Исследование электрических и оптических свойств дислокационных сеток в кремнии

Тенденция роста плотности количества элементов, приходящихся на 1 см² кремниевой пластины, более не может быть описана законом Мура, неуклонно выполнявшимся на протяжении более чем 20 лет и ставшем практически производственным планом для конкурирующих в индустрии кремниевых процессоров компаний, таких как Intel и IBM [1]. Сама же величина плотности элементов на пластине выходит на насыщение, связанное уже с фундаментальными ограничениями размеров, при которых полупроводник еще можно считать полупроводником. Основным источником роста вычислительной производительности процессоров на сегодняшний день является развитие алгоритмов параллельных вычислений и производство многоядерных процессоров по существующей технологии [2].

Дать новый скачок в увеличении производительности процессоров позволит переход от проводной к оптической передаче информации между отдельными функциональными блоками процессоров. Оптический обмен данными способен понизить энергопотребление, а значит, и тепловыделение процессора за счет сокращения длины проводников, что позволит создавать миниатюрные многоядерные процессоры по многослойной технологии. Кроме того, оптическая связь лишена такой проблемы как взаимное проникновение сигналов между близко расположенными проводами за счет емкости проводников, что позволит повысить скорость передачи информации между элементами архитектуры процессора.

Для осуществления оптической передачи требуется три компонента: источник света, канал оптической связи, и приемник. Все эти три устройства для успешного применения должны быть совместимы с существующей кремниевой технологией, как с технической стороны, так и с точки зрения экономической обоснованности их применения. Последний фактор зачастую становится непреодолимым барьером для массового внедрения таких высокотехнологичных методов создания эффективных излучателей на гетеро структурах как, например, молекулярно-лучевая эпитаксия.

Наиболее оптимальным для передачи сигнала является излучение на длине волны около 1,5 мкм (0,8 эВ), которое может быть использовано без дополнительной конвертации в уже существующих системах связи, поскольку совпадает с окном максимальной прозрачности оптических волноводов. Более того, свет с энергией фотона 0,8 эВ, меньшей энергии края фундаментального поглощения кремния, распространяется в нем практически без потери интенсивности [3]. Это означает, что для такого излучения не требуется организация специальных световодов внутри микросхемы.

Среди технологий, часто рассматриваемых в качестве подходящих для создания источника света, следует выделить имплантацию в кремний ионов редкоземельных металлов. Наибольший интерес вызвала эрбиевая имплантация, ввиду оптимальных параметров линии оптического излучения эрбия с энергией около 0,8 эВ. Однако эффективность излучателей, построенных на имплантированном эрбии, оказалась слишком низкой для применения в реальных процессорах [4]. Менее одного процента имплантированного эрбия становится оптически активным в кремнии. Более того, при исследовании люминесцентных свойств имплантированных пластин, оказалось, что интенсивность эрбиевой люминесценции не превосходит интенсивности неизбежно сопутствующей ей дислокационной люминесценции, возникающей за счет дислокаций, образованных в результате отжига радиационных дефектов [5], основное излучение которой также обладает энергией около 0,8 эВ. Из всех возможных способов введения дислокаций в кремний особое место занимает технология сращивания кремниевых пластин [6]. Широко применяющаяся для производства подложек кремния на изоляторе техника сращивания монокристаллических пластин позволяет получать регулярные дислокационные сетки (ДС) с контролируемой плотностью дислокаций на площади целой пластины диаметром до 300 мм, а совместно с технологией Smart Cut® [7] позволяет получать ДС на заданной глубине от поверхности. Помимо перспектив промышленного применения данные структуры ввиду их точно определенной геометрии идеально подходят для исследования свойств самих дислокаций и ДС.

Актуальность работы.

Дислокационная люминесценция в кремнии (ДЛ), открытая в 1976 г. [8] наблюдается при наличии в нем дислокаций и обладает набором характеристических линий, традиционно обозначаемых Dl, D2, D3. D4 с энергиями в диапазоне 0,7 -1,0 эВ. Кроме перечисленных выше основных линий ДЛ, были также обнаружены дополнительные линии, обозначаемые индексами с более высокими номерами [9].

Для оптоэлектронных приложений наибольший интерес вызывает линия D1 (-0,807 эВ), поскольку эта линия идеально подходит для осуществления оптической передачи данных в кремниевых микросхемах и, кроме того, обладает наибольшей интенсивностью.

С момента открытия ДЛ идея создать оптический излучатель на ее основе из чистого кремния вызывает большой интерес к свойствам дислокационной люминесценции. Были представлены экспериментальные образцы светодиодных устройств, работающих на D1 линии ДЛ [10, 11]. Однако, для рассмотрения перспектив внедрения в производство необходимы данные по предельной теоретической эффективности ДЛ. Для этого требуется понимание механизмов, ответственных за линию D1 ДЛ оптических переходов и природы центров люминесценции. Несмотря на многочисленные исследования люминесцентных свойств и электронных уровней, связанных с дислокациями в течение последних сорока лет, четкого понимания в решении данного вопроса не достигнуто.

Одной из ключевых задач является установление однозначного соответствия между электронными уровнями в запрещенной зоне, определяемым в электрофизических измерениях, и оптическим излучением, наблюдаемым при исследовании люминесцентных свойств.

Для исследования уровней в запрещенной зоне полупроводника применяются методы нестационарной емкостной спектроскопии глубоких уровней: Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS) для исследования уровней захвата основных носителей и Minority Carrier Transient Spectroscopy (MCTS) — для неосновных. Методы DLTS и MCTS основаны на измерении постоянной времени термоэмиссии носителей заряда, захваченных на энергетические уровни в запрещенной зоне. Постоянная времени термоэмиссии зависит от энергетической глубины залегания уровня — энергетическому расстоянию от уровня до края соответствующей разрешенной зоны.

Методы DLTS и MCTS позволяют определить положение уровней относительно краев запрещенной зоны. Из спектров люминесценции определяют энергию меж-уровневых оптических переходов. При сложном спектре энергетических уровней в запрещенной зоне, когда межуровневое энергетическое расстояние практически одинаково для разных пар уровней, установить прямое соответствие между независимо полученными данными DLTS и люминесценции и построить схему оптических переходов невозможно. Таким образом, актуальной задачей является разработка нового метода исследования уровней в запрещенной зоне, позволяющего судить не только о глубине залегания уровня, но и о его участии в оптических переходах.

Цели и задачи диссертационной работы.

Исходя из вышесказанного, были поставлены основные цели настоящей работы:

1. Разработка нового метода исследования полупроводниковых излучающих структур, позволяющего определять участие электронных уровней в запрещенной зоне в излучательной рекомбинации.

2. Определение при помощи нового метода уровней в запрещенной зоне ответственных за 01 линию дислокационной люминесценции в образцах сращенных пластин кремния.

Для достижения поставленных целей работы были сформулированы следующие задачи:

1. Методами нестационарной емкостной спектроскопии глубоких уровней (БЬТБ, МСТ8) исследовать уровни захвата электронов и дырок, образованные дислокационной сеткой в образцах пи р-типа сращенных кремниевых пластин с углами вращательной разориентации в диапазоне 0,9° - 6,0°.

2. Исследовать спектры катодолюминесценции образцов пи р-типа сращенных кремниевых пластин с различной разориентацией вблизи энергетического положения линии 01 ДЛ.

3. Разработать методику для установления участия в люминесценции каждого конкретного уровня, обнаруживаемого в БЬТБ измерениях.

4. С помощью разработанной методики провести исследования образцов сращенных пластин пи ртипа и установить уровни, ответственные за люминесцентную полосу Б1.

Научная новизна.

1. Впервые с помощью применения комбинации методов БЬТ8 и МСТБ исследованы спектры локальных электронных состояний дислокационных сеток в образцах сращенных кремниевых пластин во всей запрещенной зоне кремния, в том числе впервые получены указанные данные для образцов п-типа.

2. Разработан и реализован новый метод исследования происхождения спектральных полос излучательной рекомбинации в полупроводниках, основанный на впервые установленном явлении люминесценции, стимулированной электрическим заполнением носителями заряда локальных уровней в запрещенной зоне полупроводника.

3. С использованием нового метода экспериментально установлены электронные уровни в запрещенной зоне кремния, ответственные за линию дислокационной люминесценции. Показано, что люминесценция проходит при участии только мелких уровней в верхней и нижней половине запрещенной зоны с глубинами залегания порядка соответственно Ее — 0,1 эВ и Еу + 0,08 эВ.

4. Предложена новая модель оптических переходов, описывающая механизм излучения линии дислокационной люминесценции через мелкие уровни, которая учитывает кулоновское взаимодействие носителей, захваченных на центры рекомбинации, уменьшающее энергию излучения.

Положения, выносимые на защиту.

1. Экспериментально определенные параметры энергетических уровней дислокационных сеток в запрещенной зоне кремния.

2. Совпадение энергетических положений электронных состояний дислокационной сетки в запрещенной зоне кремния пи р-типа.

3. Новый метод установления однозначного соответствия между данными емкостной спектроскопии глубоких уровней и спектрами люминесценции.

4. Только мелкие уровни в запрещенной зоне с энергетическим положением порядка Ее — 0,1 эВ и Еу + 0,1 эВ участвуют в оптических переходах, ответственных за линию в кремнии.

5. Модель оптических переходов 01 люминесценции, учитывающая электростатическое взаимодействие носителей заряда, захваченных на нейтральные мелкие дислокационные уровни.

Достоверность полученных результатов.

Достоверность полученных результатов подтверждается их воспроизводимостью при исследовании большого числа образцов, применением современных экспериментальных методов исследования глубоких уровней и спектров катодолюминес-ценции, современных теоретических представлений для интерпретации экспериментальных данных, согласием данных эксперимента с расчетными, полученными на основании имеющихся моделей.

Научная и практическая значимость работы.

1. Обнаружено и исследовано явление люминесценции, стимулированной электрическим заполнением носителями заряда локальных уровней в запрещенной зоне полупроводника, которое расширяет общие представления об оптических процессах в полупроводниках.

2. Разработанный новый метод исследования процессов излучательной рекомбинации в полупроводниках с участием локальных центров люминесценции может быть использован для исследования широкого класса новых оптоэлектронных полупроводниковых структур.

3. Установление уровней, ответственных за линию дислокационной люминесценции, открывает возможность оценки предельной эффективности излучателей на ее основе и перспектив ее применения в индустрии микроэлектроники.

Апробация работы.

Материалы диссертационной работы докладывались и обсуждались на российских и международных школах, конференциях и симпозиумах:

1. 25-ая Международная конференция по дефектам в полупроводниках (1С08−25) (Санкт-Петербург, Россия 2009);

2. 10-ая Международная Конференция по пучковым методам исследования микроструктур в полупроводниках (В1АМ8−2010) (Халле, Германия 2010);

3. Международная конференция по протяженным дефектам в полупроводниках (Е08−2010) (Брайтон, Великобритания 2010).

4. XIV Международная Конференция: «Геттерирование и инженерия дефектов в полупроводниковой технологии» (вАОЕ8Г-2011) (Лойперсдорф, Австрия 2011).

5. Международная конференция по протяженным дефектам в полупроводниках (EDS-2012) (Солоники, Греция 2012).

6. IX Международная конференция и VIII школа молодых ученых Кремний-2012 (Санкт-Петербург, Россия 2012).

7. XV Европейский Конгресс по Микроскопии (ЕМС-2012) (Манчестер, Великобритания 2012).

Основные работы, включенные в диссертацию.

1. A. Bondarenko, О. Vyvenko, N. Bazlov, and О. Kononchuk, Dislocation luminescence and electrical properties of dislocation network produced by silicon direct wafer bonding // Physica B: Condensed Matter 2009, v. 404 No. 23−24, p. 4608−4611.

2. A. Bondarenko, O. Vyvenko, I. Isakov, and O. Kononchuk, Correlation between ca-thodoluminescent and electrical properties of dislocation network in the space charge region of Schottky-diode // Physica Statatus Solidi © 2011, v. 8, p. 1273−1277.

3. I. Isakov, A. Bondarenko, O. Vyvenko, V. Vdovin, E. Ubyivovk, and O. Kononchuk, Electrical levels of dislocation networks in pand n-type Si // Journal of Physics: Conference Series 2011, v. 281 No. 1, art. no. 12 010.

4. A.S. Bondarenko, O.F. Vyvenko, and I.A. Isakov, Identification of dislocation-related luminescence participating levels in silicon by DLTS and Pulsed-CL profiling // Journal of Physics: Conference Series 2011, v. 281 No. 1, art. no. 12 008.

5. A. Bondarenko, O. Vyvenko, I. Kolevatov, I. Isakov, and O. Kononchuk, Dislocation structure, electrical and luminescent properties of hydrophilically bonded silicon wafer interface // Solid State Phenomena 2011, v. 178−179, p. 233−242.

6. A.C. Бондаренко, О. Ф. Вывенко, И. А. Исаков, Электронные уровни и люминесценция дислокационных сеток, полученных гидрофильным сращиванием пластин кремния // ФТП 2013, т. 47 вып. 2, с. 223−227.

Выводы к главе 4.

В четвертой главе предложен новый метод для установления участия каждого уровня в запрещенной зоне, локализованного на интерфейсе, помещенном в ОПЗ диода Шоттки, определяемого в БЬТБ измерениях, в излучательной рекомбинации. Методика основана на регистрации люминесценции, стимулированной последовательными процессами контролируемого заполнения основными носителями энерге.

4.5).

Рис. 51. Заполнение энергетических уровней с прямоугольной функцией распределения и глубиной залегания 0,09эВ (синие кривые) и 0, ЗэВ (красные кривые) в зависимости о величины заполняющего импульса. Сплошные линии соответствуют заполнению импульсом длительностью 1 мкс, пунктирные — равновесному заполнению. тических уровней приложением электрических импульсов и инжекции неосновных носителей. Посредством сканирования по амплитуде заполняющего импульса производится последовательное установление участия уровней в запрещенной зоне в люминесценции по зависимости интенсивности люминесценции от амплитуды импульса.

Проведено численное моделирование кинетики заполнения уровней интерфейса электрическими импульсами, выявившее особенности совместного заполнения мелких и глубоких уровней в запрещенной зоне при коротких заполняющих импульсах на зависимостях степени заполнения от амплитуды импульса. Выявленные особенности могут служить дополнительным критерием установления уровня, заполнение которого вызывает рост интенсивности люминесценции.

ГЛАВА 5. Исследование влияния заполнения различных электронных состояний дислокационной сетки на интенсивность линии Б1 дислокационной люминесценции.

Для определения при помощи новой разработанной методики Ри^её-ТЯЕЬ, детально описанной в предыдущей главе, энергетических уровней дислокационной сетки, участвующих в оптических переходах люминесценции, были отобраны два образца пи р-типа с наиболее интенсивной люминесценцией. Угол вращательной разориентации пластин составлял 1,5° и 3° для пи робразцов соответственно.

Рнс. 52. ЭЬТ8 спектры образцов п-1.50 и р-3°. Для обоих образцов наблюдается большой сдвоенный пик в диапазоне температур 37−75 К, соответствующий мелким уровням глубиной порядка 0,1 эВ. Также наблюдаются широкие пики, соответствующие глубоким уровням (порядка 0,3 эВ) в диапазоне температур 100−175 К для р-типа и 150−250К для п-типа. В образце п-типа концентрация глубоких уровней по отношению к концентрации мелких в три раза меньше, чем в р-типе.

— I-'—¦—'-1-'—'-г.

50 75 100 125 150 175 200 225 250.

Temperature (К).

На Рис. 52 приведены ОЬТ5 спектры образцов п-1.5° и р-3°. Для обоих образцов наблюдается большой сдвоенный пик в диапазоне температур 37−75 К. соответствующий мелким уровням глубиной порядка 0,1 эВ. Также наблюдаются широкие пики, соответствующие глубоким уровням (порядка 0,3 эВ) в диапазоне температур 100−175 К для р-типа и 150−250 К для п-типа. В образце п-типа концентрация глубоких уровней по отношению к концентрации мелких в три раза меньше, чем в р-типе. Концентрации пересчитаны из сигнала DLTS по формуле (2.12).

Для измерений по методике Pulsed-TREL образцы были утонены от начальной толщины 780 мкм со стороны базы диода до толщины 90 мкм. Для этого сначала проводилась шлифовка образца на алмазном круге с зерном 14 мкм до толщины 100 мкм. Во время шлифовки образцы охлаждались проточной водой комнатной температуры. Каждые 2 минуты проводился контроль толщины и плоскопараллельности образцов. Затем на тканях, проводилась полировка поверхности образцов алмазными пастами с зерном 6 мкм, 3 мкм, и 1 мкм. Контроль качества полировки на этих стадиях проводился замерами толщины и визуально на оптическом микроскопе Zeiss Axio Imager с применением контраста Намарского (дифференциальный интерференционный контраст, DIC). Финальная обработка поверхности образца заключалась в химико-механической полировке в щелочном растворе коллоидного оксида кремния. Такая полировка растравливает аморфизованный слой, возникающий при шлифовке и полировке. Описанная механическая обработка проводилась на полуавтоматическом станке Struers Tegra с контролируемым давлением прижима образца к диску с абразивом или полирующей суспензией и скоростью вращения диска. Применение алмазной пасты и оксида кремния в качестве абразива сводит к минимуму возможность непреднамеренного загрязнения образца во время обработки.

Приготовление диодов производилось после механического утонения, отмывки от органических загрязнений и травления в плавиковой кислоте. На р-тип напылялся титановый электрод на п-тип — золотой. Омический контакт наносился втиранием InGa эвтектики по периметру образца с обратной поверхности от контакта и вне площади контакта, чтобы не закрыть активную область диода. Контроль качества диодов осуществлялся по измерениям вольт-амперных характеристик, которые соответствовали объемным диодам. Финальный контроль качества полировки осуществлялся при помощи регистрации карт токов, наведенных электронным лучом (EBIC). При этом одновременно диод выставлялся по центру фокального пятна параболического зеркала, собирающего люминесценцию на входной щели монохроматора (Рис. 43).

5.1. Спектры катодолюминесценции стимулированной заполнением электронных состояний дислокационной сетки.

На Рис. 53 приведены спектры Pulsed-TREL для образцов пи р-типа в зависимости от амплитуды заполняющего импульса. Параметры Pulsed-TREL эксперимента были следующими. Температура образца 70 К. Длительность заполняющего импульса 1,5 мкс, интервал между импульсами 4 мкс. Время накопления спектра 100 с.

Оба набора спектров демонстрируют доминирующую полосу люминесценции с энергией приблизительно 0,805 эВ, которая может быть определена как линия D1 дислокационной люминесценции. У образца п типа спектры имеют ярко выраженное плечо с энергией 0,795 эВ, а также уширение, переходящее в плато со стороны более высоких энергий. У образца р типа также наблюдается неоднородное уширение с высокоэнергетической стороны спектра.

При больших, около 4,8 В амплитудах импульса в спектре люминесценции образца n-типа появлялся сигнал электролюминесценции. При этом энергетическое положение максимума претерпевало сдвиг в сторону меньших энергий. Такое поведение спектра, по-видимому, соответствует нагреву образца, вызванному большими токами во время заполняющего импульса. Сдвиг максимума спектра в «красную» сторону можно в таком случае интерпретировать как сужение запрещенной зоны с ростом температуры. При величине импульса 5 В смещение составляет 1,6 мэВ, что соответствует нагреву от начальной температуры образца 70 К до 86 К. В образце р-типа электролюминесценция не наблюдалась.

Подбор временных параметров эксперимента осуществлялся экспериментально для обеспечения максимальной возможной чувствительности с учетом изложенных выше оценок времени заполнения и времени опустошения ловушек.

76 0.78 0.80 0.82 0.84 0.86 0.88 Photon energy, eV c/> «— 100 с.

— Q 80 со.

Г 60 co.

I 40 Л c jQ CTJ 4.

СЛ с D.

0 200.

Рис. 53. Спектры Ри^есЬТКЕЬ для образцов п- (вверху) н р-типа (внизу), записанные в диапазоне напряжений заполняющего импульса от 0 В до 5 В.

5.2. Зависимость интенсивности линии от величины заполняющего импульса. Уровни, участвующие в люминесценции.

На Рис. 54 приведены зависимости роста интенсивности сигнала люминесценции при энергии фотона 0,79 эВ и 0,80 эВ и сигнала при температуре 50 К, соответствующей положению пика от мелкого уровня с энергией около Е1 = Ее -0,1 эВ, от величины заполняющего импульса. Насыщение резкого роста на обеих кривых наступает при одинаковой величине импульса 1,3 эВ. Зависимость сигнала люминесценции от импульса демонстрирует кроме того характерный, воспроизводимый, препик в диапазоне амплитуд импульса 0 — 0,5 В. Данный препик следует отнести к предсказанному симуляцией кинетики заполнения совместному заполнению мелкого и глубоких энергетических уровней в запрещенной зоне.

100 с.

CD.

Е о о с го.

— С с.

CD.

СО 40.

60 Q Г О.

20-n-type > 1 r il.

• I 'шМ 1 * 1 / V⁷ yy* V.

— [' 1 /' t лЛ 7/ I f I si • .CL Peak @ 0.79 eVCL Peak @ 0.80 eVDLTS @ 50K i ¦ i ¦ i ¦

S •.

2 3.

Refilling pulse, V.

Рис. 54. Зависимости величины сигнала ОЬТБ при Т=50К (мелкий уровень дислокационной сетки) и интенсивности пиков люминесценции с энергетическим положением 0,79 эВ и 0,8 эВ от амплитуды заполняющего импульса для образца п типа.

Аналогичные зависимости роста люминесценции и сигналов БЬТБ от мелкого и глубоких уровней для образца р-типа представлены на Рис. 55. Сплошной кривой с закрашенными кружками изображена зависимость сигнала БЬТ8 при температуре 147 К, соответствующего заполнению глубокого уровня с энергией активации около 0,3 эВ. Кривая выходит на насыщение при амплитуде заполняющего импульса 0,6 В. Штриховая линия соответствует сигналу БЬТ8 при температуре 50 К, соответствующая заполнению мелкого уровня с энергией активации около 0,1 эВ. Кривая выходит на насыщение при амплитуде импульса около 1,3 В. Насыщение сигнала люминесценции (сплошная линия) наступает одновременно с насыщением заполнения мелкого уровня при величине импульса равной 1,3 В. Однако кривая сильно затянута в сторону малых амплитуд импульса. Такое поведение можно объяснить следующим образом. У этого образца плотность глубоких состояний оказалась заметно большей, чем в образце п-типа, и препик, связанный с совместным заполнением мелкого и глубоких энергетических состояний сливается с профилем заполнения, уширяя его.

Для проверки влияния начального состояния заполнения глубоких уровней на зависимость заполнения мелкого от амплитуды импульса был проведен следующий эксперимент. Измерялась зависимость сигнала ЭЬТ8 от мелкого уровня при температуре 50 К при подсветке образца после импульса светодиодом, для опустошения уровней (пунктирная кривая с незакрашенными кружками). Полученная зависимость смещена от темновой зависимости заполнения мелкого уровня от амплитуды импульса в сторону меньших значений напряжения и практически совпадает с кривой зависимости интенсивности Б1 люминесценции. Расхождение может быть вызвано тем, что в спектрах люминесценции присутствуют несколько линий (как минимум две) равно как и в спектре БЬТ8 пик мелкого уровня широк и не соответствует одиночному энергетическому уровню. Заполнение более мелких состояний не наблюдается в сигнале БЬТ8 при фиксированной температуре, но может затягивать рост кривой зависимости интенсивности люминесценции в сторону более высоких напряжений заполняющего импульса, что и наблюдается в эксперименте.

0) 00 о.

03 ф о. о.

Р-1у ре с * / ' / у / /.

1 1 1 о, 1 «' ' / - 1.

1 :

I / • * / • 1 / /, с: —" — С1 Реак @ 0.8 е/ — 01Т5@ 50 К 01Т5@ 147 К >••• ОИЭ 50 К + \qht -1 ?^ 1 -г-*- Г ''.

— 1- ••••с.

0.0 0.5 1 0 1.5 2.0.

РеА1Ппд РШэе (V).

2.5.

3 0.

Рис. 55. Зависимости величины сигнала ЭЬТ8 при Т=50К (мелкий уровень дислокационной сетки) и Т=147К (глубокий уровень) и интенсивности пика люминесценции с энергетическим положением 0,8 эВ от амплитуды заполняющего импульса для образца р типа. Для моделеро-вания влияния начального состояния глубоких уровней на кинетику заполнения мелких записана зависимость ИЬТ8 при температуре мелкого пика от амплитуды импульса с дополнительной подсветкой, вызывающей опустошение глубоких уровней перед заполняющим импульсом.

Таким образом, можно заключить, что 01 люминесценция происходит с участием мелких уровней в верхней и нижней половине запрещенной зоны.

5.3. Модель оптических переходов линии 01 дислокационной люминесценции.

Представленные выше результаты измерений показали, что как в случае образца п типа, так и в случае р-типа рекомбинация, ответственная за 01 линию ДЛ проходит через мелкие уровни с глубиной залегания Ее -0,1 эВ и Еу +0,07 эВ соответственно. Межуровневое энергетическое расстояние для этих уровней при температуре 70 К составляет 0,97 эВ, что превышает наблюдаемую энергию оптического перехода равную 0,8 эВ на 170 мэВ. Занижением энергии активации за счет эффекта.

Пула-Френкеля также не объяснить столь большой разницы между энергией излучаемых фотонов и межуровневым энергетическим расстоянием: экстраполяция энергии активации уровней к нулевому полю дает максимальную глубину положения мелких уровней 0,12 эВ.

Для объяснения указанного различия в энергиях мы будем исходить из того, что мелкие центры, ответственные за люминесценцию, нейтральны, когда незапол-нены основными носителями заряда. Этот факт следует из наличия пиннинга на вольфарадных характеристиках в темноте, а также из результатов расчета вольт-амперных характеристик при возбуждении электронным лучом. Последние показывают, что между интерфейсом и поверхностью имеется область с обратным напрв-лением электрического поля, что не возможно реализовать, если бы центры были заряжены, когда пусты (положительно для уровней вблизи зоны проводимости и отрицательно — вблизи валентной зоны).

Для объяснения обнаруженного расхождения в энергиях предлагается модель взаимодействующих нейтральных в незаполненном состоянии уровней. Обозначим уровень в верхней половине запрещенной зоны с энергией Еа = Ее -0,1 эВ буквой А, захват электрона приводит к изменению его зарядового состояния с нейтрального А0 на отрицательное А~. Уровень в нижней половине запрещенной зоны Ес1 = Еу +0.07 эВ обозначим Б. Захват дырки переводит уровень Б из состояния Б0 в состояние Реакцию излучательной рекомбинации тогда можно записать.

О' + А' -^О0 + А°+Иу. (5.1).

Наглядно схема оптических переходов предложенной модели представлена на Рис. 56. В начальном состоянии энергия заряженных центров захвата меньше за счет электростатического взаимодействия, чем энергия в конечном состоянии, и эта дополнительная энергия уменьшает энергию испущенного фотона hv = Eg-Ed-Ea—2—(5.2).

4 пе0ег на величину ц2 / (4ле0ег). Предложенная модель аналогична в части понижения энергии за счет электростатического взаимодействия представлению о свободном экситоне. Отличие от экситона состоит в том, что в данном случае взаимодействуют носители, захваченные ловушками.

Обнаруженная нами разность межуровневой энергии и энергии испущенных фотонов 0,17 эВ дает расстояние между взаимодействующими центрами 0,76 нм, порядка 1,5 постоянных решетки кремния. Из формулы (5.2) следует, что самые близко расположенные центры дают наименьшую энергию фотона. Исходя из этой модели, уширение пика Б1 ДЛ в высокоэнергетическую сторону может быть объяснено переходами между более удаленными центрами. Еще одним следствием предложенной модели является возможность объяснить разнообразие наблюдаемых дополнительных пиков люминесценции, сопутствующих основному с энергией фотона 0,8 эВ не только разнообразием энергетического положения самих этих центров люминесценции, но и разнообразием расстояний между взаимодействующими центрами.

Ранее предположение о возможном взаимодействии излучательных центров было предложено в работе [65] для объяснения наблюдавшегося при регистрации фотолюминесценции смещения максимума линии Б1 в зависимости от интенсивности лазерного возбуждения. Однако была предложена классическая модель донорно-акцепторных пар, в которой донор и акцептор ионизованы и после рекомбинации энергия конечного состояния ниже, чем у начального. Переход рассматривался между мелким уровнем (донорным) в верхней половине запрещенной зоны и глубоким уровнем (акцепторным) в нижней половине, что не согласуется с приведенными выше результатами. возбуждение Возбужденное состояние Конечное состояние.

Еа —и Еа —у Еа В°+А° + /ту Е< —Ф Е, -О 2 к у = Е-Е,-Е-^— * «а 4/гег.

Рис. 56. Схема оптических переходов через пары нейтральных центров захвата носителей, с учетом электростатического взаимодействия между захваченными носителями и соответствующая реакция рекомбинации.

5.4. Оценка эффективности дислокационной люминесценции.

В наших экспериментах темп генерации электронно-дырочных пар в объеме полупроводника, вычисленный для ускоряющего напряжения 30 кВ и тока пучка 40 нА составлял.

Кх/&bdquo- 30−103×40−10.

— 9 с*^—= ——— = 2,5−1014 пар/с (5.2).

Зх<�у 3×1,6−10 что соответствует полному току ЕВ1С около 25 мкА. Эта величина оказалась близкой к экспериментально определенной. Площадь облучения составляла пятно диаметром 50 мкм. Учитывая диффузионное растекание носителей на толщине образца порядка 100 мкм, плотность тока может быть вычислена, полагая площадь равной 100×100 мкм, что дает величину плотности тока / = 2,5−1018 см" 2 с" 1. Постоянная времени захвата дается.

— = (5.3) г.

Где ст наблюдаемое сечение захвата процесса рекомбинации. Отсюда из экспериментально определенной постоянной времени затухания люминесценции после заполнения уровней основными носителями г =5−10−6 с, получаем сечение захвата.

7Р~Ю-|3см" 2 (5.4).

Это сечение, по крайней мере, на 2 порядка величины больше, чем ожидаемое для нейтральных центров, что может быть объяснено в предположении модели Кве-дера и др. [72] о наличии эффективных каналов поставки носителей заряда к реком-бинирующим центрам как результат высокой проводимости по дислокациям.

Оцененная из данных БЬТБ концентрация центров составила величину около.

I 1 2.

10 см". Таим образом, эффективность рекомбинации определим как долю рекомбинационного тока от полного тока диода I.

Наша оценка примерно на порядок больше, чем было найдено экспериментально в образцах светодиодов на основе пластически деформированных образцов [10], но хорошо согласуется с этими данными, если учесть что суммарная длина 60 градусных дислокаций в активной зоне пластически деформированных образцов была как раз примерно на порядок меньше. Тем самым подтвержден результат о практической возможности использования ДЛ для создания эффективного светодиода на основе дислокационного кремния.

Более точная оценка предельной эффективности требует проведения измерения с временным разрешением постоянной времени гашения сигнала люминесценции.

Заключение

и выводы.

Основной целью данной диссертации являлась разработка новой методики установления однозначного соответствия между данными емкостной спектроскопии глубоких уровней и спектрами люминесценции и установление с помощью этой методики уровней дислокационной сетки в запрещенной зоне кремния, ответственных заБ1 линию дислокационной люминесценции.

В ходе выполнения работы были получены следующие результаты:

1. Определены концентрации и энергетическое положение уровней дислокационных сеток в запрещенной зоне кремния методом нестационарной емкостной спектроскопии глубоких уровней (БЬТЗ, МСТБ) на образцах сращенных кремниевых пластин пи р-типа с углами вращательной разориентации пластин в диапазоне 0,9° - 6°.

2. Проведено теоретическое моделирование профиля потенциала электрического поля в диоде Шоттки с встроенной в ОПЗ дислокационной сеткой с энергетическими уровнями с учетом последовательного сопротивления базы диода в режиме постоянного тока в диапазоне приложенных напряжений смещения -5 В — +5 В. Получены зависимости заполнения глубоких и мелких уровней дислокационной сетки от приложенного напряжения смещения. Установлена возможность инверсии направления поля в передней части диода между электродом и дислокационной сеткой при заполнении уровней сетки.

3. Измерена зависимость тока наведенного электронным лучом в диоде Шоттки с дислокационной сеткой в ОПЗ от приложенного напряжение смещения. Изменение знака наведенного тока в диапазоне напряжений, соответствующих заполнению глубокого уровня подтверждает предсказанное проведенными теоретическими расчетами изменение направления поля в передней части диода.

4. Исследованы спектры катодолюминесценции образцов сращенных кремниевых пластин пи р-типа с углами вращательной разориентации пластин в диапазоне 0,9° - 6° в диапазоне энергий фотона 0,75−0,89 эВ.

Спектры люминесценции малоугловых (0,9°-3°) образцов пи р-типа демонстрируют совпадающие по форме и энергетическому положению двойную структуру с максимумом основного пика при энергии 0,80 эВ, соответствующей положению линии дислокационной люминесценции, и дополнительным полностью не разрешающимся пиком при энергии около 0.79 эВ. Спектры люминесценции имеют несимметричную форму и сильно затянуты в сторону больших энергий.

5. Установлена корреляция между интенсивностью линии D1 дислокационной люминесценции и величиной пика DLTS в диапазоне температур 50−70 К, соответствующего мелкому уровню (энергия активации ~0,1 эВ) дислокационной сетки. У малоугловых (0,9°-3°) образцов наблюдается одновременно интенсивная D1 люминесценция (как в птак и в р-типе) и пик большой амплитуды от мелкого уровня, с ростом угла разориентации линия D1 угасает с одновременным уменьшением сигнала DLTS от мелкого уровня.

6. Предложена и разработана новая методика установления участия уровней захвата основных носителей, обнаруживаемых в DLTS измерениях, в излучательной рекомбинации. Методика основана на регистрации люминесценции, стимулированной последовательными процессами контролируемого заполнения основными носителями энергетических уровней, локализованного на интерфейсе, помещенном в ОПЗ диода Шоттки, посредством последовательного приложения электрических импульсов и импульсов инжекции неосновных носителей Выделение уровня, ответственного за люминесценцию регистрируемой спектральной полосы производится путем сравнения зависимостей сигналов интенсивности стимулированной люминесции и величины пика DLTS от от амплитуды заполняющего импульса.

7. В результате применения новой методики к образцам сращенных кремниевых пластин установлено, что только мелкие уровни дислокационной сетки в запрещенной зоне кремния (Ес-0,1 эВ и Ev+0,07 эВ) участвуют в D1 люминесценции.

8. Предложена новая модель, обясняющая разницу между межуровневой энергией и энергией регистрируемой люминесцентной полосы, которая учитывает кулоновское взаимодействие носителей, захваченных на нейтральные уровни парных дефектов.

9. Из оценки постоянной времени затухания интенсивности дислокационной люминесценции D1 после окончания заполнением соответствующих уровней, и величиной регистрируемого тока неосновных носителй проведена оценка эффективности излучетельной рекомбинации на основе интерфейса сращенных кремниевых пластин, которая оказалась равной около 1%, что подтверждает возможность практического использования ДЛ для создания эффективного светодиода на основе дислокаций в сращенных пластинах кремния.