Содержание к диссертации
Введение
Глава I. ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА НЕОДНОРОДНО ЛЕГИРОВАННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ И ОБРАЗОВАНИЕ СОБСТВЕННЫХ ТОЧЕЧНЫХ ДЕФЕКТОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ II
1. Основные свойства неоднородно легированных полу проводников II
1. Энергетическая структура неоднородно легированных полупроводников II
1.1. Хаотическое распределение примеси II
а) слабое легирование, слабая компенсация . II
б) слабое легирование, сильная компенсация . 14
в) сильное легирование, слабая компенсация . 15
г) сильное легирование, сильная компенсация . 17
1.2. Нестатические (обусловленные технологией) флуктуации концентрации примеси 18
а) модель квазиточечных скоплений 18
б) модель Госсика - протяженные скопления 21
2. Теория эффективной среды (ТЭС) 24
2.1. Электропроводность 24
2.2. Эффект Холла 25
2.3. Подвижность 25
3. Аномалии в подвижности . 26
4. Фотопроводимость полупроводников со скоплениями компенсирующих электрически активные центров (э.а.ц.) 28
2. Образование собственных точечных дефектов в полу проводниках при облучении (ударный механизм генерации дефектов структуры) 32
1. Основные представления 32
2. Образование дефектов при облучении кристаллов электронами 33
3. Образование дефектов при У -облучении 36
4. Создание областей разупорядочения 37
3. Взаимодействие собственных точечных дефектов с атомами примесей и друг с другом 39
1. Виды простейших собственных точечных дефектов 39
2. Миграция и отжиг собственных точечных дефектов ъСг&Аь иілр, облученных J"-лучами
и электронами 42
3. Энергетические схемы атомов примесей в GaAs иіпр 46
4. Возможные виды взаимодействия точечных собственных дефектов со скоплениями э.а.ц 49
5. Термодоноры в кремнии 51
4. Заключение к главе I 53
Глава П. МЕТОДИЧЕСКИЕ ВОПРОСЫ 54
Часть I. Общие вопросы 54
1. Исследуемые материалы 54
2. Изготовление образцов 54
3. Техника гамма-облучения 55
4. Техника измерений 55
4.1. Измерения температурных зависимостей коэффициента Холла и электропроводности 55
4.2. Измерения кинетики фотопроводимости 61
5. Измеряемые величины и погрешности измерений 63
6. Методика обработки экспериментальных данных 67
6.1. Анализ уравнений нейтральности 67
6.2. Анализ температурных зависимостей подвижности носителей заряда 70
Часть П. Анализ влияния скоплений э.а.ц. на электрические свойства полупроводниковых материалов / 72
7. Определение эффективного потенциала скоплений э.а.ц 72
8. Определение доли объема, занимаемой ОПЗ скоплений из данных по фотопроводимости 77
9. Нахождение функции распределения квазиточечных
скоплений компенсирующих центров по числу со
ставляющих их э.а.ц 78
10. Степень точности нахождения функции АЛ () ^9
Глава Ш. СКОПЛЕНИЯ ЦЕНТРОВ ДОНОРНОГО ТИПА В р -КРЕМНИИ,
ВЫРАЩЕННОМ ПО МЕТОДУ ЧОХРАЛЬСКОГО И ИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С СОБСТВЕННЫМИ ТОЧЕЧНЫЙ ДЕФЕКТАМИ 80
1. Экспериментальные данные 80
2. Обсуждение результатов и заключение 94
Глава ІУ. СКОПЛЕНИЯ АКЦЕПТОРОВ В ФОСФИДЕ ИНДИЯ П -ТИПА И ИХ
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С ТОЧЕЧНЫМИ СОБСТВЕННЫМИ ДЕФЕКТАМИ "
1. Кинетика изменения концентраций мелких доноров и акцепторных центров при гамма облучении ."
2. Скопления компенсирующих центров в п -Хпр и влияние гамма-излучения на их размеры 106
1. Необлученный материал 106
2. Влияние гамма облучения на размеры скоплений. 115
3. Рассеяние электронов скоплениями акцепторов 116
4. Выводы к главе ІУ . 118
Глава У. СКОПЛЕНИЯ АКЦЕПТОРОВ В К-АРСЕНИДЕ ГАЛЛИЯ И ИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С СОБСТВЕННЫМИ ТОЧЕЧНЫМИ ДЕФЕКТАМИ. 120
1. Характеристика необлученного материала 120
2. Кинетика изменения концентраций мелких доноров и акцепторных центров при гамма-облучении 127
3. Скопления акцепторных центров в влияние гамма-облучения на их размеры 129
4. Выводы к главе У 138
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ 140
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 145
- Основные свойства неоднородно легированных полу проводников
- Измеряемые величины и погрешности измерений
- Экспериментальные данные
- Кинетика изменения концентраций мелких доноров и акцепторных центров при гамма облучении ."
- Характеристика необлученного материала
Введение к работе
Исследования дефектов структуры в кристаллах имеют большое значение как для развития теории твердого тела, так и для решения практических задач, поскольку возникновение дефектов может оказывать решающее влияние на различные свойства кристаллов и приборов на их основе. Электрические свойства полупроводников весьма чувствительны к наличию различных дефектов и исследование электрических параметров дает ценную информацию о природе и энергетической схеме дефектов.
Одним из наиболее совершенных способов введения дефектов структуры является облучение материалов ядерными частицами или достаточно энергичными фотонами.
Основными достоинствами этого метода являются:
Дефекты можно вводить при любой температуре, в том числе при низкой, исключающей возможность диффузии атомов примесей и связанных с этим явлений.
Возможность строгого дозирования.
Облучение ионами может быть использовано и используется как способ легирования полупроводникового материала примесями, причем легко может быть создано требуемое пространственное распределение атомов легирующих примесей.
Точечные собственные дефекты структуры (межузельные атомы и вакансии) в кристаллах могут быть созданы при облучении электронами с энергией I МэВ иди у*-квантами. Преимуществом гамма-облучения является однородность распределения образующихся точечных дефектов в объеме кристалла, обусловленная малыми коэффициентами поглощения гамма-излучения практически во всех полупроводниках.
Чаще всего основное внимание уделяется изучению изменений свойств однородных полупроводниковых материалов под действием излучения. Однако иногда оказывается, что примеси и дефекты распределены по объему материала неоднородно. Полупроводниковые материалы со скоплениями атомов примесей или дефектов приобретают особые "аномальные" электрические или оптические свойства, что, на наш взгляд, открывает широкие возможности для создания новых твердотельных электронных приборов.
Особый интерес представляет исследование взаимодействия собственных точечных дефектов, создаваемых в условиях однородной генерации с имеющимися скоплениями примесных или дефектных центров.
Основными задачами настоящей работы являлись:
Выяснение характера распределения атомов компенсирующих примесей и других электрически активных центров в кремнии, арсе-ниде галлия и фосфиде индия.
Б случае обнаружения существования скоплений компенсирующих центров в этих полупроводниках - экспериментальная проверка возможностей фотоэлектрического метода исследования таких скоплений.
Определение концентрации скоплений компенсирующих центров и числа входящих в них центров (нахождение функции распределения скоплений по числу входящих в них центров).
Исследование влияния неоднородностей в распределении атомов примесей на кинетику введения стабильных при комнатной температуре дефектов структуры, возникающих при облучении указанных полу-проводниковых материалов гамма-лучами оиСо.
Исследование влияния гамма-облучения на вид функции распределения скоплений по числу составляющих их электрически активных центров.
Научная новизна
I. Экспериментально показано, что фотоэлектрическим методом можно обнарумвать и исследовать квазиточечные3^ скопления компенсирующих центров в полупроводниках, если их концентрация превышает 10-^см""^, а числа 2 составляющих скоплений дефектов превышает 2 = 4 дляр -& , и Z = IE для п. -G-clJs и /г -ZnP .
Обнаружено, что в p-Si » выращенном по методу Чохральского при термообработке (600С и 900С) возникают квазиточечные скопления дефектов донорного типа, содержащие по 3-Ю дефектов в каждом. В р- Si , не подвергавшемся термообработке, таких скоплений не обнаружено.
Экспериментально найдены функции распределения /\4(): а) квазиточечных скоплений термодоноров в р-кремнии, выращен ном по методу Чохральского и подвергнутого термообработке при 600
С и 900С; б) квазиточечных скоплений компенсирующих центров в п - Qc?4s , выращенном по методу Чохральского; в) квазиточечных скоплений атомов меди и цинка в фосфиде ин дия, /г- типа, выращенном методом зонной плавки.
При этом показано, что при легировании кадмием образуются скопления меньшего размера, чем при легировании медью или цинком, т.е. кадмий распределяется более однородно, чем медь или цинк.
4. Впервые исследовано влияние гамма-облучения на квазиточеч*- ные скопления электрически активных центров в р-кремнии, выращен ном по методу Чохральского и подвергнутого термообработке при 600С и 900С, П -арсениде галлия, выращенном по методу Чохраль- х' Квазиточечными мы в дальнейшем будем называть скопления, размеры которых не превышают длины волны Де-Бройля для основных носителей заряда в однородном материале. - Э - ского, ft -фосфиде индия, выращенном методом зонной плавки и легированном компенсирующими примесями: Си , -Zn.» cd При этом: а) Обнаружено, что наличие атомов меди и цинка увеличивает скорость введения стабильных при комнатной температуре дефектов при облучении фосфида индия гамма-лучами Со. б) Установлено, что в результате гамма-облучения скопления электрически активных центров во всех исследованных материалах ра стут (число входящих в них электрически активных центров увеличи вается), если в необлученном материале есть зародыши скоплений.
5. Определен вид температурной зависимости эффективности рассеяния электронов на малых скоплениях электрически активных центров в' п - Go-As и я- -ZnP * Практическая ценность
1. Экспериментально доказана возможность нахождения концен- , трации скоплений компенсирующих центров в р-кремнии, п. - Go./Is и п. -Zn-P и определения числа центров, входящих в состав скоплений путем использования простого метода исследования кинетики спада фотопроводимости.
Получены новые данные о величине скоплений атомов компенсирующих примесей и дефектов в полупроводниках, имеющих широкое практическое применение - кремнии, арсениде галлия, фосфиде индия. Эти данные могут быть использованы при разработке технологических процессов улучшения параметров указанных материалов и при разработке приборов на их основе.
Показано, что степень однородности введения различных примесей при легировании п -Zn-P в процессе зонной плавки различна. В частности, кадмий распределяетвя более однородно, чем медь или цинк.
Установлена связь между скоростью введения стабильных при комнатной температуре дефектов, создаваемых ъ1п-Р гамма-облучением, и наличием определенных примесей в облученном материале. Этот результат может быть использован при разработке процессов радиационной технологии ІгьР»
Установлено, что во всех исследованных материалах имеющиеся скопления компенсирующих центров растут при облучении гамма-лучами 6(ч)о при комнатной температуре. Этот экспериментальный факт может явиться основой новых процессов радиационной технологии полупроводниковых материалов и может быть использован в процессах создания полупроводниковых приборов.
На защиту выносятся следующие основные положения:
Исследование кинетики спада фотопроводимости дает возможность находить функцию распределения Л^() квазиточечных скоплений компенсирующих центров в полупроводниках.
При легировании фосфида индия п -типа, выращенного методом зонной плавки, компенсирующими добавками использование кадмия предпочтительно по сравнению с использованием меди или цинка, поскольку кадмий распределяется более однородно.
3. При облучении фосфида индия гамма-квантами 60Со наличие С-и и 2/г увеличивает скорость введения дефектов, стабильных при комнатной температуре.
Облучение алмазоподобных полупроводников ( Si , Q-aAsy ZnP), характеризующихся наличием зародышей скоплений, приводит к росту скоплений электрически активных центров.
Подтверждено, что в п -QctAs и n-IrvP проявляется некоторый дополнительный механизм рассеяния носителей заряда, эффективность которого растет с ростом температуры. Установлено, что // этот механизм характеризуется температурной зависимостью/ ' . - II -
Основные свойства неоднородно легированных полу проводников
Хорошо известно, что статические флуктуации хаотического пространственного распределения заряженной примеси модулируют дно зоны проводимости и, соответственно, потолок валентной зоны. Если вероятности положительных и отрицательных флуктуации потенциала одинаковы, то потенциальный рельеф оказывается симметричным относительно уровня потенциала, который был бы при однородном распределении примеси. В противном случае потенциальный рельеф оказывается несимметричным.
При любых концентрациях доноров А/ и акцепторов NA величина и размер таких флуктуации, а также их влияние на энергетический спектр, потенциальный рельеф и характер переноса носителей тока в таких кристаллах существенно зависят от степени компенса-ции примесей. К = -тГ"
а) Слабое легирование, слабая компенсация
В случае слабого легирования и малой степени компенсации (K«f ), когда заряд почти всех доноров нейтрализован электронами, а акцепторов мало, крупномасштабный потенциал является слабым, и его можно не учитывать, так что при этом не искажены края разрешенных зон. Крупномасштабным мы будем в дальнейшем называть потенциал, для которого пространственный размер "горбов" или "ям" велик по сравнению с длиной свободного пробега носителей заряда.
Проводимость такой системы при высоких температурах определяется переносом носителей заряда по разрешенной зоне и характеризуется энергией активации переходов электронов между примесными состояниями и ближайшей разрешенной зоной. При низких температурах проводимость определяется переносом носителей по примесным состояниям. Эта проводимость при слабом легировании имеет прыжковый характер и характеризуется энергией активации , .
Физическая картина, объясняющая наличие конечной энергии активации - при К « I, была предложена Моттом /I/. При малой компенсации большая часть доноров заполнена электронами и лишь небольшое их количество свободно Незаполненные донорные состояния можно рассматривать как носители тока: при переходе электрона с заполненного донора на свободный происходит движение положительной "вакансии11 по решетке.
Измеряемые величины и погрешности измерений
Удельная электропроводность (э(Т) и коэффициент Холла R (Т) определяются по формулам геометрические размеры (см) (см. рис,18),// - напряженность магнитного поля (эрст), J - ток через образец (А). Ііґ » Ц измерялись компенсационным методом при постоянном токе. Пределы измерения тока че-рез образец составляли 10 10 А; магнитное поле электромагнита (// 3 3,5 кэ).
Измерение удельной электропроводности проводилось при двух полярностях электрического поля, а коэффициент Холла - при двух полярностях магнитного поля и двух полярностях электрического ПОЛЯ при каждой полярности магнитного поля - для исключения влияния несимметричности расположения зондов и термо э.д.с.
Зная AG в любой момент времени, легко найти мгновенное время релаксации (см. 1.25) Формулы (П.З и П.4) дают значения полной проводимости образца (не удельной). Поскольку в дальнейшем бт и дб входят в безразмерных комбинациях, переход к удельным электропроводностям не проводился.
class3 . СКОПЛЕНИЯ ЦЕНТРОВ ДОНОРНОГО ТИПА В р -КРЕМНИИ,
ВЫРАЩЕННОМ ПО МЕТОДУ ЧОХРАЛЬСКОГО И ИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С СОБСТВЕННЫМИ ТОЧЕЧНЫЙ ДЕФЕКТАМИ class3
Экспериментальные данные
Температурные зависимости проводимости, а также концентрации и подвижности носителей заряда представлены на рис.21,22,23. Облучение производилось на гамма-установке (см.гл.П,3) при комнатной температуре. Концентрация и подвижность носителей заряда в результате облучения изменялись незначительно (ср.данные табл.3 и 4).
Данные П.Гаваршевски и К.Шмальца. Автор пользуется случаем выразить благодарность П.Гаваршевски и К.Шмальцу за предоставление термо обработанного p-Si .O - 81 en
Для обнаружения скоплений донорных центров и нахождения функции распределения скоплений доноров до и после У-облучения использовались данные фотоэлектрических измерений, производившихся по методу, описанному в главе П. Зависимости ( ), /?() и f() представлены на рис.24, 25 и 26 (до "-облучения) и 27, 28, 26 (после f -облучения). Путем сопоставления значений ( ) и f (- ) в одни и те же моменты времени найдена зависимость j- (у ) (до и после облучения) и эта зависимость представлена на рис. 29. Результаты анализа этой зависимости, проведенные с использованием формулы (П.18), представлены на рис.30.
class4 СКОПЛЕНИЯ АКЦЕПТОРОВ В ФОСФИДЕ ИНДИЯ П -ТИПА И ИХ
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С ТОЧЕЧНЫМИ СОБСТВЕННЫМИ ДЕФЕКТАМИ " class4
Кинетика изменения концентраций мелких доноров и акцепторных центров при гамма облучении ."
На рис.32-34 представлены температурные зависимости коэффициента Холла , проводимости Є и величины Ив , измеренные после различных доз облучения.
Эти зависимости были качественно одинаковыми независимо от вида легирующей примеси и иллюстрируются на примере Тпр : Cd . Температурные зависимости R имели максимум при Т 21К и горизонтальные участки в областях 4,2 Tj 8К и Т2 250К, причем величины 4 2К и я250К в областях Tj и Т2 имели одно и то же значение, в 4 раза меньшее, чем в максимуме. Такие зависимости R (Т) обычно интерпретируются как указание на двузонный характер проводимости (э с существенным вкладом проводимости по зоне примесных состояний. Поэтому анализ температурных зависимостей Ц и э проводился в рамках двузонной модели проводимости (см. гл.П, 6). При этом учитывалась проводимость по примесным состояниям в области низких температур и рассчитывались концентрация и подвижность электронов в зоне проводимости. Концентрации доноров AL и акцепторов N. определялись путем решения уравнения нейтральности и анализа парциальных вкладов различных видов рассеяния в различных диапазонах температур.
Характер изменения э (Т) также указывает на двузонный механизм проводимости. В диапазоне 4, ЮК преобладает проводимость по примесям, сильный рост б (Т) в диапазоне I5+I00K связан с переходом носителей заряда с примесных состояний в зону проводимости (см. гл. П, 6). Уменьшение (э с ростом Т в области 100 Т 300К обусловлено уменьшением подвижности носителей заряда. Максимальное значение подвижности наблюдается при 80-ЮОК. При Т 8К проводимость полностью определяется переносом электронов по полосе примесных состояний и, следовательно, fi 5 (Т) в этом диапазоне температур соответствует температурной зависимости подвижности электронов в полосе привесных состояний И2 . Эта подвижность составляла Ю0 см2/В С при 4,2К в необлученном материале и была еще меньшей в облученном, что указывает на прыжковый характер проводимости. Другим основанием для заключения о прыжковом характере проводимости по примесям является наличие экспоненциального участка зависимости (э (Т), характеризующегося постоянным значением энергии активации проводимости (см. гл. I. 1).
При облучении характер зависимостей R. , 5 и R o от температуры качественно не изменяется, но происходит уменьшение концентрации, и подвижности носителей тока с ростом дозы
Характеристика необлученного материала
Исследовался арсенид галлия, выращенный по методу Чохраль-ского, специально нелегированный, содержащий - 2.1016см"3 не-контролируемых водородоподобных донорных примесей (вероятнее всего, атомов кремния в узлах подрешетки галлия) и/\/ 8 I015 имели одно и то же значение, в 2 раза меньшее, чем в максимуме. Анализ температурных зависимостей R. и б , как и в главе ІУ, проводился в рамках двузонной модели проводимости.
Температурная зависимость электропроводности представлена на рис.43 (кривая I). Характер изменения в (Т) указывает на двухзон-ный механизм проводимости. Нри низких температурах 4,2-ЮК наблюдается плавное неэкспоненциальное уменьшение 6 с понижением температуры. В этом диапазоне температур преобладает проводимость по примесям, сильный рост электропроводности с ростом температуры в интервале I5-I20K связан с переходом носителей заряда с примесных состояний в зону проводимости (см.гл.П, 6).
Уменьшение электропроводности с ростом температуры в области 120 Т 300К обусловлено уменьшением подвижности носителей заряда.
На рис.44 представлены температурные завиёимости величины (э, измеренные после различных доз облучения. На рис.45 (кривые 1-7) представлены результаты анализа температурных зависимостей R.6 и выделены парциальные вклады различных механизмов рассеяния электронов. При низких температурах (4,2-90К) кривая I имеет два различных наклона, один в области 4,2 4 Т I0K, другой в области 10 Т 90К. При Т ЮК проводимость полностью определяется переносом электронов по полосе примесных состояний и, следовательно, температурная зависимость 6T в этом диапазоне температур соответствует температурной зависимости подвижности электронов в полосе примесных состояний U . Эта подвижность достигала 650 см /В при 4,2К (см.табл.8) и слабо зависела от температуры. Такая высокая подвижность по полосе примесных состояний и ее слабая зависимость от температуры указывают на то, что проводимость по этой полосе носит зонный, а не, обусловленная рассеянием электронов на колебаниях решетки (акустических и полярных); 5 -Ux, парциальная подвижность, обусловленная рассеянием на ионах примесей; 6 - ( ЦТ + Uj ) ; 7,9 - Ц,к. парциальная подвижность, обусловленная дополнительным рассеянием на скоплениях э.а.ц. 1-7 - до облучения, 8,9 - после дозы Ф = 1,97 Ю18см"2. рактер. Экстраполяция этой зависимости в область более высокой температуры представлена кривой 3. С использованием формул (П.4) из данных кривых I и 3 можно построить температурную зависимость И (кривая 2). Из кривых 2 и 3 видно, что заложенное первона-чально предположение о том, что - = -rf =cons- действительно выполняется.
Из кривой 2 в области температур 40-60К, в которой доминирует рассеяние на ионах и которая ограничена со стороны низких температур условиями вырождения, определялись концентрации Л/ и Л/. . Кривая 5 - подвижность, определяемая рассеянием на ионах при значениях AL и м , найденных из кривой 2. Рассеяние на нейтральных центрах оказалось пренебрежимо малым (соответствующая парциальная подвижность составляет Ю6-Ю см2/В с).
