Образование и отжиг радиационных дефектов в арсениде галлия и фосфиде индия тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РГЗ од

I ^ СЕН 1939 на правах рукописи

У (

ею/Ушекь

ПЕШЕВ ВЛАДИМИР ВИКТОРОВИЧ

ОБРАЗОВАНИЕ И ОТЖИГ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ В АРСЕНИДЕ ГАЛЛИЯ И ФОСФИДЕ ИНДИЯ

Специальность 01.04.10.-физшса полупроводников и диэлектриков

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Томск-1999

Работа выполнена в Томском политехническом университете и Сибирском физико-техническом институте им. В.Д.Кузнецова при Томском государственном университете. Научные консультанты:

доктор физико-математических наук, профессор Суржиков А.П.

доктор физико-математических наук, профессор Брудный В.Н.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор доктор физико-математических наук, профессор доктор физико-математических наук, профессор

Хлудков С.С. Войцеховский АВ. Болотов В.В.

Ведущая организация: Московский институт радиотехники, электроники и автоматики (Государственный технический университет), г.Москва.

Защита состоится " -2. Г" 1999 г. в У ¡У часов на заседании

диссертационного совета Д 063.80.07 в Томском политехническом университете по адресу: 634050, г.Томск, пр.Ленина 30, ТПУ. С диссертацией можно ознакомиться в научно-технической библиотеке Томского политехнического университета.

Автореферат разослан _ 1999 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

ВЗМЛЛЛ^ОЗ

ВЬУЗ.Ш.ОЗ

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ ВВЕДЕНИЕ

Актуальность темы. Успехи в развитии радиационной технологии, ионного и трансмутационного легирования, исследования радиационной стойкости во многом определяются достижениями радиационной физики твердого тела. Эффективное решение практических задач требует глубоких знаний о процессах эбразования, стабилизации и отжига радиационных дефектов. Вид, концентрация, пространственное распределение и термическая стабильность радиационных дефектов определяют свойства облученных твердых тел, поэтому исследо-зание закономерностей формирования и отжига этих дефектов является акту-хлыюй задачей современной физики твердого тела. Особенно важны эти вопросы для полупроводниковых материалов и приборов на их основе, так как дефекты в очень сильной степени влияют на их важнейшие электрические, опти-!еские и фотоэлектрические характеристики.

Характерной особенностью большинства полупроводниковых приборов яв-мется то, что они содержат области различного уровня легирования и типа фоводимости, что приводит к появлению областей пространственного заряда ОПЗ). Более того, ОПЗ могут присутствовать в объемных и пленочных полу-фоводниковых материалах. Это -межкристаллитные границы в поликристал-гах, кластеры основных элементов в соединениях, выращенных с нарушением техиометрического состава и, наконец, так называемые области разупорядоче-шя (ОР) в материалах, подвергнутых облучению быстрыми нейтронами или юнами. Наличие в полупроводниках НО (т.е. нейтральных областей) и ОПЗ и, ледовательно, различное положение уровня Ферми или квазиуровня Ферми тносительно уровней "глубоких" дефектов приводит к различию их зарядовых остояний. Имеются основания считать, что процессы образования и отжига вдиационных дефектов (РД) в полупроводниках в значительной степени кон-ролируготся их зарядовыми состояниями, а это может приводить к особенно-тям процессов накопления и отжига РД в этих областях. Поэтому сравнительна изучение образования и отжига в НО и ОПЗ может оказаться мощным ин-грументом изучения роли зарядовых состояний дефектов в процессах образо-ания и отжига РД. В последние годы, особенно с развитием методов нестацио-арной емкостной спектроскцдцц-гдубоких уровней (НЕСГУ), возникли пред-осылки для экспериментального исследования эгих процессов и построения бщего подхода для анализа этих явлений в полупроводниках. Можно отме-ить, что до постановки настоящей работы экспериментальным особенностям бразования и отжига РД в НО и ОПЗ полупроводников не уделялось достаточ-ого внимания.

Кроме того, наличие ОПЗ и, следовательно, встроенных электрических полей полупроводниковых материалах и структурах на их основе может приводить к особенностям проявления РД в экспериментальных исследованиях. Напри-ер, встроенные электрические поля, создаваемые ОР, могут влиять на скорость миссии электронов с глубоких уровней и тем самым искажать форму и место-

положение пиков НЕСГУ. Такая проблема существует, например, при исслед вании широкой полосы (и-нолосы) в спектрах НЕСГУ СаАз, облученного б: стрыми нейтронами.

Все изложенное выше определяет актуальность исследования влияния зар довых состояний радиационных дефектов на их образование и отжиг в пол проводниках, а также влияния внутренних электрических полей на спектр НЕСГУ.

Непосредственно в диссертации рассматривались полупроводниковые с единения ОаАэ и 1пР, которые относятся к наиболее важным материалам тве дотельной электроники. Эти материалы и твердые растворы на их основе ш роко применяются для изготовления различных полупроводниковых приборе таких как варикапы, смесительные и генераторные диоды, инжекционные л а: ры, светодиоды и интегральные схемы. Особенности бинарных полупроводн ковых соединений группы А3В5 и, прежде всего, наиболее изученного ере; них ваАБ состоят в слабой зависимости процессов накопления радиационш дефектов от примесного состава материала в широкой области температур о лучения, в хорошей воспроизводимости энергетического спектра РД в матери лах. выращенных различными способами, и незначительном различии спект РД в образцах, облученных при низких температурах и температурах вбли ЗООК, а также в высокой скорости накопления дефектов, приблизительно сос ветствующей скорости генерации первичных РД. Эти данные указывают на т что в этих полупроводниках накапливаются, в основном, первичные РД. Э существенно отличает данные полупроводники от атомарных и. прежде все от кремния, в котором в широком интервале температур накапливаются вт ричные дефекты типа дивакансий или комплексов вакансия-химическая пр мссь. Указанные особенности позволяют при анализе экспериментальных да ных использовать представления о первичных РД и развить количественш модели метастабильных пар вакансия (У)-междоузельный атом (I), предложе ные в ранних работах Вертхейма, Клонтца, Мак-Кея применительно к НО ОПЗ исследуемых материалов.

В технологии изготовления полупроводниковых приборов, особенно бол ших интегральных схем, широко используется ионное легирование. Метод ио ного легирования включает в себя операцию постимплантационного отжига, результате которого происходит электрическая активация внедренных атомов отжиг дефектов, образовавшихся после бомбардировки полупроводника ион ми примеси. Существующие методы электрической активации внедренной ОаАя примеси, как правило, резко снижают подвижность свободных носител заряда и/или приводят к уменьшению удельного сопротивления полуизол рующей подложки. В связи с этим, является актуальным поиск нового спосо постимплантационного отжига.

В качестве структур для исследований были выбраны СВЧ-структуры на с нове барьеров металл/полупроводник (барьер Шоттки), поскольку они мог быть использованы как модельные структуры при изучении особенностей и

копления и отжига радиационных дефектов в большинстве полупроводниковых приборов (р/п переходы, гетеропереходы, транзисторы, тиристоры и. т.д.).

Цель и задачи работы. Получение закономерностей образования и отжига радиационных дефектов в нейтральном объеме и области пространственного заряда арсенида галлия и фосфида индия, а также, на основе полученных данных, построение физических моделей этих процессов с учетом динамики преобразований зарядовых состояний дефектов.

Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:

1 .Экспериментальное исследование энергетического спектра, скоростей накопления и термической стабильности РД в НО и ОПЗ структур на основе ОаАя и 1пР при изменении энергии, интенсивности пучка, типа бомбардирующих частиц и температуры облучения;

2.Изучение пространственного распределения "глубоких" радиационных дефектов при различных напряженностях электрических полей в ОПЗ барьеров Шоттки, задаваемых напряжением смещения при облучении;

3.Разработка физических моделей и получение аналитических выражений для количественного описания процессов накопления и отжига радиационных дефектов в ОПЗ и НО барьеров Шоттки исследуемых материалов;

4.Разработка физической модели и получение аналитических выражений, пригодных для описания спектров НЕСГУ в полупроводниках с ОР (облучение быстрыми нейтронами, тяжелыми или высокоэнергетическими ионами); исследование природы широкой полосы (и-полосы) в спектрах НЕСГУ п-ОаАз, облученного быстрыми нейтронами и высокоэнергетическими протонами;

5.Изучение воздействия пучков высокоэнергетических электронов на электрофизические характеристики ионнолегированных структур (ИЛС) арсенида галлия и разработка низкотемпературного способа постимплантационного отжига таких структур с помощью облучения электронами.

Для решения поставленных задач использовались следующие методы исследований: нестационарная емкостная спектроскопия глубоких уровней, измерения термостимулированной емкости и фотоемкости, изохронный и изотермический отжиги, облучение у-квантами, электронами, протонами, а-частицами, дейтронами, быстрыми нейтронами и ионами при различных внешних условиях (температура облучения, интенсивность и энергия бомбардирующих частиц, внешнее смещение приложенное к барьеру Шоттки).

Научная новизна результатов работы защищена публикациями в центральной печати и авторскими свидетельствами. Новизна основных результатов работы определяется следующим:

1 .Экспериментальными результатами изучения образования в областях пространственного заряда дефектов ЕЗ, Е4, Е5 в ваЛв и дефектов ЕЮ в 1пР, физическими моделями процессов образования этих дефектов и модельными расчетами этих процессов; экспериментальными результатами изучения отжига центров ЕЗ и Е5 в ОПЗ ОаАя и физической моделью процесса отжига этих центров.

2.В ОПЗ структур на основе фосфида индия п-типа проводимости, облученных у-квантами и электронами выявлен ранее неизвестный бистабилъный де-

фект, названный в работе \У-дефектом. Определены характеристики W-дефекта, изучены термо- и фотопереходы между конфигурациями этого дефекта, получена координатно-конфигурационная диаграмма дефекта.

3.С помощью полученных в работе аналитических выражений, описывающих спектры НЕСГУ с учетом встроенных электрических полей ОР и их влияния на скорость эмиссии электронов с глубоких уровней, проанализированы экспериментальные данные и показано, что появление 11-полосы в спектрах НЕСГУ, облученного быстрыми нейтронами и протонами высоких энергий СаАз обусловлено наложением пиков известных дефектов Р2 и РЗ.

4.Результатами сравнительного анализа электрофизических параметров ИЛС, полученных на основе различных марок полуизолирующего арсенида галлия и отожженных предложенным в работе и известными способами постимпланта-ционного отжига.

Научно-практическая значимость работы.

1 .Установленные закономерности образования и отжига радиационных дефектов в НО и ОПЗ ОаАэ и 1пР и разработанные на их основе физические модели этих процессов являются вкладом в раздел физики твердого тела-"дефекты кристаллической решетки" и могут быть использованы для разработки радиационных технологических процессов, для прогнозирования радиационной стойкости полупроводниковых приборов, содержащих ОПЗ.

2.Разработанный способ отжига ионнолегированных структур арсенида галлия мощным пучком электронов с энергиями выше порога дефектообразования, имеет, по крайней мере, два важнейших преимущества по сравнению с извест-

О

ными: низкая температура отжига («630 С) и отсутствие после отжига явления "раскомпенсации" (уменьшения р) высокоомных арсенидогаллиевых подложек и может быть использован в полупроводниковом производстве (АС N1554670, зарегистрировано 1.12. 1989 г.).

3.Предложенный неразрушающий метод экспрессного измерения удельного электрического сопротивления пластин полуизолирующего арсенида галлия, основанный на измерении тока, протекающего через металлический зонд— полупроводниковую пластину—водный контакт может быть использован в полупроводниковом производстве (Положительное решение по заявке № 4952976/21 (048156) от 15.05.92г.).

4.Результаты изучения возможности измерений профиля легирования на контакте "травящий электролит-арсенид галлия" в процессе травления, были использованы при разработке профилометра "Бриг", применяемого в производстве для измерения профилей легирования в п-слоях, скрытых сильнолегированным контактным п+-слоем.

5.Разработанное и изготовленное устройство для измерения спектров НЕСГУ в полупроводниковых структурах используется для исследований в ГТЩ РФ "НИФХИ им. Л.Я.Карпова, г. Обнинск (акт использования), а также в СФТИ им. В.Д.Кузнецова при ТГУ, в ТПУ и ГНПП НИИПП (г.Томск).

6.Разработанные отраслевые технологические инструкции для контроля элек-рофизических параметров эпитаксиальных структур фосфида индия исполь-штся в ГНПП НИИПП (г.Томск) (акт внедрения). Научные положения, выносимые на защиту.

1 .Зависимости скоростей введения дефектов (центров ЕЗ, Е4, Е5 в арсснидс шлия и центров ЕЮ в фосфиде индия) от температуры, энергии и массы бом-ардирующих частиц, а также профили концентрации дефектов контролируют? соотношением времени, необходимого для рекомбинации или комплексооб-азования генетически связанных компонентов пар Френкеля в условиях куло-овского притяжения, и времени существования компонентов в разноименных фядовых состояниях. Степень влияния соотношения времен на вышеуказан-ые зависимости определяется средним расстоянием между генетически свя-тными компонентами.

2.Значительное увеличение термической стабильности центров ЕЗ и Е5 в »ПЗ арсенида галлия п-типа, по сравнению с их термостабильностью в ней-эальном объеме, наблюдающееся при различных массах и энергиях бомбарди-ующих частиц, обусловлено преобразованием конфигурации междоузельного гома, вероятно, в тетраэдрическую при изменении его зарядового состояния из .S0 в As+1.

3.Характеристики и координатно-конфигурационная диаграмма ранее неиз-гстного W-дефекта в фосфиде индия n-типа, образующегося только в ОПЗ ма-; риала. Дефект обладает свойствами центра с отрицательной корреляционной тергией. В основной конфигурации на дефекте локализовано пять электронов, даление двух электронов переводит дефект в метастабильную конфигурацию, эстоящую из двух слабосвязанных фрагментов: центров захвата двух и одного иектрона соответственно.

4.Аналитическое выражение, описывающее спектр НЕСГУ с учетом встроен-ых электрических полей областей разупорядочения, полученное в результате шены реальных резко неоднородных координатных зависимостей распределил дефектов и скорости эмиссии электронов с глубоких уровней на равно-ерное распределение и зону скоростей эмиссии, отражающей эмиссионные зойства реального распределения дефектов.

5.Структура U-иолосы в арсениде галлия n-типа, облученном нейтронами и ысокоэнергетическимн протонами, формируется суперпозицией пиков извест-ых Р2- и РЗ-дефектов, форма и местоположение которых в спектрах НЕСГУ зменены вследствие влияния электрических полей областей разупорядочения а скорость эмиссии электронов с глубоких уровней.

6.Способ отжига ионнолегированных структур арсенида галлия мощным учком электронов с энергиями выше порога дефектообразования, обеспечи-

о

1ющий низкую температуру отжига(~630 С) и отсутствие явления эаскомпенсации" (уменьшения р) полуизолирующего арсенида галлия, а также еразрушающий метод экспрессного измерения удельного электрического copo гивления полуизолнрующих пластин арсенида галлия.

Апробация работы. Основные результаты диссертации обсуждались на: 1\ Всесоюзном совещании "Арсенид галлия" (Томск, 1978); X и XI Всесоюзны) семинарах "Радиационная физика полупроводников" (Новосибирск, 1982 1984); V отраслевом семинаре "Радиационно-технологические процессы I ядерно-физические методы анализа вещества" (Ташкент, 1984); семинар* "Деградация полупроводниковых материалов и приборов" (Ленинград, 1984) VI Всесоюзном совещании "Арсенид галлия" (Томск, 1987); VII Всесоюзно.-» симпозиуме по сильноточной электронике (Томск, 1988); XII Всесоюзной кон ференции по физике полупроводников (Киев, 1990); IV Всероссийской конфе ренции по модификации свойств конструкционных материалов пучками заря женных частиц (Томск, 1996); IX международной конференции по радиацион ной физике и химии неорганических материалов (Томск, 1996); международно! конференции "Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганиче ских материалах" (Томск, 1998).

Публикации. Основные результаты диссертационной работы изложены в 3'. публикациях. В коллективных работах автору принадлежат результаты, ого браженные в защищаемых положениях и выводах диссертации.

Личный вклад автора. Результаты работы получены автором лично шв при его непосредственном участии. Автор формулировал цели и задачи иссле дований, разрабатывал установки и методики для проведения измерений, про водил эксперименты и теоретические расчеты, обобщал результаты и делал вы воды.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, сем1 глав и выводов. Изложена на 245 страницах, содержит 76 рисунков, 16 таблш и библиографию, включающую 234 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Введение. Во введении к работе обоснована актуальность темы диссертации сформулирована цель работы, представлены научная новизна, практически значение работы и научные положения, выносимые на защиту.

Глава 1. В этой главе приведен обзор литературных данных по изучении дефектообразования и отжига радиационных дефектов в ваЛя и 1пР, а также пс изучению постимплантационного отжига структур ваАя. На основании крити чсского анализа публикаций сформулированы цель и задачи исследования дис сертационной работы.

Глава 2. (методическая). Приведены характеристики объектов исследования рассмотрены особенности технической реализации метода НЕСГУ, описан ори гинальный метод измерения профиля концентрации свободных носителей I эпитаксиальных структурах на глубине вплоть до подложки, приведены выра жения для дозиметрических расчетов, адаптированные к конкретным условия», экспериментов.

Объектами исследования являлись эпитаксиальные слои СаАз и 1пР п-типа < концентрацией свободных носителей заряда (1-г6)Т015 см"3. Слои выращива

ись методом газотранспортной эпитаксии на низкоомных подложках из GaAs InP с ориентацией <100>. Образцы представляли собой диоды с барьером Дотгки, созданные напылением Ti на слои арсенида галлия и электрохимиче-шм осаждением Pd на слои фосфида индия. Для решения задач настоящей работы особенно важным являлась возмож-ость измерения характеристик радиационных дефектов на заданной глубине олупроводника селективно для каждого вида дефектов. Поэтому контртль за адиационной дефектностью образцов осуществлялся с помощью метода ЕСГУ, обладающим наряду с высокой чувствительностью возможностью ло-1льных по глубине измерений. В работе было разработано и изготовлено уст-эйсгво, реализующее метод НЕСГУ. Устройство также позволяло проводить шерения термостимулированной емкости. Приведено краткое описание кон-грукции и ее функционирование и технические характеристики. Сравнитель-ый анализ процессов образования (отжига) радиационных дефектов в ОПЗ и О полупроводников проводился путем сравнения спектров НЕСГУ для дио-эв, облученных (отожженных) с приложением и без приложения напряжения 5ратного смещения, так как приложение напряжения к диодам с барьером 1отгки позволяет задавать длину ОПЗ в полупроводнике в процессе облучения [ли отжига), а также длину области полупроводника, в которой проводятся мерения концентраций и энергетических положений глубоких уровней мето->м НЕСГУ.

Для упрощения обработки спектров НЕСГУ необходимы эпитаксиальные юи с однородным профилем легирования. Поэтому при изготовлении диодов помощью стандартного C-U-метода с использованием ртутного зонда выбирать эпитаксиальные слои с однородным профилем легирования вблизи по-рхностн. Для экспрессного контроля отсутствия высокоомного переходного юя на границе пленка-подложка была разработана методика непрерывного ;мерения профиля распределения концентрации мелкой примеси на контакте равящий электролит-GaAs n-типа" в процессе травления. В главе 3 представлены результаты изучения влияния зарядового состояния вестных радиационных дефектов на их накопление в GaAs n-типа. На на-льном этапе были определены скорости введения центров Е2, ЕЗ, ЕЛ, Е5 в Э и ОПЗ при комнатной температуре. Установлено, что при облучении у-антами и электронами mSr скорости введения в ОПЗ центров ЕЗ и Е5 меньше, жорость введения Е4 больше, чем в НО (рис. 1,2). Скорости введения центров ! в НО и ОПЗ одинаковы.

Увеличение напряжения обратного смещения U, не приводило к дальнейше-' изменению скоростей введения центров ЕЗ,Е4,Е5 в ОПЗ. Приложение U на ительное время к уже облученным диодам не изменяло концентрации этих нтров. Следовательно, различие процессов дефектообразования в НО и ОПЗ, opee всего, не связано с миграцией дефектов в электрическом поле из области остранственного заряда.

Предложена следующая физическая модель процесса образования дефектов , Е5. Центр ЕЗ -глубокий акцептор, вакансионный компонент ФП. Центр Е5-

:Л Е2 ДЕЗ

: / Г2

- х 0.25

_ -1,2

- //-1 \\

Гп |1м 1 1 1 1 и^ /|| i i ii |\| i

80 160 т, К 240 32°

Рнс.1.Низкотемпературная часть спектров НЕСГУ для диодов, облученных у -квантами при Т=300 К с приложением напряжения обратного смещения (кривая 1) и без него (кривая2). Инге тральный поток у-квантов равен 6.5x1016 квант/см2.

^2=40/200 [мкс/мкс]._

0.9

§ 0.8

£ 0.7 о

ю 0.6

ы

2 0.5 0.4

0.3

1

МтЩгт 2

\Л/, мкм

300 350 400 Т, К Рис.2.Высоксггемпературная часть спектров НЕСГУ для диодов, облучен ных электронами 1 МэВ при Т=300 К с приложением напряжения обратного смещения (кривая 1) и без него (кривая2). Интегральный поток электронов равен 1.2x1015 см'2 11/12=2/10 [мс/мс]_

I -| , 1 • 1 О 1

1—•—1

/ - опз / ^ -•н НО

• I 1 \ 1 1

- 1 1 1 1 1 11 1 1 1 1 1 1

2 3

\Л/, мкм

Рнс.З. Зав исимость концентрации центров ЕЗ от расстояния W для диода, облученного с и„=5 В. К0=3х1015 см'3. Ф=1,5х1017 см"2 (За), и диода, облученного с и„=20 В. N0=3,8x1015 см'3. Ф=1,5х1017 см'2 (ЗЬ).

междоузельный атом, глубокий донор. Известно, что в момент образования ФП электрон атома может остаться в вакансии. Тогда в этот момент компоненты

ФП имеют заряды: У~,Р\ Кулоновское притяжение между компонентами уменьшает барьер для их рекомбинации. В связи с этим возможна низкотемпературная аннигиляция ФП и, как следствие, уменьшение скорости введения центров ЕЗ. Однако пониженный барьер для рекомбинации как в НО, так и в ОПЗ существует ограниченное время. В НО ваАч п-типа 1+ превращается в 1° в результате захвата элекгронов из зоны проводимости. В ОПЗ в результате эмиссии электронов с уровня вакансии V" переходит в V0. Таким образом, в НО

стационарными зарядовыми состояниями компонентов являются V" и 1°, а в ОПЗ - V0 и 1+. Рекомбинация через пониженный барьер может осуществляться, если характеристическое время рекомбинации тг при данной температуре сопоставимо или меньше характеристического времени существования пониженного барьера. В НО характеристическим временем существования этого барьера является постоянная времени тс захвата электронов на уровни 1+, а в ОПЗ -постоянная времени ге эмиссии электронов с уровней V-. Однако характер температурных зависимостей для те и тс различен.

Таким образом, в рамках предлагаемой модели прогнозируется, что скорости ведения центров ЕЗ,Е5 и зависимости их от "температуры облучения" Т будут различными в НО и ОПЗ из-за различия процессов, лимитирующих время существования пониженного барьера для рекомбинации. Кроме того, из данной модели следует ступенчатый вид профиля концентрации N этих центров в об-ратносмещенных диодах и сближение скоростей введения дефектов в ОПЗ и НО по мере увеличения массы или энергии бомбардирующее частиц.

Принимая во вшшание вышеизложенное, с помощью метода НЕСГУ было изучено пространственное распределение центров ЕЗ в диодах, обратносме-щенных при облучении, (см. рис.3). Получены зависимости концентрации центров Е2, ЕЗ, Е4, Е5 в НО и ОПЗ от температуры при изодозном облучении у-квантами и электронами (рис.4,5). Вид зависимостей КЕ5=ЙТ) аналогичен виду NEз=f(T). Получены зависимости отношения концентрации центров, образованных в ОПЗ, к концентрации этих центров в НО от энергии атомов отдачи и, следовате.|ц.но, от среднего расстояния между компонентами ФП (рис.6,7).

Далее рассмотрена подробно модель дефектообразования, на основе которой составлена схема реакций, протекающих при облучении, и получено решение системы дифференциальных уравнений, описывающих процессы введения центров ЕЗ, Е5.

Атомы отдачи, которые могут создавать дефекты, имеют энергию в пределах от пороговой энергии Ед образования дефектов до максимальной энергии Ещ, получаемой в лобовых столкновениях. В связи с этим расстояния между компонентами ФП имеют разную величину. Известно, что при облучении у- квантами >0Со арсенида галлия средняя энергия атомов отдачи равна 10,5 эВ, а пороговая энергия смещения равна Еа=9 эВ. Поэтому пары, созданные у- облучением, в

6.0 1.9

6.0 1.7

4.0 о 1.5

3.0 £ о ч— 1.3

9ч 2.0 Ш г 1.1 0.9

1.0 0.7

0.0

О 100 200 300 400 500 600 Т, К

РисАЗависимосги концентрации центров ЕЗ (1,2) и Е2 (3,4) в НО (1,3) и ОПЗ (2,4) от температуры, при которой проводилось изодозное облучение у -квантами. Ф = 1.4x1017 см"2. ^^ 1,5x105 с.

500

т-г

200 300 Т, К

Рнс.5.3ависимости концентрации центров Е4 в ОПЗ (1) и НО (2) от температуры, при которой проводилось изодозное облучение электронами 1 МэВ. Ф=1.2х1015 см"2.

о е

-о ш

в

о

-о >) ш

1.1

1.0 0.9 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4

—1 I—

2 23423 5

1- электроны

2-протоны

3-а-частицы

4- дейтроны

5- нейтроны

I I 11 и I ы, ы и , I ■ ы 11

0 20 40 60 80 100120 2,7x10" Средняя энергия атомов отдачи, эВ

Рнс.6.Зависимость отношения скорости введения центров ЕЗ в ОПЗ к скорости введения их в НО от средней энергии атомов отдачи, полученной при различных видах облучения.

1 2 3 4 5 6 среднее расстояние между компонентами ФП/а РисЛ.Зависимость отношения скорости введения центров ЕЗ в ОПЗ к скорости введения их в НО от среднего расстояния между компонентами ФП, приведенного к параметру решетки.

среднем имеют небольшое расстояние между генетически связанными компонентами. Величина Ещ равна =30 эВ, поэтому в общем количестве пар имеются пары с компонентами, удаленными друг от друга настолько, что понижение потенциального барьера для миграции междоузельного атома за счет кулоновско-го взаимодействия мало. Все ФП были условно разбиты на две группы: 1. пары с близкорасположенными компонентами (г= 1-г2а) (для краткости будем называть их близкими); 2. пары с г>2я (назовем их далекими). Для первой группы низкотемпературная рекомбинация может реализоваться, а для второй- нет. Очевидно, что скорость генерации всех ФП Р равна сумме скоростей генерации близких (рО и далеких пар (Р2): Р = Р1 + р2. Рассмотрим процессы, происходящие после образования близких и далеких ФП в состоянии V-, 1+.

На рис.8 представлены зонные диаграммы барьера Шоттки и потенциальные рельефы для междоузельного атома в образцах, облучаемых без обратного смещения и с приложением смещения, в момент создания ФП и в момент, когда ФП имеет стационарное зарядовое состояние. Ес и Еу -уровни энергий дна зоны проводимости и вершины валентной зоны; Ер и ЕГп -уровень Ферми и квазиуровень Ферми для электронов; Е( V) и Е( I) -энергетические уровни вакансии и междоузельного атома, знаками "+", "-", "О" указаны зарядовые состояния этих уровней; XI и ху -координаты точек пересечения квазиуровня Ферми с уровнями междоузельного атома и вакансии.

Из рис.8 видно, что в НО уменьшение концентрации N1 близких заряженных пар происходит двумя способами: за счет рекомбинации компонентов через пониженный барьер Е3 (низкотемпературного отжига) и за счет перехода ФП в

состояние V-, 1° (из-за процесса захвата). Близкие ФП, избежавшие низкотемпературного отжига, должны отжигаться с более высокой энергией активации отжига Е2 , так как кулоновское взаимодействие в этом случае отсутствует. Уменьшение концентрации N3 далеких заряженных ФП также происходит двумя способами: за счет отжига с энергией активации Е[ и процесса захвата электронов.

Из рис.8 также видно, что часть близких заряженных пар в ОПЗ уничтожается в результате низкотемпературного отжига с энергией активации Е3, а остальная часть в результате эмиссии электронов переходит в состояние (У°Д+) и затем отжигается с энергией активации Е1.

Следует отметить, что величины Ей Е2 являются энергиями миграции междо-узельных атомов в отсутствие кулоновского притяжения к вакансиям. Казалось бы, что значения Е), Е2 должны быть одинаковы. Однако зарядовые состояния атомов различны (см. рис.8), а междоузельные атомы в различных зарядовых состояниях могут иметь различные конфигурации [Корбетг Дж., Бургуэн Ж.], что обуславливает неравенство значений Е] и Е2. В рамках предлагаемой модели величины Е1 и Е2 эквивалентны энергиям активации отжига центров ЕЗ в образцах, отжигаемых при обратном смещении и без него соответственно. Такие эксперименты по отжигу проведены в данной работе (см. главу 5) и дали значения Ег=1,7-И,8 эВ, Е2=1,5 эВ.

Рис.8. Зонные диаграммы барьера Шотпей и зависимости потенциальной энергии междоузельного атома от расстояния I - V в диодах, облучаемых без обратного смещения и с приложением смещения, в момент создания пары Френкеля и в момент, когда компоненты пары имеют стационарные зарядовые состояния.

Рис.9. Расчетные температурные зависимости концентрации центров ЕЗ при изодозном облучении у -квантами НО (а) и ОПЗ (Ь) арсенида галлия в сравнении с экспериментом. Концентрация (см. схемы реакций): 1,1'- ^ (суммарная); 2,2'- Мд) ( в составе "далеких" ФП с зарядовыми состояниями (У",1°) и (У°,1+) соответственно; 3,3'- N10 ( в составе "близких" ФП с зарядовыми состояниями (У~,1°) и (У°,1+) соответственно; 4,4'- N1 (в составе "близких" ФП с зарядовыми состояниями (У~,1+); 5,5'- N2 (в составе "далеких" ФП с зарядовыми состоящими (У-,1+). Ф=1,4х1017 см"2. и,=1,5х105с.

На основании изложенного выше схема реакций в НО выглядит следующим образом:

N.

захват е

N1

генерация

N2

захват е

V- 1°

-г-к2

ОТЖШ^Ег)

Близкие ФП

V- 1+ к3

отжиг(Е3)

Р1

Р2:

V- Г -Г-к,

0гжиг(Е()

V- Г

—г~ к2

отжиг^Ег)

Далекие ФП

Здесь И! и ^-концентрации пар (У_Д+), N¡0 и N20- концентрации пар (У-,1°) близких и далеких соответственно, кс =(тс )"'- относительная скорость захвата электронов на уровень междоузельного атома. к3 =(т> ^'-относительная скорость аннигиляции (отжига) пар в условиях пониженного барьера. к1 и к2-относительные скорости отжига с энергиями активации Е1 и Е2 соответственно. Схема реакций в ОПЗ имеет следующий вид:

N,0 эмиссия е N1 генерация эмиссия е N20

V0 Г <= кг <= V- 1+ Р. р2 V- 1+ => к* =>

II и 0

к, к3 к, к,

отжиг(Е1) отжиг(Ез) отжиг(Е1) отжит^Е])

Близкие ФП Далекие ФП

Здесь N10 и N20- концентрации пар (У°,Г) близких и далеких соответственно. к<, =( те)"' -относительная скорость эмиссии электронов с уровней вакансий.

На основе полученных схем реакций были составлены системы дифференциальных уравнений, описываюпцгх процесс введения центров ЕЗ и Е5 в НО и ОПЗ ОаАя при температуре Т, решение которых было получено в аналитическом виде.

Значения величин, использованных при моделировании зависимости концентрации центров ЕЗ от температуры при изодозном облучении, были выбраны из следующих соображений. Энергия активации термоэмиссии электронов с центров ЕЗ, Е5 и сечения захвата их на эти центры хорошо известны. Величины у2 и Е2 эквивалентны (в данной модели) частотному фактору и энергии активации отжига центров ЕЗ в НО ОаАэ и получены как в данной работе [глава 5), так и в работах Бургуэна и Понса.. Величины V! и Е1 эквивалентны частотному фактору и энергии активации отжига центров ЕЗ в ОПЗ СаА.ч и получены при изучении отжига центров в диодах, обратносмещенных во время этжига (глава 5).

Изменение концентрации коррелированных ФП должно приводить к такому же изменению концентраций как вакансий, так и междоузельных атомов. Отме-гим общее для центров ЕЗ и Е5: ¡.Скорость введения центров Е5 (также как и

ЕЗ) в ОПЗ при комнатной температуре в 2 раза меньше, чем в НО. 2.Параметрь отжига (Е2 и у2) в НО центров ЕЗ и Е5 полностью совпадают. 3.Скорость отжи га центров Е5 (также как и ЕЗ) в ОПЗ меньше, чем в НО. Поэтому можно пред положить, что центр Е5 -междоузельный атом и значение Ст[ соответствует это му центру. В рамках модели междоузельный атом является глубоким донорол и, следовательно, захват электронов происходит на притягивающий центр. Из вестное большое значение сечения захвата электронов на Е5 действительно со ответствует глубокому донору.

Таким образом, в модельных расчетах варьировались значения только дву: величин: Ез, Уз.

На рис.9 приведены расчетные зависимости от "температуры облучения' полной концентрации МЕЗ центров ЕЗ и концентраций Ыь N10, N2, N10 этих цен тров в составе близких и далеких пар Френкеля при изодозном облучении у квантами. Наилучшее совпадение расчетных кривых с экспериментом достига ется при Ез =0.31 эВ и у3 =6хЮ10 с"1.

Из рис.9.Ь (кривая 1') видно, что в ОПЗ имеет место низкотемпературная ан ингаляция близких пар, что приводит к уменьшению скорости введения цен тров в 2 раза. Этот результат ожидался и очевиден в рамках модели. Однакс физика изменения Иез во всем температурном интервале не является очсвид ной.

Поэтому с помощью рис.8 и рис.9 дадим качественное объяснение зависимо сти Иез = {(Т) в ОПЗ. При низкой температуре Т1 постоянная времени эмиссш г„ = (к,.)"1 значительно больше постоянной времени рекомбинации т3 = (к3)"' че рез пониженный барьер: г^ТОсгДТО. Однако значения т, (ТО и т3 (Т^ велик! и т3 (ТО > ^бд. Т.о. пары "заморожены" в состоянии (У~,1+), но рекомбинации компонентов близких пар через пониженный барьер также происходит крайн< медленно и не успевает осуществиться за время несмотря на то, что т3 < те Выключение напряжения обратного смещения после облучения приводит к по явлению свободных электронов в зоне проводимости, а захват электронов на I -к исчезновению пониженного барьера. При этом время захвата мало и слаб< зависит от Т. Поэтому все или некоторая доля близких пар (в зависимости а значения ^д) избегают низкотемпературной аннигиляции. В связи с этим зна чение Ие^ТО в ОПЗ равно или близко значению концентрации в НО. С повы шением температуры до Т2 значения т3 и те уменьшаются. Однако знак нера венства г? (Т2) < те (Т2) сохраняется и, следовательно, все близкие ФП имею'

возможность аннигилировать в состоянии ("У_,1+). Эта возможность реализуется так как время рекомбинации меньше промежутка времени до выключения на пряжения смещения: т3 < В связи с этим значение КЫ(Т2) в ОПЗ в 2 раз; меньше, чем в НО. С повышением температуры до Тз значения Тз и ге продол жают уменьшаются, но уменьшение г, происходит более резко из-за того, чтч энергия активации процесса эмиссии больше энергии активации процесса низ котемпературной рекомбинации: {Епа(У)=0,38 эВ} > {Е3 = 0.31 эВ}. Поэтом;

знак неравенства изменяется на противоположный (г3 (Т3)> г, (Т3)) и некоторая часть близких пар "выживает", что приводит к увеличению концентрации центров. С повышением температуры до Т4 неравенство т3 (Т3) > ге (Т3) усиливается и, следовательно, увеличивается количество пар, избежавших аннигиляции в состоянии (V~,I+). Однако при Т4 эффективно протекает отжиг с энергией активации Ej, поэтому как далекие, так и "выжившие" близкие ФП отжигаются и значение Nb3 резко уменьшается.

Исходя из выше изложенного, вид кривых NE3 = f(T) должен зависеть ст времени облучения. Было проведено сопоставление расчетных и полученных в работе температурных зависимостей концентрации центров ЕЗ при изодозном облучении 1 МэВ электронами. Время облучения составляло 180 с, что примерно на 3 порядка меньше времени у -облучения. Значения параметров v3 и Е3 являются характеристиками данных дефектов и не должны зависеть от вида облучения, поэтому использовались их значения, полученные выше. Эксперимент удовлетворительно совпадает с расчетом, хотя никаких дополнительных вариаций параметров не проводилось.

Результаты измерения пространственного распределения (рис.3) центров ЕЗ в диодах, обратносмещенных при облучении, показали, что профиль распределения центров имеет ступенчатый характер и что координатой, при которой наблюдается резкое увеличение концентрации, является координата точки пересечения электронного квазиуровня Ферми с энергетическим уровнем, расположенным на 0.7-rl эВ ниже дна зоны проводимости, но не с уровнем ЕЗ -центра. В рамках модели форма профиля действительно должна иметь ступенчатый характер, а координатой ступеньки в профиле должна быть координата Х[ точки пересечения квазиуровня Ферми с уровнем Е5-центра (Ес-0.96) эВ (см. рис.8). Тот факт, что значение 0.96 находится в пределах 0.7-И эВ еще раз подтверждает правильность использования в модели центра Е5 в качестве меж-доузельного атома.

С увеличением энергии и массы бомбардирующих частиц в общем количестве образующихся ФП уменьшается количество близких пар, что в рамках модели означает Pi—>0. При использовании Pi=0 в расчетах кривая 1 на рис.9 совпадает с кривой Г, (за исключением области высокотемпературного отжига), т.е. скорости введения центров в НО и ОПЗ не различаются, что согласуется с экспериментом (рис.6,7).

Считается установленным, что центры ЕЗ и Е5 являются дефектами в подре-шегке мышьяка [Pons D, Bourgoin J.C.], Поэтому в рамках предлагаемой модели эти центры: вакансия и междоузельный атом мышьяка.

Центр Е4 менее изучен, однако полагают, что он также связан со смещением атомов в подрешетке As [Pons D, Bourgoin J.C.]. Из рис.4 и 5 видно, что характер температурных зависимостей концентрации центров Е4 коренным образом отличается от аналогичных для центров ЕЗ и Е5: концентрация центров Е4 в ОПЗ больше, чем в НО, в широком температурном интервале.

Наиболее вероятной моделью центра Е4, хорошо объясняющей характер температурных зависимостей (рис.5), может быть комплекс "глубокий донор, являющийся ловушкой электронов, -глубокий акцептор, являющийся ловушкой дырок": (D,A). При этом оба компонента должны быть собственными дефектами решетки, т.к. в [Кольченко Т.И, Ломако В.М. и Pons D, Bourgoin J.C.] показано, что в GaAs n-типа образование радиационных дефектов с глубокими уровнями, не зависит от вида межой примеси. Так как известно, что первичные радиационные дефекты в GaAs малоподвижны при комнатной температуре, то комплекс на начальной стадии должен образовываться как первичный дефект, например, в результате единого акта смещения атомов в соседштх узлах подре-шеток мышьяка и галлия. Начальное зарядовое состояние компонентов комплекса (D+,A") является стационарным в ОПЗ и кулоновское взаимодействие между ними, понижающее энергетический барьер для образования комплекса, имеет место до конца облучения и способствует образованию центров Е4 (рис.5, кривая 1). В НО начальное зарядовое состояние (D+,A") в результате захвата электронов быстро переходит в (D°,A") и кулоновское притяжение отсутствует в течение всего процесса облучения. Поэтому междоузельный атом мышьяка в НО должен преодолеть существенно больший барьер при образовании комплекса, что приводит к резкой температурной зависимости N« (рис.5, кривая 2).

Далее, результаты измерения концентрации центров в НО GaAs после облучения электронами 1,3-2,2 МэВ показали, что количество центров Е4 в общем количестве дефектов резко возрастает с увеличением энергии электронов. Это свидетельствует о том, для образования Е4 действительно требуется более, чем одно смещение в едином акте образования дефекта.

Изучение кинетики накопления центров РЗ в интервале температур 380-550 С показало, что этот центр образуется как первичный дефект вплоть до

о

температуры 550 С, а не является продуктом перестройки дефектов типа Е2-Е5 в процессе их отжига.

В главе 4 представлены результаты изучения образования центра ЕЮ (Ес-0,62 эВ) в НО и ОПЗ InP-n-типа и обнаруженного в данной работе нового бистабильного дефекта, названном нами W-дефектом.

Было обнаружено, что при облучении у-квантами 60Со при комнатной температуре скорость введения центров ЕЮ в ОПЗ больше на порядок, чем в НО. Результаты изучения пространственного распределения центов ЕЮ показали, что профиль концентрации этих центров имеет ступенчатый характер как для центров ЕЗ в GaAs, но с тем отличием, что в облученной ОПЗ концентрация центров ЕЮ больше, чем в НО. Считается установленным, что центр ЕЮ является вторичным дефектом. Поэтому зарядовые состояния дефектов могут оказать влияние на скорость введения: 1. на стадии разделения компонентов пар Френкеля; 2. на стадии образования комплекса. При этом, в обоих случаях профиль концентрации должен иметь одинаковый вид. Однако, с увеличением среднего расстояния между генетически связанными компонентам ФП отношение скоро-

стей введения в ОПЗ и НО должно уменьшаться, если имеет место первая ситуация, и оставаться неизменным во второй.

С целью увеличения средней энергии атомов отдачи (и среднего расстояния между компонентами) использовалось облучение электронами 4 МэВ. Скорости введения центров ЕЮ в НО и ОПЗ при электронном облучении равны 0,13 и 0,78 см"1, а их отношение равно 6, что меньше, чем при у-облучении. Уменьшение отношения с увеличением энергии атомов отдачи свидетельствует в пользу влияния зарядового состояния дефектов на скорость введения ЕЮ на стадии разделения компонентов ФП. В этом случае, имея ввиду результаты гл.З, интересно получить температурные зависимости скоростей введения центров в НО и ОПЗ, так как время существования компонентов ФП в исходных разноименных зарядовых состояниях лимитируется процессами захвата и эмиссии электронов с уровней дефектов, а скорости этих процессов, в свою очередь, регулируются температурой.

В работе были получены температурные зависимости концентрации центров ЕЮ в ОПЗ и НО при изодозном облучении в интервале температур 100-400 К. Оказалось, что при низких температурах концентрации центров в НО и ОПЗ совпадают, затем с повышением температуры концентрация в ОПЗ резко возрастает и выходит на насыщение, а в НО остается постоянной. Эти результаты объясняются следующим образом. Кулоновское притяжение приводит к эффективной аннигиляции пар только при тех "температурах облучения", при которых время существования компонентов пары в разноименных (У~Д+) зарядовых состояниях больше, чем время, необходимое для их рекомбинации в этом зарядовом состоянии. Время существования состояния (У-,1+) в ОПЗ ограничено временем эмиссии электронов с уровня вакансии V-, а в НО -это состояние яв-ияется стационарным (1+ -мелкий донор, т.к. согласно литературным данным междоузельные атомы Р не создают глубоких уровней в запрещенной зоне). Скорость эмиссии зависит от температуры, что приводит к различным температурным зависимостям в НО и ОПЗ отношения времени существования пониженного барьера для рекомбинации компонентов к времени, необходимому для их рекомбинации в условиях пониженного барьера, и, следовательно, приводит к различным температурным зависимостям скоростей введения центров.

На основе предложенного в работе механизма влияния зарядового состояния на дсфектообразование получены математические выражения, описывающие процессы образования центров ЕЮ в ОПЗ и НО фосфида индия п-типа, и выполнены расчеты, дающие удовлетворительное совпадение с экспериментально полученными температурными зависимостями концентрации этих центров. Кроме того, значение энергии активации эмиссии электронов с уровня вакансии, полученное в результате регрессионного анализа этих зависимостей равно Ее = 0,72 эВ, что хорошо соответствует теоретическому положению уровня вакансии фосфора [Г£етеске Т.Ь.], т.е. в состав вторичного дефекта ЕЮ входит компонент подрешетки фосфора.

В облученной ОПЗ фосфида индия был обнаружен ранее неизвестный дефект. Он образуется только в ОПЗ, может находится в одной из двух конфигураций, каждая из которых имеет свой набор энергетических уровней в запрещенной зоне. Переход из одной конфигурации в другую завит от освещения, температуры, от наличия напряжения обратного смещения на диоде. На рис.10 представлены спектры НЕСГУ для облученных ОПЗ (а) и НО (б) фосфида индия. Из рис.10.б видно, что охлаждение как от 250 К (с U=0 и U*0), так и от 410 К (с U=0 и ШО) дает пики ЕЗ и ЕА, принадлежащие разным конфигурациям известного метастабильного М- центра [Levinson М. et al.]. Охлаждение от 250 К облученной ОПЗ также дает спектр М-центра (рис.Ю.а, кривые 2,3), но при охлаждении от 410 К с U * 0 на спектр В- конфигурации М -центра налагается спектр В- конфигурации ранее неизвестного дефекта (рис. 10а, кривая 1, темный символ кружка, пики Wl, W2, W3). Этот дефект был назван нами W-дефектом. А- конфигурация этого дефекта в спектрах НЕСГУ не проявляется (причины этого будут указаны ниже).

Термопереходы W- дефекта из А- в В- и из В- в А- конфигурацию являются обратимыми. Для того, чтобы получить спектр НЕСГУ, когда все W-дефекты находятся в В-конфигурации, образец нагревали до Т=410К, охлаждали до 80 К с 1ЬЮ и затем получали спектр. Для получения спектра, когда все эти дефекты находятся в A-конфигурации, охлаждение от Т=410К проводилось с U=0.

Получение конфигурационной диаграммы W-дефекта требует знания относительных скоростей термопереходов А—»В и В-»А.

В работе проведено изучение термопереходов с помощью уже стандартных процедур, использованных ранее для известных бистабильных М-центров. Изучение термопереходов дало следующие выражения для относительных скоростей R:

Л(Л->В) = 108.ехр^-^,[с-1], Ei = 0,7 эВ, (1)

Т(А —> В) г» 325 К

R(B-+A) = З-Ю'ехр^-^^Лс1], Е2 = 0.18 эВ, (2)

Т(В А) * 145 К,

где Еь Е2 - энергии активации термоперехода W- дефектов из А- в В- и из Вв A-конфигурацию соответственно.

Параметры, характеризующие W- дефект в В- конфигурации приведены в таблице 1, где Ее и стш - энергия активации термоэмиссии и сечение захвата электронов, определенные из "росписей" пиков, Е„ - энергия активации процесса захвата электронов, E(W)- положение уровня энергии относительно дна зоны проводимости. Для получения значений Еа выполнялись измерения сечения захвата ст из зависимости амплитуды пика от длительности заполняющего импульса tp при различных температурах.

77100 125 150 175 77100 125 150 175

Т.К

РисЛО.Спекгры НЕСГУ ( временное окно т = 4,5x10"5 с, напряжения смещения и заполняющего импульса равны 4 В) диодов с барьером Шоттки на п-1пР после облучения электронами (Ф=1,1х1015 см"2, Е=1 МэВ, Т=300 К): а-и=б,6В при облучении; 1- охлаждение от 410 К с и=6,6 В или от 410 К с 11=0 и последующим освещением при 11=6,6 В [длительность заполняющего импульса 1р=104 с (темный символ) и ^ =10"6 с (светлый символ)]; 2- охлаждение от 250 К с и=0; 3- охлаждение от 250 К с и=6,6 В или от 250 К с и=0 и последующим освещением; б-11=0 при облучении; 1- охлаждение от 250 или 410 К с 11=6,6 В или охлаждение от этих температур с и=0 и последующим освещением. 2- охлаждение от 250 или 410 К с и=0. Наличие или отсутствие смещения в процес-

Ркс.11. Координатно -конфигурационная диаграмма \У-дефекта.

Отношение высот пиков при насыщающей длительности ^ составляло W1:W2:WЗ=0,9:0,7:1. Используя значения Е(\*/1) и E(W2) в функции заполнения Ферми, показано, что такое отношение связано с неполным заполнением этих уровней при температурах записи пиков и У/2 и что концентрации уровней Е(\У1), Е^2), ЕО^З) равны между собой. Этот результат свидетельствует в пользу принадлежности всех трех пиков одному дефекту.

Табл.1. Параметры, характеризующие уровни дефекта в В- конфигурации.

Пик Ее , ЭВ опа ,см2 Е„, эВ Е(\У), эВ

У/1 0,08 1х10"15 0,02 0,06

Ш 0,18 5x10-" 0,14 0,04

У/3 0,18 1х10'14 » 0,18

Выражения (1) и (2) одинаковы для пиков У/1, W3, что также свидетельствует в пользу принадлежности их одному дефекту.

Однако '^дефект в В-конфигурации не является единым центром захвата всех трех электронов. При переходе в В-конфигурацию дефект обратимо распадается на два фрагмента- два центра захвата электронов. При этом на одном фрагменте локализуются два электрона, ответственные за пики УЛ и У/3, на другом— один электрон, ответственный за пик 'VI. Распад W-дeфeктa на два центра захвата подтверждается сопоставлением спектров, полученных при насыщающей и малой длительностях заполняющего импульса (рис. 10а).

Измерения ТСЕ показали, что переходу А -» В \У-дефекта соответствует только одна ступенька при Т=325-350 К. При этом изменение емкости на этой ступеньке равно пятикратному изменению емкости, соответствующей пику У/З в спеюре НЕСГУ. Таким образом, полностью заполненный электронами V/-дефект в А- конфигурации и полностью опустошенный в В-конфигурации отличаются пятью электронами. Так как в заполненной электронами В- конфигурации V/- дефект имеет три электрона на трех глубоких уровнях в запрещенной зоне (в спектре НЕСГУ три пика), то переход А В осуществляется в результате эмиссии двух электронов (рис.11, для определенности А -конфигурации приписано зарядовое состояние "-2"). Поскольку ступенька в ТСЕ одна, то эмиссия этих электронов происходит одновременно, то есть дефект обладает свойствами центра с отрицательной корреляционной энергией: Еэ > Е1.

Изучение фотоперехода методом НЕСГУ А—»В показало, что освещение с и = 0 и и#0 в течение 2 с при Т £ 80 К переводит все М- центры в В- конфигурацию (рис.Ю.а, кривая 3; 10.6, кривая 1). Однако при освещении с и=0 все V/-дефекгы продолжали оставаться в А- конфигурации. Выше было показано, что переход А—>В требует двукратной ионизации дефекта. Из-за необходимости двукратной ионизации фотопереход V/- дефекта из А в В должен происходить в два этапа (рис.11): 1) фотоэмиссия электрона с А"2; 2) термоэмиссия (с небольшой энергией активации Е3) или фотоэмиссия с А"1 - конфигурации. При и=0 второй этап не успевает реализоваться, так как при ГГ = 0 идет интенсивный захват электронов на А"1, в результате чего дефекты вновь возвращаются в А"2 -конфигурацию и фотопереход не реализуется.

С помощью НЕСГУ были изучен фотопереход А—»В при помощи изохронного освещения с и ^ 0 в зависимости от температуры образца, в котором дефекты исходно находятся в А- конфигурации. При и * 0 захват электронов на А"1 отсутствует, поэтому конечный этап фотоперехода А —> В при Т > 90 К реализуется. При этом конечный этап реализуется за счет термоэмиссии электронов с А'1 (двукратная ионизация маловероятна при использовании обычных источников света), что подтверждается уменьшением концентрации дефектов, перешедших в В-конфигурацию после освещения, при уменьшении температуры (Т < 90 К).

В работе также изучался фотопереход А—»В путем регистрации изменения емкости ДС обратносмещенных диодов после изохронного освещения (А^=2 с) в зависимости от температуры. Зависимость ДС = ^Т) имеет вид, полностью аналогичный упомянутой выше зависимости концентрации дефектов, перешедших в В-конфигурацию после изохронного освещения при заданной Т. В области Т<90 К кривая ЛС=ДТ) также имеет спад, а на участке 90 < Т < 300 К изменение емкости после освещения в 5раз превышало изменение емкости, соответствующее пику в спектре НЕСГУ. Т.е. ДС / ЛС(У/3)^4,7ч-5, что подтвер:кдает данные ТСЕ.

Прохождение прямого тока через диод с барьером Шоттки инжектирует (только в меньшей степени, чем через р-п переход) неосновные носители и может изменять конфигурацию бистабилыюго дефекта. В данной работе наблюдался полный переход М- центров из А- в В-конфигурацию после прохождения прямого тока (¡'=3x102 А/см2, Т=80 К) в течение 10 мин. Однако все дефекты продолжали оставаться в А-конфигурации даже при j= 103 А/см2 в течение 60 мин.. Последовательный захват дырок на А"2 и А"1 в условиях интенсивного захвата электронов на А"1 -конфигурацию маловероятен. Поэтому, подобно отсутствию фотоперехода А—»В при и = 0, факт отсутствия перехода при инжек-ции неосновных носителей подтверждает необходимость потери двух электронов для перехода W- дефекта в В-конфигурацию.

На основании проведенных экспериментов была построена конфигурационная диаграмма W- дефекта (рис. 11), объясняющая вышеприведенные экспериментальные результаты.

Необходимо отметить, что дефект в А- конфигурации можно было бы наблюдать в спектре НЕСГУ при температуре Т, если бы при этой температуре длительность заполняющего импульса удовлетворяла соотношению

> ЗЯ"'(В->А), а длительность импульса смещения— соотношению 1Ъ > ЗЯ"'(А->В). Однако, даже при Т=400 К данные величины должны быть ^>0,18 с, ^ >20 с, что дает значение частоты следования импульсов {< 0,05 Гц. Регистрацию сигнала НЕСГУ на такой низкой частоте следования импульсов технически сложно осуществить.

В главе 5 представлены результаты изучения взаимосвязи термической стабильности радиационных дефектов с их зарядовыми состояниями.

Для того, чтобы получать информацию об отжиге центров в НО и ОПЗ, бьи применен такой же, как для изучения накопления радиационных дефектов, методический подход. Соответствующим выбором U, прикладываемого к диодам в процессе отжига и U, задающим длину области измерения концентрации ловушек методом НЕСГУ, можно создать такие условия, при которых спектры НЕСГУ диодов, отожженных при приложении U, будут давать информацию о€ отжиге дефектов в ОПЗ, тогда как спектры диодов, отожженных при нулевом смещении, - об отжиге дефектов в НО полупроводника.

Из результатов изотермического отжига центров ЕЗ в НО GaAs, облученного у-квантами при комнатной температуре, было получено, что логарифм концентрации этих центров является линейной функцией времени отжига, что свидетельствует о том. что порядок реакции отжига т| =1. Энергия активации отжига Е и частотный фактор v, определенные методом сечения изотерм, равны 1,5±0,05 эВ и 1011 с"1, что хорошо согласуется с данными [Lang D.].

Из результатов изотермического отжига центров ЕЗ в ОПЗ получено, чте энергия активации отжига находится в пределах 1,64-1,8 эВ, а частотный фактор равен уиЮ11 с'1. Напомним, что расчет в гл.З с параметрами Е=1.7эВ и v=10u с'1, использованными для междоузельного атома в зарядовом состоянии 1+, хорошо совпал с экспериментальной температурной зависимостью накопления центров ЕЗ в ОПЗ при изодозном облучении.

Также изучался изохронный отжиг центров Е2, ЕЗ в НО и ОПЗ. Установлено, что центры Е2 отжигаются одинаково как в диодах, отжигаемых при приложении U=30 В, так и при IM). Этот результат подтверждает вывод работы [Lang D., Kimerling L.C.], что на отжиг центров Е2 зарядовое состояние не оказываеа влияния. Однако термическая стабильность центров ЕЗ, отжигаемых в ОПЗ, значительно выше, чем отжигаемых в НО, что и следовало ожидать из значений параметров отжига этих центров в ОПЗ, полученных выше.

Для понимания механизма влияния зарядового состояния на отжиг центров ЕЗ необходимо знать, влияет ли на параметры отжига этих центров в НО предыдущий отжиг в ОПЗ. То есть, влияет ли предыдущий отжиг дефектов с измененным зарядовым состоянием на последующий их отжиг с возвращенным * исходному зарядовому состоянию дефектов. С этой целью проводился отжиг с чередованием включения и выключения U.

На рис.12 представлены результаты изотермического отжига центров ЕЗ при температуре Т=493 К. Кривая 1 получена при U=0, 2- при чередовании включения U=30 В (участки б, г, е) и выключении его (участки а, в, д) в процессе отжига. Из рисунка видно, что время отжига At2 некоторого количества дефектов в процессе 2 на участках а, в, д равно времени отжига At( того же количества дефектов в процессе 1. Это означает, что последующий отжиг на участках а, в, д после предыдущего при U=30 В в процессе 2 характеризуется теми же параметрами, что и процесс1: т| = 1; Е =1,5 эВ; v » 1013 с"1.

Кроме того, было установлено, что кривые изохронного отжига в НО совпадают для центров ЕЗ, созданных облучением при комнатной температуре в НС

и ОПЗ. То есть, центры ЕЗ, созданные в ОПЗ, при отжиге ведут себя аналогично центрам, созданным в НО.

Этот и вышеприведенный результат показывают, что конструкция всех образованных у -облучением центров ЕЗ одинакова и что различие в термостабильности этих дефектов в НО и ОПЗ не связана с наличием их модификаций.

Изучение отжига центров Е5 в НО и ОПЗ ваАз, облученного у-квантами показало, что в ОПЗ процесс отжига этих центров тоже замедляется. Оказалось, что параметры отжига центров Е5 равны этим параметрам для центров ЕЗ: Е=1,5±0,05 эВ, у»1013 с1 (НО); 1,7±0,1 эВ, у»10п с1 (ОПЗ).

В главе 3 предложен механизм влияния зарядового состояния радиационных дефектов на их образование. Напомним, что этот механизм включает в себя следующие модели центров: ЕЗ- вакансия (Удя), глубокий акцептор, а Е5- меж-доузельный атом мышьяка (1ав), глубокий донор. Объясним результаты по отжигу центров ЕЗ и Е5, исходя из этих моделей.

Значение порядка реакции, равное т|=1, означает, что отжиг центров ЕЗ и Е5

фрелированных пар Френкеля. Такое значение порядка реакции следовало ожидать, так как средняя энергия атомов отдачи при у-облучении незначительно превышает пороговую энергию образования этих дефектов. Если отжиг происходит путем рекомбинации компонентов ФП в результате миграции более подвижного междоузельного атома к вакансии, то частотные факторы и энергии активации отжига этих центров будут равны между собой и равны параметрам отжига междоузельного атома. В этом случае изменение по каким-либо 1ричинам параметров отжига междоузельного атома приводит к такому »в изменению параметров отжига вакансии. По-видимому, отжиг центров ЕЗ и Е5 действительно происходит вышеописанным способом, так как параметры их ггжига в пределах экспериментальной ошибки равны между собой как в НО, •ак и в ОПЗ.

Известно, что в решетке цинковой обманки, которую имеет ваАч, возможны, ю крайней мере, четыре устойчивых конфигурации междоузельного атома: исщепленное междоузлие (гантельная конфигурация), междоузельный атом юсредине связи, гексагональная и тетраэдрическая конфигурации

происходит путем рекомбинации компонентов ко

* 1-0

I 8

а>

-е- 6 ф

сг х

3 4 х х а>

о А си

X (к

с о

^ 0.1

Чб - 1 \J_Yr о- 1 а-2

1 1\ 1 \ |ДЪ|| \ > н—н . \ 1 |Д*21\ - 1 1«—^ \> \д е

1 1 1 \ 1 1 1 \ 1 1 1 1 1 I III 1 1 1 1 1 I I I I I I

0 20 40 60 80 100 120

МИН.

Рнс. 12. Изотермический отжиг центров ЕЗ

при температуре Т=493 К._

[Корбетг Дж., БургуэнЖ.]. При этом полагается, что наименьшую энергию имеет гантельная конфигурация, а наибольшую- тетраэдрическая.

Тип конфигурации, которую принимает междоузельный дефект, зависит от способности междоузельного атома формировать связи с соседними атомами и поэтому может меняться в зависимости от его зарядового состояния [Ланно М., БургуэнЖ.]. Естественно, что энергия активации миграции и, следовательно, энергия активации отжига междоузельного атома зависит от конфигурации междоузельного дефекта. Зарядовым состоянием 1ав, глубокого донора, в НО является "О" (1°), а в ОПЗ-"+1" (1+). В состоянии "+1" междоузельный атом мышьяка может приобрести тетраэдрическую конфигурацию, так как он имеет четыре валентных электрона, которые могут образовать 4 связи с четырьмя соседними атомами. Образование четырех связей, должно привести к увеличению энергии активации миграции междоузельного атома и, следовательно, к увеличению энергии активации отжига центров Е5 и ЕЗ, что и наблюдается в эксперименте. Как отмечалось выше, кристалл с междоузельным дефектом в тетра-эдрической конфигурации обладает наибольшей энергией. Поэтому эта конфигурация энергетически выгодна лишь тогда, когда дефект находится в ОПЗ. Выключение напряжения обратного смещения превращает ОПЗ в НО, происходит захват электрона из зоны проводимости на глубокий донор 1д, и междоузельный дефект возвращается в конфигурацию, обладающую меньшей энергией, возможно в гантельную. При этом исчезновение четырех связей с соседями уменьшает энергию активации отжига центров Е5 и ЕЗ.

Отжиг образцов проводится после облучения, когда зарядовые состояния компонентов ФП в результате уже приобрели стационарные значения в результате быстро протекающих процессов эмиссии электронов с уровня вакансий (в ОПЗ) или захвата электронов на уровень междоузельных атомов (в НО). В НО

уровни центров ЕЗ и Е5 заполнены электронами (У_,1°) и кулоновское притяжение между компонентами ФП отсутствует. Включение напряжения обратного смещения приводит к опустошению уровней ЕЗ и Е5 (У°,1+) в образовавшейся ОПЗ. При этом кулоновское притяжение между компонентами ФП опять отсутствует. Т.е. отсутствует возможность рекомбинации компонентов в условиях пониженного кулоновским притяжением потенциального барьера между ними. В тоже время перевод междоузельного атома в зарядовое состояние "+1" приводит к изменению его конфигурации, в которой энергия активации миграции становится больше и, следовательно, увеличивается энергия активации отжига центров ЕЗ и Е5, что и наблюдается в экспериментах.

Из выше сказанного становится понятным, почему приложение и к диодам после облучения на время, равное времени облучения, не приводило к изменениям высоты пиков НЕСГУ центров ЕЗ и Е5 (см. глава 3).

Одной из возможных причин одинаковой термической стабильности центров Е2 (Ес - 0,14 эВ) в НО и ОПЗ является то, что при температуре отжига этих центров, равной » 500 К, уровень Ферми лежит на 0,26 эВ ниже дна зоны прово-

димости. Поэтому отжиг этих центров в НО и ОПЗ происходит в одном и том же зарядовом состоянии- без электрона на уровне центра Е2.

Так как в процессе отжига кулоновское взаимодействие между Е5 и ЕЗ, находящимися в стационарных зарядовых состояниях, отсутствует, а возможность изменения конфигурации междоузлия не зависит от расстояния между ними, то эффект увеличения термической стабильности этих центров в ОПЗ должен сохраняться при увеличении массы и/или энергии бомбардирующих частиц.

Для подтверждения этого прогноза и, следовательно, предложенного механизма влияния зарядового состояния на отжиг, были проведены исследования тгжига радиационных дефектов в НО и ОПЗ арсенида галлия, облученного электронами, протонами, а-частицами, дейтронами, нейтронами. Показано, что тзменение зарядового состояния дефектов не влияет на отжиг центров Е2 также, как и в случае облучения у-квантами) и существенно замедляет отжиг тентров ЕЗ и Е5. Из результатов изохронного отжига также установлено, что юля концентрации центров РЗ в общем количестве радиационных дефектов юзрастает с увеличением энергии атомов отдачи, что подтверждает вывод, ¡деланный в главеЗ: комплексные дефекты РЗ образуются как первичные де-[эекты в едином акте смещения.

В главе 6 получено аналитическое выражение для описания спектров 1ЕСГУ дефектов в полупроводниках, содержащих встроенные электрические юля ОР, представлены экспериментальные результаты изучения радиацион-гых дефектов в ваЛя п-типа, облученного протонами 65 МэВ и быстрыми нейронами, и на основе сопоставления расчетов с использованием полученного 1ыражения и экспериментальных данных сделана попытка связать происхож-(ение и-полосы с известными радиационными дефектами. При этом учитываюсь, что форма и местоположение пиков известных дефектов в спектрах 1ЕСГУ изменены вследствие влияния встроенных электрических полей на ско-юсть эмиссии электронов с уровней этих дефектов.

Были выполнены эксперименты, целью которых являлось разрешение Ц-юлосы на составляющие пики. Для этого проводились измерения спектров 1ЕСГУ в режимах полного и неполного заполнения глубоких ловушек в неото-окенных образцах и образцах, отожженных при различных Т с приложением апряжения обратного смещения и без него. На основании этих экспериментов

анализа литературных данных сделан вывод, что наиболее вероятными пре-епдентами на роль дефектов, формирующих и-полосу, являются Р2 и РЗ-ентры. Исходя из вышесказанного, дальнейшей задачей работы являлся расчет игнала НЕСГУ для глубоких центров Р2 и РЗ, локализованных в электриче-ких полях ОР, и его сопоставление с формой и-полосы в ОаЛя п-типа.

В работе использовались следующие модельные представления. Область ра-упорядочения имеет сферическую форму и условно разделена на две части: ластер (ядро ОР)-центральная часть с высокой плотностью дефектов N1 и зблако" ("атмосфера")- сферический слой дефектов, окружающих кластер, в втором концентрация дефектов низкая. Известно, что суммарная концентра-

ция дефектов различного типа в кластере достигает N^IO'MO20 см"3 [Coates R Mitchell E.W.J.]. Литературные данные о типе дефектов и законе их распред< ления в кластере отсутствуют. Известное предельное положение уровня Ферм в дефектном GaAs [Брудный В.Н.] дает возможность определить контактну] разность потенциалов фс между кластером и бездефектной матрицей полупр* водника с концентрацией свободных носителей (электронов в нашем случа« N2. Падение потенциала в кластере происходит в тонком поверхностном слс кластера, и внутри кластера напряженность электрического поля равна нули Т.о. с точки зрения экранирования электрического поля кластер подобен р области в р+-п-переходе, с той лишь разницей, что заряд на поверхности кш стера создают радиационные дефекты с высокой концентрацией, а не мелка акцепторная примесь. Поэтому релаксация емкости, регистрируемая НЕСП связана с процессами перезарядки глубоких центров за пределами кластера.

Такое разбиение ОР мы считаем оправданным, поскольку НЕСГУ дает ш формацию только о перезаряжающихся ловушках, а перезарядка возможна (и: за наличия внутренних электрических полей) лишь в слабо компенсирование части ОР. Кроме того, в экспериментальном спектре (N2=5,5xl015 см"3) пр Ts 100 К наблюдаются центры Е2 (Ес -0,16 эВ). Это говорит о том, что полож( ние уровня Ферми в зондируемой области не ниже 0,16 эВ-ЗкТ = 0,13 эВ. П( этому концентрация глубоких ловушек в этой области действительно меныг Na.

Таким образом, ОР состоит из центральной части радиуса Г\ с высокой пло ностью дефектов, в которой уровень Ферми закреплен в предельном полож« нии. и сферического слоя, в котором концентрация дефектов NT (г) убывает

удалением от центр ОР и в пределах эт< го слоя Nt(t) меш uieN2. Данные о з; коне распределен« дефектов как в це! тральной части Ol так и на ее периф( рии отсутствую Поэтому в качеетт первого приближ! ния естественно ai проксимировать

уменьшение NT с увеличением г в пределах "облака" законом случайных опп бок:

NT(r) = NT0-cx?(-r2l2cT2), (3)

где ст -дисперсия распределения. Между матрицей и центральной частью О существует контактная разность потенциалов срс и дефекты, расположенные "облаке", находятся в электрическом поле (рис.13). Ловушки, находящиеся и

& к

^^ А г; -— -----«-

и--и

X |Рис.13. Зонная диаграмма ОР.

расстоянии ri<r<r0, опустошены даже без приложения внешнего электрического поля и не участвуют в формировании спектра НЕСГУ. Здесь г0 -радиус сферической поверхности, на которой уровень Ферми EF пересекает уровень глубокой ловушки. Чем меньше глубина залегания Ет уровня, тем меньшее ко-пичество ловушек данного сорта участвует в формировании соответствующего пика НЕСГУ. Внутреннее электрическое поле увеличивает относительную скорость эмиссии а электронов с уровней за счет эффекта Пула-Френкеля и туне-гшрования с участием фононов. Так как напряженность F электрического поля ивляется функцией расстояния г от центра ОР, то скорость эмиссии тоже зависит от г. Поэтому, чем больше Ет, тем шире интервал значений а дня участвующих в перезарядке ловушек и тем больше влияние внутреннего поля на полуширину соответствующего пика HECIV.

Таким образом, в формировании спектра НЕСГУ участвуют только периферийные ловушки, а процессы их заполнения и опустошения происходят в элек-грическом поле, величина которого определяется параметрами кластера и величиной N2.

Выражение для сигнала НЕСГУ в случае, когда Nt<N2 имеет вид [Бургуэн Ж., Ланно М.]:

С W]

ЯЮ^^ПГ- -[exp(-aí,)-exp(-aí2)] dx, (4)

wx •N2 ¿t

где ti и t2 -времена стробирования релаксации емкости, задающие "окно скоростей"; Т-температура; W0 -длина области пространственного заряда (ОПЗ) Зарьера Шотпси во время действия заполняющего импульса; Wi ,С - длина ОПЗ и емкость барьера Шоттки при отсутствии заполняющего импульса. Величины W0, Wi, С -связаны известными соотношениями с N2, напряжением U, приложенным к диоду, и контактной разностью потенциалов q>„h барьера Шоттки [Берман Л.С.]:

Вычисление (4) невозможно, и не только по причине сложности вычислений, но и потому, что необходимо знать заранее неизвестную концентрацию облас-гей разупорядочения. Однако выражение (4) можно упростить, имея в виду следующее. В окрестности точек х, в которых находятся ОР, изменение скорости эмиссии за счет поля происходит на коротких отрезках [г0 ;3ст ], отсчиты-заемых от центров ОР. Длина таких отрезков («600Á) пренебрежимо мала по сравнению с величиной х практически во всем интервале интегрирования [Wo;Wi]. Поэтому, при достаточно большой концентрации ОР можно считать, ito в любой точке х макроскопическая концентрация NT ловушек не зависит эт х, а дискретное значение скорости эмиссии (при T=const) расщеплено в зону скоростей эмиссии с границами а(г0) и а(3а). Зона скоростей характеризуется 1лотностью состояний в зоне -dNT /да. При этом плотность состояний является заданной, если известно микроскопическое распределение ловушек N-r(r) я зависимость F(r) относительно центра ОР:

да дг да

Учитывая вышесказанное, а также (3) и (5), выражение (4) можно записат как:

»1 а (За)

и77 \*<Ь Г £^-[ехр(-сг/1)-ехр(-а./2)]^а = £ 7 ^ да

_ , »(6)

N -С^ТУ —IV1 л 7 =п^12 -ехр(-г2/2<72)[ехр(-а.<,)-ехр(-а.Г2)]^г лУ * Г/| * <7 2 1 го

Так как сигнал НЕСГУ формируется средней концентрацией дефектов в из меряемом объеме, то представляется физически обоснованной осуществлений: здесь идея: заменить реальное распределение дефектов, в виде множества и: скоплений, на равномерное распределение дефектов с макроскопической кон центрацией Лгг> а резкую, в пределах каждой области, координатную зависи мость скорости эмиссии формально заменить наличием зоны скоростей эмис сии.

Так как в (6) вошли жестко связанные между собой посредством г реальны« микроскопические распределения напряженности и концентрации, то формаль но полученная зона скоростей эмиссии должна отражать все эмиссионные свой ства реального распределения дефектов.

Используя зависимость скорости эмиссии от напряженности поля, получен ную Хартке, зависимость напряженности от расстояния до центра области ра зупорядочения, полученную Госсиком и известное предельное положение уровня Ферми, полученную Брудным с сотрудниками можно определить все величины и зависимости, входящие в выражение (6)

Были получены расчетные суперпозиции пиков НЕСГУ для центров Р2 и РЗ в образцах с различным уровнем легирования и при различных окнах скоростей. Показано, что расчетные спектры удовлетворительно описывают экспериментально полученные ТЛ-пики.

Выполнена оценка погрешности расчетов, связанная с пренебрежением величиной внешнего электрического поля, для образцов с разным уровнем легирования.

В главе 7 приведены результаты исследования профилей распределения концентрации электрически активной внедренной примеси и глубоких центров, удельного сопротивления подложки, подвижности носителей заряда в ИЛС ар-сенида галлия после проведения предложенного в данной работе отжига пучком электронов с энергией, выше порога дефекгообразования. Для сравнения качества ИЛС приводятся результаты аналогичных исследований после "классического" термического отжига (ТО) и после нашедшего в последнее время наибольшее распространение быстрого термического отжига (БТО) с помощью галогенных ламп.

Применение известных методов постам плантационного отжига, как правило, жо снижает подвижность свободных носителей и/или приводит к раскомпен-цш полуизолирующей подложки. В работе анализируются причины умень-ния подвижности носителей после известных видов импульсных отжигов, щим недостатком импульсных видов отжига автор считает (возможно небес-эрно) локальное по глубине пластины (на поверхности) поглощение света ГО и лазерный отжиг) или электронов ("электронный отжиг"). Предлагается тользовать при электронном отжиге энергию электронов 1,5-2 Мэв, при ко-юй пробег электронов значительно больше толщины полупроводниковой истины. В этом случае тепло генерируется однородно по глубине, вследствие о уменьшаются термические напряжения, а поскольку облучение ведется на ххггрел" и в секундном интервале времен, то отсутствуют механические на-гасения, обусловленные электростатическим отталкиванием частей пластины, нако электроны с энергией 1,5-2 МэВ создают РД, так как энергетический х)г образования РД в ОаАз электронами равен =300 кэВ. На основании ре-гътатов по отжигу и высокотемпературному введению РД, представленных в здыдущих главах, приводятся физические предпосылки того, что при опре-1е1шых условиях не ожидается увеличение дефектности в ИЛС, полученных гем предложенного высокоэнергетического электронного отжига (ВЭО). Чостимплантационный отжиг проводился на пластинах полученного метол Чохральского полуизолирующего ваЛя следующих марок: АГЧП-2 г203>), АГЧП-4 <Сг203,1п>, АГЧП-5 <1п> и АГЧП-6 (специально не легиро-шый).Имплантация осуществлялась ионами кремния.

Результаты измерений подвижности ц электронов и степени электрической ивации 0 на тестовых кристаллах, изготовленных из отожженных под за-тным покрытием (8Ю2) ИЛС, представлены в табл.2.

Видно, что степень активации примерно одинакова при всех видах отжига, а подвижность носителей в слоях, полученных

о

путем ВЭО при 630 С, больше на 21 и 16% и, чем в слоях, полученных с помощью ТО и БТО

бл.2.

Вид отжига Т,°С 8,% ц, см2/(В с)-

ВЭО 630 84 3560

ВЭО 800 85 3360

БТО 800 73 3070

ТО 800 78 2950

I 800 С.

1роведены измерения изменения удельного сопротивления относительно истого значения образцов полуизолирующего ваАз после различных видов сига без ионной имплантации. Установлено, что после ВЭО сопротивление ю не изменяется, либо увеличивается. После ТО сопротивление всех мате-шов уменьшается более, чем на четыре порядка. БТО делит образцы на две ппы: АГЧП-2 и АГЧП-6 -термостабильные материалы по отношению к это-виду отжига; АГЧП-4 и АГЧП-5 - нетермостабильные материалы. Следует етить, что нетермостабильными оказались более высокоомные образцы. Ре-ьтаты емкостных измерений свидетельствуют о том, что после БТО и, осо-

бенно, после ТО в образцах марок АГЧП-4 и АГЧП-5 на поверхности образуется низкоомный слой. Данные измерений образцов, подвергнутых ТО, показывают наличие конверсии в р-тип проводимости с поверхностной концентрацией дырок 1016-1017 см"3. Травление на глубину до 1 мкм удаляло низкоомный слой.

Получены профили распределения концентрации электрически активного кремния в ИЛС полуизолирующего ваЛя различных марок после ВЭО, БТО и ТО. В табл.3 приведены сравнительные характеристики ИЛС. Табл.3.Усредненные значения концентрации, толщины ИЛС и разброса этих

величин для различных ввдов отжига

Вид отжига ■ыо-на, см"3 (на пов-ти) >Ъ-Ма, см"3 (на глубине 0.1 мкм) Разброс ыо-ыд, % с}, мкм (на уровне 2x1016 см"3) Разброс <1,%

ВЭО (4-5)х1017 3.3x10 21 0.22 5

БТО (5-13)х1017 3.3х1017 40 0.23 11

ТО (1-2)х1017 2.4х1017 70 0.18 22

Из табл.3 видно, что несмотря на сравнительно низкую температуру ВЭО (630°С) наблюдается высокая степень электрической активации кремния. При этом для различных марок материала наблюдается сравнительно небольшой разброс концентрации и толщины ИЛС.

Показано, что в ИЛС, полученных БТО, концентрационные профили имеют ббльший разброс по концентрации и толщине в сравнении с ВЭО. Следует отметить, что на фоне плавного спада концентрации вглубь имеются локальные выбросы значений концентрации.

При использовании ТО профили легирования имеют наибольший разброс. Локальные изменения концентрации также становятся больше. При переходе от ВЭО к БТО и ТО толщина ИЛС на уровне концентрации 2х1016 см"3 сокращается, и, кроме того, после ТО на материалах типа АГЧП-4 и АГЧП-5 наблюдается спад концентрации электронов к поверхности. Для этих материалов, как отмечалось выше, имела место конверсия типа проводимости поверхностного слоя после ТО. Незначительное уменьшение толщины ИЛС при БТО и сильное при ТО происходит, вероятно, в результате диффузионных процессов, приводящих к образованию слоя р-типа проводимости вблизи поверхности полупроводника. Такой профиль акцепторов, налагаясь на профиль электрически активного кремния, может приводить к компенсации электронов на "хвосте", что выражается в уменьшении толщины ИЛС, а также приводить к "завалу" концентрации у поверхности образцов АГЧП-4 и АГЧП-5.

На материале АГЧП-4 проведены исследования влияния различных видов отжига на дефектность ИЛС (один вид материала для разных видов отжига). Исследования показали, что во всех спектрах присутствуют по меньшей мере три глубоких ловушки электронов в различных концентрациях. Измерения зависимости скоростей эмиссии от температуры позволили связать эти ловушки с известными глубокими уровнями: ЕЬ2 (ростовой); Р1 (радиационный) и ЕЬЗ (ростовой). Суммарная концентрация глубоких ловушек электронов в образцах,

угожженных путем ВЭО, составляла (2-3)х1015 см'3, а отожженных с помощью эТО ~6х1015 см°. В спектрах НЕСГУ ИЛС, полученных путем ТО трудно выде-ппъ отдельные пики, спектр представляет сплошной фон, то есть может состо-пъ из набора неразрешающихся пиков. Для довольно грубых оценок можно пять амплитуды сигналов в точках нахождения пиков Р1, ЕЬЗ и ЕЬ2. Вычис-1енная концентрация была в десять раз выше, чем при БТО и составила -6x10й см'3. Однако необходимо заметить, что реальная концентрация глубо-сих ловушек может быть значительно выше. Как отмечалось выше, в образцах материалов АГЧП-4 и АГЧП-5 после ТО имеется спад концентрации электро-юв вблизи поверхности. В спектрах НЕСГУ этих образцов доминирующей ло-(ушкой является ловушка дырок Еу+0.5 эВ с концентрацией (3-4)х1016 см'3. Идентифицировать эту ловушку с какой-либо примесью однозначно не удается, ю ее энергетическое положение близко к уровням Ее и Си в ОаАя. Возможно, шенно эта ловунпса ответственна за компенсацию мелких доноров на поверх-юсти образцов.

Получены спектры НЕСГУ ИЛС из материалов АГЧП-5, АГЧП-4, АГЧП-2, ^ГЧП-б, подвергнутых ВЭО (один вид отжига для разных видов материалов), /становлено, что минимальную концентрацию глубоких ловушек имеют ИЛС \ГЧП-5, АГЧП-4, суммарная концентрация дефектов в которых составляла ,8х1015 см'3 и 2х1015 см'3 соответственно. Для образцов АГЧП-2 и АГЧП-6 юнцентрация ловушек составляла 9x1015 см"3 и 6x1015 см'3 соответственно. От-шчительной особенностью первых образцов от вторых является то, что они легированы индием.

Получены профили концентрации глубоких центров ЕЬ2, ЕЬЗ, Р1 в образцах >азличных марок материалов, отожженных с помощью ВЭО, БТО и ТО. Важ-1ым результатом является то, что в материалах, отожженных с помощью ВЭО, начения концентрации радиационных и ростовых дефектов не имеют тенден-цш к резкому возрастанию по мере приближения к границе "легированный :лой-подложка", так как нежелательный эффект "управления элементами мик-юсхем по подложке" обычно связывают с большой концентрацией глубоких (ентров на этой границе.

Для сравнения результатов различных видов отжига, выбора параметров температуры, длительности) конкретного вида отжига и вида (марки) полуизо-ирующего материала в данной работе потребовался и был создан метод экстренного иеразрушающего измерения удельного сопротивления р, при исполь-овании которого не требовалось изменение формы и качества обработки по-ерхности пластины, подготовленной к запуску в производство п/п приборов.

Суть метода заключается в измерении тока, протекающего через зонд, кон-акгирующий с одной поверхностью полупроводниковой пластины, через платину и через прижимной контакт, расположенный напротив зонда на второй юверхности. При этом контакт "металлический зонд-полупроводник" должен |'ыть смещен в прямом направлении, а площадь электрического контакта прижимной контакт-полупроводник" должна быть больше на несколько по-

рядков площади электрического контакта "зонд-полупроводник". Для обеспечения большой площади электрического контакта, прижимной контакт до лжет быть жидким. Так как измерения проводились на полуизолирующем GaAs, то в качестве прижимного жидкого контакта использовалась вода.

Прежде, чем изучать явление раскомпенсации для выбора наилучшего виде отжига ИЛС и для выбора вида материала, пригодного для данного вида отжига, в работе были изучено исходное р на «150 пластинах из различных марон слитков GaAs (АГЧП-2,4,5,6,8, материал "Калуга"). Результаты измерений сведены в таблицу, и могут быть полезными в технологии изготовления полупроводниковых приборов. Установлено, что наиболее высокоомным является материал АГЧП-2, а наиболее однородное удельное сопротивление по площади пластин- в материалах АГЧП-4, АГЧП-5. Показано, что в некоторых случаях с помощью предложенного метода можно обнаруживать пластины с резко неоднородным распределением р по глубине пластин.

ВЫВОДЫ

1 .Комплексными исследованиями процессов накопления и отжига радиационных дефектов в НО и ОПЗ GaAs и InP установлено определяющее влияние динамики преобразования зарядовых состояний компонентов пар Френкеля на эффективность радиационного дефектообразования в указанных материалах.

2.Предложена и обоснована физическая модель процессов накопления дефектов в GaAs и InP, объясняющая существенные различия в НО и ОПЗ температурных зависимостей скорости введения центров ЕЗ, Е4, Е5 (GaAs) и ЕЮ (InP), ступенчатое изменение концентрации накопленных дефектов на границе НО и ОПЗ, сближение скоростей введения дефектов, вплоть до их полного совпадения в НО и ОПЗ по мере увеличения энергии и/или массы бомбардирующих частиц

Модель основана на представлении об ограничении длительности существования разноименно заряженных компонентов пар процессами эмиссии и захвата электронов, в следствие чего изменяются скорости рекомбинации и преобразования первичных дефектов.

3.На основании экспериментальных данных по изохронному и изотермическому отжигу дефектов предложена модель процессов пострадиационного отжига, суть которой в изменении зарядового состояния междоузельного атома в ОПЗ, инициирующего его переход в тетрагональную (сильно связанную с решеткой) конфигурацию, и объясняющая значительное увеличение термической стабильности радиационных дефектов ЕЗ и Е5 в ОПЗ арсенида галлия, одинаковые характеристики отжига для этих центров, сохранение эффекта увеличения термической стабильности при увеличении массы и/или энергии бомбардирующих частиц.

4.Установлен эффект радиационной генерации в ОПЗ InP n-типа ранее неизвестного бистабильного дефекта (названного W-дефектом), обладающего свой-

гтвами центра с отрицательной корреляционной энергией и на котором в ос-ювном состоянии стабильной А-конфигурации локализовано пять электронов. Эмиссия двух электронов контролирует переход дефекта в метастабильную 3-конфигурацию, состоящую из двух фрагментов (центров захвата), на одном о которых локализовано два электрона, на другом - один. Установлены коор-щнатно-конфигурационная диаграмма дефекта и ее энергетические параметры.

5.Разработана математическая модель для описания спектров НЕСГУ полу-гроводников, облученных частицами с большой массой и энергией, учиты-¡ающая влияние внутренних электрических полей областей разупорядочения [а скорость эмиссии электронов с глубоких уровней.

6.Установлена структура и-полосы в спектре НЕСГУ (ЗаАя п-типа, облучен-юго нейтронами и высокоэнергетичными протонами, представляющая собой уперпозицию пиков Р2 и РЗ- центров, местоположение и форма которых из-[енены электрическими полями областей разупорядочения.

7.Разработаны метод отжига ионнолегированных структур арсенида галлия ющными пучками электронов с энергией, выше порога дефекгообразования, ригинальный неразрушающий метод экспрессного измерения удельного элек-рического сопротивления полуизолирующего арсенида галлия, метод измерена профиля концентрации носителей заряда в процессе химического травле-ия на барьере "травитель-ОаАз п-типа", а также сконструировано и изготовле-о устройство, реализующее метод НЕСГУ.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ. . Дедков В.Д., Жарков Ю.П., Кораблева Т.В., Кравченко П.К., Ким Ф.С., Пе-шев В.В. Исследование однородности совершенства структуры и морфологии эпитаксиальных слоев твердых растворов. // Арсенид галлия. IV совещание по исследованию арсенида галлия. Тезисы докладов, Томск. -1978. -С.185. .Пешев В.В. Исследование и разработка методик измерения электрофизических параметров твердых растворов. // Отчет по НИР "Батуд", гос. рег. № У40747, отр. рег.№7000705. -1978. -85 С.

, Градобоев А.В., Кустов В.Г., Пешев В.В. Измерение профиля легирования в слоях полупроводников на барьере электролит-полупроводник. //Электронная техника, сер. Материалы. -1978. N.9. -С.122-124.

Мамонтов А.П., Пешев В.В. Влияние электрического поля на накопление радиационных дефектов в арсениде галлия. //ФТП. -1982. -Т.16, N5. -С.912-914.

Мамонтов А.П., Пешев В.В. Влияние электрического поля на термический отжиг центров ЕЗ в арсениде галлия. // ФТП. -1982. -Т.16, Кб. -С.1111-1113. Мамонтов А.П., Пешев В.В., Чернов И.П. Влияние электрического поля на накопление и отжиг радиационных дефектов в арсениде галлия. //ФТП. --1982. -T.16.N12. -С.2126-2128.

Мамонтов А.П., Пешев В.В., Чернов И.П. Роль зарядового состояния при накоплении и отжиге глубоких центров в арсениде галлия, облученном протонами. //ФТП. -1983. -Т. 17, N7. -С.1242-1245.

8. Мамонтов А.П., Пешев В.В. Влияние электрического поля на накопление и отжиг центров Е5 в арсеннде галлия. // ФТП. -1983. -Т.17, N7. -С.1310-1311

9. Мамонтов А.П., Пешев В.В. Зависимость степени влияния зарядового состояния на накопление глубоких центров от энергии атомов отдачи. // ФТП 1983. -Т.17, N10. -С.1771-1774.

10. Мамонтов А.П., Пешев В.В. Накопление и отжиг глубоких центров в арсе-ниде галлия при облучении нейтронами и а-частицами. // ФТП. -1984. -Т.1 N6.-Р. 1003-1006.

11. Пешев В.В., Ардышев В.М., Мамонтов А.П. Способ изготовления полупрс водниковой структуры. АС №1148516, зарегистрировано 1 декабря 1984г.

12. Мамонтов А.П., Пешев В.В. Профиль концентрации ЕЗ центров в обрат-носмещенных при облучении арсенидогаллиевых диодах. // ФТП. -1985. -Т.19, N1. -С.147-150.

13. Брудный В.Н., Пешев В.В., Потапов АИ. Протонная "изоляция" арсенида галлия. 6 Всесоюзное совещание по исследованию арсенида галлия. 8-10 сентября1987г. Сборник трудов, Т.1, Томск. -1987. -С.65-66.

14. Ардышев В.М., Мамонтов А.П., Пешев В.В., Пригулов А.М., Суржиков А.П. Электронный отжиг арсенида галлия, имплантированного ионами кремния. // VII Всесоюзный симпозиум по сильноточной электронике. 1988г.,Томск, часть III, С.242-243.

15. Brudnyi V.N., Peshev V.V. Electron traps in n-GaAs irradiated with high electa beam fluxes at high temperature. //Phys. Stat. Sol. (a).-1988.- V.105, N1.- K57-60.

16. Брудный B.H., Пешев B.B., Притулов A.M. Температурная зависимость эф фсктивности накопления ЕЗ (Ес - 0,33 эВ)- центров при у -облучении п-GaAs. // Изв. вузов, Физика. Деп. в ВИНИТИ, per.N95-B88.

17. Брудный В.Н., Пешев В.В., Пригулов А.М. Накопление ЕЗ центров в п-GaAs при у -облучении в интервале температур 77-500 К. // ФТП. -1988. -Т.22, N6. -С.1124-1126.

18. Brudnyi V.N., Peshev V.V., Smorodinov S.V.. New metastable W-center in electron-irradiated n-type InP. // Phys. Stat. Sol.(a). -1989. -V.114, N2. -K.139-142.

19. Бакин H.H., Брудный B.H., Пешев B.B., Смородшюв С.В. Образование цен тров ЕЮ (Ес -0,62 эВ) в области пространственного заряда и нейтральном объеме n-InP при электронном и у - облучениях. // ФТП.-1989. -Т.23, N5. -С.890-892.

20. Ардышев В.М., Мамонтов А.П., Пешев В.В., Притулов А.М., Суржиков А.П. Способ получения полупроводниковых структур арсенида галлия. // А< N1554670, Зарегистрировано 1.12. 1989 г.

21. Brudnyi V.N., Peshev V.V. Electric field effect on the temperature dependence о the (Ec -0.33 eV) center introduction rate under у -irradiation in n-GaAs. // Phys. Status Sol.(a). -1990. -V.118, N1. -P.219-224.

22. Пешев В.В., Смородинов С.В. Температурные зависимости накопления центров ЕЮ (Ес -0,62 эВ) в n-InP. И ФТП. -1990. -Т.24, N.5. -С.879-882.

23. Пешев В.В., Смородинов С.В. Электронные свойства метастабильного W-дефекта в облученном InP. // Тезисы докладов. ХП Всесоюзная конференция по физике полупроводников, Киев, 23-25 октября, 1990г., часть I, С.285-286.

24. Брудный В.Н., Пешев В.В., Смородинов С.В. Электронные свойства метастабильного W-дефекта в InP. // Известия вузов. Физика. Деп. в ВИНИТИ, рег.№ 4677-В90.

25. Brudnyi V.N., Peshev V.V., Smorodinov V.V. Characterization of W-defect in electron-irradiated InP.//Phys. Stat. Sol. -1991. -V.128.N1. -P.311-317.

26. Пешев B.B., Суржиков А.П., Ардышев B.M. Способ определения удельного объемного сопротивления полупроводниковых пластин. // Положительное решение по заявке № 4952976/21 (048156) от 15.05.92r.

27. Новиков В.А., Пешев В.В. Влияние неоднородного распределения радиационных дефектов в GaAs на спектры НЕСГУ. // Тезисы докладов. IV Всероссийская конференция по модификации свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц. 13-17 мая. -1996г. Томск. -С.354-355.

28. Ардышев В.М., Пешев В.В., Суржиков А.П., Ардышев М.В. Использование интенсивных релятивистских электронных пучков для модификации свойств полуизолирующего GaAs. // Тезисы докладов. 9 международная конференция по радиационной физике и химии неорганических материалов. 23-25 апр. РФХ-9, 1996г., Томск, С.24-25.

29. Пешев В.В. Влияние зарядового состояния радиационных дефектов на процессы их генерации и отжига в полупроводниках. // Тезисы докладов.

9 международная конференция по радиационной физике и химии неорганических материалов. 23-25 апреля. РФХ-9, 1996г., Томск, С.314.

30. Пешев В.В, Смородинов С.В.. W-дефекг в InP. // ФТП. -1996. -Т.30, N6. -С.979-984.

31. Брудный В.Н, Колин Н.Г, Новиков В.А, Нойфех А.И, Пешев В.В. Высокотемпературный отжиг и ядерное легирование GaAs, облученного реакторными нейтронами. // ФТП. -1997. -Т.31, N7. -С.811-815.

32. Пешев В.В, Смородинов С.В. Высокотемпературное облучение арсенида галлия.//ФТП. -1997. -T.3I,N10. -C.I234-1235.

33. Новиков В.А, Пешев В.В. Влияние неоднородного распределения дефектов в GaAs на спектры НЕСГУ. // ФТП. -1998. -Т.32, N4. -С. 411-416.

34. Ардышев В.М, Пешев В.В, Суржиков А.П. Влияние различных видов отжига на свойства ионнолегированных слоев и термическую стабильность полуизолирующего GaAs. // Физика и химия обработки материалов. -1998. N3. -С.91-95.

35. Пешев В.В. U- полоса в емкостных спектрах арсенида галлия, облученного нейтронами и протонами. // Тезисы докладов. Международная конференция "Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах", 22-25 сентября, -1998, -С. 105-108.