1. Ядерные реакции, приводящие к образованию примесей в полупроводниковом материале

Ядерные реакции, приводящие к образованию легирующих примесей, происходят при взаимодействии атомных ядер исходного материала с заряженными частицами, гамма-квантами и нейтронами. Это взаимодействие частицы а с ядром X, в результате которого образуется другая частица b и ядро Y, можно записать в виде

а+Х  b+Y+Q или Х(а,b)Y , (2)

где Q - разница энергий между совокупностью энергий начальных и конечных продуктов реакции. При этом выполняются законы сохранения энергии, импульса, суммарного электрического заряда и массового числа взаимодействующих частиц. Из (2) следует, что ядро Y может бьпъ ядром одного из изотопов исходного элемента Х или ядром изотопа одного из соседних элементов. В случае образования нестабильного ядра происходит его превращение в стабильное по той же схеме. Вносимая частицей в ядро энергия быстро распределяется между всеми нуклонами или большинством из них, что приводит к

возбуждению составного ядра. Возбужденное составное ядро М_а+М_х

X* (М и Z соответственно массовое и зарядовое

Z_a +Z_x числа частиц)

может высвободить избыточную энергию путем испускания частицы или гамма-квантов.

Возможность осуществления ядерной реакции определяется энергией реакции Q = Е₂-E₁, где индексs 1 и 2 относятся к начальному и конечному состояниям ядерной реакции. Если Q больше нуля, то реакция может идти при любой кинетической энергии облучающих частиц, а при Q меньше нуля величина кинетической энергии е_k должна превышать пороговое значение

причем Е_kmin превосходит |Q| на величину кинетической энергии составного ядра. Экзоэнергетическими (Q > 0) являются ядерные реакции на медленных нейтронах (с энергией менее 100 кэВ) и некоторые другие. И наоборот, многие реакции с заряженными частицами эндоэнергетичны

(Q < 0).

Ядерные реакции с заряженными частицами до настоящего времени не получили широкого применения для легирования полупроводниковых материалов. Это связано, в первую очередь, со следующим. Под действием таких частиц с энергией, превышающей кулоновский барьер ядра, могут протекать реакции типа (, р), (, n), (р, ), (р, ) и др.

Высота кулоновского барьера достигает 5-30 МэВ для разных ядер.

Сейчас имеется множество различных ускорителей заряженных частиц, позволяющих получать моноэнергетические пучки с энергией, превышающей высоту кулоновского барьера. Однако сечение процессов ионизации примерно в 10³ раз превмшает сечение ядерного взаимодействия ( ~ 10^-24 см²), а по мере прохождения в глубь вещества энергия частиц быстро уменьшается в процессе ионизации и возбуждения атомов. В то же время вероятность ядерного взаимодействия, как известно, зависит от энергии частицы.

Из-за быстрого торможения заряженных частиц с их помощью можно получить легированные слои небольшой толщины с очень неравномерным распределением легирующих примесей по глубине. Однако имеется ряд работ, демонстрирующих принципиальную возможность ядерного легирования германия пучками  - частиц и дейтронами, а кремния - пучком  - частиц.

Представляют интерес пороговые реакции с гамма-излучением высокой энергии. Эти реакции эндоэнергетичны и для их протекания необходимо превышение энергии гамма-кванта над энергией связи нуклона в ядре. В отличие от заряженнмх частиц гамма-кванты обладают большой проникающей способностью, что позволяет осуществлять легирование на большую глубину. Большинство источников гамма-квантов дает широкий спектр их энергии с

существенно неоднородной интенсивностью по спектру (например, микротрон). Это приводит к таким недостаткам метода, как сложность интерпретации интегрального эффекта воздействия и др. Имеется и проблема защиты от этого излучения. Тем не менее тормозное излучение ускорителей электронов использовалось для имитации радиационного воздействия протонов и нейтронов на кремниевые образцы, а также для прямого легирования кремния. В частности, было показано, что реакции (, n), (, p), (, ) на изотопах кремния могут привести к образованию акцепторнsх примесей ²⁷Al и изотопов магния.

Наибольшее распространение для ядерного легирования полупроводников получили реакции с нейтронами, которые тоже обладают большой проникающей способностью, а также могут взаимодействовать практически со всеми ядрами. Рассмотрим взаимодействие как быстрых, так и тепловых нейтронов с материалом образцов, подлежащих легированию. Будучи электронейтральными, нейтроны беспрепятственно преодолевают кулоновский барьер ядра, и даже очень медленные нейтроны могут проникать в глубь него. При этом чем меньше скорость у нейтрона, тем больше время его взаимодействия с ядром. Поэтому с уменьшением Е_n вероятность захвата нейтронов ядром возрастает. Это взаимодействие определяется величиной сечения захвата _e.

На рис. 1 показана зависимость сечения захвата от энергии нейтрона, усредненная по всем трем стабильным изотопам кремния. Аналогичный ход этой зависимости наблюдается отдельно для каждого из изотопов кремния. Видно, что при низких энергиях нейтронов

_с  E_n^-1/2  1/V_n , (4)

где V_n - скорость нейтрона. Для ядер величина 1/V_n пропорциональна времени взаимодействия между ядром и нейтроном.

Ядро мишени, захватывающее нейтрон, представляет собой новый изотоп в возбужденном состоянии. При переходе этого ядра в состояние с меньшей энергией происходит, как правило, испускание гамма-квантов. Время их испускания может быть и очень коротким (мгновенное гамма-излучение), и достаточно продолжительным. Спектр испускаемого излучения характеризует структуру энергетических уровней ядер мишени и его можно использовать в качестве эффективного средства для обнаружения очень малых (следовых) количеств вещества (-10⁹ атом/см³).

Согласно (2) процесс поглощения нейтронов и испускания гамма-квантов можно записать в виде

^MX(n, )^M+1X (5)

Вполне возможно, что получающийся в результате захвата изотоп ^M+1X аналогичен природному и стабилен. Однако во многих случаях образующийся изотоп нестабилен и распадается, испуская электрон, позитрон (-распад), протон и пр. В зтом случае говорят о радиоактивности изотопа и характеризуют его периодом полураспада Т_1/2.

Для наиболее широко используемого в настоящее время полупроводникового материала - кремния содержащиеся в мишени три стабильных изотопа претерпевают превращения в следующих ядерных реакциях:

(92,18%) ²⁸Si (n, ) ²⁹Si; _c=0,08 , (6)

(4,71 %) ²⁹Si (n, ) ³⁰Si; _c = 0,28 ,

(3,12%) ³⁰Si (n, ) ³¹Si  ³¹P + ; _c = 0,11 .

В скобках приведено относительное содержание каждого стабильного изотопа кремния. Сечения реакций _c даны в барнах (1 барн = 10^-28 м²).

Первые две реакции не приводят к образованию легирующих добавок, а ведут лишь к незначительному перераспределению содержания изотопов. Легирующая примесь в виде изотопа ³¹P образуется в третьей реакции. Кроме полезной реакции с образованием фосфора существует и сопутствующая реакция

³¹P(n, ) ³²P  ³²S +  (7)

c _c = 0,19  и Т_1/2 = 14,3 суток.

Распад изотопа ³²P представляет собой первичный источник радиоактивности НТЛ-кремния. Несомненно, любые нежелательные примеси, присутствующие в малых количествах в исходном материале, могут приводить к образованию аномально долгоживущей радиоактивности,

Рис. 1. Зависимость сечения захвата нейтронов в кремниевом образце от энергии нейтрона

Рис. 2. Зависимость концентрации атомов фосфора ³¹P в кремниевом образце от потока нейтронов

вследствие чего материал нельзя будет использовать в производстве до тех пор , пока уровень радиоактивности не будет превышать предельно допустимый.

В таблице приведены данные о (n, ) - реакциях для некоторых полупроводниковых материалов. Они составлены с привлечением справочных сведений о сечениях поглощения и активации для нейтронов со скоростью V_n = 2200 м/с, а также данных полураспада радиоактивных изотопов. Из таблицы следует, что в ряде реакций изменяется только концентрация стабильных изотопов, что не влияет, в частности, на электрические свойства полупроводников. Остальные реакции приводят к образованию электрически активных примесей. В тех случаях, когда возможно образование как донорных, так и акцепторных примесей, конечный результат зависит от относительной эффективности соответствующих реакций, мерой которой является сечение активации в расчете на атом исходной примеси.

Свойства полученных в результате легирования материалов (после отжига дефектов) зависят от концентрации преобладающих примесей. Зависимость концентрации фосфора от потока нейтронов после облучения в реакторе различными интегральными потоками нейтронов и последующего отжига при 800°С в течение 1 часа в кремнии р-типа с удельным сопротивлением  = 200 Ом/см показана на рис. 2. Эта зависимость является основой для процесса легирования, в результате которого можно ввести

заданное количество донорных примесей в исходный материал n или p - типа, причем в последнем случае легирование можно довести до изменения типа проводимости.

Трансмутационное легирование во всех случаях приводит к образованию значительного количества радиационных повреждений, которые, как правило, необходимо устранять. Из-за этих эффектов в запрещенной зоне полупроводника образуются энергетические уровни, которые, в свою очередь, приводят к уменьшению концентрации и подвижности свободных носителей заряда и времени жизни неосновных носителей заряда.

Существует несколько каналов радиационного повреждения, которые приводят к смещению атомов кремния от нормального положения в кристаллической решетке. К ним относятся:

- соударения атомов с быстрыми нейтронами;

- испускание гамма-квантов в результате деления ядер;

- образование атомов отдачи при испускании гамма-квантов;

- образование атомов отдачи при испускании -частиц;

- соударения с частицами, образующимися в реакциях (n, p), (n, ) и др.

Смещение атомов обусловлено в основном быстрыми нейтронами, на фоне которых остальные источники не играют существенной роли. В то же время каждый из них является более эффективным, чем процесс образования фосфора.