Легирование полупроводников методом ядерных реакций - Смирнов Л.С.
Скачать (прямая ссылка):
Проблема получения интенсивных пучков нейтронов с плотностью потока, представляющей интерес для практики ядерного легирования, может быть решена двумя путями. Во-иервых, рассмотренные в предыдущем параграфе фотоядерные реакции,, протекающие при облучении тяжелых мишеней (Вц \?, С.и др.) электронами или у-квантами с энергией 20—40 МэВ, обеспечивают выход нейтронов ~ Ю^4 см^-с-1 [12].
Дальнейшее повышение выхода нейтронов достигается при облучении тяжелых мишеней очень быстрыми протонами с энергией ~ 1 ГэВ, в результате чего можно получить рекордные по йнтенсивности пучки нейтронов со средней ПЛОТНОСТЬЮ ’ ~ 101в см“2-С“1 (см. [4]), превышающей максимально достижимую (~ 1015 см_2<с~|) в наиболее совершенных ядерных реакторах. Такие источники либо действуют, либо создаются в индустриально развитых странах. Однако в настоящее время они слишком уникальны и малодоступны по сравнению даже с ядерными реакторами, хотя и начинают использоваться наравне, а в пекоторых случаях вместо реакторов в физических экспериментах и радиационном материаловедении. Поэтому в настоящее время и в ближайшем будущем главной базой для ядерного легирования следует считать ядерные реакторы, в которых быстрые нейтроны, образующиеся в результате деления ядер того или иного ядерного топлива, после замедления
и • ' - V . ' ' ¦ Г - ' ’ /П'.
и установления теплового равновесия с этой средой имеют энергетический спектр,5 описываемый максвелловским распределением. Качественно аналогичная процедура формирования спектра нейтронов необходима и для источников на базе ускори-
Типичный нейтронный спектр исследовательского водоводяного реактора ВВР-ц приведен в работе [12]. В спектре реактора представлены нейтроны с энергиями от очень медленных (Еп < 0,01 эВ) до очень быстрых (Еп > 107эВ). Выше мы рассматривали ядерные реакции как источник нейтронов той или иной энергии, а теперь в связи с проблемой легирования необходимо проанализировать особенности ядерных реакций, которые могут протекать в веществах под действием
В случае облучения нейтронами сечение образования составного ядра ах (см. § 2.1) существенно зависит от того, насколько энергия падающего нейтрона близка к собственным значениям энергии уровней составного ядра.
При последующем распаде составного ядра в области доступных с помощью ядерного реактора энергий нейтронов до 106—107 эВ, длина волны которых больше 10-12 см, т. е. много больше радиуса ядер, существенное значение имеют только процессы испускания нейтронов и у-квантов (т. е. Г — Гп 4* + Гу), причем в данном случае наиболее вероятно испускание нейтрона с энергией, равной энергии'первоначального нейтрона ((п, га')-реакции или упругое рассеяние нейтронов).
В общем случае возбужденное составное ядро может испускать нейтрон с энергией, меньшей первоначальной (Ы, п')-реакция, или неупругое рассеяние нейтронов), а затем перейти в основное состояние с испусканием одного или нескольких у-квантов. В виде у-квантов может выделиться вся энергия возбуждения составного ядра ((п, у)-реакции или радиацион-
где Мх и Мп — массы ядра Хг и нейтрона; Еп — кинетическая энергия нейтрона; Вп -г- энергия связи последнего нейтро-
Следует отметить, что (п, п)- и (п, гс')-реакции с испусканием одного нейтрона формально эквивалентны рассеянию первичного нейтрона без изменения строения ядра-мишени. Поэтому такие ядерные реакции, как источник примесных атомов, можно не учитывать, хотя они остаются источником радйацион-ных дефектов. Кроме того, сама возможность неупругого рассеяния нейтронов требует, чтобы их энергия в (Мх 4- Мп)!Мх раз превышала энергию первого возбужденного состояния ядра
мишени, а эта энергия для изотопа Э128 равна 1,772 МэВ [51. Еще более высоки пороговые значения энергии эн до энергетических ядерных реакций (л, 2п), составляющие соответственно 17,4 и 8,7 МэВ для изотопов в!28 и ЭЕ9 [5].
Так как в нейтронном спектре ядерного реактора доля нейтронов с энергией выше 2—3 МэВ в реакторах типа ВВР составляет ~ 10"2, то главное внимание следует уделить экзоэнергетическим (п, у)-реакциям, которые возможны при ' любых энергиях нейтронов практически на всех ядрах. При этом сечение радиационного захвата в области энергий Еп^> > 105 эВ (быстрые нейтроны) о (п, у) ж яг|Гт/Г, где гя — радиус ядра. В области энергий нейтронов, близких к собственным значениям энергии уровней составного ядра (резонансные нейтроны с Еп~ 0,1—50 эВ), сечение о(п, у) описывается резонансной формулой Брсита — Вигнера и может значительно превышать геометрическое сечение ядра.
Если энергия нейтронов мала по сравнению с энергией всех резонансных уровней, а именно такова ситуация для нейтронов с Еп ¦— 10-2—104 эВ [12], то сечение и (/г, у) обычно подчиняется закону 1/у, т. е.
ст(л, у) = о0(Е0/Еп)У2 =
= оДуДу), (2.18)
где о0, v0 и Е0 — некоторые постоянные значения сечения реакции, скорости и энергии нейтрона, принятые за начало
отсчета. ¦
Диапазон тепловых энергий нейтронов представляет наибольший практический интерес для легирования, так как на этот диапазон приходится почти все количество нейтронов в спектре ядерного реактора, описываемом максвелловским распределением по скоростям
