Содержание к диссертации
Введение
1. Тепловая модель нагрева полупроводников лазерным излучением 8
1.1. Возможности лазерных методов эпитаксии и отжига полупроводников 8
1.2. Твердофазная кристаллизация полупроводниковых слоев под действием лазерного излучения 13
1.3. Лазерная жидкофазная кристаллизация полупроводников 16
1.4. Лазерные методы формирования новых структурных модификаций материалов 19
Заключение к главе 1 22
2. Методика эксперимента 24
2.1. Методы обработки полупроводников импульсным лазерным излучением 24
2.2. Лазерные установки для обработки полупроводниковых материалов 30
2.3. Методика исследования динамики процессов нагрева, плавления и кристаллизации полупроводников импульсным лазерным излучением 36
2.4. Аппаратура и методика исследования структуры материала и распределения примесных элементов в перекристаллизованных слоях 38
2.5. Приготовление образцов 40
Заключение к главе 2 43
3. Исследование процессов нагрева полупроводников миллисекундными импульсами лазерного излучения 45
3.1. Динамика нагрева полупроводников импульсами лазерного излучения миллисекундной длительности 45
3.2. Морфология поверхности полупроводников при воздействии импульсного лазерного излучения 51
3.3. Расчет температурных полей и оптимизация процессов лазерной обработки полупроводников 55
3.4. Диссоциация полупроводниковых соединений под действием импульсного лазерного излучения 65
Заключение к главе 3 67
4. Кристаллизация полупроводников из жидкой фазы в условиях импульсного лазерного воздействия 70
4.1. Лазерная жидкофазная эпитаксия полупроводников под действием миллисекундных лазерных импульсов 71
4.2. Влияние сил поверхностного натяжения на морфологию поверхности перекристаллизованных слоев 75
4.3. Неустойчивость фронта кристаллизации при лазерной эпитаксии полупроводников 78
4.4. Дислокационная структура полупроводниковых слоев, полученных методом лазерной эпитаксии 84
Заключение к главе 4 91
5. Перераспределение примесей при лазерной обработке полупроводников 94
5.1. Механизм перераспределения примесей при воздействии на полупроводники миллисекундных лазерных импульсов 95
5.2. Особенности сегрегационных явлений при наносекундном лазерном отжиге 99
5.3. Влияние легирующих примесей на структурообразование при лазерной эпитаксии полупроводниковых слоев 105
Заключение к главе 5 113
Выводы 115
Литература 117
Приложение 130
- Твердофазная кристаллизация полупроводниковых слоев под действием лазерного излучения
- Аппаратура и методика исследования структуры материала и распределения примесных элементов в перекристаллизованных слоях
- Морфология поверхности полупроводников при воздействии импульсного лазерного излучения
- Неустойчивость фронта кристаллизации при лазерной эпитаксии полупроводников
Введение к работе
Актуальность работы . Доминирующим физическим механизмом, определяющим характер изменения свойств сильнопоглощающих сред при взаимодействии с мощным электромагнитным излучением, является нагрев вещества при поглощении энергии излучения. Именно с тепловыми явлениями связаны процессы импульсного лазерного отжига.
Лазерная техника в настоящее время получила признание как одно из наивысших научно-практических достижений человечества. Лазеры имеют множество областей применения, среди которых особое место принадлежит лазерным технологиям в твердотельной электронике. Технологические процессы, связанные с лазерным воздействием, протекают в экстремальных условиях: чрезвычайно высокие температуры, громадные плотности мощности, сверхмалые области протекания процессов. В лазерных микротехнологиях все эти факторы сочетаются одновременно.
Применение лазерного излучения в технологических процессах изготовления твердотельных электронных приборов позволяет решить такие важные в практическом плане задачи, как формирование приповерхностных полупроводниковых слоев соответствующего качества, получение новых структурных модификаций кристаллов, изготовление приборных структур и другие.
При формировании лазерными технологиями изделий микро- и на-ноэлектроники возникает ряд структурных дефектов на поверхности кристаллов, таких как аморфизация приповерхностных слоев, дислокационные скопления, микротрещины, ячеистая структура, лунки отдельных проплавов, испарение легирующей примеси и другие, что отрицательно, в основном, влияет на параметры этих изделий.
Образование структурных несовершенств при импульсном лазерном воздействии на полупроводники зависит от параметров излучения, управляя которыми можно получить качественные полупроводниковые слои. Исходя из этого, изучение закономерностей структурных изменений в поверхностном слое полупроводниковых материалов при воздействии милли- и наносекундного импульсного лазерного излучения является актуальной задачей для твердотельной электроники.
Цель настоящей работы состоит в исследовании и получении новых данных по структурообразованию в поверхностных слоях материалов твердотельной электроники Si, Ge, InSb, CdTe, CdSb, HgTe под воздействием импульсного излучения неодимого и рубинного лазеров милли- и на-носекундной длительности.
Для достижения поставленной цели потребовало постановки и решения следующих задач: создание аппаратуры и методик исследования динамики процессов, сопровождающих импульсное лазерное воздействие; исследование динамики процессов нагрева полупроводников импульсами лазерного излучения; выявление особенностей кристаллизации и морфологии поверхности полупроводниковых материалов в условиях импульсного лазерного воздействия; установление закономерностей перераспределения легирующих примесей в поверхностном слое полупроводников при лазерной обработке.
Научная новизна диссертационной работы определяется методами и подходами решения проблемы, а также следующими результатами, которые получены впервые:
- морфология поверхности Si и Ge определяется плотностью энергии импульсного лазерного излучения. Однородно перекристаллизованные слои формируются только при превышении критической плотности энергии импульса;
- уменьшение микронапряжений в полупроводниковом соединении CdTe за счет применения двух лазеров с различными спектральными, энергетическими и временными характеристиками; - закономерности процесса диссоциации полупроводникового соединения HgTe при плотностях энергии лазерного излучения от 2 до 80 Дж/см2;
- зависимость образования ячеистой структуры и ее геометрии от давления остаточного газа в рабочей камере и параметров лазерного облучения. При давлении ниже 10 4 Па ячеистая структура не образуется;
- зависимость распределения концентрации легирующей примеси (Ga, Sn, Ві) в поверхностном слое Si и Ge от параметров лазерного воздействия. При миллисекундном импульсе распределение примеси подчиняется закономерностям, характерным для равновесных условий, а при наносе-кундном — определяется возникновением неравновесных эффектов;
- формирование на поверхности Si и Ge эпитаксиальных слоев с концентрацией электрически активной примеси, превышающей равновесную, при лазерном облучений милли- и наносекундными импульсами.
Полученные результаты могут иметь применения на практике. Разработанные аппаратура и методики импульсного лазерного воздействия на монокристаллические полупроводниковые материалы в милли- и нано-секундном диапазонах позволяют получать поверхностные слои с заданными свойствами и структурным совершенством.
Предложенные режимы лазерного воздействия на Si и Ge могут быть использованы для получения эпитаксиальных слоев толщиной 1СН-30 мкм кристаллизацией жидкой фазы, а также структур с заданными концентрационными профилями распределения имплантированной примеси (Ga, Ag, Bi, Sn) применительно к технологии дискретных полупроводниковых приборов.
Результаты данной работы внедрены в производство полупроводниковых приборов в ОАО СКБ «Элькор» (см. приложение). Созданные установки, а также атлас микроструктур и морфологии поверхности полупроводниковых материалов, формирующихся после импульсного лазерно го воздействия используются в учебном процессе на кафедрах Физических основ микро- и наноэлектроники Кабардино-Балкарского госуниверситета и Технологии материалов электроники Московского института стали и сплавов при проведении учебных занятий, а также при выполнении выпускных квалификационных работ и магистерских диссертаций студентами. Положения, выносимые на защиту.
1. Методики формирования монокристаллического поверхностного слоя материалов твердотельной электроники Si, Ge, InSb, CdSb, CdTe, HgTe путем милли- и наносекундного лазерного воздействия на поверхность.
2. Зависимость дислокационной структуры монокристаллического слоя полупроводника от пространственно-временного распределения энергии лазерного излучения.
3. Зависимость структуры микрорельефа и свойств поверхностного слоя полупроводников от параметров лазерного воздействия и давления остаточного газа.
4. Зависимость концентрационного профиля имплантированной примеси в монокристаллических Si и Ge от параметров импульса лазерного воздействия.
Твердофазная кристаллизация полупроводниковых слоев под действием лазерного излучения
Основным физическим механизмом структурных превращений при обработке полупроводников непрерывным (сканирующим) лазерным излучением является твердофазная рекристаллизация аморфных или дефектных слоев на монокристаллической подложке. В работе [12] установлено, что перекристаллизация аморфного слоя толщиной 500 А на монокристаллическом кремнии происходит за время Ю-5 с при температуре ТР=0,9Т1Ш где Гр, Гпл — температура рекристаллизации и температура плавления аморфного кремния соответственно. Следовательно, при воздействии лазерного излучения длительностью 10 5с необходимо учитывать твердофазные превращения в полупроводниковых структурах.
С целью выяснения механизма отжига полупроводников излучением лазеров непрерывного действия, помимо электрических измерений, были привлечены такие методы исследований как обратное рассеяние, фазокон-трастная микроскопия и зондирование поверхности материалов в процессе их облучения. В работе [13] контроль за изменением отражательной способности исследуемой поверхности осуществлялся непрерывным He-Ne-лазером, луч которого фокусировался в пятно диаметром 5 мкм и направлялся в центр отжигаемой области диаметром 50 мкм. Скорость сканирования отжигающего излучения аргонового лазера составляла 0,5 см/с. При этом время воздействия излучения на материал составляло 10 мс.
При мощностях излучения аргонового лазера меньше 6 Вт степень отражения зондирующего луча соответствует значению, характерному для аморфного кремния. По мере увеличения мощности светового потока греющего излучения интенсивность отраженного зондирующего излучения несколько возрастает в связи с повышением температуры аморфного слоя и началом процесса твердофазной рекристаллизация. При 6,5 Вт наблюдается пик, обусловленный интерференцией лучей, отраженных от поверхности образца и от границы раздела аморфного слоя и монокристал лического кремния (точка а на рис; 1.2). Дальнейшее увеличение мощности приводит к резкому снижению степени отражения зондирующего излучения до значения, характерного для монокристаллического кремния (точка Ъ на рис. 1.2).
При этой мощности происходит полная рекристаллизация аморфного слоя. Подтверждением сказанному служит пунктирная кривая, снятая на заранее рекристаллизованном монокристаллическом кремнии. На ней отсутствует интерференционный пик, и в точке с обе кривые совпадают. По мере дальнейшего увеличения мощности аргонового лазера наблюдается резкое увеличение отражательной способности (точки с и d на рис. 1.2), связанное с образованием жидкой фазы полупроводника.
Явные признаки плавления и растекания материала были обнаружены с помощью фазово-контрастной микроскопии при энергетических режимах облучения, соответствующих точке d на рис. 1.2. Исследования облученных образцов методом обратного рассеяния ионов гелия показали, что полная рекристаллизация аморфного слоя происходит уже начиная с мощности излучения, соответствующей точке Ь. Расчет температуры поверхности в точке Ь дает значение 1100 К, которое равно температуре твердофазной рекристаллизации аморфного кремния. Необходимо отметить, что полная перекристаллизация аморфного слоя произошла и в образцах с расплавленным приповерхностным слоем, однако плавление не является обязательным условием структурных превращений при воздействии на полупроводники непрерывного лазерного излучения [14—17].
Кроме того, лазерный твердофазный отжиг происходит без заметной диффузии примесей [14, 18, 19] и изменения первоначального профиля распределения легирующих элементов (рис. 1.3) [20]. При этом происходит полная электрическая активация примесей и, возможно, образование метастабильных модификаций материалов с концентрацией примесей, превышающей их равновесный предел растворимости в твердой фазе. В то же время, обычная термическая обработка аналогичных структур (1000С, 30 мин.) приводит к заметному уширению профилей распределения примесей, обусловленному диффузионными процессами (кривая 2 на рис. 1.3).
К недостаткам методов лазерной твердофазной кристаллизации полупроводниковых слоев следует отнести закалку избыточной концентрации точечных дефектов. Однако дополнительный непродолжительный термический отжиг рекристаллизованных слоев при температуре 450С позволяет существенно уменьшить концентрацию точечных дефектов и получить полупроводниковые слои высокого качества [21, 22].
Результаты многочисленных исследований позволили однозначно установить тепловой механизм отжига полупроводников под действием наносекундных лазерных импульсов. Согласно теоретическим оценкам длительность теплового воздействия 10 8 с, характерная для импульсных лазеров с модулированной добротностью, совершенно недостаточна для полного устранения основных типов радиационных дефектов в кристалли ческой решетке при температурах ниже точки плавления материала. Многообразие структурных превращений и физических процессов, происходящих при импульсной обработке полупроводников, удается объяснить в рамках модели плавления, которая предполагает образование жидкой фазы материала в зонах воздействия излучения и последующую кристаллизацию материала на направляющей монокристаллической подложке. Таким образом, лазерный отжиг полупроводников короткими (10 с) импульсами является аналогом неравновесной жидкофазной эпитаксии [23—25].
Экспериментальные исследования кинетики нагрева, плавления и кристаллизации кремния под действием наносекундных лазерных импульсов позволили определить условия фазовых и структурных превращений в этом временном режиме. Временная зависимость интенсивности отраженного зондирующего излучения He-Ne-лазера от отжигаемой поверхности кремния приведена на рис. 1.4.
Аппаратура и методика исследования структуры материала и распределения примесных элементов в перекристаллизованных слоях
Эффект лазерного воздействия на полупроводниковые материалы в значительной степени зависит от качества подготовки их поверхностей. При этом, в первую очередь, следует принять во внимание факторы, определяющие взаимодействие лазерного излучения с веществом: коэффициент поглощения и коэффициент отражения от поверхности. От величины этих структурно чувствительных параметров сильно зависит пороговая плотность мощности лазера, необходимая для оплавления кристаллов. Кроме того, нарушенный слой полупроводникового материала может служить дополнительным источником дефектов, возникающих при лазерной обработке вплоть до образования микротрещин и нарушения целостности образцов. Поэтому получение воспроизводимых результатов возможно либо на естественных сколах, либо на тщательно полированных, без нарушенного слоя, монокристаллах.
Облучению лазером подвергались образцы, изготовленные из ориентированных монокристаллов кремния, германия, антимонида индия, анти-монида кадмия, теллурида кадмия. Монокристаллы разрезались ленточной пилой с использованием абразивного порошка М20 на прямоугольные бру-ски размером 7x7x15 мм . Бруски после отмывки и химического травления раскалывались на пластины толщиной 1 мм для получения образцов размерами 7x7x1 мм3. Для повышения хрупкости бруски перед раскалыванием охлаждались жидким азотом. Из пластин проволочной пилой с абразивным порошком М10 вырезались образцы размерами 4x4 или 6x6 мм2. Поверхности кристаллов шлифовались микропорошком М5, полировались алмазной пастой АСМ 0,5/0 и промывались в органических растворителях. Для снятия нарушенного механической обработкой слоя монокристаллы подвергались химическому травлению. Составы травителей и режимы травления приведены ниже (таблица 2.5). Качество обработанной поверхности контролировалось с помощью микроскопа при увеличении 150х. На поверхности химически обработанных кристаллов всегда присутствуют инородные атомы, адсорбированные из травителя или из окружающей атмосферы, продукты химических реакций и т.п. При последующем лазерном воздействии наличие посторонних примесей на поверхности облучаемых кристаллов может привести к их легированию и неконтролируемому изменению электрофизических свойств перекристаллизационного объема.
Аналогичный процесс может происходить при взаимодействии жидкой фазы кристаллов с окружающей атмосферой. Исключить возможное действие описанных выше факторов удается только проводя эксперименты на естественных сколах кристаллов, полученных в условиях высокого вакуума.
Для этих целей было сконструировано устройство, смонтированное в установке ВУП-4. На массивном основании, имеющем резьбовое соединение для регулировки устройств по высоте, укреплялся исследуемый монокристалл размерами 7x7x15 мм3, помещенный между пластинами, изготовленными из спектрально чистого графита. Для электрической изоляции установки от корпуса служила ситалловая пластина. Скалывание выступающей за графитовые пластины части образца производилось острозато-ченной сапфировой шайбой при падении на нее груза массой 300 г, скользящего по направляющим. В исходном положении груз фиксировался штангой. В нужный момент груз освобождался путем поворота штанги вокруг вертикальной оси. В процессе проведения эксперимента образец нагревался электрическим током. Температура контролировалась хромель-алюмелевой термопарой. Излучение ОКГ ГОС-301 фокусировалось линзой в пятно диаметром 5 мм на сколотой поверхности образца. Время от момента скалывания до облучения не превышало 1 с. Все операции производились в вакууме с давлением остаточных газов не выше 4x10-4 Па.
Распределение дислокаций, двойников, блоков мозаики и т.п. в перекристаллизованных слоях выявлялось действием селективных травителей по общепринятой методике.
Составы применявшихся селективных травителей и режимы обработки поверхности были приведены выше (таблица 2.5). Следует отметить, что разрешающая способность стандартных травящих смесей в больший-стве случаев составляет величину 10 -И 0 см . Плотность дислокаций в перекристаллизованных слоях, в нашем случае, превышает 108 см 2. Поэтому режимы травления и пропорции реактивов изменялись с целью уменьшения скорости химических реакций. Замедленное действие селективного травителя позволяет сделать процесс более контролируемым и прекратить травление, когда дислокационные ямки еще достаточно мелкие, но вполне контрастные.
Для выяснения характера распределения линейных дефектов по глубине кристаллов, подвергавшихся лазерному воздействию, производилось изучение картины дислокационного травления торцевых и косых (с углами 5x10 и 1,13x10 рад) шлифов. При этом селективное действие травите-лей позволяло выявлять границу перекристаллизованного слоя и матрицы кристалла. Распределение плотности дислокаций по глубине образцов определялось также методом поочередного травления в селективном и полирующем травителях при измерении толщины снятого слоя с помощью микроскопа МИС-11.
Образование большого количества электрически активных структурных дефектов [13] и перераспределение легирующих примесей при лазерной перекристаллизации приводит к возникновению неоднородностей электрофизических свойств облученных кристаллов по глубине.
Выявление областей с различными величинами и типами проводимости производилось путем электрохимического травления и анодирования косых шлифов. Результаты, полученные таким способом, сопоставлялись с данными микрозондовых исследований распределения термо-э.д.с, фото-э.д.с. и распределения потенциала вдоль поверхности косого шлифа. Измерение этих величин позволяет выявить переходную область /7-и-переходов и области с различным типом проводимости.
Морфология поверхности полупроводников при воздействии импульсного лазерного излучения
Точный расчет температурных полей в полупроводниковых материалах при мощном лазерном нагреве их поверхности наталкивается на ряд принципиальных трудностей, так как при этом необходимо учитывать зависимость всех теплофизических параметров полупроводниковых материалов от температуры, возможность металлизации поверхностного слоя при фазовом переходе (плавлении), сложный характер рассеяния фононов в полупроводниках, зависимость температуры плавления от концентрации неравновесных электронно-дырочных пар, концентрации легирующих примесей, степени структурного совершенства и т. п. Анализ теоретических работ, посвященных расчетам температурных полей при частичном учете перечисленных факторов, приведен в обзорах.
В большинстве описанных случаев анализируется действие ОКГ в наносекундном диапазоне длительностей, когда глубина проплавленной области полупроводника не превышает 1 мкм. Непосредственное применение этих методик для случая воздействия миллисекундных лазерных импульсов наталкивается на ряд трудностей.
В связи с этим нами произведены оценочные расчеты распределения температуры в образцах в предположении, что результат лазерного облучения можно рассматривать просто как импульсный нагрев, сопровождающийся изменением коэффициентов тепло- и температуропроводности от температуры. Это позволило свести задачу определения температурного поля в тонкой полупроводниковой пластинке к решению уравнения нестационарной теплопроводности [71, 72]: где То — начальная температура; п — вектор внешней нормали к поверхности пластинки; 9 — эффективная температура окружающей среды; г и z— цилиндрические координаты, а, а и А, — коэффициенты теплоотдачи, температуропроводности и теплопроводности, соответственно; R и h — радиус и толщина пластинки. После замены уравнения (3.2) с граничными и начальными условиями (3.3) эквивалентным вариационным уравнением, решение производилось численно на ЭВМ. Время нагрева полагалось равным длительности импульса ОКГ (5 мс), а в качестве материала образца был выбран германий, для которого температурные зависимости коэффициентов тепло- и температуропроводности аппроксимировались линейными зависимостями:
Значение энергии импульса лазерного излучения неявно входит в величину эффективной температуры 9 и параметра а. Рассчитанное при значениях R=0,25 см, h=0,08 см, Г0=900 К, 0=280 К и а=1 временное распределение температуры на различных глубинах z от поверхности представлены на рис. 3.6. Пунктиром отмечено значение температуры плавления германия (7 .,=1209 К).
На основании полученных результатов можно заключить, что при миллисекундном лазерном нагреве с плотностями энергии импульсов порядка десятков джоулей на квадратный сантиметр характерные глубины проплавленной зоны должны быть порядка десяти микрон, а время существования жидкой фазы на поверхности — порядка миллисекунды. Результаты выполненных оценочных расчетов хорошо согласуются с данными экспериментальных исследований, приведенными в 3.1.
Исследования, проведенные на различных классах полупроводников, показали, что эффективность локальной обработки кристаллов ограничивается условием однофотонного поглощения, в силу которого обрабатываемые полупроводники должны удовлетворять неравенству hv Eg, где hv — энергия кванта лазерного излучения; Eg — ширина запрещенной зоны полупроводника. Так, как энергия кванта излучения лазеров технологического назначения составляет 1,17 эВ (неодимовый) и 1,78 эВ (рубиновый), то обработка широкозонных полупроводников, для которых ё 1,8 эВ, наталкивается на значительные трудности вследствие прозрачности этих материалов для излучения. Проблема повышения эффективности лазерной обработки особенно актуальна в случае использования излучения лазеров на СО2, энергия кванта которого составляет лишь 0,12 эВ.
Наибольший эффект для целей интенсификации и оптимизации процессов лазерной обработки материалов достигается при совместном воздействии на полупроводники излучений от двух лазеров, работающих в различных спектральных, энергетических и временных режимах. При этом с помощью одного из излучений (как правило, малой мощности) инициируется в кристалле сильное наведенное поглощение для другого излучения, которое является рабочим, но непосредственно поглощается слабо [72—75]. Если одно из излучений V] попадает в область фундаментального поглощения полупроводника hv\ Eg, а второе v2 поглощается слабо hv2 Eg, то под действием излучения V] в полупроводнике наводится поглощение на частоте v2, обусловленное генерацией носителей при внутреннем фотоэффекте. Поскольку коэффициент поглощения света свободными носителями квадратично растет с ростом длины волны, то излучение v2 поглощается значительно эффективнее, чем vb и обуславливает разогрев полупроводника [76]. При этом излучение vj обеспечивает только необходимую для разогрева концентрацию неравновесных носителей.
Один из вариантов воздействия на полупроводники излучений от двух лазеров заключается в фотовозбуждении кристалла излучением V) при дополнительном его разогреве излучением v2, распространяющимся навстречу первому (рис. 3.7).
Неустойчивость фронта кристаллизации при лазерной эпитаксии полупроводников
Перераспределение примесей, обусловленное воздействием на легированные или имплантированные полупроводники лазерного излучения, неразрывно связано с процессами диффузии и растворимости [66]. Поскольку в неравновесных условиях лазерного отжига процессы диффузии и растворения протекают совсем иначе, чем при равновесной термической обработке, то концентрационные профили распределения примесей по глубине обладают рядом специфических особенностей.
Прежде всего следует отметить, что примеси после лазерного отжига занимают в кристаллической решетке, как правило, регулярные электрически активные положения и, следовательно, дают известный спектр энергетических уровней. При этом, в зависимости от временных и энергетических режимов отжига, возможно как сохранение начальных профилей распределения примесей, так и полное перераспределение примесей по слою [97, 100, 101]. Такие существенные различия в изменении концентрационных профилей обусловлены тем, что при переходе от твердотельной кристаллизации к жидкофазной коэффициенты диффузии легирующих примесей изменяются более, чем на 7 порядков (от 10-"-Н0 12 до 10_4-Н0 5 см /с).
Кроме того, вследствие высоких скоростей движения фронта кристаллизации, существенно возрастают пределы растворимости примесей. При этом эффективный коэффициент сегрегации примесей может более чем на два порядка превысить значение коэффициента сегрегации в равновесных условиях.
Таким образом, реальный профиль распределения примесей в облученных полупроводниках определяется относительными вкладами процессов диффузии и сегрегации в каждом конкретном режиме лазерной обработки. В тех случаях, когда реализуется твердофазный механизм рекристаллизации профили распределения примесей практически сохраняются неизменными. При переходе к режиму жидкофазной кристаллизации профили распределения определяются как свойствами самих примесных атомов, так и режимами облучения.
Необходимо отметить, что электрическая активация и растворимость примеси определяются режимами лазерного отжига, в первую очередь временными характеристиками излучения. Поскольку наиболее исследованными являются два диапазона длительностей: 10_2-Н(Г4 и 10 7-И(Г9 с, то рассмотрим более детально особенности перераспределения примесей при миллисекундном и наносекундном лазерном воздействии.
Скорости движения границы раздела фаз при жидкофазной эпитак-сии полупроводников под действием миллисекундных лазерных импульсов составляют -0,5 см/с (см. 3.1). Поэтому для описания процессов перераспределения примесей в этом временном режиме могут быть использованы соотношения, характерные для случая равновесной кристаллизации материалов, поскольку неравновесные эффекты проявляются при существенно более высоких скоростях кристаллизации ( 1 м/с). Для низких скоростей роста, когда кристаллизация происходит в условиях локального равновесия на границе раздела фаз, коэффициент равновесной сегрегации примесей определяется соотношением: где Cs и С/ — концентрация примеси (при фиксированной температуре) в твердой и жидкой фазах соответственно (рис. 5.1). Значение коэффициента сегрегации к0 определяет характер перераспределения примесей в результате процесса плавления и последующей перекристаллизации расплава. ft
На рис. 5.2 схематически показаны концентрационные профили распределения примесей в жидкой и твердой фазах на различных стадиях кристаллизации при к0 \ в условиях термодинамического равновесия. Как следует из рисунка, концентрация примесей в твердой фазе на начальной стадии кристаллизации равна щк$. В дальнейшем избыток примесей оттесняется в жидкую фазу и может достигнуть максимального значения и До.
После полного затвердевания на поверхности перекристаллизованного слоя формируется тонкая пленка материала, состоящая из примесных элементов. Толщина пленки примесных элементов тем больше, чем больше значение ко и чем выше доза легирования материала.
Рассмотренный механизм перераспределения примесей в процессе кристаллизации расплава в равновесных условиях может быть применен и при миллисекундном лазерном воздействии. Нами обнаружено, что в случае перекристаллизации расплава под действием миллисекундных лазерных импульсов происходит оттеснение примеси из объема на поверхность с образованием пленки материала лигатуры [66].
Исследование распределения примесей в перекристаллизованных слоях производилось на образцах германия, легированных различной дозой примеси галлия [66]. Нагрев и плавление приповерхностного слоя образцов осуществлялось импульсами пеодимового лазера длительностью 3,5 мс с плотностью энергии 40 -50 Дж/см при температуре предварительного подогрева 900 К. Содержание примеси галлия определялось методом масс-спектроскопии вторичных ионов на микроанализаторе SMI-300 при бомбардировке образцов ионами аргона с энергией 6 кэВ. Установлено, что в образцах германия до лазерного воздействия примесь галлия распределена равномерно по всему объему (рис. 5.3). После перекристаллизации слоя толщиной -10 мкм на поверхности образцов Ge:Ga образуется тонкая пленка галлия, толщина которой зависит от степени легирования и составляет примерно 0,03 и 0,1 мкм для образцов с удельным сопротивлением 0,05 и 0,002 Омхсм, соответственно [66].
