Кристаллография, 2021, T. 66, № 4, стр. 598-605

ВВЕДЕНИЕ

Фотолюминесценция (ФЛ) дислокаций в Si, обусловленная излучательной рекомбинацией электронов и дырок на дислокационных центрах [1], несмотря на многолетние исследования, остается плохо понятой из-за многообразия дислокаций и их трансформаций, затрудняющих установление корреляций между структурой дислокаций и ФЛ. Это явление было открыто в 1976 г. Н.А. Дроздовым и соавт. в пластически деформированном Si с помощью ФЛ-спектроскопии [2]. В ФЛ-спектре Si были обнаружены четыре полосы излучения, названные по положению их максимумов линиями D1 (0.812), D2 (0.875), D3 (0.937) и D4 (1.00 эВ). Практический интерес к ФЛ дислокаций связан с возможностью ее использования для создания Si-светодиодов, излучающих в диапазоне ∼1.5–1.6 мкм (0.812 эВ) [3], которые могут быть интегрированы в технологию КМОП (комплементарная структура металл–оксид–полупроводник) [4].

Из четырех линий, обнаруженных в пластически деформированном Si, природа линий D3/D4 считается установленной и связанной с диссоциацией скользящих 60°-ных дислокаций [5–7]. Однако природа линий D1/D2 вызывает вопросы, поскольку их появление не зависит от способа введения дислокаций [1–5, 8, 9], хотя структура и механизмы образования дислокаций принципиально отличаются. Так, дислокации, введенные ионной имплантацией и отжигом, являются сидячими и не могут диссоциировать. Поэтому в спектрах ФЛ наблюдаются только линии D1/D2 [9].

При пластической деформации Si структура 60°-ных дислокаций различается в зависимости от скольжения в “перетасованном” наборе плоскостей {111} (между бислоями) и “скользящем” наборе (внутри бислоя) [10]. В первом случае скольжение осуществляется посредством недиссоциированных дислокаций перетасованного набора – $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$, а во втором – с помощью диссоциированных дислокаций $60_{{{\text{dis}}}}^{^\circ }$. Cкольжение $60_{{{\text{dis}}}}^{^\circ }$-дислокаций связано с кинетическими ограничениям для движения кинков (перегибов) частичных дислокаций Шокли и поэтому реализуется при повышенных температурах [7]. В [11] показано, что предположительно $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокации, введенные в Si при комнатной температуре, оптически неактивны. Однако их отжиг приводит к появлению спектра ФЛ со всеми линиями D1–D4 [12]. Это указывает на переход дислокаций из перетасованного в скользящий набор ($60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ → $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$) и их диссоциацию ($60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ → $60_{{{\text{dis}}}}^{^\circ }$). Как предполагалось в [13], для этого необходима эмиссия атома из ядра $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$, обеспечивающая его “переползание” в скользящий набор плоскостей {111}. Согласно [13], ядро $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ должно состоять из восьмизвенного кольца с одной оборванной связью, а ядро $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ – из сдвоенных 5/7-звенных атомных колец (ядро 5/7). С помощью отжигов in situ $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокаций в электронном микроскопе при использовании слабого пучка показано, что их диссоциация реализуется локально, преимущественно на криволинейных участках дислокаций [14]. Большая часть дислокационной линии остается недиссоциированной. Поэтому факт появления линий D1/D2 после отжига $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокаций, скользящих по одной системе плоскостей {111} [12], указывает на существование участков дислокаций $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$, которые из-за кинетических ограничений [7, 15] избегают диссоциации и становятся оптически активными. Расчеты из первых принципов для алмазной решетки предполагают высокую стабильность ядра $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокации за счет реконструкции атомных связей вдоль дислокационной линии [16].

Применение высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ) для анализа структуры дислокаций в релаксированных полупроводниковых гетеросистемах обнаруживает два типа сидячей 90°-ной дислокации Ломера со структурой ядра 5/7-звенного (L_sh) и одиночного восьми-звенного кольца (L_gl) с двумя оборванными связями [17, 18]. Эта дислокация, как известно, возникает за счет взаимодействия двух 60°-ных дислокаций, скользящих в пересекающихся плоскостях {111} [19]. Поэтому существование двух типов дислокации Ломера, L_sh и L_gl, косвенно подтверждает наличие двух типов 60°-ной дислокации – $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$. Однако экспериментально существование $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокации не подтверждено. Более того, согласно расчетам ab initio [20], для 60°-ной дислокации существуют четыре возможные конфигурации ядра: S1, S2, S3 и G, принадлежащие перетасованному (S) и скользящему (G) наборам. Из этих четырех конфигураций лишь самое метастабильное ядро S1, соответствующее ядру $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$, предложенному в [13], является подвижным в Si. Остальные три ядра – S2, S3 и G – сидячие, причем самый стабильный – G-тип со структурой ядра, соответствующей $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$.

С учетом такого патологического разнообразия дислокаций в Si [10], сосуществующих в кристалле, задача выявления природы линий D1/D2 кажется нерешаемой. Кроме того, из расчетов ab initio следует, что эти линии могут быть связаны с кластерами собственных межузельных атомов (I_s) в ядре дислокаций, состоящими из трех (I₃) и четырех (I₄) атомов [21, 22]. I₃ соответствует короткой цепочке 〈110〉 из трех атомов, а I₄ – плоскому кластеру, лежащему в плоскости {001}. Впервые встраивание отдельных, не связанных между собой цепочек 〈110〉 I_s в растянутую часть ядра дислокаций Франка в плоскости {111} с упорядочением (2 × 1) за счет реконструкции связей наблюдалось при облучении in situ методом ВРЭМ [23]. Такой дефект, названный {111}-дефектом, в сечении (110) характеризуется последовательностью сдвоенных пятизвенных и одиночных восьми-звенных атомных колец. Показано, что образование {111}-дефекта в ядре дислокации обеспечивает его релаксацию, так что вектор Бюргерса уменьшается от a/3〈111〉 до a/8〈111〉. Фактически каждая цепочка I_s в (2 × 1) структуре визуализируется на ВРЭМ-изображении [110] как “I₃-кластер”, формирующий сдвоенные пятизвенные кольца [21, 22]. Для сохранения валентности атомы вдоль цепочки I_s попарно связаны, как в I₃-кластере, а их число определяется временем облучения [23]. Возможность использования облучения in situ методом ВРЭМ для решения проблемы линий D1/D2 продемонстрирована в [24], где связь D2-линии с упорядочением I_s в ядре $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ дислокаций получила подтверждение. Это позволило визуализировать структуру ядра $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$, состоящего из восьмизвенного кольца с оборванной связью. Однако вопрос визуализации $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокации при пластической деформации и ее возможный вклад в D1-линию остался открытым.

Цель настоящей работы – поиск универсального дислокационного ядра в Si, способного объяснить появление линии D1 в спектрах ФЛ независимо от способа введения дислокаций.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

Для создания дислокационных петель Франка и полных дислокаций применяли имплантацию ионов Si⁺, B⁺, O⁺ с энергией 30–50 кэВ (доза 4 × × 10¹⁴ и 10¹⁶ см^–2) с последующим отжигом при T = 900–1000°С. Скользящие дислокации в кремнии, полученном методом зонной плавки (Fz–Si), были введены с помощью пластической деформации при срыве роста кристалла (реализация термошока). Их плотность составляла 10⁶–10⁸ см^–2. ВРЭМ-анализ и облучение in situ электронами проведены в микроскопе JEM4000EX c энергией 400 кэВ при комнатной температуре и плотности потока электронов ∼10²⁰ см^–2 c^–1. Соответствующие спектры ФЛ в Fz-Si были получены до и после облучения поверхности образца площадью ~1 см² внешней электронной пушкой с энергией 350 кэВ, доза ∼10²⁰ см^–2. Коммерческая программа HyperChem-8.0 и программа MUSLI [25] использованы для создания релаксированных моделей и расчета ВРЭМ-изображений дислокаций в ячейке размером 102 × 102 × 112 Å. ФЛ возбуждали Ar⁺-лазером на длине волны λ = 488 нм и регистрировали при температуре образца 4.2 K с помощью Ge p-i-n-фотодиода EI-L.

Структура и фотолюминесценция скользящих 60°-ных дислокаций. На рис. 1а представлено ПЭМ-изображение 60°-ной дислокации в Fz-Si, полученное в слабом пучке, которое демонстрирует отсутствие ее диссоциации. ВРЭМ-изображение такой дислокации в сечении (110) показано на рис. 1б. Контур Бюргерса, построенный по изображению, дает вектор b = a/2〈110〉, лежащий в плоскости {111} и соответствующий скользящей 60°-ной дислокации. Ее теоретическое ВРЭМ-изображение показано на вставке рис. 1б. Для расчета изображения использована модель дислокации $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ (рис. 2а), предложенная в [13]. Из сравнения экспериментального и расчетного ВРЭМ-изображений следует их хорошее соответствие друг другу, что предполагает адекватность используемой модели. Однако построить структуру ядра $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокации по ВРЭМ-изображению невозможно, и она может быть другой.

Рис. 1.

ПЭМ-изображение (а), полученное в слабом пучке, и ВРЭМ-изображения в сечении (110) 60°-ной дислокации в Fz-Si до (б) и после (в, г) кратковременного (∼1–2 мин) электронного облучения in situ в микроскопе JEM-4000EX при комнатной температуре. На вставке – расчетное ВРЭМ-изображение $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокации (толщина кристалла 9.3 нм, величина дефокусировки –45 нм). Ромб из белых линий (б) очерчивает контур Бюргерса, дислокации, а стрелки (в, г) указывают на положение ядра дислокаций. Спектры ФЛ Fz-Si (д) до (1) и после (2) электронного облучения внешней импульсной пушкой.

Рис. 2.

Структурные модели и расчетные ВРЭМ-изображения в сечении (110) $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокации (a, б, в) и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокации (г, д, е). Параметры расчета: толщина образца 6.2 нм, ускоряющее напряжение 400 кВ, коэффициент сферической аберрации 1 мм, дефокусировка –36 нм (б, д) и –103 нм (в, е). Линиями обозначены конфигурации ядер $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$.

Чтобы понять, можно ли различить два типа ядра недиссоциированной 60°-ной дислокации, в дополнение к существующей модели $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ была создана модель $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ и проведен сравнительный анализ их расчетных ВРЭМ-изображений (рис. 2). ВРЭМ-изображения были получены при двух дефокусировках – оптимальной, по Шерцеру, и вдали от нее при толщине кристалла 6.2 нм, когда структура ядер $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ прямо проецируется на плоскость изображения (110) (атомные колонки темные). Можно видеть, что небольшие различия в изображениях ядер $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ наблюдаются только в оптимальных условиях (рис. 2б и 2д). Эти различия исчезают вдали от дефокусировки по Шерцеру из-за инверсии изображений (рис. 2в, 2е). Это означает, что экспериментально различить $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$- и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокации достаточно трудно.

Другие возможности для анализа структуры ядер $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$- и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокаций открываются при использовании ВРЭМ-облучения in situ (рис. 1в, 1г). В этом случае ВРЭМ-изображения демонстрируют образование всех известных упорядоченных структур I_s в плоскостях {111}, {001} и {113} [23, 26, 27] в растянутой части ядра наблюдаемых 60°-ных дислокаций. Эти дефекты, как известно, возникают в Si и в отсутствие дислокаций при облучении электронами и легкими ионами вплоть до Т ∼ ∼ 700°С [26]. Очевидно, что деформационное поле ядра дислокаций служит центром зарождения метастабильных форм I_s. Из-за наличия кинетических ограничений для встраивания межузельных атомов в узловое положение в экстраплоскости дислокаций, заканчивающиеся в ядре [28], межузельные атомы могут лишь накапливаться в области ядра дислокаций при Т ∼ 20°С. Два типа метастабильных дефектов, {111} и {001}, отражают факт наличия этих полуплоскостей в ядре 60°-ной дислокации. Образование {113}-дефектов носит более сложный характер, связанный с совместной кластеризацией вакансий и межузельных атомов [29–31]. Спектры ФЛ после облучения внешней электронной пушкой демонстрируют возрастание только D2-линии, тогда как интенсивность D1-линии не изменяется (рис. 1д, сплошная линия 2). Это подтверждает прямую связь возникновения упорядоченных кластеров собственных межузельных атомов в ядре дислокаций и появления D2-линии.

Встраивание I_s в ядро обеспечивает не только его релаксацию, но и визуализацию – возможность построить структуру ядра поверх ВРЭМ-изображения. На рис. 3 представлены экспериментальные и расчетное ВРЭМ-изображения (001)-дефекта, возникающего вблизи ядра 60°-ной дислокации, вместе с его моделью, построенной по экспериментальному изображению. Хотя в эксперименте структура (001)-дефекта не достигает равновесного состояния за короткое время облучения в отличие от используемой для расчета изображения релаксированной модели экспериментальное изображение хорошо согласуется с расчетным. На рис. 3б отчетливо видно, что ядро 60°-ной дислокации состоит из восьмизвенного кольца, соответствующего ядру $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокации. Множественные I_s в виде плоских I₄-кластеров, лежащих в плоскости (001), упорядочиваются вблизи ядра и создают сверхструктуру (2 × 1). Каждый I₄-кластер на ВРЭМ-изображении представлен парой атомов, связанных с матрицей двойными пятизвенными кольцами. Связи между парами атомов в соседних слоях на ВРЭМ-изображении [110] не отображаются. Такая конфигурация кластера полностью соответствует ab initio-расчетам [21, 22]. Молекулярно-динамические расчеты показывают, что {001}-дефекты могут возникать как при растяжении кристалла, так и в отсутствие деформаций [32].

Рис. 3.

Экспериментальные (a, б) и расчетное (в) ВРЭМ-изображения (001)-дефекта, присоединенного к ядру $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$, вместе с моделью, построенной по изображению (б). Параметры расчета: дефокусировка –40 нм, толщина кристалла 6.2 нм. Стрелки слева направо указывают на ядро $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$, полный I₄-кластер и дефект реконструкции в плоскости (001) дефекта соответственно.

Подобное упорядочение (2 × 1) межузельных атомов можно видеть на рис. 4 для {111}-дефекта, присоединенного к ядру другой 60°-ной дислокации, с той лишь разницей, что здесь межузельные атомы формируют цепочки 〈110〉 (аналогичные цепочке атомов в I₃-кластере [21, 22]). Вдоль длинной сплошной цепочки пары атомов связываются между собой, формируя четырехатомные кластеры, которые на ВРЭМ-изображении не отображаются. Контур Бюргерса, построенный по ВРЭМ-изображению дислокации, показывает, что она является скользящей (рис. 4б), поскольку ее вектор Бюргерса лежит в плоскости {111}. Однако модель, нарисованная по изображению, обнаруживает ядро 5/7, которое соответствует $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокации [16]. Это подтверждает, что присоединение межузельных атомов к ядру дислокации способствует его релаксации и ВРЭМ-визуализации. Тот факт, что дислокации $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ и $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ сосуществуют в пластически деформированном Si, позволяет заключить, что линия D1 может быть связана как с 90°-ной дислокацией Ломера L_sh, возникающей при слиянии $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокаций в процессе их скольжения, так и с самой дислокацией $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$, поскольку обе они характеризуются ядром 5/7 с реконструкцией связей в ядре $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ вдоль дислокации.

Рис. 4.

Экспериментальные ВРЭМ-изображения $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$-дислокации с присоединенным к его ядру {111}-дефектом (а) и модель, построенная по изображению (б). Контур Бюргерса дислокации и положения I_s-цепочек (I₃-кластеров) в плоскости {111}-дефекта обозначены ромбом и стрелкой соответственно.

Структура и фотолюминесценция дислокаций в ионно-имплантированном Si. Образование и рост дислокационных петель Франка межузельного типа в Si при имплантации ионов хорошо исследованы [26]. Эти петли являются высокотемпературной формой скоплений межузельных атомов в плоскостях {111}, структура которых соответствует 90°-ным сидячим дислокациям с вектором Бюргерса a/3〈111〉 ($90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$). Встраивание межузельных атомов в двойниковой конфигурации обеспечивает появление дефекта упаковки в плоскости $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-петли. При достижении определенного размера $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-петля теряет стабильность и трансформируется в полную призматическую петлю с вектором Бюргерса a/2〈110〉 [33]. Этот процесс, как известно, связан со скольжением двух дислокаций Шокли в плоскости петли [34]. Однако структуру возникающих при имплантации полных дислокаций никогда не исследовали. Увеличение их доли в имплантированном Si сопровождается ростом интенсивности D1-линии [9].

На рис. 5а, 5б показаны соответственно темнопольное ПЭМ- и ВРЭМ-изображения петель Франка в Si, введенных имплантацией ионов Si⁺ (доза 4 × 10¹⁴ см^–2) и отжигом при T = 1000°C. Как видно на ВРЭМ-изображении, вблизи ядра $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$ сразу возникает {111}-дефект, аналогичный такому же вблизи ядра $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ (рис. 1г). Спектр ФЛ образца, показанный на рис. 5в, демонстрирует слабую оптическую активность $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-дислокаций.

Рис. 5.

ПЭМ-изображение (а) и ВРЭМ-изображение в сечении (110) (б) дислокаций Франка, введенных в Si имплантацией ионов Si⁺ и отжигом при 1000°C. Спектр ФЛ образца (Т = 5 K) (в).

В Si, имплантированном ионами B⁺ и O⁺ (доза 1 × 10¹⁶ см^–2) после отжига при T = 900–1000°C, наблюдается смесь $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-петель и полных петель, а также длинных дислокационных диполей (рис. 6а, 6б). Эти диполи формируются в результате трансформации {113}-дефектов при превышении температуры их стабильности Т ∼ 700°С [26]. На ВРЭМ-изображении $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-дислокации в Si, введенной имплантацией ионов O⁺ и отжигом при 1000°C (рис. 6в), обнаруживается небольшой {111}-дефект вблизи ее ядра. Это изображение получено в микроскопе JEM-2010FX при ускоряющем напряжении 200 кВ, исключающем генерацию точечных дефектов в микроскопе при комнатной температуре [35]. Это означает, что {111}-дефект образовался непосредственно при отжиге Si. Среди различных метастабильных форм I_s {111}-дефект является самым стабильным; его энергия не превышает ∼0.3 эВ/атом [23], тогда как для {113}-дефекта энергия составляет ∼1 эВ/атом [26]. Поэтому {111}-дефекты в ионно-имплантированном Si должны вносить основной вклад в линию D2 (рис. 6д).

Рис. 6.

ПЭM-изображение в сечении (001) (а, б) и ВРЭМ-изображения в сечении (110) дислокации Франка (в) и полной дислокации (г), введенных имплантацией ионов B⁺ и O⁺ при 900°C (а) и 1000°C (б, в, г). На вставках – компьютерные модели $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-дислокации и полной дислокации соответственно. Вставка справа (г) – увеличенное ВРЭМ-изображение ядра полной дислокации. Спектры ФЛ (д) в Si, имплантированном ионами O⁺ (1, 2) и B⁺ (3) (доза 10¹⁶ см^–2) после отжига при 900°C (2, 3) и 1000°C (1), Т = 4.2 K.

ПЭМ- и ФЛ-анализ показывают, что трансформация $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-петель в полные сопровождается ростом интенсивности линии D1 (рис. 6д). Из сравнения рис. 6д и 5в следует, что интенсивность D1-линии, соответствующая смеси полных петель и диполей, в 40 раз превышает интенсивность линии, обусловленной $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-петлями в Si, имплантированном ионами Si⁺. Более того, при имплантации B⁺ и отжиге при T = 900°C, когда в Si наблюдаются исключительно $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-петли (рис. 6а), ФЛ полностью отсутствует (рис. 6д, кривая 3). Это указывает на то, что $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-дислокации оптически неактивны.

На рис. 6г представлено ВРЭМ-изображение полной дислокации в Si, которое характеризуется наличием сильных деформаций вокруг ядра. На увеличенном ВРЭМ-изображении области ядра (рис. 6г, вставка справа) можно видеть две экстраплоскости {111}, заканчивающиеся в ядре, которые при замыкании связей образуют ядро 5/7, соответствующее структуре 90°-ной дислокации Ломера L_sh. Контур Бюргерса, построенный вокруг дислокации, подтверждает, что ее вектор Бюргерса b не лежит в плоскости {111} и соответствует L_sh.

Модель полной дислокации, возникающей после трансформации $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-дислокации, представлена на вставке рис. 6г. Для моделирования этого процесса была использована программа HyperChem-8.0. Реализация скольжения двух частичных дислокаций Шокли в плоскости $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-петли (рис. 6в) выше и ниже внедренного слоя межузельных атомов в двойниковой конфигурации действительно приводит к образованию ядра 5/7, соответствующего структуре L_sh. Ядро модели также демонстрирует значительные деформации, не позволяющие дать четкую двумерную проекцию.

Из сравнения моделей $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$ и L_sh (рис. 6в и 6г, вставки) видно, что оба ядра состоят из 5/7-звенных атомных колец, однако только L_sh дает D1-линию в спектрах ФЛ (рис. 6д). Основное различие между ними заключается в том, что две одинаковые “алмазные” экстраплоскости {111} заканчиваются в ядре L_sh, тогда как в ядре $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$ одна из них является дефектом упаковки. Наличие дефекта упаковки в ядре $90_{{{\text{fr}}}}^{^\circ }$-дислокации, как показано многомасштабными ab initio-расчетами [36], приводит к исчезновению ее оптической активности за счет смещения дислокационного уровня на край зоны проводимости в Si. Для L_sh-дислокации в запрещенной зоне Si возникает уровень ∼0.2 эВ.

Наблюдаемое в спектре ФЛ расщепление линии D1 между 0.812 и 0.830 эВ (рис. 6д, кривая 2) связано с образованием оксидных преципитатов высокой плотности (∼10¹¹ см^–2) в Si, имплантированном высокой дозой ионов O⁺. Аналогичная особенность ФЛ, обусловленная преципитатами кислорода, наблюдалась в [37].

Таким образом, на основе детального анализа структуры дислокаций в ионно-имплантированном Si и их ФЛ однозначно установлено, что полные дислокации, обладающие структурой ядра L_sh (5/7) без оборванных связей, отвечают за появление D1-линии.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В результате проведенных исследований подтверждено существование $60_{{{\text{gl}}}}^{{}}$-дислокации со структурой ядра 5/7 в пластически деформированном Si. Это позволяет сформулировать концепцию универсальной конфигурации ядра дислокаций в виде спаренных 5/7-звенных атомных колец без оборванных связей для объяснения появления линии D1 в спектре ФЛ независимо от способа введения дислокаций. Такое ядро возникает при слиянии двух $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$-дислокаций в процессе их скольжения в пересекающихся плоскостях {111}, переходе $60_{{{\text{sh}}}}^{^\circ }$ → $60_{{{\text{gl}}}}^{^\circ }$ и трансформации дислокации Франка в полную. Тот факт, что упорядочение межузельных атомов наблюдается вблизи ядра любой дислокации независимо от ее оптической активности, указывает на отсутствие связи линий D1 и D2.

Работа выполнена при финансовой поддержке Российского научного фонда (проект № 19-72-30023) с использованием оборудования ЦКП “Наноструктуры” Института физики полупроводников им. А.В. Ржанова.