Легирование полупроводников методом ядерных реакций - Смирнов Л.С.
Скачать (прямая ссылка):
8і||(у, а)і%24 а
8і28(у, а) Ми25 .. " а
8і30(у, а)М&26 ¦ 1 а
ч;": г V 41
ность у-излучспия примерно обратно пропорциональна энергии ^-квантов (рис. 2.1).
Несмотря на то, что имеются трудности, связанные с интерпретацией интегрального эффекта от у-квантов различной энергии, а также с необходимостью защиты от этого излучения, в последние годы отмечена перспективность использования тормозного у-излучения ускорителей электронов как для имитации , радиационного воздействия нейтронов и протонов на кремний [9], так и для прямого легирования кремния [10].
Возможные ядерные реакции (у, п), (у, р) и (у, а) на изотопах кремния, которые могут привести к образованию акцепторных примесей А127 и изотопов магния, причем А127 соответствует уровень 0,057 эВ от потолка валентной зоны, а примеси дают глубокие уровни в запрещенной зоне [10]> представлены в табл. 2.5. К сожалению, пока нет данных о пороговых энергиях (кроме у, ^-реакций) и сечениях всех реакций, приведенных в табл. 2.5, при различных энергиях у-квантов. При наличии таких данных можно было бы определить концентрацию А127 (и аналогично для других примесей) по формуле [10] ‘
АГа1 =
Е г
I оп(Е)Ф (
Епор(7,п)
идах
Е
о'р(Е)Ф"(Е)<1Е
гтор(у,Р)
где — относительная концентрация изотопа Б!28 (92,2%); Ащ — концентрация атомов кремния; t — время облучения;
Я
пор(т>, п)»
Е
пор(г, Р)1
Оп(Е)
И
сР(Е) — пороговые энергии
и дифференциальные сечения для реакций (у, п) и (у, р) соответственно; Ф(Е) — дифференциальный поток излучения. ЕтйХ — максимальная энергия у-излучения.
Аналогичный анализ можно сделать для всех полупроводниковых материалов, и в каждом случае выбрать энергию у-квантов, обеспечивающих наиболее эффективное протекание тех фотоядерных реакций, которые приведут к преимущественному образованию полезных легирующих примесей.
2.4. ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ ПОД ДЕЙСТВИЕМ НЕЙТРОНОВ
Главные надежды в области ядерного легирования в настоящее время возлагаются на нейтроны, так как они, будучи незаряженными частицами, обладают большой проникающей способностью и могут взаимодействовать при любых энергиях практически со всеми ядрами. Кроме того, освоены и доступны различные источники нейтронов разной интенсивности.
Один из видов источников нейтронов — ядерные реакции иод действием заряженных частиц — (а, п), {<1. п), (р, п)-реакции. Б частности, упомянутые в § 2.2 (а, «)-рсакции в берилн
42
Рас. 2.2. Энергетические спектры нейтриноп, излучаемых It а — Be- и Ро — Ве-источниками.
Рис. 2.3, Зависимость анергии нейтронов Еп, испускаемых под углом 6, от энергии бомбардирующих частиц Е в различных ядерных реак-
циях.
1, г — нз (tf, п) Не\ з, 4 — Li?
(р, «) Be5; .5, в — Нг (р, п) Не3 (Г, 3,5 — 0 = 0; 2, 4, 6— 0 = '180°).
лии, т. е. Ве9(а, 7г)С1а, под действием а-частиц радиоактивных изотопов В.а, Ип, Ро, Ри и проч. являются основой 1\а —
— Ве, Ро —• Ве, Рн — Ве и других аналогичных источников, позволяющих получать на 1 г В а или эквивалентного по активности другого.изотопа ~ 10т нейтр/с, что соответствует ~ 10-*5 а. нейтронов на а-частицу [4] и подтверждает сделанный в § 2.2 вывод о малом выходе ядерных реакций на заряженных частицах. Следует также отметить, что источники этого типа дают нейтроны различных энергий со сложным спектром, аналогичным показанному на рис. 2.2 для Иа — Ве- и Ро — Ве-источни-ков 131.
По мере развития ускорителей заряженных частиц, в частности циклотронов, приобрела большое значение (а, ?г)-реак-ция, с помощью которой при »облучении ускоренными дейтронами дейтерия Ша(<2, га)Не3], трития ЦНн(с2, 7г)Не4], бериллия
|Bo9(d, /г)В10 ], лития [Li7(tZ, тг)2Не1 и hi7(d7 тг)Ве8] и других
изотопов из ядер мишеней освобождаются нейтроны. Почти все эти реакции не являются пороговыми и могут происходить при малых энергиях дейтронов. В случае реакций ВЦс1, лг)Не3 и Н3(с?, /г)Не4 энергия нейтронов зависит от угла вылета из мишени, и в каждом конкретном направлении вылетают моно-эиергетическме нейтроны, выход которых соответствует 1 нейтрону на каждые 200 дейтронов с энергией 16 МэВ из Ве-ми-шени, 5*10® нейтронов на I мкКл дейтронов с энергией 600 кэВ из газовой тритиевой мишени (т. е. 1 : 104) и 108 нейтронов на 1 мкКл дейтронов с энергией 200 кэВ из Li-мишени (см. [4]).
В связи с возможностью получения моноэнергетических нейтронов широкое применение получили (р, п)-реакции. Для их осуществления получаются моноэнергетические пучки протонов (чаще всего с помощью ускорителей типа генератора Ван-де-Граафа), которыми бомбардируются тонкие мишени из лития (1л7(р, тг)Ве7), трития (Н3(р, ?г)Не3), Ве10, С14, вс45, V51 и других материалов. В результате первых двух реакций можно в некотором диапазоне энергий протонов Ер получить моноэнергетические нейтроны, энергия которых Еп ~ Ер — пороговая энергия, равная соответственно 1,882 и 1,019 МэВ для 1л7 и трития.
Зависимость энергии нейтронов, образующихся в результате1 (й, п)~ и (р, тг)-реакций, от энергии бомбардирующих дейтронов и протонов показана на рис. 2.3 [5, 11]. В области энергий протонов, представленных на этих графиках, выход нейтронов в (р, /г)-реакциях такого же порядка величины, как и для других заряженных частиц, т. е. ~ 10~5. Отсюда следует, что источники нейтронов на базе рассмотренных (а?, п)- и (р, /^-реакций позволяют получать сравнительно одинаковые максимальные потоки'порядка 1011 см-2-с-1, как и в случае реакции Н3{й, ?г)Не4 [12]. Эти интенсивности недостаточны для накопления заметной концентрации продуктов ядерных превращений. Кроме того, с помощью этих источников получаются нейтроны с энергией 104—107 эВ, которые, как будет показано далее, неудобны для ядерного легирования.
