WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 5 Электрофизические и оптические свойства InP, облученного большими интегральными потоками нейтронов ¶ ¶¶ © В.Н. Брудный, Н.Г. Колин, Д.И. Меркурисов, В.А. Новиков Сибирский физико-технический институт им. В.Д. Кузнецова при Томском государственном университете, 634034 Томск, Россия Филиал ФГУП „Научно-исследовательский физико-химический институт им. Л.Я. Карпова“, 249033 Обнинск, Россия (Получена 31 августа 2004 г. Принята к печати 17 сентября 2004 г.) Представлены результаты исследований электрофизических свойств и спектров оптического поглощения InP, облученного быстрыми нейтронами (E > 0.1МэВ, Df.n 1019, см-2) и полным спектром реакторных нейтронов (Dth.n 2.1 · 1019 см-2, отношение потоков составляло th.n/f.n 1), а также характер изменения этих свойств при последующей термообработке материала до 900C. Результаты оптических исследований свидетельствуют о том, что свободные носители заряда в сильно облученном нейтронами InP появляются только после отжига выше 500C. Оценена эффективность ядерного легирования и качество ядернолегированного материала.

1. Введение большого сечения поглощения ( 190 барн) тепловых нейтронов атомами In. В результате протекающих при Метод ядерного легирования (ЯЛ) полупроводников этом реакций вводятся стабильные изотопы Sn, для путем их облучения высокоэнергетическими ионами или проявления электрической активности которых необхореакторными нейтронами обеспечивает контролируемое димо устранение РД путем последующего высокотемвведение химической примеси и дает возможность по- пературного нагрева материала [4,5]. При этом выбор лучения материала с высокой степенью однородности оптимальных режимов термообработки связан не только его электрических и оптических свойств по площади [1]. с определением термической стабильности РД в InP, но При этом бомбардировка протонами или -частицами и с процессами генерации в этом соединении термодеиспользуется для приповерхностного легирования, а об- фектов с глубокими энергетическими уровнями, котолучение реакторными нейтронами вследствие их высо- рые компенсируют электрическую активность материакой проникающей способности позволяет осуществлять ла [6,7]. Этим проблемам посвящен ряд исследований, в объемное легирование материала [2,3]. Основной недо- которых в основном изучались электрофизические свойстаток метода ЯЛ — образование в решетке полу- ства InP в процессе разработки технологии ядерного проводника радиационных дефектов (РД), которые вы- легирования данного материала путем его облучения реакторными нейтронами [8–10]. В данном сообщении ступают в качестве глубоких состояний донорного и основное внимание уделено исследованию оптических акцепторного типа и в большой степени определяют характеристик такого материала.

свойства материала непосредственно после облучения.

Особенно это проявляется при больших интегральных потоках бомбардирующих частиц, необходимых для 2. Методика эксперимента получения сильно легированных материалов. В этих условиях устранение РД путем высокотемпературного Исходные монокристаллы InP n-типа проводимости, отжига облученного материала или его облучения при выращенные методом Чохральского, облучались нейповышенных температурах является неотъемлемой сотронами в реакторе „ВВР-ц“ филиала ФГУП „НИФХИ ставляющей метода ядерного легирования. Это требует им. Л.Я. Карпова“ (г. Обнинск, Россия). Параметры получения информации о поведении материала в условиисследованных материалов и условия облучения предях высокотемпературного нагрева и экспериментальных ставлены в табл. 1.

данных о термической стабильности РД.

Бомбардировка InP быстрыми нейтронами (f.n) проВ данной работе представлены результаты исследоваводилась в Cd-пеналах (d 1мм) при температурах, ний электрофизических свойств и спектров оптическоне превышающих 70C. Ядерное легирование пластин го поглощения InP, облученного большими потоками InP проводилось путем их облучения полным спектром быстрых нейтронов и полным спектром реакторных реакторных нейтронов при плотности потока тепловых нейтронов, а также изменение этих свойств в результате нейтронов (th.n) th.n 5 · 1013 см-2с-1 и соотношении последующей термообработки облученного материала.

плотностей потоков тепловых/быстрых (E > 0.1МэВ) Характерная особенность InP — это высокая эффекнейтронов th.n/f.n 1. Толщина пластин для облучетивность ЯЛ при нейтронном облучении вследствие ния составляла около 2 мм. Для спада наведенной радио¶ активности перед измерениями облученный материал E-mail: brudnyi@ic.tsu.ru ¶¶ E-mail: fci@meteo.ru выдерживался в течение 4–24 месяцев.

Электрофизические и оптические свойства InP, облученного большими интегральными потоками... Таблица 1. Электрофизические свойства исходных кристаллов InP при температуре Ttest = 295 K и условия их облучения Легирующая Концентрация Холловская подвижность Образец Условия облучения примесь электронов n, 1017 см-3 электронов µH, см2/(В · с) 1 - 0.1-0.4 3800-5000 Быстрые нейтроны 2 Te 1.0-2.0 2800-3200 » » 3 Te 5.0-10.0 2200-2800 » » 4 - 0.1-0.4 3800-5000 Реакторные нейтроны Термообработка облученных образцов проводилась в наведенной радиоактивности также возможно образовакууме при Tann < 600C, а при Tann 600-900C — вание РД при -облучении („внутреннем“ облучении) в запаянных кварцевых ампулах при равновесном давматериала за счет реакций In - Sn.

лении паров фосфора. Для устранения влияния поверхНа рис. 1 представлены изменения постоянной Холла ностных эффектов на измеряемые параметры материала |RH| при 295 K (1, 2) и холловской подвижности элекпосле высокотемпературного отжига удалялись слои тронов µH = |RH| при 200 и 295 K (3, 4) для n-InP толщиной 50 мкм с обеих сторон пластин путем (образец 1) при облучении быстрыми нейтронами и сошлифовки и последующего химического травления.

для n-InP (образец 4) — полным потоком реакторных нейтронов (в последнем случае доза облучения также указана по быстрым нейтронам). Зависимости |RH|(D) 3. Экспериментальные результаты в области D (5-10) · 1017 см-2 указывают на компени модельные оценки сацию исходной проводимости n-InP при нейтронном облучении. При этом удельное сопротивление матери3.1. Электрофизические свойства ала увеличивается, достигая максимального значения max(D) (2-6) · 103 Ом · см при потоке быстрых При различных видах высокоэнергетического облунейтронов Df.n (5-10) · 1017 см-2. Это соответствует чения в кристаллическую решетку InP вводятся РД материалу n-типа проводимости, в котором уровень Ферв виде точечных и ассоциированных дефектов (клами расположен в верхней половине запрещенной зоны стеров), которые выступают в качестве глубоких до(на 0.35 эВ ниже дна зоны проводимости), как и в обноров или акцепторов в зависимости от исходного уровня легирования и типа проводимости исходного материала [11–16]. Если исходный уровень легирования InP nst < (2-3) · 1012 см-3, то при облучении более эффективны радиационные доноры, а при nst > (2-3) · 1012 см-3 более эффективны радиационные акцепторы. Это позволяет с помощью высокоэнергетического облучения получать материал с максимальным удельным сопротивлением 107-109 Ом · см (при 295 K) в случае исходного p-InP и около 103-104 Ом · см для исходных образцов n-InP. Во всех исследованиях отмечена сильная асимметрия скоростей удаления электронов (n/D см-1) в n-InP и дырок ( p/D см-1) в p-InP.

При всех видах облучения (электронное, протонное, нейтронное) p/D >n/D. Это объясняется тем, что в результате введения РД уровень Ферми F в InP закрепляется в верхней половине запрещенной зоны кристалла, вблизи положения Flim EV + 1.0эВ [17–19].

Электрофизические параметры такого материала не зависят ни от его предыстории, ни от условий облучения, т. е. являются скорее характеристиками самого кристалла, чем спектра введенных при облучении РД. При этом Рис. 1. Изменения постоянной Холла |RH| (1, 2) и холв случае облучения реакторными нейтронами возможно ловской подвижности |RH| (3, 4) в InP в зависимости от образование как дефектов кластерного типа за счет смедозы облучения D (указана для быстрых нейтронов) при щения атомов кристаллической решетки быстрыми нейоблучении быстрыми нейтронами (1, 3, 4) и полным спектром тронами или атомами отдачи, так и точечных дефектов реакторных нейтронов (2). 1, 3, 4 — образец 1, 2 —образец за счет -составляющей реакторного излучения. Кроме (см. таблицу). Температура измерений Ttest, K: 1–3 — 295, того, при выдержке облученных образцов для спада 4 — 200.

2 Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 530 В.Н. Брудный, Н.Г. Колин, Д.И. Меркурисов, В.А. Новиков быть связано с большей дефектностью такого материала за счет вклада точечных дефектов, формируемых при „внутреннем“ облучении материала при хранении облученных образцов, а также с легирующим действием примеси Sn. Таким образом, электрофизические свойства InP непосредственно после облучения практически полностью определяются введенными РД, как в случае бомбардировки InP быстрыми нейтронами, так и полным спектром реакторных нейтронов.

Для удаления РД и активации примеси Sn облученные нейтронами образцы InP изохронно нагревались до температур Tann 900C. Характер изменения электрофизических параметров облученных нейтронами образцов при последующем отжиге представлен на рис. 2. В сильно облученных образцах существенное восстановление электрофизических параметров материала наблюдается при температурах Tann выше 250C и продолжается до 900C. Такой отжиг приводит к устранению РД, уменьшению степени компенсации материала и появлению свободных электронов за счет ионизации приРис. 2. Изменения постоянной Холла |RH| (1, 2) и холловской меси Sn. Оцененная из электрофизических измерений подвижности |RH| (3–5) в InP от температуры изохронного концентрация электрически активного Sn, вводимого в ( t = 20 мин) отжиге Tann: 1, 3, 4 — быстрыми нейтронами InP в результате ядерных реакций на тепловых нейпри Df.n = 1019 см-2, образец 1; 2, 5 — полным спектром тронах, составляет NSn 2.3Dth.n [5]. При облучении реакторных нейтронов при Dth.n = 2.1 · 1019 см-2. Температура InP быстрыми нейтронами также вводится Sn, но за измерений Ttest = 295 K.

счет ядерных реакций на промежуточных нейтронах с эффективностью около 0.2 [5].

разцах, облученных электронами или протонами [18,19].

3.2. Модельные оценки положения уровня Дальнейшее облучение („переоблучение“) такого маФерми в облученном InP териала нейтронами (при D > 1018 см-2) приводит к уменьшению постоянной |RH| до 1.4 · 104 см3/Кл (по Изменения электрофизических свойств InP при обсравнению с |RH|max(D) 2 · 106 см3/Кл) и удельного лучении можно объяснить в рамках модели закрепсопротивления до 7 · 102 Ом · см (295 K) при потоках ления уровня Ферми F = Flim в полупроводнике при облучения Df.n = 1019 см-2. При этом, если в области насыщении решетки кристалла собственными дефектами компенсации исходной проводимости за счет нейтронноструктуры. Поскольку микроскопическая структура РД в го облучения величина |RH| изменяется приблизительно большинстве полупроводников, кроме Si, в настоящее на 4 порядка, то значение подвижности µH = |RH|/ время мало известна, большое распространение для уменьшается в 4 раза при 295 K. В то же время в расчета положения Flim в облученных полупроводниках области D > 1018 см-2 — при „обратном“ изменении и оценки соответствующих этому положению электровеличины |RH| приблизительно на 3 порядка — знафизических характеристик материала в настоящее вречение |RH|/ при 295 K уменьшается приблизительно мя получили различные эвристические модели. В этих на 2 порядка. Это связывается с появлением примесной моделях положение Flim отождествляется с некоторыми (прыжковой) проводимости электронов по состояниям характерными энергиями кристалла. В качестве таковых РД, уровни которых расположены вблизи уровня Фер- выступают: уровень зарядовой нейтральности Ecnl [20,21] ми [8]. Наблюдается резкое падение величины µH в или уровень локальной нейтральности Elnl [22] для области низких температур, особенно в „переоблучен- щелевых состояний дефектов, уровень наиболее „глуных“ образцах, где µH достигает значений, характерных бокого“ (наиболее „локализованного“) состояния дефекдля неупорядоченного материала (рис. 1). Полученные тов полупроводника Edl в энергетическом интервале при этом значения µH на 2 порядка ниже, чем в вблизи его минимальной запрещенной зоны [23,24].

образцах, облученных электронами интегральными по- Кроме того, положение Flim может быть отождествлено токами D = 1019 см-2 [18]. В целом электрофизические с энергией EG /2, здесь EG = 5.25 эВ для InP — свойства InP, облученного быстрыми нейтронами или средний энергетический интервал между нижней зоной полным спектром реакторных нейтронов, изменяются проводимости и верхней валентной зоной в пределах сходным образом, хотя в области больших доз удельное первой зоны Бриллюэна кристалла, величина которого сопротивление n-InP после облучения образца полным близка значению диэлектрической щели InP 5эВ [22].

спектром реакторных нейтронов (при пересчете на по- Результаты соответствующих расчетов величин Ecnl, Elnl, ток быстрых нейтронов) несколько ниже. Это может Edl и EG /2 близки друг другу и удовлетворительно Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Электрофизические и оптические свойства InP, облученного большими интегральными потоками... Таблица 2. Предельное положение уровня Ферми Flim в этом соединении. В настоящее время соответствующие облученном InP (эксперимент) и расчетные значения Ecnl, Elnl, экспериментальные данные получены главным образом Edl и EG /2, эВ. Отсчет от потолка валентной зоны.

для образцов, облученных электронами. Имеются также единичные исследования спектров оптического поглощеFlim [18,19] Ecnl [20] Elnl [21,22] Edl [23,24] EG /2 [22] ния InP после протонного облучения или облучения быстрыми нейтронами [8,25,26]. Не исследованы спектры 1.0 0.72 0.89 1.03 0.оптического поглощения InP после его облучения большими интегральными потоками реакторных нейтронов и последующего отжига. В данной работе проведено измесоответствуют экспериментальным данным величины рение спектров поглощения InP, облученного быстрыми Flim в InP (табл. 2). Эти исследования подтверждают как нейтронами и полным спектром реакторных нейтронов фундаментальный характер самого явления закрепления при последующем отжиге до 900C.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.