Регистрация ионизирующего излучения структурой полупроводник-металл-диэлектрик

Размещено на http://www.allbest.ru/

Регистрация ионизирующего излучения структурой полупроводник-металл-диэлектрик

Введение

Осаждённые тонкие плёнки были впервые получены в 1857 г. Фарадеем при проведении им опытов по взрыву металлических проволочек в инертной атмосфере. Дальнейшие эксперименты по осаждению плёнок были стимулированы в 19-м столетии интересом к оптическим явлениям, связанным с тонкими слоями вещества, исследованиями кинетики и диффузии газов. В 1887 г. Нарволд на примере проволок из платины продемонстрировал возможность осаждения тонких металлических плёнок в вакууме с использованием джоулева тепла. Годом позже Кундт применил этот же метод для измерения показателя преломления плёнок металлов. В последующие десятилетия тонкие плёнки использовались для чисто физических исследований. Только с совершенствованием вакуумного оборудования, которое позволило организовать массовое производство и контроль свойств осаждённых плёнок, последние нашли промышленное применение. За последнюю четверть века области применения тонких плёнок значительно расширились. В качестве примера можно привести просветляющие покрытия, зеркала, интерференционные фильтры, солнечные очки, декоративные покрытия на пластиках и тканях, использование тонких плёнок в электронно-лучевых трубках, в производстве микроэлектронных схем. Именно наиболее широкое применение они нашли в электронике при создании приборов и целых электронных схем. Плёнки металлов и сплавов, полупроводников и диэлектриков используют в качестве соединительных элементов, резисторов, конденсаторных электродов, детекторов излучений, транзисторов, различных оптических покрытий. В космической технике плёнки применяют в качестве покрытий для регулирования температуры спутников и т.д.

Исследование пленок позволяет получать новую и ценную информацию о физических свойствах различных материалов, веществ, углублять наши знания по многим вопросам в разных областях физики. Например, изучение тонких пленок существенно расширило представления о физической природе анизотропии ферромагнетиков, позволило выявить и исследовать разнообразные процессы перемагничивания, обнаружить новые физические явления. Одно из таких явлений - гигантское магнитосопротивление, которое привлекло особенно большое внимание и в последние несколько лет стало предметом всестороннего исследования. Также очень важно, что в пленках можно реализовать структурные состояния, которые трудно или невозможно получать в обычных (массивных или объемных) образцах. Это существенно расширяет возможности исследования связи между структурными характеристиками и физическими свойствами различных материалов.

При исследовании необлученных тонких пленок было обнаружено взаимопроникновение атомов металла и полупроводника. В облученных обычным светом тонкопленочных структурах это взаимопроникновение более выражено. Предполагается, что облучение ионизирующим излучением, состоящим из частиц с более высокой энергией чем у фотонов приведет к значительным изменениям в тонкопленочных структурах. Также предложен возможный способ регистрации ионизирующего излучения с помощью структуры полупроводник-металл-диэлектрик.

1. Ионизирующее излучение

Ионизирующее излучение - поток заряженных или нейтральных частиц и квантов электромагнитного излучения, прохождение которых через вещество приводит к ионизации и возбуждению атомов или молекул среды. Они возникают в результате естественных или искусственных радиоактивных распадов веществ, ядерных реакций деления в реакторах, ядерных взрывов и некоторых физических процессов в космосе.

Ионизирующие излучение состоит из прямо или косвенно ионизирующих частиц или смеси тех и других. К прямо ионизирующим частицам относятся частицы (электроны, б-частицы, протоны и др.), которые обладают достаточной кинетической энергией, чтобы осуществить ионизацию атомов путём непосредственного столкновения. К косвенно ионизирующим частицам относятся незаряженные частицы (нейтроны, кванты и т.д.), которые вызывают ионизацию через вторичные объекты.

В настоящее время известно около 40 естественных и более 200 искусственных б-активных ядер. б-распад характерен для тяжелых элементов (урана, тория, полония, плутония и др.). б-частицы - это положительно заряженные ядра гелия. Они обладают большой ионизирующей и малой проникающей способностью.

в-излучение - это поток отрицательно заряженных частиц (электронов), которые испускаются при в-распаде радиоактивных изотопов. Бета-частицы при взаимодействии с атомами среды отклоняются от своего первоначального направления. Поэтому путь, проходимый в-частицей в веществе, представляет собой не прямую линию, как у б-частиц, а ломаную. Наиболее высокоэнергетические в-частицы могут пройти слой алюминия до 5 мм, однако ионизирующая способность их меньше, чем у б-частицы.

г-излучение, испускаемое атомными ядрами при радиоактивных превращениях, обладает энергией от нескольких тысяч до нескольких миллионов электрон-вольт. Ионизирующая способность г - излучения значительно меньше, чем у б- и в - частиц. г - излучение - это электромагнитные излучения высокой энергии. Оно обладает большой проникающей способностью, изменяющейся в широких пределах.

Все ионизирующие излучения по своей природе делятся на фотонные (квантовые) и корпускулярные. К фотонному (квантовому) ионизирующему излучению относятся гамма-излучение, возникающее при изменении энергетического состояния атомных ядер или аннигиляции частиц, тормозное излучение, возникающее при уменьшении кинетической энергии заряженных частиц, характеристическое излучение с дискретным энергетическим спектром, возникающее при изменении энергетического состояния электронов атома и рентгеновское излучение, состоящее из тормозного и / или характеристического излучений. К корпускулярному ионизирующему излучению относят б-излучение, электронное, протонное, нейтронное излучения. Корпускулярное излучение, состоящее из потока заряженных частиц (б-, в-частиц, протонов, электронов), кинетическая энергия которых достаточна для ионизации атомов при столкновении, относится к классу непосредственно ионизирующего излучения. Нейтроны и другие элементарные частицы непосредственно не производят ионизацию, но в процессе взаимодействия со средой высвобождают заряженные частицы (электроны, протоны), способные ионизировать атомы и молекулы среды, через которую проходят. Соответственно, корпускулярное излучение, состоящее из потока незаряженных частиц, называют косвенно ионизирующим излучением.

Нейтронное и гамма излучение принято называть проникающей радиацией или проникающим излучением.

Ионизирующие излучения по своему энергетическому составу делятся на моноэнергетические (монохроматические) и немоноэнергетические (немонохроматические). Моноэнергетическое (однородное) излучение - это излучение, состоящее из частиц одного вида с одинаковой кинетической энергией или из квантов одинаковой энергии. Немоноэнергетическое (неоднородное) излучение - это излучение, состоящее из частиц одного вида с разной кинетической энергией или из квантов различной энергии. Ионизирующее излучение, состоящее из частиц различного вида или частиц и квантов, называется смешанным излучением.

2. Взаимодействие ионизирующих излучений с веществом

2.1 Взаимодействие электронов с веществом

При движении через вещество быстрые электроны взаимодействуют с электронными оболочками атомов и атомными ядрами среды. Взаимодействие осуществляется кулоновскими силами. Основными типами взаимодействия являются упругое рассеяние, неупругое рассеяние и радиационное торможение. В результате упругого рассеяния электрон после столкновения с атомом изменяет направление и скорость движения, но суммарная кинетическая энергия электрона и атома не меняется. При неупругих соударениях за счет кинетической энергии электронов происходит возбуждение или ионизация атомов.

Потери энергии электронов на ионизацию и возбуждение атомов среды называют ионизационными потерями. Ионизационные потери на единицу пути электрона пропорциональны числу электронов в кубическом сантиметре вещества п. Количество электронов в 1 см³ определяется выражением:

(1)

где - число Авогадро, с - плотность, А - массовое число, Z - атомный номер элемента. Так как отношение мало изменяется при переходе от одного элемента к другому, а величина L постоянна, в первом приближении можно считать, что ионизационные потери электронов на единицу пути пропорциональны плотности вещества с. Отсюда следует, что слои различных веществ с одинаковой массовой толщиной с. d вызывают примерно одинаковые ионизационные потери.

Удельные ионизационные потери электронов в области малых и средних энергий уменьшаются с увеличением энергии электронов, около 1 МэВ проходят через минимум и при дальнейшем увеличении энергии нарастают по логарифмическому закону.

Взаимодействие быстрых электронов с кулоновским полем атомных ядер приводит к торможению электронов с испусканием тормозного излучения. Радиационные потери растут пропорционально энергии электронов и квадрату атомного номера тормозящей среды. Энергия, при которой ионизационные потери равны радиационным, называется критической. Величина критической энергии для электронов определяется приближенно соотношением:

(2)

где m - масса электрона, Z - атомный номер среды, с - скорость света.

Полные потери энергии электронами при энергиях ниже критической определяются в основном ионизационными потерями, при энергиях электронов выше критической преобладают радиационные потери.

2.2 Поглощение электронов в веществе

Ионизационные и радиационные потери энергии определяют пробег электрона в среде. Под длиной пробега электрона обычно понимается толщина слоя вещества по прямой первоначального движения электрона, проходимая электроном при торможении до тепловых скоростей. Эта величина существенно отличается от истинной длины пути электрона в веществе, так как при каждом соударении электрон изменяет направление движения и движется в веществе по ломаной линии. Поглощение электронов бета-распада в веществе довольно точно описывается экспоненциальным законом:

(3)

где N₀ - начальная интенсивность пучка бета-частиц, N_d - интенсивность пучка после прохождения слоя вещества толщиной d сантиметров, м - линейный коэффициент поглощения в см^-1, с - плотность вещества, - массовый коэффициент поглощения. Линейный коэффициент поглощения м для различных веществ имеет различные значения, массовый коэффициент поглощения для одного бета-излучателя имеет примерно постоянное значение в различных веществах, так как (как указано выше) слои одинаковой массовой толщины вызывают примерно одинаковые ионизационные потери независимо от состава поглощающего вещества. Часто поглощение бета-частиц характеризуют не коэффициентом поглощения, а толщиной слоя поглотителя, ослабляющего первоначальную интенсивность пучка бета-частиц вдвое. Связь величины слоя половинного поглощения Д в мг/см² с массовым коэффициентом поглощения , как легко установить, определяется выражением:

(4)

Отсюда закон поглощения бета-излучения в веществе может быть представлен выражением:

(5)

Толщина половинного поглощения бета-излучения в веществе определяется величиной максимальной энергии бета-спектра.

2.3 Торможение атомных ядер

Радиационные потери заряженной частицы в веществе обратно пропорциональны квадрату массы частицы. Поэтому величина критической энергии частицы даже для самых легких атомных ядер значительно выше величины критической энергии для электронов и составляет 10¹³ - 10¹⁴ эВ. Следовательно, в большинстве случаев радиационные потери атомных ядер ничтожны и торможение их определяется лишь ионизационными потерями.

Ионизационные потери заряженной частицы определяются величиной ее заряда и скоростью. При одинаковых скоростях электроны и протоны, например, имеют одинаковые ионизационные потери.

При одинаковых энергиях атомное ядро и электрон обладают различными пробегами в веществе. Пробег атомного ядра значительно меньше пробега электрона из-за того, что при равных энергиях тяжелая частица обладает меньшей скоростью и потому большими удельными ионизационными потерями.

Пути альфа-частиц в веществе обычно прямолинейны. Объясняется это тем, что при столкновениях с электронами альфа-частицы благодаря большой массе испытывают рассеяние на очень малые углы, столкновения же альфа-частиц с ядрами очень редки. Пробеги альфа-частиц с одинаковыми начальными энергиями отличаются не более чем на 3-4%.

Связь длины пробега альфа-частицы в воздухе при нормальных условиях с ее начальной энергией в диапазоне энергий от 4 до 7 МэВ дается соотношением:

(6)

где R - длина пробега альфа-частицы в сантиметрах, Е - энергия альфа-частицы в миллионах электрон-вольт.

2.4 Взаимодействие нейтронов с веществом

Нейтроны при движении в веществе не производят ионизации и возбуждения атомов. Объясняется это тем, что, не обладая электрическим зарядом, они практически не взаимодействуют с электронами. Взаимодействуют нейтроны лишь с атомными ядрами среды посредством ядерных сил.

Основными видами взаимодействия нейтронов с атомными ядрами являются рассеяние и захват нейтронов. Рассеянием называется всякое взаимодействие нейтрона с атомным ядром, приводящее к изменению его скорости. Рассеяние, при котором часть энергии нейтрона затрачивается на возбуждение атомного ядра, называется неупругим. Рассеяние, не сопровождающееся превращением кинетической энергии в потенциальную, называется упругим.

Благодаря процессам рассеяния нейтроны движутся по сложным траекториям, теряя при каждом соударении свою энергию. При уменьшении энергии эффективные сечения взаимодействия нейтронов с ядрами вещества растут, так как вероятность взаимодействия нейтрона с ядром пропорциональна времени пребывания его в поле ядра или обратно пропорциональна скорости (закон ), длина свободного пробега нейтрона уменьшается в результате замедления. Уменьшение энергии нейтрона продолжается до тех пор, пока не установится тепловое равновесие между нейтронами и атомами среды. Нейтроны, находящиеся в тепловом равновесии с атомами среды, называются тепловыми. При температуре среды 18°С средняя энергия теплового нейтрона составляет около 0,025 эВ. Нейтрон с такой энергией обладает скоростью 2200 м/с.

В любой среде после некоторого числа актов рассеяния (или при первом же взаимодействии) происходит захват нейтронов ядрами. В случае захвата ядром медленного нейтрона одним из наиболее вероятных типов ядерных превращений является радиационный захват - реакция типа (п, г). При радиационном захвате составное ядро, образовавшееся после захвата нейтрона, путем испускания гамма-квантов переходит в нормальное состояние. Результатом радиационного захвата нейтрона является возникновение ядра с тем же атомным номером, что и исходное ядро, и массовым числом, на единицу большим массового числа исходного ядра. Захват нейтрона ядром может приводить также к ядерным реакциям с испусканием заряженных частиц - протонов (п, р), дейтронов (п, d), альфа-частиц (п, б) и, в случае некоторых тяжелых ядер, к делению ядра (n, f).

2.5 Прохождение гамма-излучения через вещество

При прохождении через вещество гамма-кванты взаимодействуют в основном с электронами атомных оболочек. Энергия электромагнитного излучения переходит при этом в другие виды энергии, число гамма-квантов в пучке убывает по закону:

(7)

где I₀ - интенсивность пучка гамма-лучей перед слоем вещества, I - интенсивность пучка после прохождения слоя вещества толщиной d сантиметров, м - линейный коэффициент ослабления, - массовый коэффициент ослабления. Из выражения (7) следует, что при толщине слоя вещества см интенсивность пучка убывает в е раз. Коэффициент ослабления электромагнитного излучения зависит от энергии фотонов и атомного номера среды.

Основными типами взаимодействия гамма-квантов с веществом являются когерентное и некогерентное рассеяние на электронах, фотоэлектрическое поглощение и образование пар.

Рассеяние фотонов на электронах без потерь энергии называется когерентным или классическим. Классическое рассеяние играет заметную роль среди других типов взаимодействия гамма-квантов с веществом лишь при малых энергиях фотонов, до 10 - 100 кэВ. При более высоких энергиях фотонов эффективное сечение комптоновского рассеяния значительно превышает эффективное сечение классического рассеяния. В результате комптоновского рассеяния на электроне фотон изменяет направление движения и теряет часть своей энергии. Так как энергия фотона пропорциональна частоте:

(8)

частота фотона в результате комптоновского рассеяния уменьшается. Электрон, получивший энергию в результате комптоновского взаимодействия с фотоном, называется электроном отдачи. Распределение электронов отдачи по энергиям при различных начальных энергиях рассеивающихся фотонов приведено на рисунке 1. Рисунок показывает, что спектр энергий электронов отдачи при комптоновском рассеянии непрерывный, с максимумом на краю спектра (комптоновский край).

Элементарный акт взаимодействия фотона с электроном атомной оболочки, при котором вся энергия фотона передается электрону, называется фотоэлектрическим поглощением. Кинетическая энергия освобожденного электрона - фотоэлектрона - равна энергии поглощенного фотона за вычетом энергии связи электрона в оболочке атома. Фотоэлектрическое поглощение с наибольшей вероятностью происходит при энергиях фотонов, немного превышающих энергию связи электрона. С ростом энергии фотонов вероятность фотоэлектрического взаимодействия во всех веществах убывает.

Для одновременного выполнения этих законов при фотоэлектрическом поглощении необходимо участие третьего тела.

Фотон, энергия которого Е_г превышает удвоенную полную энергию покоя электрона тс²:

(9)

может при прохождении вблизи атомного ядра превратиться в пару частиц - электрон и позитрон. Кинетическая энергия образующихся частиц Е_к равна разности между энергией фотона Е_г и удвоенной энергией покоя электрона:

(10)

Рис. 1. Распределение электронов отдачи по энергиям при различных начальных энергиях рассеивающихся фотонов

Вероятность превращения фотона в пару электрон-позитрон примерно пропорциональна квадрату атомного номера среды и растет с увеличением энергии фотона.

Быстрые позитроны в веществе производят ионизацию и возбуждение атомов подобно электронам. После замедления до тепловых скоростей позитрон при одной из встреч с электроном аннигилирует, т.е. пара частиц электрон и позитрон превращается в два или три гамма-кванта. Моменты «рождения» позитрона и его аннигиляция в твердом веществе разделены очень коротким интервалом времени, в 10^-9 - 10^-10 с.

Рассмотрение возможных процессов взаимодействия гамма-квантов с веществом показывает, что полный коэффициент ослабления гамма-излучения м является суммой коэффициентов комптоновского рассеяния у, фотоэлектрического поглощения ф и образования пар ?:

?. (11)

Вклад каждой из составляющих полного коэффициента ослабления зависит от энергии фотонов и атомного номера вещества. При малых энергиях фотонов во всех веществах преобладает фотоэлектрическое поглощение. С увеличением энергии фотонов величина фотоэлектрического коэффициента поглощения убывает. Убывает с ростом энергии фотонов и коэффициент комптоновского рассеяния, но значительно медленнее.

Это приводит к тому, что при достижении некоторого определенного, характерного для каждого вещества значения энергии преобладающим становится комптоновское рассеяние. При энергиях фотонов выше 1,02 МэВ становится возможным образование пар. Вероятность этого процесса растет с ростом энергии, и при достаточно высокой энергии фотонов он делается преобладающим. На рисунке 2 в качестве примера представлена зависимость полного коэффициента ослабления и составляющих его компонент от энергии фотонов для свинца.



Рис. 2. Зависимость линейного коэффициента ослабления гамма-излучения в свинце от энергии фотонов

3. Диффузия в структуре полупроводник-металл-диэлектрик

ионизирующий излучение полупроводник металл

Для получения информации о распределении химических элементов по глубине светочувствительной структуры SnI₂-Cd-стекло, использовался электронный сканирующий оже-спектрометр (Scanning Auger Multiprobe) PHI-660 фирмы Perkin Elmer (США).

Предполагалось, что фотографическая чувствительность структур полупроводник-металл-диэлектрик определяется тем, что в результате облучения светом области контакта полупроводника и металла происходит перенос (диффузия) частиц металла в слой полупроводника. В результате такого переноса должен образоваться промежуточный слой с достаточно высокой концентрацией частиц металла.

Исследования области контакта слоев полупроводника и металла в структуре SnI₂-Cd-стекло, проведенные методом электронной оже-спектроскопии, показали, что атомы кадмия обнаруживались даже на поверхности полупроводникового слоя. На оже-спектре кроме линий олова и йода присутствуют линии кадмия. Присутствие ионов кадмия на поверхности структуры SnI₂-Cd-стекло можно объяснить их тепловой диффузией.

Рис. 3. Оже-спектр поверхности исходной структуры SnI₂-Cd-стекло

Чтобы зарегистрировать результат фотостимулированных превращений в системе полупроводник-металл-диэлектрик, было проведено облучение структуры интегральным потоком от ртутной лампы ПРК-2 с расстояния 20 см в течение 15 мин. Оже-спектр образовавшихся продуктов засветки имеет вид, представленный на рисунке 4. Видно, что двойная линия йода в этом случае заменена одинарной линией кислорода.

Рис. 4. Оже-спектр поверхности облученной структуры SnI₂-Cd-стекло

Распределение химических элементов по глубине для системы SnI₂-Cd-стекло в результате облучения представлено на рисунке 5.

Видно, что продуктами облучения структуры SnI₂-Cd-стекло являются олово, кадмий и кислород, концентрация которых до определенной толщины практически не меняется. При более глубоком (точнее, более длительном) стравливании в оже-спектре обнаруживаются линии кремния. Концентрация кремния с глубиной, естественно, растет. Характерно, что кривые, соответствующие кадмию и олову, при этом не спадают резко до нулевой концентрации. Это свидетельствует о взаимодиффузии частиц структуры полупроводник-металл и подложки (кремния).



Рис. 5. Распределение элементов по глубине в структуре SnI₂-Cd-стекло после облучения

4. Радиационные повреждения в материалах

В технике используются полупроводниковые материалы, имеющие чаще всего кристаллическую структуру. Если кристалл совершенен, то атомы в нем занимают строго определенные положения и физические свойства (электрические, оптические, механические) его также строго определены. При воздействии на кристалл ядерных излучений атомы в нем могут быть смещены из положения равновесия (смещенные атомы называют атомами отдачи). Если таких смещенных атомов много, то свойства кристалла изменятся. Кроме смещений при воздействии излучений может происходить ионизация атомов. При ионизации от атома отрываются электроны и он превращается в положительный ион. В результате образуются избыточные носители заряда, которых в кристалле до облучения не было.

Взаимодействие различных видов ядерных излучений с атомами кристаллической решетки имеет свои особенности. Обусловлено это тем, что ядерные частицы имеют различную структуру. Нейтрон, например, не имеет заряда, протон несет элементарный положительный заряд, электрон - элементарный отрицательный, гамма-кванты - излучение электромагнитной природы. Все это вызывает различия в характере изменения свойств полупроводников при облучении их разными видами радиации.

4.1 Ионизация атомов

Каждый атом состоит из положительно заряженного ядра, в котором сосредоточена почти вся масса атома, и электронов, вращающихся по орбитам вокруг ядра и в совокупности образующих так называемую электронную оболочку атома. Внешний слой оболочки содержит электроны, сравнительно слабо связанные с ядром. При бомбардировке атома частицей, например протоном, один из внешних электронов может быть оторван от атома, и атом превращается в положительно заряженный ион (рис. 6, а). Именно этот процесс и называется ионизацией.

В кристалле полупроводника, где атомы занимают строго определенные положения, в результате ионизации образуются свободные электроны и положительно заряженные ионы (дырки).

Таким образом, возникают избыточные электронно-дырочные пары, которых ранее в кристалле не было. Концентрацию таких неравновесных пар можно даже подсчитать по формуле:

. (12)

где е - заряд электрона; ц - мощность дозы (плотность потока) радиации; с - коэффициент преобразования, зависящий от вида радиации и ее энергетического спектра; ф - время жизни неосновных носителей заряда.

Значительное увеличение концентрации носителей заряда нарушает функционирование полупроводниковых приборов, особенно работающих на не основных носителях.

Ионизационные токи через p-n-переход при ядерном взрыве могут достигать большой величины (10⁶ А/см²) и приводить к выходу из строя полупроводниковые приборы. Для снижения токов ионизации необходимо по возможности уменьшить габариты p-n-переходов.



Рис. 6. Схемы радиационных нарушений: а - ионизация атома; б - кристаллическая решетка до облучения; в-образование радиационного дефекта в кристалле; 1 - нормальное положение атома; 2 - атом смещен в междоузлие; 3 - образовавшаяся вакансия; 4 - бомбардирующая частица

4.2 Образование радиационных дефектов

При воздействии на полупроводники ядерных излучений (нейтронов, протонов, гамма-квантов и др.) кроме ионизации, на которую расходуется примерно 99% энергии излучения, происходит образование радиационных дефектов. Радиационный дефект может возникнуть в том случае, если энергия бомбардирующей частицы достаточна для смещения атома из узла кристаллической решетки в междоузлие. Например, атом кремния смещается, если он получает от бомбардирующей частицы энергию примерно 15 - 20 эВ. Эта энергия обычно называется пороговой энергией смещения. На рис. 6, в представлена простейшая схема образования первичных радиационных дефектов в полупроводнике. Налетающая частица 4, взаимодействуя с атомом решетки, смещает его в междоузлие 2. В результате образуется вакансия 3. Вакансия и междоузельный атом - простейшие радиационные дефекты, или, как их еще называют, пары Френкеля. Смещенный атом 2, если ему передана энергия выше пороговой, может в свою очередь вызывать вторичные смещения. Образовывать новые смещения может также и бомбардирующая частица. Процесс этот будет продолжаться до тех пор, пока частица и смещенный атом не растратят всю свою энергию на ионизацию и смещения или не покинут объем кристалла. Таким образом, при бомбардировке ядерной частицей в кристалле может возникнуть целый каскад атомных смещений, нарушающих его строение.

Энергия, передаваемая атому решетки нейтроном или тяжелой заряженной частицей (ионом, протоном), в случае лобового столкновения рассчитывается на основе закона соударения твердых шаров по формуле:

Закон сохранения энергии

Закон сохранения импульса

, где

_{; ;}

_;

, откуда (13)

. (13)

где m - масса нейтрона; М - масса ядра атома полупроводника; Е_m - энергия нейтрона. Из выражения видно, что чем меньше масса ядра атома, с которым сталкивается нейтрон, тем больше энергия, передаваемая этому атому.

При определении кинетической энергии атомов отдачи, возникающих под действием легких заряженных частиц (электронов, позитронов), учитывают электрический потенциал кристаллической решетки и изменение массы частицы в зависимости от се скорости. Для случая облучения быстрыми электронами выражение имеет вид:

. (14)

где E_max - наибольшая кинетическая энергия смещенного атома; Е_э - кинетическая энергия электрона; m - масса покоя электрона; с - скорость света; М - масса ядра атома полупроводника.

При облучении полупроводников гамма-квантами вероятность образования смещений в результате непосредственного взаимодействия гамма-квантов с ядрами атомов очень мала. Смещения в данном случае будут возникать за счет электронов, образующихся в полупроводнике под действием гамма-квантов. Следовательно, появление смещений в полупроводнике при облучении гамма-квантами следует рассматривать как вторичный процесс, т.е. вначале образуются быстрые электроны, а затем под их воздействием происходят смещения атомов.

Кроме того, при облучении частицами высоких энергий (нейтроны, протоны, электроны) в кристаллах полупроводников могут образовываться также целые области радиационных нарушений - разупорядоченные области. Происходит это потому, что бомбардирующая частица, обладающая большой кинетической энергией, значительную ее часть передает смещаемому атому, который и производит сильные нарушения. В дальнейшем бомбардирующая частица может вообще оставить кристалл, вылететь из него. Смещенный же атом, обладая большими геометрическими размерами по сравнению с бомбардирующей частицей и, кроме того, являясь электрически заряженным (ион), так как при смещении от него отрывается часть валентных электронов, так свободно, как например нейтрон, вылететь из кристалла не сможет. Этому мешают малые расстояния между атомами в кристалле и электрическое поле. Всю свою огромную кинетическую энергию смещенный атом вынужден тратить в маленьком объеме на расталкивание атомов кристаллической решетки. Так образуется область радиационного нарушения, по форме близкая к сфере или эллипсоиду.

Как установлено, для образования области разупорядочения в кремнии энергия атома отдачи (смещения) должна быть более 5 КэВ. Размеры области будут возрастать с увеличением его энергии. По результатам электронно-микроскопических исследований, размеры областей разупорядочения лежат в пределах 50 - 500?. Установлено, что концентрация носителей заряда в области разупорядочения во много раз меньше, чем в ненарушенной области полупроводника. В результате на границе разупорядоченной области и основной матрицы полупроводника возникает контактная разность потенциалов, и разупорядоченная область окружена электрическим потенциальным барьером, препятствующим переносу носителей заряда.

Смещенные атомы и области разупорядочения относятся к первичным радиационным повреждениям полупроводника. Число их будет возрастать с увеличением потока бомбардирующих частиц. При очень больших потоках (больше 10²³ част/см²) полупроводник может потерять кристаллическую структуру, его решетка полностью разрушится и он превратится в аморфное тело.

Число первично смещенных атомов в единице объема полупроводника можно оценить приближенно по формуле

. (15)

где Ф - поток частиц (суммарный); N - число атомов в 1 см³ полупроводника; у_d-поперечное сечение столкновений, вызывающих смещения атомов.

Поперечное сечение столкновений есть некая эффективная площадь, измеряемая в квадратных сантиметрах, характеризующая вероятность столкновения частицы, например нейтрона, с ядром атома вещества. Ядро имеет очень малые размеры по сравнению с атомом. Поэтому вероятность попадания в него очень мала. Сечение столкновений для нейтронов с энергией 1-10 МэВ обычно равно 10^-24 см². Но поскольку в 1 см³ вещества содержится приблизительно 10²³ атомов, то столкновения происходят довольно часто. Так, на 10 «выстрелов» в 1 см³ полупроводника приходится примерно одно столкновение (попадание). В соответствии с приведенной формулой при потоке 10¹² нейтр/см² в 1 см³ полупроводника происходит около 10¹¹ смещений атомов, которые в свою очередь могут вызвать вторичные смещения.

Надо заметить, что первичные радиационные дефекты (междоузельный атом и вакансия) не стабильны. Они вступают во взаимодействие друг с другом или с имеющимися в кристалле примесями и другими несовершенствами. Так образуются более сложные радиационные дефекты, например, для кремния n-типа проводимости, легированного фосфором, наиболее характерны такие радиационные дефекты, как вакансия + атом фосфора (Е-центр), вакансия + атом кислорода (Л-центр), дивакансия (соединение двух вакансий). В настоящее время определено большое количество разнообразных типов радиационных дефектов, которые характеризуются различной термической устойчивостью и способностью влиять на электрические и механические свойства материала. Радиационные дефекты в зависимости от их структуры обусловливают появление в запрещенной зоне полупроводника целого спектра энергетических уровней. Эти уровни являются основной причиной изменения свойств полупроводников при облучении.

5. Влияние радиационных дефектов на свойства полупроводников

Вредное влияние радиационных дефектов на электрические свойства полупроводников заключается в том, что они способны, как ловушки, захватывать и удерживать часть основных носителей электрического тока, причем, чем выше концентрация дефектов, тем количество захваченных носителей на них больше. В результате при высоких концентрациях дефектов все носители заряда могут быть захвачены радиационными ловушками, тогда полупроводник вообще не будет пропускать электрический ток, т.е. он станет подобен изолятору.

Кроме того, радиационные дефекты в сильной степени влияют на характер рассеяния основных носителей заряда. Поскольку пути движения носителей блокированы радиационными дефектами, то, например, электрон в дефектном полупроводнике будет перемещаться под действием электрического поля не по строго определенной траектории, а по какой-то ломаной кривой. Вследствие этого носители электрического тока заданное расстояние будут проходить за значительно большее время, чем в бездефектном материале. Это означает снижение их подвижности, которое в конечном итоге проявляется как увеличение удельного сопротивления полупроводника.

Радиационные дефекты вызывают чрезвычайно сильное снижение времени жизни неосновных носителей заряда. В монокристалле полупроводника соблюдается равенство , т.е. произведение концентрации основных носителей на концентрацию неосновных равно постоянной величине - квадрату концентрации носителей заряда в собственном полупроводнике (не содержащем примесей). Это равенство, описывающее равновесную ситуацию в полупроводнике, характерную для данной температуры, степени легирования и т.д.

Однако при определенных условиях в полупроводнике наряду с равновесными носителями заряда может быть создана избыточная концентрация носителей (электронов или дырок). Это можно сделать путем локального воздействия на полупроводник светом, ядерными излучениями или инжекцией через р-n-переход. Последнее реализуется в ряде полупроводниковых приборов. Тогда равенство не будет справедливо, причем концентрация дополнительных носителей заряда называется избыточной, или неравновесной. Избыточная концентрация носителей заряда с течением времени приходит к равновесной в результате рекомбинации.

При инжекции или возбуждении в сильной степени возрастает концентрация неосновных носителей заряда. Процессы их переноса и рекомбинации лежат в основе функционирования большинства полупроводниковых приборов. Прямая встреча дырки с электроном и их рекомбинация с точки зрения зонной теории маловероятны. Обычно этот процесс происходит так, что вначале, например, электрон локализуется на каком-то центре (примесь, дефект), а затем он нейтрализуется не основным носителем-дыркой в полупроводнике n-типа. В полупроводнике р-типа по такой же схеме рекомбинируют неосновные носители - электроны. Таким образом, для эффективного процесса рекомбинации необходимо присутствие в полупроводнике рекомбинационных центров. В чистых кристаллах, где концентрация их мала, время жизни неосновных носителей заряда велико (миллисекунды). Эффективными рекомбинационными центрами могут выступать радиационные дефекты. Чем выше концентрация таких дефектов, тем процесс рекомбинации проходит более эффективно и время жизни неосновных носителей заряда становится меньше. Снижение времени жизни неосновных носителей вследствие радиационных дефектов - основная причина выхода из строя многих типов полупроводниковых приборов при их облучении.

Степень радиационных изменений параметров полупроводниковых материалов и приборов зависит от вида излучения. При равных значениях потоков частиц разного вида величина изменения параметров может быть существенно различной. Наибольшей повреждающей способностью обладают альфа-частицы. Повреждения в транзисторе, вызываемые одной альфа-частицей с энергией 5 МэВ, эквивалентны повреждениям, вызываемым 3,5 протона с энергией 1 МэВ или 1,4. 10² нейтронов реакторного спектра.

6. Регистрация изменений в облучаемых образцах

Для исследования облученных тонких слоев использовались два пучка излучений, один - пучок ионизирующего излучения, а другой служил зондом, т.е. использовался для регистрации изменений пропускания (отражения). Длина волны света, использовавшегося в качестве зонда, выбиралась вне области собственного поглощения полупроводника с таким расчетом, чтобы по возможности не вызывать фотохимических превращений. На рис. 7 приведена схема установки для регистрации изменений в слоях. Основными ее элементами являются монохроматор 2 с осветителем, модулятор света 3, криостат с исследуемым образцом 4 и приемники света 5 и 5'. Осветитель, состоящий из источника света 1' и зеркал, фокусирует свет на входной щели монохроматора 2'. В качестве источника света используется светоизмерительная широкодиапазонная лампа накаливания типа СИРШ 6 - 100. Выходящий из монохроматора свет, параболическим зеркалом 6 направляется на модулятор камертонного типа 3, отразившись от которого, свет, разделенный на два луча, падает на образец в виде двух близкорасположенных изображений выходной щели монохроматора. Исследуемый образец находится в средней части криостата 4 и через него проходит зондирующий пучок лучей (или от него отражается этот пучок при измерении отражения), который затем вогнутым зеркалом, совмещенным с компенсатором, фокусируется на приемнике света 5 (или 5ґ) в виде двух изображений выходной щели монохроматора 2. Компенсатор позволяет выравнивать интенсивности двух изображений щели на фотоприемнике 5 (5ґ). На выходе приемника возникает сигнал, который поступает на вход измерительного усилителя У2-6 (рис. 8), предназначенного для усиления напряжения переменного тока как в широкополосном, так и в узкополосном режиме.



Рис. 7. Схема экспериментальной установки для регистрации изменений в облучаемых образцах: 1, 1ґ - источники зондирующего и ионизирующего излучений; 2 - монохроматор; 3 - модулятор; 4 - криостат; 5, 5ґ - фотоприемники; 6 - параболическое зеркало; 7 - диафрагма

Усиленный сигнал с выхода У2-6 поступает на вход полезного сигнала преобразователя напряжения В9-2, предназначенного для регистрации и записи на самописец ЭПП-09 м синусоидальных сигналов. На вход опорного сигнала преобразователя напряжения поступает усиленный опорный сигнал частотой 578 Гц с модулятора. Принцип действия преобразователя напряжения основан на сравнении частот опорного и полезного сигналов. При совпадении частот опорного и полезного сигналов на выходе прибора появляется постоянная составляющая, пропорциональная величине полезного сигнала и сдвигу фаз между опорным и полезным сигналом. При сдвиге фаз, равном 0 или 180, постоянная составляющая выходного напряжения зависит только от величины полезного сигнала.

При равенстве интенсивностей промодулированных пучков зондирующего света (это условие можно выполнить с помощью компенсатора), падающих на фотоприемник, сигнал на выходе преобразователя В9-2 равен нулю. В случае изменения пропускания (отражения) образцов в месте прохождения одного из пучков, интенсивности прошедших (отраженных) лучей не будут равны и их разность  = |₁-₂|, усиленная и преобразованная в постоянный сигнал, поступает на вход самописца.

Изменение пропускания (отражения) образца в месте прохождения одного из промодулированных зондирующих пучков производится облучением этого участка. Ионизирующее излучение проходит через диафрагму 7 и попадает на исследуемый образец в то место, где проходит зондирующий свет таким образом, чтобы он полностью перекрывал один из двух зондирующих лучей. Фотохимические превращения в облучаемом участке образца приводят к изменению пропускания (или отражения R) последнего, что и фиксируется на диаграммной ленте самописца.

7. Способ регистрации ионизирующего излучения

Для регистрации ионизирующего излучения предлагается способ, лишенный необходимости измерения толщины металлического слоя механическими или оптическими методами.

Для уменьшения линейных размеров контрольного изделия и увеличения его сопротивления, металлическая полоска наносилась термическим вакуумным испарением через трафарет, имеющий форму «змейки».

Рисунок 8. Схема системы полупроводник-металл на диэлектрической подложке

На рисунке 8 представлена схема системы полупроводник-металл-диэлектрик, имеющей форму «змейки», на диэлектрической подложке. Ее можно использовать для регистрации ионизирующего излучения. Здесь 1 - стекло (кварц), 2 - полупроводниковый слой, 3 - металлическая «змейка» с токоподводящими контактами 4.

Технология изготовления такой системы следующая. На тщательно очищенную диэлектрическую поверхность (стекло, кварц, лавсан и т.п.), с заранее нанесенными серебряными контактами, в вакууме ~ 5•10^-5мм рт. ст. через трафарет, имеющий форму «змейки», с линейными размерами полоски: ширина - D=0,25 мм, общая длина - L=92,5 мм, напыляется необходимый металл (в нашем случае - серебро, олово, кадмий) толщиной не менее 2000 Е. Выполнение этого условия необходимо для того, чтобы физические характеристики металлической полоски, в частности, удельное электрическое сопротивление, соответствовали характеристикам массивного металла. После удаления трафарета, поверх образовавшейся конструкции, напыляется полупроводник (SnI₂) толщиной 500 - 1500 Е.

До облучения системы полупроводник-металл излучением электрическое сопротивление металлической полоски 3 (рис. 10) определяется выражением

, (16)

где с - удельное сопротивление металла, L - общая длина металлической полоски, D - ширина, Н - толщина полоски.

При облучении системы полупроводник-металл в области облучения происходит диффузия ионов металла из металлического слоя 3 в слой полупроводника 2. Экспериментально обнаружено, что проводимость чистого и легированного частицами металла полупроводника значительно ниже проводимости оставшегося металлического слоя. Сопротивление металлического слоя после облучения системы

, (17)

где h - эффективная глубина облучаемого участка; H, l - толщина металлического слоя и длина облучаемого участка. Эффективная глубина h - это глубина, на которой образовались непроводящие продукты реакции. Как следует из выражений (16) и (17),

. (18)

Величина сопротивления металлической змейки зависит от условий напыления (толщины змейки), рода металла и при комнатных температурах может изменяться в пределах от 60 до 300 Ом. Облучение исследуемых систем SnI₂ - Ме необходимо осуществлять в центральной части змейки при температуре Т=293 К через экран с прямоугольным вырезом размером 20Ч5 мм² таким образом, чтобы излучение полностью перекрывало змейку по ширине. Измерение сопротивления металлической змейки осуществляется измерением падения напряжения на нем с помощью цифрового вольтметра ВК 2-20 до и после облучения системы в течение 5 мин при плотности тока 0,4 А/мм².

Точность определения h, как это следует из выражения (18), зависит в основном от точности измерения сопротивлений R₀, R_t и геометрических размеров L, Н, l. Уменьшить погрешность определения h можно путем повышения точности измерения сопротивлений R₀ и R_t.

Заключение

Рассмотрев взаимодействие ионизирующего излучения с веществом и диффузию в многослойных структурах под влиянием света, можно сделать предположение о ярко выраженной диффузии в исследуемой структуре.

Для исследования образцов предложена схема экспериментальной установки, с помощью которой можно зарегистрировать фотохимические изменения в тонкопленочной структуре при воздействии на нее ионизирующим излучением. Для обнаружения ионизирующих излучений предлагается способ, основанный на измерении сопротивления металлического слоя структуры полупроводник-металл-диэлектрик до и после облучения. Этот же способ позволяет рассчитать эффективную глубину - глубину, на которой образовались непроводящие продукты реакции тонкопленочной структуры на воздействие высокоэнергетическими частицами.

Литература

1. Коршунов Ф.П. Радиация и полупроводники. Мн., «Наука и техника», 1979, 88 с.

2. Кабардин О.Ф. Практикум по ядерной физике, Москва «Просвещение», 1965.

3. Исследование светочувствительных слоев SnI₂ методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии / В.С. Костко [и др.] // Веснік Брэсцк. ун-та. - 1999. - №2.

4. Адамчук Д.В., Губаревич В.А., Ковалевич К.В., Костко В.С. Исследование стехиометрического состава тонких пленок / НИР - 2008: в 2 ч.: сб. материалов межфак. науч. - метод. конф. Посвященной 100-летию со дня рождения Л.Д. Ландау, Брест, 28 нояб. 2008 г./ Брест. гос. ун-т им А.С. Пушкина; под общ. ред. В.С. Секержицкого. - Брест: БрГУ, 2008. - Ч. 1. - 50 с. - С. 3-6.

5. Адамчук Д.А., Губаревич В.А., Ковалевич К.В. Роль диффузионных процессов в многофазных структурах/ НИРС - 2009: сб. материалов студ. науч. конф., Брест, 29 апр. 2009 г. / Брест. гос. ун-т им. А.С. Пушкина; под. общ. ред. В.С. Секержицкого. - Брест: БрГУ, 2009. - 52 с. - С. 4.

6. Адамчук Д.А., Губаревич В.А., Ковалевич К.В., Костко В.С. Диффузионные процессы в многослойных структурах / Веснiк Брэсцк. ун-та. - 2009. - №2.

7. ХVII Республиканская студенческая научно-практическая конференция «От идеи - к инновации - 2010». г. Мозырь.

Размещено на Allbest.ru