CC BY
37
ФИЗИКА
УДК 537.311.322
Ю. М. Покотило, канд. физ.-мат. наук, доц., А. Н. Петух, канд. физ.-мат. наук
ОСОБЕННОСТИ ДЕФЕКТООБРАЗОВАНИЯ В ДЕТЕКТОРНОМ КРЕМНИИ, ОБЛУЧЕННОМ БЫСТРЫМИ НЕЙТРОНАМИ РЕАКТОРА
Анализируются особенности экспериментальных спектров БЬТ8 в кремнии, облученном быстрыми нейтронами. Установлено, что уменьшение амплитуды пиков А-центра и дивакансии в состоянии уу<=/-) по сравнению с амплитудой пика дивакансии в состоянии
уу(-/0)
и зависимость их от температуры
регистрации связано с влиянием кластеров дефектов. Определен размер и концентрация дефектов в кластере.
Введение
В последние годы большое внимание уделяется поведению чистого (детекторного) кремния при воздействии жесткого ядерного излучения [1]. Регистрируемое детектором излучение создает не только информационный сигнал, но и образует радиационные дефекты (РД), снижающие время жизни носителей заряда. Особый интерес вызывает радиационное дефектообра-зование в полях нейтронов, так как, с одной стороны, они обладают большой повреждающей способностью, с другой стороны, приводят к неоднородному распределению (кластерированию) РД, что вызывает аномальное изменение электрофизических характеристик материала [1-4].
В настоящей работе методом нестационарной емкостной спектроскопии глубоких уровней (БЬТБ) исследуются спектр энергетических уровней, сечения захвата основных носителей заряда и параметры кластеров дефектов в базе кремниевых р-п детекторов ионизирующих излучений, облученных быстрыми нейтронами реактора. Для анализа привлекаются также данные по радиационному изменению времени жизни при воздействии у-квантов 60Со и электронов с энергией 4,5 МэВ, создающих только однородно распределенные точечные дефекты.
Измерения БЬТБ и времени жизни
неосновных носителей заряда проводились на р-п переходах, созданных имплантацией ионов бора в Б2-8і п-типа проводимости с удельным сопротивлением р = 1 кОм-см.
Основная часть
На рис. 1 представлен спектр БЬТБ в детекторном кремнии, облученном быстрыми нейтронами реактора. Видно, что наблюдается три пика Е1, Е2 и Е3. Измерения спектров БЬТБ в нашем случае осуществлялись следующим образом. На кривой релаксации барьерной емкости С(Х) = С(0) ехр(-Х/т), вызванной ступенчатым изменением напряжения смещения, при фиксированной температуре определялись значения емкости С(1^) в момент времени X = Х1 и С(Х2) при X = Х2, из которых формировался сигнал БЬТБ АС = С(Х1) - С(Х2). Постоянная времени релаксации т зависит от температуры в соответствие с выражением [4]
(Шг
Е_
кТ
(1)
где 7 и V - сечение захвата и тепловая скорость носителей заряда соответственно; Ыс - эффективная плотность состояний в зоне проводимости; Е - энер-
гия ионизации центра; к - постоянная Больцмана; Т - абсолютная температура.
Поэтому при фиксированном окне регистрации ^ зависимость АС = _Д7)
будет иметь вид спектральной линии для каждого центра. Таким образом, наблюдаемые на рис. 1 пики обусловлены эмиссией электронов с энергетических уровней
трех РД. Значение времени релаксации тт при температуре максимума пика Тт связано с окном регистрации соотношением [4]
50 100 150 200 250 К 300
Т----
Рис. 1. Спектры БЬТ8 в кремнии, облученном нейтронами Ф = 1,7-ІО11 см-2 при различных окнах регистрации тт: 522 мс (1), 5,2 мс (2). Пики Е1 и Е2 увеличены
Концентрация ловушек Nr для данного образца при постоянном отношении 8 = t2 / t1 = const (для нашей установки 8 = 5) однозначно определяется амплитудой пика ACm:
где N - концентрация легирующей примеси; С0 - барьерная емкость образца.
Из рис. 1 видно, что с увеличением окна регистрации спектральные пики БЬТБ смещаются в область низких температур. В соответствии с (1) и (2) зависимость 1п(тт) = _Д1/кТт) имеет вид прямой линии, наклон которой определяется величиной энергии ионизации центра Е, а точка пересечения с ординатой - значением сечения захвата электронов при Т ^ 0.
Рассчитанные параметры наблюдаемых РД и литературные данные для детекторного кремния, облученного нейтронами, представлены в табл. 1.
Анализ табличных данных и сопоставление их с [5] позволяют заключить, что пик Е1 принадлежит А-центру, а пики Е2 и Е3 - дивакансии в различных зарядовых состояниях. Однако обращает на себя внимание тот факт (см. рис. 1), что с ростом температуры Тт амплитуды пиков Е1 и Е2 уменьшаются. Это противоречит соотношению (3) и требует дальнейшего анализа.
Температурная зависимость амплитуды пика БЬТБ может быть связана с неполной перезарядкой центра в процессе измерения [3]. В нашем случае эта возможность была устранена путем увеличения длительности импульса за-
полнения tз. Действительно, на рис. 2 приведены рассчитанные в соответствии с (3) зависимости величин NГ от tз, из которых видно, что при tз > 10"1 измеряется стацио-
нарное значение концентрации всех трех РД. Именно в этом режиме был измерен спектр БЬТБ на рис. 1.
Табл. 1. Параметры радиационных дефектов в детекторном кремнии п-типа, облученном быстрыми нейтронами
Пик Энергия ионизации, эВ Сечение захвата, см2 Идентификация Источник
Е1 0,2 810-15 А-центр Наши данные
Е2 0,26 110-14 уУ=/-) Наши данные
Е3 0,42 7,8-10-16 уу(-/0) Наши данные
- 0,17 110-14 А-центр [5]
- 0,24 510-15 уУ=/-) [5]
- 0,42 110-15 уу(-/0) [5]
---1 .......................* ..........I ............
1Е-5 1Е-4 1Е-3 0,01 с 0,1
Із -----------------------------------^
Рис. 2. Зависимость регистрируемой концентрации РД от длительности импульса заполнения для пиков: 1 - ’^-/0); 2 - А-центр, 3 - ^~/-). Значение окна регистрации тт = 5,2 мс
Кроме того, температурная зависимость пика БЬТБ может быть обусловлена и локально-неоднородным распределением дефектов, что приводит к образованию вокруг кластеров потенциального барьера для основных носителей заряда [3]. Действительно, авторами [3] в С2-Бі, облученном быстрыми нейтронами реактора, наблюдалась зависимость амплитуды пика БЬТБ от Тт. Однако этот эффект, в отли-
чие от наших данных, проявлялся только для пика Е3.
С целью подтверждения предположения о влиянии потенциального барьера на процессы эмиссии и захвата носителей заряда нами были проведены измерения коэффициента радиационного повреждения времени жизни неосновных носителей заряда Кт для различных видов облучения. Найденные значения
Кт равны 2,5-10"12; 3,5-10-9 и 2-10'7 см2-с-1 для образцов, облученных у-квантами, электронами и быстрыми нейтронами соответственно. Анализ этих данных на основе модели рекомбинации Холла-Шокли-Рида на изолированных точечных дефектах
[5] показал, что в случае облучения ней-
10 2
тронами сечение захвата о > 10 см имеет аномально большую величину. Это можно понять, если учесть, что для неосновных носителей заряда кластер представляет собой потенциальную яму и поэтому сечение захвата дырок может быть близким к геометрическому сечению кластера.
Известно [5-7], что при облучении кремния частицами, создающими кластеры, наблюдается существенное различие амплитуд пиков БЬТБ, принадлежащих однократно (УУ(-/0)) и двукратно (УУ(=")) заряженным состояниям дивакансии. Причем этот эффект зависит как от вида, так и от дозы облучения. Наиболее сильно он выражен для быстрых нейтронов, где отношение УУ(=/")/уУ("/0) = 0,22 [6]. Этот факт
не может быть объяснен в рамках классической модели БЬТБ [4], т. к. амплитуды пиков Е2 и Е3 должны быть равными, поскольку принадлежат одному и тому же дефекту.
На рис. 3 приводятся спектры
БЬТБ для образцов, облученных ней-
10 -2
тронами потоком Ф = 2,4-10 см и электронами Ф = 2-1013 см-2. Наблюдаемые пики Е2 и Е3 связаны соответственно с эмиссией электронов из зарядового состояния УУ(=/-) и УУ(-/0) дивакансии. Видно, что амплитуда пика Е2 меньше Е3 в двух случаях. Однако, если при электронном облучении небольшое различие (УУ(=/_)/УУ('/0)) = 0,8 можно объяснить наличием неидентифициро-ванного дефекта, близкого по скорости эмиссии к состоянию дивакансии УУ(-/0) [8], то для нейтронного облучения существенно большее различие этого соотношения, равного 0,18, более логично связать с локально-неоднородным распределением дивакансий [9].
100 150 200 К 400
Т--------
Рис. 3. Спектры БЬТ8 детекторного кремния, облученного быстрыми нейтронами Ф = 2,4-1010 см-2 (1) и электронами (2) при значении окна регистрации т= 5,2 мс
Что касается дозы, то при величин пиков Е2 и Е3 равно 0,06, а для
Ф = 1,7-Ю11 см-2 и тт = 261 мс отношение пиков Е1 и Е3 равно 0,05. В то же время
10 -2
при Ф = 2,4-10 см и тт = 5,2 мс отношение пиков Е2 и Е3 равно 0,18 при таком же значении окна регистрации. Следует отметить, что амплитуда пика УУ(-/0) сохраняет свою величину независимо от вида облучения [5] и поэтому объяснить наблюдаемый эффект только наличием неизвестного дефекта, близкого по скорости эмиссии электрона к пику УУ(-/0), не удается.
На существование кластеров в облученном нейтронами кремнии указывает и уширение пика Е3 на рис. 3, что обусловлено влиянием электрического поля потенциального барьера на скорость эмиссии носителей заряда с центра в зону проводимости (эффект Пула-Френкеля) [6].
Таким образом, наблюдаемые в спектре БЬТБ особенности (см. рис. 1 и 3), по-видимому, связаны с влиянием кластеров на эмиссию носителей заряда. Действительно, согласно кластерной модели [2], амплитуда пика или величина NГ в классической модели БЬТБ линейно зависит от температуры регистрации в соответст-
вие с выражением
1п NГ = A - BT,
(4)
где
A = 1п
M Г NЛО
4П
Р( )
££0 к 1п
B =
3МГ
— 1
V 4п 3 Nd J
где МГ - полное число дефектов в кластере; Nлo - концентрация кластеров после облучения нейтронами, NЛo = 0,15Ф; г - радиус кластера; Nd - концентрация легирующих доноров.
Линейная аппроксимация (4) достаточно хорошо описывает экспериментальные зависимости амплитуд пиков Е1 и Е2 от температуры (рис. 4) при значениях радиуса кластера г = 2-10'5 и г = 3,5-10"5 см и числа дефектов в нем МГ = 8,95 иМГ = 1,6-10 соответственно.
1п(Н)
Т ■
Рис. 4. Зависимость амплитуд пиков БЬТ8 Е1 (1), Е2 (2) и Е3 (3) от температуры их регистрации
Найденные значения радиусов кластера соответствуют геометрическому сечению (1,2-3,8)-10"9 см2, что близко по по-
10 2
рядку величины к значению о > 10 см ,
рассчитанному из наших данных по ра диационному изменению времени жиз ни. В то же время, значения МГ, най денные из зависимостей Е1 и Е3 от тем
пературы, сильно отличаются. Это, на наш взгляд, можно объяснить следующим. А-центр в отличие от дивакансии распределен неоднородно в пределах кластера, так как механизм его образования связан с диффузией вакансий из каскада первичных смещений и последующим захватом межузельным кислородом на периферии кластеров. Этой неоднородности модель [2] не учитывает.
Отметим также, что модель [2] не описывает экспериментальные данные (см. рис. 3) по уширению спектральной линии БЬТБ.
Остается нерешенным и вопрос о зависимости амплитуды пика Е3 от температуры, наблюдаемой в [2]. Можно предположить, что это связано с более высоким уровнем легирования (~1015 см-3), исследуемых в [2] образцов. Однако в [7] установлено, что в интервале уровня легирования от 5-1013 до 1-1016 см-3 глубокое
состояние дивакансии УУ(-/0) в кластере полностью заполнено в исследуемом интервале температур и зависимость амплитуды пика Е3 от температуры не должна проявляться.
Таким образом, проблема образования кластеров дефектов в полупроводниках и их влияния на электрофизические свойства материалов требует дальнейших исследований.
Заключение
Показано, что наблюдаемые в работе аномальные зависимости амплитуд пиков БЬТБ, связанных с А-центром и двукратно отрицательно заряженной дивакансией, а также их существенно меньшая величина по отношению к амплитуде пика однократно заряженной дивакансии, обусловлены локально неоднородным распределением дефектов при нейтронном облучении. Это приводит к формированию потенциального барьера вокруг кластера. Поэтому более мелкие уровни оказываются не полностью заполненными электронами в условиях эксперимента и пики
DLTS не отражают полную концентрацию дефектов, а их амплитуда зависит от температуры регистрации. Поскольку амплитуда пика однократно заряженной дивакансии не зависит от температуры измерения, то это зарядовое состояние полностью заполнено электронами и формирует, в основном, заряд кластера, т. е. высоту потенциального барьера.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Иванов, А. М. Образование центров генерации носителей заряда в чистом Si при взаимодействии с быстрыми ионами / А. М. Иванов, Н. Б. Строкан // ФТП. - 1997 - Т. 31, № 6. - С. 674-678.
2. Применение емкостной методики DLTS к исследованию полупроводников с неоднородным распределением примесей (дефектов) / И. В. Антонова [и др.] // ФТП. - 1988. - Т. 22, № 6. - С. 998-1003.
3. Антонова, И. В. Температурная зависимость амплитуды пика DLTS в кремнии с глубокими центрами / И. В. Антонова, С. С. Шаймеев // ФТП. - 1991. - Т. 25, № 5. -С. 847-851.
4. Lang, D. V. Reculling the origins of DLTS / D. V. Lang // Physica B : Condensed Matter. - 2007. - Vol. 401-402, № 15. - P. 7-9.
5. Radiation between microscopic defects and macroscopic changes in silicon detector properties after hardon irradiation / М. Moll [etc.] // Nucl. Instr. And Meth. In Physics Research B. - 2002. -№ 186. - P. 100-110.
6. Kuhnke, M. Defect generation in silicon irradiated with high energy particles / М. Kuhnke, Е. Fretwurst, G. Lindstroem // Nucl. Instr. And Meth. In Physics Research B. - 2002. - № 186. -P. 144-151.
7. Ion mass effect on vacancy-related deep levels in Si induced by ion implantation / E. V. Monakhov [etc.] // Phys. Rev. B. - 2002. - Vol. 65. -P. 245-251.
8. Comparision of defects produced by fast neutron and 60Co-gammas in high-resistivity silicon detectors using deep-level transient spectroscopy / М. Moll [etc.] // Nucl. Instr. And Meth. In Physics Research A. - 1997. - № 388. - P. 335-339.
9. Радиационное дефектообразование в детекторном кремнии, облученном быстрыми нейтронами реактора / А. С. Камышан [и др.] // Взаимодействие излучений с твердым телом : материалы III междунар. конф. - Минск : БГУ, 1999. - Ч. 1. - С. 17-19.
Белорусский государственный университет Материал поступил 02.06.2008
Yu. M. Pokotilo, A. N. Petukh Specific features of the damage formation in detector silicon irradiated by fast reactor neutrons
Specific features of experimental spectra of DLTS in silicon irradiated by fast neutrons are analyzed. It was established that the pick amplitude decrease in both A-center and divacancy in condition of VV(/-) compared with pick amplitude of divacancy in condition of VV(-/0) as well as their dependence on registration temperature are associated with the influence of disordered clusters. The size and concentration of defects are estimated in the cluster.
