Металлопрокат
Металлоконструкции
Обработка металла
Кристаллы полупроводников как элементов (Ge, Si), так и соединений (GaAs, GaSb, InSb, CdSe) имеют ряд характерных особенностей, приводящих к специфическим эффектам при облучении.
Приведем результаты исследования микроструктуры этих веществ после облучения импульсами лазера на рубине в режиме свободной генерации с длительностью импульса 0,5 мсек и плотностью энергии, изменяемой путем дефокусировки от 80 до 1 дж/см2 (энергия светового импульса 0,15 дж).
Характерными особенностями области повреждения лучом при малых плотностях энергии (5/10 дж/см2) является возникновение отдельных неровностей на поверхности. При увеличении плотности энергии возникает сплошная поврежденная область с круговой симметрией (при правильном расположении рубина вдоль оптической оси фокусирующей системы). При плотностях энергии 20/70 дж/см2 возникает кратер.
Специфические особенности разрушения меняются в зависимости от ряда факторов, в том числе кристаллической структуры, электропроводности кристалла, кристаллографической ориентировки облучаемой поверхности, состояния поверхности кристалла. Во всех исследованных кристаллах, за исключением InSb, возникают трещины. Порог разрушения исследованных полупроводниковых кристаллов лежит в районе плотностей энергии 10 дж/см2, за исключением Si, для повреждения которого требуется 17 дж/см2, и CdSe, который разрушается уже при 1 дж/см2.
Трещины образуют определенные углы друг с другом и величина этих углов зависит от кристаллографической ориентировки облучаемой поверхности. Например, при облучении плоскости (111) кристаллов германия и кремния углы между трещинами составляют 60 или 120°, а на поверхности (100) германия они равны 90°.
Таким образом, трещины возникают вдоль плоскостей спайности (хрупкого разрушения).
В германии на поверхности (111) после травления видны большие треугольники трещин и треугольные ямки травления. Склонность к образованию трещин при облучении связана с электропроводностью кристаллов полупроводников, так как чем больше электросопротивление, тем меньше энергия светового импульса, необходимого для образования трещин. Другим фактором, влияющим на склонность к разрушению, является состояние поверхности кристалла. Обнаружено, что в кристаллах, подвергнутых механической полировке и травлению, для образования трещин требуются более высокие энергии светового луча, чем в кристаллах непосредственно после механической полировки.
Во время охлаждения после действия луча в направлении вдоль линий трещин часто наблюдаются отколы поверхностного слоя.
При увеличении плотности энергии до 20/30 дж/см2 возникает кратер, в центре которого расположен пик, возвышающийся на несколько десятков микрон над поверхностью исходного кристалла. При более высоких плотностях энергии возникают вторичные пики, симметрично окружающие кратер.
Область кратера, соответствующая вогнутой поверхности в случаях германия и кремния, образуется из концентрических плоских круговых террас с резкими ступенями между ними, пересеченными линиями трещин.
Правильная форма террас указывает на то, что они состоят из кристаллического материала, что подтверждается возникновением фигур травления и термоэлектрическими измерениями. В полупроводниковых соединениях террасы в кратерах не возникают. Отметим, что размеры кратера в кремнии и германии с электросопротивлением 0,1 ом*см при одинаковых условиях облучения меньше, чем для германия с электросопротивлением 1 ом*см.
Сравнение с результатами облучения металлов показывает, что при плотностях энергии, которые приводят к повреждению поверхности полупроводников, не наблюдается повреждение поверхности металлов.
Расчеты с применением классической теории теплопроводности показывают, что для поверхности полупроводников при интенсивностях светового луча, достаточных для повреждения поверхности, нагрев составляет лишь несколько градусов. Однако наличие кратера в полупроводниках показывает, что в действительности металл нагревается выше температуры плавления. Одним из объяснений этого эффекта может быть повышенная плотность энергии в пиках, составляющих световой импульс, но существуют также и специфические для полупроводников механизмы.
В частности, все исследованные полупроводники обладают фотопроводимостью при длине волны излучения лазера 6934 А. При этом за счет фотоэлектрического эффекта возникает большое изменение числа носителей. Этот механизм подтверждается путем измерения отражения света рубинового лазера от поверхности полупроводников. Возникновение носителей может происходить как за счет прямых, так и за счет непрямых переходов.
Непрямые (фононные) переходы происходят с участием фононов с энергиями около 10в-3 эв. Приближенный расчет показывает, что при облучении этим путем возникает около 10в10 фононов. Количество фононов достаточно велико, чтобы привести к возникновению внутренних напряжений в твердом теле и разрушению вдоль плоскостей спайности.
Часть первичного излучения лазера поглощается свободными носителями в полупроводниках и не участвует в создании пар электрон — дырка, что может объяснить зависимость повреждения от электропроводности кристалла и увеличение повреждения при росте электросопротивления.
В случае InSb положения уровней энергии таковы, что при облучении фононы либо совсем не возникают, либо возникают в небольшом количестве и имеют малую энергию. При этом не соблюдаются условия, необходимые для возникновения в кристалле области с высокими механическими напряжениями, и трещины не возникают.
Плавление кристалла при увеличении плотности энергии светового импульса показывает, что поглощенная энергия выделяется в малой области. Это может быть объяснено тем, что количество пар электрон — дырка, возникающих за счет фотоэлектрического эффекта, при больших плотностях энергии может стать намного больше, чем концентрация носителей в полупроводнике в исходном состоянии. В этом случае возникает изолированная область кристалла (со свойствами, резко отличающимися от свойств исходного материала), в которой и происходит превращение в тепло поглощенной энергии импульса лазера и плавление полупроводника.
В металлах ситуация совершенно иная и электроны, получившие энергию из луча лазера, могут свободно перемещаться в материале, отдавая энергию и при тех же плотностях энергии приводят лишь к небольшому нагреву металла.
Разделение механизмов разрушения в металлах и диэлектриках можно проводить по характеру поглощения световой энергии.
В диэлектриках, в которых обычно ширина запрещенной зоны Eq много больше энергии кванта лазерного излучения, поглощение света за счет процесса многофотонной генерации электронно-дырочных пар является незначительным. Основным механизмом поглощения света при высоких уровнях возбуждения является непосредственное взаимодействие света с решеткой, приводящее к генерации гиперзвуковых фононов (в отсутствие поглощающих центров).
Металлический механизм поглощения осуществляется в материале со значительной концентрацией свободных носителей тока, при этом носители тока поглощают световую энергию и передают ее в виде тепла решетке.
В достаточно чистых полупроводниках с шириной запрещенной зоны ΔE порядка энергии кванта света hv может иметь место чисто полупроводниковый механизм перехода световой энергии в тепло. При этом свет генерирует электронно-дырочные пары, которые при наличии безызлучательных переходов, рекомбинируя, выделяют энергию в виде тепла. Если время жизни пары по отношению к безызлучательному переходу достаточно мало, так что поглощение света свободными (равновесными и неравновесными) носителями тока меньше собственного поглощения полупроводника, то основным механизмом перехода поглощаемой световой энергии в тепло будем безызлучательная рекомбинация электронно-дырочных пар.
В полупроводниках в зависимости от соотношения между шириной запрещенной зоны и величиной кванта излучения лазера, концентрации свободных носителей тока и времени безызлучательных переходов может осуществляться любой из описанных механизмов, а также их сочетания.
Суммируя, можно написать, что в полупроводниках возможны четыре типа механизмов поглощения света, приводящих к разрушению.
1. Диэлектрический. hv≤ΔE, многофотонные процессы и поглощение на примесях несущественны, свободные носители в зоне проводимости и в валентной зоне отсутствуют, возможно лишь взаимодействие света с решеткой.
2. Металлический. hv≤ΔE, многофотонные процессы и поглощение на примесях несущественны, имеются свободные носители в разрешенной зоне. Поглощение возможно за счет взаимодействия со свободными носителями тока.
3. Индуцированный металлический. hv≥AE, время безызлучательных переходов велико. Поглощение на неравновесных свободных носителях тока превышает собственное поглощение.
4. Полупроводниковый. hv≥ΔE, время безызлучательных переходов мало. Низкая равновесная концентрация носителей тока.
В работе проведено экспериментальное обнаружение и исследование специфических особенностей разрушения полупроводников световыми импульсами.
В качестве источника излучения использовался лазер на неодимовом стекле (энергия фотона составляла 1,17 эв) с длительностью импульсов 5*10в-4 сек и энергией до 20 дж.
Исследован монокристаллический кремний р-типа с концентрацией дырок 510в12; 3*10в17; 4*10в19 и 9*10в19 см-3 в виде пластинок толщиной от 0,09 до 0,17 см с полированной поверхностью. Проводилось снятие кривых пропускания света.
Критерием наличия разрушения являлось несовпадение пропускания при прямом ходе (увеличение энергии) и обратном ходе (вторичное измерение пропускания при меньшей энергии).
Приведем некоторые результаты исследования зависимости интенсивности прошедшего света I от интенсивности падающего света I0. Типичные зависимости для образца с равновесной концентрацией дырок 3*10в12 см-3 (слаболегированный образец) и находящегося соответственно при температурах 300 и 77°К в широком интервале интенсивностей сохраняют линейный характер. После возникновения разрушения (кратер на поверхности) на кривой наблюдается излом, связанный с увеличением рассеяния падающего света. При температуре жидкого азота отклонение зависимости от линейной наблюдается до разрушения. При этом порог разрушения при температуре жидкого азота более чем в 3 раза выше, чем при комнатной температуре.
Аналогичные зависимости наблюдались для образцов с p0 = 3*10в17 см-3.
Для сильнолегированного кремния отклонений от линейности не наблюдается как при комнатной, так и при низкой температуре. Однако порог разрушения при комнатной температуре в этом случае заметно ниже, чем для слаболегированного образца, а при низкой температуре различие в порогах разрушения невелико.
Наблюдаемые закономерности в ходе кривых пропускания а-зависимости от интенсивности падающего излучения и, в частности, наличие нелинейного поглощения в слаболегированных образцах при низкой температуре объясняется тем, что наряду с межзонным поглощением и поглощением на равновесных носителях при лазерном возбуждении кремния существенным оказывается и поглощение на неравновесных свободных носителях, генерируемых при облучении (индуцированное металлическое поглощение).
Для расчета величины прошедшего света при этих предположениях можно записать выражение для интенсивности света dI поглощаемой в слое dx, в форме
где I — интенсивность падающего света; Kрн — коэффициент поглощения света равновесными свободными носителями, К3 — коэффициент поглощения света за счет переходов между валентной зоной и зоной проводимости, Kнн=K3βτσI — коэффициент поглощения света неравновесными свободными носителями, β — квантовый выход, т — время жизни неравновесных носителей, в первом приближении не зависящее от интенсивности света, σ — сечение захвата фотона свободным носителем тока.
С учетом зависимости Кнн от интенсивности света выражение (7.19) можно записать:
где α = К3+Крн. Решение (7.20) имеет вид
что соответствует линейной зависимости I = f(I0). При больших. Vo коэффициент поглощения света на неравновесных носителях Kнн становится соизмеримым с величиной а, и из выражения (7.21) видно, что зависимость I = f(I0) становится нелинейной с отрицательным отклонением от линейности. Физически это отклонение связано с появлением дополнительного механизма поглощения, зависящего от интенсивности падающего света.
С этой точки зрения можно объяснить наличие заметной нелинейной зависимости на кривых пропускания для слаболегированных образцов при низкой температуре. Действительно, в этом случае в результате сильного падения коэффициента междузонного поглощения К3 (из-за увеличения ширины запрещенной зоны яри понижении температуры) удается еще до разрушения реализовать случай, когда величина K3 становится близкой к а, что позволяет наблюдать нелинейность кривой пропускания и установить наличие индуцированного разрушения металлического характера.
При комнатной температуре из-за значительной величины К3 область нелинейности сильно уменьшается или исчезает, и из общего характера кривой поглощения следует, что осуществляется полупроводниковый механизм разрушения.
Пользуясь выражением (7.21), можно оценить максимальную концентрацию генерируемых неравновесных носителей Δn, величину времени жизни т при этом уровне возбуждения и соответственно величину поглощения Кнн, обусловленного неравновесными носителями.
Из данных, видно значительное различие в величинах пороговой энергии для слаболегированных образцов при комнатной и низкой температурах и близость соответствующих величин в сильнолегированных образцах.
Для установления соотношения между температурой нагрева, параметрами светового импульса и характеристиками материала следует решить уравнение теплопроводности
при граничных и начальных условиях:
Решение имеет вид
В случае одномерной задачи в точке х=0 в момент времени t = t0, соответствующий максимальному нагреву, (t0 — длительность импульса) выражение для температуры имеет вид
Критерием одномерности является правильность неравенства:
где d — размер светового пятна, LD = √Dt0 — диффузионная тепловая длина, соответствующая длительности импульса t0. В том случае, когда не только осуществляется условие (7.28), но и LD велико по сравнению со слоем 1/k, в котором поглощается световая энергия, нагрев полупроводника перестает зависеть от коэффициента поглощения, поскольку вся поглощаемая энергия успевает за время импульса перераспределяться в слое толщиной LD и выражение для температуры на поверхности образца приобретает вид
где E — энергия светового импульса, S — площадь светового пятна.
Значение температуры в момент разрушения, вычисленное по формуле (7.29), составляло 2500/3500°C. Разброс температур связан с разбросом в значениях параметров порога разрушения (10%).
Для слаболегированных образцов при комнатной температуре обратная величина коэффициента поглощения, даже с учетом поглощения неравновесными носителями, оказывается порядка LD, температура разогрева образца начинает зависеть от коэффициента поглощения и порог разрушения растет. При низкой температуре для слаболегированных образцов наблюдается резкое увеличение критической энергии, связанное с уменьшением коэффициента межзонного поглощения и с тем, что размер светового пятна оказывается меньше диффузионной длины. При этом возникает дополнительная теплоотдача и повышается порог разрушения.