Радиационная модификация свойств узкозонных полупроводников КРТ и структур на его основе для фотоприемников ИК диапазона

ОГЛАВЛЕНИЕ.......................................................... 2
ВВЕДЕНИЕ............................................................ 6
1 ЭЛЕКТРОН-ПОЗИТРОННАЯ АННИГИЛЯЦИЯ В УЗКОЗОННЫХ ТВЕРДЫХ РАСТВОРАХ КРТ.................................................... 30
1.1 Исследование структуры дефектов в полупроводниках методами позитронной спектроскопии................................................ 31
1.2 Расчет времени термализации позитронов в КРТ................... 36
1.3 Оценка параметров электрон-пози тронной спектроскопии в КРТ 39
1.4 Методика определения параметров электрон-позитронной аннигиляции.............................................................. 44
1.5 Электрон-позитронная спектроскопия в исходных кристаллах КРТ 53
Заключение по главе 1.............................................. 61
2 ОБЛУЧЕНИЕ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИМИ ЧАСТИЦАМИ (ЭЛЕКТРОНЫ, ГАММА-КВАНТЫ, НЕЙТРОНЫ) УЗКОЗОННЫХ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ КРТ............................................................ 63
2.1 Влияние дефектов кристаллической структуры на свойства
узкозонных твердых растворов КРТ......................................... 65
2.1.1 Структура исходных дефектов в КРТ............................ 65
2.1.2 Влияние облучения высокоэнергетическими частицами на свойства кристаллов I Ig \_xCdxTе................................................. 69
2.2 Параметры взаимодействия высокоэнергетических частиц с КРТ 74
2.2.1 Взаимодействие высокоэнергетических электронов с КРТ......... 74
2.2.2 Особенности дефектообразования в кристаллах КРТ при облучении нейтронами и гамма-квантами.............................................. 80
2.2.3 Расчет изменений параметров кристаллов КРТ при облучении высокоэнергетическими электронами........................................ 86
2.3 Облучение высокоэнергетическими электронами с энергией 2-3 МэВ кристаллов КРТ при 300 К................................................. 95
2.3.1 Изменение электрических и рекомбинационных свойств кристаллов
КРТ при облучении электронами............................................ 95
2.3.2 Влияние электронного облучения на подвижность носителей заряда
2
в кристаллах KPT n-типа проводимости..................................... 106
2.4 Исследование процессов отжига радиационных дефектов в кристаллах КРТ при облучении электронами................................. 115
2.4.1 Термическая стабильность радиационных дефектов в КРТ........... 115
2.4.2 Влияние исходной дефектности кристаллов IIgi_xCdxTe на
процессы отжига радиационных дефектов при различных температурных обработках................................................................. 125
2.4.3 Исследование кинетики отжига радиационных дефектов в КРТ 137
2.4.4 Анализ радиационного дефектообразования при отжиге кристаллов
КРТ после электронного облучения........................................... 148
2.5 Аннигиляция позитронов в облученных электронами кристаллах
КРТ........................................................................ 150
2.6 Радиационное дефекгообразованис при облучении КРТ гамма-квантами................................................................... 159
2.7 Образование радиационных дефектов при нейтронном облучении кристаллов КРТ............................................................. 172
Заключение по главе 2.............................................. 180
3 ОБЛУЧЕНИЕ КРИСТАЛЛОВ КРТ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИМИ ИОНАМ...................................................................... 183
3.1 Радиационное дефекгообразование в кристаллах PIgj.xCdxTe при облучении ионами........................................................... 185
3.2 Расчет профилей пространственного распределения примесей и дефектов в кристаллах КРТ при облучении ионами............................. 189
3.2.1 Пробеги высокоэнергетических ионов в узкозонных твердых растворах КРТ.............................................................. 189
3.2.2 Дефекгообразование и диффузия радиационных дефектов в КРТ
при ионной имплантации..................................................... 191
3.2.3 Пространственное распределение примесей и дефектов в КРТ при воздействии мощных импульсных пучков ионов................................. 206
3.3 Имплантация высокоэнергетических ионов водорода в Hgj.xCdxTe... 210
2
3.4 Воздействие на кристаллы КРТ альфа-частицами.................. 224
3.5 Облучение кристаллов КРТ ионами аргона........................ 226
3.6 Импульсное внедрение ионов меди и вольфрама................... 233
3.7 Облучение мощными импульсными пучками АГ...................... 247
Заключение по главе 3............................................. 256
4 ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ И РЕКОМБИНАЦИОННЫЕ СВОЙСТВА ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СТРУКТ УР НА КРТ, ВЫРАЩЕННЫХ МЕТОДОМ
МЛЭ..................................................................... 258
4.1 Фотоэлектрические свойства эпитаксиальных структур на основе
КРТ, выращенных методом МЛЭ............................................. 260
4.2 Исследование механизмов рекомбинации носителей заряда в эпитаксиальных пленках КРТ, выращенных методом МЛЭ...................... 265
4.2.1 Время жизни носителей заряда в образцах n-типа проводимости
КРТ..................................................................... 268
4.2.2 Время жизни носителей заряда в образцах p-типа проводимости
КРТ..................................................................... 277
4.2.3 Измерения времени жизни носителей заряда при засветке со
стороны подложки........................................................ 281
4.3 Исследование спектральных характеристик фотопроводимости эпитаксиального материала КРТ, выращенного методом МЛЭ.................. 287
4.4 Радиационная модификация фотоэлектрических и рекомбинационных параметров эпитаксиальных пленок КРТ.................................... 299
Заключение по главе 4............................................. 308
5 СПОСОБЫ РАДИАЦИОННОЙ МОДИФИКАЦИИ ПАРАМЕТРОВ КРТ ПРИ СОЗДАНИИ ВЫСОКОЧУВСТВИТЕЛЬНЫХ ПРИЕМНИКОВ ИК ДИАПАЗОНА............................................................... 311
5.1 Методики измерения............................................ 312
5.2 Получение фоторезисторного материала КРТ методами радиационного легирования............................................... 322
5.2.1 Облучение электронами с последующем термоциклированием 323
5.2.2 Способ получения фоторезисторов с применением радиационной
к
обработки................................................................. 324
5.2.3 Радиационно-стимулированная диффузия серебра в КРТ под действием быстрых электронов.............................................. 330
5.3 Радиационные способы получения неоднородных фоточувствительных структур на основе КРТ................................. 336
5.3.1 Получение р-n перехода с помощью облучения электронами 336
5.3.2 11олучение фотодиодных структур имплантацией ионов аргона 337
5.4 Радиационное легирование КРТ мощными пучками электронов 340
5.5 Высокочувствительные фотоприемники на основе эпитаксиальных пленок КРТ................................................................ 350
Заключение по главе 5............................................... 362
ЗАКЛЮЧЕНИЕ........................................................ 368
СПИСОК ЦИТИРУЕМЫХ ИСТОЧНИКОВ...................................... 373
Приложение 1. Расчет фотоэлектрических параметров варизонных
эпитаксиальных пленок КРТ, выращенных методом МЛЭ......................... 411
П. 1.1 Распределение неравновесных носителей заряда в варизонных
структурах КРТ............................................................ 412
П. 1.2 Эффективное время жизни НПЗ в варизонных структурах КРТ 420
П. 1.3 Особенности спектральных характеристик эпитаксиальных
структур КРТ.............................................................. 449
Заключение по приложению 1.......................................... 456
Приложение 2. Расчет параметров ИК фотоприемников на основе КРТ.... 458
П.2.1 Основные параметры фоторезисторных фотоприемников на КРТ.... 458
П.2.1.1 Спектральная характеристика фотопроводимости................ 460
П.2.1.2 Вольт-ваттная чувствительность.............................. 460
П.2.1.3 Основные механизмы шумов.................................... 466
П.2.1.4 Обнаружитсльная способность................................. 471
П.2.2 Параметры фотодиодного приемника на основе КРТ................ 476
Заключение по приложению 2.......................................... 481
Приложение 3........................................................ 482
5
ВВЕДЕНИЕ
Актуальность темы. С начала 70' годов прогресс в разработке приборов для инфракрасной области спектра неразрывно связан с использованием в качестве основного полупроводникового материала для фотоприемных устройств - твердого раствора теллурида кадмия ртути Hgj.xCdxTe (KPT). Данный полупроводниковый материал характеризуется широким спектральным диапазоном фоточувствительности (1-25 мкм), высокими значениями подвижности носителей заряда и сравнительно низкой собственной концентрацией носителей заряда при рабочих температурах (1р < 80 К). Для реализации потенциальных преимуществ применения твердых растворов КРТ в фотоприемных устройствах необходимо использовать материал с оптимальными фотоэлектрическими свойствами и примесным составом. Поэтому важным является решение ряда проблем, связанных с изготовлением материала с регулируемыми параметрами.
Использование известных методов управления свойствами соединения КРТ и структур на его основе путем длительного отжига в атмосфере металла или халькогена и легирования примесями не позволяло решить поставленные задачи по получению материала с параметрами, необходимыми для создания высокочувствительных фотоприемников. Совершенствование технологии существующих и разработка принципиально новых приборов возможны с переходом на новые базовые технологии опто- и микроэлектроники. Технология, способная быстро адаптироваться к таким материалам и характеризующаяся значительной скоростью процессов, должна быть основана на изменяющих свойства материалов и структур воздействиях типа ионизирующей радиации, которые не требую специального высокотемпературного нагрева, обладают возможностью однородного и локального легирования полупроводниковой подложки и эффективностью контроля уровня легирования регулировкой дозы облучения и энергии частиц.
К моменту начала данной работы (1978 г.) перед исследователями стояла реальная задача по использованию методов радиационной физики полупроводников, широко применяемых уже дія простых и бинарных полупроводников, ДІЯ нового класса - узкозонных твердых растворов теллурида кадмия ртути (КРТ) с целью
6
получения кристаллов KPT и структур на ею основе с требуемыми параметрами для ИК оптоэлектроники.
Систематического и объемного исследования в данном направлении не наблюдалось: имелись работы по низкотемпературному облучению КРТ
высокоэнергетическими частицами (в первую очередь, электронами) и работы практического характера, связанные с получением п-р переходов на КРТ облучением высокоэнергетическими ионами.
Начало исследований по воздействию радиации на узкозонные твердые растворы в СФТИ было положено работами Войцеховского A.B. и др. в середине 70 годов. В результате проделанной работы было разработано новое научное направление - радиационная физика узкозонных полупроводников Продолжение исследований велось в направлении выявления общих закономерностей радиационного дефектообразования в кристаллах КРТ при использовании широкого набора условий облучения и типа частиц. При этом особое внимание уделялось использованию ядсрно-физических методов исследования, позволяющих полупить качественно новую информацию о радиационных нарушениях в полу проводниках, в частости вакапсионного типа. С этой целью, в работе было проведено физическое обоснование применимости метода электрон-позитронной спектроскопии для исследования исходных и радиационных дефектов в КРТ. Этот метод характеризуется высокой чувствительностью к дефектам вакапсионного типа, а использование пучков моноэнергетических позитронов с низкими энергиями позволило применить его и для исследования радиационных дефектов в ион поим плантированньгх кристаллах КРТ.
Переход ИК оптоэлектроники на полупроводниковые структуры, выращенные эпитаксиальными методами, требует пристального изучения как исходных свойств эпитаксиальных пленок, гак и исследования радиационной модификации этих структур. В работе впервые проведено исследование механизмов рекомбинации в эпитаксиальных пленках КРТ, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии (ИФП СО РАН, г. Новосибирск), и измерение электрофизических и фотоэлектрических параметров, сформированных импульсно-радиационным облучением эпитаксиальных структур.
?
Появление нового класса ускорителей ионов и электронов - мощных короткоимпульсных источников, работающих на основе взрывной электронной эмиссии (НИИ >1Ф, г.Томск), предоставило дополнительные возможности по радиационной модификации КРТ. В данной диссертационной работе впервые проведен анализ результатов по воздействию корот коимпульсными пучками ионов и электронов на полупроводниковый материал КРТ.
Таким образом, из приведенного выше анализа следует актуальность решения проблемы радиационного формирования свойств узкозонных полупроводников КРТ и структур на его основе для фотоприемников ИК диапазона с предельными характеристиками.
Цель работ ы. Выявление общих закономерностей проявлений радиационных воздействий на узкозонные твердые раст воры теллурида кадмия ртути, обнаружение и исследование радиационных эффектов в данном полупроводнике и разработка физических основ радиационного метода формирования характеристик фоточувствителъных структур на его основе.
Конкретные задачи исследования включали в себя:
1. Физическое обоснование методики электрон-iюзитронной аннигиляции для обнаружения и идентификации исходных и радиационных дефектов в КРТ и определения их основных параметров (параметры кривых УРАФ, удельная скорость захвата позитронов). Определение профилей распределения вакансионных дефектов при ионной имплантации с помощью метода медленных позитронов.
2. Исследование влияния облучения быстрыми частицами (гамма-кванты, электроны, нейтроны) на характеристики узкозонных твердых растворов КРТ для выяснения природы образования радиационных нарушений, определяющих электрические и фотоэлектрические свойства кристаллов КРТ. Изучение процессов накопления радиационных дефектов в материале и исследование термической стабильности и кинетики отжига радиационных дефектов в образцах, облученных в различных режимах.
3. Комплексное исследование формирования профилей распределения внедренных ионов и радиационных нарушений в приповерхностных слоях узкозонных твердых растворов КРТ при стандартной и импульсной
8
высокоинтенсивной ионной имплантации, направленное на выявление физических закономерностей их формирования и роли вакансионных и электрически активных радиационных дефектов донорного типа в формировании характеристик создаваемых фоточувствительных структур.
4. Изучение электрических и фотоэлектрических свойств эпитаксиальных структур КРТ, выращенных методом МЛЭ, для определения основных механизмов рекомбинации носителей заряда в образцах р- и п-типа проводимости, особенностей спектральных характеристик фотопроводимости исследуемых варизонных структур, а также выявления физических возможностей использования радиационное стимулированных изменений их свойств для получения фоточувствительных структур.
5. Разработка радиационных методов модификации свойств узкозонных твердых растворов КРТ и структур на его основе, путем использования облучения высокоэнергетическими частицами и ионами, для получения высокочувствительных фотоприемников ИК диапазона.
Объекты и методы исследования. В качестве объектов исследования в настоящей работе были выбраны полупроводниковые образцы узкозонного твердого раствора Hgi.xCdxTe (0.18 < х > 0.50) п- и р-гина проводимости. Измерения проводились как на монокристаллах КРТ, выращенных объемными методами (методом Бриджмена, методом твердотельной рекристаллизации, методом зонной плавки), так и на эпитаксиальных пленках КРТ, выращенных методами жидкофазной эпитаксии и молекулярно-лучевой эпитаксии.
Облучение образцов и структур на основе КРТ производилось с использованием ускорительной техники, реакторов и радиоактивных источников в широком интервале длительности импульсов, доз и энергии частиц и ионов различных элементов. В качестве основных источников облучения применялись:
-кобальтовая гамма-установка УКП-25000 (энергия гамма-квантов E-I.25 МэВ, поглощенная доза Ф=10М0У Р);
-ускорители электронов ЭЛУ-4 (энергия электронов Ео-2-3 МэВ, поглощенная доза Ф=10|4-2 10|8см'2; ЛУЭ-1, ЛУЭ-2;
3
-ядерный реактор ИРТ-2000 (энергия быстрых нейтронов Ео=2 Мэв, поглощенная доза Ф= 10‘101'’ см'2);
-имплантатор «Везувий-4» (Е0=50, 150 кэВ, плотность ионного тока )<0.1 мкА/см2, 0=10*‘-Ю15 см'2); импульсный ускоритель ионов «Радуга» (плотность ионного тока ^10 мА/см2, длительность импульса т=100-200 мке, Ф=10|6-1017 см 2); импульсный ускоритель ионов «МУК» (плотность ионного тока )<. 10 А/см2, длительность импульса т=100 не, Ф= 10|2-10|ь см’2); импульсный ускоритель «Темп» (плотность ионного тока)<.50 А/см2, длительность импульса т=50 не, Ф-Ю'Мо16 см’ 2);
-нлутоний-бериллиевый источник (Ео=4.5 Мэв, Ф= 10 “-10'1 см'2).
Основные результаты в работе получены с использованием следующих методов исследования: эффект Холла, метод дифференциальных холловских измерений при послойном стравливании, измерение вольт-амперных характеристик, изо герм ичсский и изохронный отжиг радиационных дефектов, фотопроводимость, измерение времени жизни неравновесных носителей заряда, измерение спектральных характеристик фотопроводимости, Резерфордовское обратное рассеяние ионов, вторичная ионная масс-спекгроскопия, электронная Оже-спектроскопия, электрон-по зитронная аннигиляция, гамма-резонансный
активационный анализ, измерение пороговых параметров фоточувствительных элементов - шумовые свойства, пороговая мощность, обнаружительная способность. Проводился модельный расчет параметров радиационных нарушений и полупроводникового материала при радиационном воздействии.
На защиту выносятся следующие научные положения:
I. В узкозонных полупроводниках геллурида кадмия ртути при комнатной температуре параметры корреляционных кривых углового рассеяния аннигиляционных фотонов и временных спектров аннигилирующих позитронов определяются линейной зависимостью от процентного содержания компонент твердого раствора КРТ и концентрацией одиночных вакансий (вакансий ртути - Ун&). При изменении концентрации вакансий ртути от 10,э см’3 до 1017 см'3 и выше скорость аннигиляции позитронов определяется сначала, скоростью объемной
\0
аннигиляции (3.55 не'1), а затем скоростью аннигиляции позитронов на
двухзарядных вакансиях ртути (3.13 не'1).
2. С ростом дозы облучения электронами с энергией (2-3) МэВ кристаллов КРТ (х=0.20) при 300 К процесс радиационного дефектообразования, включающий в себя ассоциацию вакансионных дефектов и образование радиационных комплексов донорного типа с участием междоузельных атомов ртути, обуславливает: - различие в 8-10 раз в скоростях введения носителей заряда (электронов) в образцах р - и п -типа проводимости, соответственно: - наличие максимума дозовой зависимости подвижности носителей заряда в образцах п - типа проводимости; - возникновение позитрониевых состояний, локализованных в области радиационных нарушений вакансионного типа.
3. Отжиг радиационных дефектов в кристаллах КРТ, введенных облучением электронами с энергией (2-3) МэВ при 300 К, приводит к распаду комплексов, содержащих междоузельные атомы ртути и к их миграции па стоки. Процесс отжига характеризуется энергией активации (1.510.2) эВ и порядком реакции, определяемом размерами и концентрацией стоков, образующихся при облучении. Многостадийность отжига радиационных дефектов в кристаллах КРТ, облученных электронами, характеризующаяся обратным отжигом, определяется наличием в материале линейных дефектов и их взаимодействием с радиационными нарушениями.
4. Наблюдающиеся при ионной имплантации узкозонных твердых растворов КРТ различия в дозах при которых происходит - насыщение дозовых зависимостей слоевой концентрации электронов (от 2 К)12 см'2 до 1013 см'2), достижение предельных значений объемной концентрации электронов в имплантированном слое (п„ас ~ 2ТО см ), а также различия в величине сдвига максимума их распределения в глубь полупроводникового материала с ростом дозы облучения определяются процессами «самоогжига» первичных радиационных дефектов и зависят от скорости набора дозы облучения.
5. Особенности пространственного распределения вакансионных и электрически активных донорньтх радиационных дефектов при ионной имплантации КРТ, включая различие в расположении их максимумов, лежащих дальше среднего
а
проекционного пробега ионов, сдвига максимумов их распределения в глубь полупроводника с ростом интегральной дозы облучения и наблюдающиеся совпадение стадий отжига радиационных дефектов при облучении прогонами и электронами обусловлены единой физической природой формирования радиационных нарушений в узкозонных твердых растворах КРТ и основаны на процессах диффузии и вторичного дефект ообразования с участием междоузельных атомов ртути.
6. Радиационно-стимулированные изменения электрофизических и рекомбинационных свойств кристаллов КРТ. приводящие к возрастанию концентрации электронов, к снижению подвижности и к уменьшению значений времени жизни с увеличением дозы при облучении гамма-квантами и быстрыми нейтронами при 77 и 330 К, определяются преимущественным введением дефектов донорного типа. Воздействие ренгеновского и гамма-облучения дозами 10* - 10 Р приводит к перестройке исходной дефектной структуры материала, проявляющейся в изменении аннигиляционных характеристик и картин селективного травления облученных кристаллов КРТ.
7. В эпитаксиальных пленках КРТ, выращенных методом МЛЭ, п-типа проводимости с х-0.20-0.23 в области температур, соответствующих примесной проводимости время жизни носителей заряда определяется совместным действием механизмов Оже-рекомбинации и рекомбинации на локальных центрах. В эпитаксиальном материале р-типа проводимости, с х-0.21-0.22 в области температур, соответствующих примесной проводимости в зависимости от дефектной структуры образцов время жизни ограничивается либо Оже-рекомбинацией, либо рекомбинацией на локальных центрах с энергией рекомбинационного уровня Е,=Еу+0.015-0.022 эВ, отсчитываемой от потолка валентной зоны.
Достоверность выдвигаемых на защиту научных положений и результатов обусловлена корректностью применяемых в работе физических методов исследования, комплексным использованием взаимно дополняющих измерительных методик, согласованностью результатов при измерении электрических и
12
структурных свойств материала, соответствием данных эксперимента с расчетными результатами других авторов, а так же не противоречием современным представлениям о физических процессах в облученных полупроводниках и эпитаксиальных структурах радиационной физики твердого тела.
Научная новизна выдвигаемых положений состоит в следующем:
-определены аннигиляционные характеристики ростовых дефектов в твердых растворах теллурида кадмия ртути при комнатной температуре;
-определены закономерности изменения концентрации носителей заряда в кристаллах КРТ при электронном облучении при 300 К. Установлены значения скорости введения носителей заряда в кристаллы р-типа ((1.2 - 0.8) 10' см'1) и п-тииа ((1.5 - 2.0)'10'2 см'1) проводимости;
-установлены зависимости подвижности носителей заряда от величины дозы облучения электронами в кристаллах КРТ п-типа. определяющиеся исходной степенью компенсации материала и повышенной скоростью введения радиационных центров рассеяния;
-исследованы стадии отжига радиационных дефектов в облученных электронами кристаллах КРТ, определены порядок реакции и энергия активации процессов отжига дефектов в зависимости от исходных свойств и дозы облучения;
-впервые обнаружено наличие в облученных электронами кристаллах КРТ позитрониевых состояний, локализованных в области радиационных нарушений вакансионного липа;
-установлено, что облучение кристаллов КРТ электронами приводит к ускоренной диффузии серебра;
-показано влияние ренгеновского и гамма-облучения, а также облучения высокоэнергетическими электронами и протонами на параметры кривых углового распределения аннигиляционных фотонов и картины селективного травления кристаллов КРТ;
-определены закономерности дефектообразования при воздействии гамма-нейтронного облучения на кристаллы КРТ при различных температурах;
-предложена модель и проведены соответствующие численные расчеты радиационного дефектообразования, диффузии примесей и радиационных дефектов при облучении ионами кристаллов КРТ, позволяющие корректно интерпретировать результаты экс пер име нтов;
-установлены различия пространственного распределения вакансионных и электрически активных дефектов, образующихся в КРТ при высокоинтенсивном ионном легировании;
-определены общие закономерности и различия в формировании профилей радиационных доноров при традиционных режимах ионной имплантации и при воздействии сильноточных импульсных ионных пучков;
-определены механизмы рекомбинации в эпитаксиальных структурах КРТ, выращенных методом МЛЭ п- и р- типа проводимости в интервале температур 77 -300 К;
-выявлены особенности спектральных характеристик фотопроводимости эпитаксиальных пленок КРТ с различными профилями ширины запрещенной зоны (варизонный характер объемной части эпитаксиальной структуры, наличие варизонных буферных слоев на границах раздела);
Научная ценность полученных в диссертации положений заключается в том, чго они позволяют с единой точки зрения рассматривать формирование основных свойств узкозонных твердых растворов КРТ при радиационной модификации их с использованием всего спектра параметров известных радиационных воздействий, а также представляют возможность разработать физические принципы направленного изменения свойств узкозонных твердых растворов под действием излучения. Теоретически и экспериментально обоснована применимость методов позитронной аннигиляции для исследования структуры дефектов в кристаллах КРТ. Сведения о механизмах рекомбинации носителей заряда, об особенностях спектральных характеристик эпитаксиальных структур КРТ, выращенных методом МЛЭ, будут полезны для исследователей и разработ чиков фо гоприемников на эпиструктурах.
Практическая значимость работы. Разработаны физические принципы направленное изменения свойств узкозонных твердых растворов под действием облучения. Изучение поведения радиационных дефектов в процессе отжига позволило определить их термическую стабильность в облученных кристаллах и режимы отжига, необходимые для создания приборов на основе КРТ. Выработаны рекомендации по созданию фотоприемных устройств ИК диапазона на основе радиационного легирования материала КРТ (получено 4 авторских свидетельства на изобретения). Показана возможность использования высокоинтенсивного короткоимпульсного легирования для создания пространственно-неоднородных структур на основе КРТ, разработаны рекомендации для выбора требуемых параметров короткоимпульсных источников ионов и электронов. Разработана программа расшифровки спектров УРАФ, которая может применяться для определения параметров корреляционных кривых аннигиляционнъгх фотонов в металлах и полупроводниках. Разработана программа расчета основных параметров фоточувствительных структур на основе эпитаксиального КРТ, которая будет полезна как при выращивании эпипленок, гак и при создании фотоприемников на их основе.
Результаты, использованные при написании диссертации, полу чены при выполнении ряда госбюджетных НИР и хоз/договорных работ в рамках НП11 «Инфравид». Работа в данном направлении поддержана: семыо грантами и прщраммами МО РФ, Миннауки РФ и ФЦП “Интеграция”.
Лабораторные образцы высокочувствительных фотоприемных устройств диапазона 5-12 мкм. изготовленные на основе разработанных технологических рекомендаций по радиационному легированию и ионной имплантации узкозонных твердых растворов КРТ, использованы в оптических системах ИК диапазона: для систем дистанционного зондирования атмосферы и адаптивной оптики (ИОА СО РАН. г. Томск,), в устройствах для измерения горизонтальной прозрачности атмосферы (СКБ НП “Оптика” ТФСОАН СССР,, г.Томск) для систем тепловидения (НИИ “Приборостроение”, г. Москва), для сверхскоростных широкополосных оптических спектрометров (ЦКБ “Точприбор”, г. Новосибирск), в системах регистрации импульсного лазерного излучения (ИСЭ СО РАН, г. Томск).
{5
Материалы исследований, полученных в диссертационной работе, используются автором при разработке и чтении лекционных спецкурсов и проведении лабораторных работ на старших курсах радиофизического факультета Томского госуниверситета.
Личный вклад автора. Результаты, изложенные в диссертации, получены автором и группой сотрудников и аспирантов, руководимых автором, а также - в сотрудничестве с научными работниками Сибирского физико-технического института им. В.Д. Кузнецова. Автор принимал активное участие в проведении экспериментальных работ, разработке исследовательских методик. Им лично проведен основной объем измерений электрофизических и рекомбинационных параметров облученных кристаллов. Анализ и интерпретация полученных результатов, формулировка научных положений, выносимых на защиту, также выполнены автором данной диссертации.
Апробация работы. Основные результаты работы докладывались на: Международной конференции “Ионная имплантация в полупроводниках и других материалах” (Вильнюс, 1983 г.), II Всесоюзном совещании по глубоким уровням в полупроводниках (Ташкент, 1980 г.), У’-УП Всесоюзных симпозиумах по
полупроводникам с узкой запрещенной зоной и полуметаллам (Львов, 1980, 1983, 1986 гг.), У,У1 Всесоюзных симпозиумах по распространению лазерного излучения в атмосфере (Томск, 1979, 1981 гг.), Всесоюзных семинарах секции “Узкозонные полупроводники” Научного совета АН СССР по физике и химии полупроводников (Драгобыч, 1981; Кировобад, 1982; Томск, 1981, 1985) и секции “Радиационная физика полупроводников" Научного совета по радиационной физике твердого тела АН СССР (Киев, Новосибирск, Баку, 1979-1987 гг.), I и И Всесоюзных семинарах “Примеси и дефекты в узкозонных полу проводниках” (Павлодар, 1987, 1989 гг.), И Всесоюзной конференции “Материаловедение халькогенидных и кислородосодержащих полупроводников'' (Черновцы, 1986 г.), XX Всесоюзном совещании по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами (Москва, 1990 г.), VIII Международной конференции по позитронной аннигиляции (Гент,
46
Germany, 1988 г.), 8-ой конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов (Томск, 1993 г.), 2 Украинской конференции
"Материаловедение и физика полупроводниковых фаз переменного состава" (Нежин, 1993 г.), 10 Международной конференции “Ternary and Multinary compounds" (Stuttgart. Germany, 1995), Mater.Res.Soc.Program. (Boston, 1995), СИБКОНВЕРСИЯ-95 (Томск, 1995 г.), 4 - Всероссийской конференции по модификации свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц (Томск, 1996 г.), международной конференции “Material Science and Material Properties for Infrared Optoelectronics” (Uzhgorod, 1996г.), Международной конференции “BEAMS-96” (Prague, 1996), Международной конференции по тройным и сложным соединениям (Salford, 1997), 2,4,5 симпозиумах “Оптика атмосферы и океана'' (Томск. 1995.1997,1998 г.), 3-ей международной научно-практической конференции “Сибресурс” (Красноярск, 1997), Международном симпозиуме “Контроль и реабилитация окружающей Среды" (Томск, 1998 г.), IV Всероссийском семинаре “Физические и физико-химические основы ионной имплантации" (Нижний Новгород 1998 г.), IV Международной научно-технической конференции “Актуальные проблемы электронного приборостроения" АПЭГТ - 98 (Новосибирск, 1998 г.), международной конференции “Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах" (Томск, 1998 г.),
Международной конференции “Физико-химические процессы в неорганических материалах” (Кемерово, 1998 г.), IV International conference on material science and material properties for infrared optoelectronics (Kyiv, 1998), International conference on solid state crystals (Zakopane, 1998). Международной конференции по росту и физике кристаллов (Москва, 1998 г.), 10-й Международной конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов РФХ-10 (Томск. 1999 г.), IV Всероссийской конференции по физике полупроводников (Новосибирск, 1999).
Публикации. Основное содержание диссертации опубликовано в 90 печатных работах, перечень основных из которых представлен в конце автореферата. В числе пу бликаций одна монография и четыре авторских свидетельства.
Объем и структура работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и приложений. Объем работы составляет 240 страниц текста, 177 рисунков, 39 таблиц и 455 цитируемых источников. В приложении приведены акты внедрения и использования результатов диссертационной работы.
Краткое содержание работы Во введении обосновывается актуальность выполненных научных исследований, формулируются цель и задачи работы и приведены основные положения, выносимые на защиту, обуславливающие научную новизну и практическую значимость представленных результатов. Представлена структура диссертации и изложено краткое се содержание.
В впервой главе представлены результаты исследования процессов электрон-позитронной аннигиляции в КРТ. Полученные результаты позволяют обосновать применимость методов ЭПА для диагностики исходных и радиационных дефектов вакансионного типа в узкозонных твердых растворах КРТ.
В литературном обзоре рассмотрены работы посвященные исследованию дефектов в полупроводниках методом позитронной спектроскопии, показана эффективность этого метода для исследования свойств дефектов вакансионного типа в различных полупроводниковых материалах. Однако для изучения нарушений кристаллической структуры в КРТ метод ЭПА практически не применялся.
В диссертации проведен расчет параметров ЭПА в твердых растворах КРТ. Показано, что имплантированные в данный материал позитроны замедляются до тепловых скоростей (термализуются) за счет электронно-дырочного возбуждения и эмиссии фотонов за время много меньше времени жизни позитронов в кристаллах КРТ. 11ри этом время термализации практически не зависит от процентного состава компонент твердого раствора и слабо зависит от температуры кристалла. На основе модели газа свободных электронов с энергетической щелью рассчитано значение скорости объемной аннигиляции позитронов в КРТ - Хо. При изменении х от 0.2 до
1.0 Хо лежит в диапазоне (3.62 - 3.44) не1.
На основе модели захвата рассчитаны доли позитронов, аннигилирующих на поверхности, в объеме кристалла и на дефектах кристаллической решетки. Расчеты показали, что метод ЭГ1Л позволяет обнаруживать вакансионные дефекты в концентрациях более К)" см'3. В то же время захватом позитронов на дислокации в большинстве случаев можно пренебречь. Рассчитаны концентрационные зависимости параметров аннигиляции для различных типов дефектов.
Оценены возможности применения метода ЭПА для исследования дефектных слоев различной толщины. Показано, что при исследовании слоев менее 1 мкм необходимо использовать пучки низкоэнергетических позитронов (Е+ < 30 кэВ). Рассчитаны профили распределения имплантированных в КРТ (х=0. 2-0.3) позитронов с различными исходными энергиями Е-. Описана, разработанная в работе, программа расшифровки спектров углового распределения аннигиляционных фотонов (УРАФ), построенная с использованием нелинейного метода наименьших квадратов.
Впервые обнаружено наличие зависимости основных параметров УРАФ от процентного состава компонент твердого раствора КРТ (х). Измерения спектров УРАФ для необлученных образцов показали, что корреляционные кривые для КРТ хорошо описываются суммой параболической и гауссовой составляющих. При изменении х от 0 до I отмечается ушпрение гауссовой составляющей при неизменной ширине параболической компоненты, а также рост относительной площади под параболой Sp.
Для кристаллов КРТ р- и п- типа проводимости с различной концентрацией исходных вакансионных дефектов, выращенных несколькими методами, измерялись спектры времени жизни позитронов и кривые угловой корреляции. Измерение кривых УРАФ при низкой температуре (80 К) показало, что для образцов КРТ р-типа проводимости появляются слабо выраженные боковые пики (сателлиты), расположенные на углах, соответствующих проекции вектора обратной решетки на направление измеряемого момента (рис. 1). Дехтяр и др. [3], получившие аналогичные результаты на GaAs, объясняли этот факт образованием атома позитрония (Ps), делокализованного в идеальных областях кристалла.
43
Из экспериментальных спектров времени жизни было определено значение
скорости объемной аннигиляции =3.55 не"1, которое хорошо согласуется с
расчетным значениями. Кроме этого, определены значения удельной скорости
7 3 1
захвата позитронов двухзарядными вакансиями ртути v = 4 10' см с и значения скорости аннигиляции позитронов из захваченных состояний =3.13 неЛ
Во второй главе представлены результаты исследования воздействия ионизирующего излучения (электроны, гамма-кванты, нейтроны) на концентрацию, подвижность, время жизни носителей заряда в кристаллах узкозонною твердого раствора КРТ
В первом разделе, носящем обзорный характер, проведено рассмотрение работ, посвященных исследованию влияния исходных дефектов и дефектов возникающих при воздействии ионизирующего излучения на свойства кристаллов КРТ, представлены особенности измерения коэффициента Холла в этих узкозонных материалах.
При облучении электронами 2-3 МэВ мри комнатной температуре получены экспериментальные значения скорости изменения носителей заряда в образцах р-типа проводимости (dp/dO = (0.8-1.2) КТ'‘см’1) и п-типа проводимости (<1пУс!Ф = (1.5-2) Ю 'см1) для монокристаллов КРТ (х=0.20). Обнаружен линейный рост концентрации электронов в облученных образцах до максимальных доз облучения. Предполагается, что наблюдаемое превышение скорости изменения носителей заряда (dp/dO) в кристаллах p-типа проводимости определяется образованием ассоциаций исходных и радиационных вакансий ртути Vng. На основе анализа дозовых зависимостей времени жизни носителей заряда, оценены вклады различных механизмов рекомбинации в интервале температур 77-300 К.
Показано, что значения подвижности носителей заряда при облучении электронами определяются исходной степенью компенсации материала и повышенной скоростью введения радиационных центров рассеяния по сравнению со скоростью введения носителей заряда. Определен диапазон доз Ф < 2 1016 см'2 , при котором не происходит заметных изменений высоких значений подвижности электронов \i 2 10^ см‘В1с'' в исходном материале.
20
Приводятся данные по изучению стадий отжига основных параметров исследуемых образцов КРТ, облученных электронами, особенности поведения облученных кристаллов при различных температурных обработках и вычисляются параметры, характеризующие кинетику отжига радиационных дефектов.
В ряде исследуемых образцов КРТ, характеризуемых низкой скоростью введения концентрации носителей заряда при облучении электронами, при отжиге было обнаружено более сложное поведение дефектов, ответственных за изменение параметров материала. Из анализа зависимостей коэффициента Холла и времени жизни от температуры отжига можно выделить три характерных стадии отжига: 60-80, 100-130 и 130-160 С. Установлено, что кинетика отжига радиационных дефектов в облученных электронами с энергией 2-3 МэВ образцах КРТ характеризуется энергией активации 1.5 эВ. Показано, что порядок реакции процесса отжига зависит от интегральной дозы облучения. Для доз облучения (0.5-1.0) 10' см ' имеет место
IX 2
второй порядок реакции, а для больших доз электронного облучения (-10 см* ) процесс отжига определяется реакцией первого порядка, что связывается с размерами и концентрацией стоков, образующихся в процессе облучения различными дозами.
Показано, что электронное облучение дозами до 1018 см’2 существенно изменяет вид кривых углового рассеяния аннигиляционных фотонов (У РАФ), что определяется процессами радиационного дефектообразования и образованием ассоциаций исходных вакансионных дефектов (Уц8). Идентификация позитрон-чувствительных дефектов с электрически активными радиационными дефектами осуществлялась по результатам термического отжига облученных кристаллов и сравнения их стадий отжига. Обнаружено наличие позитрониевых состояний, которые локализованы в области ра;шационных нарушений вакансионного типа с размерами, соизмеримыми с постоянной решетки полупроводникового соединения.
Установлены закономерности дефектообразования при воздействии на кристаллы КРТ гамма-квантами Со00 и рентгеновским излучением при различных температурах облучения материала. Показано, что радиационное дефектообразование при облучении гамма-квантами при 300 К определяется, во многом, исходной дефектностью полупроводника, а при низкотемпературном
21
облучении (77 К) скорость изменения концентрации носителей заряда обусловлена преимущественным введением дефектов доиорного типа, отжигающихся при комнатной температуре. Обнаружено, существенное изменение аннигиляционных параметров в облученных гамма-квантами и рентгеновским излучением образцах КРТ при малых дозах воздействия (10-10 Р). Проведение металлографических исследований картин селективного травления поверхности облученных криста.тлов КРТ позволило выявить связь изменения параметров УРАФ с перестройкой исходных дефектов материала при облучении.
Показано, что воздейст вие быстрых ней фонов при температ уре 77 К сопровождается возрастанием концентрации электронов в кристаллах КРТ п-типа проводимости, вызванным преимущественным введением радиационных дефектов донорного типа. Высокотемпературное облучение нейтронами кристаллов КРТ п-типа проводимости характеризовалось увеличением концентрации носителей заряда и для флюенса нейтронов 2 10ь см2 значение электрофизических параметров совпадало со значениями параметров кристаллов КРТ, облученных большими дозами электронов (2 10,8см'2).
В третьей главе представлены результаты комплексных исследований воздействия ионов на узкозонные твердые растворы КРТ. В первую очередь, в работе рассмафиваюгся профили распределения радиационных нарушений, возникающих при различных режимах ионной имплантации в КРТ. включая вакансионные и элекфически активные радиационные дефекты, которые, в конечном счете, и определяют характеристики создаваемых на их основе фоточувсгвигельных структу р.
Проведен обзор работ посвященных ионной имплантации в КРТ из которых следует, что облучение данных кристаллов приводит к образованию п-слоя на поверхности полупроводника а диффузия радиационных дефектов может существенным образом влиять на общую картину дефектообразования.
Проведен расчет радиационного дефектообразования в КРТ при ионной имплантации на основе модели, включающей генерацию и диффузию первичных радиационных дефектов, а также образование комплексов на их основе. При расчете эволюции профилей концентрации элекгронов в образцах КРТ с дозой облучения,
21
учитывалась генерация радиационных дефектов вакансионной природы и их влияние на профиль распределения электрически активных комплексов радиационных дефектов.
Показано, что при облучении кристаллов КРТ ионами водорода с энергией 10 МэВ дозами 810й - 10ь см 2 наблюдается преимущественно введение в материал дефектов донорного типа. Проведенные измерения радиационных нарушений методом электрон-пози тронной аннигиляции показали, что сужение кривых УРАФ, наблюдаемое после облучения протонами происходит за счет параболической составляющей и не сопровождается образованием узкой компоненты, как при электронном облучении. Проведены исследования термической стабильности радиационных дефектов, введенных при облучении протонами. Обнаружено, что в интервале 100-160 °С происходит перестройка и отжиг позитрончувствительных дефектов, однако кинетика отжига вакансионных дефектов не совпадает с кинетикой отжига донорных радиационных дефектов.
Облучение кристаллов КРТ ионами гелия (Ри239) с энергией 5.15 МэВ проводилось при комнатной температуре дозами до 5 1012 см'2. Было обнаружено, что при а - облучении кристаллов р-КРТ имеет место изменение характера рекомбинации, связанное с введением рекомбинационных центров.
Образцы Hgj^Cd^Te облучались ионами Аг* с энергиями 50 и 150 кэВ
интегральными дозами от З-1010 см'2 до 1015 см'2 при плотностях тока ионов 0.001-0.1 мкА/ем2. Исследование распределения по глубине имплантированного слоя концентрации электронов проводилось на кристаллах Hgj.xCdxTe, состава х = 0.27-0.30 с низким значением удельной проводимости а = 0.1 Ом 'см 1 при температуре жидкою азота. Измерения распределения объемной концентрации электронов п(х) по глубине после облучения кристаллов Hgi_xCdxTe различными дозами (Ф) ионов Аг с энергиями 50 и 150 кэВ показали, что электроны локализованы в слое полупроводника толщиной, превышающей длину среднего проецированного пробега ионов указанных энергий.
Приведены результаты измерений неориентированных и каналированных спектры POP для исходного кристалла и кристаллов, имплантированных ионами Аг' с энерг иями 500 и 150 кэВ интегральной дозой Ф = 101' см'2.
23
Проведено комплексное исследование воздействий интенсивных пучков ионов с миллиамперной плотностью тока на узкозонные твердые растворы КРТ. Ионы меди и вольфрама имплантировались в полупроводниковый материал при помощи импульсного ускорителя с длительностью импульсов 200 мке и частотой следования 50 Гц. Плотность тока ионов при облучении составляла 10 мА/см2 и 3 мА/см2 для ионов Си и W , соответственно. Исследование профилей пространственного распределения электрически активных радиационных дефектов показало, что имеется ряд общих закономерностей формирования электрических профилей для данною случая (мшшиамнерная плотность тока ионов) и для ионной имплантации КРТ при малых плотностях тока (j << 1 мкА/см2): залегание максимума профиля концентрации электронов проводимости п(х)на глубинах, превышающих глубину пробега имплантированных ионов и его сдвиг в глубь полупроводника с ростом интегральной дозы облучения; насыщение значения концентрации электронов в максимуме п(х) на уровне (1-2)1018 см1. Вместе с тем, глубина залегания электрических профилей в этом случае существенно меньше, чем в случае традиционных режимов облучения.
Анализ экспериментальных данных с использованием методов резерфордовского обратного рассеяния и масс спектрометрии показал, что до доз облучения 5 101“ см'2 не наблюдается обеднение приповерхностных слоев материала КРТ атомами компонентов твердого раствора мри воздействии интенсивных пучков ионов меди и вольфрама, в то время как при имплантации 50 кэВ ионов Аг при j < 1 мкА/см~ уже при дозе облучения 1015 см’2 мы наблюдали образование слоя толщиной более 1000 А, обедненного атомами ртути.
На образцах КРТ, облученных ионами вольфрама, методом доплсровского уширения аннигиляционных линий проведено измерение профилей пространственного распределения радиационных дефектов вакансионного типа с использованием пучков моноонергетических позитронов. Обнаружено, что профили распределения иози трои чувствительных дефектов лежат на глубине, превышающей глубину пробега ионов, но не совпадаю! с профилями электрически акгивных дефектов. Максимум распределения вакансионных дефектов расположен в области спада концентрации электронов в облученном образце.
Ih
Представлены результаты по воздействию мощных короткоимпульсных пучков ионов на кристаллы КРТ Облучение проводилось на мощном импульсном ускорителе типа "МУК” ионами алюминия (АГ) с энергиями 150 - 450 кэВ дозами Ф = 2ТО12 - 2 1015 см'2. Плотность тока при облучении составляла 6-8 А/см2, длительность импульса составляла 100 не. Анализ профилей концентрации электронов п(х), показал, что практически все закономерности, характерные для ионной имплантации в КРТ описанные в предыдущих разделах, имеют место и при мощном импульсном облучении.
В четвертой главе приводятся экспериментальные результаты исследования механизмов рекомбинации носителей заряда и спектральных характеристик фотопроводимости в эпитаксиальных структурах на основе узкозонного твердою раствора КРТ (х = 0.20 - 0.30), выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии, а также проведено исследование возможности применения разработанных в работе методов радиационной модификации кристаллов КРТ для повышения фотоэлектрических параметров исследуемых эпипленок.
В первом разделе рассмотрены особенности рекомбинационных и спектральных свойств варизонных пленок КР'Г и показана перспективность и успехи использования метода молекулярно-лучевой эпитаксии для получения эпипленок КРТ.
Приведены экспериментальные результаты измерений температурных зависимостей времени жизни неосновных носителей заряда (ННЗ) и фотоотклика исследуемых образцов при возбуждении излучением с Л = 0.9 мкм и А. = 10.6 мкм, соответствующих поглощению в приповерхностной области структуры и в объеме эпитаксиальной пленки. Исследования проводились на образцах, выращенных методом МЛЭ в ИФП СО РАН (г. Новосибирск) в 1993-1994 годах (первая группа образцов) и в 1996-1997 годах (вторая группа).
В эпитаксиальных пленках n-типа проводимости из первой группы значения времени жизни носителей заряда лежат в диапазоне 100 - 400 не. В эпитаксиальных пленках n-типа проводимости из второй группы (х = 0.21 - 23) обнаружены высокие значения времени жизни неравновесных носителей заряда т > 106 с при Т = 80 К. Концентрация основных носителей заряда в данных образцах составляла (0.5 -
25
1.0) 101' см*'\ Сравнение теоретических и экспериментальных температурных зависимостей времени жизни ННЗ показали, что для этих образцов время жизни неравновесных носителей заряда в области примесной проводимости определяется Оже-рекомбинацией с частичным влиянием других каналов рекомбинации.
Исследования механизмов рекомбинации в эпитаксиальных пленках р- типа проводимости из первой группы показали, что время жизни ННЗ определяется Ожс-механизмом рекомбинации в области температур, соответствующих примесной проводимости. Наличие петров захвата в материале приводит к появлению медленной составляющей постоянной времени релаксации фотопроводимости. В эпитаксиальных пленках КРТ р- типа проводимости из второй партии основным механизмом рекомбинации, определяющим время жизни носителей заряда в области примесной проводимости, является рекомбинация на локальных центрах с энергией рекомбинационных уровней E1=EV + (0.020 -ь 0.030) эВ.
Проведены исследования температурных зависимостей времени жизни ННЗ и сигнала фотоответа при засветке эпитаксиальных пленок КРТ п- и р- типа проводимости со стороны подложки.
С целью выяснения условий влияния рекомбинации ННЗ на границах раздела пленка-подложка и пленка-свободная поверхность, а также свойств объема эпитаксиальной пленки на эффективное значение времени жизни эпитаксиальной структуры, были проведены совместные измерения спектральных характеристик фотопроводимости и механизмов рекомбинации при возбуждении носителей из областей поверхностного и объемного поглощения. В работе при этом проводились измерения исследуемых параметров при послойном химическом стравливании поверхности пленок.
Экспериментальные исследования СХ фотопроводимости показали, что ряд пленок имеют варизонный характер изменения ширины запрещенной зоны по глубине фоточувс гвительною слоя. Неоднородность состава по глубине проявляется как сдвиг длинноволновой границы фоточувствителыюсти при послойном стравливании, а также в различии измеренных значений времени жизни носителей заряда при поверхностном и объемном возбуждении.
26
С целью улучшения фотоэлектрических свойств на образцах с низкими значениями величины времени жизни проведены исследования возможности радиационной модификации параметров эпитаксиальных структур, выращенных методами ЖФЭ и МЛЭ. Исходные образцы подвергались облучению мощными импульсными пучками электронов на ускорителях «МУК» и «Темп-2»(НИИ ЯФ г. Томска), имеющих следующие параметры: энергия электронов 150 кэВ и 500 кэВ, плотность тока (3 - 5) А/см2 и до 40 А/см2, длительность импульса тока 200 не и 80 не, соответствено.
В пятой главе представлены предложенные и экспериментально опробованные в работе способы радиационной модификации полупроводникового материала КРТ: описаны разработанные способы получения высокочувствительного, однородного фоторезисторного материала КРТ п- и р- типа проводимости, рассматриваются вопросы связанные с возможностью изготовления фотодиодных элементов, возможностью радиационого легирования кристаллов КРТ при воздействии мощных короткоимпульсных пучков электронов с низкой энергией, а также представлены измерения основных параметров высокочувствительных фоторезисторов, изготовленных на основе эпитаксиальных структур КРТ, выращенных методом МЛЭ.
В первом разделе представлены используемые в работе основные методики измерения электрофизических и фотоэлектрических параметров узкозонного материала и фоточувствительных структур, создаваемых с использованием радиационных методов.
На основании проведенных исследований по воздействию высокоэнергетических электронов на узкозонные твердые растворы теллурида кадмия ртути, разработаны способы радиационного легирования кристаллов КРТ. Кроме низкой температуры обработки, к достоинствам предложенных методов относятся: возможность однородного легирования всею объема и локальных областей кристалла, отсутствие ограничений на предельные концентрации структурных дефектов, низкая температу ра последующей термообработки (-100 °С). При этом практическая реализация предложенных способов проведена путем
испытания экспериментально созданных фотоприемных устройств в системах дистанционного зондирования атмосферы.
В работе предложен способ перевода дефектов из неактивного в электрически активное состояние непосредственно после облучения электронами. Для цели стабилизации параметров радиационно легированных полупроводниковых
кристаллов необходимо проводить облучение дозой, в 10-20 раз превышающей исходную концентрацию дырок, а затем проводить (10-30)-кратное
термоциклирование путем резкого охлаждения до температуры 77 К и
последу ющего нагрева до комнатной температуры.
Разработан способ получения высокочувствительного, однородного
фоторезис горного материала на основе кристаллов n-Hgi.xCdxTe, имеющих концентрацию близкой к собственной, с использованием малых доз облучения
электронами (3-5)-1016 см*2.
Представлены результаты проведения радиационно-стимулированной диффузии серебра в кристаллах КРТ при электронном облучении (Т = 300 К, Е = 2-5 МэВ, Ф = 1016 - 1018 см*2). Показано, что с ростом дозы облучения область однородного легирования распространяется от 30 мкм до 800 мкм. Посредством проведения РСД серебра в КРТ получены равномерно-легированные кристаллы р-типа проводимости, на основе которых созданы макеты фотоприемных устройств И К диапазона.
Предложен способ получения р-n перехода путем облучения электронами с
- I V 'У
энергией 2-5 МэВ и дозой (1—2)* 10 см " и последующего воздействия излучением импульсного лазера с мощностью, достаточной для восстановления исходных свойств кристалла, и длиной волны из области собственного поглощения полупроводникового материала.
Результаты исследований радиационного дефсктообразования при имплантации ионов в КРТ позволили оптимизировать параметры формирования фоточувствигельных элементов при ионной имплантации и изготовить опытные макеты фотодиодных элементов при использовании ионов Аг\
Впервые приведены результаты посвященные исследованиям радиационого легирования кристаллов КРТ при воздействии мощных короткоимпульсных пучков
л
электронов с низкой энергией. Поэтому приведенные ниже результаты можно рассматривать как развитие нового технологического направления в радиационной технологии полупроводников, использующей мощную импульсную ускорительную технику
Представлены измерения основных параметров высокочувствительных фоторезисторов, изготовленных на основе эпитаксиальных структур КРТ, вырашенных методом МЛЭ.
В заключении сформулированы основные результаты работы.
23
1 ЭЛЕКТРОН-ПОЗИТРОННАЯ АННИГИЛЯЦИЯ В УЗКОЗОННЫХ ТВЁРДЫХ РАСТВОРАХ КРТ
Полупроводниковые твердые растворы КРI являются базовым материалом ИК-оптоэлектроники. Для реализации потенциальных преимуществ этого материала необходимо комплексное исследование свойств дефектов, определяющих, в конечном счете, его электрофизические и рекомбинационные свойства. В процессе выращивания КРТ и последующих дефектообразующих воздействий при создании приборных структур на его основе вводятся различного рода дефекты типа примесных атомов, дислокаций, границ блоков, включений второй фазы, разу порядочен ных слоев. Влияние их на параметры материала в первую очередь связано с наличием вакансионных дефектов, обнаружение и идентификация которых представляют значительную трудность при использовании традиционных методов. В то же время уникальные возможности для исследования вакансионных дефектов дает явление аннигиляции позитронов в материале, позволяющее получить информацию об их электронной структуре.
Данная глава посвящена исследованию процесса электрон-позитронной аннигиляции в КРТ как в расчетном, так и экспериментальном плане. Полученные результаты позволяют обосновать применимость методов позитронной аннигиляции для диагностики исходных и радиационных дефектов вакансионного типа в узкозонных твердых растворах КРТ. В первом разделе приведен краткий обзор исследований дефектов в полупроводниках методами позитронной спектроскопии. Во втором разделе проведен расчет времени термализации позитронов в КРТ и показано, что время термализации много меньше времени жизни позитронов в кристаллах КРТ и практически не зависит от состава и температуры полупроводника. В третьем разделе на основе модели захвата рассчитаны доли позитронов, аннигилирующих на поверхности, в объеме кристалла и на дефектах кристаллической решетки, определены концентрационные зависимости параметров аннигиляции для различных типов дефектов. Оценены возможности применения метода ЭПА для исследования дефектных слоев различной толщины. В четвертом разделе приведена экспериментальная методика измерения спектров углового рассеяния
30
аннигиляционных фотонов (УРАФ). Описана программа расшифровки спектров У РАФ, разработанная с использованием нелинейного метода наименьших квадратов. Эффективность применения данной программы проверена на тестовых задачах и реальных спектров УРАФ различных материалов. В пятом разделе приводятся результаты экспериментальных исследований ЭПА в исходных необлученных кристаллах КРТ, Обнаружено наличие зависимости основных параметров Э11А от процентного состава компонент твердого раствора КРТ. Экспериментально определены значения скорости объемной аннигиляции в КР Г, скорости аннигиляции позитронов, захваченных двухзарядными вакансиями ртути.
1.1 Исследование структуры дефектов в полупроводниках методами позитрон ной спектроскопии
В последнее время для исследования структуры дефектов в твердых телах широко применяются методы аннигиляции позитронов, обладающие высокой чувствительностью к дефектам с пониженной электронной плотностью. К данному моменту накоплен большой объем экспериментальных данных, полученных при помощи различных методов пози тронной спектроскопии на классических полупроводниках и соединениях AV.
В работах [31-34] экспериментально показано, что кривые углового распределения аннигиляционных фотонов для направления [111] и для неориентированных кристаллов Ое и Si качественно подобны кривым УРАФ в металлах и могут быть формально описаны суммой параболической и гауссовой компонент. В то же время, для направлений [110] и [111] на кривых УРАФ наблюдались особенности: образование плато в малоугловой области кривых угловой корреляции или даже минимум при угле разлета у - квантов 0 = 0. Анизотропия угловых распределений объяснялась авторами работы [34] особенностями структуры энергетической зоны Бриллюэна в алмазоподобных полупроводниках. Позже аналогичные результаты были получены для нескольких соединений А'В' [35]. Однако, дтя случая полупроводниковых материалов А2В6 в работе [361 было
31
получено, что анизотропия кривых УРАФ выражена очень слабо, а для ряда соединений вообще не наблюдалась. Этот факт был объяснен ослаблением ковалентной анизотропной связи в А2В6 по сравнению с А3В5 и классическими полупроводниками. Теоретический анализ полученных результатов [32] позволил сделать заключение о том, что в полупроводниковых материалах, как и в металлах, позитроны аннигилируют преимущественно на валентных электронах, а гауссова компонента кривых углового распределения обусловлена аннигиляцией позитронов с электронами ионного остова.
Изучение аннигиляции позитронов в полупроводниковых кристаллах с высокой концентрацией структурных дефектов (вакансий, дислокаций, вакансионных кластеров и т.п.) показало, что позитроны интенсивно захватываются такими дефектами. Характеристики аннигиляции позитронов из связанных состояний отличаются от характеристик аннигиляции в объеме материала, что приводит к изменениям наблюдаемых в эксперименте параметров: времени жизни позитронов, полуширины и скорости счета в максимуме кривых УРАФ, параметров формы доплеровского уширения аннигиляционной линии. Анализ изменений этих параметров в соответствии с моделью захвата [37] позволяет обнаружить наличие и определить характеристики вакансионных дефектов в полупроводниках.
Авторами работы [38] исследовались ростовые дефекты в ОаР и ОаАБ, выращенные различными методами. Некоторые кристаллы в процессе выращивания
легировались примесями (2п, V, 81, Аз) до уровней 5-101*' - 10|х см'2. Измерения *
времени жизни позитронов показали, что в нелегированном и слабо легированном слое (менее 1017 см'3) материале присутствует значительная концентрация
вакансионных дефектов, идентифицированных авторами как дивакансии. В сильно легированном материале вакаисионные дефекты не обнаруживались и в спектрах времени жизни наблюдалась лишь одна компонента 220 пс, что является значением объемного времени жизни в ОаАв.
В работе [39] методом доплеровского уширения аннигиляционной линии был исследован отжиг дефектов, введенных в ваР а-облучеиием. Авторы этой работы
31
наблюдали кластеризацию радиационных моновакансий в процессе огжига и установили термическую стабильность различных вакансионных дефектов.
Подробное исследование захвата позитронов дефектами различных типов в А3В5 провели авторы работы [40]. На основании экспериментальных результатов по измерению спектров времени жизни позитронов и теоретических расчетов они сделали следующие выводы. Объемная скорость аннигиляции ко в полупроводниках, имеющих структуру цинковой обманки, монотонно падает с увеличением плотности валентных электронов, при этом скорость аннигиляции, обусловленная остовыми электронами, составляет лишь 1% от обшей скорости аннигиляции. Экспериментально определенные значения )^ в различных полупроводниковых соединениях хорошо согласуются с теоретическими значениями, рассчитанными в приближении модели газа свободных электронов с энергетической щелью [41]. Наличие в материале моновакансий вызывает появление в спектрах времени жизни долгоживущей компоненты, интенсивность которой зависит от концентрации дефектов. Отношение значений времени жизни позитронов, захваченных моновакансиями, и объемного времени жизни^/со) лежит в интервале 1.1 - 1.3. При этом для анионных вакансий т/со ~ 1.08—1.16, а для катионных т/со - 1.22-И.32. Для вакансионных комплексов значение возрастает пропорционально числу вакансий, образующих комплекс. Температурные зависимости времени жизни показали, что значение та зависит от зарядового состояния дефекта. Был обнаружен также захват позитронов дислокациями, однако, для экспериментального наблюдения этого эффекта требовалась плотность дислокаций болсс 10 см' . Авторы показали возможность обнаружения методами позитронной спектроскопии дефектов типа преципитатов и включений второй фазы и рассчитали концентрации дефектов данного типа, необходимые для экспериментального наблюдения захвата позитронов.
Наиболее подробно исследования радиационных дефектов в А3В5 методом позитронной диагностики представлены в работах Брудного В.Н. и др. [42-48]. В цикле работ начиная с 1979 года показана перспективность применения метода
7 с
аннигиляции позитронов для идентификации радиационных дефектов в А В при облучении электронами, нейтронами и последующем отжиге.
33
Анализ спектров времени жизни позитронов в CdTe и ZnTe, проведенный в работе |49] показал, что закономерности, установленные авторами [40, 46], справедливы и для соединений А:В'.
В литературе мало данных о применении методов позигронпой аннигиляции для изучения дефектов в узкозонных твердых растворах Hgi_xCdxTe. Все работы, посвященные этому вопросу, появились во второй половине 80-х годов одновременно с работами автора с соавторами по исследованию радиационных и ростовых дефектов в КРТ методом электрон-позитрон ной аннигиляции [50, 51].
О применении метода аннигиляции позитронов для исследования твердых растворов Hgi.xCdxTe сообщалось в работе [52]. Авторы этой работы измеряли кривые
У РАФ кристаллов геллурида кадмия-ртути, облученных у-квантами дозами 6-104-105 Р. Наблюдаемые изменения параметров углового распределения объяснялись захватом позитронов вакансионными дефектами акцепторного типа с концентрацией 51017 см \ Параметры кривых У РАФ полностью восстанавливались после недельного отжига при комнатной температуре.
Позже эта же группа авторов представила результаты исследования структуры дефектов в приповерхностных слоях Hgi.xCdxTe [53]. Из модели захвата они определили, что на поверхности материала преобладают дефекты с линейными размерами 4-^-6 А. Однако, следует отметить, что метод замедления позитронов, примененный в эксперименте, вряд ли можно считать эффективным, а метод анализа кривых УРАФ, использованный авторами, не согласуется с существующими физическими представлениями о механизмах аннигиляции позитронов в твердых телах.
В работе [54] основное внимание уделялось анализу структуры исходных и введенных ннзкотемперагурным электронным облучением дефектов в CdTe, однако, приводятся также результаты измерения спектров времени жизни позитронов в IlgTe и Hgi_xCdxTe. Для объемного времени жизни в HgTc и HgogCdo^Te получено значение 274 пс. В кристаллах HgTe, выращенных методом движущегося нагревателя, была обнаружена интенсивная долгоживущая компонента с xd = 316 не, приписанная авторами аннигиляции позитронов, захваченных вакансиями ртути (VHg). В спектрах
Зк
времени жизни образцов Hgj.xCdxTe долгоживущей компоненты не наблюдалось, однако, среднее время жизни в материале р—типа проводимости превышало объемное значение на 7 пс. К сожалению, в работе не приведено дополнительных характеристик исследованных кристаллов Hgo.gCdo^Te (метод выращивания, электрофизические параметры), поэтому проведение подробного анализа представленных экспериментальных результатов представляется затруднительным.
Интересные результаты получены авторами работы [55], которые исследовали ростовые дефекты в Hg|_xCdxTe методами доплеровского уширения аннигиляционной линии и времени жизни позитронов. Были измерены температурные зависимости аннж иляционных и электрофизических параметров образцов Hgj.xCdxTe (х = 0.2-^
0.35) в интервале 77-5-800 К. Значение объемного времени жизни, полущенное авторами, равнялось 282 пс. Начиная с Т = 240 °С наблюдался захват позитронов термическими вакансиями ртути, причем время жизни позитронов в связанном состоянии = 310 пс. При Т = 500 °С, которой соответствует равновесная
18 3
концентрация вакансий 110 см'', наблюдался полный захват позитронов дефектами. Отжиг в атмосфере паров ртути приводил к снижению концентрации вакансиоиных дефектов и восстановлению объемного значения времени жизни. Рассчитанное из экспериментальных данных значение удельной скорости захвата позитронов
двухзарядными вакансиями ртути равнялось 2-10" см'с1, что близко к значениями скорости захвата позитронов моновакансиями для соединений А*В' ]40]. Из температурных зависимостей среднего времени жизни позитронов и S-параметра доплеровского уширения аннигиляционной линии были оценено значение энтальпии образования двухзарядной вакансии ртути, которое составило 0.71 эВ.
Измерения температурных зависимостей S - параметра в диапазоне Т = 25 - 900 К позволили авторам работ [56, 57] обнаружить температурную зависимость скоростей захвата позитронов исходными дефектами в КРТ (х = 0.2) и определить энерг ии ионизации акцепторных состояний, связанных с вакансиями ртути VMg (18 и 42 мэВ).
В работе [58] исследовались образцы Hgo.7gCdo.22Te с различной концентрацией ростовых вакансий. Авторы показали, что методом измерения времени жизни
25
позитронов ростовые вакансии в КРТ обнаруживаются, начиная с концентрации Nv = 10і3 см’3. Ими были измерены также значения времени жизни позитронов, обусловленные аннигиляцией в объеме материала То = 264 пс и из захваченного состояния Td = 298 пс.
Таким образом, методы позитронной спектроскопии, обладающие высокой чувствительностью к дефектам вакансионного типа, показали свою эффективность применительно к исследованиями структуры дефектов в моноатом ных полупроводниках и полупроводниковых соединениях. Необходимо более широкое применение этих методов в исследованиях твердых растворов Hgi_xCdxTe, для которых определение физической природы и свойств дефектов кристаллической структуры носит принципиальный характер.
1.2 Расчел времени термализации позит ронов в КРТ
Одной из основных предпосылок применения метода аннигиляции позитронов для изучения структуры твердого тела служит гот факт, что высокоэнергетические позитроны, эмитируемые радиоактивными источниками, после попадания в исследуемый образец, быстро теряют свою энергию и замедляются до тепловых скоростей (термализуются) за время гораздо меныиее, чем время их жизни до аннигиляции. Вследствие термализации кинетическая энергия позитронов в момент аннигиляции пренебрежимо мала по сравнению с энергиями электронов. Следовательно, параметры аннигиляционных фотонов несут информацию об электронной структуре исследуемого вещества.
Проблема термализации позитронов в металлах была решена, благодаря расчетам Ли-Уайтинга [59J, показавшею, что в металлах время термолизации позитронов за счет возбуждения электронной подсистемы составляет ~10‘12 с. Эта величина на два порядка меньше среднего времени жизни позитронов в металлах. В полупроводниках потери энергии позитрона за счет возбуждения электронов ограничены величиной энергии, соответствующей ширине запрещенной зоны. Эти процессы играют основную роль при замедлении позитрона с начальной
3 5
кинетической энергией Е° до Е+ = Е3, которое происходит за время 10'12 с. После
этого основную роль в замедлении позитрона играют процессы его взаимодействия с колебаниями решетки [60).
13 соответствии с [61] скорость потерь энергии позитрона за счет эмиссии фотонов можно описать уравнением:
Постоянная с из уравнения (1.1) в рамках модели деформационного потенциала имеет вид [62]:
В (1.3) ^ - время, за которое энергия пози грона уменьшается от Е“ до Еи; їх -полное время термолизании позитрона. Расчеты показывают, что время термолизации позитрона в твердых растворах КРТ практически не зависит от состава (через Е§(х, Т)) и слабо зависит от температуры кристалла. Для Т-300 К Г] =10 пс, а для Т=77 К їг =20 пс. Эти значения в 2-3 раза больше полученных в [62] для Ос и 8і.
Чтобы полностью решить вопрос о термализации позитрона в КРТ, необходимо знать еще один параметр - время жизни позитрона до аннигиляции.
В соответствии с моделью захвата Ьрандта [37] минимальное время жизни позитрона в кристалле обусловлено аннигиляцией позитрона в объеме материала и Ттіп = То — 1/7со. где до ~ объемная скорость аннигиляции. Анализ поведения пози фонов в полупроводнике, содержащем однородный электронный газ с запрещенной зоной шириной Е§, проведенный авторами [41], позволил получить следующее выражение для объемной скорости аннигиляции:
— = сЕ*2. <іі
(11)
с - т+'2Е2 />/27г/)4р*
(1.2)
где т* - эффективная масса позигрона, р - плотность вещества: Еі
константа деформационного потенциала.
Интегрирование (1 1) с учетом условий
ЕДі0)=Е8, ЕДгт)=кТ,
где Г - температура кристалла, а к - постоянная Больцмана, даст:
(1.3)
31
X„ = X;{l + f(rs,Eg)[4(rJ-l]}, (1.4)
где л'0 = 12/г; (ffc'1) - скорость обьемной аннигиляции в приближении Зоммерфельда [63]; £ (rs) - коэффициент усиления, учитывающий повышение элекгрониой плотности в месте нахождения позтропа в результате кулоновского взаимодействия, £, (rs) = 1+0.63 г,3; Г (гч, Е&) - фактор, обусловленный наличием запрещенной зоны; г* - безразмерный параметр плотности элекгронного газа, rs = (3/4 те а,’ п.)1 \ п - плотность электронного газа; а0 - радиус Бора. Фактор f (rs, Eg) можно записать в следующем виде [64]:
f (rs, Е?) = 1-0.37 Ее/ (1+0.18 rs), (1.5)
где Eg = Ep/Eg, Ef - энергия Ферми, рассчитанная по модели свободных элскгронов для электронного газа с плотностью п.
Следует отметить, что в результате принятых в [41] упрощений, значение Eg в [62] не соответствует значению ширины запрещенной зоны реального полупроводника, а является подгоночным параметром модели. Значение этого параметра можно определить, построив диэлектрическую функцию, описывающую отклик системы, содержащей электронный 1аз с плотностью п и энергетической щелью Eg, на внешнее элеюрическое поле с частотой со. Eg определяется из условия равенства значения этой функции при (0=0 значению статической диэлектрической проницаемости реального материала [41]. Проведенные нами расчеты дали значения Eg = 4.5 эВ и 5.2 эВ для Hgj.xCclxTe с х- 0.2 и 1, соответственно.
Расчет по формулам (1.4), (1.5) для KP Г дает значения Х0=(3.62-5-3.44) не'1 при
изменении х от 0.2 до 1. Эти значения Х0 соответствуют т0= (276-^290) пс. Сравнение
значений По и tj показывает, что в КРТ практически все позитроны к моменту аннигиляции гермализованы.
53
1.3 Оценка параметров электрон-позитронной спектроскопии в КРТ
Согласно модели захвата Бранда поведение позитрона в веществе можно описать диффузионно-аннигиляционным уравнением [65]:
О, V2 п, (х) - (Хо + К (х)) п, (х) + Р(х) = 0, (1.6)
где п+(х) - плотность распределения; 0+ - коэффициент диффузии; Р(х) -
профиль имплантации позитронов. Решение уравнения (1.6) позволяет затем
получить долю позитронов, аннигилирующих на поверхности:
Б* = Г)+ V п+(0), (1.7)
на дефекте:
00
^1 = |К(х)п+(х)(1х, (1.8)
о
и в объеме:
ж
Ро= | Я.0п+(х)с1х. (1.9)
о
Параметры, наблюдаемые в аннигиляционных экспериментах, можно записать в виде:
Б = Б* Б* + Ба Би + Ко , где Б.;, Бо - параметры, характеризующие аннигиляцию на поверхности, на дефекте, и в объеме материала; а ¥& Бо определяются формулами (1.7 - 1.9) и нормированы так. что
Ъ+Ра + Ро = 1.
Решение (1.6), полученное методом функций Грина для стандартного изотопною источника (типа 22Ыа) имеет вид:
где а = (А, +К) / I) ; а - коэффициент поглощения позитронов. Из (1.7), (1.10) получаем долю позитронов, захваченных на поверхностные состояния:
¥& = аль'2. (1.11)
39
Следует отметить, чю эго выражение совпадает с выражением для Fs, полученным в [37] из других предпосылок. Для анализа полученных результатов необходимо численное значение коэффициента диффузии позитронов D+ в КРТ. С
учетом того, что преобладающим механизмом рассеяния позитронов является рассеяние на акустических фононах [66], D+ = 0.7 см2/с, что хорошо согласуется с полученными в [66] значениями D для полу проводников А3В5.
С учетом значений а, D+ доля позитронов, захваченных на поверхность при отсутствии дефектов, то есть при К = 0. оказывается равной 0.5 %. Из (1.11) видно, что наличие дефектов приведет лишь к уменьшению Fs. Следовательно, можно пренебречь поверхностным захватом позитронов в экспериментах, использующих в качестве источника позитронов радиоактивный изотоп "Na с полиэнергетическим спектром испускаемых позитронов.
Количественный анализ выражения для п*(х) показывает, что вторым слагаемым в (1.10) .можно пренебречь и п_(х) принимает вид, качественно совпадающий с профилем имплантации позитронов,
п+(х)=-«_е-“. (1.12)
а + К
Скорость захвата К зависит от концентрации дефектов Nj:
К = vNj ,
где v - удельная скорость захвата, зависящая от типа дефекта. Общее выражение для удельной скорости захвата имеет вид:
v = (1 / vd + l / vn у1 , (1.13)
где vj - скорость захвата, ограниченная диффузией; vn - скорость перехода в захваченное состояние. Vj можно рассчитать по формулам, предложенным в [37]. Для сферических ловушек, например, типа вакансионных комплексов, имеем:
vd = 4 71 r0 D-., (1.14)
где г0 - радиус ловушки. Для нейтральной вакансии предполагается, что го ~ а#,
г де a<i - постоянная решетки. Если вакансия отрицательно заряжена, радиус захвата Го может быть больше из-за наличия кулоновского взаимодействия. Для оценки г0
можно предположить, что позитрон локализуется на дефекте, когда энергия электростатического взаимодействия равна тепловой энергии:
(ге2/бГо) е^Хз'° = кТ, (1.15)
где Ъ - заряд дефекта; к - диэлектрическая проницаемость исследуемого вещества, а параметр экранирования л> задается формулой Дебая-Хюккеля [40]:
л, - е2 п / в кТ.
Для дислокаций имеем следующее выражение для скорости захвата [40]
\'и = 4 л I). / 1п (I / л N<1 г'2), (1.16)
где N<1 - плотность дислокаций; г' - радиус захвата на дислокацию.
На рис. 1.1 приведены результаты расчета доли захваченных позитронов в зависимости от типа и концентрации дефектов. Расчеты проводились по формуле (1.8). При этом предполагалось ук1 « у„ (диффузионный режим захвата). Радиус захвата двухзарядной вакансии ртути, являющейся основным дефектом акцепторного типа в КРТ оценивался из (1.15), а в (1.16) предполагалось, что г'=10 бо. Из рисунка видно, что процесс аннигиляции более чувствителен к наличию дефектов вакансионного типа. Уже при !\'л = 1017 см'3 характеристика позигронной аннигиляции практически не зависит от концентрации дефектов. Однако захват позитронов обнаруживается при гораздо меньших концентрациях. Это видно из рис. 1.2, где изображены расчетные концентрационные зависимости экспериментально измеряемых параметров: интенсивности долгоживущей
компоненты спектра времени жизни позитронов 12 и параметра формы доплеровского уширения аннигиляционной линии 8.
При увеличении числа вакансий в дефекте удельная скорость захвата растет, следовательно, чувствительность метода к данному типу дефектов будет повышаться. Несколько иначе обстоит дело с дислокациями. Из рисунка 1.1 видно, что для захвата 10 % иози фонов необходима плотность дислокаций - Ю9 см'2. В обычных условиях плотность дислокаций в КРТ меньше 10 см'2, следовательно, захватом на дислокации можно пренебречь.
Особый интерес представляет использование метода электрон-позитронной аннигиляции д;щ исследования неоднородных структур, получаемых при ионной
Рис .1.1. Зависимость доли захваченных на дефекты позитронов !ч!, от концентрации дефектов: 1 - дивакансии, 2 - двухзарядные вакансии, 3 -дислокации.
Рис 1.2. Зависимость интенсивности долгоживущей компоненты спектра времени жизни и параметра доплеровского уширения аннигиляционной линии 8 от концентрации вакансий.
имплантации KPT. Согласно теории Линдхарда-Шарфа-Шиотта [67], профиль имплантированных ионов описывается зависимостью вида:
N (х) = N тах • е 2 i Ri , (1.17)
где Rp - средний проецированный пробег ионов, зависящий от их массы и
энергии, среднее отклонение величины Rp ARP *= Rp / 2.5, a Nniax определяется дозой
облучения. Предположим, что профиль концентрации дефектов качественно совпадает с профилем внедренных атомов, тогда
К(х)=Ки„.е 2Atr’ . (1.18)
Для этого случая зависимость Fj от Rp. то есть, практически, от энергии
имплантируемых ионов, для различных Ктах (для разных доз облучения) приведена на рис. 1.3. Из него видно, что существует интервал энергий, оптимальный для экспериментов по исследованию процессов позитронной аннигиляции в облученных кристаллах КРТ, причем ширина этого интервала зависит от дозы имплантации и растет с се увеличением. Таким образом, параметры аннигиляции должны зависеть и от глубины залегания дефектною профиля.
В настоящее время существуют методы управления потоками позитронов, испускаемых изотопными источниками, позволяющие замедлять позитроны и формировать пучки с шириной энергетического спектра в несколько эВ [68].
Вид уравнения (1.6) в случае моноэнергетических позитронов несколько изменяется. Как показывают расчеты, проведенные в [65]. профиль имплантации моноэнергетических позитронов наилучшим образом описывается формулой
Р(х,Е,) = (1.19)
* О
где параметр Х0 связан со средним пробегом позитронов х через Г-функцию: Хо= х / Г. Величина х определяется параметрами исследуемого материала и энергией падающих позитронов Е’. Согласно [69], эта связь имеет вид
где р - плотность исследуемого вещества.
Профили имплантации позитронов для нескольких значений Е приведены на рис. 1.4. Видно, что применение пучков медленных позитронов с энергиями менее 30 кэВ позволяет исследовать дефектные слои толщиной < 1 мкм, то есть именно те, которые невозможно исследовать при помощи стандартных методов нозитронной аннигиляции, как указывалось выше. При этом можно не только получить интегральные характеристики дефектного слоя, но и построить распределение позитрончувствительных дефектов по глубине, варьируя энергию пучка. 'Зависимость среднего пробега позитронов в КРТ от их энергии приведена на рис. 1.5 (кривая 2).
Анализ экспериментальных данных, полученных при помощи моноэнергетических позитронных пучков, оказывается несколько сложнее, чем при использовании изотопных источников. Во-первых, здесь уже нельзя пренебречь процессом диффузии позитронов из района внедрения. Во-вторых, гораздо более существенную роль должен играть захват позитронов на поверхности образца. Расчет показывает, что при малых уровнях захвата действительно происходит диффузионное уширение позитронных профилей, однако это уширение незначительно и не меняет положения максимума профилей относительно поверхности. Таким образом, процесс диффузии позитронов не устраняет возможности исследования тонких дефектных слоев, хотя и несколько ухудшает пространственное разрешение.
Рассмотрим теперь влияние поверхности на процесс захвата позитронов. Можно получить следующее выражение для доли позитронов, захваченных на поверхностные состояния в отсутствие захвата на дефекты (К = 0):
где сг!с(х) - интеграл вероя тности. Зависимость РбСЕ ), приведенная на рис. 1.5 (кривая 1), позволяет оценить вклад захвата на поверхности на результаты эксперимента.
(1.20)
1.4 Методика определения параметров элсктрон-нози тронной аннигиляции
•50 ао -40 50 ЬО 100 ■ 120
Ир, мкн
Рис 1.3. Зависимость доли позитронов, захваченных на дефекты, распределенные в соответствии с (1.18), при различных скоростях захвата (с*1): 1 - 109, 2 - 1010, 3 - 10п, 4 - 1012.
Рис 1.4. Профили имплантации моноэнергетических позитронов р(х, Е~) в Н§СсПГе с энергиями Е^кэВ): 1 - 5, 2 - 10, 3 - 15, 4 - 20.
Среди методов экспериментальною наблюдения аннигиляции позитронов метод измерения углового распределения аннигиляционных фотонов (УРАФ) наиболее развит и широко распространен [70-72]. Этот метод позволяет получить информацию об импульсном распределении аннигилирующих электрон-нозигронных пар в веществе. В соответствии с законами сохранения импульс аннигилирующей пары позитрон-электрон полностью уносится аннигиляционными фотонами, число которых определяется соотношением направлений спинов аннигилирующих частиц и принципом сохранения зарядовой четности. В твердом теле наиболее вероятна двухфотонная аннигиляция. Сечение процесса аннигиляции позитронов быстро уменьшается с увеличением числа испускаемых фотонов. При увеличении числа испускаемых фотонов на единицу сечение процесса умножается на постоянную тонкой структуры ос = 1 / 137. т.е. вероятность процесса аннигиляции уменьшается более чем на два порядка.
Вели центр масс пары электрон-позитрои неподвижен в лабораторной системе координат, то при аннигиляции испускаются два у-кванта с энергиями 511 юВ, разлетающихся в противоположных направлениях. Наличие у пары электрон-позитрон ненулевою импульса приводит к двум наблюдаемым эффектам. Компонента импульса, паралельная направлению эмиссии у-квантов, дает доплеровский сдвиг, равный ДБ = ср|| / 2. где С - скорость света. Этот эффект используется в методе доплеровского уширения аннигиляционной линии. Перпендикулярная направлению эмиссии компонента импульса вызывает отклонение аннигиляционных фотонов от анти коллинеарности на малый у юл 0 = р/шоС (то -масса покоя электрона). Таким образом, измеряя зависимость интенсивности аннигиляционных фотонов N от угла 0, можно определить импульсное распределение электрон-позитронных пар [731. В разделе 1.1. было показано, что время термализации позитронов в КРТ много меньше, чем время их жизни до аннигиляции. Тогда в момент аннигиляции импульс позитрона пренебрежимо мал по сравнению с импульсом электрона и, следовательно, вид кривой N(0) определяется только плотностью распределения электронов исследуемого вещества в импульсном пространстве.
%