Легирование полупроводников методом ядерных реакций - Смирнов Л.С.
Скачать (прямая ссылка):
Следует также отметить, что при получении ЯЛК с р ~ ~ 10 Ом*см удельную активность можно понизить при использовании более низких значений ф. Это определяется тем, что накопление Р32 пропорционально квадрату ср, однако возрастание длительности облучения может оказаться невыгодным с экономической точки зрения. Радиоактивность Р32 уменьшается также и при высоких значениях ф, что определяется малым временем облучения, недостаточным для полного распада ЭР1 с образованием Р31.
Рассмотренные ограничения, накладываемые радиоактивностью легированных нейтронами материалов, оказываются наиболее легко преодолимыми для кремния. Для других материалов (см. табл. 2.6) большие периоды полураспада ряда радиоактивных изотопов делают более трудной работу с облученными веществами в оптимальных условиях, несмотря на то, что при одинаковых условиях облучения методом ядерного легирования в германий можно ввести в 100, а в арсенид галлия — в
61
<р, см-2‘С1
Рис. 2.7. Удельная активность изотопа Р32 в зависимости от степени легирования кремния, облученного нейтронами с разной плотностью потока (достигнуты удельные сопротивления, Ом>см: 1 — 0,1; 2 — 1; 3 — 10; 4 — 100; 5 — 200; 6 — 1000 [32]).
1000 раз большую по сравнению с кремнием концентрацию легирующих примесей [32]. Так, после облучения 1и8Ь потоком тепловых нейтронов 2-1018 см-2 кристалл имел большую |5-и у-активность, в результате чего работать с пим можно было только после выдержки в течение года [16, 17].
Для ряда других полупроводников на рис. 2.8 приведены вычисленные данные о требуемом времени спада радиоактивности 1 г материала до допустимого уровня [32]. Видно, что относительно более благоприятна ситуация для ОаАэ, причем с точки зрения радиоактивности ядерное легирование этого материала лучше проводить в реакторе с мягким спектром нейтронов. Вместе с тем эти данные еще раз подчеркивают преимущества ядерного легирования прежде всего для кремния.
Радиационные повреждения
Одип из побочных эффектов, связанный с ядерным легированием,— радиационные повреждения, образующиеся при облучении различными частицами или у-квантами. Наибольший
О 50 100 150
Время распада, Эни *.
Рис. 2.8. Вычисленные зависимости времени спада до допустимого уровня радиоактивности 1 г различных полупроводниковых материалов от концентрации примесей, вводимых облучением в реакторе при плотности потока тепловых нейтронов Ф = 1 X X 104 см“2-с"1 [32]
1 — G л As, тепловые нейтроны; 2—GaAs, отношение тепловых нейтронов к быстрым равно 10; 3 — Si, 10х0 атомов Sb/см3; 4 — Ge; 5 — GaP, в — Se.
практический интерес представляют процессы образования нарушений в объеме облучаемых материалов, особенно если речь идет об излученйи ядерного реактора в связи с ядерным легированием. В этом случае на облучаемое вещество действует поток нейтронов с широким диапазоном энергий, а также у-излучение реактора, которые в результате взаимодействия с атомами облучаемого материала могут передавать им энергию, достаточную для смещений из первоначальных положений, а в ряде случаев и для возникновения вторичных смещений под действием первично смещенных атомов.
Если известен состав излучения, то каждая попадающая в вещество частица излучения образует в единице объема за единицу времени некоторое количество смещенных атомов Лгсм# причем
-зр = N„0 фл.,, (2.39)
где N0— концентрация атомов мишени; Ф — поток облучающих частиц; а —• сечение их взаимодействия с веществом; -количество смещенных__ атомов, образуемых одной частицей.
В свою очередь, V! — Е^Еп, где Ег— средняя энергия движущейся частицы, а Еп — пороговая энергия смещения атомов среды.
Согласно современным представлениям (см., например,
[33]), тепловые нейтроны не могут непосредственно вызывать смещения^ атомов из-за малой энергии. Однако после захвата такого нейтрона ядром при (п, у)-реакциях промежуточное ядро в результате испусканий у-кванта по закону сохранения импульса получает энергию отдачи, равную
Е — — °ТД ~ 2Мс*
537
Еу эВ,:
(2.40)
где М — масса; А — атомный вес ядра отдачи; с — скорость света; Еу — /IV — энергия испускаемого у-кванта, МэВ.
С помощью (2.40) имеем
Е
отд.
2 Е
В
1 (ЕуХ
ШЕВ и 1
(2.41)
Так, Ротд = 473 эВ, = 10 для 81 и Еота = 186 эВ, = 3
для Ие [331. По данным [34], Еогц для кремния имеет еще более высокое значение, равное 780 эВ.
(3-Распад нестабильных продуктов (?г, у)-реакций также является источником ядер отдачи. В этом случае энергия электрона по законам релятивистской механики связана с его
импульсом Рр соотношением (см. [1, 2 ]) =3 ±УГ,С3Р| (^ос2)2^
63
откуда . ч ¦¦
(2-42>
Гамма-излучение радиационного захвата и ^-излучение радиоактивного распада можно рассматривать как источники соответствующего «внутреннего» облучения материала, которое" может создавать дополнительные радиационные нарушения. При этом электроны создают смещения в результате прямого кулоновского взаимодействия с ядрами, а у-излучение в результате комптон- и фотоэффекта, а также путем рождения электрон-иозитронных пар тоже превращается в веществе в некоторый1 поток электронов. Возможность образования нарушений такими электронами следует из того факта, что для передачи энергии выше пороговой, которая для многих атомов в полупроводниковых материалах и соединениях заключена в пределах 6— 16 эВ, достаточно энергии облучающих электронов не выше 350—380 КэВ (см. в [35]). В частности, при распаде ЭВ1 с образованием фосфора Е$ — 1,48 МэВ и вычисленная из (2.42) Е0тл ~ 32 эВ примерно в 2 раза превышает Еп. ,
