WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. 1 05;06;11 Моделирование фазовых переходов, инициируемых в арсениде галлия комбинированным воздействием лазерного излучения © С.П. Жвавый, Г.Д. Ивлев, О.Л. Садовская Институт электроники АН Белоруссии, 220090 Минск, Белоруссия (Поступило в Редакцию 17 января 2000 г.) Проведено численное моделирование фазовых переходов в арсениде галлия при комбинированном лазерном воздействии наносекундного импульса, инициирующего плавление, и дополнительного излучения неодимового лазера, позволяющего управлять скоростью движения границы раздела фаз. Показано, что при встречной геометрии воздействующих потоков лазерного излучения из-за сильной температурной зависимости коэффициент поглощения на длине волны 1.06 µm на межфазной границе возникает волна прогрева, которая затем отрывается от фронта плавления и, распространяясь навстречу излучению неодимового лазера, экранирует расплав. В случае попутной геометрии воздействия могут существовать режимы, при которых временная зависимость глубины распространения расплава имеет немонотонный характер.

Одним из основных параметров, характеризующих Целью данной работы является численное моделиропроцессы модификации структуры тонких слоев полу- вание фазовых переходов, происходящих в GaAs при проводниковых материалов при их нагреве и плавле- комбинированном воздействии лазерных пучков. В рабонии наносекундным воздействием лазерного излучения, те рассматривается возможность управления скоростью движения межфазной границы при воздействии на арявляется скорость движения V границы раздела твердой и жидкой фаз на стадии эпитаксиальной кристаллиза- сенид галлия импульса рубинового лазера ( = 70 ns, ции. От величины V, например, зависит неравновес- h > Eg, где Eg — ширина запрещенной зоны GaAs), вызывающего нагрев и плавление приповерхностного ный коэффициент распределения примесных атомов на межфазной границе и предельно достижимая концен- слоя, и излучения неодимового лазера (h < Eg), влияющего на температурное поле в полупроводнике и, трация электрически активной примеси в кристаллизоследовательно, на скорость V.

ванной области [1], а также концентрация в ней тоМоделирование процессов плавления и рекристалличечных дефектов. Поэтому контролируемым изменением зации проводилось методом конечных разностей. Исскорости кристаллизации можно управлять свойствами пользовалось одномерное приближение, в соответствии лазерно-модифицированных полупроводниковых слоев.

с которым изменение температуры арсенида галлия опиВарьирование начальной температуры подложки было сывается уравнением теплопроводности первым методом регулирования V [2]. Расчеты показывают [3], что предварительный нагрев подложки кремния T T (T ) c(T )+Lm(T -Tm) = k(x) +S(x, t) (1) до 1000C позволяет более чем в 10 раз замедлить t x x процесс кристаллизации слоя, расплавленного наносес граничными и начальными условиями кундным лазерным нагревом. Однако высокотемпературная выдержка полупроводникового кристалла по ряду T T = 0, = 0, T (x, t = 0) =T0, практических соображений нежелательна, в частности, x x x=0 x=h из-за возможности ухудшения его электрофизических где — плотность, c — удельная теплоемкость, параметров.

k — коэффициент теплопроводности, Lm — скрытая Другой метод управления величиной V —комбинитеплота плавления, Tm — температура плавления, рованный лазерный нагрев [4–8], когда наносекундным T0 — начальная температура, h — толщина пластины импульсом производят плавление субмикронного слоя, а полупроводника, (x) — дельта-функция.

скорость его кристаллизации определяется интенсивноТепловой источник S(x, t) =SR(x, t) +SN(x, t) описыстью дополнительного облучения при ”попутной” [4,5] вает выделение тепла при поглощении излучения рубиили ”встречной” [6–8] геометрии воздействия лазерных нового лазера пучков. Применительно к этой ситуации в работе [7] x выполнено аналитическое решение задачи Стефана для W GaAs. В аналитическом решении, однако, весьма проблеSR(x, t) =(1 - R)(x, t) exp - (z, t)dz (2) i матично и практически невозможно учесть существенные температурные зависимости некоторых физических и неодимового параметров монокристаллического GaAs, в частности x весьма сильную зависимость (T ) — коэффициента поглощения дополнительного лазерного излучения с SN(x, t) =(1 - R)(x, t)I0 exp - (z, t)dz (3 ) = 1.06 µm.

Моделирование фазовых переходов, инициируемых в арсениде галлия комбинированным... Значения параметров GaAs, используемых при решении задачи [9] Параметры Кристаллический GaAs Расплавленный GaAs, g/cm3 5.317 5.c, J/g · K 0.303 + 5.0 · 10-5T 0.Lm, J/g 730 [10] k, W/cm · K 0.178 [10] 1.T Eg(T ), eV 1.575-5.0 · 10-4T = 1.06 µm R 0.30 0.10 exp[149(-0.36 + 0.5 · 10-3T )],, cm-1 T < 812 K 2.91 · 104 exp[3.22(-0.77 + 0.5 · 10-3T )], T > 812 K = 0.69 µm R 0.33 0.2.91 · 104 exp[3.22(-0.16 + 0.5 · 10-3T )],, cm-1 T < 400 K 3.48 · 104 exp[1.71(-0.2 + 0.5 · 10-3T )], T > 400 K в случае попутной геометрии воздействия на GaAs или лазера при различных значениях интенсивности излучения неодимового лазера показаны на рис. 1. На графике h приведены также экспериментальные данные (W ) для SN(x, t) =(1 - R)I0 (x, t) exp - (z, t)dz двух кристаллографических ориентаций пластин GaAs x h d + (x, t)Rsl exp - (z, t)dz - l(z, t)dz d x h d +(1 - Rsl)l(x, t) exp - (z, t)dz - l(z, t) (3 ) d x в случае встречной геометрии. Два первых члена в правой части (3 ) описывают поглощение излучения неодимового лазера в кристалле, а третий — в расплаве.

Здесь R и — коэффициент отражения и поглощения; Rsl — коэффициент отражения на границе раздела кристалл–расплав; d = d(x, t) — положение фронта плавления в момент времени t; W и i — плотность энергии и длительность импульса рубинового лазера; I0 — интенсивность излучения неодимового лазера; индекс l относится к жидкой фазе.

Задача (1)–(3) решалась методом прогонки с применением итерационного процесса. Форма импульса рубинового лазера задавалась функцией sin2(t/2i), где i = 70 ns. Толщина пластины арсенида галлия полаРис. 1. Время существования расплава арсенида галлия в галась значительно большей длины тепловой диффузии случае встречной (сплошная кривая) и попутной (штриховая) за время импульса (30 µm). Значения теплофизических геометрии воздействия в зависимости от поскости энергии и оптических параметров, использованных при решении излучения рубинового лазера при интенсивности излучения задачи, приведены в таблице.

неодимового лазера I0 = 0 (1), 300 (2), 500 (3) и 700 kW/cmПолученные зависимости времени сущестования жид- (4); 5, 6 — экспериментальные значения для ориентации (100) кой фазы от плотности энергии излучения рубинового и (111) при I0 = 0.

Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. 64 С.П. Жвавый, Г.Д. Ивлев, О.Л. Садовская квазистационарным профилем (рис. 3, b, кривые 1–3), и если интенсивность дополнительного излучения оказывается достаточной для компенсации теплоотвода от границы в объем полупроводника, то процесс кристаллизации через некоторое время прекращается и развивается дальнейшее плавление (рис. 2, кривые 2, 3). При таком режиме лазерного нагрева по мере продвижения фронта плавления в глубь образца достаточно сильно возрастает температура поверхности (рис. 3, b, кривые 4, 5).

Таким образом, в случае встречной геометрии воздействующих лазерных излучений на GaAs из-за сильной температурной зависимости в области края полосы собственного поглощения в монокристалле может возникать тепловая волна, экранирующая область фазовых переходов. При попутной геометрии воздействия возможна немонотонная временная зависимость глубины Рис. 2. Временные зависимости толщины расплавленного распространения расплава.

слоя при W = 1J/cm2 и I0 = 500 (1), 1000 (2), 1500 kW / cm(3). Пунктир — I0 = 0, сплошная кривая — встречная геометрия, штриховая — попутная.

(100) и (111) без дополнительной подсветки (I0 = 0).

Видно, что рассчитанные зависимости находятся в хорошем согласии с результатами измерений, выполненных в экспериментальных условиях [11]. Дополнительный нагрев излучением неодимового лазера приводит к заметному увеличению времени существования расплава, причем в случае попутной геометрии воздействия значительно больше, чем при встречной. Так, при W = 1J/cm2 и I0 = 300 kW/cm2 в первом варианте 400 ns, а во втором составляет 190 ns. Еще более заметны количественные и качественные различия для двух вариантов комбинированного лазерного воздействия в зависимостях d = d(t) (рис. 2). Из наших расчетов для встречной геометрии воздействия излучения на GaAs не следует возможности ”вытягивания” фронта плавления, как предсказывалось в [7]. В связи с сильной температурной зависимостью коэффициента поглощения на длине волны = 1.06 µm (при температурах T > 600 K очень резко увеличивается и при T 800 K достигает значений 104 cm-1) начинает поглощаться излучение в прогретом слое кристалла перед границей раздела расплав–кристалл. Происходит формирование волны прогрева (рис. 3, a, кривые 1, 2), которая ”отрывается” от фронта фазового перехода и, распространяясь навстречу излучению неодимового лазера, экранирует расплав (кривые 3–5). Таким образом, замедление движения межфазной границы здесь обусловлено уменьшением температурного градиента в связи с дополнительным выделением тепла при поглощении излучения неодимового лазера.

В случае попутной геометрии воздействия лазерного излучения на арсенид галлия при достаточно больших Рис. 3. Распределение температуры по глубине при встречной значениях I0 может наблюдаться немонотонное движе- (a) геометрии лазерного воздействия: t = 140 (1), 290 (2), ние межфазной границы (рис. 2, кривые 2, 3). На спада- 430 (3), 730 (4) и 1015 ns (5) и при попутной (b): t = ющем участке зависимости d = d(t) (стадия рекристал- (1), 290 (2), 1000 (3), 2540 (4) и 4040 ns (5). W = 1J/cm2 и I0 = 1000 kW/cm2.

лизации) происходит формирование поля температур с Журнал технической физики, 2001, том 71, вып. Моделирование фазовых переходов, инициируемых в арсениде галлия комбинированным... Список литературы [1] Модифицирование и легирование поверхности лазерными, ионными и электронными пучками / Под ред.

Дж.М. Поута, Г. Фоти, Д.К. Джекобсона. М., 1987.

[2] Gullis A.G., Webber H.C., Poate J.M., Simons A.L. // Appl.

Phys. Lett. 1980. Vol. 36. P. 320.

[3] Жвавый С.П., Ивлев Г.Д. // ИФЖ. 1996. Т. 69. № 5. С. 790– 793.

[4] Auston D.H., Golovchenko J.A., Venkatesan T.N.C. // Appl.

Phys. Lett. 1979. Vol. 34. N 9. P. 558–560.

[5] Громов Г.Г., Жук С.В., Руденко К.В., Уфимцев В.Б. // ФТП. 1987. Т. 21. Вып. 4. С. 688–693.

[6] Ковальчук Ю.В., Кучинский В.И., Мячин В.Е., Соколов И.А., Скопина В.И. // Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10.

Вып. 7. С. 220–227.

[7] Абакумов В.Н., Гуман В.Н., Юферев В.С. ФТП. 1986.

Т. 20. Вып. 12. С. 2178–2182.

[8] Арутюнов Е.Н., Беляков Л.В., Васильев А.Н. идр. // ЖТФ.

1985. Т. 55. Вып. 11. С. 2144–2148.

[9] Meyer J.R., Kruer M.R., Bartoli F.T. // J. Appl. Phys. 1980.

Vol. 51. N 3. P. 5513–5522.

[10] Ивлев Г.Д., Малевич В.Л. // ЖТФ. 1990. Т. 60. Вып. 2.

С. 199–201.

[11] Гацкевич Е.И., Ивлев Г.Д., Чаплинов А.М. // Квантовая электрон. 1995. Т. 22. № 8. С. 805–810.

5 Журнал технической физики, 2001, том 71, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.