Учебная работа. Радиационные эффекты в диэлектриках

Учебная работа. Радиационные эффекты в диэлектриках

Расположено на /

42

Расположено на /

ВВЕДЕНИЕ

Вопреки сложившимся представлениям о том, что проникающая радиация вызывает в полупроводниках и полупроводниковых устройствах лишь радиационные повреждения, приводящие их в негодность, в почти всех вариантах радиация может служить действенным технологическим инвентарем, который дозволяет получать высококачественные полупроводниковые материалы, значительно усовершенствовать и удешевить Создание почти всех типов полупроводниковых устройств, сделать лучше их свойство, также сберегать драгоценные сплавы, применяемые при их производстве. В технологических действиях производства полупроводниковых устройств перспективно внедрение большинства видов проникающих излучений: стремительных электронов, гамма-квантов, нейтронов, протонов, альфа-частиц и др. В технологии ядерного легирования полупроводниковых материалов употребляются неспешные нейтроны и высокоэнергетичные электроны (Е.50 МэВ). Применение радиации в технологических действиях базируется на радиационных эффектах, которые они вызывают в полупроводниках и структурах с р-n-переходами. Это, основным образом, радиационные эффекты: эффекты смещений, ядерные перевоплощения, ионизационные эффекты.

1. РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ

1.1 Эффекты смещений и радиационное дефектообразование

Эффекты смещений приводят к образованию в кристалле радиационных изъянов. Радиационный недостаток может появиться в том случае, если энергия бомбардирующей частички достаточна для смещения атома из узла кристаллической сетки в междоузлие. к примеру, атом кремния сдвигается, если он получит от бомбардирующей частички энергию приблизительно 15-20 эВ. Эта энергия именуется пороговой энергией смещения (Еd). Для варианта облучения резвыми электронами, более нередко используемыми в радиационной технологии, выражения для определения наибольшей энергии, передаваемой атому резвым электроном, имеет вид:

где Еmax — большая кинетическая энергия смещенного атома; Еэ — кинетическая энергия электрона; m — масса покоя электрона; с — скорость света, M — масса ядра атома полупроводника. Энергия электрона, при которой может быть начало смещения атомов, в кремнии составляет около 150 кэВ и в германии — 300 кэВ. При облучении проводников гамма-квантами, которые также употребляются в радиационной технологии, возможность образования смещений в итоге конкретного взаимодействия гамма-кванта с ядром атома весьма мала. Смещения в данном случае будут возникать за счет электронов, образующихся в полупроводнике основным образом в итоге комптон-эффекта. В кремнии при облучении гамма-квантами Со60 со средней энергией ~1,25 МэВ комптоновские электроны появляются с энергией ~0,59 МэВ. Если энергия первичносмещенного атома значительна, то он может сам создавать вторичные смещения и т.д.

нужно отметить, что первичные радиационные недостатки (междоузельный атом и вакансия) очень подвижны и при комнатных температурах нестабильны. Они вступают во взаимодействие друг с другом — аннигилируют либо ведут взаимодействие с имеющимися в кристалле примесями и несовершенствами — дислокациями и др. Так образуются наиболее сложные вторичные радиационные недостатки, к примеру, для кремния n-типа проводимости, легированного фосфором и более свойственны такие радиационные недостатки как вакансия + атом фосфора (Е-центр), вакансия + атом кислорода (А-центр), дивакансия (соединение 2-ух вакансий) и остальные. В истинное время определено огромное количество разных типов радиационных изъянов зависимо от примесного состава полупроводника, вида радиационного действия, которые характеризуются различной энергией в нелегальной зоне, тепловой стабильностью и способностью воздействия на электронные и оптические характеристики полупроводника и полупроводниковых устройств (табл.1). Радиационные недостатки проявляют себя в полупроводниках как центры рекомбинации, изменяя время жизни неосновных носителей заряда, как центры захвата, снижая концентрацию главных носителей, и как центры рассеяния, понижая подвижность.

Таковым образом, введением определенных строго дозируемых концентраций термостабильных радиационных изъянов в полупроводники и полупроводниковые приборные структуры можно регулировать их характеристики и свойства иногда с точностью, недосягаемой при использовании диффузии хим примесей. Это положено в базу разрабатываемых радиационных технологий для определенных типов полупроводниковых устройств.

1.2 Ядерные перевоплощения

Понятно, что при облучении веществ нейтронами и иными высокоэнергетичными частичками происходят ядерные реакции, приводящие к образованию атомов хим частей, ранее отсутствовавших в материале. Легирование неких полупроводников с помощью неспешных нейтронов (имеют огромное сечение ядерной реакции) можно выполнить при равномерности распределения примесей ~3% в отличие от химическо-технологического легирования — 10ч15 %. В первый раз предложил идею ядерного легирования и провел Особенный Энтузиазм в истинное время ядерное легирование представляет для кремния и арсенида галлия, более обширно используемых в производстве полупроводниковых устройств и интегральных микросхем.

Таблица 1 Радиационные недостатки в кремнии и их характеристики

Выкормленный незапятнанный кристалл кремния состоит в главном из 3-х его изотопов — Si28 (92,21 %), Si29(4,7%) и Si30(3,09%). Оказывается, что лишь изотоп Si30 может захватывать нейтрон, превращаясь в размеренный изотоп фосфора Р31, являющийся донором в кремнии. Ядерная реакция перевоплощения атома кремния в атом фосфора записывается как,

Изотопы кремния Si28 и Si29 при ядерных реакциях не дают остальных размеренных хим частей, потому не изменяют характеристики кремния. Нужно отметить , что ядерная реакция весьма отлично протекает на неспешных нейтронах (Ен.200 кэВ), плотность которых в обыкновенном ядерном реакторе велика. Концентрацию атомов фосфора, являющегося донором в кремнии, вследствие ядерной реакции, можно подсчитать по формуле:

где Фt— флюенс неспешных нейтронов (н /см2), у — действенное сечение реакции (1,1•10-25см2), N — концентрация атомов в кремнии (5•1022см-3), Pi— содержание изотопа в кристалле (3,09 %).

Таковым образом, концентрацию атомов фосфора в кристалле кремния можно регулировать дозой нейтронного облучения. Опосля ядерного легирования кристаллы подвергаются тепловому отжигу при температуре около 1350 К для устранения радиационных нарушений.

Возможность ядерного легирования арсенида галлия потоком реакторных нейтронов была в первый раз показана экспериментально. Ядра галлия и мышьяка (изотопы Ga69, Ga71, As75), захватившие нейтроны, преобразуются в нестабильные изотопы, в итоге распада которых образуются постоянные изотопы Ge70, Ge72 и Se76 согласно реакциям:

Реакции отлично идут на неспешных нейтронах атомного реактора. Суммарная концентрация трансмутационно-вводимых примесей быть может рассчитана по формуле (3). Подставляя надлежащие значения в (3), получаем суммарную концентрацию атомов Ge и Se:

Соотношение концентраций трансмутационно вводимых примесей Se и Ge составляет:

При всем этом обеспечивается высочайшая однородность и точность в распределении вводимых примесей.

Облученные в реакторе полупроводники владеют остаточной радиоактивностью, потому работа с ними вероятна только опосля понижения удельной активности ниже определенного предела. В согласовании с советами МАГАТЭ по радиационной защите, радиоактивным считается хоть какой материал, имеющий удельную активность 2•10-3мкКи/г. Уровень наведенной радиоактивности определяется временем и критериями облучения, также зависит от примесного состава облучаемого материала. В нелегированных полуизолирующих кристаллах GaAs, выращенных способом Чохральского, нормально эффект трансмутационного легирования проявляется при облучении флюенсом неспешных нейтронов в границах 1016ч1018 н/см2.

Ядерно-легированными кристаллами кремния можно воспользоваться через день опосля облучения, арсенида галлия — через существенно большее время.

1.3 Ионизационные эффекты

В кристалле полупроводника либо диэлектрика в итоге действия радиации образуются вольные электроны и положительно заряженные ионы (дырки). Таковым образом, появляются лишниие электронно-дырочные пары, которых ранее в материале не было. Концентрацию таковых неравновесных пар можно подсчитать по формуле 16]:

где е — заряд электрона, ц— мощность дозы радиации; с — коэффициент преобразования, зависящий от вида радиации и ее энергетического диапазона, ф— время жизни неравновесных носителей заряда.

Эффекты ионизации, исходя из убеждений использования в технологии, могут играться существенную роль в структурах металл-диэлектрик-полупроводник. Под действием излучения в диэлектрике скапливается заряд и там может сохраняться сколь угодно длительно либо нейтрализовать уже имеющийся в нем заряд другого знака. Этот эффект можно употреблять для регулирования характеристик устройств на МДП-структурах.

2. РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В технологии

2.1 Ядерное легирование арсенида галлия

Применение и развитие обычных способов металлургического легирования выявили ряд ограничений технологий, связанных с однородностью распределения легирующих примесей в объеме возрастающего кристалла, что обосновано, основным образом, термодинамическими причинами. Кандидатурой этому является ядерное легирование (ЯЛ) полупроводников. Мы тут приведем некие приобретенные нами результаты по арсениду галлия .Удачное сочетание параметров данного материала (ровная структура энергетических зон, высочайшая эффективность излучательной рекомбинации, малая действенная масса и высочайшая подвижность электронов) позволило сделать на его базе почти все приборы СВЧ (Микроволновое излучение, сверхвысокочастотное излучение — электромагнитное излучение, включающее в себя дециметровый, сантиметровый и миллиметровый диапазон радиоволн), опто- и многофункциональной электроники, также интегральные схемы. Исследования проводились на монокристаллах и эпитаксиальных слоях арсенида галлия. Ядерное легирование производилось в разных каналах ядерного реактора, различающихся соотношениями плотностей неспешных и стремительных (Е>0,1 МэВ) нейтронов фt/фf в спектре 50-185. температура образцов в процессе облучения была около 700С.

Флюенс неспешных нейтронов варьировался в границах 5•1016 ч 5•1017 н/см2 . Отжиг образцов проводился в разных атмосферах (водород, азот) в ампулах в спектре температур 100ч1000 0С в течение 1 часа с шагом в 50 0С и следующим неспешным остыванием до комнатной температуры. Опосля эталоны подвергались травлению в полирующем травителе с целью удаления нарушенного слоя и промывке в деионизованной воде. Для измерения проводимости и эффекта Холла использовались эталоны размером 5 х 5 мм2.

нрав восстановления параметров кристаллов ЯЛ арсенида галлия (ЯЛАГ) зависит как от черт начального материала, так и от критерий облучения набросок 1. анализ зависимостей удельного сопротивления от температуры отжига p(Тотж) дозволяет выделить несколько стадий отжига. Главный отжиг радиационных изъянов происходит в спектре температур 420ч520 0С. Удельное сопротивление в итоге отжига образцов снизилось на 6 порядков.

Набросок 1- зависимость удельного сопротивления ЯЛ n-GaAs от температуры изохронного отжига. Начальная концентрация носителей заряда до облучения 2•10 16 (1) и 3•10 15 см -3(2). Доза облучения Фt=5•10 17 см -2, цt/цf=50.

Набросок 2- зависимость удельного сопротивления ЯЛ полуизолирующего и n-типа GaAs от температуры изохронного отжига. Начальный материал: 1,3- n=2•10 16 см-3; 2,4- полуизолирующий, p>10 7 Ом.см

При отжиге образцов ЯЛАГ, облученных неспешными нейтронами флюенсом Фt=5•10 17 см -2, цt/цf=185, было установлено: чем выше начальная концентрация носителей заряда, тем с наименьших температур начинает протекать процесс отжига (рис. 2). Соотношение цt/цf также влияет на нрав кривых отжига p(Тотж) по сопоставлению с рис. 1. Происходит некий сдвиг кривых отжига в низкотемпературную область, и появляются ряд стадий отжига.

Окончательное восстановление параметров происходит при несколько наименьших температурах, чем в первом случае (рис. 1). Исследовалось изменение p, n, µ в итоге отжига эпитаксиальных слоев (ЭС) арсенида галлия, облученных флюенсом неспешных нейтронов Фt=5•10 16 см -2, цt/цf=185 (рис. 3). Начальные эпитаксиальные слои GaAs (n=1•10 15 см -3) были выращены способом хлоридной эпитаксии на подложках полуизолирующего арсенида галлия.

нрав отжига эпитаксиальных слоев почти во всем идентичен с отжигом больших кристаллов. Но есть и отличия. На зависимостях µ(Тотж) и n(Тотж) наблюдаются только две стадии отжига. Восстановление параметров эпитаксиальных слоев происходит при наиболее низких температурах (~500 0С), чем у мощных образцов. Исследовательскими работами было установлено, что ядерно-легированные слои GaAs являются наиболее однородными по своим электронным свойствам по сопоставлению со структурами аналогичного уровня легирования, приобретенными способами газофазной эпитаксии.

Создадим лаконичный анализ экспериментальных результатов. процесс ядерного легирования сопровождается введением значимого числа радиационных изъянов в эталоны, источником которых являются как реакторные излучения (нейтроны, г-кванты), так и первично смещенные атомы матрицы облучаемого вещества и продукты ядерных реакций. Понятно, что при реакторном облучении GaAs вводятся как точечные радиационные недостатки, так и сложные дефектные ассоциаты (области разупорядочения). Введенные облучением радиационные недостатки обусловливают возникновение в нелегальной зоне GaAs энергетических уровней, являющихся центрами захвата для электронов в зоне проводимости. Захват носителей на уровне РД приводит к смещению уровня Ферми к середине нелегальной зоны и выражается в сильном понижении концентрации носителей заряда, росте удельного сопротивления кристалла, понижении подвижности, что и наблюдается в опыте.

Набросок 3 — зависимости n,p,µ ЯЛ ЭС GaAs от температуры отжига

При равных дозах облучения этот эффект посильнее проявляется в образчиках с наиболее высочайшим начальным удельным сопротивлением, потому что концентрация главных носителей у их ниже. Повышение в облучающем диапазоне составляющей стремительных нейтронов, являющихся более интенсивным источником дефектообразования, увеличивает компенсацию образцов. При пострадиационной термообработке происходит отжиг радиационных нарушений и активация введенных трансмутационных примесей. Уровень Ферми {перемещается} в сторону зоны проводимости, стремясь к положению, определяемому уровнем ядерного легирования образцов. Изменение относительных концентраций разных типов вводимых РД, различающихся собственной термостабильностью и обусловливает наблюдаемые индивидуальности отжига облученных кристаллов. Эталоны восстанавливаются, приобретая заданную концентрацию носителей заряда, при температурах 450-600 0С.

2.2 Повышение быстродействия полупроводниковых устройств

Большая часть полупроводниковых устройств в истинное время делается на базе кремния. Приобретенные по обыкновенной диффузионной технологии либо при помощи ионной имплантации биполярные кремниевые полупроводниковые приборы владеют значимой инерционностью. Это понижает их быстродействие и не дозволяет использовать в быстродействующей аппаратуре. Во время эксплуатации таковых устройств также значительны энергопотери при их коммутации. В базе эффекта инерционности, низкого быстродействия, лежит физический процесс скопления и рассасывания заряда неравновесных носителей в базе р-n-структуры (базы большинства полупроводниковых устройств: диодов, транзисторов, тиристоров и др.) при прохождении электронного тока.

При всем этом, чем чище и совершеннее начальный полупроводниковый кристалл, на базе которого сделан устройство, чем больше токи, тем выше инерционность.

К примеру, полупроводниковый диодик, сделанный на кремнии обыденным способом, имеет время переключения из открытого состояния в закрытое порядка 10-4 — 10-6 c, а для использования в современной быстродействующей аппаратуре, также для понижения коммутационных энергопотерь при работе устройства нужно время переключения порядка 10-7 — 10-9 c. Для роста быстродействия обычно употребляется введение в р-n-структуры устройств диффузионным методом хим примесей (золота, платины), являющихся действенными центрами рекомбинации неравновесных носителей заряда и уменьшающих скорость рассасывания скопленного заряда. Как показал мировой опыт, наилучшие результаты дает внедрение золота, обусловливающего возникновение в нелегальной зоне кремния 2-ух глубочайших энергетических уровней: Еc-0,54 эВ и Еv+0,35 эВ. тут необходимо подчеркнуть, что операция диффузии золота в кристаллы кремния плохо контролируема и трудоемка. Диффузия золота в кремнии с р-n-переходами осуществляется при температуре около 1100 0С и процесс идет около часа. Незначимые отличия от температурного режима, также отличия в параметрах начального кремния приводят к значительному разбросу черт устройств и браку. При этом, пределы растворимости золота в кремнии не разрешают достигнуть наибольшего быстродействия устройств и микросхем, а способность золота накапливаться на неоднородностях и дислокациях может приводить к электронным пробоям устройств, в особенности работающих при огромных импульсных токах. Не считая того, экономия золота либо платины также является принципиальным фактором, в особенности для Республики Беларусь, которая не добывает этих металлов.

исследование параметров радиационных изъянов показало, что некие их типы термически устойчивы и влияют на электронные характеристики кремния подобно рекомбинационным центрам, обусловленным золотом. Эти характеристики радиационных изъянов лежат в базе использования их в технологии быстродействующих полупроводниковых устройств заместо золота либо платины.

Исходя из убеждений радиационной технологии, практический энтузиазм представляют недостатки с температурой отжига выше 250 0С. Это обосновано необходимостью обеспечить в рабочем спектре температур (-60 — +125 0С) стабильность характеристик полупроводниковых устройств, сделанных с внедрением радиационной технологии. Как проявили наши исследования, подбирая режимы облучения и тепловой обработки в кремниевые р-n-структуры, можно вводить отдельные типы радиационных изъянов с термостабильностью 450 0С, что принципиально для силовых быстродействующих устройств.

Не считая того, радиационные недостатки, являющиеся действенными центрами рекомбинации, в наименьшей степени влияют на понижение концентрации главных носителей, так как дают, в отличие от золота, сравнимо маленькие энерго уровни в нелегальной зоне кремния, что весьма принципиально, потому что при существенном улучшении динамических характеристик не будет происходить приметных ухудшений статических черт устройств и, как следует, огромных внутренних энергопотерь.

Особо необходимо подчеркнуть простоту введения в кристаллы с р-n-переходами и приборы на стадии технологического цикла радиационных изъянов подходящей концентрации при высочайшей равномерности их распределения по структуре. Скорость введения радиационных изъянов зависит от вида и энергии излучения, температуры облучения, примесей в образчике. Потому для всякого типа изделий принципиально подобрать вид радиации и режим радиационной обработки.

При облучении резвыми электронами либо гамма-квантами Со60 радиационные недостатки вводятся умеренно по размеру эталона. Эти излучения целенаправлено употреблять для облучения р-n-структур, имеющих довольно необъятные активные области, куда следует вводить недостатки. Это структуры транзисторов, диодных матриц, силовых полупроводниковых устройств и др.

Применение в радиационной технологии томных частиц (протонов и альфа-частиц) целенаправлено в тех вариантах, когда нужно локальное введение радиационных изъянов, основным образом в приповерхностном слое структур. Это дозволяет уменьшить время жизни неосновных носителей заряда лишь в тех областях, где происходит их скопление, снижающее быстродействие устройств. Энергия протонного либо альфа-излучения выбирается, исходя из глубины слоя, в который требуется ввести радиационные недостатки. к примеру, пробег протонов в кремнии составляет около 1,2 мкм на любые 100 кэВ (при Еp? 1 МэВ). Локальное облучение протонами применяется также для сотворения при помощи радиационных изъянов полуизолирующих областей, где снижена концентрация главных носителей.

Облучение резвыми электронами (Еe=4 МэВ) уменьшает скопленный заряд Q неравновесных носителей в базе р-n-структуры на базе кремния с удельным сопротивлением 0,5 Ом•см — набросок 4. В итоге облучения диодных структур дозой 5•10 15 эл/см 2 вышло понижение скопленного заряда наиболее чем на порядок и, таковым образом, повышение быстродействия при неизменности статических характеристик. Повышение прямого падения напряжения (cтатический параметр) на диодике начинает происходить при большей дозе (6•10 15 эл/см 2). Потому лучшую дозу и режим облучения подбирают таковым образом, чтоб достигалось наибольшее повышение быстродействия, но статические характеристики приметно не усугубились.

Набросок 4- изменение скопленного заряда Q (1) и падения напряжения U (2) р-n-структуры зависимо от величины флюенса Ф стремительных электронов

Р-n-структуры на стадии производства либо готовые приборы опосля радиационно-технологической обработки подвергаются стабилизирующему тепловому отжигу (~300 0С), во время которого устраняются нетермостабильные радиационные недостатки. Облучение может вестись при завышенных температурах («горячее» облучение), тогда нет необходимости в стабилизирующем тепловом отжиге опосля облучения.

Исследовалось процентное распределение диодов по времени восстановления оборотного сопротивления, пропорционального времени переключения (набросок 5, сделанных с введением золота (а), без золота (б,г) и опосля облучения (в) резвыми электронами (Е e = 4 МэВ, Ф=5 • 10 15эл/см 2). В случае производства диодов без золота время их восстановления находится в границах 50-110 нс. При внедрении золота оно снизилось до 12-30 нс. Внедрение радиационной технологии позволило понизить время восстановления диодов до 4-14 нс и, таковым образом, значительно прирастить их быстродействие. При всем этом большая часть из их в процентном отношении имеет завышенное быстродействие (4-7 нс).

Набросок 5 — гистограммы процент-ного распределения диодных матриц по быстродействию.

Набросок 6 — соотношение меж временем оборотного восстановления trr диодных структур и временем жизни ННЗ при trr?0,3 мкс.

Массивные диоды, тиристоры, биполярные транзисторы, в том числе новейший их тип — с изолированным затвором — обширно используются в различной промышленной и бытовой аппаратуре (в массивных переключающих устройствах, источниках питания, авто электронике и остальных областях), нуждаются в повышении их быстродействия и минимизации коммутационных энергетических утрат. Более действенным методом решения данной нам задачки является внедрение в технологии их производства проникающих излучений (стремительных электронов, гамма-квантов).

Разглядим наиболее тщательно воздействие радиационных изъянов, вводимых проникающими излучениями, на динамические и статические характеристики массивных кремниевых диодов. Диодные р-n-структуры были сделаны на Si n-типа (КЭФ-40). Р-n-переход создавался одновременной диффузией алюминия и бора. Диоды рассчитаны на среднее время оборотного восстановления trr ?0,3 мкс, что соответствует значению времени жизни ф неосновных носителей заряда (ННЗ) не наиболее 0,7 мкс — набросок 6.

Было установлено, что прямое падение напряжения p-n-структур однообразно растет с повышением флюенса электрического облучения, а время жизни неосновных носителей заряда — миниатюризируется — набросок 7.

Набросок 7 — зависимости времени жизни ННЗ и прямого падения напряжения диодных структур от флюенса электронов с Е = 4 МэВ.

При огромных флюенсах стремительных электронов тока 2 А). Как надо из рис. 8, мало достижимое значения исследуемых характеристик достигаются при Фe=7,5•10 14 см -2.

Аналогичный нрав поведения ф и Uf наблюдается и при облучении диодных структур гамма-квантами Со 60. Но тут мало достижимое случае гамма-облучения фактически не вводятся дивакансии. значения оборотных токов диодных структур не выходят за нормы ТУ в исследуемом спектре флюенсов электрического облучения. Для исследования тепловой стабильности характеристик проводился изохронный (20 мин) отжиг облученных диодных структур при Тотж = 373ч623 К — набросок 9.

Набросок 8 — зависимость U F(ф) для диодных структур, облучаемых электронами с Е = 4 МэВ и гамма-квантами Сo 60

При отжиге все характеристики устройств испытывают оборотные конфигурации, т.е. значение прямого падения напряжения миниатюризируется, а

Но до Тотж = 523 К эти конфигурации очень ерундовы. Более действенное восстановление ф и UF начинается при наиболее больших температурах. При Тотж= 623 К

Набросок 9 — изменение в процессе изохронного отжига времени жизни ННЗ и прямого падения напряжения диодных структур, облученных флюенсом электронов Фe=7•1014 см -2. UFT; UF0; UFФ —

Результаты нестационарной емкостной спектроскопии глубочайших уровней — DLTS-спектроскопии (Deep Layer Transient Spectroscopy) диодных структур проявили, что при перезарядке ловушек главными носителями заряда на диапазоне облученных электронами образцов появляются пики Е1-Е4, а при перезарядке неосновными — минимум H1- набросок 10-а. Пику Е1 соответствует глубочайший уровень с Ес-0,19 эВ и сечением захвата у = 2,7•10 -14 см 2 (комплекс вакансия-кислород), Е2 — Ес-0,25 эВ у = 6,7•10 -15см 2 (комплекс вакансия-вакансия), Е3 — Ес-0,36 эВ у = 8,1•10 -16 см 2 и минимуму H1 — донорный уровень с Еv+0,36 эВ у = 2,3•10 -15 см 2 (комплекс углерод внедрения-кислород внедрения). Наложение пиков Е3 и Е4 не дозволяет найти характеристики ловушки Е4. Отжиг облученных р-n-структур при Тотж = 573 К приводит к исчезновению пиков Е2 и Е4- набросок 10-б, что дозволяет сопоставить оба пика с комплексом вакансия-вакансия. Направляет на себя внимание также существенное уменьшение амплитуды пиков Е1 и Н1. Все это разъясняет резкое восстановление характеристик облученных образцов при данных температурах отжига -рисунок 9. Природа термостабильной ловушки Е3 на данный момент остается до конца не выясненной. Можно представить, что этот уровень относится к наиболее сложным кислородосодержащим комплексам.

Набросок 10 -DLTS-спектры облученных (а) и отожженных при Тотж= 573 К в течение 30 минут (б) диодных структур. Штриховая линия — перезарядка ловушек неосновными носителями, а сплошная — главными.

Необходимо подчеркнуть, что электрическое облучение можно использовать и для улучшения динамических характеристик диодов, сделанных на кремнии р-типа. Так, исследуемые диоды изготавливались на кремниевых пластинках р-типа с удельным сопротивлением 18 Ом•см. Р-n-переход формировался диффузией фосфора на глубину 8 мкм. Опосля сотворения омических контактов все количество устройств было разбито на три группы. 1-ая и 2-ая облучались различными флюенсами электронов при комнатной температуре и отжигались при 700 К в течение 8 минут. 3-я группа не подвергалась радиационно-термической обработке.

В таблице 2 представлены результаты радиационно-термической обработки диодных n+-p-p+-структур. Отжиг облученных структур проводился в течение 8 минут. Исследования необлученных образцов проявили, что средние значения времени оборотного восстановления диодных структур составляли 920 нс, прямого падения напряжения — 917 мВ, оборотного напряжения — 233 В.

С ростом флюенса электрического облучения Ф происходит уменьшение trr. Так, уже при Ф=6•10 15 см -2 среднее значения статических характеристик остаются в границах Ur ?200 В и Uf?1,2 В.

Таблица 2 Воздействие радиационно-термической обработки на характеристики массивных диодов, сделанных на кремнии р-типа:

Из анализа приобретенных данных следует, что в итоге проведенной радиационно-термической обработки

При всем этом значения Uf остаются не только лишь в нормативных рамках, но еще имеется достаточный припас (~0,2 В) для еще большего увеличения флюенса электрического облучения. Опосля облучения n+-р-p+-структур электронами на DLTS-спектрах появляются пики, надлежащие перезарядке глубочайших уровней, расположенных в нижней половине нелегальной зоны кремния- набросок 11. Пик Е1 соответствует ловушке с глубочайшим уровнем Ev+0,20 эВ и сечением захвата у = 8,1•10-16см2(комплекс дивакансия), пик Е2 — Ev+0.31 эВ и у= 4,9•10-14 см 2 и пик Е3 — Ev+0,35 эВ и у= 4,5•10 -15см2(комплекс углерод внедрения — кислород внедрения СiOi). Природа ловушки Е2 на нынешний денек остается пока до конца не выясненной. Она отжигается при температуре отжига Тотж = 650 К.

Результаты DLTS-спектроскопии демонстрируют, что главным рекомбинационным центром в облученных образчиках является комплекс СiOi. Согласно литературным данным он отжигается при 673 К 23]. Это подтверждается и нашими измерениями. Так, при Тотж = 673 К в течение 30 минут амплитуда пика Е3 уменьшилась наиболее чем в 10 раз — набросок 11. В то же время, как отмечалось выше, опосля стабилизирующего отжига облученных диодов при 700 К в течение 8 минут trr остается существенно меньше начального значения.

Набросок 11- DLTS-спектры облученных и отожженных при Т = 623 и 673 К в течение 30 минут образцов на кремнии р-типа .

Необходимо подчеркнуть, что в процессе изохронного отжига образцов при 650-690 К возникает ряд наиболее термостабильных ловушек Е4-Е7. Пик Е4 соответствует ловушке с глубочайшим уровнем Ev+0,24 эВ и сечением захвата у= 1,3•10 -12 см 2 и Е7 — Ev+0,58 эВ и у= 1,9•10 -14 см 2. характеристики ловушек Е5 и Е6 найти не удается из-за перекрытия пиков Е5, Е6 и Е3. Огромные значения сечений захвата у ловушек Е4 и Е7 разрешают их отнести к термостабильным — набросок 11 и очень действенным центрам рекомбинации неосновных носителей заряда в базисной области исследуемых диодов, что и разъясняет высшую тепловую стабильность характеристик облученных диодов.

Таковым образом, приобретенные результаты свидетельствуют о способности использования радиационно-термической обработки в технологии производства массивных кремниевых диодов. Эффективность использования радиационной технологии полупроводников можно также показать на примере производства массивных кремниевых тиристоров, в том числе выключаемых по электроду управления (запираемых).

Исследовались зависимости остаточного падения напряжения на тиристоре Ut от времени выключения tq для 2-ух разных методов радиационной обработки — набросок 12.

Набросок 12 — зависимость Ut (tq) для массивных кремниевых тиристоров (номинальный ток 50 А, блокируемое напряжение <2000 B). 1- обыденное облучение; 2- локальное облучение .

Кривая 1 соответствует зависимости при обыкновенном облучении тиристоров электронами с энергией 4 МэВ при комнатной температуре флюенсами 1•1014-1•1015 см-2. Подобная зависимость (кривая 2) получена при облучении тиристоров через специальную маску, позволяющую создавать в объеме полупроводниковой структуры изолированные сквозные участки с малым временем жизни неосновных носителей заряда. Из-за этого удается сдвинуть кривую зависимости UT(tq) в сторону огромных значений времени выключения, обеспечивая таковым образом наиболее высочайший уровень быстродействия при тех же значениях утрат в проводящем состоянии. Это обосновано тем, что при внедрении зон завышенной рекомбинации в базисные области p-n-p-n-структуры, главный ток в проводящем режиме протекает по участкам структуры с низкой концентрацией радиационных изъянов. При выключении устройства рекомбинация заряда, оставшегося в базисной области структуры опосля закрытия центрального р-n-перехода, протекает наиболее отлично за счет ухода неравновесных носителей в зоны завышенной рекомбинации.

Как видно на рисунке 12, из-за этого удается достигнуть практически двукратного роста быстродействия при тех же значениях остаточного падения напряжения (по ТУ не наиболее 2,5 В).

Одним из более многообещающих методов выключения тиристоров является подача в одну из базисных областей (обычно p-типа) управляющего импульса отрицательной полярности (запирание). Коэффициент запирания Кзап, определяемый как отношение амплитуды запираемого анодного тока к амплитуде импульса запирающего тока, является главным параметром, влияющим на эффективность процесса запирания. Естественным является рвение создать структуры и приборы на их базе с высочайшими значениями Кзап. Но, предлагаемые для этого технологические способы усложняют процесс производства структуры. Было установлено, что характеристики Кзап и Ut при облучении растут, но скорости их роста различны — набросок 13. Так, при Ф= (2-3)•1014 см-2 Кзап возрастает в 3-4 раза, при всем этом Ut вырастает приметно меньше (в полтора-два раза).

Набросок 13 — зависимость коэффициента запирания Кзап и остаточного напряжения в открытом состоянии Ut запираемого тиристора (номинальный ток 2 А, наибольшее блокируемое напряжение <1000 В) от флюенса электрического облучения. 1- Ut; 2 — Кзап

Таковым образом, разумеется, что при помощи радиационного облучения можно значительно наращивать эффективность запирания тиристоров, выключаемых по электроду управления, не допуская при всем этом выхода значения остаточного напряжения за границы, обозначенные в ТУ. Более многообещающим силовым полупроводниковым устройством в истинное время является биполярный транзистор с изолированным затвором (БТИЗ). Этот устройство делается, в отличие от биполярных транзисторов, на p+-подложке, служащей коллектором, с следующим эпитаксиальным наращиванием дрейфового слоя n-типа; управляющая МОП-структура формируется потом на этом слое при помощи действий, подобных применяемым при изготовлении массивных МОП-транзисторов. Таковая структура дозволяет получить высочайшие характеристики — огромные рабочие напряжения и плотности прямого тока. Но вовлечение неосновных носителей в процесс передачи тока определило сравнимо низкое их быстродействие, что значительно ограничивает область внедрения этих устройств. Достигнуть его роста нам удалось благодаря использованию в технологии их производства лишь проникающих излучений . В данном случае радиационной технологии нет кандидатуры.

Транзисторы (БТИЗ) изготавливались на НПО (Научно-производственное объединение, также научно-производственное предприятие — организация любой организационно-правовой формы, проводящая научные исследования и разработки) «Интеграл», радиационная обработка проводилась в Институте физики твердого тела и полупроводников НАН Беларуси на ускорителе электронов ЭЛУ-4. Определены рациональные режимы радиационной и тепловой обработки БТИЗ с напряжением на коллекторе 500 В и токе 10 А, которые дозволили достигнуть время переключения 130 нс (забугорные аналоги имеют 200 нс) при дозе Ф ~8•10 14см-2, энергии электронов 4 МэВ, температуре отжига Тотж.=400 0С.

Следует в качестве примера указать еще на один тип cоставного транзистора, собранного по схеме Дарлингтона, быстродействие которого удалось значительно повысить, используя электрическое облучение . Дело в том, что массивные биполярные транзисторы при больших плотностях тока имеют, обычно, низкое значение коэффициента усиления по току в. Для исключения этого недочета мощнейший составной транзистор появляется из 2-ух транзисторов, соединенных по схеме Дарлингтона, что дает существенное повышение в. Но при всем этом скорость переключения составного транзистора понижается. Опытнейшая партия транзисторов была сделана на НПО (Научно-производственное объединение, также научно-производственное предприятие — организация любой организационно-правовой формы, проводящая научные исследования и разработки) «Интеграл», радиационная обработка проводилась в ИФТТП НАН Беларуси. Были отработаны режимы радиационной и тепловой обработки, которые дозволили повысить быстродействие составных транзисторов в 2 раза при сохранении коэффициента усиления в границах нормы.

Были определены экспериментальные значения времени выключения — набросок 14 и коэффициента усиления по току — набросок 15, усредненные по 10 образчикам для 5 групп составных транзисторных структур с разными начальными в0, зависимо от флюенса электронов, также от продолжительности отжига при 433 К. В итоге облучения при Ф = (2-5)•1013 см-2 время выключения понижается в область норм ТУ (t выкл?2,5 мкс).

Набросок 14 — изменение времени выключения составных транзисторных структур зависимо от флюенса электронов (Е=6 МэВ) и продолжительности отжига при 433 К

Следующий отжиг в течение 1-2 ч приводит к предстоящему уменьшению величины tвыкл, но наиболее долгий отжиг усугубляет быстродействие транзисторов. Величина в миниатюризируется опосля облучения и отчасти восстанавливается опосля отжига в течение 1-8 ч, но при всем этом остается с двойным припасом в границах ТУ. Были исследованы конфигурации динамических (время рассасывания tp, время жизни неосновных носителей заряда в коллекторе фк) и статических (напряжение насыщения коллектор-эмиттер Uкэн, коэффициент передачи тока базы в) характеристик массивных биполярных транзисторных n+-n-p-n+-структур зависимо от дозы гамма-излучения Со60 и электронов с энергией Ее = 4 МэВ с учетом воздействия доминирующих радиационных изъянов.

Набросок 15 — воздействие электрического облучения с Е=6 МэВ и отжига при 433 К в течение 1-8 ч на коэффициент усиления по току составных транзисторных структур

Транзисторные структуры изготавливались на базе ядерно-легированного кремния n-типа с удельным сопротивлением 70ч90 Ом•см (коллектор), р-база создавалась ионным легированием бором, n+-эмиттер— диффузией фосфора. Структуры облучались электронами на линейном ускорителе ЭЛУ-4 флюенсами Фе=1012ч3•1013 см-2, также флюенсами гамма-квантов Фг=3•1014ч6•1015см-2 на установке «Исследователь».

Исследования конфигураций главных характеристик массивных транзисторных структур при электрическом облучении проявили — рисунке 16, что в спектре Фе=1010ч1013см-2 зависимости оборотных значений 3-х характеристик от флюенса электронов аппроксимируются линейными функциями:

где tp.o = 7,4•10-6 с, фk.o = 1,8•10 -5с, в0 = 9,0 —значения характеристик до облучения; Kt = 1,8•10 -8см 2 •с-1, Кф = 7,0•10-9 см 2•с -1, Кв= 1,3•10 -14 — коэффициенты радиационного конфигурации соответственных характеристик.

Набросок 16 — конфигурации характеристик tp -1 (1), фk-1 (2) и в-1(3) транзисторных структур зависимо от флюенса электронов

Подобные зависимости характеристик транзисторных структур были также получены и от флюенса гамма-квантов Фг. Не считая того, было установлено, что изменение напряжения насыщения при электрическом либо гамма-облучении — набросок 17 с достаточной точностью можно представить квадратичной зависимостью от флюенсов излучений:

где Uкэн.о= 0,2 ч0,4 В — величина напряжения насыщения до облучения, Кu= 1,3•10 -25В•см4 либо 1,4•10-31 В•см4 — коэффициенты его радиационного конфигурации при действии электронов либо гамма-квантов соответственно.

анализ приобретенных результатов показал, что радиационные конфигурации характеристик массивных транзисторных структур определяются действиями дефектообразования в главном в высокоомном n-коллекторе (tp, фк, Uкэн) и отчасти в р-базе (в).

Набросок 17 — изменение напряжения насыщения транзисторных структур зависимо от Фе2 либо Фг2

При помощи DLTS-спектроскопии были определены концентрации доминирующих радиационных изъянов (А-центров) NA в коллекторном слое транзисторных структур. Установлено ,что зависимости NA от флюенса частиц подчиняются линейному закону:

где КN = 2,7•10-2 см-1 либо 1,4•10 -4см-1— коэффициент радиационного конфигурации концентрации изъянов, появившихся при электрическом либо гамма-облучении соответственно. Отсюда можно выявить связь конфигураций электронных характеристик транзисторных структур и характеристик радиационных изъянов. к примеру, используя зависимости (8) и (12), получим:

Надлежащие конфигурации времени рассасывания от концентрации А-центров, образующихся при действии электронов либо гамма-квантов, показаны на — рисунке 18. В случае электрического облучения схожая зависимость выражена существенно посильнее, чем при облучении гамма-квантами. Это соединено с тем, что при электрическом облучении вместе с А-центрами вводятся к тому же остальные радиационные недостатки (VV, V-P), действующие на быстродействие транзисторных структур.

Набросок 18 — зависимости tp-1 (NA) при облучении транзисторных структур электронами (1) либо гамма-квантами (2)

3.СПЕЦИФИКА МЕХАНИЗМОВ РАДИАЦИОННОГО действия

3.1 Радиационная стойкость материалов

Физические механизмы радиационных действий на материалы и элементы оборудования КА зависят от вида и энергии воздействующего излучения, типа облучаемого материала, критерий облучения — интенсивности воздействующего излучения (мощности дозы), температуры материала и ряда остальных причин. Так как ионизирующее излучение галлактического места является многокомпонентным по составу и энергии, при этом его составляющие могут повлиять на КА в разных сочетаниях и в разной временной последовательности, то возникающие в материалах КА радиационные эффекты имеют очень непростой нрав.

Радиационными эффектами принято именовать любые конфигурации структуры, параметров, состояния вещества либо материала, вызываемые действием излучения. Трудность анализа радиационных эффектов утежеляется также сложностью состава и структуры почти всех материалов, применяемых в конструкции КА: композитов, полимеров, мультислойных тонкопленочных структур и т.д.

Обратимые и необратимые конфигурации параметров материалов происходят за счет всех действий преобразования энергии ионизирующего излучения в веществе.

Электронно-дырочные пары, генерируемые в жестком теле тормозящимися заряженными частичками в итоге ионизационных утрат энергии, вызывают радиационную проводимость, радиолюминесценцию, радиационное окрашивание и радиационно-химические перевоплощения.

Радиационная проводимость и радиолюминесценция определяются в главном мощностью дозы излучения и относительно стремительно исчезают опосля прекращения облучения. время релаксации составляет ~10-9-10-1 с зависимо от типа материала. Эти явления охарактеризовывают типичную картину обратимых радиационных действий. Радиационное окрашивание диэлектриков и радиационно-химические перевоплощения в главном зависят от суммарной поглощенной дозы излучения. время релаксации таковых явлений добивается 1•10-7с и наиболее. Носители заряда, образующиеся в облучаемом веществе, делают стационарные и нестационарные токи и приводят к скоплению большого заряда в диэлектриках, который может сохраняться в течение долгого времени. Крайний процесс, как мы увидим дальше, быть может предпосылкой появления электронных разрядов в диэлектрических материалах КА.

Эффекты смещения, приводящие к образованию обычных кратко живущих и сложных долгоживущих радиационных изъянов кристаллической сетки твердого тела, оказывают, как уже отмечалось выше, существенное воздействие на электрофизические, оптические и механические характеристики материалов. Процессы появления и скопления радиационных изъянов очень критичны для полупроводниковых материалов и устройств, применяемых в составе оборудования КА. Их воздействие проявляется за счет конфигурации времени жизни неосновных носителей заряда в полупроводниках, концентрации и подвижности носителей.

Образование радиационных изъянов под действием ионизирующего излучения галлактического места имеет ряд особенностей. Недостатки, создаваемые разными компонентами излучения, сложным образом ведут взаимодействие меж собой и с начальными недостатками облучаемой структуры, в итоге что могут возникать синергетические эффекты, заключающиеся в том, что при одновременном либо поочередном действии на материалы КА нескольких причин конечный эффект не равен сумме эффектов от действия отдельных причин. При всем этом всеохватывающее действие причин галлактического места может как усиливать, так и ослаблять повреждение материалов. Применительно к действию галлактической среды на материалы КА синергетические эффекты изучены совсем недостаточно, их исследованию уделяется огромное внимание.

Принципиально отметить, что действие галлактического ионизирующего излучения на материалы КА происходит на фоне действия остальных причин: солнечного электромагнитного излучения, жаркой и прохладной галлактической плазмы и т.д., в критериях невесомости и знакопеременной температуры, спектр конфигурации которой для материалов, находящихся на поверхности КА, составляет от -150 до +100°C. Это еще наиболее усложняет нрав действий, протекающих в материалах и элементах оборудования КА.

Для описания радиационной стойкости материалов и частей оборудования употребляется ряд строго определенных определений:

¦ радиационная стойкость материалов — их способность делать определенные функции и сохранять данные свойства и характеристики в границах, установленных техническими требованиями, во время и опосля действия ионизирующих излучений;

¦ предел радиационной стойкости — доза либо флюенс ионизирующего излучения, при которых конфигурации главных более принципиальных технических черт материалов не превосходит допустимых значений;

¦ радиационный отказ — нарушение работоспособности материала, элемента, изделия за счет действия ионизирующих излучений.

Усредненные данные о радиационной стойкости неких материалов и частей оборудования, применяемых при разработке КА, приведены в таблице 3.

Таблица 3 Радиационная стойкость материалов и частей оборудования КА.

Материал, изделие

Доза, Гр

Изменение черт, нрав действия

Полупроводниковые приборы

103-104

повышение оборотных токов, понижение усиления

Процессоры БИС

102-103

обратимые и необратимые перемежающиеся отказы, радиационные сбои

Солнечные элементы

103-104

понижение КПД

Оптические стекла

103-104

ухудшение прозрачности за счет радиационного окрашивания

Волоконная оптика

102-103

понижение амплитуды передаваемого сигнала за счет радиационного окрашивания

Интегральная оптика

102-103

понижение КПД, радиационная расцветка световодов

Полимерные материалы

104-106

деградация оптических, механических и электроизоляционных черт

Из рассмотрения таблицы 3 видно, что в большей степени подвержены действию галлактической радиации полупроводниковые и оптические материалы, в наименьшей степени — полимерные материалы и терморегулирующие покрытия, а более высшую стойкость к действию радиации имеют сплавы.

Внедрение таковых усредненных данных дозволяет систематизировать материалы по уровню радиационной стойкости и создавать подготовительный выбор частей оборудования КА для разных критерий эксплуатации. Окончательный выбор материалов осуществляется на основании результатов всеохватывающих лабораторных и натурных испытаний и сведений о поведении материалов в галлактической среде, получаемых способами математического моделирования.

3.2 действие ионизирующих излучений

Одним принципиальным эффектом, обусловленным действием ионизирующих излучений галлактического места, является радиационная электризация диэлектрических материалов, под которой соображают скопление электронного заряда на их поверхности либо в объеме. Соответственно различают поверхностную и объемную (внутреннюю) электризацию. В критериях галлактического места поверхностная электризация диэлектриков наружной оболочки КА вызывается действием жаркой магнитосферной плазмы, электроны которой с соответствующими энергиями до 50?100 кэВ попадают в материал на глубину ~20?30 мкм, а большая электризация — действием электронов РПЗ (1) с энергиями ~2?10 МэВ, способных просочиться в толщу диэлектрика на 0,5?2 см.

]]>