Реферат: Использование дефектов, возникающих при имплантации водорода или гелия, для формирования глубинных структур в кремнии

Использование дефектов, возникающих при имплантации водорода или гелия, для формирования глубинных структур в кремнии

(реферат)

В данной работе представлены экспериментальные результаты, демонстрирующие возможность формирования различных структур в стандартных пластинах монокристаллического кремния с использованием дефектов, создаваемых имплантацией водорода или гелия.

Сформированные в результате имплантации водорода или гелия дефекты могут быть использованы для создания структур “кремний-на-оксиде” (КНО) [1-3]. Данный метод получения структур КНО основан на способности сформированного в результате имплантации водорода или гелия захороненного дефектного слоя служить центром геттерирования различных примесей, в том числе, кислорода. В наших экспериментах пластины кремния имплантировались водородом или гелием дозой 1×10¹⁵ - 4×10¹⁶ см^-2 , причем энергия ионов соответствовала проективному пробегу 0,9 мкм. Затем в имплантированные пластины из низкоэнергетичной плазмы вводился кислород, который геттерировался на дефектах захороненного слоя. На заключительном этапе образцы отжигались в вакууме.

Ниже приведены результаты экспериментального исследования полученных структур. Представленные на рисунке 1 профили распределения кислорода по глубине пластин, полученные методом масс-спетроскопии вторичных ионов (ВИМС), показывают, что на глубине, соответствующей захороненному слою, наблюдается накопление кислорода с концентрацией 1,4×10¹⁷ и 3,5×10¹⁷ см^-2 для образцов, имплантированных водородом дозами 2×10¹⁶ и 4×10¹⁶ см^-2 , соответственно. Таким образом, представленный метод позволяет собирать на необходимой глубине кислород в концентрациях, приблизительно на порядок величины превышающих дозу имплантированного водорода.

Рис.1. ВИМС-профили распределения кислорода в пластинах кремния со сформированным захороненным кислородсодержащим слоем: а - доза имплантации водорода 2×10¹⁶ см^-2 , б - доза имплантации водорода 4×10¹⁶ см^-2

На рисунке 2 представлены результаты измерения поперечной проводимости сформированных структур. Кривые 1 измерены после имплантации водорода (до введения кислорода), кривые 2 - после проведения всех операций.

Как видно из представленных данных, сформированный в глубине пластин кислородсодержащий слой обладает изолирующими свойствами.

Сопоставление графиков показывает, что сопротивление слоя и напряжения его пробоя увеличиваются с ростом дозы имплантированного водорода.

Рис.2. Электрополевые зависимости поперечной проводимости пластин кремния со сформированным захороненным кислородсодержащим слоем а - доза имплантации водорода 2×10¹⁶ см^-2 , б - доза имплантации водорода 4×10¹⁶ см^-2

Как показали проведенные исследования, реализация описанной выше последовательности технологических операций (имплантация водорода или гелия, введение кислорода из плазмы, отжиг) при определенном выборе режимов позволяет создавать в кремнии системы нанотрубок, перпендикулярных поверхности пластины. На рисунке 3 представлены СЭМ-изображения поверхности и торца пластины кремния со сформированными в ней одномерными дефектами (нанотрубками).

На рисунке 4а представлены полученные методом ВИМС профили распределения кислорода и кремния по глубине в такой структуре. Спектры резерфордовского обратного рассеяния (РОР) в случайном (кривая 1) и каналированном (кривая 2) режимах приведены на рисунке 4б. В экспериментах по РОР энергия падающих ионов составляла 2,4 МэВ, угол рассеяния - 170^о . Изучение влияния переменных магнитных полей на сверхпроводники представляет не только научный, но и практический интерес. В ряде криогенных гравиинерциальных приборов на сверхпроводящие элементы их конструкций действуют магнитные поля, звукового диапазона частот 10 - 104 Гц. При этом безразлично, будет ли эта переменная составляющая действовать извне или наводиться за счет циклических движений сверхпроводника в постоянном магнитном поле. Изучение отклика сверхпроводника на подобные внешние воздействия обычно проводится индуктивными и механическими методами [1 - 3]. По величине и характеру изменения определяемых параметров обычно судят о проникновении магнитного поля, диссипативных процессах в сверхпроводнике. Для экспериментального изучения магнитомеханических эффектов используется механический метод [1, 2]. Где измеряется величина затухания (авторы обозначили символом Q^-1 ) и частота (f) колебаний в различных внешних условиях.

Наиболее существенные изменения частоты [1, 2] и затухания колебаний [1] происходят в смешанном состоянии сверхпроводника [3]. Отмечено, что величины Q^-1 и зависят от квадрата частоты, кристаллической структуры сверхпроводника [5], ориентации в магнитном поле [1]. В сверхпроводнике 1 рода наблюдается ступенька при Н_e = Н_k , а в сверхпроводнике 2 рода на кривой Q^-1 появляется пик.

Для объяснения наблюдаемых магнитомеханических эффектов предлагались различные модельные представления. В работе [4] введено понятие эффективной жесткости сверхпроводников, обусловленной вихрями увлекаемых деформирующейся кристаллической решеткой, с чем не согласны авторы [5, 6], поскольку зависимость частоты от поля Н_е проявляется как в смешанном, так и в нормальном состоянии. С точки зрения электродинамики магнитомеханические эффекты можно рассматреть как результат воздействия на сверхпроводник переменных полей малой амплитуды, проникающих на глубину скин-слоя. В докладе рассматривается модель комплексной магнитной поляризуемости, где устанавливается связь величины α_ij с комплексными проводимостью и магнитной проницаемостью сверхпроводника [7]. В высокочастотном пределе при |qd| >> 1, когда глубина скин-слоя λ превосходит лондоновскую глубину проникновения λ_{L ,} получено:

, (4)

. (5)

В низкочастотном пределе |qd| >> 1:

, (6)

, (7)

где μ₀ - статическая магнитная проницаемость сверхпроводника;

σ₁ и σ₂ - действительная и мнимая части комплексной проводимости;

d - толщина пластины;

q - волновой вектор.

Комплексная магнитная проницаемость выражается как .

Для сверхпроводника второго рода в смешанном состоянии с закрепленными на центрах пиннинга вихрями, используя модель Гиттлемана - Розенблюма [8], получим:

, (8)

где σ_f - проводимостьв смешанном состоянии; σ_n - проводимость в нормальном состоянии; ω_p - пиннинговая частота.

Частоту ω_p, при которой пиннинг перестает влиять на сопротивление сверхпроводника определим [9]:

. (9)

Оценки дают значение ω_p = 103 - 104 Гц.

Рис.4. Профили распределения кислорода и кремния по глубине (а) и спектры РОР (б) для структуры со сформированными одномерными дефектами.

Приведенные на рисунках 3 и 4 результаты позволяют утверждать, что в приповерхностной области кремния толщиной приблизительно 1,4 мкм возникают одномерные дефекты, представляющие собой окисленные кремниевые трубки.

Исследование процессов молекулярной релаксации методами колебательной спектроскопии дает богатую информацию о структурно-динамических свойствах солевой системы. Такого рода исследования основаны на том факте, что ширины полос в колебательном спектре обратно пропорциональны временам молекулярной релаксации [1 - 3]. При этом каждый из релаксационных процессов дает вклад в общую ширину колебательной полосы. Молекулярная релаксация может быть разделена на ориентационную и колебательную. Процессы колебательной релаксации, в свою очередь, подразделяются на адиабатические и неадиабатические. Среди адиабатических наибольшее значение имеют процессы колебательной дефазировки. К неадиабатическим процессам относится релаксация за счет отталкивательных, диполь-дипольных и ион-дипольных взаимодействий, а также резонансный обмен колебательными квантами и внутримолекулярный распад колебательных состояний с участием фононов. В последнем случае внутримолекулярная колебательная релаксация рассматриваемой моды сопровождается рождением колебания с меньшей частотой и возмущением ближайшего окружения. В свете этих рассуждений, в настоящей работе предпринята попытка, проанализировать возможные дополнительные механизмы колебательной релаксации в бинарных солевых системах с молекулярными ионами по сравнению с индивидуальными солями.

Все перечисленные выше факторы молекулярной релаксации, имеющие место в индивидуальных солях [4], актуальны и для бинарных солевых систем. Надо иметь в виду, что в бинарной солевой системе кристаллическая структура исходных солей меняется, и это может сказаться на изменении характеристик соответствующих спектральных переходов. Однако, в бинарных солевых системах, имеющих два сорта молекулярных ионов, возможен еще один релаксационный механизм, если различные молекулярные ионы имеют близкие по частотам внутримолекулярные колебания (ВМК). При этом релаксация колебания n_i молекулярного иона одного сорта может сопровождаться возбуждением соответствующего n_j колебания молекулярного иона другого сорта, а разница энергий передаваться фононам решетки. Такой межмолекулярный фононный распад реализуется при условиях:

n_j <n_i , n_i - n_j <n_m , (1)

где n_m - максимальная частота фононного спектра. Тогда ширину d колебательной полосы бинарной солевой системы можно представить в виде [5]:

d = d_dep + d_dd + d_id + d_rep + d_res + d_imp + d_emp + d_or , (2)

где d_dep - вклад в ширину спектральной линии за счет колебательной дефазировки; d_dd , d_id , d_rep - вклады за счет диполь-дипольных, ион-дипольных, отталкивательных взаимодействий; d_res - вклад за счет резонансной передачи колебательных квантов; d_imp - вклад за счет процессов внутримолекулярного фононного распада колебательно-возбужденных состояний, d_emp - вклад в ширину спектральной линии за счет процессов межмолекулярного фононного распада колебательно-возбужденных состояний.

Целью настоящей работы является сравнение процессов молекулярной релаксации в бинарных солевых системах, для которых выполняется условие (1), и в индивидуальных солях, а также выявление возможных дополнительных механизмов релаксации колебательно-возбужденных состояний молекулярных ионов.

В соответствии с целью в качестве объектов исследования выбраны следующие эквимолярные бинарные солевые системы: нитрат калия - сульфат натрия (KNO₃ - Na₂ SO₄ ), нитрат натрия - сульфат натрия (NaNO₃ - Na₂ SO₄ ) и нитрат натрия - ацетат натрия (NaNO₃ - NaCH₃ COO). Система KNO₃ - Na₂ SO₄ приготавливалась смешиванием мелкодисперсного порошка сульфата натрия с расплавом нитрата калия при температуре 620 ¸ 630 К, а затем медленно охлаждалась непосредственно во вращающемся тигле. Системы NaNO₃ - Na₂ SO₄ и NaNO₃ - NaCH₃ COO приготавливались аналогично. При этом температура расплава нитрата натрия составляла 590 ¸ 600 К.

Рис.5. Температурная зависимость ширины контура n₁ (A) колебания NO₃ ^- в кристалле KNO₃ (1 ) и в системе KNO₃ - Na₂ SO₄ (2 ).

Рис.6. Температурная зависимость ширины контура n₁ (A) колебания NO₃ ^- в кристалле NaNO₃ (1 ), а также в системах NaNO₃ - NaCH₃ COO (2 ) и NaNO₃ - Na₂ SO₄ (3 ).

В этих системах для полносимметричного валентного колебания n₁ »1050¸1070 см^-1 аниона NO₃ ^- выполняется условие (1), так как полносимметричное валентное колебание n₁ (SO₄ ^2- ) аниона SO₄ ^2- и валентное колебание n (C-C) связи C-C аниона CH₃ COO^- локализованы в области 990¸1000 cм^-1 и 930 cм^-1 соответственно [6]. В таких системах, в принципе, возможна диссипация колебательной энергии ВМК нитрат-иона с последующим возбуждением соответствующего ВМК сульфат-иона или ацетат-иона и рождением решеточного фонона. В системе нитрат - сульфат разница в частотах указанных ВМК составляет примерно 60¸70 см^-1 , а для системы нитрат - ацетат около 120¸140 см^-1 . Эти значения попадают в область достаточно высокой плотности фононного спектра исследуемых кристаллов [7, 8].

Спектры КР регистрировались спектрометром ДФС-24 в области валентных полносимметричных колебаний n₁ (A) нитрат-иона NO₃ ^- и n₁ (A) сульфат-иона SO₄ ^2- , а также валентного колебания n (C-C) связи C-C ацетат-иона CH₃ COO^- от 850 до 1150 см^-1 в интервале температур 298 ¸ 587 K. Положения максимумов колебательных полос фиксировалось с точностью ±0.5 см^-1 , а их ширины - с точностью ±0.1 см^-1 . Температура образцов поддерживалась в процессе регистрации спектров с точностью ±0.5 К. Методика регистрации и обработки спектров КР подробно описана в [9-11]. Спектры рассматриваемых колебаний резкополяризованы и их формирование можно приписать процессам колебательной релаксации.

На рис.1 представлена температурная зависимость ширины d контура n₁ (A) колебания NO₃ ^- в кристалле KNO₃ (1 ) и в бинарной системе KNO₃ - Na₂ SO₄ (2 ). Сравнение ширины контура n₁ колебания NO₃ ^- в бинарной смеси с соответствующими данными для кристалла KNO₃ показывает, что их величины и скорость температурного уширения значительно выше в спектре КР системы KNO₃ - Na₂ SO₄ . Можно констатировать, что в бинарной системе имеют место факторы, способствующие увеличению скорости колебательной релаксации моды n₁ аниона NO₃ ^- по сравнению с индивидуальной солью. По нашему мнению, объяснение данному факту можно найти, если допустить наличие сильного взаимодействия между разными анионами с близкими частотами ВМК, при котором реализуется механизм фононного распада по выше указанной схеме.

На рис.2 представлена температурная зависимость ширины d контура n₁ (A) колебания NO₃ ^- в кристалле NaNO₃ (1 ), а также в бинарных системах NaNO₃ - NaCH₃ COO (2 ) и NaNO₃ - Na₂ SO₄ (3 ). Как видно, скорость релаксации (пропорциональная ширине d) колебания n₁ (A) аниона NO₃ ^- в бинарной системе больше, чем в кристаллах NaNO₃ . Это можно объяснить наличием в бинарной солевой системе дополнительного механизма релаксации колебания n₁ (A) нитрат-иона, связанного с возбуждением полносимметричного колебания аниона SO₄ ^2- или валентного колебания n (C-C) аниона CH₃ COO^- и "рождением" решеточного фонона. Возможность такого механизма релаксации обусловлена тем, что разница в частотах между колебанием n₁ (A) нитрат-иона (1070 см^-1 ), с одной стороны, и колебаниями n₁ (A) сульфат-иона (1000 см^-1 ) и n (C-C) ацетат-иона (930 см^-1 ), с другой стороны, отвечает фононному спектру соответствующих кристаллов. В пользу предложенного механизма релаксации говорит и тот факт, что разница (1.5¸2 см^-1 ) между ширинами спектральной линии моды n₁ (A) NO₃ ^- в NaNO₃ и в NaNO₃ - Na₂ SO₄ больше, чем соответствующая разница (0.5 см^-1 ) в NaNO₃ и в NaNO₃ - NaCH₃ COO. Этот факт представляется весьма естественным, так как разница частот колебаний в случае системы NaNO₃ - Na₂ SO₄ (70 см^-1 ) оказывается в области большей плотности состояний фононного спектра, чем соответствующая разница для системы NaNO₃ - NaCH₃ COO (140 см^-1 ).

Таким образом, в бинарных солевых системах, в принципе, возможен квазирезонансный обмен колебательными квантами между различными молекулярными ионами с близкими значениями частот ВМК. Поэтому увеличение скорости колебательной релаксации моды n₁ (A) NO₃ ^- в бинарной солевой системе, по сравнению с индивидуальной солью, следует связать с близкодействующими обменными взаимодействиями анионов, при которых диссипация колебательной энергии нитрат-иона сопровождается переходом SO₄ ^2- или CH₃ COO^- в колебательно возбужденное состояние и "рождением" решеточного фонона.

Причиной формирования наблюдаемых одномерных дефектов является способность инкорпорированного в кремний водорода или гелия выходить к поверхности пластины, создавая при этом одномерные дефектные области. В процессе последующего введения кислорода из плазмы происходит их окисление, в результате чего в пластине и формируется система оксидных нанотрубок.

Литература

1. А.В. Раков. Труды ФИАН СССР, 27 (1964).

2. К.А. Валиев, Е.Н. Иванов. Успехи физических наук 109, 1 , 31 (1973).

3. К. Сарка, С.А. Кириллов. Украинский физический журнал, 26, 7 , 1118 (1981).

4. A. R. Aliev, M. M. Gafurov, I. R. Akhmedov. Chemical Physics Letters 378, 1-2 , 155 (2003).

5. А.Р. Алиев, М.М. Гафуров. Журнал физической химии, 79, 6 , 1087 (2005).

6. К. Кольрауш. Спектры комбинационного рассеяния. М.: ИЛ, 1952. С.229.

7. D. W. James, W. H. Leong. Journal of Chemical Physics 49, 11 , 5089 (1968).

8. E. Cazzanelli, R. Frech. Journal of Chemical Physics 81, 11 , 4729 (1984).

9. А.Р. Алиев, А.З. Гаджиев. Журнал прикладной спектроскопии 59, 5-6 , 465 (1993).

10. A. R. Aliev, M. M. Gafurov. Molecular Physics 100, 21 , 3385 (2002).

11. A. R. Aliev, M. M. Gafurov, I. R. Akhmedov. ChemicalPhysicsLetters 353, 3-4 , 270 (2002).