники [уь\ рассчитано сечение комбинационного рассеяния света с участием дислокационных экситонов и оптических фононов. Рассмотрены интенсивности и формы линий дислокационной люминесценции, вызванной излучательной рекомбинацией дислокационных экситонов.
В главе ІУ предлагается механизм электронно-стимулированной подвижности дислокаций. Показано, что в рамках модели дислокационного перегиба, учитывающей возможность различного заполнения локализованных на перегибах электронных состояний, можно с единой точки зрения описать известные фото- и электромеханический эффекты, а также аномальное влияние электрически активных примесей на подвижность дислокаций. Получено выражение для скорости дислокаций в условиях фотомеханического эффекта или легирования полупроводника, связывающее изменение энергии активации скорости с положением дислокационных уровней в запрещённой зоне.
Главам І, Ш и ІУ предпосланы краткие обзоры основных экспериментальных фактов и теоретических представлений соответственно .об электронной структуре, оптике и электронно-стимулированной подвижности дислокаций в полупроводниках, т.е. о тех вопросах дислокационной физики, которые затрагиваются в данной главе.
В Заключении сформулированы основные выводы, вытекающие из результатов диссертационной работы.
На защиту выносятся следующие основные положения: I. Модель дислокации в виде линейного потенциала нулевого радиуса позволяет адекватно описывать электронные возбуждения, связанные с нарушениями валентных связей в ядре дислокации. В её рамках возможно последовательное построение эффективных гамильтонианов взаимодействия дислокационных квазичастиц с внешними полями и другими квазичастицами. Пары носителей, по крайней мере один из которых локализован на дислокации, имеют связанные состояния - дислокационные экситоны - с водородоподоб-ным спектром,, аналогично объёмным экситонам Ванье-Мотта.
2. Полученные в рамках используемой модели эффективные гамильтонианы электрон- и экситон-фононного взаимодействия на дислокации показывают, что по сравнению с известными гамильтонианами для нелокализованных возбуждений, перенормировке подвергаются не только абсолютные величины формфакторов, но и сам характер их зависимости от квазиимпульса фонона. Проведённые с использованием этих гамильтонианов расчёты возможного проявления дислокационных экситонных состояний в оптических явлениях свидетельствуют о том, что резонансный характер экситонных полос вместе с одномерным характером плотности состояний дислокационных эк-ситонов приводят к особенностям в спектрах поглощения, комбинационного рассеяния света и люминесценции пластически деформированных полупроводников, возможность регистрации которых обеспечивается современной экспериментальной техникой.
3. Энергетический спектр перегиба на дислокации состоит из ряда термов, положение которых изменяется при перемещении перегиба. Заполнение некоторых термов равновесными /при легировании/ или неравновесными /при подсветке, инжекции/ носителями приводит к уменьшению эффективного рельефа Пайерлса и к значительному увеличению подвижности дислокаций. Эти представления позволяют рассматривать известные фото- и электромеханический эффекты, а также пластифицирование полупроводников заряженными примесями как проявления одного механизма влияния дислокационных возбуждений на подвижность дислокаций /для которого предлагается название "механизм электронно-стимулированной подвижности"/.
Нумерация формул в пределах каждой главы двойная. Первая цифра указывает номер параграфа, вторая - номер формулы в парат - II рафе. При ссылках на формулы из других глав впереди ещё ставится римская цифра, указывающая номер главы. Сокращение д.э. означает "дислокационный электрон";.ДЭ - "дислокационный экситон"; э.ф.в. "электрон-фононное взаимодействие"; ЭФВ - "экситон-фононное взаимодействие" .
Основные результаты диссертации опубликованы в работах [158, 159] .
Эффективный, гамильтониан, для дислокационных. электронов.
Нижняя, донорная /и-зона/, отвечает уходу электрона с одной из НВС и движению вдоль дислокации оставшейся на его месте дырки. Между d - и Q-зонами имеется щель Д1г, возникающая благодаря кулоновскому взаимодействию двух сильно локализованных на одной НВС электронов. Таким образом, дислокация находится в состоянии хаббардовского диэлектрика [93 ] . Остальные же особенности в плотности состояний /рис. I/ можно интерпретировать как отвечающие различным дефектам дислокационного ядра /ступеньки, перегибы, взаимопересечения дислокаций [I2-] /, реконструированным валентным связям [83,86} и, возможно, атмосферам дефектов вокруг дислокации. В рамках такой схемы удаётся объяснить многие экспериментальные результаты. Имеются, однако, аргументы и в пользу представления о довольно широких, частично заполненных дислокационных зонах, связанных с НВС /модель дислокации как одномерного металла/ [80, 81, 84, 94] .
В развитии теоретических представлений об электронном энергетическом спектре дислокаций в полупроводниках в последнее время обозначилось два направления. Работы первого направления, тяготеющего к квантовой химии, преследуют фундаментальную цель вычислить атомную структуру и электронный энергетический спектр дислокации исходя из первых принципов и в перспективе - описывать все дислокационные эффекты на основе этих знаний. В них обычно, используя развитые в последние годы локальные методы расчёта электронной структуры [80] , авторы находят энергию или/и плотность состояний кластера из 30-1500 атомов, представляющих участок кристаллической решётки со встроенной в него дислокацией. Несмотря на большое коли їчеетво таких работ, появившихся за последние 6-8 лет /например, [4, 6, 78, 88, 94-99J /, пока нельзя ещё говорить о достижении даже первой половины сформулированной выше цели, так как результаты разных авторов заметно различаются между собой и плохо согласуются с экспериментальными данными. Это связано с рядом обстоятельств; так, дислокационные состояния оказываются чувствительными к принимаемой априори топологии ядра и к небольшим изменениям конфигурации атомов кластера [78, 99] . Кроме того, в этих расчётах электроны фактически оказываются локализованными в кластере, поперечные размеры которого не превышают нескольких постоянных решётки, что также может приводить к погрешности в определении энергетических уровней, сравнимой с шириной запрещённой зоны в полупроводниках [lOO] . Наконец, используемые методы являются существенно одно-электронными, между тем как в работах [12, 16, 89-92] показано, что для интерпретации наблюдаемых на опыте уровней, связанных с дислокациями, необходим учёт электрон - электронных корреляций. Таким образом, работы "из первых принципов" ещё не могут претендовать на точное определение дислокационного электронного спектра. Наиболее ценным их результатом следует, по-видимому, считать выяснение тенденций в зависимости между атомной и электронной структурой дислокаций, в частности, выяснение того факта, что деформированные /но не оборванные/ валентные связи на реконструированных дислокациях также могут приводить к глубоким дислокационным состояниям [96 ] .
В работах второго направления, развиваемого, главным образом, советской физической школой, преобладает стремление описать локализованные у дислокаций состояния феноменологически, отказываясь от излишне подробной информации о структуре дислокационного ядра. Так, Бонч-Бруевич и Гласко [iOl] впервые ввели представление об одномерных дислокационных электронных зонах, существование кото рых обусловлено сохранением трансляционной симметрии кристалла вдоль оси дислокации и дальнодействующим электростатическим или деформационным потенциалом дислокации. В дальнейшем различными авторами была показана возможность существования одномерных зон других квазичастиц, связанных в дальнодействующих дислокационных полях: фононов [102] , поляронов [ЮЗ ] , магнонов [l04] , спиновых поляронов [105] и экситонов ГіОІ, 106, 107] . В работе [Ю8]в квазиклассическом приближении было получено общее выражение для спектров различных элементарных возбуждений, локализованных в деформационном потенциале дислокации. Обычно электронные состояния такого типа считаются довольно мелкими, не далее 0.1 эв от края объёмной зоны [80] . Однако в недавней работе [109] показано, что этот вывод связан с неявным предположением о малости константы деформационного потенциала по сравнению с шириной запрещённой зоны, что не имеет места для большинства полупроводников. Авторы [l09} нашли, что помимо уровней, описываемых в рамках приближения [108], в дислокационном поле деформации существует ещё ряд связанных состояний электронов, лежащих глубоко в запрещённой зоне.
Экситон-фононное: взаимодействие
Из выписанных выражений следует, что характер взаимодействия и С -экситонов с акустическими колебаниями практически тот же, что и для сій -ЭКСИТОНОВ. Ситуация, однако, несколько иная для взаимодействия с оптическими фононами. Из-за трёхмерности волновой функции Fcjc рР) в разложениях Y dc ( /") и X ja (tyi, Ji) могут появляться члены, линейные по Рц и Qx . Поэтому, в отличие от рассмотренных выше случаев, формфактор взаимодействия ДЭ типа чС с оптическими объёмными фононами при уменьшении величины передачи квазиимпульса может стремиться к некоторому конечному значению. г/ взаимодействие и С -экситона с дислокационными L0 -фононами рК„и р К;, = LkJ_Qddc (Р.Р . /Ь. , t /где/ Qі (p.p ;p) = #/ YX ty.) W%( je), /2.17/ no P d ) U2dо H 7a( = )Fjc,p(fM (%f)e " FdCip,(f,z)dfdl , /2.18/ lL ( "ly) определяется в /1.20/ При малых сіц формфактор /2.17/ ведёт себя как Cj„ і-Г) Cj„ . это связано с тем, что слабо локализованный С -электрон по причинам, рассмотренным в предыдущем параграфе, почти не даёт вклада во взаимодействие dc -экситона с фононами, и гамильтониан рассматриваемого вида ЭФВ близок к гамильтониану взаимодействия с фононами свободной дырки из зоны d .
Релаксация дислокационных экситонов при экситон-фононном взаимодействии В этом параграфе мы проанализируем особенности релаксации ДЭ при рассеянии на фононах, связанные с сингулярностью плотности состояний у краёв одномерных дислокационных экситонных зон. Так как корневые сингулярности являются общим свойством плотности как е/с-, так и do - экситонных состояний, то мы ограничимся рассмотрением релаксации CIQ -экситонов как наиболее наглядного случая.
Скорость /обратное время/ релаксации /"р ") экситона, находящегося в состоянии 1р К и") 9 будем вычислять, используя известное выражение теории возмущений [їм"] : JbP K» Здесь рКи 1 rijq ) означает состояние кристалла с экситоном в состоянии ір К« и Піп фононами j -и ветви в состоянии О ; Ej и Еі - энергии кристалла в конечном и начальном состояниях. Знак +/-/ соответствует переходу с испусканием /поглощением/ фонона.
Прямозонная модель, в рамках которой мы ввели представление о ДЭ /п. 1.3/, наиболее адекватна полярным полупроводникам, напри-мер, группы А В , в которых фрёлиховское э.ф.в. и ЭФВ является сильнейшим и должно в основном определять поведение )Ґр ( К и ) . Рассмотрим, например, рассеяние с испусканием дислокационных оптических фононов. С учётом выражения /1.3.8/ для спектра CIQ -экситона и закона сохранения продольной составляющей квазиимпульса аргумент О -функции в /3.1/ можно представить в виде / - Еі 2 й (qu-Wtyrq ), /3.2/ - 42 где da „ c/q -л. К- ( - )Г /3.3/ Это позволяет, воспользовавшись известным свойством с? -функции, выделить сомножитель, с которым будут связаны особенности в зависимости у р от К,) : б" (Et - Е -L) = hikMt& , (Ка) [Щ,,- ) Щп-е\.)\ , /s. V где Ярр,(к„)= 0а - (3 -Sp-)-hu)A /3.5/ - "расстройка" энергии перехода от резонансного значения. Подставляя /2.10/ и /3.4/ в /3.1/, получаем, что скорость релаксации QQ-экситонов при возбуждении ими дислокационных оптических колебаний равна tf(K.) M l\zi(?.p -M a (к„)[пТіи], /3.6/ LiP где і =1,2; формфактор соответствующего гамильтониана ЭФВ Q. da определяется выражением /2.10/; ЇЇ сц - среднее число заполнения фононного состояния Q-L при данной температуре ; суммирование ведётся по тем значениям р , для которых расстройка SLppi(. u) положительна. Формфактор Qda (Р Р / 9" » как следует из предыдущего параграфа, есть аналитическая функция Qи , принимающая нулевое значение при Qu 0 и, может быть ещё в нескольких точках. Поэтому функция /3.6/ имеет корневые особенности при тех значениях К„ , при которых обращается в нуль одна из расстроек - 43 І2 DD (Ки) » т0 есть если состояние, в которое переходит ДЭ, ис ГГ пустив фонон, находится у дна какой-либо экситонной зоны. Некото р da р dq рым исключением является случай, когда frtO j - -ST jt , так как при этом Qitz @ и нуль формфактора в /3.6/ почти совпадает с нулём расстройки. Этому случаю соответствует особенность У"р \Ки) в виде очень острого пика.
Времена жизни ДЭ, обусловленные взаимодействием с дислокационными фононами, у дна зон с номерами р &2. оказываются довольно большими, что является существенным при исследовании оптических спектров. Действительно, используя выражение /3.6/, можно получить следующую оценку для характерного значения скорости релаксации, отнесённого к частоте Фонона: fa (0) ,0-« All . /3.7/ №,.}.№ (а/м ал) что заметно меньше единицы для нескольких нижних экситонных зон. Наличие у объёмных оптических фононов перпендикулярной к дислокации составляющей квазиимпульса не вносит каких-либо существенных отличий от рассмотренного выше случая постольку, поскольку мы пренебрегаем дисперсией колебаний этой ветви.
Комбинационное рассеяние света
В полупроводниках группы 1 дислокации выступают, главным образом, как центры безызлучательной рекомбинации [35 J ; однако здесь исследования проводились менее широко, чем в элементарных полупроводниках, и наблюдавшееся, например, авторами 3б1 усиленное излучение в области дислокационных ядер в Q-a Р ещё требует своего окончательного объяснения. В ряде работ сообщалось о наблюдении поглощения и излучательной рекомбинации на дислокациях в полупроводниковых соединениях А2В /например, [22, 37, 38 . Люминесценция в пластически деформированных кристаллах С do изучалась в работе [39] , где был сделан вывод о влиянии зарядового состояния дислокаций на их оптические свойства и предложена схема радиационных переходов, формирующих дислокационный спектр излучения. Авторы [23] наблюдали связанные с дислокациями полосы поглощения С с! В , связывая их с возбуждением экситонов, локализованных на дислокации.
Представление о дислокационных экситонах было впервые привлечено для интерпретации оптических спектров деформированных крис - 49 таллов, по-видимому, в работе [І26І[ , объектом исследования в которой был йодид калия. Через некоторое время Сугаков и Хотяинцев теоретически показали, что процессами с участием дэ можно объяснить ряд особенностей в оптических свойствах молекулярных кристаллов [l27, 128} . Однако, в имеющихся на настоящее время немногочислен-- ных теоретических работах по оптике дислокаций в полупроводниках не рассматривалась возможность возбуждения ДЭ, хотя из-за резонансного характера экситонных линий [П9] их можно надеяться обнаружить при достаточно низких температурах даже в спектрах поглощения, которые, как отмечалось выше, обладают плохой чувствительностью по отношению к сравнительно сильно локализованным дислокационным состояниям. Так, в [l24] рассматривалась задача о поглощении и люминесценции при переходах дырок между дислокационной и валентной зонами, и было получено, что вклад в коэффициент поглощения, обус ловленный этими процессами очень мал - не более 10 см при ПЛОТВІ _2
ности дислокаций 10 см ;. были также получены соответствующие оценки для интенсивности рекомбинационного излучения. В работе [129 структура спектров у краев собственного поглощения, наблюдающаяся в деформированных полупроводниках, интерпретировалась в рамках модели, учитывающей деформационный потенциал дислокации. Рассмотрение дислокационной люминесценции в [іЗО] основывается на предположении, что лимитирующей стадией процесса является туннелирова-ние электрона через электростатический барьер, окружающий заряженную дислокацию, что ограничивает применимость результатов областью сравнительно высоких температур.
В настоящей главе мы используем введённое в п.1.3. представление о дислокационных экситонах типа Ванье и результаты рассмотрения экситонного взаимодействия в п. П.З. для изучения возможности проявления ДЭ в оптических спектрах пластически деформированных полупроводников. Мы покажем, что резонансный характер экси - 50 тонных линий, вместе с одномерностью рассматриваемой задачи приводят к возможности их экспериментальной регистрации. Отметим, что в рамках нашей модели несущественно то, связаны ли дислокационные состояния с неспаренными или реконструированными валентными связями [28, 34J ; важно лишь, чтобы они были достаточно глубокими.
Поглощение света Для расчёта вклада ДЭ в коэффициент поглощения света с часто-той и) и поляризацией воспользуемся формулой Кубо Здесь А. - плотность дислокаций /предполагается, что все однотип-ные дислокации имеют длину Ц /, h - I Н t , коммутатор гейзенберговских операторов в /2.1/ усредняется по основному состоянию полупроводника /все дырочные зоны заполнены, электронные свободны/. Рассматривая оптические переходы между состояниями дырочной зоны п и электронной зоны и , компоненты оператора координаты можно представить в виде [ІЗІ}
Электронно-стимулированная подвижность дислокаций
Снижение, энергии активации движения дислокаций в условиях эффекта электронно-стимулированной подвижности /ЭСП/ определяется параметрами ойкс и о с. к t которые могут быть тем больше, чем больше, соответственно, Л2 и i Это позволяет дать интерпретацию того факта, что в германии донорные примеси стимулируют движение дислокаций, а акцепторные, напротив, замедляют его [58] . Действительно, согласно [12] , дислокационные уровни в G-6 расположены крайне несимметрично, так что Д2 на порядок больше, чем ДА ,; и состояние t.kQ лежит заметно ниже середины запрещённой зоны. Поэтому уже в собственном германии выполнено первое из условий /3.6/ и имеет место ЭСП. Понижение уровня Ферми при легировании акцепторными примесями приближает его к середине щели между дислокационными зонами, что приводит к исчезновению ЭСП и увеличению ак-тивационного барьера. Аналогичным образом можно объяснить асимметрию влияния противоположно заряженных примесей на подвижность дислокаций в кремнии, где Д2 больше Д примерно на 0.1 эв [12] . Отметим, что в рамках нашей модели это объяснение является естественным, в то время как, например, теория [l5l] нуждается для этого во введении дополнительных предположений о механизмах взаимодействия заряженных примесей и дислокаций. имеющиеся результаты экспериментального исследования ЭСП дают возможность оценить значения V и ка и О к1Г в 0.35+0.1 эв и -0.3+0.15 эв для кремния и 0.35+0.1 эв и 0 эв для германия. Более точной оценке мешает ряд обстоятельств, в частности то, что на опыте измеряются скорости лишь полных дислокаций, которые в полупроводниках являются составными образованиями из двух частичных дислокаций, соединённых полоской дефекта упаковки [2 \ . Подвижность полной дислокации зависит от подвижностей обоих её частичных компонент, электронные энергетические спектры которых могут сильно отличаться. Дополнительным усложняющим обстоятельством является зависимость скорости дислокации от порядка её составляющих /является ли, скажем, 30 частичная компонента 60 дислокации ведущей или ведомой/, а также; - в гетерополярних полупроводниках -от того, к какой подрешётке / А или В / она относится. Поэтому полная количественная интерпретация наблюдаемых явлений требует более подробной информации о подвижности различных типов дислокаций и их поведении в условиях эффекта ЭСП. Качественные же выводы в рамках предлагаемого механизма ЭСП, как мы видели, возможны уже сейчас.
Наша модель предполагает, что ЭСП вызывается влиянием носителей как на частоту возникновения двойных перегибов, так и на скорость распространения одиночных перегибов, что является существенным моментом. Действительно, если предположить, как это фактически делается в [761 , что уменьшается активационный барьер лишь для зарождения двойных перегибов, то отношение предэкспонен-циального множителя из /І.І/ к его значению в темноте, Я 0 I % , должно быть равно корню из С доли активных дислокационных узлов, захвативших носитель в антповязывающее состояние. Это со - 76 отношение может составлять 10 при легировании [I57J и - 10 при инжекции неравновесных носителей [бб] . Поскольку длина дислокационного сегмента L составляет не более нескольких десятков микрометров [45] , среднее число активных узлов на сегменте Л4ю сГ даже в первом случае должно было бы быть несколько меньше единицы, не говоря уже о втором. Это, однако, противоречит представлению об определяющей роли активных узлов в движении дислокаций. По аналогичным соображениям можно подвергнуть сомнению предположения [56] о том, что активационный барьер уменьшается лишь для бокового движения перегибов /в этом случае С - 1?о / 2/а /.в нашей модели С ( 1?Q /&о) и, как можно убедиться, указанного противоречия не возникает.
Предлагаемый механизм непосредственно не связан с поверхностью и может проявляться в объёме кристалла [45] . Однако имеется ряд причин, которые способствуют проявлению эффекта в поверхностном слое и могут создавать впечатление, что влияние носителей на подвижность дислокаций является чисто поверхностным эффектом JI36-І39І . Так адсорбция молекул с большим дипольним моментом или заряженных радикалов, может приводить к искривлению зон в поверхностном слое, в результате чего уровень Ферми в этом слое приближается к одной из зон, способствуя проявлению ЭСП при существенно меньшей концентрации носителей. Кроме того, из-за наличия поверхностных состояний внутренний фотоэффект в слое толщиной несколько микрометров может быть аномально большим [42] , что позволяет даже при маломощных источниках света создавать в э.том слое достаточную концентрацию неравновесных носителей. Это позволяет также понять причину "насыщения" фотомеханического эффекта при достижении некоторой интенсивности подсветки [43] : все поверхностные состояния уже опустошены, а для создания достаточного уровня возбуждения в объёме образца мощности источника ещё не хватает.
Таким образом, можно сделать вывод, что предложенный механизм электронно-стимулированной подвижности дислокации качественно описывает основные закономерности разупрочнения полупроводников некоторыми физическими и химическими воздействиями и позволяет увязать большое количество имеющихся экспериментальных данных в единую картину.
