Содержание к диссертации
Введение
1. Образование дефектов и упорядоченных структур дефектов в тонких пленках при лазерном осаждении 34
1.1. Дефекты в тонких пленках 34
1.2. Взаимодействие дефектов с полями упругих напряжений и температуры. Основные уравнения описывающие движение дефектов 35
1.3. Лазерное пиролитическе осаждение металлических пленок на неоднородно нагретую подложку. Образование упорядоченных структур пор 42
1.4. Методика эксперимента и результаты 44
1.5. Интерпретация результатов образования кольцевых структур пор с позиций пористо-деформационной неустойчивости (ПДН) 52
1.6. Сравнение теории с экспериментом 59
1.7. Влияние дефектов на свойства ВТСП-пленок полученных методом импульсного лазерного испарения мишени 61
1.7.1. Особенности лазерного напыления ВТСП пленок 61
1.7.2. Методика диагностики продуктов испарения ВТСП керамики 63
1.8. Экспериментальные результаты и их обсуждение 65
1.9. Исследование влияния отжига в вакууме и облучения ионами на свойства ВТСП-пленок 70
2 Генерация упорядоченных структур дефектов на поверхности монокристаллического кремния при лазерном воздействии 81
2.1. Поглощение лазерного излучения в поверхностном слое полупроводников. Основные факторы определяющие генерацию высокой концентрации дефектов 81
2.2. Формирование структур дефектов и рельефа поверхности при воздействии лазерного излучения 84
2.3. Генерация обратимых и необратимых структур дефектов и локальное плавление поверхности кремния при воздействии миллисекундных лазерных импульсов 86
2.3.1. Методика проведения эксперимента 88
2.3.2. Экспериментальные результаты 90
2.4. Формирование упорядоченных структур на поверхности кремния в результате неоднородного плавлении поверхности на дислокациях. Суперпозиция когерентных и некогерентных структур 94
2.5. Качественное обсуждение экспериментальных результатов 100
2.6. Дефектно-деформационная неустойчивость и образование поверхностной решетки дефектов 105
2.7. Образование одномерной и двумерной поверхностной решетки дефектов 108
2.8. Возможность управления диффузионными и деформационно индуцированными потоками дефектов в ковалентных полупроводниках с помощью мощного линейно-поляризован ного лазерного излучения 113
2.9. Генерация дислокаций и структур дислокаций на поверхности кремния при квазистационарном режиме лазерного воздействия 117
2.9.1. Краткое описание экспериментальных результатов 118
2.10. Интерпретация наблюдаемых структур дислокаций с позиций модели ДиД упорядочения дислокаций 118
3. Разрушение поверхности твердых тел при импульсном и импульсно-периодическом воздействии лазерного излучения 125
3.1. Генерация и накопление дефектов в поверхностном слое кремния при воздействии лазерных импульсов в вакууме 125
3.2. Экспериментальная установка и результаты исследований 128
3.3. Обсуждение результатов 134
3.4. Генерация дефектов в поверхностном слое кремния при воздействии лазерных импульсов в газовой атмосфере. Ускоренная диффузия газа в обогащенном дефектами припо верхностном слое 145
3.5. Исследование изменений рельефа поверхности на воздухе 149
3.6. Формирование неоднородностей рельефа поверхности при воздействии лазерных импульсов в атмосфере различных газов 153
3.7. Разрушение поверхности кремния и меди при импульсно-периодическом воздействии субмикросекундных лазерных импульсов на воздухе 164
4. Люминесценция тонких металлических пластин и пленок, возбуждаемая пластическими деформациями при воздействии лазерных импульсов 169
4.1. Состояние исследований по деформационно-стимулированной люминесценции металлов 169
4.2. Механолюминесценция хрупких металлов возбуждаемая воздействием миллисекундных мпульсов Nd:YAG лазера 171
4.2.1. Экспериментальная установка, подготовка образцов и методика исследования механолюминесценции металлов 172
4.2.2. Определение вклада теплового свечения в измеряемый сигнал 174
4.2.3. Исследование механолюминесценции вольфрама. Экспериментальные результаты 176
4.2.4. Оценки интенсивности механолюминесценции 179
4.3. Исследование механолюминесценции молибдена. Зависимость порога возбуждения механолюминесценции от толщины образца. Экспериментальные результаты 183
4.4. Обсуждение экспериментальных результатов 188
4.5. Исследование спектрального состава механолюминесценции вольфрама 194
4.5.1. Состояние проблемы по исследованию спектрального состава механолюминесценции металлов 194
4.5.2. Экспериментальная установка для регистрации спектров механолюминесценции 195
4.5.3. Экспериментальные результаты и методика обработки спектров механолюминесценции 196
4.5.4. Обсуждение результатов исследования спектрального состава механолюминесценции 198
4.6. Механолюминесценция тонких металлических пленок 206
4.6.1. Экспериментальные результаты и их обсуждение 207
4.6.2. Возбуждение МЛ воздействием коротких лазерных импульсов. Экспериментальные результаты и их обсуждение 210
5. Формирование квазипериодического рельефа поверхности расплава на стенках канала проплавлення при воздействии лазерных импульсов на металлы и полупроводники. 217
5.1. Неустойчивости поверхности расплава и формирование квазипериодического рельефа при воздействии лазерных импульсов на материалы 217
5.2. Колебательный режим движения расплава в канале проплавлення при воздействии миллисекундных лазерных импульсов 219
5.2.1. Методика эксперимента и результаты 221
5.2.2. Обсуждение экспериментальных результатов 229
5.3. Формирование канала проплавлення при воздействии субмиллисекундных лазерных импульсов на металлы. Влияние внешнего давления и типа газа на развитие неустойчивости рельефа поверхности дасплава и скорость образования канала проплавлення 235
5.3.1. Методика эксперимента и результаты 236
5.3.2. Обсуждение экспериментальных результатов 238
5.4. Исследование динамики развития микрорельефа поверхности под воздействием лазерного импульса 249
Общие выводы 257
- Взаимодействие дефектов с полями упругих напряжений и температуры. Основные уравнения описывающие движение дефектов
- Особенности лазерного напыления ВТСП пленок
- Формирование упорядоченных структур на поверхности кремния в результате неоднородного плавлении поверхности на дислокациях. Суперпозиция когерентных и некогерентных структур
- Экспериментальная установка и результаты исследований
Введение к работе
Актуальность работы
Лавинообразное развитие современной наномикроэлектроники, оптоэлектроники и лазерных информационных систем стимулирует потребность в новых, перспективных материалах, которые при предельно малых размерах были бы устойчивы к длительному воздействию интенсивных электрических, тепловых и световых (в том числе лазерных) нагрузок.
Для направленного поиска материалов, удовлетворяющих этим требованиям, необходимо детальное знание причин и механизмов, которые приводят к их деградации и разрушению при соответствующих нагрузках.
Как правило, деградация материала связана с происходящими структурными изменениями (генерацией и накоплением структурных дефектов), которые в конечном итоге и приводят к необратимым изменениям свойств материала и к его разрушению. Особенно критично процесс дефектообразования влияет на свойства кристаллических материалов, имеющих микронные и субмикронные размеры. Именно такого размера элементы используются в современной электронике. Поэтому исследование процессов дефектообразования, взаимодействия дефектов, а также влияние исходной концентрации дефектов на процесс разрушения представляют особый интерес для определения предельных возможностей материалов.
В любом кристалле уже изначально имеется определенная концентрация собственных равновесных дефектов, что следует из термофлуктуационного механизма образования дефектов при заданной температуре Т0. Так, равновесная концентрация точечных дефектов, например, вакансий, определяется как n(To)=N0exp(-Ev/kT0), где Ev -энергия образования вакансии, Т0 - температура образца. Существование протяженных дефектов (неравновесных дефектов), как правило, связано с процессом получения материала или с процессом ее дальнейшей обработки; хотя следует заметить, что современные технологии в принципе позволяют получать материалы с наперед заданной концентрацией протяженных дефектов, в том числе и бездислокационные и безпористые материалы, например, монокристаллы кремния, нитевидные монокристаллы (усы), тонкие монокристаллические пластинки [1,2].
В монокристаллических материалах основными собственными структурными дефектами являются: точечные дефекты - вакансии, междоузлия, протяженные дефекты - дислокации, поры [3-Ю]. В поликристаллических материалах, которые состоят из множества монокристаллических зерен, понятие дефектности имеет более широкий смысл, так как зерна чаще всего имеют разную ориентацию, а в границах зерен могут скапливаться различные дефекты, образовываться микропустоты и микротрещины, поэтому сами границы зерен условно можно считать собственными двухмерными дефектами, характерными для поликристаллов. Кроме того, как в монокристаллах, так и поликристаллах могут содержаться несобственные дефекты - примесные атомы и скопления примесных атомов.
Во многих современных технологиях обработки (модификации поверхности) материалов используется лазерное излучение (лазерная термообработка, отжиг, легирование, рекристаллизация, нанесение покрытий и т.д.) [11-16]. Возможность локально воздействовать на участки поверхности размером до долей микрона, высокая скорость нагрева и мобильность в управлении лазерным лучом делают методы лазерной модификации материалов все более привлекательными. Однако наряду с очевидными преимуществами использования лазерного излучения для обработки материалов, воздействие лазерного излучения может сопровождаться рядом нежелательных последствий, связанных с генерацией дефектов, структур дефектов и неоднородным плавлением поверхности [17-36]. Известно, что воздействие лазерного излучения на поглощающие материалы может вызвать как пространственное перераспределение уже имеющихся дефектов, так и привести к значительному увеличению их концентрации за счет рождения новых дефектов (вакансий, междоузлий). При этом плотность мощности лазерного импульса I может быть значительно меньше порога плавления поверхности Ith. Так, например, при воздействии лазерных импульсов с I Ith на полупроводниковые материалы (энергия кванта hco Eg, где Eg - ширина запрещенной зоны) концентрация точечных дефектов в приповерхностном слое толщиной Ah oc"1 может возрасти до п«1019-т-1021 см"3 [34], где а - коэффициент поглощения лазерного излучения I=Ioexp(-az). Основными факторами, которые могут привести к образованию дефектов в полупроводниках, являются нагрев, деформация решетки и электронное возбуждение приповерхностного слоя (генерация электронно-дырочных пар). Однако каждый из этих факторов по отдельности не может привести к столь значительному повышению концентрации дефектов. Согласно [22, 23], максимальная концентрация дефектов образуется при одновременном действии всех перечисленных факторов. В работах [22, 23, 25] проведен подробный анализ электронно-деформационно-тепловой модели (ЭДТ) лазерно-индуцированного дефектообразования в полупроводниках, учитывающей все эти факторы. Образование дефектов в металлах при воздействии лазерных импульсов рассмотрено в работах [37,38].
С увеличением плотности мощности лазерного импульса увеличиваются температура материала и концентрация дефектов. В результате все более существенным становятся взаимодействия полей деформации, температуры и концентрации дефектов. При определенных условиях воздействия однородное распределение концентрации дефектов становится неустойчивым (концентрационно-деформационно-тепловые неустойчивости КДТН [39-46]) и в приповерхностном слое начинают образовываться более крупные дефекты: дислокации и поры, а также периодические структуры дислокаций и пор. Общая схема развития КДТН выглядит следующим образом: флуктационная гармоника поля упругих деформаций среды модулирует какой-либо параметр среды - энергию миграции дефектов, ширину запрещенной зоны, скорость дрейфа, скорость генерации и рекомбинации дефектов. Модуляция этих величин приводит соответственно к пространственно-временной модуляции поглощения лазерного излучения, температуры и концентрации дефектов в приповерхностном слое. Модуляция температуры и концентрации дефектов приводят к еще большей модуляции параметров среды, и, таким образом, между ними организуется положительная обратная связь, приводящая к развитию КДТН с экспоненциальным во времени ростом Фурье гармоник возмущений температуры и концентрации дефектов. Образование крупных пор или скопления дислокаций может вызвать начало образования микротрещин и, как следствие, начало разрушения материала в процессе лазерной обработки. Кроме того, в местах скопления крупных дефектов, как правило, увеличивается поглощение излучения и уменьшается температура плавления, что может привести к нежелательному неоднородному (локальному) плавлению поверхности при обработке. Поэтому изучение вышеперечисленных особенностей воздействия лазерного излучения на материалы имеет как фундаментальное значение, для определения механизмов генерации и самоорганизации дефектов в различных материалах, так и практический интерес, для выбора оптимальных режимов лазерной обработки материалов.
В ряде экспериментальных и теоретических работ исследовались процессы твердофазного разрушения металлов, полупроводников и диэлектриков при многократном (импульсно-периодическом) воздействии лазерных импульсов. Так в работах [47, 48] представлены результаты исследования многоимпульсного лазерного разрушения (МЛР) медных и серебряных зеркал. Было показано, что критическое число импульсов снижается при увеличении интенсивности лазерных импульсов. МЛР полупроводников (кремния) исследовалось в работах [30, 34, 49-52], где было установлено, что зависимость критического числа импульсов в серии от интенсивности mc=mc(I) аналогично случаю металлов, и что существует минимальный уровень интенсивности Ith., ниже которого повреждение не наступает при любом количестве импульсов. В диэлектриках (щелочно-галлоидные кристаллы, стекла) МЛР исследовалось в работах [53-55]. В настоящее время для объяснения МЛР предлагаются два отличных друг от друга механизма. Статистический механизм и механизм, связанный с генерацией и накоплением дефектов. Статистический механизм предполагает существование конечной вероятности повреждения материала при воздействии одним импульсом любой интенсивности. По мнению авторов [51], статистический механизм больше подходит для описания разрушения изначально дефектных кристаллов. Механизм многоимпульсного разрушения основывается на предположении, что в материале происходят постепенные микроскопические изменения, связанные с генерацией и накоплением дефектов от импульса к импульсу. Так, в работах [56-58] предполагалось, что постепенное накопление дислокаций в металлах с образованием периодических дислокационных структур приводит к увеличению поглощения и ответственно за эффект МЛР. В работе [59] было высказано предположение, что при МЛР прозрачных диэлектриков также происходит генерация и накопление дефектов от4 импульса к импульсу. Скопление дефектов инициирует локальные напряжения, приводящие, при превышении порогового значения, к пластической деформации, которая, по мнению авторов, есть начало быстрых необратимых изменений оптических свойств материала.
Таким образом, определены следующие общие закономерности многоимпульсного лазерного разрушения: 1) существует минимальное значение плотности мощности 10 воздействующего лазерного импульса, ниже которого разрушение не наступает при любом числе импульсов N; 2) при 1 1о критическое число импульсов, вызывающее разрушение, уменьшается с увеличением I. Определенная таким образом 10, вероятно, есть минимальная плотность мощности, ниже которой генерацией и накоплением дефектов от импульса к импульсу можно пренебречь. В случае 1 1о начинается процесс накопления дефектов, при этом чем выше I, тем быстрее идет накопление дефектов от импульса к импульсу и тем быстрее наступает разрушение материала.
В лазерной оптике оптические элементы часто подвергаются многократному воздействию интенсивных световых (лазерных) и тепловых полей. Это непосредственно относится к элементам, которые используются для управления лазерным лучом (зеркала, дефлекторы, преобразователи излучения), и к материалам в приборах, используемых для измерения интенсивности излучения, где в качестве чувствительного элемента применяются полупроводниковые, пьезокерамические и сверхпроводящие пленки (в том числе из сверхпроводящей керамики YBaCuO, например: болометры, квантовые интерферометры SQUID и т.д.). В процессе работы этих элементов и приборов в ряде случаев наблюдается внезапное разрушение поверхности рабочего материала (поверхностного слоя или покрытия), что, согласно [47-59], может быть связано с генерацией и накоплением дефектов. Подобная ситуация, например, наблюдается в оптических зеркалах, находящихся длительное время под лучевой нагрузкой, и в особенности под импульсно-периодической лучевой нагрузкой. Последовательность развития процесса разрушения при этом объясняют следующим образом: при 1 1о, в некотором локальном участке поверхности, флуктуации концентрации дефектов достигают критического значения Апкр, при превышении которого начинается их быстрое накопление. Увеличение концентрации дефектов приводит к увеличению поглощения лазерного излучения и температуры, Повышение температуры и термонапряжений порождают еще большее количество дефектов и, таким образом, организуется положительная обратная связь между концентрацией дефектов и поглощенным излучением, приводящая к экспоненциально-быстрому росту локальной концентрации дефектов и разрушению поверхности зеркала. Чем выше I, тем быстрее реализуется критическая флуктуация плотности дефектов и тем быстрее разрушается поверхность зеркала.
Для управления процессом дефектообразования и получения стойких к внешним воздействиям материалов возникает необходимость в разработке соответствующих методов диагностики дефектов, позволяющих в реальном времени давать информацию об изменении дефектной структуры материала в процессе воздействия лазерного излучения.
Известно, что наличие в поверхностном слое повышенной концентрации дефектов приводит к изменению упругих и термоупругих коэффициентов материала (сжатия, сдвига, температурного расширения и теплопроводности), поэтому можно ожидать, что наличие дефектов проявится и на динамических характеристиках деформационного отклика поверхности на импульсное внешнее воздействие. Поэтому представляет интерес разработка и использование методов, основанных на деформационном отклике материала, для исследования процессов генерации и взаимодействия дефектов, а также исследования механизмов разрушения материала. Например, в работах [60-62] по деформационному отклику поверхности измерялись сдвиговые напряжения (Ijj(r,t) и термодеформации (термоупругие смещения uz(r,t) ) в поверхностном слое металлов и полупроводников, предшествующие разрушению поверхности при воздействии серии коротких лазерных импульсов. Термодеформации поверхности регистрировалась по изменению угла отражения (рассеяния) луча пробного лазера.
Активация процессов рождения и взаимодействия дефектов при интенсивных внешних воздействиях, особенно в условиях, близких к порогу разрушения материала, и при разрушении, может сопровождаться эмиссией частиц и света (электронов, ионов, атомов, кластеров и фотонов) [63-68]. Энергетическое и временное распределение эмитированных частиц непосредственно связаны с реакциями взаимодействия структурных дефектов в процессе разрушения, что позволяет использовать эмиссионные явления для исследования механизмов деградации и разрушения различных материалов.
Поэтому все больший интерес в последнее время проявляется к исследованиям деформационно-стимулированных явлений - эмиссии частиц и света (люминесценции), возникающих при пластической деформации материала в результате механических или тепловых воздействий [65-89]. Установлено, что при пластической деформации многих материалов (диэлектриков, полупроводников, металлов) наблюдается слабое оптическое свечение - механолюминесценция МЛ. К настоящему времени опубликован целый ряд работ, в которых исследовалась МЛ, возникающая при взаимодействии различных дефектов, например, дислокаций в диэлектриках [63,65,66,82,83-87], примесных центров и дислокаций в полупроводниках [63,66,69,80,81], дислокаций между собой и с поверхностью в металлах [70-74,88,89]. Установлено, что интенсивность МЛ зависит от величины и скорости воздействия внешних напряжений, а также от концентрации и подвижности дефектов.
Механолюминесценция - это неравновесное свечение, возникающее при пластической деформации материала, оно обусловлено взаимодействием структурных дефектов между собой или с границей раздела. Возможность возбуждения МЛ материала в видимой области спектра указывает на то, что в процессе деформации происходит возбуждение электронных состояний и их последующий излучательный распад. Поэтому основное внимание при исследовании МЛ, как правило, было обращено на поиск механизмов возбуждения электронных переходов, вызванных перестройкой структуры материала при деформации. Механолюминесценция - давно известное, но до настоящего времени мало изученное явление. Но уже в ранних работах [63,64,66,69] предлагалось использовать ее для исследования деформационно-стимулированных реакций взаимодействия структурных дефектов.
Больший успех достигнут в понимании механизмов возбуждения МЛ в диэлектриках и полупроводниках. Однако механизм возбуждения люминесценции металлов при воздействии импульсных механических напряжений до настоящего времени остается мало изученным. Практически отсутствуют экспериментальные данные о параметрах люминесценции: о спектральном составе, о зависимости спектрального состава и интенсивности от величины воздействующей нагрузки и характеристик материала (теплопроводности, электропроводности, концентрации дефектов). Существующие (немногочисленные) работы посвящены, в основном, исследованию МЛ меди и благородных металлов. Возбуждение МЛ авторы этих работ связывают с взаимодействием и аннигиляцией дислокаций противоположного знака в тонком поверхностном слое или с их выходом на поверхность.
В ряде последних работ для исследования МЛ металлов использовались лазерные импульсы. При воздействии лазерных импульсов на поглощающие материалы в поверхностном слое за короткое время достигаются высокие градиенты температуры и термонапряжений, которые могут привести к активации движения и взаимодействия дефектов, имеющихся в материале, и, как следствие, к возбуждению МЛ. Поэтому представляет интерес использование мощных лазерных импульсов для возбуждения МЛ. Таким методом в работах [71-73,88,89] исследовалась МЛ пластичных металлов (медь и благородные металлы).
Рассмотренные выше лазерно-стимулированные процессы генерации, взаимодействия и самоорганизации дефектов и разрушения материала происходят в твердой фазе, т.е. когда плотность мощности лазерного излучения ниже порога плавления. Если плотность мощности лазерного импульса выше порога плавления поверхности, то в этом диапазоне значений Ілаз. в зависимости от параметров материала и лазерного импульса может наблюдаться другой, часто встречающийся в практических приложениях вид неустойчивостей, связанный с движением расплава и паров материала в зоне воздействия лазерного импульса. Развитие этих неустойчивостей приводит к формированию периодического рельефа поверхности [90-105]. С другой стороны, в таких технологических процессах, как лазерная рекристаллизация и аморфизация, резка, сварка это явление становится нежелательным.
Для большинства материалов при значениях I 5x10 Вт/см движение расплава, как правило, определяется термокапиллярными силами, которые при определенных условиях приводят к развитию термокапиллярной неустойчивости рельефа поверхности расплава [90-92,100-102] и к образованию периодических структур. Известны мелкомасштабные (когерентные) поверхностные периодические структуры (ППС) с периодом d \ (где А,-длина волны воздействующего лазера) и крупномасштабные структуры с периодом d»X. Период и ориентация мелкомасштабных структур определяются периодом и ориентацией вектора поляризации воздействующего лазера, а причиной их появления является возбуждение капиллярных волн на поверхности расплава за счет интерференции в поверхностном слое падающего и дифрагированного лучей. В работах [106,107] исследовались ППС, образованные сканирующим лучом лазера. Отмечалась возможность получения большей монохроматичности решеток и возможность использования этого фундаментального явления для получения высококачественных дифракционных решеток [104-108].
Для крупномасштабных структур их форма, период и ориентация не зависят от длины волны и поляризации воздействующего лазера. Причиной появления таких структур, как правило, является развитие термокапиллярной или капиллярно-испарительной неустойчивости капиллярных волн в неоднородно нагретом слое расплава, которые после остывания расплава остаются в виде модуляций рельефа поверхности материала. По форме такие структуры весьма разнообразны, особенно в случае образования в зоне воздействия лазерного излучения канала проплавлення (КП). Чаще всего они представляют собой набор концентрических колец или суперпозицию кольцевых и радиальных структур, исходящих от центра облучаемой зоны. В ряде случаев, например при многоимпульсном воздействии, наблюдаются и более сложные крупномасштабные структуры, представляющие собой упорядоченное распределение конических по форме локальных неоднородностей поверхности [109-111]. В работах [112,113] обнаружена новая форма периодических структур, представляющая собой спиралеобразную модуляцию рельефа поверхности стенок КП в металлах, причем замечено, что тенденция к образованию таких структур подавляется с увеличением давления окружающего газа.
Целью работы является выявление закономерностей и механизмов лазерно-стимулированных процессов генерации, взаимодействия и самоорганизации структурных дефектов и рельефа поверхности в конденсированных средах (в тонких металлических пленках, в приповерхностном слое полупроводников, металлов и на поверхности расплава на стенках канала проплавлення).
В частности:
1. Определение особенностей газофазного осаждения металлических пленок на неоднородно нагретую поверхность и определение механизмов, приводящих к разрушению пленок
2. Установление последовательности генерации структур дефектов в поверхностном слое полупроводников и влияние их на неоднородное плавление поверхности полупроводников (на примере кремния) при 4-4 воздействии миллисекундных импульсов Nd :YAG лазера.
3. Выявление механизмов и построение модели твердофазного разрушения поверхности полупроводников (на примере кремня) при импульсно периодическом воздействии субмикросекундных импульсов Nd :YAG лазера в вакууме и в атмосфере различных газов.
4. Выявление механизмов деформационно-стимулированной люминесценции хрупких металлических пластин и тонких металлических пленок, возникающей при воздействии лазерных импульсов
5. Экспериментальное исследование механизмов формирования рельефа поверхности расплава на стенках канала проплавленная и определение зависимости скорости её образования от давления и типа окружающего газа и плотности мощности воздействующего лазерного излучения.
Научная новизна работы
Выполнен цикл экспериментальных работ, направленных на изучение новых механизмов генерации, взаимодействия и самоорганизации структурных дефектов в тонких металлических пленках, в поверхностном слое полупроводников и металлов, а также формирования рельефа поверхности расплава на стенках КП при воздействии лазерного излучения
1. Обнаружено новое явление, представляющее собой образование упорядоченных структур пор в металлических пленках при их лазерном осаждении на неоднородно нагретую поверхность. Определены критические режимы осаждения, приводящие к образованию структур пор.
Для интерпретации наблюдаемого явления предложена модель пористо деформационной неустойчивости (ПДН), которая качественно согласуется с экспериментальными результатами.
2. Впервые зарегистрированы обратимые (релаксирующие после окончания лазерного импульса) дислокационные структуры. Определены условия и последовательность генерации обратимых и необратимых дислокационных структур на поверхности кремния при воздействии лазерного излучения.
3. Обнаружен эффект аномально продолжительной деформации поверхности кремния, возникающий при воздействии лазерных импульсов в газовой атмосфере. Установлено, что наблюдаемый эффект связан с лазерно-стимулированной, ускоренной диффузией атомов окружающего газа в приповерхностный слой и образованием медленно релаксирующих локальных неоднородностей, представляющих собой дислокации в окружении повышенной концентрации атомов газа.
4. Установлены механизмы и предложена физическая модель роста дислокаций при импульсно-периодическом воздействии коротких лазерных импульсов в вакууме и в атмосфере окружающего газа, качественно описывающая разрушение поверхности полупроводников (на примере монокристаллического кремния).
5. Зарегистрирована деформационно-стимулированная люминесценция хрупких мелкодисперсных металлов. Установлена связь между порогом возбуждения люминесценции и дисперсностью материала.
6. Зарегистрирован колебательный режим движения (абляции) расплава из канала проплавлення при воздействии миллисекундных лазерных импульсов на металлы. Обнаружена новая форма крупномасштабных структур рельефа поверхности на стенках КП (спиралеподобная структура), характеризующая форму колебательного движения расплава по стенкам канала (вид неустойчивости рельефа поверхности расплава). Практическая ценность работы
1. Предложены рекомендации по выбору режима осаждения пленок, при котором можно избежать образования структур пор и тем самым получать однородные, с хорошей адгезией пленки.
2. Результаты исследования деформационно-стимулированной люминесценции могут быть использованы для создания бесконтактного, неразрушающего метода диагностики дефектов и начальной стадии разрушения твердых тел.
3. Результаты исследования зависимости скорости образования канала проплавлення от давления внешней атмосферы могут быть использованы в таких практических приложениях, как глубоководная лазерная резка и сварка.
4. Результаты по многоимпульсному разрушению поверхности полупроводников могут быть использованы в технологии лазерной обработки полупроводников для определения критических параметров используемого лазерного излучения.
На защиту выносятся следующие положения:
1. Обнаружение и определение основных характеристик нового явления образования упорядоченных структур пор в пленках в процессе их осаждения из газовой фазы на неоднородно нагретую поверхность. Образование упорядоченных структур пор зависит от условий осаждения (скорости осаждения, градиента температур) и наблюдается в местах, где пленка достигает критической толщины.
2. Результаты экспериментального определения последовательности микроструктурных изменений в приповерхностном слое монокристаллического кремния, обусловленных твердофазной генерацией дефектов и структур дефектов при воздействии миллисекундных импульсов Nd :YAG лазера. Полученные экспериментальные результаты позволили установить, что до определенного, порогового значения плотности энергии Eth лазерного импульса имеет место генерация обратимых структур дефектов (структур дислокаций), которые релаксируют после окончания лазерного импульса, а выше ЕЙ, необратимых (сохраняющихся) структур дислокаций. Неоднородное плавление поверхности начинается в местах пересечения линий дислокаций и связано с понижением порога плавления поверхности по Ел в этих местах.
3. Физическая модель и подтверждающие ее экспериментальные результаты исследования твердофазного разрушения поверхности монокристаллического кремния при импульсно-периодическом воздействии субмикросекундных импульсов Nd :YAG лазера в вакууме и в атмосфере окружающего газа. Твердофазное разрушение поверхности в вакууме определяется конкуренцией процессов роста дислокаций за время действия лазерного импульса и их релаксацией в период между импульсами. В атмосфере окружающего газа на разрушение поверхности оказывает существенное влияние лазерно-стимулированная диффузия газа в приповерхностный слой материала.
4. При импульсной пластической деформации хрупких мелкозернистых металлов с низкой подвижностью дислокаций может возбуждаться люминесценция. Возможной причиной люминесценции являются реакции взаимодействия зернограничных дислокаций с примесями, локализованными в межзеренной области.
5. Развитие неустойчивостей в расплаве на стенках канала проплавлення, образующегося при воздействии лазерного излучения, может приводить к образованию как крупномасштабных некогерентных (с периодом d«30-40 мкм), так и мелкомасштабных когерентных (с периодом d«A,, где X - длина волны лазера) упорядоченных структур. Крупномасштабные структуры определяют колебательную форму выноса (абляции) расплава из канала проплавлення. Наличие высокого внешнего давления оказывает существенное влияние на развитие неустойчивостей в расплаве и на формирование упорядоченных структур.
Апробация работы:
Основные результаты диссертации обсуждались на семинарах ИПЛИТ РАН, ИОФАН, ФИАН, МГУ и ТРИНИТИ, а также докладывались на национальных и международных конференциях: VII Всесоюзной конференции по взаимодействию оптического излучения с веществом, Ленинград, 1988, 1990, 1996 гг.; Всесоюзном семинаре "Лазерная техника и технология", Вильнюс, 1988 г.; XIII Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике", 1988, 1991, 1998, 2001гг.; II Всесоюзном симпозиуме по ВТСП, Харьков, 1988 г.; II Всесоюзной конференции по ВТСП, Киев, 1989 г.; III Всесоюзной конференции "Применение лазеров в народном хозяйстве", Шатура, Моск. обл., 1989 г.; Всесоюзной конференции "Физика и применение твердотельных лазеров", Москва, 1990 г.; Int. Conf. on Advanced Materials and Laser Technology ALT 92, IOFAN, Moscow, 1992r.; VII Международной конференции "Оптика лазеров", Санкт-Петербург, 1993 г.; Всесоюзной конференции "Лазерные технологии-93", Шатура, Моск. обл., 1993 г.; The International Symposium on High Power Lasers and Laser Applications, Vienna, Austria, 1994; Int. Conf. ILLA-98, Shatura, Moscow region, Russia, 1998, 2001 гг.; Международной конференции по росту и физике кристаллов, Москва, Россия, 1998, 2000, 2002 гг., Advanced High-Power Laser and Applications AHPLA 99, Osaka, Japan, 1999; Russian-German Laser Symposium, Vladimir-Suzdal, 2000; International Symposium Laser Technologies and Lasers, LTL 2001, Plovdiv-Smolyan, Bulgaria, 2001; Conference on Lasers, Applications and Technologies, LAT-2002, Moscow, Russia, 2002.
Личный вклад автора
В диссертацию вошли результаты исследований, проведенных автором в ИПЛИТ РАН. Автором поставлены научные задачи, выбраны пути их решения и предложены методы и схемы экспериментальных исследований. Все вошедшие в диссертацию оригинальные результаты получены либо самим автором, либо при его определяющей роли. Публикации
Основные результаты диссертации опубликованы: 25 статей в журналах, 16 статей в трудах SPIE, 3 статьи в трудах школ и 3 препринта. Кроме этого, результаты работы опубликованы в тезисах докладов более чем 45 различных конференций. Список публикаций приведен в конце диссертации в списке литературы.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Материал диссертации изложен на 285 страницах машинописного текста, содержит 78 рисунков, 1 таблицу, библиографию из 284 наименований.
Краткое содержание работы
Во введении обосновывается актуальность исследований, анализируется современное состояние работ в этом направлении и определяются цели и конкретные задачи, которые предполагается решить в работе.
Первая глава посвящена исследованию механизмов генерации, взаимодействия и самоорганизации структурных дефектов в тонких металлических пленках в процессе их осаждения на поверхности подложки с неоднородным распределением температуры. Для получения неоднородного распределения температуры на поверхности подложки использовалось лазерное излучение. Осаждение пленок проводилось методом пиролитического разложения паров карбонилов на неоднородно нагретой с помощью лазерного излучения подложке. Кратко описаны экспериментальная установка и методика осаждения. Обнаружено, что при определенных режимах осаждения в пленке наблюдается явление образования периодических структур пор.
Определены режимы осаждения и измерены критические параметры осаждаемой пленки (скорость осаждения, толщина пленки, распределение толщины пленки вдоль подложки, распределение температуры вдоль подложки), при которых наблюдается образование периодических структур пор. Показано, что при определенных условиях осаждения начинается периодическое отслоение пленки по местам скопления пор. Измерены основные параметры образующихся структур пор - период структур и зависимость периода от температуры и градиента температуры. Измерения толщины пленок проводилось на интерферометре "Zygo", а измерения параметров структур - на профилометре "Talystep". Установлено, что образование структур пор зависит от скорости осаждения пленки и что существуют режимы осаждения, при которых можно избежать образования структур пор и, таким образом, получать качественные пленки с высокой адгезией с подложкой. Обсуждаются основные силы и механизмы, приводящие к пространственному распределению дефектов в пленке. Дана интерпретация наблюдаемого явления. Согласно модели, предложенной в работе [43], образование периодических кольцевых структур пор происходит в результате развития пористо-деформационно-тепловой неустойчивости (ПДН), физический механизм которой состоит в следующем. При превышении определенной скорости осаждения (роста пленки) концентрация пор достигает некоторой критической концентрации и однородное распределение становится неустойчивым. Возбуждение затравочной изгибной деформации в пленке приводит к образованию периодически повторяющихся областей растяжения и сжатия. Вследствие деформационно-индуцированного дрейфа в областях сжатия пленки скапливаются вакансии, а в областях растяжения - поры. Это усиливает затравочные деформации, и, таким образом, организуется положительная обратная связь, приводящая к неустойчивости связанных между собой деформационной и концентрационной гармоник. В результате в областях растяжения достигается высокая неравновесная плотность пор и, как следствие, возможно образование макропор. X учетом симметрии задачи (условий осаждения пленки) это приводит к образованию концентрических скоплений из пор. В местах скопления пор уменьшается адгезия пленки с подложкой, в результате происходит периодическое отслоение пленки от подложки.
Исследовалось влияние структурных дефектов на свойства ВТСП-пленок, полученных методом лазерного испарения мишени из керамики YbaCuO с последующим осаждением продуктов испарения на соответствующую подложку. По спектрам эмиссии продуктов испарения показано, что при испарении мишени и транспортировке продуктов испарения к подложке происходит частичная потеря кислорода, в результате чего нарушается стехиометрия напыляемых пленок по кислороду и образуется значительное количество дефектов структуры -кислородных вакансий, что, согласно существующим представлениям, понижает температуру сверхпроводящего перехода. При напылении в атмосфере кислорода, в результате взаимодействия продуктов испарения с кислородом, происходит восполнение недостающего кислорода и, таким образом, пленки получаются стехиометричного состава.
Исследовалось влияние радиационного дефектообразования (генерации вакансий) в кислородной подрешетке ВТСП-пленок, возникающего при облучении их ионами Ne+, на сверхпроводящие свойства пленок. Установлено, что с увеличением дозы облучения и, таким образом, с увеличением концентрации вакансий в кислородной подрешетке, происходит падение температуры сверхпроводящего перехода ВТСП-пленок.
Во второй главе диссертации представлены результаты исследования процессов генерации, взаимодействия и самоорганизации структурных дефектов в поверхностном слое полупроводников (кремния), возникающих при воздействии миллисекундных лазерных импульсов с р-поляризацией и непрерывного лазерного излучения. Описана экспериментальная установка, применяемые методы диагностики и методика исследований. Диагностика изменений рельефа поверхности в процессе воздействия лазерного импульса осуществлялась по зеркальному и дифракционному рассеянию луча пробного лазера. После лазерного воздействия поверхности образцов подвергались травлению и далее исследовались с помощью оптического микроскопа и на профилометре. В ряде опытов, для выявления нестабильных структур дефектов, облучение образцов лазерными импульсами осуществлялось непосредственно в травителе.
Показано, что образование структур дислокаций (Д-решеток) на поверхности кремния начинается при плотностях энергии, меньших порога локального плавления и имеет пороговый характер: при Ел 6.5 Дж/см структур на поверхности кремния не зарегистрировано, при 6.5 ЕЛ 7.5 Дж/см на поверхности формируются нестабильные структуры дислокаций, которые быстро релаксируют после окончания лазерного импульса; при Ел 7.5 Дж/см образование структур дислокаций имеет необратимый характер. Установлено, что дислокационная структура на поверхности (100) кремния является суперпозицией двух, направленных соответственно по кристаллографическим осям X и Y, дислокационных структур (структур линий скольжения дислокаций).
Показано, что в местах пересечения линий скольжения дислокаций, при Ел 8.5 Дж/см , начинается локальное плавление поверхности и формирование упорядоченной ячеистой структуры. Увеличение плотности ячеек и их слияние приводит к образованию периодической структуры (решеток) неоднородного плавления поверхности с постоянным периодом di«3-3.5 мкм и ориентацией, определяемой взаимной ориентацией вектора Е лазерного излучения и кристаллографических осей кремния.
Дальнейшее увеличение Ел приводит к формированию решетки, период и ориентация которой определяются параметрами лазерного излучения (И-решетки), в результате на поверхности наблюдается суперпозиция решеток с зависящим и не зависящим от длины волны лазера периодом. При больших Ел преобладают И-решетки.
Показано, что при длительном облучении (t«60-70 с) поверхности кремния непрерывным лазерным излучением имеет место генерация упорядоченных структур дислокаций [45].
Интерпретация экспериментальных результатов проводится на основе теории диффузионно-деформационной неустойчивости (ДДН) предложенной в работах [44,45]. Появление Д-структур решеток при воздействии миллисекундных лазерных импульсов связывается с процессом генерации и упорядочения точечных дефектов в тонком (толщиной порядка 10"5 см) приповерхностном слое полупроводника [44]. Действие лазерного излучения приводит к генерации большого числа точечных дефектов (вакансий и междоузлий) в приповерхностном слое полупроводника. Пространственно-однородное поле точечных дефектов с концентрацией ndo при превышении определенной критической концентрации ndo ndc становится неустойчивым, и развивается ДДН с образованием либо протяженных дефектов (пор или дислокационных петель), либо с образованием периодических решеток скоплений точечных дефектов. Механизм ДДН состоит в следующем. Локальная флуктационная Фурье-гармоника концентрации дефектов ndi приводит к появлению сил F grad(ndi), деформирующих упругий континуум и создающих Фурье-гармонику деформации =div(u), где и - вектор смещения среды. Поскольку в поле деформаций дефект обладает энергией w=9d-, где 0d=const, то это вызывает появление потоков дефектов j grad(), направленных к потенциальным деформационным ямам. Это усиливает исходную амплитуду затравочной Фурье-гармоники концентрации дефектов, так что при ndo ndc возникает неустойчивость. В результате дефекты автолокализуются в созданных ими же самими потенциальных ямах. ДДН стабилизируется нелинейностью упругого континуума. В местах скопления точечных дефектов начинается образовывание дислокационных петель.
Механизм упорядочения дислокаций при воздействии непрерывного лазерного излучения связан с межплоскостным перераспределением дислокаций за счет деформационно-индуцированного дрейфа вакансий [45].
В третьей главе диссертации исследуются процессы твердофазного разрушения поверхности кремния при импульсном и импульсно-периодическом воздействии субмикросекундных импульсов излучения Nd3+:YAG-лазера с допороговой плотностью мощности I Im, где Im- порог плавления поверхности. Диагностика изменений рельефа поверхности в процессе лазерного облучения осуществлялась по диффузному рассеянию луча пробного He-Ne лазера. В ряде случаев проводились последующая обработка образцов в травителе (состав травителя позволял выявлять дислокации и микротрещины) и исследование с помощью оптического микроскопа.
Исследовалось влияние окружающей атмосферы и типа газа на процесс генерации дефектов в поверхностном слое и порог разрушения поверхности. С этой целью эксперименты проводились в вакууме (Р»10"2 Торр) и в атмосфере (Ргаз І атм.) различных газов - активных (кислород, азот, углекислый газ) и пассивных (инертные газы гелий, аргон, криптон). Исследования в вакууме. Установлено, что при воздействии одиночного импульса с плотностью мощности вплоть до порога плавления (Im) твердофазного разрушения поверхности не происходит. Твердофазное разрушение наблюдается только при импульсно-периодическом воздействии. Построена зависимость критического числа лазерных импульсов NC(I,T) (где NC(I,T) - минимальное необходимое число лазерных импульсов, воздействие которых приводит к появлению диффузного рассеяния зондирующего луча поверхностью) от их плотности мощности и периода следования (см. рис. 3).
Анализ полученных зависимостей NC(I,T), а также исследования изменений структуры поверхности образцов позволяют заключить, что разрушение поверхности связано с генерацией и ростом дислокаций.
Качественное объяснение образования и увеличения размера дислокации Rk (Rk - радиус дислокационного диска после воздействия к импульсов) в зависимости от числа лазерных импульсов к можно интерпретировать следующим образом. В течение действия лазерного импульса происходит разогрев тонкого приповерхностного слоя толщиной h (xTp)1/2«3xlO"4 см и генерация в нем значительной концентрации п 1019-1021 см"3 точечных дефектов. Наличие концентрационных и термонапряжений приводит к флуктационному зарождению и росту дислокаций. За время между импульсами температура быстро падает до начальной, а концентрация дефектов в результате взаимной рекомбинации, диффузии и стока уменьшается, в результате прекращается рост дислокаций и начинается обратный процесс - релаксация дислокаций. Конкуренция процессов роста и релаксации дислокаций в конечном итоге и определяет разрушение поверхности.
Исследования в атмосфере газов. Обнаружено, что воздействие одиночного субмикросекундного лазерного импульса на кремний в атмосфере окружающего газа инициирует появление аномально продолжительного по времени скачка интенсивности рассеянного излучения пробного луча. Длительность аномального рассеяния составляет 0.5 с, что почти на шесть порядков превышает длительность воздействующего лазерного импульса. Для выяснения причин аномального рассеяния исследования проводились в различных газах: в активных газах, таких как кислород, азот, углекислый газ, способных образовывать химические соединения с кремнием при высоких температурах, и инертных газах - гелий, аргон, криптон, которые не образуют соединений. Выбранные газы существенно отличаются друг от друга также атомными размерами (в несколько раз), химической активностью, растворимостью в кремнии (на несколько порядков) и коэффициентами диффузии (на несколько порядков).
Показано, что порог (по I) появления аномального пика рассеяния на кремнии зависит от типа окружающего газа: наименьший порог наблюдается в атмосфере гелия, а максимальный - в атмосфере криптона.
Наблюдаемые аномалии в рассеянии зондирующего излучения связываются с образованием нестабильных локальных неоднородностей (рассеивающих центров) в приповерхностном слое. Локальные неоднородности образуются в результате генерации дислокаций и лазерно-стимулированной диффузии атомов окружающего газа в приповерхностный слой и представляют собой систему "дислокация + облако примесных атомов".
Четвертая глава посвящена исследованиям механолюминесценции (МЛ) хрупких мелкодисперсных материалов, возбуждаемой импульсными пластическими термодеформациями при воздействии лазерных импульсов. Для проведения исследований был приготовлен набор металлических пластин из W, Мо (хрупкие мелкодисперсные материалы с низкой подвижностью дислокаций) и из А1, Си, Ті (пластичные материалы с высокой подвижностью дислокаций) с толщинами от 50 мкм до 500 мкм и набор пленок из этих же материалов с толщинами «1-2 мкм, напыленных на кварцевые подложки. Импульсная деформация образцов осуществлялась воздействием миллисекундных и субмикросекундных лазерных импульсов. Регистрация МЛ осуществлялась с тыльной по отношению к воздействующему лазерному лучу стороны образца. Контроль состояния исследуемой поверхности проводился с помощью оптического и атомно-силового микроскопов. Установлено, что в хрупких мелкодисперсных металлах в вольфраме и в молибдене при импульсной термодеформации может возбуждаться МЛ.
Измерены характерные значения интенсивности МЛ в исследованных материалах. Показано, что имеется тенденция к росту пороговых значений термонапряжений crth(Tth), необходимых для возбуждения МЛ, с уменьшением толщины образца.
Получены спектральные зависимости интенсивности МЛ вольфрама и молибдена в диапазоне .=460-760 нм, возбуждаемой воздействием лазерных импульсов. Проведена качественная оценка относительных вкладов нетеплового 1мь(Л)т и теплового It(A,)x свечений в регистрируемый сигнал 1ет(Я,)т. Показано, что МЛ вольфрама и молибдена имеют широкий спектр и наблюдаются во всем исследуемом спектральном диапазоне.
Согласно существующим в настоящее время представлениям, в мелкозернистых материалах, дислокации в объёме зерен практически отсутствуют, а пластическая деформация происходит в основном за счет межзеренного проскальзывания, поэтому можно предположить, что механолюминесценция таких материалов обусловлена активацией реакций взаимодействия зернограничных дислокаций с примесными состояниями, локализованными в межзеренной области (в результате туннельных переходов). Полученные результаты и предлагаемый подход к их объяснению в целом коррелируют с результатами других авторов, известными из литературы. Предложенная модель позволяет качественно интерпретировать результаты экспериментов.
В пятой главе исследуются механизмы формирования структур рельефа поверхности на стенках канала проплавлення и скорость движения дна канала в металлах при воздействии миллисекундных и субмиллисекундных лазерных импульсов. Исследования проводились на воздухе, в вакууме и в атмосфере газов (кислород, аргон) при давлениях до 15 атмосфер. Для выявления вклада окисления на формирование рельефа поверхности стенок и скорость образования канала исследования проводились в разных по химической активности газах - кислороде (активный газ) и аргоне (инертный газ).
Построены зависимости скорости движения дна канала проплавлення v(I,P) от плотности мощности лазерного импульса и давления окружающего газа. Показано, что вид зависимостей v(I,P) в атмосфере кислорода и аргона существенно различаются. В кислороде, при повышенных значениях (1,Р), скорость образования канала заметно выше, чем в аргоне. Зависимости v(I,P) состоят из нескольких характерных участков, наличие которых, вероятно, связано со сменой механизмов удаления расплава из канала при увеличении I. Обнаружен пульсирующий режим пробивки металлических пластин. Зарегистрированы колебания температуры дна канала. Частота колебаний температуры хорошо коррелирует с пульсирующим режимом пробивки пластин, что дает основание полагать, что колебания температуры связаны с колебательным характером вытеснения (абляции) расплава из канала.
Обнаружена новая форма крупномасштабной периодической структуры, представляющей собой спиралеобразную модуляцию рельефа поверхности стенок канала с шагом d 30-40 мкм.
Установлено, что наряду с крупномасштабными структурами имеет место образование на стенках канала мелкомасштабных периодических структур с периодом d l-3 мкм (d A,) и ориентацией, направленной по касательной к стенкам канала (штрихи решетки направлены вглубь каверны).
Подобные структуры, вероятно, вносят существенный вклад в поглощение лазерного излучения. Мелкомасштабные структуры имеют интерференционную природу и для "плоской" геометрии достаточно полно изучены. Для гидродинамики расплава в каверне значительный интерес представляют крупномасштабные структуры. Обсуждаются возможные механизмы образования крупномасштабных упорядоченных структур, связанные с развитием неустойчивости рельефа поверхности расплава к действию термокапиллярных сил (термокапиллярная неустойчивость - ТКН) и давлению отдачи паров (капиллярно-испарительная неустойчивость -КИН).
Развитие неустойчивостей во многом определяется скоростью вклада энергии лазерного излучения в зону облучения. Наличие повышенного внешнего давления может изменить газодинамику испарения и разлета паров, в результате изменится вклад энергии и, как следствие, условия развития неустойчивостей. Обнаружено, что с повышением давления окружающего газа подавляется тенденция к формированию рельефа поверхности на стенках канала проплавлення.
Взаимодействие дефектов с полями упругих напряжений и температуры. Основные уравнения описывающие движение дефектов
Точечный дефект в континуальной теории дефектов представляют дилатационным центром с сингулярным распределением объемных сил [3,4]: кристалла вследствии его деформации при образовании точечного дефекта, Qo - элементарный объем приходящийся на атом кристалла, Qj - элементарный объем приходящийся на точечный дефект, AQj 0 - для междоузлий, AQj 0 - для вакансий). Если плотность дефектов в кристалле достаточно мала, то взаимодействием их между собой можно пренебречь. С увеличением плотности дефектов (например, при воздействии лазерного излучения), увеличивается деформация среды и взаимодействие дефектов между собой через поля внутренних напряжений, что приводит, при определенных условиях, к неустойчивости однородного распределения дефектов. Например, плотность энергии взаимодействия вакансий в кристалле (вдали от поверхности) описывается выражением [3,38, 118]: nv(r) - плотность вакансий в точке с координатой г. Увеличение плотности вакансий приводит к снижению энергетического порога их образования и диффузии. Формула (1.2) получена в приближении, когда неоднородностью упругих концентрационных напряжений на длине R порядка размера дефекта можно пренебречь. Если рассмотреть точечный дефект как сферическое включение и учесть неоднородность поля упругих концентрационных напряжений на масштабах порядка R, то в рамках континуальной теории дефектов можно получить добавку As к выражению (1.2): Наличие в среде неоднородного распределения (градиентов) полей концентрации дефектов, деформации и температуры вызывают соответствующие потоки дефектов, величина и направление результирующего потока определяются суперпозицией этих потоков. Основными процессами, определяющими плотность дефектов nj(r,t), где j=v - для вакансий, j=i - для междоузлий, являются диффузия, дрейфовое движение, поглощение на стоках, взаимная аннигиляция и генерация. С учетом этих процессов уравнение для плотности дефектов можно записать в следующем виде [46]: где Gj(r,t), Lj(r,t) - соответственно скорость генерации и аннигиляции (стока) дефектов, Jj(r,t) - результирующий поток дефектов.
Первое слагаемое в (1.5) задает поток дефектов, определяемый диффузией: с коэффициентом диффузии D. = D0 ехр(—-pL), (1.7) где Emj - энергия активации диффузии. Второе слагаемое описывает дрейфовые потоки дефектов. Используя D. соотношение Эйнштейна для дрейфовой скорости v. =-p -V[/, можно записать выражение для дрейфового потока дефектов, обусловленного упругими (за счет деформации решетки дефектами и влиянием поверхности) и термоупругими напряжениями: где UJ5G, Uj;s и Ujj - соответственно энергия взаимодействия дефекта с неоднородным полем деформаций, обусловленным дефектами, поверхностью и температурой; V - оператор Пуассона, u - вектор смещения среды, s=SG+8s+8T=divu - деформация среды, SG=divuG=njAQj - деформация среды, обусловленная ансамблем точечных дефектов, Es=divus - деформация среды за счет влияния поверхности, ST=divuT - деформация среды вследствие нагрева. При расчете дрейфового потока надо иметь в виду, что при определенных условиях потоки вакансий и междоузлий могут иметь противоположные направления. Согласно модели центра дилатации, энергия взаимодействия точечного дефекта с полем упругих деформаций, обусловленным дефектами [3,4]: Для силы, действующей на точечный дефект, и потока дефектов получим: Энергия взаимодействия точечного дефекта с поверхностью определяется как [38]: где z - расстояние от поверхности до дефекта, G - модуль сдвига, ; _3K-2G Тогда для силы, действующей на дефект, и потока дефектов формально можно написать: Поле термодеформаций действует на точечный дефект с силой: Используя квазистационарную запись уравнения теплопроводности, функцию Аит можно представить в виде [119]: где ат - коэффициент линейного термического расширения кристалла. Если принять, что ат =const, тогда: При неоднородном нагреве образца (в плоскости поверхности или по глубине) возникают потоки фононов, направленные из горячих мест в холодные, которые увлекают вакансии и междоузлия. При наличии высоких градиентов температур эти потоки необходимо учитывать при расчете результирующего потока дефектов. Поток дефектов, вызванный фононами, можно определить, используя выражение для силы, действующей на точечный дефект [119]: где cT - теплоемкость кристалла, Qo=a\ a - параметр кристаллической решетки, G0/CTI - усредненное отношение сечений рассеяния фононов атомами кристалла и дефектом. Тогда для потока получим: Суммируя (1.6), (1.9), (1.14), (1.17), (1.24), можно написать выражение для дрейфового и полного потока точечных дефектов: Поток дефектов .дрейф. обусловливает появление дополнительного члена в уравнение диффузии для точечных дефектов. Решение уравнения диффузии совместно с уравнениями теплопроводности и деформации упругой среды [46], дополненные соответствующими граничными условиями, в ряде конкретных случаев адекватно описывают наблюдаемые на эксперименте явления самоорганизации дефектов в пленках и в поверхностном слое полупроводников при воздействии лазерных импульсов с допороговой Плотностью мощности I (1 1ПОр., где 1ПОр-пороговая плотность мощности, при которой начинается плавление поверхности): где С], ст - продольная и поперечная составляющие скорости звука в среде, р, ст, х - плотность, теплоемкость, температуропроводность среды,. Gj(r,t) - скорость увеличения концентрации дефектов, например в результате внешнего воздействия. Третье слагаемое в правой части (1.29) описывает концентрационные напряжения, обусловленные дефектами, а четвертое -термоупругие напряжения, связанные с неоднородным полем температуры. Функция GN(U) учитывает ангармонизм упругой среды.
Первый член в правой части в (1.28) Q=Q(T,nj,s) описывает нагрев среды внешним источником энергии, а остальные два слагаемых описывают разогрев кристалла за счет тепловыделения при поглощении на стоках (Pj -скорость поглощения) и взаимной рекомбинации точечных дефектов ()LIR -вероятность рекомбинации); 0j, @v, 0jv - соответствующие энергии, выделяемые при рекомбинации. В данном разделе исследуются особенности газофазного осаждения металлических пленок на неоднородно нагретую подложку и особенности пространственного распределения структурных дефектов пленке в поле градиентов температуры и термонапряжений. Обнаружено явление образования упорядоченных структур дефектов (концентрических пор) в пленках и установлены критические режимы осаждения, при которых это явление наблюдается. Показано, что образование упорядоченных структур пор приводит к разрушению пленок и, таким образом, ограничивает возможности данного метода получения пленок. Пленки получались в результате пиролитического разложения паров карбонилов переходных металлов Мо(СО)б, W(CO)6, Сг(СО)6, на неоднородно нагретой подложке. В приложении I кратко изложены основные положения лазерного пиролитического метода осаждения пленок. Карбонилы, как известно [120], имеют достаточно низкие температуры пиролиза. Например, карбонил молибдена начинает разлагаться при Тпир.»250С. Нагрев поверхности осуществлялся излучением непрерывного С02-лазера. При этом за достаточно большое время экспозиции вдоль поверхности создается пространственно-неоднородное распределение температуры. Это дает возможность исследовать процессы пиролиза, осаждения и свойства получаемой пленки в одном эксперименте на одной подложке в широком температурном интервале. Наличие температурного градиента вдоль поверхности приводит к немонотонной зависимости толщины напыляемой пленки от расстояния до центра фокального пятна лазерного излучения. Известно, что при конденсации атомов металла после разложения молекул карбонила (Т ТПЛ. - температура плавления пленки) в осажденном слое образуется значительная концентрация избыточных вакансий и микропор. Уменьшение числа избыточных вакансий происходит, в частности, благодаря соединению их в устойчивые комплексы-поры. Термодинамически это оказывается выгодным по сравнению с системой хаотически расположенных моновакансий [114, 115].
Особенности лазерного напыления ВТСП пленок
В этом параграфе исследуются причины образования дефектов и влияние этих дефектов на свойства высокотемпературных сверхпроводящих пленок (ВТСП-пленки), получаемых методом лазерного испарения высокотемпературной сверхпроводящей керамики УіВа2Сиз07. Напыление ВТСП пленок сопряжено со значительными трудностями, так как они имеют сложный химический состав, поэтому при испарении исходной керамики и транспортировке продуктов испарения на подложку стехиометрический состав может нарушиться, в результате чего пленки будут иметь низкие значения Тс. Как правило, происходит потеря кислорода и в пленках, напыленных в вакууме, образуется значительная концентрация дефектов - кислородных вакансий. Известно [126], что сверхпроводящие свойства ВТСП-пленок чувствительны к наличию дефектов в кислородной подрешетке. Недостаток кислорода, т.е. наличие кислородных вакансий в пленке, понижает температуру сверхпроводящего перехода Тс. Для того чтобы восполнить недостающий кислород, проводят последующий длительный отжиг пленок в атмосфере кислорода. Использование импульсного лазерного излучения для испарения мишени из сверхпроводящей керамики позволяет проводить напыление пленок непосредственно в атмосфере кислорода и тем самым избежать последующего отжига пленок. Ниже будут изложены экспериментальные работы по исследованию влияния условий напыления в атмосфере кислорода, температурного отжига и облучения потоком тяжелых частиц на сверхпроводящие свойства ВТСП-пленок [127-132]. В приложении II кратко описаны основные положения лазерного импульсного испарения мишени и осаждения продуктов испарения на подложку. Известно, что пленки, напыленные в вакууме (Р«10"4-10" Торр) [133, 134], как правило, имеют низкое значение температуры сверхпроводящего перехода Тс из-за образования кислородных вакансий в пленке в результате потери части кислорода при транспорте продуктов испарения от мишени к подложке. Для повышения температуры перехода требуется длительный последующий отжиг в атмосфере кислорода (Рог І атм.). На рис. 1.12 показаны фазовые переходы в пленках, полученных в различных режимах напыления: в вакууме, без последующего отжига и с последующим отжигом в атмосфере кислорода. В работах [135,136] напыление проводили при небольшом давлении кислорода в вакуумной камере (Рся Ю Торр), в результате пленки получались сверхпроводящими и не требовалось последующего отжига в атмосфере кислорода.
Таким образом, напыление при наличии кислорода существенно сказывается на качестве пленок. Как представляется, в этом случае имеется два канала влияния кислорода на качество пленок: 1) за время напыления (t « 1-15мин.) пленка отжигается в атмосфере кислорода (Po2«10_1Topp), однако из-за малости времени отжига и давления кислорода, неясно, насколько этот канал является определяющим; 2) так как исходный материал представляет собой многокомпонентную систему, то в составе испаренного вещества будут присутствовать атомы, ионы, окислы элементов, входящих в состав керамики YBa2Cu307, а также различные кластеры и частицы. При разлете в атмосфере кислорода они могут захватывать кислород и тем самым восполнять его потерю, которая имеет место при напылении пленок в вакууме. С помощью спектров эмиссии изучались продукты испарения YBa2Cu307 в процессе напыления ВТСП-пленок как в вакууме, так и в атмосфере кислорода. Обнаружено, что при напуске кислорода в вакуумную камеру появляется ряд дополнительных линий эмиссии, характерных для различных окислов элементов Y, Ва, Си и более сложных соединений, а пленки, напыленные в этих условиях, имеют значение Тс, как и у исходной керамики. Схема экспериментальной установки для исследования продуктов лазерного испарения показана на рис. 1.13. Таблетка-мишень 2 из ВТСП-керамики YBa2Cu307 устанавливалась в вакуумную камеру 1. Линзой 6 (Fi=15 см) излучение твердотельного импульсно-периодического лазера (Qj,«50 мДж., А,=1.06 мкм, тр=10 не) фокусировалось на поверхность мишени. Для регистрации спектров эмиссии плазмы, возникающей при взаимодействии лазерного импульса с поверхностью мишени, за выходным окном камеры устанавливалась линза 7 с F2=10 см. На расстоянии 2F2 от линзы помещалась диафрагма с отверстием d«l мм. За диафрагмой находилось световолокно, по которому излучение плазмы заводилось на вход спектрометра ДФС-52. Смещением диафрагмы в плоскости двойного фокуса линзы можно было подавать на вход спектрометра излучение от разных участков изображения плазменного факела. В работе исследовалась пространственно-временная зависимость интенсивности эмиссии разлетающего плазменного факела. Для этого диафрагма устанавливалась так, что на вход спектрометра попадало излучение плазмы, отстоящей на расстоянии L«10 мм от поверхности мишени. Часть излучения лазера отводилась на быстродействующий фотодиод, сигнал от которого использовался для запуска развертки осциллографа С8-14. По времени задержки сигнала эмиссии относительно запускающего импульса можно было определить скорость разлета переднего фронта плазменного факела, а по временной зависимости интенсивности свечения I(t) можно было судить об изменении плотности излучающих частиц на расстоянии L от поверхности мишени. На рис. 1.14а-в показан спектр эмиссии плазмы, возникающей при лазерном испарении керамики УВагСіїзСЬ в вакууме (Р «10"4Торр). Проведено соотнесение линий соответствующим атомам и ионам. Видно, что почти все линии соответствуют нейтральным или однократно ионизованным атомам Y, Ва, Си и отсутствуют линии, характерные для многозарядных ионов.
При увеличении давления кислорода (рис. 1.14б,в) происходит значительное изменение спектра эмиссии плазмы. Во-первых, заметно возрастает интенсивность линий, во-вторых, появляется целый набор дополнительных линий и широких полос. На рис. 1.14в можно выделить спектральные интервалы, содержащие интенсивные широкие полосы эмиссии 445-495 нм, 547-557 нм, 597-620 нм. На рис. 1.15 представлены временные зависимости свечения атомовСи(І). Время нарастания переднего фронта при РО2«10 4Торр составляет т»2-4 мкс и возрастает до т«8-12мкс с увеличением давления кислорода в камере до Рог Ю Торр, интенсивность линий эмиссии при этом увеличивается в 8-10 раз. Появление дополнительных линий эмиссии атомов и ионов при увеличении давления кислорода до Ро2да10" Торр (см. рис. 1.146) можно объяснить возросшим вкладом столкновительно-рекомбинационных процессов по сравнению со случаем низких давлений (Р«10"4Торр). Дальнейшее увеличение давления кислорода до Рог ІСГ Торр сопровождается появлением в спектре эмиссии широких полос (см. рис. 1.14в), характерных для спектров молекул, и возможно, более сложных частиц. Оценочная длина свободного пробега одноатомных невозбужденных нейтральных частиц (атомов) при этом давлении составляет і(см) 5-10"3/Р(Торр.) 5-10"2(см). (Для заряженных и возбужденных атомов длина свободного пробега, как правило, имеет меньшее значение.) Таким образом, за время пролета расстояния L атомы и ионы испаренного вещества испытывают многократные соударения с кислородом, что в конечном итоге приводит к их термализации и образованию устойчивых соединений. Этот вывод согласуется также с измерениями временных зависимостей интенсивности эмиссии разлетающейся плазмы (см. рис. 1.15). Так, значительно более плавный рост интенсивности эмиссии при давлении кислорода Ро2даЮ_1Торр, по сравнению с ростом интенсивности при Р«10"4Торр, указывает на столкновительный характер разлета испаренного вещества. Идентификация спектров с использованием результатов работ [137-138] действительно показала, что широкие интенсивные полосы обусловлены наличием в составе испаренного вещества значительной концентрации окислов YO, BaO, СиО (см. рис.1.14в).
Формирование упорядоченных структур на поверхности кремния в результате неоднородного плавлении поверхности на дислокациях. Суперпозиция когерентных и некогерентных структур
(Нормальное падение лазерного излучения на поверхность кремния.) При плотностях энергии до Ел«8.5Дж/см изменений состояния поверхности не обнаружено. Увеличение плотности энергии Ел 8.5Дж/см2 приводит к формированию на поверхности ячеистой структуры (см. рис. 2.4). Каждая отдельная ячейка представляла собой оплавленный участок поверхности, внутри которого находилась локальная неоднородность (на фотографии это темная точка), см. рис. 2.4. В начале диапазона Ел=8.5-25 Дж/см2, ячейки в облучаемом пятне распределялись произвольным образом, однако стороны ячеек, как правило, были ориентированы вдоль кристаллографических направлений. С увеличением плотности энергии Ел, во-первых, наблюдался рост размеров ячеек, а во-вторых, они выстраивались вдоль кристаллографических направлений, образуя двумерную ячеистую структуру (двумерную решетку ячеек) с периодом d«3-3.5 мкм. Ориентация двумерной решетки ячеек не зависела от направления поляризации лазерного излучения. При плотностях энергии Ел«25 Дж/см средний размер ячеек составлял 1«3 мкм, и ячейки практически полностью покрывали облучаемую поверхность. Дальнейшая эволюция двумерной решетки ячеек, при увеличении энергии в интервале Ел«25-34,5 Дж/см , зависела от взаимной ориентации кристаллографических осей и поляризации лазерного излучения. Так, в случае когда вектор электрического поля Е лазерного излучения совпадал с одной из кристаллографических осей поверхности (100), наблюдался рост плотности ячеек (и их слияние) в направлении, перпендикулярном этой оси, и, таким образом, на поверхности формировалась решетка с периодом d«3-3.5 мкм и ориентацией, перпендикулярной этой оси и вектору Е. Если вектор Е не совпадал ни с одной из осей, то подобным же образом происходило формирование суперпозиции двух решеток, ориентированных перпендикулярно кристаллографическим осям поверхности, с периодами скЗ-3.5 мкм. Исследование поперечного среза в электронном микроскопе показало, что решетки представляют собой модуляции рельефа поверхности высотой около 2-Ю"5 см. На рис. 2.5 показаны осциллограммы изменения интенсивности теплового сигнала и интенсивности отраженного (зеркального и дифрагированного) луча пробного He-Ne лазера от облучаемой области за время действия импульса основного лазера. При плотностях энергии лазерного импульса вплоть до Ел«45 Дж/см тепловой сигнал имел колоколообразную форму и плавно возрастал с ростом энергии лазерного излучения.
Однако при Ел 45 Дж/см в тепловом сигнале начинает появляться второй пик Y с временной задержкой ДЫ).65мс относительно пика X (см. рис. 2.46). Интенсивность этого пика возрастает по мере дальнейшего увеличения энергии лазера. Кроме того, наблюдается увеличение временного интервала At между пиками X и Y. На рис. 2.5а(3), 2.56(2) показано изменение интенсивности зеркального отражения (30) пробного луча во время действия основного лазерного импульса. В интервале Ел« 12-25 Дж/см наблюдается незначительное уменьшение 30. Начиная с плотности энергии Ел«25 Дж/см2, происходит увеличение пиковой интенсивности зеркального отражения от облучаемой поверхности кремния. После окончания действия лазерного импульса величина отраженного сигнала становится меньше, чем было до облучения поверхности. При увеличении плотности энергии лазерного импульса длительность пика повышенного отражения увеличивается. Кроме того, при Ел«50 Дж/см наблюдается появление второго пика повышенного отражения (см. рис.2.56). На рис. 2.5а(4), 2.56(3) показаны временные зависимости дифракционного отражения (ДО) пробного луча от облучаемой области. Геометрия отражения выбиралась таким образом, чтобы регистрировать ДО от решетки со штрихами, перпендикулярными вектору Е основного лазерного импульса. ДО начинает проявляться при плотностях энергии лазерного импульса Ел«34.5 Дж/см2. Увеличение Ел до 50 Дж/см2 сопровождается ростом интенсивности сигнала ДО, причем ДО сохраняется и после действия лазерного импульса (режим записи периодических структур). Интересные особенности в поведении сигнала ДО наблюдаются при Ел 50Дж/см2. Так, в течение действия лазерного импульса сигнал ДО сначала возрастает (At«lMc), а затем быстро уменьшается (см. рис.2.56) (режим записи со стиранием). При Ел 62ж/см2 сигнал ДО в условиях нашего эксперимента не наблюдался. Все образцы после облучения исследовались под микроскопом и на профилометре. В случае наклонного падения (под углом а) лазерного излучения на поверхность, при соответствующих значениях Ел, вышеописанные структуры также имели место, причем период их не зависел от угла падения излучения и составлял, как и при нормальном падении, dj»3-3.5 мкм. Однако в этом случае, наряду с описанными структурами, с увеличением Ел начинает проявляться и другой тип решетки, изменение периода которой хорошо описывалось известным выражением А "2 7- sin а [93,95,96] и ориентацией, перпендикулярной вектору Е лазера. Такое поведение данной решетки указывает на то, что она имеет интерференционное происхождение. В случае когда вектор Е совпадал с одной из осей кристалла, на поверхности были видны две решетки (см. рис. 2.66) одинаковой ориентации, перпендикулярной Е, причем период одной не зависел от а и был равен еі»3-3.5мкм, а период другой d2 менялся в зависимости от угла падения излучения лазера (см. рис. 6а). Если вектор Е не совпадал с осью кристалла, то наблюдалась сложная суперпозиция трех решеток: двух некогерентных решеток с периодом db ориентированных перпендикулярно кристаллографическим осям, и третьей, когерентной, с периодом d2, ориентированной перпендикулярно вектору Е (см. рис. 2.66). Ориентация двумерной решетки ячеек не зависела от направления поляризации лазерного излучения. Следует заметить, что при нормальном падении лазерного излучения доминировали решетки с постоянным периодом db в то время как решетка с периодом d2, зависящим от угла падения, проявлялась очень слабо. С увеличением угла падения и плотности энергии лазерного импульса "контрастность" решеток с постоянным периодом dj быстро уменьшалась, и при а 30 на поверхности доминировала решетка с зависящим от угла падения периодом d2 (см.рис.2.6в).
Аналогичные исследования проводились в условиях вакуума Р«10"2 Торр. Качественных отличий от вышеизложенных результатов для случая облучения в воздухе не обнаружено. Очевидно, что решетка с зависящим от угла падения периодом d2 «-——.— и штрихами, перпендикулярными вектору Е, - это И- решетка. Такая решетка обычно образуется при действии достаточно мощного, р-поляризованного лазерного излучения, когда на поверхности образуется тонкий слой расплава. Аналогичные И-решетки наблюдались и исследовались ранее в других диапазонах длительности лазерных импульсов. Так, в работе [97] исследовалась динамика формирования И-структур на поверхности кремния при воздействии наносекундных лазерных импульсов (А,=1.06 мкм). Диагностика поверхностных изменений осуществлялась по зеркальному и дифракционному рассеянию пробного луча. Подобные исследования проводились и с использованием микросекундных импульсов (А,=1.06 мкм) [164]. Наблюдавшиеся в этих работах периодические структуры имели "интерференционную" природу, и в настоящее время они хорошо изучены [91,93,95,96]. Наибольший интерес для задач лазерной модификации поверхности полупроводников, представляют решетки и ячеистые структуры с периодом di, не зависящим от угла падения а. Образование ячеистой структуры на поверхности кремния наблюдалось ранее в ряде экспериментов, и, как хорошо установлено, их появление связано с локальным плавлением поверхности. Однако природа этих структур и квазипериодического локального плавления при лазерном воздействии на полупроводники остается предметом исследования и до настоящего времени. В данной работе появление структур решеток с периодом сЦ связывается с процессом генерации и упорядочения дефектов в тонком (толщиной порядка 10"5 см) приповерхностном слое полупроводника. Действие лазерного излучения приводит к генерации большого числа точечных дефектов (вакансий и (или) междоузлий) в приповерхностном слое.
Экспериментальная установка и результаты исследований
Схема экспериментальной установки Приведена на рис.3.1. Образец из монокристаллического бездислокационного кремния толщиной 0.5 мм с зеркально обработанной поверхностью ориентации (100) помещался в вакуумную камеру, давление в которой составляло »10"2 Торр. Проведение исследований в вакууме позволяло избегать влияния окислительных процессов на разрушение поверхности. Для облучения образцов использовалось неполяризованное излучение Nd3+:YAG лазера с короткими Зл«0.5-1.2мДж, тр«3х10"7с импульсами. Лазерное излучение фокусировалось на поверхность образца в пятно размером rs«0.3-0.6 мм. Для контроля разрушения проводилось зондирование облучаемого участка лучом пробного He-Ne лазера. Рафсеянное излучение пробного лазера регистрировалось под углом 45 і к поверхности с помощью монохроматора и фотоумножителя ФЭУ-79. Исследуемые сигналы подавались на вход осциллографа С9-8, и далее на персональный компьютер. После лазерного воздействия поверхности образцов исследовались с помощью оптического микроскопа, а затем обрабатывались в травителе, состав которого был специально подобран для выявления дислокаций на поверхности кремния (селективный травцтель Секко) [161]. После травления образцы снова исследовались] с помощью оптического микроскопа. Образцы облучались короткими лазерными импульсами с плотностью мощности 1=2.5х106ч-3.4х106 Вт/см2. На рис.3.2 показаны характерные изменения интенсивности рассеянного излучения пробного лазері в процессе разрушения поверхности под воздействием импульсов Nc. :YAG лазера. Время разрушения поверхности At определилось по временной задержке начала роста рассеянного излучения пробногЬ лазера (на рисунке отмечено стрелкой). Диапазон значений I определялся : сверху - порогом плавления поверхности I Im, снизу - продолжительностью времени регистрации, так как при уменьшении I время разрушения At быстро увеличивается. На рис.3.3 показаны поверхности образцов, обработанные в травителе после воздействия на них лазерных импульсов с 1«2.8х106 Вт/см2 и периодом следования х»20 мс в течение соответственно 10, 20, 50 и 100 с. Лунки травления соответствуют местам выхода дислокаций на поверхность. Видно, что первые дислокаций начинают появляться через «10 с после начала облучения поверхности т.е. при выбранном режиме облучения, после воздействия Nd«500 лазерных импульсов (Nd-зависящее от I и т минимальное число лазерных импульсов, воздействие которых приводит к появлению дислокаций).
С увеличением времени облучения число дислокаций увеличивается, при этом распределение их на поверхности не имеет определенной ориентации. Увеличение рассеяния пробного луча начинается через At«20 с после начала облучения, т.е. после воздействия Nc 1000 лазерных импульсо (Nc- критическое число импульсов). Плотность дислокаций к этому моменту достигает pd 1064-107CM"2. На рис.3.4 приведены зависимости критического числа импульсов Nc от периода их следования х при различных значениях плотности мощности I. Критическое число лазерных импульсо Nc, воздействие которых приводит к разрушению поверхности, определялось как Nc= At/x, где At- усредненная по десяти измерениям временная задержка начала роста рассеяния пробного луча относительно начала облучения поверхности импульсами Nd3+:YAG лазера. Из графиков зависимостей NC=N(I,T) ліожно определить для каждого значения I верхнее предельное значение периода следования импульсов х\, такое, что при х Хі разрушения поверхности в эксперименте не зарегистрировано (например, при 1=3.4x106 ІВт/см2 и х=200 мс разрушения поверхности в течение 5 минут облучения не наблюдалось, поэтому условно можно принять, что At, Nc-» x); и і ижнее предельное значение xs (при x xs число импульсов Nc практически н зависит от х). Таким образом, можно выделить три режима воздействия лазерных импульсов, при которых процесс разрушения поверхности развивается по разному (рис.3.4): 1.- х х5(1)-высокочастотный режим облучения, в этом случае при заданном I имеем: Nc«At/x const, т.е. для разрушения поверхности необходимо NC(I) импульсов, и это число не зависит от периода х. 2.- xs(I) x Xi(I), - в этом случае критическое число импульсов NC(I, х) зависит от х, т.е. NC(I, х) увеличивается при увеличении х. 3.- x Xi(I) (низкочастотный режим облучения), і твердофазного разрушения поверхности не наблюдается. При последующей обработке образцов в травителе и исследовании с помощью микроскопа дислокаций не обнаружено. Из рис.3.4 видно, что с увеличением I число импульсов Nc быстро уменьшается и при 1=3.4x106 Вт/см2, х 100 Мс составляет всего Nc«20-40. При приближении к порогу плавления поверхности (Im«3.6xl06 Вт/см2) плавление наступает раньше, чем твердофазное разрушение, связанное с генерацией дислокаций. После облучения Одиночными импульсами с I близкими к Im , дислокаций в поверхностном слое образца не обнаружено. Согласно приведенным выше результатам, после воздействия одиночных коротких лазерных импульсов с I вплоть до порога плавления поверхности Im, дислокаций в поверхностном слое образца не обнаружено. В то же время, как следует из Главы II и из работ [44,45,152,153,171], воздействие одиночных длинных лазерных импульсов и непрерывного излучения с I Im, может приводить как к генерации дислокаций, так и к образованию структур дислокаций. Согласно оценкам, температура поверхности и термонапряжения при воздействии коротких лазерных импульсов с 2.6x10 1 3.4x10 Вт/см повышаются до: температуропроводность, а«4х10" К", G«0. коэффициент поглощения.
В результате достигает значений выше температуры пластичности кремния (согласно [33,198] кремний становится пластичным прій Т 800К), поэтому действие термонапряжений должно приводить к пластическим деформациям с образованием дислокаций. Однако, отсутствие их при облучении одиночным, коротким импульсом указывает На существенную зависимость процесса образования дислокаций от длительности лазерного импульса тр. Можно предположить, что число и размерк образующихся дислокаций (размеры дислокационных петель) пропорциональны тр, и после обработки в травителе обнаруживаются только наиболее крупные дислокации, размер которых больше толщины протравленного ііоверхностного слоя. Если для оценок принять, что толщина протравленного слоя примерно равна максимальному размеру ямок травления, который в данном эксперименте составляет dw(0.5 -l) мкм, то можно считать, что при облучении одиночным, коротким импульсом размер образующихся дислокаций значительно меньше 1 мкм. С увеличением числа воздействующих лазерных импульсов к происходит рост дислокаций, размер которых Rk при Nd k Nc достигает Rk«d«(0.5-bl) мкм. При этом Nd и Nc, как отмечалось выше, зависят от I и х. Следует заметить, что зависимость Nd й Nc от периода следования лазерных импульсов х не связана с "накоплением" температуры от импульса к импульсу, так как временной интервал между лазерными импульсами значительно больше времени остывания поверхности образца. Качественно образование и увеличение размера дислокации Rk (Rk-радиус дислокационного диска после воздействия к импульсов) в зависимости от числа лазерных импульсов к можно интерпретировать следующим образом. В течение действия лазерного импульса происходит разогрев тонкого поверхностного слоя толщиной h (%xp)1/2«(2-3)xl0 4 см и генерация в нем значительной концентрации п 1019-1021 см"3 точечных дефектов. Наличие концентрационных и фрмонапряжений приводит к флуктационному зарождению и росту дислокаций. За время между импульсами температура быстро падает дф начальной, а концентрация дефектов в результате взаимной рекомбинации, диффузии и стока уменьшается, в результате прекращается рфст дислокаций и начинается обратный процесс релаксации. Конкуренция Процессов роста и релаксации дислокаций в конечном итоге и определяет разрушение поверхности.
