集成电路已经接近物理极限，微电子技术已经从“微电子科学”转向“纳电子科学”，从“摩尔定律时代”进入“后摩尔时代”，面临“没有已知解决方案”的基本物理问题挑战，如何延续摩尔定律是当前最重要的前沿科技。迫切需要发展突破硅CMOS器件性能瓶颈的新材料、新结构、新理论、新器件和新电路等系统性的创新体系，以适应未来对半导体技术“更高速、更智能”的需求。新材料、新结构的引入严重限制了热处理预算，对CMOS退火工艺提出了巨大挑战。在上世纪70年代提出了超快激光退火的方法，但其物理机理一直没有理解清楚。随着新一代光源的出现，得以观察脉冲激光辐照下原子尺度的超快动力学过程，此争议最近又重新成为讨论热点。

为了理解硅等半导体在激光退火过程中的超快非热熔化机理，中科院半导体研究所骆军委团队和汪林望教授合作，利用含时密度泛函理论(rt-TDDFT)方法研究了硅在飞秒激光脉冲辐照下的超快非热熔化过程，揭示激光脉冲辐照下把价电子从硅的成键态价带激发到反成键态导带，在每个硅-硅键上产生使键变长的原子力，但作用在每个原子上的合力仍等于零。热声子引起的原子随机振动使得能带发生局域涨落，导致光生载流子向能级低的局域集聚，打破该区域原子的方对称性，导致作用在原子上的合力不再为零，从而产生局域畸变形成熔化核。处于高能激发态的光生载流子弛豫到带边参与此电-声耦合自放大过程导致熔化核的扩大，系统中均匀分布的大量局域熔化核在电-声耦合自放大作用下快速扩大连成一体，导致硅在激光脉冲辐照下亚皮秒尺度的超快非热熔化 (图1和图2)。

图1. 长波长激光脉冲照射硅晶体实现超快非热熔化动力学。(A) 衍射强度随时间的演化。(B) 晶格温度作为时间的函数。(C) 原子的均方根位移 (RMSD) 作为时间的函数。(D) 光激发后林德曼粒子的数量。(E) 在 0、50、80 和 150 fs时刻的原子结构，红色球代表Lindemann粒子(即熔融原子)，黄色区域代表光激发电子的实空间分布。(F) 激光诱导的超快非热熔化均匀成核的示意图，红点代表与Lindemann粒子簇对应的随机分布的成核种子。

图2. 由电子 - 晶格耦合引起的自放大，自捕获的动力学。(A) 入射光子将占据成键态的价电子激发到导带中空的反键态。光激发的电子和空穴均匀分布在原子键之间，产生等量的原子间力。(B) 晶格振动引起的原子随机运动导致晶格局部畸变，进而产生带边能级波动。(C) 拉伸扭曲区域充当激发电子和空穴的俘获中心并诱导载流子转移。反过来，载流子转移放大了初始局域畸变的区域，此过程是一个不稳定的自捕获过程，类似于极化子打破了平移对称性。

该非热熔化理论显著区别于惯性模型、声子不稳定性或库仑排斥等经典理论模型，这些经典模型认为熔化层内所有原子键将同时断裂。由于处于高能激发态的光生载流子需弛豫到带边才能参与局部晶格畸变的自放大过程，这解释了为什么使用短波长的激光脉冲所需熔化时间要大于使用长波长激光脉冲(图3和图4)。为此，研究人员提出通过调节激光脉冲的波长可以有效控制激光退火过程。此研究将有望为半导体飞秒激光退火技术提供新的理论指导。

图3. 两种激光脉冲波长 (610 nm 和 387 nm) 诱导的硅晶体非热熔化的模拟。(A) 理论模拟与实验测量的衍射强度的演化。(B) 光激发的电子和空穴分布。(C) 不同光子能量激发下，硅晶体熔化的时间。

图4. 短波长激光脉冲照射硅晶体实现超快非热熔化动力学，包括了两种模拟：一种考虑了热载流子冷却(红线)，另一种没有载流子冷却(蓝线)。(A) 衍射强度随时间的演化。(B) 晶格温度作为时间的函数。(C) 原子的均方根位移 (RMSD) 作为时间的函数。(D) 光激发后林德曼粒子的数量。(E，F) 在 100、300、500 和 1000 fs时刻的原子结构，黄色区域代表光激发电子的实空间分布，红色球代表Lindemann粒子(即熔融原子)。

相关成果以“The seeds and homogeneous nucleation of photoinduced nonthermal melting in semiconductors due to self-amplified local dynamic instability”为题，发表于《Science Advances》上。博士后刘文浩为第一作者，骆军委研究员和汪林望教授为通讯作者。该工作得到了基金委杰出青年基金项目、中科院稳定支持青年团队计划、中科院战略性先导研究计划等的支持。

来源：半导体学报