ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СИНХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2015, № 3, с. 22-27
УДК 621.38+539.1
РОЛЬ ЭНЕРГИИ АТОМОВ ОТДАЧИ В ФОРМИРОВАНИИ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ ЭЛЕКТРОНАМИ
© 2015 г. В. В. Козловский1, *, А. Э. Васильев1, **, А. А. Лебедев2, ***
1Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, 195251 Санкт-Петербург, Россия *Е-таП: kozlovski@tuexph.stu.neva.ru, **Е-шаИ: electronych@mail.ru 2Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 194021 Санкт-Петербург, Россия,
***Е-таИ: shura.lebe@mail.ioffe.ru Поступила в редакцию 16.07.2014 г.
Проведен сравнительный анализ образования радиационных дефектов в полупроводниках (на примере кремния и карбида кремния) при облучении электронами с энергией 0.9 МэВ и с большими энергиями. Экспериментальные значения скорости удаления носителей заряда при энергии электронов 0.9 МэВ почти на порядок меньше, чем при использовании электронов большей энергии (6— 9 МэВ). Сечение образования первичных радиационных дефектов (пар Френкеля) в этом диапазоне практически не зависит от энергии. Предположено, что причиной различий является влияние энергии первично выбитых атомов. С повышением энергии этих атомов, во-первых, увеличивается среднее расстояние между генетически родственными парами Френкеля и, как следствие, увеличивается доля не рекомбинирующих при облучении пар. Во-вторых, с ростом энергии первично выбитых атомов появляется возможность формирования новых, более сложных, вторичных радиационных дефектов.
Ключевые слова: облучение электронами, радиационный дефект, атом отдачи, пара Френкеля, карбид кремния, кремний, первично выбитый атом, вакансия, межузельный атом.
БОТ: 10.7868/80207352815030129
ВВЕДЕНИЕ
В настоящее время облучение полупроводников электронами широко используется как при фундаментальных исследованиях, так и для решения прикладных задач. Так, с помощью низкоэнергетического облучения определяется один из важнейших параметров радиационной физики полупроводников — пороговая энергия дефекто-образования Еа (минимальная энергия, необходимая для смещения атома из его положения в кристаллической решетке). Атому решетки с массой М (массовым числом А) при упругом взаимодействии с релятивистским электроном с энергией Ее и массой т может быть передана энергия Е, величина которой лежит в пределах от нуля до максимальной:
Етах = 2Ее (Ее + 2те^)/МС =
= Ее(Ее + 1.022)/(469А) (МэВ).
(1)
При Етах, равной Еа, формула (1) определяет граничную энергию электрона Егран, выше которой начинают генерироваться первичные точечные дефекты вакансия—межузельный атом (пара Френкеля). В [1, 2] было показано, что при облу-
чении карбида кремния минимальные граничные значения энергии электронов, при которых наблюдается образование радиационных дефектов, в подрешетке кремния составляют ~250 кэВ, а в подрешетке углерода ~90 кэВ. Пороговые значения энергии образования радиационных дефектов в карбиде кремния, определенные по формуле (1), составляют для подрешетки кремния Еа ~24 эВ, для подрешетки углерода Еа ~18 эВ. Для атомарного кремния значение Еа составляет ~25 эВ.
Как известно, радиационное дефектообразова-ние сопровождается появлением в запрещенной зоне полупроводника локальных энергетических уровней. Радиационные дефекты в основном являются либо центрами компенсации ("ловушками" носителей заряда), либо центрами рекомбинации неравновесных носителей заряда [3]. Поэтому облучение может в широких пределах изменять характеристики полупроводников (концентрацию, подвижность и время жизни носителей заряда) и свойства полупроводниковых приборов [4, 5].
Процесс радиационного дефектообразования имеет две стадии: генерацию первичных точечных дефектов вакансия—межузельный атом и формирование вторичных дефектов. Генерация
радиационных дефектов осуществляется за счет двух процессов. Во-первых, происходит смещение атомов кристаллической решетки в результате непосредственного взаимодействия с налетающей частицей — образуются так называемые первично выбитые атомы. Во-вторых, атомы отдачи, получившие от бомбардирующих частиц достаточную энергию, смещают другие атомы решетки — наблюдается каскад смещений. Вторая стадия — формирование вторичных радиационных дефектов. На этой стадии происходит взаимодействие первичных радиационных дефектов между собой, с дефектами и примесями, существующими в полупроводнике; в результате формируются стабильные в данных условиях вторичные радиационные дефекты, которые в дальнейшем и определяют изменения свойств материалов и приборов. Так, для карбида кремния «-4Н-81С, выращенного методом газофазной эпитаксии, характерен процесс компенсации проводимости. В [6—8] показано, что экспериментальные значения скорости удаления носителей заряда це (0.25 см-1 при энергии электронов 0.9 МэВ) почти на порядок меньше (2 см-1), чем при использовании электронов большей энергии (6-8 МэВ). Скорость це определяли по известной формуле:
Пе = («о - «)/Ф,
(2)
где п0 и п - концентрации носителей заряда до и после облучения соответственно, Ф - доза облучения. Для другого полупроводника - кремния - зависимость компенсации проводимости от энергии бомбардирующих электронов была изучена в [9, 10]. Показано, что с ростом энергии электронов от 2 до 7 МэВ значение це увеличивалось на порядок. Сечение образования первичных радиационных дефектов в этом диапазоне практически не зависит от энергии. До настоящего времени объяснению различий приведенных экспериментальных и расчетных данных не уделялось достаточного внимания.
Целью настоящей работы являлся анализ процесса компенсации проводимости полупроводников при облучении электронами с энергией порядка МэВ и определение роли энергии атомов отдачи в формировании радиационных дефектов. Рассмотрим процесс образования радиационных дефектов, формирующих компенсирующие центры в полупроводниках при таком виде облучения.
ГЕНЕРАЦИЯ ПЕРВИЧНЫХ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ ПРИ ЭЛЕКТРОННОМ ОБЛУЧЕНИИ
Рассеяние, имеющее место при столкновениях, приводящих к смещениям, главным образом, связано с кулоновским взаимодействием электрона с ядром мишени, но нерелятивистские законы рас-
сеяния Резерфорда в данном случае не применимы, поскольку электрон с энергией Ее = 0.9 МэВ имеет скорость, близкую к скорости света (V = = 0.94с). Релятивистское кулоновское рассеяние электронов показывает, что сечение смещений по мере увеличения энергии бомбардирующих электронов постепенно возрастает от нуля при некой граничной энергии электронов (при облучении кремния граничная энергия Егран = 250 кэВ) и затем становится постоянным. Поскольку значение энергии 0.9 МэВ значительно превосходит Егран, то сечение рассеяния можно оценивать по упрощенной формуле:
= (1/4ябо)2 ( 2 п ? е4 / ЕйМе2) = = [ 1^2/ЛЕ,; (эВ) ] (барн).
(3)
В настоящей работе, как указано в "Введении", для Еа были приняты значения 24 (81) и 18 (С) эВ. При таких пороговых значениях энергии сечения образования радиационных дефектов по формуле (3) составляют ~40 (81) и 23 барн (С) и практически не зависят от энергии бомбардирующих электронов в диапазоне 1-10 МэВ. Скорость генерации первично выбитых атомов за счет взаимодействия с налетающим электроном вычисляется как произведение сечения на концентрацию атомов мишени. Соответственно, скорость генерации первично выбитых атомов для бинарного полупроводника 81С была получена как сумма парциальных значений для атомов кремния и углерода. Тогда скорость генерации будет составлять ~2 см-1 для кремния и ~1 см-1 для углерода. Суммарная скорость генерации первично выбитых атомов в подрешетках 81С (3 см-1) практически одинакова в диапазоне от 1 до 10 МэВ. Таким образом, генерация первичных радиационных дефектов за счет взаимодействия с налетающим электроном при значениях энергии 1 и 10 МэВ примерно одинакова и не может объяснить наблюдаемую разницу в скоростях удаления носителей заряда це. Причину таких различий следует искать в генерации дефектов уже не бомбардирующими электронами, а атомами отдачи, а также в образовании вторичных радиационных дефектов.
ОБРАЗОВАНИЕ ВТОРИЧНЫХ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ
Поведение образовавшихся путем облучения полупроводника компонент пары Френкеля (вакансия и межузельный атом) зависит от многих факторов, главными из которых являются: температура облучения; примесный состав и уровень легирования конкретного полупроводника; энергия первично выбитого атома отдачи.
Многолетний опыт экспериментального изучения поведения радиационных дефектов после
24
КОЗЛОВСКИЙ и др.
В
m
300 250 200
I 150
Е5
100 50
0
6 9
E, МэВ
12
15
Рис. 1. Зависимость средней энергии первично выбитого атома кремния (Епва) от энергии бомбардирующей частицы: 1 — облучение электронами, расчет по формуле (4); 2 — облучение протонами, расчет по программе TRIM [12]. Штриховой линией обозначен пороговый энергетический уровень каскада смещений ((Епва) = 2.5Ed = 62.5 эВ).
их генерации рекомендует создать такие условия, при которых варьируется только один параметр. В [6, 10], по сравнению с [7—9], изменялся только последний из параметров, т.е. энергетический спектр первично выбитых атомов.
Как известно, энергетический спектр первично выбитых атомов (ПВА) или количество атомов, первично выбитых релятивистским электроном из своих равновесных положений, как и в случае бомбардировки атомными частицами, распределяется приблизительно по закону обратного квадрата энергии [11]. Оценим среднюю энергию (Епва) , которую получают атомы при столкновении с релятивистским электроном, на примере атома кремния. С учетом обратной квадратичной зависимости для вычисления средней энер-
Зависимость основных энергетических параметров атомов отдачи кремния и темпа генерации пар Френкеля от энергии бомбардирующих электронов Ее
Ее, МэВ E max (епва) v nFP, см 1
эВ
0.9 130 51 1.0 2.0
2.0 460 76 1.2 2.4
2.5 666 86 1.4 2.8
4.0 1530 105 1.7 3.4
8.0 5496 135 2.2 4.4
15.0 18500 160 2.7 5.4
гии применима формула, полученная для упругого резерфордовского рассеяния [11]:
(ЕПВа) = [EdEmax/(Emax - Ed)]ln(Emax/Ed). (4)
На рис. 1 представлена завис
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.