Легирование полупроводников методом ядерных реакций - Смирнов Л.С.
Скачать (прямая ссылка):
Получение переходов обычным методом, т. е. путем термо] диффузии примесей при высоких температурах, сопровождав ется уменьшением времени жизни носителей заряда и другй] ми нежелательными эффектами. Ядерное легирование имееп определенные преимущества, обусловленные, во-первых, боле« низкими температурами формирования переходов даже в слу] чае, когда переход образуется только после отжига радиаци] онных дефектов (например, в 81 — после отжига при 700—800°С)| Во-вторых, ядерный метод позволяет, в принципе, получат! переход любой формы, определяемой профилем защиты, а так] же на, заданной глубине оГ —'---------------—
1
2.7. ВОЗМОЖНОСТЬ ПОЛУЧЕНИЯ р — »-ПЕРЕХОДОВ МЕТОДОМ ЯДЕРНОГО ЛЕГИРОВАНИЯ
66
1
¦у
Экспериментально радиационным способом р «-переходы получены и для Ие [21, 39], однако, как указывалось, по ядёрно-физическим свойствам наиболее подходит для радиационного модифицирования кремний, применительно к которому в настоящее время не только известны общие принципы радиационного получения р — «-переходов, но и проанализированы возможности реализации ЭТИХ принципов В Рис. 2.9. Схема получе-
ния р —- п-пе рехода в цилиндрическом образце полупроводника, помещенного в изотропный поток пейтропов.
технологии изготовления полупроводниковых приборов [21, 40—42] и микросхем [39].
Успешная реализация возможности получения электронно-дырочных переходов в реальных полупроводниковых приборах зависит от того, насколько можно на практике воспроизвести те условия облучения, которые теоретически необходимы для образования перехода. К этим условиям относятся эффективность защиты (экранирования) части кристалла от легирования, характер направленности пучка нейтронов, его энергетический состав и т. д. Поэтому необходимо изучить влияние всех этих факторов на эффективность ядерного легирования при использовании каждого конкретного источника излучения и доступных средств экранирования.
Приводим общую схему анализа оптимальных условий получения электронно-дырочных переходов методом ядерного легирования применительно к кремнию [43]. Качественно аналогичное обсуждение для плоских образцов см. в работе [40].
Пусть облучению изотропным потоком нейтронов подвергается цилиндрический образец диаметром 2г через кольцевую щель шириной'2А в цилиндрической защите толщиной Я, окружающей образец (рис, 2.9). Если х — расстояние от поверхности образца до точки, в которой происходит ядерная реакция с образованием легирующей примеси, а 6 — угол между осью х и направлением движения нейтрона, попавшего в кольцевую щель, то
б =« агс1ц к/(Н + х). (2.43)
Для упрощения вычислений найдем ослабление потока нейтронов в середине щели на оси образца (точка 0 на рис. 2.9) при условии, что материал защиты полностью непрозрачен, а образец — полностью прозрачен для нейтронов. Для этого случая возможные значения угла заключены в интервале от 0 до 6Я = Ы{Н г г). .. . •
Если в области расположения образца число нейтронов в единице объема равно п и имеет место максвелловское распре-
5*
т
деление их скоростей V, то в сферической системе координат плотность потока нейтронов ейр, имеющих скорости в диапазоне между V и V + длз, можно записать в виде (см., например, [44] 1
d(p
3/2
п
іїкт) ехР I “ ~2W ) р3 sin (2.44)
Mv
П
тдв Мп масса нейтрона, а Т — температура.
О бозначив через срщ и ф соответственно интегральную плотность потока нейтронов, попадающих в точку 0 образца через щель защиты и при отсутствии защиты, получим коэффициент -ослабления, определяющий коллимирующее влияние щели:
• оо ЗЛ Я/2+Aq Iqq 2Д я
? = фщ/ф = J J j dtp [ j f dcp = sin б0.
«=0 е=л/2-б0 '
(2.45)
о о
С целью получения достаточно резкого перехода необходимо «применение узкой щели, что соответствует малым значениям o В этом случае
. ? ~ h(H + г) ас h(II -j- х). (2.46)
Поскольку в природе не существует материалов, абсолютно непрозрачных для нейтронов, определенное количество нейтронов будет проходить сквозь защиту и легировать защищенную часть полупроводника. Поэтому если обозначить через N концентрацию акцепторных примесей в исходном материале р-типа, а через С на и С3 соответственно число образовавшихся легирующих примесей в единице объема незащищенной и защищенной частей образца, то конечные значения концентрации носителей в п- и p-областях перехода составляют
,, Nn — Снз IVа; Np—Na — С3. (2.47) ¦
Отсюда следует, что для образования р—^-перехода необходимо выполнение условия
I = CjCm < 1. (2.48)
Для учета реального энергетического состава потока нейтронов будем считать, что материал защиты уменьшает в со раз суммарный поток нейтронов из-за поглощения нейтронов с ; энергией ниже некоторого порогового значения (в случае защиты из кадмия со — так называемое кадмиевое отношение). Тогда для дальнейшего анализа удобно представить величину в виде
С-пг — Ci -f- С2 + Cs, (2.-49)
где Cl и C'a“ число донорных легирующих примесей в незащи-щенной^ части образца, образовавшихся в результате ядерных реакций на нейтронах с энергией соответственно выше и ниже