Курсовая работа: Световое излучение в ультрафиолетовой, видимой и инфракрасной областях спектра

Курсовая работа: Световое излучение в ультрафиолетовой, видимой и инфракрасной областях спектра

План

Введение

1.  Формирование катодолюминесцентного излучения

1.1 Генерация неравновесных носителей заряда

1.2 Движение и рекомбинация неравновесных носителей

2.  Пространственное разрешение катодолюминесцентной микроскопии

3.  Методика экспериментальных исследований

4.  Информативность сигнала катодолюминесценции

4.1 Интенсивность сигнала интегральной катодолюминесценции

4.2 Спектральный состав сигнала катодолюминесценции

Заключение

Литература

Введение

Явление катодолюминесценции (КЛ) — возникновение светового излучения в ультрафиолетовой, видимой и инфракрасной областях спектра под действием электронного облучения — известно давно. Первоначально интерес к этой области был связан с исследованием и использованием люминофоров. В процессе решения практической задачи создания оптимальных покрытий экранов электронно-лучевых трубок были исследованы процессы излучательной рекомбинации и особенности зонной структуры полупроводниковых соединений. Сам же метод катодолюминесценции, наряду с другими методами, такими, как фотолюминесценция, оптическое поглощение и отражение света, занял прочное место в исследовательской практике при изучении зонной структуры твердого тела (главным образом тех энергетических уровней, которые принимают участие в процессах излучательной рекомбинации).

В последнее время в связи с быстрым развитием оптоэлектроники интерес к катодолюминесценции существенно возрос. Создание высокоэффективных полупроводниковых лазеров и светодиодов, представляющих собой многослойные структуры с толщиной слоев в единицы или десятки микрометров, потребовало разработки новых методов, которые обладали бы высокой локальностью и позволяли бы контролировать внутри этих слоев распределение центров излучательной рекомбинации, создаваемых направленным введением активных примесей в процессе выращивания. В этом смысле большие возможности предоставила растровая электронная микроскопия.

Особенности построения изображения в растровом электронном микроскопе (РЭМ) заключаются в его существенных отличиях от общеизвестных оптических и просвечивающих электронных микроскопов. В РЭМ, схема которого приведена на рис. 1, отсутствует отображающая оптическая система, которая в других микроскопах обеспечивает однозначное соответствие между точками объекта и точками изображения.

В РЭМ электромагнитные линзы лишь служат для формирования тонкого электронного зонда (до 2 нм), который с помощью отклоняющей системы заштриховывает весь наблюдаемый участок объекта рядом параллельных строк - растром, аналогичным растру в телевизионной трубке.

В результате взаимодействия электронов первичного пучка с объектом возникает целый ряд явлений — вторичная электронная эмиссия, характеристическое рентгеновское излучение, катодолюминесценция и др. (рис 2), каждое из которых может быть использовано для модуляции интенсивности на экране.

Исследование изображений в РЭМ при использовании различных сигналов позволяет при минимальных требованиях к образцу получать многообразную информацию, например, при использовании эмиссии вторичных электронов — о топографии поверхности и распределении электрических и магнитных полей, при использовании отраженных электронов — о составе объекта и, наконец, при использовании эффекта каналирования первичных электронов пучка — о кристаллической структуре объекта.

Сфокусированный электронный зонд позволяет существенно ограничить (локализовать) область генерации света и таким образом уже исследовать распределение люминесцентных свойств по поверхности объекта. Последнее стало возможным при использовании растрового электронного микроскопа из-за предоставляемой им возможности получения электронно-микроскопического изображения объекта в люминесцентном сигнале и точного позиционирования электронного зонда на поверхности объекта по его изображению.

Для формирования изображения может использоваться любой вторичный сигнал от объекта, возникающий из-за электронного облучения объекта, например сигнал от вторичных электронов, светового и рентгеновского излучения и др. Яркость данной точки изображения определяется величиной используемого сигнала, исходящего из соответствующей точки объекта. Для построения изображения необходимо однозначное соответствие между положениями электронного зонда на объекте и точками изображении на экране.

Другим отличием РЭМ является возможность одновременного получения изображений одного и того же объекта в различных сигналах, а также присущая РЭМ очень большая глубина резкости (в 10-100 раз больше, чем у оптического микроскопа), что исключает специальные требования к качеству поверхности исследуемого объекта. Единственным условием для получения изображения в РЭМ является наличие достаточной электропроводности по поверхности объекта, обеспечивающей возможность стекания вносимого электронным зондом электрического заряда, что в случае диэлектриков достигается напылением на объект тонкой металлической пленки.

1. Формирование катодолюминесцентного излучения

Катодолюминесценция – это эмиссия света, которая производится атомом возбужденным электроном с высокой энергией. Способностью к катодолюминесценции обладают газы, молекулярные кристаллы, органические люминофоры, кристаллофосфоры, однако только кристаллофосфоры стойки к действию электронного пучка и дают достаточную яркость свечения. Именно они и применяются в качестве катодолюминофоров.

Катодолюминесценция обнаружена в середине 19 в. до открытия электрона; пучок электронов, вызывающий свечение стеклянных стенок вакуумированных трубок, называли катодными лучами, и поэтому само свечение было названо катодолюминесценцией. Как физическое явление впервые начал изучать Уильям Крукс (W. Crookes) в 70-х гг. 19 в.

Три фундаментальных процесса участвуют в создании КЛ-эмиссии. Это - генерация, движение и рекомбинация неравновесных носителей заряда. Рассмотрим эти процессы в отдельности.

1.1 Генерация неравновесных носителей заряда

Падающие на объект быстрые облучающие электроны за счет взаимодействия с материалом объекта претерпевают потери энергии и тормозятся. Для упрощения оценок потерь энергии обычно используется модель непрерывной передачи энергии от первичного электрона объекту и средняя потеря энергии электроном на единицу пути вдоль траектории s за счет действия всех механизмов потерь энергии выражается формулой Бете:

 (1)

где е - заряд электрона,  - число Авогадро,  - плотность материала объекта, А - атомный вес, Z - атомный номер, Е - средняя энергия электрона и J - средний потенциал ионизации.

В области потерь энергии, которую еще называют областью возбуждения, протекают вызываемые электронной бомбардировкой разнообразные вторичные процессы за счет электронных переходов в объекте. Размер области возбуждения близок по величине к глубине проникновения первичных электронов Re и может быть оценен по формуле:

 (2)

где A измеряется в г моль-1,  – в г см-3 и E0 – в кэВ. На рисунке 3 приведены зависимости величины Re от энергии падающих электронов для некоторых материалов.

Форма области возбуждения зависит от атомного номера материала объекта и изменяется от грушеподобной для материалов с низким атомным номером, становясь далее близкой к сферической для материалов с 15 < Z < 40 и полусферической для материалов с более высоким атомным номером. Следует отметить существенную разницу в форме и размерах области возбуждения для тонкоплёночных и массивных объектов (рис. 4).

Размеры области, где имеет место тот или иной вторичный процесс, иначе, области генерации сопутствующего ему сигнала определяются энергией активации данного процесса. В полупроводниках рассеянная в объекте энергия падающих электронов может частично пойти на образование неравновесных электронно-дырочных пар, вызывая тем самым существенное увеличение числа подвижных носителей заряда. Валентные электроны могут переводиться с различных уровней валентной зоны на различные уровни зоны проводимости, но лежащие выше максимального уровня электронов, рожденных за счет тепловой генерации, из-за чего средняя энергия образования одной электронно-дырочной пары Ei несколько превышает ширину запрещенной зоны Eg и равна:

, (3)

где 0 < M < 1 эВ и зависит от материала объекта, оставаясь независимой от энергии падающих электронов. Значения Ei для некоторых материалов следующие (в скобках приведены значения Eg при 300 К): InSb — 0.42 эВ (0.16 эВ), РЬS — 2.05 эВ (0.41 эВ), GaAs — 4.6 эВ (1.43 эВ), CdTe —4.65 эВ (1.5 эВ), GаР - 7.8 эВ (2,24 эВ). В электронном микроскопе средняя энергия образования одной электронно-дырочной пары существенно меньше энергии падающего электрона и один электрон с энергией 10-20 кэВ по траектории своего движения в объекте может создать несколько тысяч электронно-дырочных пар. Эта величина является фактором генерации и дается выражением:

 , (4)

где  описывает потери энергии за счет отражения электронов от объекта.

Помимо генерации электронно-дырочных пар быстрые электроны пучка могут приводить к локальному разогреву объекта и изменению структуры и свойств облучаемой области, особенно в сфокусированном режиме работы микроскопа, вызывая, например, изменение люминесцентных характеристик.

1.2 Движение и рекомбинация неравновесных носителей

Возникшие неравновесные носители заряда в полупроводнике приобретают направленное движение за счет диффузионных и дрейфовых процессов и одновременно рекомбинируют из-за возвращения электронов в свободные состояния в валентной зоне, в результате чего исчезают свободный электрон и свободная дырка. В условиях термодинамического равновесия процессы генерации и рекомбинации полностью уравновешиваются. В зависимости от механизма различают три вида рекомбинации: межзонная рекомбинация, рекомбинация через локальные центры и поверхностная рекомбинация. В зависимости от того, на что расходуется выделяемая при рекомбинации энергия, рекомбинация может быть излучательной с испусканием кванта света и безызлучательной с передачей энергии решетке (образование фононов) или третьему свободному носителю, в последнем случае она называется ударной или рекомбинацией Оже.

При непрерывном облучении и неподвижном электронном зонде на образце в последнем в результате этих процессов создается стационарное распределение неравновесных электронов и дырок, подчиняющееся в простейшем случае трехмерному диффузионному уравнению, которое для полупроводника p-типа имеет вид:

 (5)

с граничным условием на поверхности

, (6)

где  - плотность неосновных неравновесных носителей заряда; D — коэффициент диффузии;  - время жизни неосновных носителей заряда; - скорость поверхностной рекомбинации;  - функция генерации неравновесных носителей заряда (функция источника), определяемая параметрами электронного зонда и процессами рассеяния электронов в объекте, или иными словами, функция распределения плотности потерь энергии электронов в объекте; z - координата, направленная в глубь образца. Уравнение (5) справедливо при выполнении следующих двух условий:

1) время жизни  не зависит от , что выполняется достаточно хорошо при малом уровне возбуждения, т.е. когда , где  — равновесная концентрация дырок;

2) внутренние электрические поля в объекте отсутствуют, т.е. электроны и дырки двигаются только за счет диффузии.

Интенсивность КЛ-эмиссии обычно принимается пропорциональной  и записывается в виде:

 , (7)

где A и B учитывают соответственно поглощение КЛ-излучения при его выходе через толщу объекта и его отражение от поверхности границы раздела объект-вакуум, а является внутренним квантовым выходом, равным отношению темпа излучательной рекомбинации к полному темпу рекомбинации, являющемуся суммой темпа излучательной рекомбинации и темпов по всем каналам безызлучательной рекомбинации. Величина  обычно выражается через времена жизни  (излучательное) и  (безызлучательное):

 , где  ,

откуда

 (8)

Для расчета  по формуле (7) необходимо знать точное решение уравнения (3). В настоящее время существуют точные аналитические расчеты для однородного материала, когда диффузионная длина неосновных носителей заряда  постоянна, и простых граничных условий (4) для точечного источника и для сферического с постоянной плотностью пар. При расчетах часто принимают  Этими результатами можно пользоваться и при произвольной функции источника, но только в тех случаях, когда границы располагаются от источника на расстояниях, больших L и превышающих размеры области генерации пар.

Помимо интенсивности КЛ-эмиссия характеризуется спектральным составом излучения. Энергия фотонов и, таким образом, спектр КЛ-излучения содержат сведения о характеристических энергетических уровнях, имеющихся в объекте. Излучательные переходы можно разделить на два класса: собственные (фундаментальные) и примесные. К собственным переходам относятся переходы зона-зона с выделением фотона с энергией, равной Eg, где Eg - ширина запрещенной зоны, и рекомбинация свободного экситона с выделением фотона с энергией

hv=Eg - Ex,

где Ex — энергия ионизации экситона. В не прямозонных полупроводниках, таких как, например, GaP, фундаментальное излучение очень слабое, поскольку в отличие от прямозонных полупроводников, таких как GaAs, при рекомбинации электрона и дырки обязательно должно происходить образование фонона, а появление дополнительной частицы резко уменьшает вероятность процесса (рис. 5). Поэтому собственное излучение в не прямозонных полупроводниках относительно слабое, особенно в сравнении с излучением, связанным с примесями и дефектами.

К примесным переходам относятся переходы через уровни, расположенные внутри запрещенной зоны, которые возникают за счет присутствия в материале атомов различных примесей, в том числе доноров и акцепторов, или структурных дефектов и могут быть мелкими, расположенными у краев зон, или глубокими, расположенными ближе к середине запрещенной зоны. Рекомбинанионной эмиссии с первых соответствуют фотоны с энергией близкой к Eg, рекомбинационной эмиссии со вторых — фотоны с энергией существенно меньшей, чем Eg. При комнатной температуре такое излучение может быть сделано гораздо более интенсивным, чем собственное, даже в прямозонных материалах. Такие примеси, активирующие люминесценцию, называют активаторами, и этим часто пользуются в терминологии, связанной с люминофорами. В присутствии примесей могут образовываться связанные на них экситоны, при рекомбинации которых возникают фотоны с энергией

,

где  — энергия связи экситона с примесным атомом,  — энергия эмиттируемых фононов и m — число фононов. В реальных материалах доминирующим излучением является излучение за счет примесных переходов через уровни примесей и дефектов.

2. Пространственное разрешение катодолюминесцентной микроскопии

Помимо основных спектроскопических характеристик системы анализа светового излучения, таких как полная спектральная передаточная характеристика системы, спектральное разрешение и предельная чувствительность, установка для исследования микро катодолюминесценции характеризуется еще одним очень важным параметром, а именно, величиной пространственного разрешения или локальностью сбора информации, т.е. минимальным расстоянием между двумя деталями объекта, которые можно различить по сигналу КЛ-эмиссии.

Разрешение в катодолюминесцентном режиме РЭМ зависит не столько от размера сечения первичного электронного пучка на объекте, сколько от размера области генерации электронно-дырочных пар с последующей их диффузией. В материалах с большим квантовым выходом размер реальной области генерации пар может существенно превышать размеры первоначальной области генерации пар под действием электронов пучка за счет фотонного переноса — явления возбуждения неравновесных носителей заряда за счет перепоглощения и переизлучения собственного рекомбинационного излучения, когда в результате акта излучение — поглощение электронно-дырочная пара «перемещается» в объекте на пролетаемое фотоном расстояние. В отсутствие явления переизлучения область генерации пар практически совпадает с областью диссипации энергии первичных электронов, и дальнейшее перемещение пар происходит за счет диффузии. При значительной диффузионной длине размер области инжектированных носителей может существенно превышать размер сечения первичного электронного пучка на объекте.

Из-за малости сигнала КЛ, особенно у материалов с малым внутренним квантовым выходом, для работы в режиме локальной КЛ используют повышенные (10-6 — 10-8 А) токи электронного зонда. Это приводит к уширению электронного пучка на объекте и вносит дополнительную лепту в ухудшение пространственного разрешения. Пространственное разрешение в этом режиме можно выразить как геометрическую сумму поперечного размера электронного зонда на объекте, поперечного размера области рассеивания энергии электронов зонда, которая полагался равной глубине проникновения электронов в объект Re, — и диффузионной длины неосновных носителей заряда L. Такая оценка давала завышенное значение пространственного разрешения, а на практике реализовывалось гораздо более высокое значение разрешения. Например, для n-GaP с L =3,5 мкм при 20 кВ реально было получено разрешение в 1.5 мкм вместо 6 мкм, получаемых при расчете методом геометрической суммы.

Позже была построена формальная теория пространственного разрешения в режиме локальной КЛ, основанная на критерии разрешения двух точек в просвечивающей электронной микроскопии, где провал между двумя максимумами на изображении еще разрешаемых двух точек достигает 25%. Для локальной КЛ под разрешением понималось минимальное расстояние между двумя тонкими люминесцирующими слоями в не люминесцирующей матрице, когда при сканировании пучка поперек слоев в сигнале КЛ (отклике) провал посередине изображения этих слоев достигал 25 %.

Оказалось, что определяемая таким образом величина пространственного разрешения очень близка к значению полуширины отклика сигнала КЛ на тонкий люминесцирующий слой в объекте, т.е. ширины отклика на уровне 0,5 от максимального значения сигнала, достигаемого при нахождении электронного зонда непосредственно на люминесцирующем слое. При теоретическом расчете отдельно учитывался вклад рассеяния первичных электронов в объекте (конечного размера области генерации пар в объекте) в пренебрежении диффузией пар и вклад диффузии пар в пренебрежении размерами области генерации пар, которая в этом случае считалась точечной. Из-за малости вклада, обусловленного конечными размерами электронного зонда на объекте, влиянием этого фактора пренебрегалось.

При учете лишь конечных размеров реальной области генерации пар диффузионная длина L полагалась равной нулю. Отклик сигнала КЛ при сканировании поперек тонкого люминесцирующего слоя содержит узкую центральную часть с повышенным значением сигнала, полуширина которой и определяет величину пространственного разрешения (рис. 6).

Рассчитанные методом Монте-Карло нормированные отклики сигнала КЛ ICL(x) при сканировании поперек тонкого люминесцирующего слоя в матрице GaAs для разных ускоряющих напряжений: 1-10, 2-20, 3-30, 4-40 и 5-50 кВ при отсутствии диффузии неравновесных носителей заряда.

В данном случае это является вкладом в пространственное разрешение за счет рассеяния первичных электронов в объекте и зависит от ускоряющего напряжения микроскопа, как показано на рис. 7 (зависимость полуширины δ распределения ICL(x) от ускоряющего напряжения для различных полупроводниковых материалов в отсутствие диффузии неравновесных носителей заряда: 1-Si, 2-GaP, 3-PbS и GaAs) для различных материалов объекта, причем вид этой зависимости различен для материалов с разными атомными номерами, что является следствием различия в процессах рассеяния в объекте электронов пучка: в легких материалах (Si) преобладают мало угловые неупругие рассеяния, в тяжелых (PbS, GaAs) — упругие рассеяния на большие углы.

Получаемое при таких расчетах значение пространственного разрешения можно рассматривать как предельно достигаемое разрешение, реализуемое либо на материалах с малыми по сравнению с размерами области генерации пар диффузионными длинами, либо при работе микроскопа в импульсном режиме с регистрацией сигнала КЛ лишь в начальный момент возбуждающего электронного воздействия, пока не произошло существенного диффузионного расплывания неравновесных носителей заряда.

Происходящее в этом случае "улучшение" пространственного разрешения по сравнению со стационарным случаем, естественно, тем более заметно, чем больше значение диффузионной длины (при этом следует учитывать необходимое увеличение времени накопления сигнала при регистрации из-за существенного уменьшения его интенсивности).

Позже был предложен новый метод экспериментальной оценки размера области генерации электронно-дырочных пар. Для этого они использовали структуру из AlAs/GaAs с тремя квантовыми ямами, поперек которых проводилось сканирование и регистрировался отклик сигнала КЛ. В таком образце исключался эффект диффузии носителей заряда и повышалось разрешение до 50 нм. Полученные авторами отклики был и похожи на отклики, представленные на рис. 6.

Страницы: 1, 2