- 2 -
С ОДЕРЖАНИЕ
стр.
СПИСОК СОКРАЩЕНИЙ ........................................... 5
ВВЕДЕНИЕ..................................................... 6
ГЛАВА I. ОБРАЗОВАНИЕ И ОТЖИГ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ ПРИ ВОЗБУЖДЕНИИ ЭЛЕКТРОННОЙ ПОДСИСТЕМЫ (обзор литературных данных). .... ................. 8
§ 1.1. Возбуждение электронной подсистемы высокоэнергетическими частицами,инжекцией и лазерным излучением 8
1.1.1. Гамма-кванты .................................... 8
1.1.2. Быстрые электроны .............................. 10
1.1.3. Ионизация электронами допороговых энергий ... 16
1.1.4. Инжекция и лазерное излучение .................. 17
§ 1.2. Кинетика накопления радиационных дефектов и интенсивность потока высокоэнергетических электронов и гамма-квантов ........................................... 19
1.2.1. Влияние интенсивности в модели барьера комплексообразования .................................. 20
1.2.2. Интенсивность облучения и скорость аннигиляции генетических компонентов пар Френкеля ............ 25
1.2.3. Интенсивность облучения и мощность стоков радиационных дефектов.................................. 30
1.2.4. Стационарное облучение с "подсветкой" .......... 33
§ 1.3. Ускорение отжига ионизацией ................. 36
1.3.1. Микроскопические модели ........................ 38
1.3.2. Термодинамические теории........................ 41
Выводы.......................................... 45
ГЛАВА 2. ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ РЕЛАКСАЦИИ НЕРАВНОВЕСНЫХ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В КОВАЛЕНТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ, ОБЛУЧЕННЫХ ЭЛЕКТРОНАМИ И ФОТОНАМИ........................... 47
§ 2.1. Введение.......................................... 47
— з *-
§ 2.2. Рекомбинационные свойства кремния,облученного
мощными импульсами электронов ........................ 48
2.2.1. Физические основы метода облучения .............. 48
2.2.2. Методика облучения мощными электронными импульсами 51
2.2.3. Экспериментальные результаты.......................60
§ 2.3. Процессы релаксации неравновесных носителей заряда
при облучении мощными оптическими импульсами ... 68
§ 2.4. Термически стимулированная излучательная
рекомбинация в облученных синтетических алмазах . . 74
2.4.1. Термолюминесценция природных и синтетических алмазов....................................................74
2.4.2. Методика исследования термолшинесценции облученных синтетических алмазов ......................... 76
2.4.3. Влияние ионизирующих излучений на параметры термолюминесценции синтетических алмазов .... 79
2.4.4. Кинетика накопления и релаксации энергии при облучении р-алмаза ....................................... 86
Выводы..............................................91
ГЛАВА 3. КИНЕТИКА НАКОПЛЕНИЯ И ОТЖИГА РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ
ПРИ МАЛОМ УРОВНЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ ЭЛЕКТРОННОЙ ПОДСИСТЕМЫ 93
§ 3.1. Введение............................................. 93
§ 3.2. Зависимость эффективности введения дефектов в
а -германий от интенсивности потока электронов и гамма-квантов ......................................... 94
3.2.1. Интенсивность облучения и зарядовые состояния точечных дефектов ........................................ 94
3.2.2. Экспериментальные результаты ....................... 96
§ 3.3. Образование и отжиг дефектов в п -германии при независимом от дефектообразующего излучения возбуждении электронной подсистемы ......................... 103
3.3.1. Инжекция неосновных носителей в процессе облучения.................................................103
3.3.2. Отжиг радиационных дефектов, ускоренный возбуждением электронной подсистемы ............... 106
- 4 -
§ 3.4. Некоторые теоретические подходы к описанию
взаимодействия неравновесных носителей заряда с радиационными дефектами.......................109
3.4.1. Влияние неравновесных носителей заряда на процесс аннигиляции-распада генетических пар Френкеля и эффективность введения дефектов при облучении...........................................III
3.4.2. Термодинамическая теория ускорения отжига неравновесными носителями ......................... 114
Выводы...................................... 122
ГЛАВА 4. ОБРАЗОВАНИЕ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ В ГЕРМАНИИ п.-ТИПА ПОД ДЕЙСТВИЕМ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ ШСОКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ ЭЛЕКТРОНОВ...............................................124
§ 4.1. Введение........................................124
§ 4.2. Зависимость эффективности введения дефектов от
интенсивности облучения ....................... 125
4.2.1. Особенности облучения мощными импульсами электронов..........................................125
4.2.2. Экспериментальные результаты ................ 126
§ 4.3. Экранирование компонентов пар Френкеля
неравновесными носителями ..................... 130
§ 4.4. Распределение генетических пар Френкеля по
расстояниям между их компонентами в облученных кремнии и германии..............................134
4.4.1. Модель дефектообразования, основанная на концепции экранирования компонентов генетических пар Френкеля....................................134
4.4.2. Построение функции распределения ............ 136
Выводы........................................141
ЗАКЛЮЧЕНИЕ...............................................143
ЛИТЕРАТУРА................................................147
СПИСОК СОКРАЩЕНИЙ
НИЗ - неравновесные носители заряда ПФ - генетические пары Френкеля КПФ - компоненты генетических пар Френкеля ТЯ - термолюминесценция
ЭУН - эффективность удаления носителей заряда ЭВД - эффективность введения дефектов РД - радиационные дефекты
ФРПФ - функция распределения генетических пар Френкеля по расстояниям между компонентами
- 6-
ВВЕДЕНИЕ
Широкое применение твердотельных электронных приборов в новой технике стимулирует интенсивное изучение процессов дефекто-образования, протекающих в кристаллах при воздействии ядерных излучений. В настоящее время наиболее активно исследуются электрофизические, фотоэлектрические, оптические и другие свойства полупроводников с радиационными дефектами. Установлены основные типы дефектов в важнейших материалах твердотельной электроники - , Ое , ОаА^ . Определена их термическая стабильность,
электронная структура и ряд других свойств.
В микроэлектронной технологии все более широкое использование находят методы направленного изменения свойств полупроводников действием радиации. В то же время прогнозирование поведения полупршодниковых приборов в полях ионизирующих излучений, применение радиационной обработки цри производстве полупроводниковых приборов все еще ограничивается недостаточной информацией о процессах, происходящих в кристаллах под действием радиации.
При изучении процессов образования и отжига радиационных дефектов большую роль играет состояние электронной подсистемы, влияние которой до самого последнего времени недооценивалось. Имеется много экспериментальных данных и теоретических моделей, указывающих на сложный характер взаимодействия дефектов и носителей заряда в полупроводниках. Облучение высокоэнергетическиш частицами наряду с введением дефектов производит возбуждение электронной подсистемы кристалла. В случае импульсного облуче-
- 7-
ния (импульсные ускорители заряженных частиц применяются в большинстве последовательных лабораторий) ионизация может играть определяющую роль в црсцессах дефектообразсвания, так как характерные времена жизни первичных радиационных дефектов могут быть сравнимы с временами жизни неравновесных носителей заряда.
Существо прикладного аспекта проблемы состоит в том, что до настоящего времени влияние интенсивности потока радиации как правило не учитывается в лабораторной и технологической практике, а именно этот параметр определяет концентрацию неравновесных носителей заряда и может существенно изменять эффективность дефектообразования. Тесно примыкает к этой проблеме и вопрос о технологической целесообразности облучения и отжига полупроводников в активном режиме, то есть в условиях независимой дополнительной инжекции неравновесных носителей заряда, способной изменять уровень возбуждения электронной подсистемы кристаллов.
Перечисленные вопросы затрагивают фундаментальные проблемы радиационной физики твердого тела о влиянии состояния электронной подсистемы кристаллов на элементарный акт аннигиляции или распада созданной облучением генетической пары Френкеля,процессы миграции точечных дефектов в кристалле, реакции между разными типами точечных дефектов в зависимости от их зарядовых состояний. Таким образом, исследование процессов накопления и отжига дефектов при разных уровнях возбуждения электронной подсистемы имеет важное научное и прикладное значение.
- 8-
ГЛАВА I
ОБРАЗОВАНИЕ И ОТНИГ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ ПРИ ВОЗБУЖДЕНИИ ЭЛЖГРОННОЙ ПОДСИСТЕМЫ
(обзор литературных данных)
§ 1.1. Возбуждение электронной подсистемы высокоэнергетическими частицами,инжекцией и лазерным излучением
Неравновесные носители заряда (ННЗ) могут оказывать сильное воздействие на образование и отжиг радиационных дефектов (РД). Для изучения механизмов и расчета степени ионизации кристаллов при различных видах возбуждения ННЗ и их взаимодействия с РД важны следующие вопросы: каковы причины возбуждения ННЗ при действии разных видов ионизирующего излучения на полупроводники ; в чем сходство и отличие при возбуждении ННЗ потоком ядерной радиации или лазерной либо инжекционной "подсветкой" ; какие фотоэлектрические параметры кристаллов (и какими методами) могут измеряться непосредственно в процессе облучения ; насколько чувствительны процессы релаксации ННЗ к степени дефектности полупроводников и каковы механизмы этого взаимодействия при разных уровнях возбуждения электронной и решеточной подсистемы.
1.1.1. Гамма-кванты
Для изучения точечных дефектов в ковалентных полупроводниках используется гамма-излучение радиоактивного ^0Со (энергии квантов 1,17 и 1,33 МэВ) и быстрые электроны (с энергией
-9-
-1 + 10 МэВ), получаемые на линейных ускорителях импульсного или непрерывного типа. Взаимодействие гамма-квантов с полупроводниками детально описано в /1-5/ и для указанных энергий гам-60
ма-квантов Со основным результатом облучения полупроводников является образование камптоновских электронов со средней энергией 0,6 МэВ. Поэтому гамма-облучение монет рассматриваться как внутреннее электронное облучение. Действительно, максимальную энергию Тт , передаваемую гамма-квантом с энергией Еу частице мишени с массой т , можно найти из релятивистского соотношения /4/
Тт= ос '
тс * 2Ек (1.1.1)
Видно, что передаваемая ядрам энергия составляет несколько десятков электронвсльт ( Е{ = I МэВ). Это соответствует пороговым энергиям смещений атомов из узлов кристаллической решетки и в сочетании с малым сечением прямого взаимодействия гамма-квантов с ядрами делает этот процесс не эффективным. Если рассматривать взаимодействие гамма-кванта с атомным электроном (теперь в (1.1.1) т является массой покоя электрона), то передаваемая электрону в таком взаимодействии энергия Тт~Еу при большом выигрыше в сечении передачи энергии рассеивающимся гамма-квантом электрону (комптоновское рассеяние) по сравнению с рассеянием на ядрах. Фотоэлектрический эффект и образование электрон-но-позитронных пар при взаимодействии гамма-кванта с атомом в случае использования радиоактивного ^Со практически не дает вклада в поглощение /6/ и преобладает эффект Комптона.
- ю-
1.1.2. Быстрые электроны
Процессы торможения быстрых электронов в 1фисталлах связаны с проявлением целого ряда эффектов /1-5,7,8/:
1) ионизационные потери - кулоновское возбуждение и ионизация связанных атомных электронов ;
2) потери на тормозное рентгеновское излучение в электрическом поле ядер мишени ;
3) характеристические потери, связанные с возбуждением ленгмю-ровских колебаний (плазмонов) в плазме электронов и дырок ;
4) эффект плотности Ферми, ослабляющий тормозную способность твердого тела по сравнению с квазигазовой средой за счет экранировки ядер электронами промежуточных атомов на больших прицельных расстояниях ;
5) потери на излучение Вавилова-Черенкова и переходное излучение ;
6) образование радиационных дефектов кристаллической структуры.
Оценки показывают, что для быстрых электронов с энергией
- 10~1+101 МэВ основным каналом являются ионизационные потери,
где ц - концентрация атомов кристалла, Ъ - заряд ядер атомов
\1
кристалла, V - скорость налетающего электрона, »С ~ ско_
рость света, е - заряд электрона, те - масса покоя электрона,
определяемые из соотношения
(1.1.2)
Расчет по (1.1.2) проводится в системе СГС.
ион
- п-
Се 5'| 0.81)
(О,
(71 2
з:
076
0/2
Е. МэВ
Рис. I. Зависимость ионизационных потерь от релятивистской кинетической энергии электронов, бомбардирующих кристаллы кремния и германия.
релятивистская кинетическая энергия налетающего электрона, 3 -средний потенциал ионизации атомов кристалла, который для атомов с 2 < 15 приблизительно равен 3 - 11,5 2 эВ, а для более тяжелых ядер 0 - 9 2 эВ /2,5/.
На рис.1 представлена рассчитанная по (1.1.2)—(1.1.3) зави-
, ЛЕ .
симость ионизационных потерь в кремнии и германии (- ) от
энергии бомбардирующих кристалл высокоэнергетических электронов. Кривая для кремния хорошо совпадает с вычислениями, проведенными в /2/. Видно, что в области релятивистских кинетических энергий примерно равных I МэВ имеется минимум ионизационных потерь. Потери на ионизацию в германии почти вдвое больше потерь в кремнии для быстрых электронов одинаковых энергий. В первом приближении это отражает тот факт, что в германии ( 1 = 32) атомных электронов примерно вдвое больше, чем в кремнии (2= 14), что и приводит к удвоению потерь. Из данных, представленных на рис. I, следует, что цри электронном облучении ковалентных кристаллов с толщиной значительно меньшей длины полного свободного пробега налетающего электрона (в^емнии, например, электрон с энергией 0,7 МэВ имеет длину свободного пробега 1,0 мм, а с энергией 3 МэВ - 6,5 мм /2/) ионизация может считаться равномерной по всему облучаемому объему кристаллов.
Для определения концентраций неравновесных электронов и дырок при непрерывном или импульсном электронном облучении кремния и германия необходимо знать скорость генерации электроннодырочных пар (X ). Расчет этой величины для кремния и германия при энергиях бомбардирующих электронов 0,1+10 МэВ можно провес-
-13-
ти с использованием следующих данных:
1. Средняя энергия образ св ания электронно-дырочной пары при комнатной температуре облучения быстрыми электронами
6 = 2,4+0,2 эВ в германии /10/ и 8 = 4,0+0,2 эВ в кремнии /II, 12/.
2. Толщина кристалла предполагается существенно меньше длин полного свободного пробега быстрых электронов при торможении в рассматриваемом диапазоне начальных энергий /2/ (обычно используемый в эксперименте случай). Поэтому ионизация может считаться равномерной по всему объему кристалла и для определения потерь на генерацию пар носителей заряда непосредственно применимы данные по начальным ионизационным потерям, представленные на рис. I.
Скорость генерации электронно-дырочных пар линейно зависит от интенсивности электронного потока (I)
Некоторые данные расчета л по (1.1.4) для кремния и германия представлены в таблице I. Относительная ошибка вычисления Л по
(1.1.4) из-за флуктуаций значений величин е , Е. , I может быть определена из следующего неравенства
Относительная ошибка за счет флуктуаций интенсивности электронного потока определяется стабильностью работы ускорителей
и может изменяться в разных экспериментах. Оценка второго и третьего члена в правой части (1.1.5) показывает, что их максимальный вклад не превышает приблизительно 10$ (при проведении
(1.1.4)
I дХ| 1л. I | IЛ£I ------------
Л I е
(1.1.5)
Таблица I
Эффективность генерации электронно-дырочных пар в кремнии и германии
при электронном облучении.
I, мкА/см2
Материал ?ЛэВ -з -I 0,01 Л,см с х 0,1 I 2 3 5
0,6 5,78-Ю16 5,78» Ю17 5,78-Ю18 1,16-Ю19 1,73-Ю19 2,89-Ю19
бе 0,6 1,85-Ю17 1,85-Ю18 1,85-Ю19 3,70-Ю19 5,55-Ю19 9,24*1019
Ы 1*0 5,63*1016 5,63«1017 5,63-Ю18 1,12•10Е9 1,69-Ю19 2,81-Ю19
бе 1.0 1,77-Ю17 1,77*1018 1,77-Ю19 3,54-Ю19 5,31-Ю19 8,85-Ю19
ь; 3,0 5,93»1016 5,93*1017 5,93-Ю18 1,19-Ю19 1,78-Ю19 2,97-Ю19
бе 3,0 1,90-Ю17 1,90-Ю18 1,90-Ю19 3,80-Ю19 5,70-Ю19 9,50-Ю19
$; 5,0 6,33-Ю16 6,33-Ю17 6,33-Ю18 1,27-Ю19 1,90-Ю19 3,16-Ю19
бе 5,0 2,02-Ю17 2,02-Ю18 2,02-Ю19 4,04-Ю19 6,06-Ю19 1,01-10?°
ь; 10,0 6,72-Ю16 6,72-Ю17 6,72-Ю18 1,34-Ю19 2,02-Ю19 3,36-ю19
бе 10,0 2,19* 10е7 2,19-Ю18 2,19-Ю19 4,37-Ю19 6,56-Ю19 1,09-Ю20
- '
- Київ+380960830922