Спин-зависимые эффекты на дислокациях в кремнии

Актуальность темы

" В последние годы проводятся интенсивные исследования влияния одномерных дефектов кристаллической структуры ('дислокаций) на физические свойства полупроводников. Интерес к этим объектам, кроме всего прочего, обусловлен также общим интересом к одномерным системам. В отличие от органических полупроводников, дислокации дают уникальную возможность исследовать не только свойства самих одномерных систем, но и взаимодействие свободных (трехмерных) электронов и дырок с такими квазиодномерными объектами. Изучение электронных свойств дислокаций в полупроводниковых кристаллах, прежде всего в кремнии, представляет также и большой практический интерес в связи с развитием микроэлектроники. Кремний является очень хорошо изученным полупроводником и доступен в виде очень чистых и совершенных монокристаллов, что облегчает задачу исследования электронных свойств дислокаций в нем.

До сих пор, исследование дислокаций в кремнии велось в основном методами эффекта Холла, DLt фотопроводимости, ЭПР, фото-ЭПР, фотолюминесценции. Известны также две работы по исследованию высокочастотной проводимости вдоль дислокаций в кремнии. В результате проведенных исследований было установлено, что введение дислокаций в кремний сильно изменяет его электрические и оптические свойства. Это связано, главным образом с тем, что благодаря наличию дислокаций в кристаллах возникают новые электронные состояния, энергетические уровни которых расположены в запрещенной зоне [lf2]. Кроме этого, после пластической деформации при Т⁷⁰⁰°С возникают парамагнитные центры, концентрация которых хорошо коррелирует с плотностью введенных дислокаций. В работе [3] было показано, что возникающий при низкотемпературной деформации 700°С/ сигнал ЭПР обусловлен существованием в ядрах дислокаций неспаренных валентных связейдислокационных оборванных связей (ДОС) .

В работе [4] был обнаружен факт изменения фотопроводимости кремния с дислокациями в условиях магнитного резонанса ДОС. Естественно предположить, что эффект обусловлен особенностью процессов захвата свободных носителей на дислокации, имеющие ДОС. Однако, имевшиеся к началу выполнения диссертационной работы данные не позволяли решить вопрос о механизме спин-зависимой рекомбинации (СЗР)на дислокациях. Для выяснения природы СЗР необходимы были дальнейшие исследования, при этом наиболее важным являлся вопрос о зависимости СЗР от магнитного поля. Совершенно неизученным являлся вопрос влияния отжига [3] на величину СЗР. Изучение такого типа явлений могло бы дать новые сведения как о процессе рекомбинации на дислокациях, так и самих дислокациях. При достаточном понимании механизма СЗР этот эффект можно было бы использовать в качестве нового метода исследования дислокаций и других дефектов в полупроводниках.

Другим возможным спин-зависимым эффектом в пластически деформированном кремнии может быть влияние спинового состояния пат рамагнитных центров, находящихся в ядре дислокации, на проводимость носителей, захваченных в дислокационные состояния. Обнаружение спин-зависимого характера дислокационной проводимости даст новый метод для изучения взаимодействия носителей, захваченных в дислокационные состояния с парамагнитными центрами в ядре дислокации.

В работе [5J сообщалось о значительном влиянии магнитного поля на высокочастотную проводимость образцов пластически деформированного кремния. При Т⁵⁰ К наблюдалось увеличение высокочастотной проводимости в магнитном поле, т. е. формально отрица.

— б тельное магнитосоцротивление (CMG). Предполагалось, что ОМС возможно обусловлено зависимостью вероятности перескока электрона с одной оборванной связи на другую от поляризации спинов ДОС. Однако для выяснения природы ШС было необходимо проведет-: ние дальнейших систематических исследований.

Целью настоящей работы явилось исследование эффекта СЗР в пифоком диапазоне магнитных полейопределение температурной зависимости величины эффекта СЗР и характерного времени СЗР?'*- эф исследование зависимости величины эффекта СЗР и от интенсивности подсветкиизучение влияния неравновесных носителей на магнитные свойства цепочек ДОСисследование отрицательного маг-нитосопротивления в пластически деформированном кремнии. Кроме этого ставилась задача поиска влияния спинового состояния парамагнитных центров в ядрах дислокаций на проводимость носителей, захваченных в дислокационные состояния.

Основные положения, представляемые к защите состоят в следующем:

1. Проведено подробное исследование эффекта СЗР в пластически деформированном кремнии.

2. Предложена модель СЗР в пластически деформированном кремнии, способная как качественно, так и количественно объяснить полученные результаты.

3. Исследовано влияние подсветки на время продольной релаксации и магнитной восприимчивости спинов ДОС.

4. Обнаружен эффект спин-зависимого изменения дислокационной проводимости.

5. Исследовано и объяснено ОМС в кристаллах кремния с дислокациями.

Новизна исследований, составляющих основное содержание дисеертации, заключается в том, что впервые;

1. Исследован эффект СЗР при гелиевых температурах в магнитных полях 0*004 Т и 1.25 Т. Показано, что величина эффекта СЗР (относительное изменение фото сопротивления при насыщении сигнала ЭПР ДОС) практически не зависит от величины магнитного поля, по крайней мере в диапазоне 0.004 — 1.25 Т.

2. Установлено, что при Т=1.3 * 10 К величина эффекта СЗР и Т* не зависят от температуры и определяются уровнем подсветки.

3. Исследована высокочастотная фотопроводимость кремния с дислокациями при Т=1.3 * 60 К, Показано, что она обусловлена носителями в мелких дислокационных состояниях. Обнаружено резонансное изменение фотопроводимости, что/подтверждает предложенную модель СЗР.

4. Проведено исследование СЗР в отожженных кристаллах пластически деформированного кремния. В спектре СЗР отожженных кристаллов обнаружена новая линия, g — фактор которой равен 1.994 при Hgllflll]. Аналогичная линия обнаружена и в спектре ЭПР.

5. Обнаружено резонансное изменение дислокационной проводимости.

6. Обнаружено уменьшение магнитной восприимчивости^ и времени продольной релаксации спинов при подсветке.

7. Установлено, что ОМС наблюдается в пластически деформированном кремнии как р-, так и и-типа. Величина магнитного поля, при котором происходит смена знака ^/дН0 не зависит от степени деформации образца (Е = 0.7 t 3, концентрации ДОС и определяется легированием образца и температурой. Дано объяснение CMC.

Научная и практическая значимость выполненной работы состоит в получении/новых данных о механизме захвата неравновесных носителей дислокационными оборванными связями. На основании полученных данных определены параметры мелких дислокационных состояний, обусловленных деформационным потенциалом дислокации. Эффект спин-зависимой дислокационной проводимости открывает новые возможности как для экспериментального, так и теоретического исследования взаимодействия носителей, захваченных в дислокационные состояния, с парамагнитными центрами в ядре дислокации. Образцы пластически деформированного кремния могут быть использованы в качестве презиционного измерителя напряженности магнитного поля в широком диапазоне магнитных полей. Предложен метод определения характерного времени СЭР Т*.

Какие выводы можно сделать из изложенных в данном параграфе экспериментальных результатов? •.

I. Обнаружена неизвестная ранее линия в спектре СЗР, о.

2. Аналогичная линия обнаружена и в спектре ЭПР отожженных.

3. В отожженных кристаллах СЗР обусловлена рекомбинацией на «парамагнитных Rцентрах.

4. Предположение, что линия с афактором 1.994 обусловлена электронами в Еес| позволяет качественно объяснить совокупность экспериментальных результатов исследования СЗР.

В заключения обсуждения эффекта СЗР в пластически деформированном кремнии сделаем два замечания.

В рамках предлагаемой модели СЗР легко понять, что темп термической активации носителей с глубоких уровней обусловленных Д0С (Яцентрами), в зону проводимости также будет спин-зависимым. Действительно, разумно предположить, что электрон с глубокого центра будет возбуждаться сначала в Еес|, а затем может либо активироваться в зону проводимости, либо захватиться обратно на глубокий центр (ДОС или Я" -центр). Поскольку при термической активации возникает синглетная пара, вероятность захвата электрона назад на глубокий центр может быть уменьшена, если за время жизни пары «перемешать» синглетные и триплетные конфигурации за счет магнитного резонанса. Это приведет к увеличению темпа термической генерации при резонансе. Такой эффект может экспериментально наблюдаться как увеличение темновой провофактор которой равен 1.994 при Н0 Ц[ill]. образцов димости образца, содержащего обедненные области, ток в которых определяется темпом термической ажтивацми. Такие обедненные области могут возникать в кремнии итипа с сильно неоднородным распределением дислокаций или в специально приготовленных переходах и Шоттки диодах.

Такой спин-зависимый перенос тока наблюдался в [illj в образцах с неоднородным распределением дислокаций. В работе lJZj наблюдался спин-зависимый перенос тока в р-и переходах.

В работе [ИЗ] наблюдалась оптическая поляризация ядер

Z9.

СОПЯ) при освещении образцов пластически деформированного кремния неполяризованным светом. Анализ результатов показал, что поляризация ядер обусловлена образованием на дислокационных цепочках центров со спином? > ½. Как уже отмечалось, при освещении происходит накопление пар электрон в Е^ - цепочка ДОС, обладающих большой триплетной компонентой. Результаты [113J прекрасно согласуются с предложенной моделью СЗР и могут быть объяснены взаимодействием системы ядер*9£- с такими парами.

§ 3,3. Исследование отрицательного магниговопротивления в пластически деформированном кремнии.

В настоящем параграфе мы исследовали образцы с плотностью.

Q р TtJ тя ч дислокаций (/Иг> - 2'10 см" «) при легировании 10хо * 10х см. Методика приготовления образцов была аналогична описанной в § 2.1. Измерение высокочастотной проводимости производилось по схеме описанной в § 3.1. Расчет эффективной проводимости проводился по формуле ЦЗ), заменяя ьЪ^ на Ъ^и — высокочастотные потери в образце, Q0 — ненагруженная добротность резонатора.

Как известно [61,62,64], число захваченных на дислокацию дополнительных дырок и электронов ограничивается их кулоновс-ким взаимодействием между собой. Легко показать, что величина? — 01—, называемая коэффициентом заполнения, не может тепревышать 0.1 f 0.15 для кремния содержащего ^ I0iD см" 3 мелких доноров или акцепторов. Здесь л/ - число захваченных на дислокации носителей, плотность дислокаций, а — постоянная решетки. Легко видеть, что в использованных нами образцах при равномерном распределении дислокаций все носители должны быть захвачены на дислокации.

Действительно, проводимость по постоянному току в таких образцах как р-, так и итипа имеет энергию активации 0.3 * 0.5 Эв и при Т< 80 К становится меньше 10″ ^ * 10″ -^ (Ом-см)" * и не поддается измерению. Шсокочастотная проводимость Ъул много больше, чем Ъ0, причем при повышении температуры в интервале 35 * 50 К проводимость ^ сильно возрастает. Наклон кривых ^^м (Ут) Дает в эт°й области энергию активации, зависящую от степени деформации и легирования образца. Эта энергия всегда меньше энергии активации недеформированного образца (исходного образца).

На рис. 28 показаны температурные зависимости величины^ц для одного из образцов до и после отжига. Здесь^ч — эффективная проводимость образца, рассчитанная по формуле (13). При отжиге величина ^*, значительно возрастает как для и-, так и для р-типа. На рис. 29 приведена зависимость^ от постоянного магнитного поля HQ, приложенного перпендикулярно высокочастотному электрическому полю Е w. Как вццно, при Т 40 К наблюдается значительное отрицательное магнитосопротивление. При Т£25 К нами не было обнаружено влияние магнитного поля на. Было установлено, что поле при котором происходит смена знака практически не зависит и от степени деформации образца при? «0.7 * 3%, концентрации ДОС и определяется лишь степенью легирования образца и температурой, причем качественно аналогичные результаты наблюдаются как на образцах легированных фосфором 10^ * 10^ см~3, так и бором I015 см» 3.

Отжиг образцов не приводит к качественным изменениям в ходе кривых^и (Но). Меняется лишь величина проводимости. Число парамагнитных центров при отжиге уменьшается более чем на порядок. На рис. 30 приведена температурная зависимость величины Н^ - магнитного поля, при котором наблюдается максимумам (И о) для двух образцов. В образцах с легированием 10^ см" 3 ОМС не наблюдается во всем исследованном температурном диапазоне (10*300 К).

Согласно [ij, отжиг приводит к существенному падению общего числа носителей, захваченных на дислокации. Дислокационная проводимость в образцах р-типа при низких температурах практи.

I-1 i-1−1-1−1 i >

16 20 24 28 10%, (lO.

Рис.28/Температурная зависимость высокочастотных потерь в образце со степенью деформации 1.7*5 и легированием I014 см" 3 Р: • -ДР отжига, д, — после отжига. ju. t 11 клилд. i j, < i > ¦ п4Ч*ГГЕ!ТГ:лг.(.

— 109 о n o 35Ku°oooooooooooooo.

4—-j-1−1-1—*.

H.(T).

Рис, 29 Зависимость от магнитного поля HQ { Е^Д HQ).

Нт (т) 1.0.

0.8.

0.6 ом.

I I-—г-т—¦—I-1−1-—I.

40 44 48 52 т—-I.

56 T (KJ.

Рис. 30 Температурная зависимость величины магнитного поля, при котором наблюдается максимум Зи (й0) для двух образцов.

• - легирование 1014см~3 Р, деформация 1.7% Ш — легирование 1015см" 3 Р, деформация 2.5% чески исчезает после отжига [16 ], тогда как <&-м при Т> 35 К наоборот сильно возрастает (см. рис.28). Отрицательное магнитосопротивление наблюдается как в неотожженных, так и в отожженных образцах. В [5 J делалась попытка объяснить ОМС в неотожженных образцах эффектами взаимодействия носителей тока со спинами ДОС. Поскольку в отожженных образцах число парамагнитных центров уменьшается более чем на порядок, а величина CMC не уменьшается, то такое объяснение представляется малоправдоподобным. На наш взгляд значительный рост^м при Т> 30 К и появление отрицательного магнитосопротивления можно объяснить следующим образом.

Можно полагать, и это подтверждается электронно-микроскопическими исследованиями, что дислокации в образцах распределены неравномерно и, в не слишком сильнодеформированных образцах, могут существовать малые локальные области с плотностью дислокаций меньше.

Л* = где Л/^, А/й — концентрация мелких доноров и акцепторов, -максимальный коэффициент заполнения дислокаций. Например, при 2% и = 2-Ю14 см" 3 имеем = Ю9 см" 2.

Г% р и Ж — 6*10 см. В таких микрообластях дислокации не могут икр полностью скомпенсировать легирующую примесь и при Т > 30 К наблюдается активация носителей с незакомпенсированной примеси. В результате при Т> 30 К к дислокационной проводимости добавится высокочастотная проводимость таких микрообластей («озер»). После отжига, число и размеры «озер» должны возрасти, что еогла-суется с наблюдающимся ростом СВЧ проводимости. При отсутствии перколяции, «озера» никак не сказываются на проводимости по постоянному току.

В работе [IQ7J 0ыла решена задача для вычисления 6 = Е'+1£" в случае, когда в материале с проводимостью и ё'-б^ находятся эллипсоиды с проводимостью 2> и =^, Полагая, что и после несложных преобразований имеем для измеряемой величины выражение: f Гчг о О, / V? (go^g^)2 го = где ~ дислокационная проводимость (т.е. проводимость носителей, захваченных на глубокие дислокационные состояния), v/v о — доля объема озёр, §) — деполяризующий фактор. Для вытянутых эллипсоидов длиной В и радиусом 1 :

So = 8.85-Ю" 12 ':А>о/В.и 6-ID10 с" 1 .

Проводимость озер должна зависеть от магнитного поля HQ как:

121) S. — ~ i + где щ. — циклотронная частота, a t определяется подвижностью носителей. Легко видеть, что при проводимость будет уменьшаться с ростом HQ, тогда как при будет обратная зависимость, т. е. формально ОМС. Предполагая, что и 2> одинаковы для всех озер, получим положение максимума ЗлДНо) :

22) е L toCgUJ.

На рис. 29 непрерывными кривыми проведены зависимости, рассчитанные по формулам (20,21). Согласие с экспериментом весьма.

— из убедительное. Подгоночными параметрами являлись т, фг, 0, 170) * Подгонка параметров производилась на ЭШ методом наименьших квадратов. Величина ъ, определенная таким образом менее чем в два раза отличалась от измеренной методом эффекта Холла для недеформированного образца. Например, в образцах с.

ТД ГУ легированием 2−10 см Р, деформированных на 1.7% имеем У'^оа 2-Ю" 2 и = 0.2, где — проводи.

Vo 3> ней eft, «Неде? мость недеформированного t исходного) образца. Принимая во внимание, что 8>» I и полагая, что можно оценить параметр г* (2 * I0)-I0″ 2.

0 13 -я.

При легировании 10 см В, проводимость недеформированного образца «поэтому при любой форме и размерах озер ШС в рассматриваемой модели наблюдаться не может. Это полностью согласуется с экспериментом.

Перечислим основные положения этого параграфа:

1. В пластически деформированных образцах наблюдается значительное отрицательное магнитосопротивление. ОМС наблюдается в образцах как р-, так и к> -типа.

2. Величина магнитного поля, при котором происходит смена знака не зависит от степени деформации'.образца (3 = 0.7 * 3%), концентрации ДОС и определяется легированием образца и температурой.

3. Полученные экспериментальные данные объясняются сильной неоднородностью в распределении дислокаций и возникновением вследствие этого озер, проводимость которых обусловлена активацией носителей с незакомпенсированной примеси. Высокочастотные потери за счет проводимости носителей в озерах в общем случае непропорциональны проводимости озер.

Глава 4. Спин-зависимая проводимость по дислокациям в кремнии.

Как отмечалось выше, в пластически деформированном кремнии наблюдается значительная высокочастотная проводимость вдоль дислокационных линий, связанная с движением захваченных дисло нациями электронов (мтип) и дырок (р-тип) [5,6*0. Кроме этого, в неравновесных условиях или принасыщении ДОС атомарным водородом наблюдается высокочастотная проводимость носителей захваченных в мелкие состояния, вероятно обусловленные деформационным потенциалом (см.§-3.1. и [I6J). Б этой связи представляло бы значительный интерес исследование влияния спинового состояния находящихся в ядре дислокации парамагнитных центров на проводимость носителей вдоль дислокаций. Однако в неотожженных кристаллах, где дырки и электроны в основном захватываются непосредственно на ДОС, нам такой эффект наблюдать пока не удалось, В настоящей главе мы изложим экспериментальные данные влияния спинового состояния парамагнитных центров в ядре дислокации на проводимость носителей в мелких дислокационных состояниях,.

§ 4.1. Методика измерений и приготовления образцов.

Исследовались образцы кремния vтипа (2*10^ см" 3 и 10*® см" 3 Р) и р-типа (Ю13 см" 3 В). Деформация образцов осуществлялась по методике описанной в § 2.1. После деформации образцы отжигались 30 минут в кварцевой ампуле в атмосфере аргона при 800 * 850° С. После отжига с торцов образца сполировался слой — I мм, а с каждой грани — 0.5 мм. Затем образцы химически полировались 20 * 30 минут в iHF:?HAso3 t.

Отметим, что произведенный нами отжиг (800 * 850° С, 30 минут) привел к исчезновению сигнала ЭПР как ДОС, так и Я центров. Концентрация остающихся после отжига парамагнитных.

12 -3 -Т центров не превышает 5−10 см 3 .

Образец помещался в прямоугольный резонатор (Hjq^) супергетеродинного ЭПР спектрометра 3-х сантиметрового диапазона. В тот же резонатор подавалась СВЧ мощность (накачка) на частоте ~ 18 ГГц. Приемная часть ЭПР спектрометра была защищена от попадания в нее сигнала накачки при помощи отражательного фильтра второй гармоники, ослабляющего сигнал накачки попадающий на детекторы ЭПР спектрометра на 60 дб. Резонатор был тщательно заэкранирован от ИК излучения теплых частей волновода и криостата. Имелась возможность освещения образца миниатюрной лампочкой накаливания. На статическое магнитное поле Hq накладывалась модуляция с амплитудой ~ 0,3 Э, частотой 80 Гц, что позволяло регистрировать производные поглощения и дисперсии. Измерения проводились при Т"1.4 К.

§ 4.2. Экспериментальные результаты.

На рис. 31 (кривая 3) представлена производная поглощения высокочастотной мощности на частоте^о в присутствии 18 ГГц нарез качки при сканировании HQ вблизи Нн — 6 кЭ. В отсутствии накачки сигнал не наблюдается. Установлено, что регистрируемый сигнал [ назовем еголинией J не связан с просачиванием мощности накачки в приемный тракт ЭПР спектрометра или нагревом образца. Обнаруженный сигнал появляется только после освещения образца лампочкой и амплитуда сигнала практически не меняется в течение нескольких часов после выключения света. Сигнал наблюдается только в образцах с дислокациями.

Рис. 31. Кривая I — производная поглощения высокочастотной л рез мощности на частоте в поле HQ — 3 кЭ, кривая 2 д р"з производная дисперсии на частоте fc в поле HQ-ЗкЭ.

Справа показана линия эталона Mv+* в .

Кривая 3 — производная поглощения высокочастотной мощности на частоте в присутствии 18 ГГц накачки, С- 6 кЭ .

РвЪ.

Обнаруженный сигнал наблюдается также в полях Н0 — 3 кЭ вне зависимости от наличия 18 ГГц накачки. Сигнал резко уменьшается при смещении образца в область высокочастотного магнитного поля резонатора, где электрическое поле на рабочей частоте мало. На рис, 31 приведены производные поглощения (Г) и дисперсии (2) в поле Н^З кЭ. Величиныфактораи ^^МьНц** совпадают. Справа показана линия ЭПР эталона Му*+ в Мд о. Заметим, что рабочая частота и частота накачки не были кратными.

На рис. 32 показана анизотропия положения С6 -линии для трех различных направлений вращения кристалла (ось вращения была перпендикулярна Н0).. Сшюшшш кривши. проведены расчету ные зависимости, соответствующие cjтензору с^'iSSiStS-lD 4, -2.006^ts-ю" 9 9^ъу~2.0153±5>Ю~ч, главные оси которого имеют в системе координат кристалла [100], [010], [001] направляющие косинусы — {О.Ъ%—о.9]-о.г), >^(о.32—аобо. 94} ,.

— 0.2S). Подгонка производилась на 9Ш методом наименьших квадратов. Было установлено, что амплитуда Ch линии сильно изменяется при вращении кристалла, и линия практически исчезает при E^lfllOj, где Ewвысокочастотное электрическое поле на рабочей частотеfio. Заметим, что в наших экспериментах Ew и HQ. На рис. 33 для примера показана относительная амплитуда Chлинии при вращении кристалла вокруг оси.

II0J, сплошная кривая соответствует = ОЯЗсагР+о.4.

Здесь f — угол между направлением [ПО J и Е^. Ширина линии при вращении образца практически не меняется.

§ 4.3. Обсуждение экспериментальных результатов.

Изменение поглощения на рабочей частоте в поле HQ ^ 6 кЭ в присутствии накачки свидетельствует о том, что наблюдаемая Ch,.

О 40 80 160 IkOf*.

Рис. 32 Анизотропия.

Hfimax.

Рис. 33 Анизотропия амплитуды СЦлинии при вращении об разца вокруг — [ПОJ. Кривая соответствует а/а"" *о.ггсо?Нол. линия связана с резонансным изменением одномерной или квазиодномерной проводимости некоторых объектов, лежащих вдоль направления [IIOJ ¦ Действительно, нерезонансное поглощение на частоте в магнитном поле HQ- 6 кЭ пренебрежимо мало, поэтому изменение поглощения на частоте в поле б кЭ снязано с изменением диэлектрической проницаемости образца, т. е. его проводимости. Анизотропия амплитуды ^ -линии свидетельствует о анизотропии проводимости. При 1.4 К в отсутствии подсветки такие объекты могут обладать проводимостью лишь в том случае, если с ними связаны энергетические зоны лежащие в запрещенной зоне кремния.

По-видимому, обнаруженный эффект связан с взаимодействием движущихся по таким квазиодномерным объектам носителей тока с некими парамагнитными центрами [Chцентрами], локализованными на, или в непосредственной близости от этих объектов. На наш взгляд наиболее разумно предположить, что такими проводящими объектами являются дислокации, лежащие вдоль [iIOj, например, 90° частичные.

Отметим, что в работах [114,115^ при исследовании ЭПР в с дислокациями обнаружен ряд линий, возникающих после освещения образца, фаза которых противоположна обычным ЭПР линиям. В принципе сигнал ЭПР противоположной фазы может быть зарегестрирован при нарушении условий медленного прохождения [116 ]. Однако, наиболее вероятно, что в [lI4,II5j наблюдается аналогичный эффект.

Регистрируемые производные поглощения и дисперсии соответст.

Ъё" / Ъ£'/ с с/ вуют /ЪИй и /ЪНо * гДеt-Lt: — диэлектрическая проницаемость образца. Как следует^из рис. 33, с 0.1.

То же самое можно сказать и о >JC + W «магнитная восприимчивость образца резонансно меняющаяся в обычном ЭПР. Оценка числа парамагнитных центров, исходя из этого.

— ГО о факта и величины сигнала, дает 10АО см .

Сравнение формы Chлинии с формой линии эталона Mn++?lI7] показывает, что знак /дН0 и /ъН0 совпадает. Если проводящие участки представить в виде очень вытянутых эллипсоидов длиной? и радиусом 1 и проводимостью на единицу длины? , то согласно формулам 114,15J такое синхронное изменение величины Sf и Е" возможно лишь в случае (использованы те же обозначения, что и в (14,15)). К такому же выводу можно придти и из соображений о необходимости наличия на длине { хотя бы одного СЦ — центра.

Таким образом, можно считать, что обнаружено резонансное изменение дислокационной проводимости. Эффект связан с взаимодействием носителей тока с локализованными на дислокациях парамагнитными СИцентрами, неизвестными ранее.

Обнаруженный эффект спин-зависимой дислокационной проводимости открывает новые возможности как для экспериментального, так и теоретического исследования взаимодействия носителей, захваченных в дислокационные состояния, с парамагнитными центрами в ядре дислокации.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

.

Подведем итог выполненной работы. Для этого перечислим основные полученные результаты и выводы следующие из них:

1. При исследовании эффекта спин-зависимой рекомбинации в кристаллах кремния с дислокациями деформированных при 700° С установлено, что: а) величина эффекта СЗР практически не зависит от напряженности внешнего магнитного поля HQ, по крайней мере в диапазоне Н0 = 0.004 * 12.5 Т б) величина эффекта СЗР и характерное время СЗР zt не зависят от температуры при Т=1.3 * 10 К и определяются уровнем подсветки. При дальнейшем повышении температуры наблюдается уменьшение как Т*, так и величины эффекта СЗР.

2. Предложена модель СЗР через ДОС. Показано, что полученные экспериментальные данные можно объяснить как качественно, так и количественно, предполагая, что рекомбинация неравновесных носителей вдет с предварительным захватом в мелкие промежуточные состояния, обусловленные, предположительно, деформационным потенциалом дислокаций.

3. Исследована высокочастотная фотопроводимость при 1.4 t 60 К и показано, что она обусловлена носителями, захваченными в мелкие дислокационные состояния.

4. Обнаружено резонансное изменение высокочастотной фотопроводимости, связанное с изменением числа носителей в деформационном потенциале дислокации в условиях магнитного резонанса ДОС, что подтверждает предложенную модель СЗР.

5. При исследовании СЗР и ЭПР в отожженных образцах с дислокациями обнаружена линия с j.-фактором 1.994 при HQ#* [ill].

Предполагается, что эта линия обусловлена электронами в деформационном потенциале дислокации.

6. Обнаружено резонансное изменение дислокационной проводимости. Эффект связан с взаимодействием носителей тока с локализованными на дислокациях парамагнитными СЬцентрами, неизвестными ранее.

7. Обнаружено уменьшение магнитной восприимчивости и времени продольной релаксации спинов ДОС при возбуждении неравновесных носителей.

8. Исследовано отрицательное магнитосопротивление в пластически деформированном кремнии. Показано, что ОМС обусловлено неоднородным распределением дислокаций и возникновением вследствие этого областей^ «озер»), проводимость которых значительно выше проводимости остального объема образца. В таких условиях высокочастотные потери в общем случае непропорциональны проводимости «озер» .