RADIATION EFFECTS IN SEMICONDUCTORS .pdf Развитие радиационной физики полупроводников связано со становлением ядерной техники и энергетики. Именно в процессе создания первого реактора (Чикаго, 1943) встала проблема прогнозирования поведения конструкционных материалов в условиях длительного воздействия ядерного излучения (Е. Вигнер, 1942). В это же время были выполнены первые работы по исследованию влияния реакторного облучения на германий (Ларк - Горовитц, 1946). Однако многие аспекты этих исследований были закрыты вплоть до 1955 г., до начала первых международных встреч по вопросам мирного использования атомной энергии (Женева, 1955, 1958, 1964). Специальные международные конференции по изучению воздействия радиации на материалы были организованы несколько позднее (Беркли, 1961; Венеция, 1962) и с этого времени приобрели регулярный характер. Практически в это же время начали проводиться конференции и семинары по данной проблеме в СССР (Новосибирске, Киеве, Минске, Томске, Ташкенте, Тбилиси, Одессе и др.). По мере развития исследований накапливался экспериментальный материал по воздействию радиации на полупроводники, который требовал своего обобщения и систематизации. Становилось ясно, что изучение радиационных дефектов (РД) важно не только при исследовании радиационной стойкости полупроводника и развитии методов радиационной технологии, но и может привести к важным выводам о влиянии собственных дефектов структуры на параметры материала. Поэтому изучение связи физических и химических свойств полупроводников с дефектами структуры приобретало все большее значение.Целью данной статьи является изложение развития радиационной физики полупроводников в Томске, основанное, главным образом, на оригинальных экспериментальных и теоретических исследованиях сложных полупроводников групп III-V и II-IV-V2, выполненных на базе СФТИ им. В.Д. Кузнецова при Томском госуниверситете за период 1964 - 2004 гг. В выполнении этих работ в разное время и в разном объеме принимали участие М.А. Кривов, С.В. Маля-нов, В.Н. Брудный, В.П. Редько, Д.Л. Будницкий, В.А. Новиков, А.И. Потапов, И.В. Каменская, С.Н. Гриняев, В.В. Пе-шев, В.М. Диамант, Н.П. Криворотов, А.А. Цой, Б.Т. Толе-баев и другие. В настоящее время число соответствующих публикаций в отечественных и зарубежных научных журналах по данной проблеме превышает 300, опубликована монография, защищено 3 докторских и более 10 кандидатских диссертаций. Кроме того, в Томском госуниверситете защищено около десятка докторских и кандидатских диссертаций, в которых в той или иной мере представлены данные по РД в полупроводниках. Соответствующие работы проводились в тесной кооперации с такими организациями, как ИЯФ при ТПУ (г. Томск), ИФАН УССР (г. Киев), ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН (г. С.-Петербург), ФНИФХИ им. Л.Я. Карпова (г. Обнинск), ИЯФ Уз. АН (г. Улугбек) и ряда других организаций.1. РАДИАЦИОННОЕ МОДИФИЦИРОВАНИЕ СВОЙСТВ ПОЛУПРОВОДНИКОВНаличие энергетической щели (запрещенной зоны) в электронном энергетическом спектре полупроводника обуславливает его высокую чувствитель-ность к присутствию в кристаллической решетке собственных структурных дефектов: точечных, линейных, объемных. Изменение подсистемы дефектов под воздействием радиации (электронной, ионной или нейтронной) вызывает изменение спектра локализованных состояний, связанных с дефектами, что приводит к изменению свойств материала. Именно это является причиной низкой устойчивости полупроводников и приборов на их основе к воздействию высокоэнергетической радиации.Экспериментальные исследования показали, что введение РД в кристаллическую решетку полупроводника приводит к изменению его электрофизических [1 - 29], оптических и рекомбинационных [30 - 37], барических и структурных характеристик [38 - 46], особенностей аннигиляции позитронов [47 - 56]. Обнаружено, что эффективность дефектообразования и тип вводимых РД в сильной степени зависят от электронных параметров исходного материала (положения уровня (квазиуровня) Ферми и протекают по-разному в нейтральной области и области пространственного заряда материала [57 - 64]. Особое внимание было уделено изучению явления закрепления уровня Ферми в облученных полупроводниках, что впервые было обнаружено именно в наших исследованиях [8]. Было показано, что при концентрации РД, превышающей концентрацию исходных легирующих химических примесей (условие «сильного» облучения), имеет место закрепление (пиннинг) уровня Ферми в предельном (стационарном) положении Flim, характерном для каждого полупроводника. Первоначально (начиная с 1964 г.) исследования были сосредоточены на GaAs - базовом материале томских физиков. В последующем такие исследования были распространены на другие полупроводники группы III-V, а затем (с 1971 г.) были начаты эксперименты на большой группе тройных полупроводников II-IV-V2 - материалов, «родственных» бинарным соединениям группы III-V [65 - 85]. Кроме того, были развернуты исследования (с 1975 г.) твердых растворов CdHgTe, PbSnTe(Se) [4 - 7], а с 1980 г. и соединения SiC [13, 41, 53]). Именно накопление экспериментальных данных, их обобщение и систематизация для большой группы материалов (более 20) позволило обеспечить значительный прогресс в области радиационной физики полупроводников и открыло возможности для разработки прогнозных моделей поведения полупроводниковых материалов в радиационных полях. Эти задачи являются одними из основных задач радиационной физики и радиационного материаловедения полупроводников.952. ЗАКРЕПЛЕНИЕ УРОВНЯ ФЕРМИ В ОБЛУЧЕННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХТермин «предельный» уровень Ферми в радиационной физике полупроводников используется с 60-х гг. прошлого столетия. Однако разными авторами в это понятие вкладывается разный смысл. Иногда этот термин используют, когда достигается стабилизация электрофизических характеристик материала в определенном интервале потоков бомбардирующих частиц и условий облучения. В этом случае для одного и того же полупроводника в зависимости от условий облучения вводится нескольких значений данного параметра [86.]. При таком определении «предельный» уровень Ферми фактически характеризует условия облучения материала и конкретные типы доминирующих при этих условиях РД. В настоящей работе величина Fnm - это характеристическое («каноническое») положение уровня Ферми в данном полупроводнике, которое инвариантно как к условиям облучения, так и к предыстории материала. Именно такой подход открывает возможности для разработки прогностических моделей поведения полупроводников под воздействием высокоэнергетической радиации. В основу систематизации экспериментальных данных в настоящей работе был положен принцип физико-химических аналогий, который позволяет выявить «кристаллохимические» закономерности в изменении свойств полупроводников под воздействием высокоэнергетической радиации. Этот принцип широко используется при анализе и прогнозировании таких свойств полупроводников, как температура плавления, ширина запрещенной зоны, кинетические параметры и т.п. для материалов с родственным характером химических связей.Экспериментальные значения Fnm для большой группы полупроводниковых материалов представлены в таблице и обобщены на рис. 1 в виде эмпирических закономерностей, связывающих положение Fnm в облученном кристалле с его химическим составом и особенностями его электронного зонного спектра. На рис. 1 представлены зависимости Flim от \1. Здесь \1 - средний атомный вес полупроводника ( = A(TV) в материалах группы алмаза, = [Л (III) + A(V)]/2 в соединениях группы III-V и = [А(11) + Л(IV) + 2А(У)]/4 в тройных полупроводниках группы II-IV-V2). Выявлены ряды полупроводников со структурой алмаза (включая 3cSiC) и сложных соединений (III-V, II-IV-V2) с общими анионами (As, P, Sb), изменение электрофизических свойств в которых при облучении происходит сходным образом. Обозначения: а - Ge, Ъ - Si, с - 3cSiC, d - алмаз, е - CdSnAs2, / - InAs, g - CdGeAs2, h -ZnSnAs2, i - GaAs, j - CdSiAs2, к - ZnSiAs2, / - AlAs, m - InP, n - CdSnP2, о - ZnSnP2, p - CdGeP2, q - GaP, r- CdSiP2, s - ZnGeP2, t - ZnSiP2, и - InSb, v -ZnSnSb2, w - GaSb, x - AlSb.Из данных, представленных на рис. 1, следует, что полупроводники с узкой запрещенной зоной (Egl эВ) материалы после облучения становятся высокоомными. По харак-теру изменения величины F(D) и предельному значению Film все представленные в работе материалы можно разделить на 3 группы:1))первую группу образуют полупроводники, у которых уровень Ферми в результате облучения закрепляется в верхней половине запрещенной зоны или в зоне проводимости. Это соединения с «тяжелыми» катионами (In, Cd);2))вторую группу составляют «широкозонные» полупроводники, которые после облучения переходят в высокоомное состояние, что является следствием закрепления уровня Flim глубоко в запрещенной зоне;3))в третьей группе материалов уровень Ферми в результате облучения смещается в нижнюю половину запрещенной зоны, что соответствует формированию материала р- или /?+-типа проводимости и характерно для материалов с «тяжелым» анионом (Sb).» 1,0я н о10,5ь,0,01,5-0К-Ес-gU\jn ^^_3о с1\Я --StLd-у^uv/ЈvEv, 1 , 1 1, , , 1 ,1 1 10,030,010,02\1, (а.е.м.)-1Рис. 1Расчетные значения Eg, /2, i?cNL> ^lnl и Ев и экспериментальные значения Flim в облученных полупроводниках (относительно потолка валентной зоны, эВ)МатериалEr/2-EcNL-ElnlEB-FlimSi1,200,370,410,390,470,39Ge0,780,060,090,180,260,133cSiC2,421,19-1,401,53-ВР1,990,800,890,810,95-А1Р2,481,301,101,201,37-AlAs2,241,070,830,881,070,99**AlSb1,600,450,420,470,630,5GaP2,371,080,861,001,161,0±0,2GaAs1,510,700,510,630,770,6GaSb0,870,000,050,140,240,02-0,05InP1,430,900,720,891,031,0InAs0,420,500,550,51*0,53*0,52InSb0,240,050,030,12*0,17*0,0Примечание. * - расчетные значения, полученные с использованием 913 специальных точек (в остальных расчетах использовано 10 спецточек); ** - среднее значение Fbs для AlAs.Изменения электрофизических свойств полупроводника при облучении численно могут быть проанализированы на основе решения уравнения электронейтральностип+0^1А1/(ЕА1) = р+0^1атЛЕат) + (^-Ма), (1)/тесли известен спектр РД. Здесь п и р - концентрация96(n^-pj- (2)(3)свободных электронов и дырок соответственно; D - интегральный поток облучения; /Дт (7А/) - скорости введения доноров Д (акцепторов А); f(Et) = l/Q+gtexP[(Eti-F)/kT)] -функция заполнения уровня Еи с фактором вырождения g t=fl(A)и i = m(l); Nd, Nu - концентрации исходных водородо-подобных химических доноров (акцепторов), учет которых важен только при малых плотностях РД.Однако такие исследования в настоящее время единичны. Можно упомянуть работы, в которых численно проанализировано изменение электрофизических свойств GaAs при электронном облучении с использованием известного спектра Е- и //-ловушек в данном материале [42, 43]. В большинстве других полупроводников информация о спектре РД фрагментарна, а иногда и совершенно отсутствует.В условиях закрепления уровня Ферми уравнение (1) может быть преобразовано к видуDZVA^J-Zv^a,)Здесь Ksat (psat) - предельные (стационарные) значения концентраций свободных электронов (дырок), соответствующие условию F = Flim. Согласно уравнению (2), для полупроводников, у которых уровень Ферми закрепляется глубоко в запрещенной зоне, значения «sat (Psat) близки к собственным значениям плотности свободных носителей заряда. В этом случае уравнение (2) может быть записано в видеD■ 0.1ХДЈд„)-1ХдЈа;)Последнее соотношение соответствует случаю практически полной взаимной компенсации радиационных доноров и акцепторов в условиях низкой плотности свободных электронов (дырок). Как показали наши исследования, это уравнение справедливо и для полупроводников, которые в результате облучения приобретают п+- или р+-тип проводимости. Отсюда следует, что облученный полупроводник всегда является материалом с низкой плотностью свободных электронов (дырок), высокой плотностью связанного на дефектах заряда и степенью компенсации радиационных доноров и акцепторов, близкой к единице.применительно к исследованию большой группы полупроводников. Именно дефицит информации о природе и параметрах РД обуславливает постановку вопроса о разработке моделей, пригодных как для понимания процесса модифицирования материала при радиационном воздействии, так и для развития предсказательных моделей поведения полупроводников в полях высокоэнергетической радиации.Первая попытка обобщения экспериментальных данных по электрофизическим характеристикам ряда облученных полупроводников была сделана авторами [87]. Все исследованные к тому времени материалы по их поведению при облучении были разделены на «широкозонные» (Eg>Eg(Si)), для которых характерен переход в высокоомное состояние, и «узкозонные» (Eg< E^Si)), для которых наблюдается переход в низкоомное состояние п- или /?-типа проводимости. Такие особенности облученных полупроводников были качественно рассмотрены в рамках явления самокомпенсации в предположении о том, что захват свободного носителя на глубокий уровень РД уменьшает энергию электронной подсистемы кристалла на величину энергии связи носителя на дефекте (энергию компенсации Е^), что по порядку величины близко к величине минимальной запрещенной зоны Eg. Предположительно это должно способствовать преимущественному накоплению в решетке широкозонного кристалла «глубоких» РД и обеспечить в результате облучения переход такого материала в высокоомное состояние. Однако применительно к полупроводникам с узкой запрещенной зоной эта модель нуждалась в дополнительных предположениях.В настоящей работе модифицирование электрофизических свойств и смещение уровня Ферми в стационарное состояние Flim при радиационном воздействии рассматривается как процесс самокомпенсации во всех полупроводниковых материалах, независимо от ширины их минимальной запрещенной зоны. При этом выигрыш в свободной энергии за счет захвата свободных носителей на РД не является определяющим как при формировании типов РД, так и при их последующей стабилизации в решетке кристалла. Разработанные и модифицированные нами модели для прогнозной оценки свойств облученных полупроводников далее представлены в хронологическом порядке.3. МОДЕЛИ ЗАКРЕПЛЕНИЯ УРОВНЯ ФЕРМИ В ПОЛУПРОВОДНИКАХВ течение многих лет при исследовании радиационных эффектов в полупроводниках развивался микроскопический подход, который требует детальной информации о природе РД, их электронных и термодинамических параметрах, атомной конфигурации и т.п. Именно в таком направлении развивалась радиационная физика Si, что потребовало выполнения огромного объема экспериментальных измерений и теоретических разработок. Между тем большое число полупроводниковых материалов (несколько десятков), их различная предыстория (технология выращивания, примесный состав), разные условия облучения (температура, тип частиц и их энергия, интенсивность пучка) фактически делают нереальным такой подход3.1. Полупроводник с изотропной энергетической щелью Модель, разработанная нами в 1985 г., основывалась на идее компенсации исходной проводимости материала в результате облучения. При этом в качестве запрещенной зоны полупроводника рассматривалась не минимальная энергетическая щель Е& а средний энергетический зазор между нижней зоной проводимости и верхней валентной зоной кристалла ( = - ) в пределах всей зоны Бриллюэна (ZB) полупроводника (модель кристалла с изотропной энергетической щелью). В этой модели учитывается, что РД - это дефекты оборванных связей, т.е. глубокие (сильно локализованные) состояния, которые содержат вклад от блоховских волновых состояний обеих зон - проводимости и валентной - со97значениями волнового вектора к из всей ZB кристалла. «Размазанность» состояний РД в ^-пространстве подтверждается исследованиями электрофизических свойств облученных полупроводников в условиях всестороннего сжатия [46]. Расчетные значения /2, полученные с использованием метода спецточек, представлены в таблице [88]. В этой модели модифицирование свойств полупроводника при радиационном воздействии рассматривается как явление компенсации, в результате которого уровень Ферми смещается в середину энергетического зазора . При этом положение /2 определяется усредненным по всей ZB энергетическим спектром кристалла, т.е. оно не чувствительно к деталям зонного спектра полупроводника в энергетическом интервале вблизи его минимальной запрещенной зоны. И напротив, тип проводимости дефектного полупроводника определяется минимальным энергетическим зазором между уровнем /2 и ближайшим к нему экстремумом зоны проводимости (или валентной), т.е. зави-сит как раз от особенностей энергетического спектра полупроводника в энергетическом зазоре вблизи Eg. Это иллюстрируется на примере GaAs и InAs - двух материалов с близкими значениями Fnm: Fnm(laAs) = Er+ + 0,52 эВ, F^GaAs) =Er+ 0,6 эВ. Однако в результате облучения материалы приобретают разные свойства: n+(nsat = 3-Ю18 см~3, psat = 10~3 Ом-см) - в случае InAs и г'-тип проводимости (psat = 10 Ом-см) в случае GaAs. Различие электрофизических характеристик InAs и GaAs после облучения вызвано тем, что положение Flim(=/2) соответствует области разрешенных энергий зоны проводимости в случае InAs, но близко Eg/2 для GaAs (рис. 2).Поскольку в одномерной модели уровень /2 соответствует точке ветвления (ТВ) комплексной зонной структуры [89], т.е. точке, где происходит смена донорно-акцепторного характера щелевых (дефектных) состояний полупроводника, то и далее концепция ТВ была использована при описании электронных параметров облученных полупроводников.InAsGaAsРис.23.2. Уровень зарядовой нейтральности ECnlЗакрепление (pinning) электронного химпотенциала в полупроводниках наблюдается не только в результате облучения, но и в широком круге других физических явлений, таких, как легирование материала химическими примесями, пластическая деформация, формирование границ раздела (ГР), в поверхностных явлениях. Более того, отмечается не только качественное подобие в закреплении уровня Ферми на ГР и в объеме дефектного полупроводника, но и близкое количественное соответствие в положении уровня Ферми [90]. Все это указывает на единую природу данного явления и позволяет рассмотреть эффекты закрепления уровня Ферми в полупроводниках в рамках единой концепции. Используя идею об уровне зарядовой нейтральности -Ecnl [91] для приповерхностных состояний, наведенных металлом в полупроводнике вблизи границы металл/полупроводник, Терсофф [92] предложил аналитическое выражение для расчета положения ECNL изусловия равенства нулю усредненной по элементарной ячейке функции Грина Go:ikRG0OR,i

Скачать электронную версию публикации