щихся в исходном материале кремния. Некоторые врожденные нарушения структуры исходного кремния (например, дислокации) способны захватывать образовавшиеся атомы фосфора и препятствовать им занимать места в узлах решетки кремния, т. е. проявляться в качестве электрически активных доноров. Другие дефекты (например, обусловленные наличием кислорода) под действием облучения могут образовывать заряженные структурные нарушения, обладающие очень высокой термостабильностью. Распределение врожденных дефектов по объему кристалла кремния весьма неравномерно.

4. Обеспечить радиационную безопасность как при получении ТЛ-кремния в процессе облучения нейтронами, так и при производстве полупроводниковых приборов из такого материала.

Таким образом, проблема получения ТЛ-кремния явля ется сложной, решение которой стало возможным при об единении усилий специалистов, работающих в области ядер ной физики, физики полупроводников, методов выращивания полупроводниковых материалов и технологии создания полупроводниковых приборов.

Процесс легирования полупроводникового материала представляет собой введение в материал определенной примеси в необходимой концентрации. Создание полупроводниковых материалов с заданными свойствами, т. е. управление свойствами полупроводников легированием их примесями до необходимой концентрации - основной технологический прием, используемый при создании любого полупроводникового прибора в твердотельной электронике.

Ядерные реакции, приводящие к образованию примеси в материале полупроводника. Ядерными реакциями называются превращения атомных ядер, происходящие в результате их взаимодействия с элементарными частицами или друг с другом. Ядерные реакции, приводящие к образованию легирующих примесей, происходят при взаимодействии полупроводникового материала с заряженными част! цами (протонами, а-частицами, ионами), нейтронами и квантами [64, 75]. Символически это взаимодействие част) цы а с ядром X, в результате которого образуется друг частица b и ядро Y, можно записать в виде

a + X-b + Y, или Х{а, b)Y, (95)

причем во всех ядерных превращениях выполняется закон сохранения энергии, импульса, суммарного электрического заряда частиц и полного числа нуклонов. Если обозна-

чить через га А соответственно заряд и массовое число участвующих в реакции частиц, тогда выражение (95) можно переписать

+ -> \ + + \Q\, (96)

где Q - энергия реакции, представляющая разницу энергий между совокупностью энергий начальных и конечных продуктов реакции.

Из формулы (96) следует, что конечное ядро получается из начального следующим образом:

Т. е. в зависимости от Л,, г, г, ядро Y может быть ядром одного из изотопов исходного элемента X или ядром изотопа одного из соседних элементов. В случае образования нестабильного ядра, происходит его превращение в стабильное по той же схеме реакции (выражение (96)). Вносимая частицей в ядро энергия быстро распределяется между всеми нуклонами ядра или большинством из них, что приводит к возбуждению составного ядра. Возбужденное составное ядро "Xl может освободиться от избытка энергии или путем выбрасывания частиц, или путем испускания у-квантов. Вероятность ядерной реакции полностью характеризуется сечением. Сечение ядерной реакции с испусканием частиц или кванта можно представить в виде

ст(а, &) = ст,Г,/Г, (97)

где - сечение захвата частицы а с образованием составного ядра; VJY определяет относительную вероятность его распада с испусканием частицы или кванта Ь.

Каждый возможный вид распада составного ядра характеризуется парциальным средним временем жизни т и соответствующей радиационной энергетической шириной уровня составного ядра Г, = й/т,, а полная ширина, характеризующая вероятность распада ядра, представляет сумму Г = ЕГ. Тип распада составного ядра зависит от энергии возбуждения, момента количества движения и других параметров составного ядра и не зависит, каким путем возникло ядро. Возможность ядерной реакции определяет энергия реакции

Q=£„,-£„2=£k2-£ki, (98)

где £j,H - соответственно энергия покоя и кинетическая энергия; индексы «1» и «2» относятся к начальному и ко-Нечному состояниям ядерной реакции.

Если Q> О, то ядерная реакция может Идти при л: кинетической энергии облучающих частиц, а если Q величина должна превышать пороговое значение

(к)п11п •-

где Мх и Ма - массы соответствующих частиц, участвующих в ядерной реакции, причем {Ет превосходит \ Q величину кинетической энергии составного ядра. Экзо-энергетическими (Q > 0) являются ядерные реакции на медленных нейтронах (£„ < 100 кэВ), а многие реакции с заряженными частицами являются эндоэнергетическими

(Q<0).

Ядерные реакции с заряженными частицами до настоящего времени не получили широкого применения для легирования примесями полупроводниковых материалов. Объясняется это тем, что под действием заряженных частиц, имеющих энергию выше кулоновского барьера ядра, который определяется выражением

= z,zJAJ\ (100)

где Вк - энергия кулоновского барьера; г» - радиус ядра; е - заряд электрона; z, - заряды соответствующих частиц, смогут протекать реакции типа (а, р), (а, п), {р, а), {р, п), {р, у), {р, d) и др. Высота кулоновского барьера Вк достигает: для легких ядер 5-10 МэВ, для средних ядер 10-20 МэВ и для тяжелых ядер 20-30 МэВ [75].

Согласно квантомеханическим представлениям существует вероятность преодоления кулоновского барьера и при энергиях частиц ниже энергии кулоновского барьера, но это для рассматриваемого явления не принципиально. Для того чтобы получить в единице объема вещества коли-,чество атомов, испытавших ядерные превращения, сравнимые с концентрацией требуемой примеси, необходимо, чтобы при разумном времени облучения образец вводился в зону легирования с интегральным потоком частиц не менее 10"-10 см-2. Сейчас имеются ускорители заряженных частиц, позволяющие решить эту задачу, т. е. получать моноэнергетические пучки заряженных частиц с энергией, превышающей высоту кулоновского барьера. Сечение процессов, определяемое ионизацией (10~ см), примерно в 10* раз превышает сечение ядерного взаимодействия (10"см2),т. е. по мере прохождения в глубь вещества энергия частиц (£) уменьшается при каждом акте ионизации, а

вероятность ядерного вза1«юдействия зависит от энергии» которую имеет частица к моменту взаимодействия [75]. Из-за быстрого торможения заряженных частиц можно получить ле] ированные слои небольиюй толщины с неравномерно распределенными легирующими примесями по толщине. В работах [42, 64] описан способ легирования германия с помощью а-частиц и дейтронов и легирования кремния. Под действием этих реакций в кремнии /7-типа с удельным сопротивлением р « 30 Ом • см на глубине 240- 340 мкм возникает слой с проводимостью п-типа [42]. Аналогично в германий можно ввести примеси Ga, Se, As, Вг. Однако об эффективности этих реакций нет достаточных данных [421, поэтому в мировой практике нет еще опыта н разработок для применения метода легирования полупроводниковых материалов с помощью заряженных частиц.

Для легирования прн.меняют гюроговые реакции с электромагнитным излучением высокой энергии. Эти реакции эндоэиергетичны и для их протекания необходимо превышение энергии 7-кванта над энергией связи нуклона в ядре. В отличие от заряженных частиц у-кванты обладают большой проникающей способностью, т. е. с их помощью можпс* легировать полупроводниковые материалы достаточно больших объемов набором примесных атомов. Источниками Y-квантов служат ускорители (микротроны), получающие поток у-квантов торможением ускоренных электронов на мишенях из тяжелых элементов (Pb, Bi, W, U и др.). В результате торможения электронов получается сплошной спектр у-излучения с максимальной энергией, обусловленной энергией электронов, и интенсивностью, обратно пропорциональной энергии у-квантов. К недостаткам этого метода можно отнести трудности, возникающие с интерпретацией интегрального эффекта от у-квантов различных энергий, а также проблема защиты от этого излучения. Тем не менее в последние годы используют тормозное излучение ускорителей электронов как для имитации радиационного воздействия нейтронов и протонов на кремний [44], так и для прямого легирования кремния [801. Показано, что реакции (у, п), (у, р), (у, а) на изотопах кремния могут привести к образованию акцепторных примесей "А1 и изотопов магния. К сожалению, нет данных о пороговых энергиях (кроме у, п-реакций) и сечениях реакций (у, п), (у, р) и (у, а) при различных энергиях у-квантов [801. Можно аналогична подобрать энергию у-излучения и для других полупроводниковых материалов, обеспечивающих эффективное протекание тех фотоядерных реакций, которые дают возможность получать нужные для легирования примеси.

4 8-1006

Наибольшее распространение для ядерного легирования полупроводников получили ядерные реакции с нейтронам!!. Будучи нейтральными частьцами, нейтроны обладают боль-иой проникающей способностью и могут взаимодействовать праЕСтически со всеми ядрами. Успехи, достигнутые в области конструирования нейтронных трубок, позволяют получать потоки нейтронов до 5 • Ю* нейтр./с [167], что в ближайшие годы составит серьезную конкуренцию реакторным источинкал! нейтронов, в основном используемым в настоящее время.

Рассмотрим взаимодействие с веществом бь1стрых >. > 0,5 Мэ]3) не.чтронов, генерируемых НТ, замедленных до энергии медленных или тепловых нейтронов {Е„ < 0,04 эВ), а также результаты, полученные различным! исследователями, !1спользующими потоки быстрых и тепло вых нейтронов из реакторов. В настоящее время для леги рования используются интенсивные пучки нейтронов с до статочной плотностью потока, получаемые в НТ, а также ядерных реакторах, в которых быстрые нейтроны, обра зующиеся в результате деления ядерного топлива и установления теплового равновесия с этой средой, имеют энерге-тический спектр, описываемый максвелловским распреде лением. На рис. 44 показано устройство для зaмeдлeни энергий нейтронов до тепловых, где источнико.м нейтронов является НТ.

Проанализируем особенности ядерных реакций, которые протекают в веществе под действием нeйтpo!oв различны? энергий, для использования их в нейтронном легировании Для того чтобы понять рассматриваемый процесс, следуе рассмотреть взаимодействие как быстрых, так и тепловые нейтронов с материалом мишени, подлежащей легирова-L нию [76]. Как указано выше, нейтроны являются нейтраль- ными частицами, глубина их проникновения в большинств материалов весьма значительна. При этом они претерпевают лишь очень слабое взаимодействие с электронами ато; fiiOh, обусловленное наличием у нейтроЕЮв магнитного мс мента. Будучи нейтральными частицами, они беспрепятст-j венно преодолевают кулоновский барьер ядер мишени, и,[ следовательно, даже очень медленные нейтроны могут без труда пронигсать в глубь ядра. В действительности, чем мень- flie скорость нейтрона, тем больше время ззаимодействи? нейтрона с ядрами мишени. Поэтому можно ожидать, чт с уменьшением энергии нейтронов вероятность захвата ней--тронов ядрами мишени возрастает. Это взаимодействие характеризуется вероятностью захвата нейтрона ядром, т. е. величиной сечения ядерной реакции.

На рис. 45 показана зависимость сечения захвата от энергии нейтронов, усредненная по всем трем стабильным изотопам кремния [137]. Аналогичный ход этой зависимости наблюдается отдельно для каждого изотопа кремния. Из рис. 45 в!здно, что для низких энергий нейтронов (£„ < < 0,04 эВ), двии<ущихся со скоростью у,

о,« Е- » 1/у.

Для ядер величина 1/у пропорциональна времени взаимодействия. Следовательно, сечение представляет собой

вероятность взаимодействия между ядром и нейтроном. Ядро мишени, захватившее нейтрон, отличается от исходного тем, что

W 10°

10 f,i

Рис. 44. Устройство для замедления энергий нейтронов до тепловых с использованием нейтронной трубки:

/ - замедлитель нейтронов; S - монитор потока нейтронов; S образец; 4 - защита из кадмия; 5 - детектор; 6 - дейтронный пучок; 7 - мишень нейтронной трубки

Рис. 45. Зависимость сечения захвата нейтронов от их энергии для

природного кремния

К нему прибавился еще один нуклон. Теперь это ядро представляет собой новый изотоп, находящийся в возбужденном состоянии. При перехрде этого ядра из возбужденного состояния в состояние с меньшей энергией, происход!1т испускание энергии в какой-либо форме, например, испускание у-квантов. Вре.мя потери этой избыточно! энергии за счет испускания у-квантов может быть очень коротк!1м (мгновенное у-излучение) или достаточно продолжительным.

Спектр испускаемого у-излучения является характеристикой энергетических уровней, претерпевших превращение ядер мишени, и его можно использовать в качестве эффективного средства для обнарунения очень малых (следовых) количеств вещества.

Согласно формуле (95) процесс поглощения нейтронов и испускания у-квантов излучения можно записать в виде