Форма кривых релаксации неравновесной фотопроводимости, возбуждаемой импульсным излучением с длиной волны 1055 нм, определяемая по форме соответствующего изменения отраженной от образцов мощности СВЧ диапазона (λ=3 см) [4], проявляет особенности в зависимости от термоистории. Для всех процессов ТО и диффузии золота с медленным охлаждением или закалкой время релаксации фотопроводимости (ВРФП), определяемое на полувысоте сигнала, τ падает от сотен микросекунд до десятков и долей микросекунд. При этом после первого цикла ТО с медленным охлаждением (МО), когда удельное сопротивление ρ уменьшается в сравнении с исходным, τ падает до величин ~10 мкс; после первичной диффузии золота с МО в исходный материал, когда ТО проходит одновременно с диффузией, удельное сопротивление падает до той же величины, но на кривой спада фотопроводимости проявляются два процесса: быстрый (τ≤1 мкс) и медленный (τ≥10 мкс), схожий с тем, что наблюдается на материале, прошедшем только ТО. Однако после первого цикла ТО с закалкой сопротивление возрастает более, чем на порядок в сравнении с исходным, а ВРФП падает до ~0.85 мкс, при этом процесс одностадийный. На материалах, где было восстановление части ТД при медленном охлаждении после процессов-циклов предварительной ТО, диффузии золота и закалки ВРФП составляло 4 мкс, а где не было (10 циклов предварительной ТО) – величина ВРФП составила лишь 0.17 мкс. Таким образом, особенности проявления акцепторного состояния золота заметны не только в величинах удельного сопротивления (концентрации свободных носителей) от числа циклов предварительной ТО, но и в величинах ВРФП от этого числа процессов-циклов.
Результаты работы перекликаются с результатами работ [5, 6] о возможности существования сложных дефектов на основе кислорода и фосфора с золотом, но в нашем случае такой вывод приходит их анализа экспериментальных данных иного содержания, чем в работах [5, 6]. Возможность получения таких данных связана как с применением систематически последовательности оригинальных температурных воздействий на материал, так и с удачным соотношением концентрации ТД и фосфора в исследуемом исходном материале кремния.
Заметим, что при МО с печью после ТО при 900, 950°C материал довольно долго по времени находится при пониженных температурах 430°C и 500°C, при которых возможно формирование классических термодоноров на основе кислорода и углерода [1, 7]. Отдельно проведенные опыты с выдержкой при этих температурах в течение 1 ч для 430°C и (0.5, 1, 2, 5 ч) для 500°C показали, что при МО после первого цикла ВРФП t остается на уровне исходного, а r уменьшается. И только при последующих циклах t начинает постепенно уменьшаться, доходя до значения ~ 4×10-2 от начального t после восьми циклов при выдержке по 5 ч при 500°C. Величина r при этом сохраняется на уровне значений, возникших после первого цикла. Эти отличия по изменению параметров {r, t} от тех, что происходят при температурах выдержки 900 и 950°C и МО, наглядно демонстрируют отличие обустройства внутренних силовых полей определяемых дефектами материала, которые проявятся и в реализации различных акцепторных состояний золота при МО при последующей диффузии его. То есть экспериментально по изменениям {r, t} можно качественно оценить различие в преобразованиях системы дефектов при различных температурах ТО; можно утверждать, что в температурном интервале (950, 900 ¸ 500°C) формируется мощный канал рекомбинации носителей, параллельно с образованием или разрушением мелких ТД, за эту рекомбинацию не отвечающих.
Выражаем благодарность Воронову Ю.А. и Орловой Л.К. за предоставленную возможность проведения стандартных технологических процессов на кремнии в лаборатории кафедры «Микроэлектроника» МИФИ. Благодарим Сальника О.С. за предоставление исходного материала.
В работе [1] на примере пространственно однородного полуограниченного легкоосного антиферромагнетика было показано, что вследствие квадратичного магнитооптического взаимодействия внешнее постоянное электрическое поле может качественно изменить условия локализации магнитных поляритонов не только ТЕ, но и ТМ типа вблизи границы раздела «легкоосный антиферромагнетик – немагнитный диэлектрик». В связи с этим несомненный интерес представляет анализ особенностей поляритонной динамики одномерных магнитных гиротропных фотонных кристаллов (1D МФК) помещенных в постоянное внешнее электрическое поле.
В частности, для 1D МФК в электрическом поле [2] было показано следующее:
1. При отличном от нуля внешнем электрическом поле спектр не только ТЕ, но и ТМ поляритонов приобретает зонный характер.
2. Максимум коэффициента прохождения объемной электромагнитной волны p – типа через рассматриваемый 1D МФК имеет место при условии, что частота и угол падения волны одновременно удовлетворяют закону дисперсии поверхностной p – волны, бегущей вдоль границы раздела «1D МФК – идеальный немагнитный металл».
3. Для мелкослоистого полубесконечного 1D МФК в явном виде найден спектр поверхностных магнитных ТМ поляритонов, формирующихся вблизи границы раздела «1D МФК – идеальный немагнитный металл». Условия существования этого типа волн зависят от величины и знака проекции внешнего электрического поля на направление нормали n к границе раздела. Спектр указанной поверхностной поляритонной волны не имеет коротковолновой точки окончания (относится к поверхностным поляритонам первого типа). При этом глубина проникновения объемной электромагнитной волны в 1D МФК изменяется обратно пропорционально толщине антиферромагнитных слоев сверхрешетки и величине постоянного внешнего электрического поля.
4. В присутствии постоянного внешнего электрического поля на границе раздела «1D МФК – немагнитный диэлектрик» (с нормалью параллельной внешнему электрическому полю и легкой оси антиферромагнетика) имеет место формирование поверхностных ТЕ и ТМ волн. Спектр обоих типов поверхностных поляритонов обладает коротковолновой точкой окончания (относится к поверхностным поляритонам второго типа), а условия локализации существенно зависят от относительной толщины антиферромагнитного и немагнитного слоев 1D МФК, а также и от относительной ориентации вектора нормали и внешнего электрического поля.
В настоящей работе, с учетом квадратичного магнитооптического взаимодействия, выяснены особенности распространения электромагнитных волн s- и p – типа через магнитную сверхрешетку в скрещенных постоянных магнитном H и электрическом Е полях. В качестве примера рассмотрен 1D МФК типа «легкоосный антиферромагнетик – немагнитный диэлектрик» в приближении эффективной среды (k – волновой вектор, – период сверхрешетки). Внешнее электрическое поле параллельно легкой оси антиферромагнетика и перпендикулярно магнитному полю (E || l H, l – вектор антиферромагнетизма). В частности, при анализе выяснено:
1. Уже в бесконечном 1D МФК спектр нормальных магнитных поляритонов s- и p – типа становится невзаимным (ω(k)ω(-k)) вдоль направления нормали к плоскости в которой лежат вектора Е и Н. При этом в отсутствии внешнего электрического поля формирование дисперсии у нормальных магнитных ТМ поляритонов в рассматриваемом магнитном фотонном кристалле вообще невозможно. Спектр формирующихся коллективных поляритонных возбуждений p- или s – типа рассматриваемого1D МФК можно рассматривать как результат гибридизации нормальных поляритонных TM или ТЕ колебаний соответственно отдельных идентичных антиферромагнитных пластин, которые связаны между собой через немагнитные диэлектрические слои постоянной толщины.
2. На границе раздела «1D МФК – вакуум» (n || l, n – орт нормали к поверхности сверхрешетки) имеет место формирование поверхностных магнитных поляритонов ТМ и ТЕ типа. Вид спектра обоих типов поляритонных волн существенным образом зависит от отношения электрического и магнитного поля . В частности, при определенных условиях возможно формирование реальных и виртуальных поляритонов. Так же условия локализации электромагнитной волны зависят от взаимной ориентации векторов E, H и n.
3. В случае, когда нормаль к поверхности 1D МФК ортогональна легкой оси антиферромагнетика, то на границе раздела «1D МФК – вакуум» возможно формирование поверхностных магнитных поляритонов как p – так и s – типа. Для этой магнитооптической конфигурации при одновременном отличии от нуля значений напряженностей полей Е и Н, возможно формирование только таких поверхностных поляритонов, у которых поле вглубь магнитной сверхрешетки спадает с осцилляциями.
4. Для всех изученных геометрий найдены и проанализированы коэффициенты отражения ТМ и ТЕ волн, падающих извне на поверхность рассматриваемого 1D МФК. В соответствии с общими положениями теории волновых процессов в слоистых средах их полюса определяют спектр поверхностных поляритонных волн распространяющихся вдоль внешней поверхности рассматриваемого полуограниченного 1D МФК.
5. Если в бесконечном 1D МФК, рассматриваемого типа, присутствует дефектный диэлектрический слой, то в постоянном внешнем электрическом поле вблизи этого слоя становится возможным локализация распространяющихся вдоль дефектного слоя магнитных поляритонов ТМ и ТЕ типа. Количество ветвей в спектре этих волн зависит от толщины дефектного слоя и для заданных значений волнового числа и частоты может изменяться от нуля до двух.
6. В полуограниченном 1D МФК на границе раздела «сверхрешетка – немагнитный диэлектрик» возможно существование трех основных вариантов поверхностных магнитных ТМ и ТЕ поляритонов, которые различаются характером парциальных волн, формирующихся на одном элементарном периоде исследуемой сверхрешетки. При этом некоторые из указанных разновидностей поляритонных возбуждений (являющиеся результатом взаимодействия двух гиперболических однопарциальных волн соседних слоев сверхрешетки) существуют только при наличии квадратичного магнитооптического взаимодействия и постоянного внешнего электрического поля. Число ветвей в спектре указанных возбуждений и степень их локализации вблизи поверхности 1D МФК зависят как от величины и направления внешнего электрического поля, так и от относительной толщины магнитного и немагнитного слоя.
Страницы: 1, 2
