WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 6 Образование центров генерации носителей заряда в чистом Si при взаимодействии с быстрыми ионами © А.М. Иванов, Н.Б. Строкан Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 2 сентября 1996 г. Принята к печати 10 сентября 1996 г.) Методом DLTS изучались радиационные дефекты в p+-n-n+-структурах на основе чистого n-Si, облученного -частицами и осколками деления от источников естественного распада. Исследовалась природа компоненты обратного тока структуры, обусловленной генерацией носителей через глубокие уровни.

Установлена идентичность систем глубоких центров для легких и тяжелых ионов. При низкотемпературном отжиге наблюдалась корреляция генерационной составляющей тока с концентрацией центров Ev + 0.33 эВ, связанных с межузельным углеродом.

В случае тяжелых ионов DLTS-спектры не имели ожидаемых особенностей, связанных с проявлением скоплений локальных дефектов, в положении и форме пиков. Оценка темпа генерации в модели локальных p-n-переходов показала, что скопления дефектов вызывают существенно меньший ток, чем эквивалентное число дефектов с глубокими уровнями, размещенных в n-матрице структуры.

В последнее время значительное внимание уделяется Основные исследования были выполнены с испольповедению чистого Si при воздействии жесткого ядерно- зованием техники DLTS. С ее помощью определялись го излучения. Особый интерес вызывает возникновение спектр уровней радиационных центров (РЦ) и их конэлектрически активных центров в полях нейтронов. Этот центрации. Показателем интегральной генерационной процесс связан с возможным использованием кремние- активности РЦ служило приращение обратного тока структруры. Использовалось также моделирование возвых p+-n-n+-детекторов в системах суперколлайдеров.

никновения вакансий при торможении ионов согласно Одним из негативных моментов является возрастание программе TRIM [3].

обратного тока p+-n-n+-структур с дозой нейтронов, Указанные методы хорошо известны и не нуждаются в т. е. проявление генерационных центров.

пояснениях, за исключением наблюдения тока в обратноОбразование дефектов при облучении нейтронами смещенной p+-n-n+-структуре, которая является свопроисходит за счет атомов отдачи Si, поэтому процесс его рода ”ионизационной камерой”. Очевидно, что по сути определяется взаимодействием решетки Si с величина обратного тока соответствует темпу генерации ионами ”средней” массы. Ряд особенностей в поведении носителей в области поля, в том числе и термической, генерационного тока при облучении диодных структур через центры, вводимые жесткой радиацией. Однако в ионами наблюдался нами ранее [1,2]. В данной работе токе проявляются не все типы радиационных дефектов проводится сравнительный анализ радиационных повре(РД). Как будет показано далее, протяженные дефекты, ждений Si от легких и тяжелых ионов и делаются выводы вызывающие рельеф потенциала, могут дать в ток исчеотносительно их природы и генерационной активности.

зающе малый вклад.

Экспериментальные образцы Генерация точечными центрами и методика эксперимента Ранее мы наблюдали [4], что приращение генерациИсследование проводилось на изготовленных по плаонной составляющей тока p+-n-структуры на один ион нарной технологии p+-n-n+-структурах из чистого Si с для -частиц и осколков деления не соответствует числу удельным сопротивлением () более 500 Ом · см. Крообразованных первичных пар Френкеля. Так, при отношеме того, для прецизионного определения концентрации нии числа пар 300 : 1 в пользу осколков токи, рассчитанцентров при облучении ионами с малой длиной пробега ные на 1 ион, различаются как 4.5 · 10-5 нА/5 · 10-8 нА, использовался Si с = 60 Ом · см, где выпрямляющий т. е. в 900 раз. Характерно, что спектры DLTS при этом барьер создавался напылением золота.

имели подобную структуру. Различие в токах было объДля облучения легкими ионами (-частицами) при- яснено менее благоприятными условиями для перезаряд238 менялись радиоактивные источники Pu и Cm. Тя- ки первичных пар Френкеля в треках осколка, поскольку желые ионы представляли собой осколки деления Cf. области интенсивной генерации носителей и образоваИспользовались также данные по облучению дейтронами ния атомных смещений (в противоположность треку на электростатическом ускорителе. Облучение ионами, -частицы) пространственно разделены. Соответственно как правило, проводилось малыми дозами, когда их треки рекомбинирует меньшая доля созданных дефектов. Как в Si взаимно не перекрывались. следствие, эмиссия вакансий и межузельных атомов из Образование центров генерации носителей заряда в чистом Si при взаимодействии... трека иона (с последующим образованием в объеме Si Значения параметра K для ионов различной массы комплексов) для осколков более эффективна.

K, нА Проследим, возможно ли связать приращение тока с Режимы обработки содержанием конкретного уровня в спектре DLTS. На осколки Cf -частицы дейтроны рис. 1, a представлен спектр для образца, облученного 252 После облучения 20.1 · 10-8 7.9 · 10-8 6.4 · 10-осколками Cf. Структура спектра повторяет систему Отжиг 1 ч, 180 C 6.7 · 10-уровней для -частиц (рис. 1, b). Пик E1 (Ec - 0.18 эВ;

Отжиг 2 ч, 77 C 3.3 · 10-n = 2 · 10-14 см2) (n,p — сечение захвата электронов +1 ч, 150 C (дырок)) характеризует комплексы вакансия–кислород (A-центр), а также межузельный углерод–углерод в узле решетки (центр Ci–Cs). Пик E2 (Ec - 0.22 эВ;

n = 2 · 10-16 см2) относится к двукратно отрицательно заряженному состоянию дивакансии, а за пик E(Ec -0.4эВ; n = 2·10-16 см2) ответственны по крайней мере два центра: дивакансия (однократно отрицательно заряженное состояние) и комплекс вакансия–донор (E-центр). После воздействия -частицами наблюдался также пик E3 (Ec - 0.29 эВ; n = 2 · 10-17 см2) — комплекс фосфор–межузельный углерод.

Нижняя половина зоны исследовалась в режиме инжекции дырок. Здесь в случае как -частиц, так и осколков наблюдались (рис. 1, c) углеродные центры:

Ci (H1 = Ev + 0.33 эВ; p = 9 · 10-14 см2) и Ci-Cs (H2 = Ev + 0.4эВ; p = 3· 10-14 см2) (см. также [4]).

В приведенной системе уровней наиболее активным в генерации представляется E-центр. Центр расположен вблизи середины запрещенной зоны и обладает большими сечениями захвата носителей (n = 5 · 10-15 см2, p = 2.7 · 10-13 см2) [5]. Проследим, как связаны ток и количество центров, формирующих пик E4, в нашем случае. Введем для сопоставления ионов разной массы величину K =I/VN(E4), т. е. нормируем приращение тока на концентрацию центров N(E4) и объем в области повреждения V.

Значения K для образцов Si при воздействии осколками Cf, -частицами, а также дейтронами из данных работы [2] приведены в таблице. Вместо ожидаемого постоянства K наблюдается его увеличение с ростом массы иона, что затрудняет однозначно связать природу тока с уровнями пика E4. Показательно также, что низкотемпературные обработки, при которых обычно происходит отжиг E-центров (и, возможно, дивакансии1), не устранили различие в K при воздействии осколками и -частицами.

Для детализации данных таблицы в отношении изменения амплитуды пика E4 при отжиге в случае -частиц концентрация центров непосредственно сопоставлялась с величиной тока (рис. 2). Согласно [8], постоянная времени отжига a E-центров в секундах при температуре Ta описывается как Рис. 1. Спектры сигнала DLTS при облучении осколками (a) и -частицами (b, c). Режимы измерения: a, b — без инжекции, a = 1.4 · 10-9 exp(Ea/kTa). (1) c — с инжекцией неосновных носителей для определения уровней в нижней половине зоны. Наблюдается подобие спектров В литературе есть указания (см. [6,7]), что дивакансия также имеет стадию отжига при температурах < 200 C.

в положении и форме пиков.

3 Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 676 А.М. Иванов, Н.Б. Строкан (ni — собственная концентрация носителей, Ei и Et — энергия, соответствующая середине зоны и положению центра генерации), значения p = 4 · 10-16 см2 и концентрации дивакансий Nt = 1 · 1012 см-3, получаем для времени жизни eff = 40 мс. Такая величина не может объяснить наблюдаемые плотности тока 2·10-7 А/см2, которые соответствуют значениям eff = 20 мкс. В силу указанных выше причин следует заключить, что падение тока в диапазоне температур рис. 2 не определяется центрами, ответственными за пик E4.

В большей степени за генерационный ток может отвечать центр H1, связанный с межузельным углеродом (Сi). Оценка (с учетом методических особенностей измерения концентрации Ci согласно [13]) дает величину Рис. 2. Изменение обратного тока (1) и концентрации центров eff = 90 мкс, что существенно ближе к эксперименту H1 (2) и E4 (3) после облучения -частицами. Цифры по по сравнению с рассмотренным случаем дивакансии.

оси абсцисс соответствуют: 1 — до облучения; 2 — после Дополнительным подтверждением служат данные низкооблучения дозой 2 · 109 см2; (3–6) — после облучения температурного отжига (рис. 2), где наблюдается четкое и последующего отжига в течение 1 ч при Ta = 50 C (3), соответствие уменьшения концентрации центров H1 и 50 C (4), 75 C(5), 150 C (6). Наблюдается корреляция в потока. Эти результаты позволяют заключить, что природа ведении тока и концентрации углеродсодержащих центров H1.

генерационного тока в значительной степени связана с межузельным углеродом.

Для нейтрального E-центра было получено значение Генерация протяженными дефектами энергии активации Ea = 0.95 эВ. Это значение соответствует большим дозам облучения, когда уровень Ферми Выше нами рассматривалось проявление простых смещен к середине зоны. Если E-центр расположен под (одиночных) центров. Однако хорошо известно, что при уровнем Ферми (заряжен отрицательно), Ea возрастает больших энергиях атомов отдачи образуются также облаи отжиг происходит при более высоких температурах.

сти нарушений решетки, протяженные сравнительно с Согласно формуле (1), за 1 ч при Ta = 50 и 75 C межатомными расстояниями. Тип проводимости в облаотжигается весьма малая доля центров (соответственстях с размерами < 200, как правило, конвертируется.

но 1.0 и 3.5 %), а основной отжиг происходит при Проследим, как подобные образования могли проявиться Ta = 150 C [9]. Однако в эксперименте (рис. 2) в нашем случае при облучении тяжелыми ионами (осколамплитуда пика E4 почти не уменьшилась при отжиге ками деления).

в интервале температур 50150 C (1 ч). Практически Во-первых, наличие скоплений дефектов сказывается не изменились и остальные параметры, определяемые на положении пиков DLTS-спектров. Это связано с тем, из пика, — энергия ионизации центра и сечение захвата что в скоплении и на его периферии параметры точечных носителей. В противоположность этому ток значительно дефектов отличаются от таковых в матрице кристалуменьшился после отжига при Ta = 50, 75 и 150 C.

ла [14]. В наших опытах не наблюдалось различий Результаты в отношении пика E4 могут быть объяснев положениях пиков при обучении -частицами либо ны с учетом малого содержания доноров, 3 · 1012 см-3.

осколками Cf (рис. 1).

Доза облучения -частицами 2·199 см2 в эксперименте Кроме того, важную роль играет поле контактной соответствует концентрации первично созданных ваканразности потенциалов между скоплением и матрицей.

сий 6·1013 см-3. В этих условиях роль E-центров в пиВ области поля положение центров точечных дефекке E4 незначительна и преобладают дивакансии, темпе тов относительно уровня Ферми оказывается различным ратура основного отжига которых составляет 300 C.

по радиусу скопления. В итоге возникает характерная Однако (даже без учета отсутствия корреляции с тозависимость амплитуды пика от температуры, которая ком при отжиге) объяснить возрастание генерационного выявляется путем изменения окна скоростей при снятии тока после радиационного воздействия возникновением спектров [15]. В указанных условиях амплитуда пиков, дивакансии подобно работам [10,11] затруднительно для расположенных при высоких температурах, падает [16].

конкретных значений параметров уровня. Так, подстаНа рис. 3 приведена зависимость амплитуды DLTS-пиков вляя в формулу для темпа генерации согласно статистиот температуры их проявления при облучении осколкаке Шокли–Рида (см., например, [12]) ми. Наблюдается обратный эффект — рост амплитуды ni npvthNt с температурой. Тем самым характерных для скоплений = ni дефектов изменений DLTS-спектров обнаружено не быeff n exp[(Et - Ei)/kT ] +p exp[(Ei - Et)/kT ] (2) ло.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Образование центров генерации носителей заряда в чистом Si при взаимодействии... дырок из p-области. Однако в силу условия нейтральности токи через сечения 1 и 2 должны быть равными. Уход дырок из ямы может быть компенсирован за счет оттока электронов через сечение 2. В итоге стационарный ток через структуру, инициированный наличием локальной p-области, определяется ее неосновными носителями — электронами. Ток электронов из полусферы радиуса r (при условии r L) записывается как enL rIp-n = 2r2 = 2en2 D/.

i p Здесь коэффициент диффузии (D), время жизни ( ) и длина диффузионного смещения L =(D )1/2 относятся к электронам. Концентрации дырок (p) и электронов (n) Рис. 3. Зависимость амплитуды пиков в спектрах DLTS для связаны через значение ni как pn = n2.

центров E1 (a) и E4 (b) от температуры. Характерное для i скопления дефектов падение с температурой амплитуды пиков Допустим для простоты, что величина определяDLTS не проявляется.

ется глубокими центрами p-области с концентрацией M = p. Это означает, что дефекты в p-области дают равный вклад в образование глубоких и мелких центров, ответственных за рекомбинацию и проводимость соотВозникает вопрос, как могут скопления сказаться на ветственно. Тогда (учитывая =(Mnvth)-1) величине генерационного тока. В этой связи заметим, что при внесении в некоторый объем V точечных ценr2 2 Dnvth тров для генерации важна лишь средняя концентрация Ip-n = 2en2 Dnvth = 4en2 r7/2.

i i по объему. Реальное распределение M штук центров (на- p 3 Nd пример, наличие сгустков) на результирующем значении времени жизни не скажется. Действительно, в выраже- Здесь Nd — число дефектов (штуки), участвующих в нии для тока фактически фигурирует общее количество образовании p-области. С другой стороны, если это же центров:

число дефектов в качестве точечных центров генерирует eni носители в матрице, то ток согласно формуле (2) равен Ic = vthM.

Ic = eni/eff.

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.