Филиал открытого акционерного общества «Научно
advertisement
Филиал открытого акционерного общества «Научно-исследовательский физико-химический институт им. Л.Я. Карпова» На правах рукописи Ермаков Виктор Сергеевич Особенности образования и отжига радиационных дефектов в n-GaN(Si) и p-GaN(Mg) при воздействии различного вида излучения специальность 01.04.07 «Физика конденсированного состояния» Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель доктор физико-математических наук Колин Николай Георгиевич кандидат физико-математических наук Бойко Владимир Михайлович Обнинск – 2014 2 Оглавление ВВЕДЕНИЕ .................................................................................................................. 6 1 ВЛИЯНИЕ РАЗЛИЧНОГО ВИДА ИОНИЗИРУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА РАДИАЦИОННО-ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЯХ GaN. ЯДЕРНОЕ ЛЕГИРОВАНИЕ (ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР) .......... 11 1.1 Радиационные дефекты в облученном нитриде галлия .................................. 11 1.2 Ядерное легирование полупроводников........................................................... 30 2 МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА.......................................................................... 33 2.1 Методика измерения электрофизических свойств эпитаксиальных слоев нитрида галлия........................................................................................................... 33 2.1.1 Цель измерений ........................................................................................ 33 2.1.2 Сущность метода измерений ................................................................... 33 2.1.3 Оцениваемые характеристики и нормы для показателей точности.... 36 2.1.4 Операции подготовки к измерениям ...................................................... 37 2.1.5 Порядок проведения измерения удельного электрического сопротивления, подвижности и концентрации основных носителей заряда на установке «HMS-3000»................................................................................. 38 2.2 Измерение удельного электрического сопротивления высокоомных образцов GaN двухконтактным методом с помощью электрометра ................... 40 2.3 Методика измерения структурных свойств эпитаксиальных слоев нитрида галлия.......................................................................................................................... 42 2.3.1 Оптическая схема дифрактометра D8 Discover..................................... 43 2.3.2 Описание программы обработки измерений Eva.................................. 46 2.3.3 Проведение рентгенографических съемок ............................................ 50 2 2.4 Методика измерения емкостных параметров и спектров глубоких уровней эпмтаксиальных слоев нитрида галлия ................................................................... 54 2.4.1 Общее описание прибора ........................................................................ 57 2.4.2 Краткое описание модулей ...................................................................... 58 2.4.3 Главное окно программы ......................................................................... 59 2.4.4 Основные характеристики емкостного (DLTS) спектрометра ............ 59 3 ПРОВЕДЕНИЕ РАДИАЦИОННЫХ РАСЧЕТА КОЛИЧЕСТВА ДЕФЕКТОВ И ПЕРВИЧНЫХ ЛЕГИРУЮЩЕЙ ПРИМЕСИ, ОБРАЗУЮЩИХСЯ В GaN (AlGaN, InGaN) ПРИ ОБЛУЧЕНИИ В РЕАКТОРЕ ВВР-ц .......................................................................................................................... 61 3.1 Быстрые нейтроны .............................................................................................. 61 3.2 Тепловые нейтроны ............................................................................................ 65 3.3 Гамма-излучение реактора ............................................................................. 7172 3.4 Полное число смещенных атомов ..................................................................... 74 4 ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЕВ НИТРИДА ГАЛЛИЯ ПОСЛЕ ОБЛУЧЕНИЯ РЕАКТОРНЫМИ НЕЙТРОНАМИ И ПОСЛЕДУЮЩИХ ТЕРМООБРАБОТОК ................................................................................................ 76 4.1 n-GaN .................................................................................................................... 76 4.2 p-GaN .................................................................................................................... 87 5 ИССЛЕДОВАНИЯ СТРУКТУРНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЕВ n-GaN, ОБЛУЧЕННЫХ РЕАКТОРНЫМИ НЕЙТРОНАМИ И ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧНЫМИ ЭЛЕКТРОНАМИ ............... 98 3 5.1 Рентгенодифракционные исследования эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов ................................... 98 5.2 Анализ микроструктуры и состава поверхности эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных быстрыми реакторными нейтронами и высокоэнергетичными электронами ..................................................................... 113 6 ВЛИЯНИЕ ОБЛУЧЕНИЯ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧНЫМИ РЕАКТОРНЫМИ ЭЛЕКТРОНАМИ НЕЙТРОНАМИ НА И ЕМКОСТНЫЕ ПАРАМЕТРЫ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЕВ НИТРИДА ГАЛЛИЯ .............. 122 6.1 n-GaN .................................................................................................................. 122 6.2 p-GaN .................................................................................................................. 140 7 ЭЛЕМЕНТЫ ТЕХНОЛОГИИ ............................................................................. 148 7.1 Характеристики исходного сырья ................................................................... 148 7.2 Подготовка образцов к облучению ................................................................. 148 7.3 Облучение образцов в реакторе ВВР-ц........................................................... 151 7.4 Подготовка облученных образцов к отжигу .................................................. 157 7.5 Отжиг .................................................................................................................. 157 7.6 Измерение электрофизических параметров ................................................... 157 7.7 Техника безопасности ....................................................................................... 158 ЗАКЛЮЧЕНИЕ ....................................................................................................... 166 Список используемых источников ........................................................................ 174 4 Перечень сокращений, символов и специальных терминов – поверхностное удельное электросопротивление (Омсм) 2DEG – двумерный электронный газ D – доза (флюенс) электронного облучения (см-2) Ф – флюенс частиц (см-2) DLTS (РСГУ) – релаксационная спектроскопия глубоких уровней PICTS (ФЭРС) – фотоэлектрическая релаксационная спектроскопия LED – light-emitting diode – светодиод EC – дно зоны проводимости EV – потолок валентной зоны GaN – нитрид галлия MOCVD – Metal-Organic Chemical Vapor Deposition – химическое осаждение из газовой фазы металлоорганических соединений MBE – Molecular beam epitaxy – молекулярно-лучевая эпитаксия HVPE – Hydride vapour phase epitaxy – хлоридно-гидридная эпитаксия PL – Photoluminescence – фотолюминесценция HEMT – high electron mobility transistor – транзистор с высокой подвижностью электронов Cd – кадмий ВВР-ц – водо-водяной реактор «целевой» ВАХ – вольт-амперные характеристики ВФХ – вольт-фарадные характеристики ГУ – глубокий уровень МКЛ – микрокатодолюминесценция ОПЗ – область пространственного заряда РД – радиационный дефект СТД – собственные точечные дефекты ЭПР – электронный парамагнитный резонанс ЭС – эпитаксиальный слой ЯЛ – ядерное легирование 5 ВВЕДЕНИЕ GaN и родственные трехкомпонентные соединения AlGaN и InGaN в последнее время выдвинулись на передний план исследований в области полупроводников благодаря превосходным физическим свойствам, проявляемым этими материалами в излучателях синего и УФ-света, детекторах и силовых высокочастотных высокотемпературных электронных приборах [1-4]. Высокая термическая и химическая стойкость дают возможность использования GaN для изготовления приборов, работающих в неблагоприятных температурных и химических условиях. Хорошая теплопроводность GaN снимает многие проблемы охлаждения рабочей области приборов, а сочетание высокой скорости насыщения электронов и значительного напряжения пробоя делает пригодным GaN для изготовления мощных высокочастотных транзисторов. Так, за последние годы транзисторы на основе GaN в диапазоне частот от 1 до 40 ГГц превзошли более чем в 10 раз по удельной плотности и мощности приборы, изготовленные на основе арсенида галлия (GaAs). Широкое использование получил GaN в сочетании с InN и в производстве светоизлучающих и фотоприемных устройств широкого спектрального диапазона. Первостепенный интерес представляют лазеры, генерирующие синий свет [1], диоды, испускающие УФ, видимый и белый свет [1], фотодетекторы, нечувствительные к видимому свету, и фотодетекторные матрицы и линейки [2], высокомощные выпрямители [2-4], высокоскоростные высокомощные высокотемпературные полевые транзисторы [2-4]. В настоящее время очень мало известно о влиянии излучения на электрические и рекомбинационные свойства GaN, практически нет сведений о радиационных эффектах в AlGaN/GaN гетероструктурах и МДП-структурах на основе GaN, данные о безызлучательных механизмах рекомбинации в нитридах III группы в условиях облучения очень скудные, а изучение влияния дислокаций на такие процессы вообще не проводилось. В то же время, такие знания абсолютно необходимы для оптимизации работы приборов на основе GaN в реальных условиях. Единственная причина, по которой такие исследования еще не проводились, заключается в том, что развитие в области нитридов III группы происходит настолько быстро, что практические достижения превзошли необходимые фундаментальные исследования. Отсюда возникает практический интерес к изучению радиационных эффектов в GaN и твердых растворах на его основе. Кроме того, эта проблема представляет также большой чисто научный интерес. Хорошо известно, что изучение электронных свойств радиационных дефектов (РД) является ключом к пониманию поведения собственных точечных дефектов во 6 многих полупроводниках. Что касается GaN, то здесь материаловедческие исследования находятся в начальной стадии, и по сути ничего не известно об электронных свойствах таких собственных точечных дефектов как вакансии, междоузлия, дивакансии и т.д. Такие дефекты эффективно образуются под действием радиации, что позволяет исcледователю контролируемо влиять на набор дефектов, доминирующих в кристалле. Это дает уникальную возможность подробного изучения взаимодействия радиационных дефектов с протяженными дефектами, присутствующими в материале, посредством сравнения особенностей образования радиационных дефектов в сильно различающихся по степени совершенства кристаллах. Получаемые в настоящее время эпитаксиальные пленки GaN и других нитридов III группы, как правило, очень несовершенны и содержат высокие плотности дислокаций, малоугловые дислокационные границы, дефекты упаковки, инверсионные домены и т.д. В то же время, в последние годы появились материалы с довольно низкой плотностью таких дефектов. Однако, имеют место некоторые проблемы при изготовлении, как самих гетероструктур, так и светодиодов на их основе, которые до сих пор недостаточно исследованы. Одна из основных проблем для эпитаксиальных структур на основе GaN – это отсутствие согласованных подложек для их выращивания. В настоящее время нитридные пленки в основном выращивают на сапфире или SiC. В результате при использовании промежуточных буферных слоев (гладкий низкотемпературный слой GaN или AlN), выращенные эпитаксиальные слои GaN содержат высокие плотности дислокаций ~ 109 см-2 [5]. Такая высокая плотность дислокаций неблагоприятно влияет на время жизни инжекционных лазеров и светодиодов. Одним из способов снижения плотности дислокаций является метод эпитаксиального латерального роста (ELOG) [5, 6, 7]. В настоящее время данным методом получены GaN пленки с плотностью дислокаций ~ 106 см-2, а на их основе продемонстрированы инжекционные лазеры работающие в широком волновом интервале [8]. Несмотря на это GaN и родственные твердые растворы (AlGaN, InGaN, InGaAlN) в настоящее время являются наиболее используемыми широкозонными полупроводниками, позволяющими создавать высокочастотные полевые транзисторы, инжекционные лазеры, светодиоды и другие приборы для микро- и оптоэлектроники, с необходимыми характеристиками для различных сфер применения. Благодаря большой устойчивости к воздействию радиации, GaN также рассматривается как потенциальный материал для производства детекторов ядерного излучения [9, 10]. Это связывают со значением пороговой энергии образования радиационных дефектов (РД) в GaN около 20 эВ [11] по сравнению, например, с соответствующим значением этой величины около 10 эВ для GaAs или Si. Кроме 7 того, существенное различие ковалентных радиусов Ga(1,26 A) и N(0,75 A) в данном соединении предполагает высокие энтальпии образования антиструктурных (GaN, NGa) и междоузельных дефектов, а также доминирующую роль вакансий галлия и азота в ростовом материале [12]. Между тем в других полупроводниках группы III-V, например в GaAs, именно антиструктурные дефекты являются доминирующими по концентрации дефектами, как в ростовом, так и облученном материале. Поэтому исследованию собственных дефектов решетки, в том числе созданных высокоэнергетическим радиационным воздействием, и их влиянию на свойства GaN уделяется значительное внимание. В ряде работ [13-18] показано, что облучение гамма-квантами, электронами, нейтронами и протонами приводит к изменению сопротивления светодиодной структуры и уменьшению ее светового квантового выхода. Эти изменения свойств светодиода вызваны образованием в кристаллической решетке полупроводников радиационных дефектов – ловушек свободных носителей заряда, которые выступают центрами безызлучательной рекомбинации. При этом отмечено, что дефекты, созданные гамма – облучением неустойчивы и самопроизвольно отжигаются вблизи комнатных температур при хранении облученных образцов. Знание и понимание физических процессов, происходящих в полупроводниковом материале после облучения реакторными нейтронами и термообработки, необходимы для: определения возможности (ЯЛ) и радиационного модифицирования (РМ) свойств материалов; разработки и реализации на практике технологии ядерного легирования и радиационного модифицирования свойств полупроводниковых соединений AIIIBV; оценки радиационной стойкости и работоспособности материалов и приборов на их основе в жестких радиационных полях и в условиях космического пространства; создания материалов с требуемыми физическими и физико-химическими свойствами для микро- и наноэлектроники. Актуальность работы определяется, прежде всего, отсутствием законченных представлений о механизмах образования и отжига радиационных дефектов в нитриде галлия, характере взаимодействия радиационных дефектов между собой, с исходными структурными дефектами и вводимой легирующей примесью, как в процессе облучения, так и при последующей термообработке, характере влияния условий облучения и параметров исходного материала на конечные свойства ядерно-легированного GaN. Выяснение и развитие этих представлений важны для понимания процессов образования и отжига радиационных дефектов, а также послужат основой для разработки перспективных технологий ядерного легирования и радиационного модифицирования, которые позволят 8 получать высококачественные однородно-легированные эпитаксиальные структуры на основе GaN. Цель настоящей работы заключалась в выявлении особенностей радиационнофизических процессов, протекающих в эпитаксиальных слоях GaN n- и p-типа проводимости после облучения, как полным спектром, так и преимущественно быстрыми нейтронами ядерного реактора и высокоэнергетичными электронами, и последующей термообработки, определение необходимых условий облучения, последующих дезактивации и термообработки, являющихся физическими основами для разработки технологии ядерного легирования и радиационного модифицирования нитрида галлия. Для достижения указанной цели необходимо было решить следующие основные задачи: Провести расчетную оценку количества смещенных атомов в GaN и твердых растворах на его основе (AlGaN и InGaN) при облучении в исследовательском ядерном реакторе ВВР-ц с учетом вклада различных составляющих реакторного излучения (нейтроны, гамма-кванты, атомы отдачи); получить расчетные формулы для определения суммарной концентрации вводимых донорных примесей и оценить эффективность их введения в GaN, AlGaN, InGaN в зависимости от флюенса тепловых нейтронов; Исследовать влияние облучения различным спектром реакторных нейтронов и последующих термообработок на электрофизические свойства эпитаксиальных слоев n- и pGaN с различной исходной концентрацией носителей заряда; нейтроны, Исследовать влияние различного вида ионизирующего излучения (реакторные электроны) и последующей термообработки на емкостные свойства эпитаксиальных слоев n- и p-GaN с различной исходной концентрацией примеси; Исследовать влияние облучения различным спектром реакторных нейтронов на структурные свойства n-GaN с различной степенью исходного легирования; Провести анализ микроструктуры и состава поверхности эпитаксиальных слоев n-GaN с различной степенью исходного легирования до и после облучения реакторными нейтронами и высокоэнергетичными электронами; Выяснить механизмы образования и отжига радиационных дефектов в n- и p- Выяснить влияние легирующей примеси в исходном состоянии на характер GaN; образования и отжига радиационных дефектов в облученных образцах n- и p-GaN. 9 Научная новизна работы заключается в следующем: Определены тип и эффективность введения легирующих донорных примесей в GaN, AlGaN и InGaN, образующихся в результате ядерного легирования; Проведена количественная оценка образования первичных радиационных дефектов в GaN, AlGaN и InGaN в зависимости от вклада различных составляющих реакторного излучения; Впервые комплексно изучены электрофизические свойства нитрида галлия n- и р-типа проводимости облученного большими флюенсами (до 1,8·1020 см-2) полного спектра и преимущественно быстрых реакторных нейтронов; Обнаружено «аномальное» уменьшение удельного электрического сопротивления при флюенсах больше 1018 см-2 для n- и p-GaN; На основании исследования электрофизических характеристик выявлены стадии отжига РД в облученном реакторными нейтронами p-GaN как донорных (100−300), (500700) и (750850) C, так и акцепторных (300500) и (650800) C дефектов; Экспериментально определена роль влияния легирующей примеси в исходном состоянии на процесс образования и последующего отжига радиационных дефектов в n- и pGaN. Практическая ценность результатов работы состоит в следующем: Экспериментально определены необходимые условия облучения (плотность потока реакторных нейтронов, соотношение плотностей потоков тепловых и быстрых нейтронов, среда, температура), режимы последующей термообработки (температура, среда, скорости нагрева и охлаждения) и сформулированы требования к исходному материалу (концентрация носителей заряда, тип структуры) для разработки технологий ядерного легирования и радиационного модифицирования GaN; Полученные в работе экспериментальные результаты имеют практическое значение для прогнозирования свойств материалов и приборов при эксплуатации в условиях повышенной радиации и температуры и могут быть использованы как физические основы для дальнейшей разработки перспективных технологий ЯЛ и РМ нитрида галлия и твердых растворов на его основе на базе действующих исследовательских и промышленных ядерных реакторов. Основные положения, выносимые на защиту: – закономерности изменения электрофизических характеристик облученных в реакторе ВВР-ц эпитаксиальных слоев n-GaN с различным уровнем исходного легирования в широком диапазоне флюенсов полного спектра (до 1,21020 см-2, Т/Б = 1) и быстрых реакторных нейтронов (до 81018 см-2) до и после термообработки; 10 – закономерности изменения электрофизических характеристик облученных в реакторе ВВР-ц эпитаксиальных слоев p-GaN с различным уровнем исходного легирования в широком диапазоне флюенсов полного спектра (Т/Б = 1) и быстрых реакторных нейтронов (до 81018 см-2) до и после термообработки; – «аномальное» уменьшение удельного электрического сопротивления при флюенсах больше 1018 см-2 для n- и p-GaN, вызванное появлением в материале прыжковой проводимости носителей заряда по дефектным состояниям; – увеличение периода решетки GaN вдоль направления 0001 вследствие облучения полным спектром и быстрыми реакторными нейтронами; – определенные значения энергий глубоких ловушек в n- и p-GaN, облученных реакторными нейтронами и высокоэнергетичными электронами; – стадии отжига радиационных дефектов в облученных реакторными нейтронами nGaN: (100300) С, (300700) С, (7001000) С и p-GaN: донорные (100300), (500700), (750850) C, и акцепторные (300500), (650800) C. Личный вклад автора в получении научных результатов Большая часть экспериментальной работы проведена автором лично (все этапы подготовки экспериментальных образцов к облучению реакторными нейтронами и высокоэнергетичными электронами, пострадиационная обработка облученных образцов, проведение высокотемпературного отжига, подготовка и измерение электрофизических, структурных параметров). Вклад автора в работах, выполненных в соавторстве, заключается в непосредственном участии на всех этапах работы от постановки задачи до обсуждения результатов. Автору принадлежит анализ существующих литературных данных, реализация основных экспериментальных подходов, интерпретации, обобщения и анализ полученных результатов, формулировки основных положений. 11 1 ВЛИЯНИЕ РАЗЛИЧНОГО ВИДА ИОНИЗИРУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА РАДИАЦИОННО-ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЯХ GaN (ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР) 1.1 Радиационные дефекты в облученном нитриде галлия Стремительное развитие технологии производства светоизлучающих структур в последние годы привело к значительным успехам в области повышения качества приборов на их основе. Новыми перспективными оптоэлектронными материалами с широким спектром практических применений в качестве активных сред в лазерных диодах и светодиодах в области коротких длин волн являются структуры на основе полупроводниковых нитридов GaN, AlN и некоторые соединения типа AlGaN и InGaN, позволяющих создавать источники излучения с любыми необходимыми характеристиками для различных сфер применения. Большой выбор цветов свечения, комбинация мощного излучения с любой формой его пространственного распределения и с возможностью получения любого цветового оттенка в широком динамическом диапазоне интенсивностей излучения открывают огромные перспективы использования светоизлучающих диодов на основе этих структур в качестве источников света для различных устройств. Однако, имеют место некоторые проблемы при изготовлении как самих гетероструктур, так и светодиодов на их основе, которые до сих пор недостаточно исследованы, а отсутствие методов их комплексного решения на стадии производства излучающих кристаллов и технологии их сборки в светодиодах существенно ограничивает применение готовых приборов в большинстве устройств специальной сигнализации (светофоры, световая сигнализация), в устройствах ответственного применения с повышенной степенью надёжности (судовое, шахтное и аварийное освещение) и в устройствах стратегического назначения (военная и космическая техника). Наиболее значимой из всего спектра существующих проблем является проблема изменения (деградации) всего комплекса первоначальных параметров излучающих структур и светодиодов в целом. На практике это проявляется в виде изменения значений некоторых характеристик устройств с исполнительной частью на светодиодах, приводящее к искажению визуального восприятия информации человеком [19]. Во главе этих многокомпонентных гетероструктур и светодиодов стоит широкозонный полупроводниковый материал – нитрид галлия (GaN), который достаточно давно интересует исследователей и разработчиков полупроводниковых приборов. Гетероструктуры GaN и его твердых растворов обладают физическими свойствами, которые 12 обеспечивают электронным приборам на их основе оптические, мощностные и частотные характеристики, позволяющие применять их в разных областях полупроводниковой электроники, преобразовательной технике для солнечной энергетики, LED, гибридных автомобилях, электромобилях, БПЛА, ветроэнергетики, телекоммуникации, радиолокации, навигации и других отраслях [20, 21, 22]. Начиная с середины 90-х годов ХХ века о нитриде галлия и его твердых растворах заговорили, как об одном из самых перспективных оптоэлектронных материалов. Спектр применения данного материала в оптоэлектронике действительно широк: светодиоды синезеленой области видимого спектра, светодиоды ближнего ультрафиолетового диапазона, активные среды лазерных диодов и др. Стоит также отметить, что структуры на основе GaN перспективны не только в оптоэлектронике, но и для разработки компонентной базы силовой и СВЧ-электроники диодов Шоттки, транзисторов и тиристоров [20]. В класс ультрабыстрых ключей тиристоры попали благодаря GaAs и широкозонным материалам [22]. Во всех современных зарубежных и отечественных публикациях по электронной компонентной базе силовой электроники предпочтение отдается нитриду галлия, как материалу, значительно превосходящему по своим физическим параметрам Si и GaAs. На первый взгляд, это логично, а именно: напряженность электрического поля у GaN (электрическая прочность) на порядок выше, чем у Si или GaAs; удельное сопротивление приборов в открытом состоянии на порядок меньше; радиационная стойкость очень высокая; теплопроводность исключительно высокая; обратные токи почти нулевые (ширина запрещенной зоны); накопленные заряды сверхмалые. Еще одну особенность широкозонных полупроводниковых материалов предельную рабочую температуру p-n-перехода, пригодную для эксплуатации, некоторые авторы трактуют по-своему, указывая, что она составляет +500 °С. Но это далеко не всегда так [22]. Необходимо отметить, что силовые приборы на Si, GaAs, SiC создаются либо на монокристаллах, либо на базовых гомоэпитаксиальных слоях, т. е. в качестве подложек используется «родной» кристалл, в то время как качественных коммерческих монокристаллических GaN-подложек пока нет. Выращивание эпитаксиальных GaN-структур на монокристаллических подложках SiC и Si осложняется кристаллографическими несоответствиями на границе раздела двух полупроводников, что приводит к механическим напряженностям и высокой дефектности структур, следовательно, и к их высокой стоимости. В принципе эти же проблемы проявляются и при использовании технологии выращивания на 13 полуизолирующем AlN. Поэтому практически все технологические исполнения GaNприборов являются горизонтальными, в то время как приборы на Si, GaAs, SiC имеют вертикальную технологическую структуру диодов, транзисторов, тиристоров. В этом пока заключается их огромное технологическое и коммерческое преимущество над мощными GaN-приборами [22]. Слои A3-нитридов имеют большое рассогласование параметров решетки (10% и более) относительно стандартных коммерческих подложек, на которых их выращивают. Поэтому они характеризуются являются сильнонарушенными большой плотностью кристаллическими дислокаций. В объектами результате и многих рентгенодифракционных и электронно-микроскопических исследований выявлены такие характерные особенности, как ансамбли прямолинейных дислокаций, прорастающих через пленку перпендикулярно гетерогранице, а также специфическая столбчатая структура с более или менее вертикальными границами блоков-столбцов. Наблюдался и ряд других дефектов [23]. Например, междоузельный Ga (Gai) идентифицировался оптическим детектированием методом электронно-парамагнитного резонанса, а вакансии галлия (VGa) были обнаружены спектроскопией аннигиляции позитронов [24]. Также, в нитриде галлия, наблюдаются антиструктурные дефекты (GaN, NGa), кластеры и протяженные дефекты [25]. При производстве светодиодов на основе нитрида галлия существует очень важный вопрос, связанный с оценкой их эффективности (квантового выхода излучения), ответ на который определяет как область их применения, стоимость, так и то, что будет записано в спецификации в качестве декларируемого параметра (световой поток, оптическая мощность и т. д.). Эффективность светодиода можно оценить разными способами, но основаны они на измерении комплекса параметров на различных этапах изготовления. Определение эффективности преобразования энергии необходимо для оценки конструктивных особенностей корпусов с точки зрения теплоотвода, которые используются в светодиодном приборе [26]. В работе [26] проведены исследования зависимости мощности излучения (P) от плотности тока (J) у зеленых и синих светодиодов на основе гетероструктур InGaN и у красных и желтых светодиодов на основе гетероструктур AlGaInP в импульсном режиме, исключающем нагрев активной области кристалла. Также в работе приведены значения квантового выхода мощности излучения Rp для разных типов полупроводниковых структур, изготовленных на разных подложках, разного цвета свечения и разных производителей. Авторы обнаружили различие в значениях квантового выхода, которое может быть обусловлено лишь степенью неидеальности самой структуры, потому что тепловое 14 воздействие тока не учитывается и, соответственно, конструкция кристалла не влияет на энергетические показатели излучения. Из чего сделан вывод, что результаты исследования зависимости квантового выхода AlGaInN и AlGaInP светодиодов от плотности тока в импульсном режиме питания могут служить качественным показателем исследуемых излучающих кристаллов. Полученные в исследовании значения квантового выхода мощности излучения показывают, насколько совершенна полупроводниковая структура с точки зрения достижения максимального значения квантового выхода, несмотря на то, что в качестве образцов были взяты отнюдь не идеализированные и специально выращенные структуры, а промышленные светодиоды «с конвейера». Также по этим цифрам можно судить, насколько важен хороший теплоотвод и насколько можно повысить эффективность светодиода или излучающего кристалла, если свести к минимуму перегрев активной области. Поэтому по результатам измерений квантового выхода светодиода возможно достаточно достоверное суждение о том, до какой степени рационально выполнена конструкция кристаллодержателя и всего светодиода в целом в части охлаждения активной области излучающего кристалла [26]. Не менее актуальной является проблема деградации диодных структур и светодиодов в космическом пространстве при воздействии на них различных видов ионизирующего излучения. Как известно, облучение материалов сопровождается образованием радиационных дефектов. Поскольку дефекты и их стоки пространственно разнесены, в кристаллах возможно накопление дефектов, и запасенная энергия, обусловленная их накоплением, может достигать значительных величин. Это способствует повышению термодинамической неустойчивости структуры, релаксация которой может сопровождаться развитием структуры протяженных дефектов, фазовыми превращениями, концентрационными расслоениями сплавов [27]. Радиационные дефекты оказывают существенное влияние на свойства по- лупроводниковых материалов и приборов, изменяя концентрацию, подвижность, время жизни носителей заряда и другие параметры. Многим радиационным дефектам соответствуют глубокие уровни в запрещенной зоне кристалла, которые существенным образом влияют на время рекомбинации неосновных носителей заряда, что особенно существенно для работы оптоэлектронных приборов. От характера глубокого центра зависит соотношение между излучательной и безызлучательной рекомбинацией, т.е. квантовый выход света, частотные свойства прибора. Во многих случаях именно наличие глубоких уровней, расположенных в центре запрещенной зоны, приводит к полуизолирующим свойствам полупроводников (такие образцы используются в качестве подложек электронных 15 приборов). При нагреве или освещении светом в процессе эксплуатации устройств (светодиоды, полупроводниковые лазеры, интегральные схемы и др.) происходит изменение концентрации глубоких уровней и как следствие деградация свойств приборов, поэтому так важно знать характер изменения спектра глубоких уровней при термической обработке. В работе [28] приводятся данные о радиационных дефектах и их влиянии на концентрацию носителей заряда эпитаксиальных слоёв GaN, полученные методами комбинационного рассеяния (КР) и фотолюминесценции (PL). Обнаружено, что в сравнении с образцами, взятыми непосредственно после выращивания, нейтронно-облученные образцы показывают явное изменение позиции и формы A1(LO) комбинационного пика, так же как и ширины при половине высоты PL спектра. Тщательная подгонка данных КР позволила определить концентрацию носителей заряда, которая зависит от флюенса нейтронов. Снижение концентрации носителей заряда наблюдалось в облученном нейтронами материале, что объясняется появлением структурных дефектов, действующих как центры захвата носителей заряда. Эпитаксиальные пленки GaN, использованные в работе [28], были выращены на сапфировой (0001) подложке, используя метод газофазной эпитаксии с использованием металлоорганических соединений. По результатам измерений эффекта Холла, концентрация и подвижность носителей заряда GaN составляла: 3.31017 см-3 и 258 см2В-1с-1 соответственно. Обычно, удаление носителей заряда происходит, главным образом, благодаря захвату основных носителей структурными дефектами. Для проверки этой идеи и исследования структуры кристалла, облученного GaN, были взяты PL (фотолюминесцентные) спектры образцов. Обнаружено, что полуширина, интенсивность и даже позиция зонно-краевого перехода варьируются в зависимости от дозы. Полуширина фотолюминесцентного спектра кажется возрастающей с флюенсом нейтронов. Интенсивность у образца при низком флюенсе несколько выше, чем у образца, непосредственно после выращивания. Известно, что полуширина и интенсивность пика PL спектров образца тесно связаны с качеством материала. Для образцов с той же самой кристаллической структурой и химическим составом, ширина расширенного пика, безусловно, показывает ухудшение качества кристаллической структуры. Таким образом, из данных по фотолюминесценции можно заключить, что, при увеличении флюенса нейтронов структурные свойства образцов ухудшаются. В работе [28] авторы также обсуждают дефекто-связанные эмиссионные пики. Во время процессов облучения, структура GaN бомбардируется не только тепловыми 16 нейтронами, которые превращают 69 Ga, 71 Ga, 72 Ga в 70 Ge, 72 Ge и 14 N, 15 Nв 16 O, но также и быстрыми нейтронами, которые создают точечные дефекты. Эти дефекты могут быть мелкими ловушками и/или глубоко уровневыми дефектами и даже комплексными дефектными центрами. В работе [29] подробно представлены физико-химические, механические, электрофизические и оптические свойства, а также, значения периодов решетки различных модификаций нитрида галлия при комнатной температуре. Так, для структуры вюрцита GaN расчетные значения [нм] для периодов a и c равны соответственно 0.3095…0.3162 и 0.5000…0.5142. Экспериментальные значения [нм] составляют: a = 0.3160…0.3190; c = 0.5125…0.5190. Данные по дефектам кристаллической решетки нитрида галлия базируются в основном на результатах исследования эпитаксиальных слоев (ЭС) GaN со структурой вюрцита. Многие авторы связывают электрофизические свойства ЭС с наличием собственных точечных дефектов (СТД) структуры, например, вакансию азота обычно рассматривают в качестве собственного донора. Результаты расчетной оценки энергии образования собственных точечных дефектов, выполненные с учетом положения уровня Ферми в запрещенной зоне GaN, показывают, что образование вакансий азота более предпочтительно в p-GaN, тогда как в n-GaN наиболее энергетически выгодным является образование вакансий галлия. Из данных работы [29] следует, что образование антиструктурных дефектов и межузельных атомов в GaN является энергетически менее предпочтительным, чем образование вакансий (очевидно, вследствие значительного отличия ковалентных радиусов атомов галлия (rGa=0.126 нм) и азота (rN=0.075 нм) [30]). Это существенно отличает его от многих традиционных полупроводников (например Si, GaAs, ZnSe), у которых антиструктурные дефекты и межузельные атомы играют важную роль. Еще одна возможная область применения нитрида галлия – это детекторы ионизирующего излучения. Конечно, трудно ожидать, что нитрид галлия вытеснит классические детекторные материалы - кремний, германий, арсенид галлия в качестве радиационного детектора общего назначения. Однако большая ширина запрещённой зоны и очень прочная химическая связь в нитридах третьей группы создают преимущества в некоторых частных приложениях, таких как детектирование -частиц в задачах, где требуется весьма высокая радиационная стойкость, или детектирование и дозиметрия тепловых нейтронов в каналах ядерных реакторов, где температура канала нередко заметно превышает комнатную температуру. Энергия -частиц, представляющая интерес для изучения ядерных реакций, составляет несколько МэВ. Возможность детектирования 17 нейтронов связана с их конверсией в -частицы с энергией 1.5 МэВ при взаимодействии с покрытием из 10B. Таким образом, задача детектирования нейтронов также сводится к задаче детектирования -частиц, причём пробег детектируемых частиц в нитриде галлия составляет несколько микрон, так что при концентрации остаточных доноров порядка 1015 см-3 возможно добиться, чтобы область пространственного заряда диода перекрывала область пробега частиц и получить близкую к 100% эффективность собирания индуцированного ими заряда. В работе [31] приводятся результаты предварительных исследований электрических характеристик детекторных структур, приготовленных на нитриде галлия, и даются оценки эффективности собирания заряда, индуцированного -частицами в GaN. Показано, что в нелегированных слоях концентрация остаточных доноров меньше 1015 см-3 в области глубиной до 3 микрон от поверхности, а в интерфейсном слое толщиной около 0.3 микрон она превышает 1016 см-3. Таким образом, толщина слоя области пространственного заряда (ОПЗ) диодов Шоттки могла быть распространена практически на всю толщину плёнки при умеренных приложенных обратных смещениях. Обратный ток диодов Шоттки был очень мал, около 10-12 А при 5В, при комнатной температуре. Он сильно зависел от приложенного смещения, но слабо зависел от температуры, так что даже при 400К обратный ток при 5В всё ещё был меньше 1 нА. В спектрах глубоких центров преобладали электронные ловушки с энергией активации 0.25 эВ и 0.6 эВ, концентрация которых была очень малой, 11013 см-3 для первых и 41013 см-3 для вторых. Таким образом, использованные в работе материалы имели достаточно низкую концентрацию остаточных доноров, чтобы обеспечить распространение ОПЗ диодов Шоттки на толщины, сопоставимые с пробегом -частиц, а достигаемые уровни обратных токов достаточно низки, чтобы регистрируемый сигнал не потонул в шумах. Экспериментальные измерения спектров -частиц показали, что для обоих типов материалов при регистрации 3МэВных и 5-МэВных частиц собираемый заряд соответствует теоретически ожидаемому при данном смещении на диоде, исходя из расчётной величины потерь энергии на ионизацию и известной толщины ОПЗ. Это свидетельствует о практически 100-процентной эффективности собирания заряда. Поскольку при детектировании нейтронов основную роль играет эффективность регистрации 1.5-Мэвных -частиц, проведённые предварительные исследования подтверждают перспективность использования нитрида галлия и для детектирования тепловых нейтронов. В работе [32] авторы делали оценку индуцированных нейтронным облучением дефектов в GaN методом термостимулированных токов с использованием различных светодиодов. При отжиге 1000 С наблюдается широкий термостимулированный спектр, в 18 котором разрешается пять ловушек с энергиями 200, 270, 380, 490 и 595 мэВ. ИК-облучение приводит к фотогашению ловушек с энергиями 270 и 380 мэВ. В [33] были приложены значительные усилия, чтобы понять природу радиационных дефектов в III-нитридах и гетеропереходах нитрида галлия. Наиболее подробные исследования были проведены для электронного и протонного облучения n-GaN. Такое облучение в основном дает сравнительно мелкие электронные ловушки вблизи 0.07, 0.2 и 0.3 эВ от зоны проводимости. Ловушки с энергией 0.07 эВ определены как азотные вакансии. Более глубокие электронные ловушки, около 0.7 и 0.9 эВ от зоны проводимости, наблюдались после обработки более тяжелыми ионами (He, N) или более высокими дозами. Формирование глубоких ловушек возле Ev+0.25 эВ, Ev+0.4 эВ, Ev+0.6 эВ, и Ev+0.9 эВ обнаружено в облученных протонами образцах n-GaN и p-GaN. В p-AlGaN и n-AlGaN с низкой мольной долей Al 0.12-0.2, дефекты, образованные протонной имплантацией были подобны тем, что и в n-GaN и p-GaN. Как правило, в умеренно легированных n-GaN серьезные изменения электронной концентрации и подвижности после протонной или электронной имплантации начинались при флюенсах >1014 см-2. Радиационные дефекты обычно отжигаются при температурах ниже 500 °C, но дефекты, ответственные за сокращения времени жизни, как сообщалось, сохранялись до ~800 °C. Ущерб сильно зависит от энергии бомбардирующих частиц, а не только от флюенса. Для нейтронного облучения тонких пленок GaN и диодов Шоттки, полученных методом магнетронного распыления, измеримые изменения электрических свойств происходят при флюенсах >1014 см-2. Все эти изменения рабочих характеристик устройств были объяснены формированием глубоких ловушек, компенсирующих удельную электропроводность, но природа ловушек и их локализации в гетеропереходе не была изучена подробно. При комнатной температуре и температуре 77K концентрация и подвижность 2DEG (2-х мерного электронного газа), в выращенных гетероструктурах были, соответственно: 1.51013 см-2 (300 K), 1.21013 см-2 (77 K), 800 см2/Вс (300 K), и 1500 см2/Вс (77 K). При комнатной температуре подвижность начинает заметно уменьшаться после флюенса 1015 см2 . При 77-K подвижность была более чувствительной к облучению и начала снижаться после флюенса 1014 см-2. Абсолютные подвижности после самой высокого флюенса 1.71017 см-2 были 90 см2/Вс (300 K) и 160 см2/Вс (77 K). Для флюенсов ниже, чем 2.51016 см-2, концентрации немного увеличиваются по сравнению со значениями до облучения, но после облучения флюенсом 1.71017см-2, концентрации уменьшились примерно на 40 % при комнатной температуре и примерно на 55 % при 77 K. Поведение концентрации 2DEG, по 19 мнению авторов, объясняется введением, при нейтронном облучении, относительно мелких центров в AlGaN [33]. В работе [34] исследовалось влияние нейтронного облучения на свойства нитрида галлия методами релаксационной спектроскопии глубоких уровней, эффекта Холла, измерения электрофизических характеристик. Исходные образцы нелегированного n-GaN, выращенного методом химического осаждения из газовой фазы металлоорганических соединений (MOCVD), облучались быстрыми реакторными нейтронами флюенсами 1.71017 ÷ 1018 см-2. После облучения большими флюенсами нейтронов материал становится высокоомным, n-типа проводимости с уровнем Ферми, закрепленным около Ec0.8÷0.85 эВ. Доминирующей ловушкой является ловушка, с энергией близкой к уровню Ферми 0.75 эВ. Результаты нейтронного облучения n-GaN разительно отличаются от результатов электронного облучения. Нейтронное облучение вводит высокую концентрацию центров, приводящих к сильной перколяционной фотопроводимости. Показано, что скорость удаления электронов при таком облучении близка к 5 см-1, доминирующее глубокое состояние, связанное с нейтронными нарушениями, имеет энергию активации 0.75 эВ. Наблюдаемые явления объясняются в предположении, что доминирующими дефектами в облученном нейтронами GaN являются разупорядоченные области, образованные атомами отдачи с высокими энергиями. В работе [35] исследовалось влияние радиационных дефектов на фотопроводимость эпитаксиальных слоев нитрида галлия. В работах [36, 37] и [49-55] изучалось влияние - и электронного облучения на свойства GaN. В работе [45] авторы проводят три эксперимента и заключают, что радиационная стойкость GaN больше, чем у арсенида галлия (GaAs). В первом случае, материал изучался с помощью метода фотолюминесценции [46]. Во втором случае проводилось сравнение электролюминесценции GaAs и GaN светодиодов [47]. В третьем эксперименте было исследовано удельное сопротивление в модели 2-х мерного электронного газа [48]. В каждом случае, флюенс, при котором GaN начинал ухудшаться, был на два порядка величины выше, чем у GaAs. Это различие приписывается более сильным связям GaN. Для измерения силы связи требуется энергия (Ed), чтобы сместить атом из своей позиции в решетке. Этот параметр был измерен в нескольких полупроводниках и эмпирически определен обратно пропорционально к величине единичной ячейки. Независимость эмпирического метода была установлена путем анализа переноса свойств электронно-облученных пленок нитрида галлия, для которого Ed(Ga)=20.5 эВ и Ed(N)=10.8 эВ [49]. В случае с GaAs Ed = 9.8 эВ [50]. Более высокая величина Ed для GaN подтверждает, что нитрид галлия должен быть более 20 радиационно-стойким, чем GaAs. В работе [45] авторы делают вывод, что сила связей GaN сравнима с силой связи атомов в карбиде кремния. Прочнее только алмаз. Поскольку GaN – прямозонный полупроводник, он конкурирует с GaAs в оптоэлектронных применениях. GaN более стойкий, чем GaAs и соответственно должен быть более полезным в космических применениях. Для определения параметров глубоких уровней разработаны различные способы, в том числе ряд емкостных методик. Наиболее часто применяется метод релаксационной спектроскопии глубоких уровней (РСГУ), в английской транскрипции - Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS). Достоинствами этого метода является высокая чувствительность. Методика позволяет определить энергетическое положение уровня в запрещенной зоне, сечение захвата электрона или дырки на глубокий уровень, концентрацию каждого центра в отдельности, профиль концентрации центров [51]. Существует ряд работ по определению и изучению глубоких уровней в нитриде галлия методом DLTS. В работе [52] авторы исследуют нелегированные слои нитрида галлия толщиной 278 мкм, выращенные методом HVPE до и после облучения электронами с энергией 1 МэВ (Ф= 1∙1015 см-2). Как отмечают авторы, после облучения в материале появляются дефектные состояния с энергиями активации: EC 0,61 эВ, EC 0,30 эВ и EC 0,57 эВ. В работе [53] авторы наблюдали похожие уровни в необлученном нитриде галлия: 0,26 и 0,61 эВ. Первый энергетический уровень авторы связывают с парой: VN–VGa, а второй с антиструктурным дефектом NGa. В работе [54] авторы наблюдали ряд ловушек, как в исходном GaN, так и в облученном нейтронами материале. В данной работе исследовался нитрид галлия, выращенный методом HVPE, хотя, как утверждают авторы, подобные ловушки наблюдались и в материале, выращенном методами MBE и MOCVD. В исходном материале наблюдалось три ловушки: 0,22, 0,43 и 0,66 эВ. Первую ловушку (0,22 эВ) авторы ассоциируют с вакансией азота (VN). Ловушка 0,43 эВ либо VN-NGa, VN-GaN. Ловушка 0,66 эВ по мнению авторов наиболее вероятно связана с дефектом NGa. Авторы [32] также, проводили облучение нитрида галлия быстрыми нейтронами и полным спектром реакторных нейтронов (Т/Б=2/1), но исследование глубоких уровней осуществляли с помощью метода термостимулированных токов и фотолюминесценции. В исходном материале авторы наблюдали четыре ловушки, с энергиями активации: 0,4, 0,45, 0,52 и 0,63 эВ. После облучения и термической обработки при температуре 1000 С авторы заключили о существовании пяти глубоких уровней: 0,2, 0,27, 0,38, 0,49 и 0,595 эВ. В данной 21 работе авторы ссылаются на другие научные публикации и делают выводы о природе данных ловушек: первая комплекс VN; вторая и третья комплексы VGa; четвертая GeGa; пятая NGa. Структуры на основе твердого раствора InGaN исследовались в работе [55]. Из зависимостей термостимулированной емкости от температуры, дифференциального коэффициента наклона вольт-амперной характеристики от напряжения определены энергии глубоких центров, которые могут участвовать в создании рекомбинационного потока. В работе [56] объектами исследования являлись гетероструктуры на основе нелегированных структур AlGaN/GaN, облученные при комнатной температуре гаммаквантами источника Со60 с интенсивностью 100 рад/с до порядка 108 рад. Разогрев образцов во время облучения не превышал 40С. Для контроля параметров структур через несколько часов после набора очередной дозы при комнатной температуре проводились измерения вольт-амперных характеристик приборов. Анализ приведенных данных показывает, что заметные изменения характеристик транзисторных структур наблюдаются для доз, превышающих 105 рад. При этом прибор сохраняет свои усилительные свойства до уровней 108 рад. Авторы относят изменение характеристик к деградации омических контактных сопротивлений истока и стока приборов [57]. В [58] представлены результаты измерений спектров электроотражения образцов эпитаксиальных пленок GaN на сапфире, подверженных действию γ-облучения дозами 105−2·106 рад. Рассчитанные на основе модели переходов теоретические спектры электроотражения с достаточной точностью совпадают с экспериментальными данными. Полученные в рамках модели величины энергий и уширений переходов дают основание полагать, что в пленках GaN существуют внутренние механические напряжения, значения которых меняются в зависимости от дозы γ-излучения. Эффект ”малых доз“ сопровождается уменьшением уширения переходов и, следовательно, структурным упорядочением приповерхностного слоя пленки. При этом также имеет место уменьшение уровня внутренних механических напряжений растяжения. Дальнейшее увеличение дозы облучения вызывает разупорядочение пленки и рост внутренних механических напряжений сжатия, а при достижении доз 106 − 2·106 рад их частичную релаксацию. В работе [27] рассмотрено влияние ионизирующего излучения γ-квантами 60 Co в диапазоне доз 104−2·109 рад на контакты металл-полупроводник Au-ZrBx-AlGaN/GaN и AuTiBx-Al-Ti-n-GaN, а также диодов Шоттки Au-ZrBx-n-GaN. Контакты с диффузионными барьерами TiBx и ZrBx при воздействии ионизирующей радиации не деградируют до доз 22 108 рад. Диоды Шоттки Au−ZrBx−n-GaN остаются стабильными в диапазоне доз 104−106 рад. С увеличением дозы облучения 108 рад возрастает дефектность контактной металлизации, сопровождающаяся образованием сквозных пор, что способствует скоплению кислорода на границах раздела Au−ZrBx (TiBx) и возрастанию массопереноса атомов контактообразующих слоев. При этом наблюдается радиационная деградация диодов Шоттки. Проанализированы возможные механизмы радиационного повреждения контактных структур с диффузионными барьерами. В работе [59] экспериментально наблюдается, что введение легирующей примеси кремния в нитрид галлия на стадии выращивания вносит вклад в определяемые значения конечных параметров облученного материала. Сразу после облучения полным спектром реакторных нейтронов, флюенсом 1,5∙1017 см-2, значение удельного сопротивления ниже в исходно-легированных образцах. Напротив, в работе [60] авторы отмечают, что уровень легирования кремнием оказывает влияние на падение с током внешней квантовой эффективности InGaN/GaNсветодиодов. Снижение уровня легирования n+-области с 1019 см-3 до (1-2)·1018 см-3 позволяет повысить значения эффективности при этих плотностях тока в 2 раза. Существенным фактором является температура окружающей среды при облучении. В работе [61] показано, что облучение при повышенной температуре вызывает увеличение темпа радиационной деградации, по сравнению с облучением при комнатной температуре [62]. В работе [63] авторы исследуют прямые вольтамперные характеристики светодиодов на основе AlGaInP в зависимости от температуры. От комнатной и до температуры 470 K все кривые имеют тот же самый идеальный коэффициент n, равный 1,58. В работе [64] исследованы вольт-фарадные характеристики, а также частотные зависимости емкости и проводимости светоизлучающих структур InGaN/GaN с множественными квантовыми ямами в диапазонах частот 60 Гц−5 МГц и температур 77300K. Показано, что релаксация носителей заряда в квантовых ямах может быть описана двумя эмиссионными процессами: термоактивационным и со степенной зависимостью скорости эмиссии от температуры. Показано также, что в типичных светоизлучающих структурах на основе InGaN/GaN одна или несколько квантовых ям могут оставаться заполненными даже при сравнительно больших значениях обратного смещения. Это позволяет объяснить обнаруженный ранее на таких структурах сдвиг эффективных профилей 23 распределения носителей заряда, полученных из вольт-фарадных характеристик, относительно границы p-n-перехода при понижении температуры. Влияние структурных дефектов на характеристики AlGaN/GaN гетероструктур достаточно подробно исследовалось при облучении их протонами с энергией 1,8 МэВ [6567]. Анализ приведенных зависимостей радиационного изменения характеристик гетероструктур при облучении протонами с энергией 1,8 МэВ показывает, что до уровней флюенсов 1014 протон/см2 не наблюдается существенной деградации параметров приборов, что указывает на высокую радиационную стойкость структур на GaN. Деградация характеристик приборов при больших значениях флюенса связано с введением структурных дефектов при облучении и деградации плотности носителей в ДЭГ и подвижности электронов в канале транзистора. В работе [24] авторы исследуют GaN, облученный электронами, энергией 0,42 МэВ и обсуждают дефекты, которые образуются после облучения. Ссылаясь на другие исследования, авторы заключают, что при облучении электронами энергией 0,42 МэВ могут смещаться из своих положений только атомы азота. Вакансии азота (VN) стабильны по сравнению с междоузлиями азота (Ni), отмечают авторы, ссылаясь на более ранние работы. Следовательно, VN, ожидаемо, продолжают существовать после облучения электронами при комнатной температуре, в то время как Ni могут быть захвачены примесями или другими дефектами в материале. Также, весьма вероятным в данном материале может быть комплекс дефектов: Ni-ON. Авторы [68] анализируют влияние быстрых и тепловых нейтронов на оптические свойства слоев нитрида галлия. Изменения наблюдались на оптических центрах после облучения и отжига, что характеризовалось широкими эмиссионными полосами в видимой и инфракрасной областях, которые могут быть возбуждены либо выше, либо ниже запрещенной зоны. В данной работе авторы исследуют нелегированные слои GaN, толщиной ~ 3 мкм, выращенные методом химического осаждение из паровой фазы металлоорганических соединений (MOCVD). Образцы были облучены тепловыми (Т/Б= 5) и быстрыми нейтронами. После облучения в течении 240 часов образцы набрали флюенс ФБ=0,5∙1019 см-2 для быстрых нейтронов и ФТ=2,4∙1019 см-2. Температура облучения не превышала 70 С. После облучения образцы были оттожены при температуре 1000 С в течении 20 минут в атмосфере азота. После облучения быстрыми и полным спектром реакторных нейтронов авторы наблюдали полное исчезновение фотолюминесценции уровней возбуждения выше запрещенной зоны. Тем не менее, эмиссия с глубоких уровней в видимой и инфракрасной областях наблюдалась с уровней возбуждения ниже запрещенной 24 зоны. После термического отжига и восстановления кристаллической решетки получена некоторая оптическая активация. Было обнаружено, что позиция пика чувствительна к нейтронному спектру. Различия могут быть объяснены моделью двух различных зарядовых состояниях комплекса VGa-ON. Подобные эмиссионные полосы наблюдались на уровнях возбуждения ниже запрещенной зоны. Облученные и отоженные образцы показали инфракрасное излучение на уровнях возбуждения ниже запрещенной зоны. Однако термический отжиг сильно влиял на положение и спектральную форму этих инфракрасных полос [68]. В работе [69] исследовали HEMT гетероструктуры AlGaN/GaN производства компании Cree (США). Параметры зонной структуры, профили концентрации и подвижности электронов в канале транзистора определяли путем анализа измеренных вольтамперных и вольт-фарадных характеристик транзистора с помощью квазигидродинамической модели [70], дополненной механизмом учета пьезоэлектрических полей в GaN структурах. Привлекались литературные данные о конструкции транзисторов из статьи [71] и др. Скорости радиационно-стимулированного изменения подвижности, коэффициента диффузии, скорости насыщения, времен релаксации энергии и импульса электронов определялись методом Монте-Карло, как это было предложено авторами ранее. Расхождение рассчитанных вольт-амперных и вольт-фарадных характеристик структур минимизировалась путем сопоставления результатов расчета с экспериментальными данными. В результате, были внесены поправки в полученные теоретическим путем скорости изменения указанных параметров гетероструктуры AlGaN/GaN при радиационном воздействии. Результаты работы актуальны для разработчиков специальной аппаратуры, а также могут использоваться при анализе физических процессов, возникающих при использовании радиационных технологических операций [69]. Помимо непреднамеренного облучения, которому подвергнуты оборудование и приборы, работающие в космическом пространстве материалы также подвергаются воздействию ионизирующего излучения на стадии изготовления приборов с использованием ионной имплантации. Например, ионная имплантация широко используется для планарного селективного легирования нитрида галлия [72]. В работе [73] авторы рассматривают и проводят сравнение радиационной стойкости эпитаксиальных пленок непосредственно после выращивания и электрохимически наноструктурированных эпитаксиальных пленок нитрида галлия, подвергнутых ионному облучению при комнатной температуре 85 МэВ ионами Kr+15 (флюенсы 1012 и 1013 см-2) или 130 МэВ ионами Xe+23 (флюенсы 5∙1011 и 5∙1012 см-2). 25 Как было продемонстрировано ранее [74, 75], электрохимическое травление производит ненапряженные столбчатые структуры в нитриде галлия, которые применимы для разработки датчиков газа метана в окружающей среде, содержащей пары этанола. Как отмечают авторы, наноструктурирование повышает радиационную стойкость более чем на порядок. Увеличение радиационной стойкости нанопирамидальных структур нитрида галлия по отношению к высокоэнергетичному ионному облучению демонстрируется методами фотолюминесценции (PL) и спектроскопией комбинационного рассеяния (RBS). Эмиссионные спектры наноструктурированного нитрида галлия доминируют до флюенсов 1012 см-2 при облучении ионами Kr и Xe, в то время как люминесценция слоев, выращенных обычным способом полностью гасится при данных флюенсах облучения. При более высоких уровнях облучения, интенсивность RBS линий намного выше в наноструктурированных образцах нитрида галлия, по сравнению со слоями, выращенными обычным методом. Это показывает, что электрохимическое наноструктурирование слоев GaN – потенциально привлекательная технология для разработки радиационно-стойких устройств. В работе [76] авторы проводили облучение нитрида галлия ионами европия (Eu). Слои нитрида галлия толщиной 3 мкм, выращенные методом металлоорганической газофазной эпитаксией (MOVPE) были имплантированы ионами Eu с энергией 300 кэВ. Ионная имплантация была выполнена при комнатной температуре флюенсами 1∙1013 см-2 и 1∙1015 см-2 и углом 10 между ионным пучком и нормалью к поверхности образцов, чтобы подавить каналирование ионов. Пост имплантационный отжиг проводился при температурах от 1000 С до 1450 С в течении 30 мин. при давлении азота 1 ГПа. При низких флюенсах возвращение к исходным значениям в кристалле наблюдалось при отжиге 1000 С, в то время как оптическая активация улучшается при более высоких температурах. Но некоторые остаточные имплантационные повреждения остаются и после отжига, поскольку высокие флюенсы при имплантации ведут к образованию термически очень стабильных дефектов, таких как скопление точечных дефектов и дефектов упаковки, которые не удаляются полностью даже после отжига при температуре 1450 С. Несмотря на неполное восстановление кристаллической решетки после облучения и отжига, наблюдается эффективная оптическая активация ионов европия. Из рисунков низкотемпературных фотолюминесцентных спектров образцов очевидно, что с увеличением температуры отжига сильно увеличивается интенсивность фотолюминепсцентых пиков для обоих флюенсов. После отжига 1450 С, образцы, облученные меньшим флюенсом показывают более высокий максимум интенсивности, чем образцы, облученные большим флюенсом. Во втором случае, люминесцентный пик весьма уширен из-за высокой плотности дефектов кристаллической решетки, которые слегка нарушают симметрию кристалла. 26 В работе [77] тонкие пленки GaN, легированные Eu, были облучены 500 кэВ ионами Не+ для изучения механизмов радиационных повреждений и количественной эффективности люминесценции. Зависимость интенсивности люминесценции, вызванной ионным пучком, от плотности потока ионов согласуется с одновременным созданием дефектов безызлучательного типа и разрушением центров люминесценции, связанных с 4f-4f переходами уровней ядра в Eu3+ . Эта модель не совпадает с предыдущим описанием, которое учитывает только безызлучательную генерацию дефектов в GaN:Eu. На основании света от стандартного сцинтиллятора BaF2, эффективность генерации энергии люминесценции пленок GaN, легированных Eu до концентрации 3·1018 см-3 оценивается в 0,1%. Трижды ионизованный атом Eu, расположенный на позиции Ga в решетке GaN, обладает сильной фотолюминесценцией при 621 нм (2 эВ) за счет 4f-4f переходов уровней ядра 5D0-7F2. Эта длина волны является технологически важной, поскольку она облегчает изготовление монолитных GaN-устройств состоящих из диодов, излучающих свет красного, зеленого и синего диапазона длин волн. Кроме того, пленки GaN, легированные Eu, обладают необходимым потенциалом для работы в среде излучения, так как свечение остается относительно постоянным даже после воздействия высокой плотности потока 3 МэВ электронов. Можно предположить, что ловушки введенные в матрицу GaN при облучении оказывают незначительное влияние на люминесценцию, связанную с Eu, так как расстояние между ближайшими атомами Eu можно сделать малым по сравнению с диффузионной длиной неосновных носителей заряда в GaN. Поэтому возбужденные электроны захватываются центрами Eu и их энергия преобразуется в свет, прежде чем они могут безызлучательно рекомбинировать с дырками в GaN. В данной работе авторы использовали оптические измерения по методу in situ для изучения механизмов излучения света и повреждений в тонких пленках GaN, легированных Eu и показали, что люминесценция, связанная с ионом Eu, может гаситься умеренной плотностью потока энергетических ионов Не+, тем самым устанавливая крайние пределы толерантности излучения в данном материале. Также, авторы данной работы количественно объяснили происхождение повреждений путем введения модели, которая учитывает как создание безызлучательных ловушек, так и люминесцентных центров разрушения Eu3+ и оценили эффективность ионного пучка, вызывающего процесс люминесценции за счет использования хорошо известного сцинтиллятора BaF2. И хотя эта эффективность (0,1%) довольно скромна, отрадно, что пленки не были оптимизированы для люминесценции. Теперь, когда роль смещений, вызванных радиационным повреждением, была количественно 27 продемонстрирована вместе с предельным допущением излучения данного материала, отжиг и другие модификации дефектов могут быть достигнуты более эффективными способами [77]. Радиационное облучение генерирует в полупроводнике дефекты, которые влияют на ток транзистора, что приводит к изменению температуры канала и должно учитываться при определении его чувствительности к уровню радиационного воздействия [78]. При моделировании процессов в транзисторах с нанометровыми размерами канала необходимо учитывать баллистические эффекты пролета электронов и разогрев электронного газа [79], а также квантовые эффекты, связанные с использованием слоев узкозонных материалов, в которых формируются квантовые ямы и двумерный электронный газ [80, 81]. В связи с этим, актуальным является исследование параметров гетеронаноструктур при радиационном облучении, что проделано в работе [82]: проведено экспериментальное исследование параметров гетеронаноструктур полевых транзисторов с двумерным электронным газом (HEMT). Предложена методика компьютерной обработки результатов экспериментов с помощью одномерной и двумерной физико-топологических моделей. Методика использована для прогноза радиационной стойкости структур при воздействии быстрых нейтронов. В работе [83] представлены результаты исследования стойкости эпитаксиальных структур GaN с множественными квантовыми ямами на примере светодиодов при облучении быстрыми нейтронами. Установлено, что при облучении на первом этапе уровень снижения мощности излучения зависит от изменения плотности рабочего тока вследствие радиационной перестройки имеющейся дефектной структуры (предположительно комплекса [Mg-H]). В качестве объектов исследования в работе использовались светодиоды = 470 нм, изготовленные на основе структур GaN отечественного производства, выращенных методом молекулярно лучевой эпитаксии с квантовыми ямами в активной области субмикронных размеров на сапфировой подложке. До и после облучения для каждого светодиода измеряли вольт-амперные (ВАХ), ватт-амперные (ВтАХ) в шаре, вольт-фарадные (ВФХ) характеристики и спектры излучения. Облучение светодиодов быстрыми нейтронами проводили при отсутствии питания. Для прямой ветви ВАХ исследуемых светодиодов наблюдаются собственные зависимости тока от напряжения для области низкой и высокой плотностей тока, в то время как ВАХ практически линейна во всем исследуемом диапазоне плотностей токов. В результате исследований установлено, что облучение быстрыми нейтронами не приводит к заметным изменениям ВФХ, прямой и обратной ветвей ВАХ, что позволяет сделать вывод о том, что электрофизические характеристики исследуемых 28 структур остаются без изменений до флюенсов 2∙1015 см-2. В спектре излучения диодов также не обнаружено каких-либо изменений [94]. В работе полупроводниковых [84] представлены лазерных диодов, исследования и выполненных на сравнения основе характеристик GaAs и GaN, непосредственно в момент и после воздействия γ-n-импульса реактора ЭБР-Л. Авторы отмечают, что флюенса нейтронов 1,21014 см-2 недостаточно для существенных изменений свечения лазерных диодов на основе GaN. Также, в работе исследован отжиг накопленных изменений. При пропускании тока 0,5 А в течении нескольких часов происходит восстановление интенсивности излучения лазерных диодов примерно на 60%. Совокупность экспериментальных результатов показывает, что радиационная стойкость GaN лазерных диодов ( = 405 нм) более чем на порядок превосходит стойкость лазерных диодов на основе GaAs ( = 975 нм). В работе [85] авторы установили, что максимально достижимая мощность излучения в лазерах, не содержащих алюминий, ограничена катастрофической оптической деградацией лазерной структуры. В работе [86] авторы изучают влияние низкоэнергетического электронного облучения на оптические свойства светодиодных структур на основе InGaN/GaN. С помощью метода катодолюминесценции авторы показывают, что электронное облучение ведет к увеличению интенсивности излучения и образованию новых полос испускания, интенсивность которых существенно превышает интенсивность голубой эмиссии исходных образцов. Показано, что изменение оптических свойств определяется введением избыточного количества носителей заряда. В работе [87] авторы исследовали HEMT структуры на основе AlGaN/GaN, выращенные методом MOCVD на подложке сапфира. На структуры был нанесен пассивирующий 1000 нм слой SiN. Образцы были облучены нейтронами (1 МэВ) флюенсами 1013, 1014, 1015 см-2 и, впоследствии, отожжены на воздухе в течение 20 часов, который, как выяснилось, не дал какого-либо значительного результата. По ходу исследования авторы проводят измерения вольт-амперных характеристик транзисторов AlGaN/GaN и делают выводы, что значения тока и напряжения показывают незначительную деградацию после облучения нейтронами ниже флюенса 1014 см-2, в то время как ток утечки затвора слегка изменяется при флюенсах ниже 1014 см-2. Обратный ток утечки затвора явно ухудшается при флюенсах выше 1014 см-2. Экспериментальные результаты показывают, что слой SiN сдерживает захват электронов в поверхностном слое в процессе нейтронного облучения и, 29 также, уменьшает обеднение носителями заряда двухмерного электронного газа. Поэтому HEMT структуры, пассивированные слоем SiN – наиболее привлекательные кандидаты, для использования их в среде нейтронного воздействия. Ухудшение прямого тока утечки затвора HEMT структур AlGaN/GaN, пассивированных слоем SiN в результате облучения связано с образованием дефектов в SiN слое. Характеристики барьера Шоттки также, явно ухудшаются в результате облучения [87]. В работах [88, 89] исследовалось влияние низкоэнергетического облучения электронами на характеристики гетероструктуры полевых транзисторов на основе AlGaN/GaN. Энергия электронов составляла 0,45-1,0 МэВ, что характерно для факторов космического пространства. В работе исследовалось множество образцов, которые были облучены флюенсами от 3,5∙1012 до 5∙1015 см-2. В зависимости от тока пучка время облучения варьировалось от 2 до 89 минут. Облучение электронами вызвало изменения вольт-амперных и вольт-фарадных характеристик во всех исследуемых образцах. Облучение проводилось при температуре 85 2 K, чтобы ослабить миграцию дефектов. Измерения параметров транзисторов были выполнены сразу после облучения и, также, при температуре 85 K, чтобы минимизировать влияние отжига. Затем дополнительно проводился отжиг при комнатной температуре в течение 12-48 суток. Параметры транзисторов после отжига восстанавливались и становились близкими к своим исходным значениям до облучения. В данной работе был проведен также сравнительный анализ результатов при облучении электронами и нейтронами [90] с энергией 1МэВ для обоих видов излучения. При низкотемпературном облучении и измерении ВАХ приборов наблюдалось увеличение тока стока приборов и, соответственно, плотность двухмерного электронного газа. Подобное непрогнозируемое радиационное поведение характеристик полевой транзисторной структуры позволило авторам предложить гипотетическую модель, позволяющую объяснить эффект роста тока стока в канале прибора и концентрации носителей заряда в области ДЭГ. В результате низкотемпературного облучения в барьерном слое AlGaN транзистора наблюдается накопление положительного заряда, который при низких температурах способствует увеличению скачка энергетических зон на границе гетероперехода AlGaN/GaN и росту плотности носителей в области ДЭГ. С ростом температуры наблюдается миграция положительного заряда и эффект увеличения тока стока за счет этого процесса уменьшается. При этом при повышенных температурах на границе гетероперехода формируется скопление донорных структурных дефектов, что приводит к деградации подвижности в области ДЭГ [57]. 30 Авторы заключают, что электронные устройства на основе гетероструктур AlGaN, изученных в работах [88, 89] могут нормально работать до доз 100 Мрад(Si), при воздействии электронов с энергией 1МэВ. В большинстве случаев влияние облучения носило временный характер и после отжига при комнатной температуре исчезало, однако, в ряде случаев последствия электронного облучения сохранялись и после отжига при комнатной температуре в течении 12-48 суток. Причины этого различия авторы не знают, но предполагают, что оно может быть связано с технологическими особенностями при изготовлении структур. Тем не менее, при облучении электронами при низких температурах (85 K) характеристики транзисторов заметно изменяются, в противоположность облучению при комнатных температурах, поэтому следует доработать эти структуры для их использования в космическом пространстве. 1.2 Ядерное легирование и радиационное модифицирование полупроводниковых материалов Метод ядерного легирования, в основе которого лежат (n,)-ядерные реакции на тепловых нейтронах, приводящие к образованию новых химических элементов в исходном материале, известен более 40 лет, но до сих пор остаются нерешенными многие вопросы, связанные с практической реализацией ядерной технологии. Преимущества радиационных технологий применительно к задачам материаловедения и полупроводникового приборостроения, и, в частности, технологий ядерного легирования полупроводников общепризнанны во всех высокоразвитых странах мира, и их с уверенностью можно отнести к технологиям настоящего и будущего. Метод ядерного легирования позволяет получать полупроводниковые материалы с высокой степенью однородности свойств, которой пока не удается достигнуть другими технологическими приемами [91]. Мировое потребление ядерно-легированного кремния в настоящее время исчисляется сотнями тонн. Благодаря действию ядерных сил две частицы (два ядра или ядро и нуклон) при сближении до расстояний порядка 10-13 см вступают между собой в интенсивное ядерное взаимодействие (ядерные реакции), приводящее к преобразованию ядра. Известно много различных типов реакций в зависимости от вида частиц, вызывающих реакции. Одним из самых распространенных видов ядерных реакций под действием нейтронов являются реакции вида (n,): (А, Z) + n (A+1, Z) + (1.1), в результате которых образуется ядро (A+1, Z), обычно являющееся – – радиоактивным, т.е. распадающимся по схеме: 31 (A 1 , Z) (A 1 , Z 1) e - ~ (1.2). Так как реакции вида (n,) сводятся к захвату нейтрона с последующим испусканием -кванта, они называются реакциями радиационного захвата нейтрона. Реакции радиационного захвата идут под действием медленных нейтронов с энергией от 0 до 500 кэВ, причем, чем меньше энергия нейтрона, тем больше вероятность захвата. Ядерные реакции вида (n,р), (n,), (n,2n), (n,np), (n,3n) и другие маловероятны, так как для них требуются высокоэнергетичные нейтроны с Еn>0,5 МэВ. Реакции деления невозможны, потому что атомы, входящие в состав полупроводников, достаточно легкие. В результате реакций радиационного захвата нейтрона и последующих реакций распада в полупроводнике образуется атом нового элемента, который может выступать в качестве электрическиактивной примеси. Контролируемое введение таких электрически-активных примесей и является целью метода ядерного легирования [91]. Для расчета концентрации примесей, образующихся в результате ядерных реакций Niпр, см-3, используется следующее соотношение: i N пр N 0 i Ci Т t (1.3) где N0 – количество атомов в единице объема, см-3; i – сечение поглощения тепловых нейтронов для iго изотопа, см2; Сi – относительное содержание iго изотопа в естественной смеси; Т – плотность потока тепловых нейтронов, см-2·с-1; t – время облучения, с. Размеры облучаемого образца должны быть существенно меньше глубины проникновения тепловых нейтронов в данный материал с целью обеспечения равномерности легирования. Количество дополнительно вводимых нецелевых примесей должно быть минимальным, а их влияние на свойства материала незначительным. Атомы конечных стабильных элементов, в силу отличного от матричных элементов количества внешних электронов, проявляют либо донорные либо акцепторные свойства в монокристалле. Если в первом приближении принять, что образующийся атом нового элемента остается в той же подрешетке, что и атом исходного матричного элемента, то можно представить заключительную картину по образовавшимся в материале атомам новых элементов и характеру их поведения. В тех случаях, когда возможно образование как донорных, так и акцепторных примесей, конечный результат легирования будет зависеть от относительной эффективности соответствующих реакций. 32 Основные преимущества метода ядерного легирования по сравнению с традиционными методами заключаются в следующем: – предсказуемость результатов легирования и легкость управления процессом. Концентрация вводимой примеси определяется ядерными данными и длительностью облучения и не зависит ни от температуры облучения, ни от качества и состояния материала; – равномерность легирования. – нет ограничений на концентрацию вводимой примеси. Ограничением является только концентрация изотопа, трансмутация которого происходит; – материал, полученный трансмутационным легированием, обладает повышенной стойкостью к последующей термообработке и воздействию радиации. Основными недостатками метода являются: – образование радиационных дефектов при облучении. Это вызывает необходимость последующего отжига радиационных дефектов. При отжиге складываются условия, при которых возможна ускоренная диффузия примеси на стоки. Этот процесс приводит к неравномерному распределению примеси в материале; – в процессе легирования методом ядерных превращений образуются нестабильные изотопы, и возникает наведенная радиационная активность. Это приводит к тому, что легированный материал требует выдержки по времени для высвечивания активных изотопов до того, как пустить его в производство; – недостаточная изученность радиационно-физических процессов вследствие ядерного легирования; – метод позволяет вводить в качестве примеси, элементы, расположенные в таблице Менделеева рядом с исходными, поэтому ограничением является также тип вводимой примеси. Основной сложностью при ядерном легировании нитрида галлия (GaN) по сравнению с другими полупроводниками является очень высокая термическая стабильность радиационных дефектов, образующихся в материале при действии быстрых нейтронов 33 2 МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА 2.1 Методика измерения электрофизических свойств эпитаксиальных слоев нитрида галлия 2.1.1 Цель измерений Настоящая методика выполнения измерений предназначена для измерений удельного электрического сопротивления, коэффициента Холла и определения на основе этих измерений типа электропроводности, концентрации и холловской подвижности основных носителей заряда. 2.1.2 Сущность метода измерений Определение удельного электрического сопротивления основано на измерении разности потенциалов продольного электрического поля Ех и электрического тока Jx, вызываемого этим полем. Определение коэффициента Холла основано на измерении разности потенциалов у поперечного электрического поля Еу, возникающего в образце, помещенном в магнитное поле с индукцией при протекании через него электрического тока Jx в направлении, перпендикулярном магнитному полю. Тип электропроводности полупроводникового материала устанавливают по знаку ЭДС Холла в соответствии с рисунком 2.1. Концентрация и подвижность основных носителей заряда определяется расчетным путем на основании данных по измерению удельного электрического сопротивления и коэффициента Холла. (RH 0) (RH 0) Рисунок 2.1 – Знак ЭДС Холла, в зависимости от типа электропроводности. 34 2.1.2.1 Структурная схема измерительной установки представлена на рисунке 2.2. 2 3 4 1 5 Рисунок 2.2 – Структурная схема установки: 1 – магнит; 2 – источник постоянного тока; 3 – измерительный прибор; 4 – коммутирующее устройство; 5 – образец. Основная относительная погрешность установки не должна превышать при измерении удельного электрического сопротивления 5 %, коэффициента Холла 8 % при контроле образцов с 106 Омсм. 2.1.2.2 Технические требования к элементам структурной схемы Магнит, обеспечивающий создание магнитных полей изменяемой полярности. Требования к техническим характеристикам магнита в зависимости от измеряемых параметров материала приведены в таблице 2.1. Таблица 2.1 Технические характеристики магнита. Параметр материала Технические характеристики Верхний предел Верхний предел магнитной подвижности основных индукции в зазоре магнита носителей заряда В, Тл , см2В-1с-1 Допустимая неоднородность магнитного поля в области измерения, % () 3103 1,0 3 7103 0,7 3 8104 0,5 3 35 Примечание: Измерение коэффициента Холла в материале р-типа электропроводности с концентрацией основных носителей заряда более 21019 см-3 выполняют при значениях магнитной индукции В=0.7÷1 Тл. [51] Погрешность измерения абсолютного значения магнитной индукции не должна превышать 2%. Источник постоянного тока изменяемой полярности. Требования к техническим характеристикам источника постоянного тока в зависимости от измеряемых параметров материала приведены в таблице 2.2. Таблица 2.2 Технические характеристики источника постоянного тока. Параметр материала Технические характеристики Верхний предел удельного Верхний предел Допустимая нестабильность электрического сопротивления электрического электрического тока за время тока I, А , Ом·см измерения, % () 5·10-3 3·10-2 1·100 1·101 1·102 1·103 1·104 1·105 1·106 1·107 1·108 1·109 5·10-1 2·10-1 1·10-1 1·10-2 1·10-3 1·10-4 1·10-5 1·10-6 5·10-7 5·10-8 5·10-9 5·10-10 1 1 1 1 1 1 1 1 5 5 5 5 Погрешность измерения силы электрического тока не должна превышать 1% для образцов с удельным электрическим сопротивлением менее 106 Омсм, 3% для образцов с ρ 106 Омсм. Примечание. При работе на малых токах в диапазоне 10-10÷10-6 А необходимо использовать гальванические элементы. Прибор для измерения электрического напряжения. Требования к техническим характеристикам измерительного прибора в зависимости от измеряемых параметров материала приведены в таблице 2.3. 36 Таблица 2.3 Технические характеристики прибора для измерения электрического напряжения. Параметр материала Технические характеристики Верхний предел Чувствиудельного тельность, В электрического сопротивления , Ом·см Входное электрическое сопротивление Ом, не менее Погрешность измерения Rвх., электрического сопротивления, %, не более 5·10-3 1·10-7 1·104 1,0 -2 1·10 -6 1·10 4 1,0 1·10 -5 1·10 4 1,0 5 1,0 6 1,0 3·10 0 1·10 1 -5 1·10 1·10 2 -5 1·10 1·10 1·10 1·103 1·10-5 1·107 1,0 4 -5 8 1,0 1·109 1,0 1·10 1·10 1·105 1·10-4 6 -3 1·10 1·10 7 -3 1·10 1·10 8 1·10 9 1·10 Коммутирующее 1·10 -3 1·10 -3 устройство, 1·10 1·10 10 2,5 11 2,5 1·10 11 2,5 1·10 12 2,5 1·10 1·10 обеспечивающее проведение измерений с использованием одного измерительного прибора. Сопротивление изоляции монтажа и контактов коммутирующего устройства должно быть не менее входного сопротивления измерительного прибора. 2.1.3 Оцениваемые характеристики и нормы для показателей точности Диапазоны измерений параметров тонкопленочных образцов нитрида галлия, а также погрешности этих измерений представлены в таблице 2.4. Таблица 2.4 Диапазоны измерений удельного электрического сопротивления, коэффициента Холла, концентрации и подвижности основных носителей заряда и погрешности этих измерений. Параметры материала, определяемые методикой № п. Тип элек Удельное электричес Коэффициен Концентра т Холла Rµ, ция 37 Подвижно сть Тем пера тура изме Суммарная погрешность измерения с Р=0,95% троп рово днос ти кое см3/Кл сопротивле ние ρ, Омсм основных носителей заряда n, см-3 1 элек 110-4÷ трон -1 ный ÷310 6,310-1÷ 51015÷ ÷1,3103 ÷11019 2 дыр очн ый 510-3÷ 310-1÷ 11017÷ ÷510-1 ÷6,3101 ÷21019 110-3÷ 610-2÷ 21019÷ 3 дыр очн ый ÷110-2 ÷310-1 ÷21020 4 элек 1106÷ трон 9 ный ÷110 1109÷ 1106÷ 12 ÷6,310 ÷6,310 9 основных рени носителей й, К заряда µ, см2·В-1·с-1, не менее ρ n µ 50 300 12 15 15 30 300 12 15 15 25 300 10 15 15 1103 300 21 20 10 2.1.4 Операции подготовки к измерениям Измерения параметров материала выполняется на образцах в виде плоскопараллельных пластин произвольной формы (рисунок 2.3). Рисунок 2.3 – Вид образцов для измерения у.э.с. и коэффициента Холла. На образец в виде плоскопараллельной пластины наносятся четыре электрических контакта, располагая их по периферии пластины. Перед нанесением электрических контактов образец протравливается в соответствующем кислотном травителе и протирается спиртом. Электрические контакты наносятся использовать канифоль и кислоты. 38 подпаиванием индия. Не допускается 2.1.5 Порядок проведения измерения удельного электрического сопротивления, концентрации и подвижности основных носителей заряда на установке "HMS 3000" На рисунке 2.4 представлен внешний вид установки "HMS 3000", которая позволяет в полуавтоматическом режиме измерять следующие величины: концентрацию и подвижность основных носителей заряда, коэффициент холла, полное сопротивление, электропроводность, магниторезистивный эффект. Величина магнитного поля: 0.51 T. Температура измерения: 300 K и 77K. Максимальные размеры образца: 20x20мм. Измеряемые материалы: Si, SiGe, SiC, GaAs, InGaAs, InP, GaN, AlGaN (и др.). Рисунок 2.4 – Внешний вид установки "HMS 3000". После механической полировки, травления, обезжиривания и просушки в фильтровальной бумаге на холловские образцы наносятся по четырем углам омические контакты из индиевого припоя искровым методом или методом вплавления. Максимальная погрешность холловских измерений на установке "HMS 3000" составляет 18%. 2.1.5.1 Проведение измерений Измерительная установка располагается в экранированном помещении вдали от источников сильного электромагнитного излучения. Вырезается образец для измерения в форме квадрата (максимальная величина 2020 мм), и затем соединяется со специальной платой. Возможно проводить измерения образцов, которые не имеют в точности формы квадрата, однако результаты измерения будут неточно представлять достоверные свойства материала. Особенно этому будет подвержено сопротивление материала. Припаиваются омические контакты к образцу, как показано на рисунке 2.5. 39 Рисунок 2.5 – Расположение контактов на образце. Надежное соединение выполняется для хорошего омического контакта. Если используются индиевые соединения, то хороший омический контакт поддерживается при температуре жидкого азота. Отжиг образца при соответствующей температуре и его продолжительность также могут улучшить омический контакт. 2.1.5.2 Измерения эффекта Холла при температуре жидкого азота Заполняется камера для образца, учитывая, что жидкий азот будет испаряться в процессе измерения. Полное испарение резервуара занимает около 10÷15 минут. Запускается программа. Нажимается «Com. Test» в программе. Выбирается диапазон тока и вводится величина тока. Вводится величина магнитного поля и толщина образца. Нажимается «Measure» (до вставки магнита). Позднее измеряются данные горизонтального, вертикального и диагонального направления. После измерения первичных данных, на экране автоматически демонстрируются их величины и сообщение «Insert Magnet N>S». Вставляется магнит в направлении N > S и нажимается «ОК». Система измеряет данные в диагональном направлении. После измерения вторичных данных, на экране автоматически демонстрируются их величины и сообщение «Insert Magnet S>N». Вставляется магнит в направлении S > N и нажимается «ОК». Система измеряет данные в диагональном направлении. Результаты измерений выводятся на экран. Если требуется изменить введенные данные после окончания измерений, то нужно ввести исправленные данные в программу и нажать «CALCUL». В случае загорания лампочки «плохой контакт» во время измерения проверяется контакт образца и нажимается кнопка «сброс». Кнопка «CLEAR» сбрасывает все величины на ноль. 40 2.2 Измерение удельного электрического сопротивления высокоомных образцов GaN двухконтактным методом с помощью электрометра Измерение удельного электрического сопротивления облученных образцов GaN и других образцов, полученных эпитаксиальным методом на изолирующей подложке, представляет собой сложную экспериментальную задачу. Это связано с двумя причинами: во первых, сопротивление облученных компенсированных полупроводниковых образцов, как правило, на много порядков выше, чем у исходных образцов; во вторых, измерения проводятся на очень тонких образцах (4 мкм), что на четыре порядка ниже, чем толщина стандартных п/п пластин. При этом сопротивление образцов достигает величин порядка 10141015 Ом. При трактовке экспериментальных результатов на графиках, как правило, приводится значение удельного электрического сопротивления. Такие измерения проводятся методом Ван-дер-Пау, который позволяет измерять удельное сопротивление на образцах произвольной формы и является экспрессным методом. Однако при попытке измерять образцы этим методом возникли непреодолимые трудности, связанные с шунтированием коммутирующих элементов. Поэтому в данном случае измерялось полное сопротивление образцов, а затем проводился пересчет в удельное электрическое сопротивление. Для этого измерялось удельное электрическое сопротивление низкоомных образцов методом Холла и полное сопротивление этих же образцов на электрометре В7-30. Отношение этих сопротивлений (R/) и есть переводной коэффициент, равный 1.2104. [51] Электрическая схема приведена на рисунке 2.6. Важнейшей частью данной схемы является чувствительный электрометр В7-30. Это позволило с применяемой батареей (10 В) измерять сопротивление образцов в интервале 106-1014 Ом. Рисинук 2.6 – Электрическая схема измерения сопротивления высокоомных образцов. 41 Для измерения более низких сопротивлений применялась схема, изображенная на рисунке 2.7. Рисунок 2.7 – Электрическая схема измерения образцов с сопротивлением меньше 106 Ом. Падение напряжения Uпад на эталонном сопротивлении измерялось цифровым вольтметром Щ300 . Сопротивление вычислялось по формуле: Rx U б Rэ , U пад (2.1), где Uб – напряжение батареи, Rx – измеряемое сопротивление, Rэ - эталонное сопротивление, которое примерно на два порядка меньше измеряемого. Погрешность измерений сопротивления таким способом составляет 15%. 42 2.3 Методика измерения структурных свойств эпитаксиальных слоев GaN Одним из самых чувствительных методов регистрации изменений, происходящих в кристаллах при различных воздействиях, является точное определение параметров элементарной ячейки. Каждое изменение расположения атомов в изучаемом объеме образца вещества в какой-то степени отражается на значениях параметра ячейки. Такие изменения могут быть обусловлены радиационными дефектами, атомами легирующих примесей, механическими напряжениями, изменениями стехиометрии и т.д. В работе использовался рентгеновский дифрактометр D8 Discover фирмы “BrukerAXS” Рисунок 2.8 – Дифрактометр D8 Discover Реализация рентгенодифракционных методов на D8 DISCOVER позволяет решать как прикладные, так и фундаментальные задачи в следующих направлениях: - фазовый и структурный анализ твердых тел (порошки, поли- и монокристаллы); - исследование морфологии межслойных границ в многослойных структурах с толщинами слоев вплоть до нескольких монослоев; - изучение особенностей морфологии поверхности и приповерхностных слоев по глубине (от десятых долей нанометра); - изучение структурных превращений в твердых растворах. 43 2.3.1 Оптическая схема дифрактометра D8 DISCOVER В основу оптической схемы прибора положена концепция универсальной оптической оси (universal beam concept UBC), которая позволяет менять оптические компоненты системы таким образом, чтобы получить оптимальное соотношение регистрируемой интенсивности и углового разрешения. На рисунке 2.9 показан гониометр с установленными на нем оптическими компонентами. Рисунок 2.9 – Гониометр с установленными на нем оптическими компонентами Примеры оптической схемы для дифрактометрии приведены на рисунке 2.9 и для рентгеновской рефлектометрии – на рисунке 2.10. Рассмотрим более подробно эти схемы [91]. Источником рентгеновского излучения является трубка с медным анодом мощностью 2,4 кВт. В стандартной комплектации дифрактометра используется замкнутая система «вода – воздух». Параллельный пучок формируется зеркалом Гёбеля. Зеркало частично монохроматизирует отраженное излучение, значительно уменьшая интенсивность Кβ-линии. После зеркала луч проходит через автоматический поглотитель и попадает в монохроматор Бартеля, который состоит из двух германиевых щелевых кристаллов – монохроматоров, установленных в схеме (n; + n). На каждом кристалле происходит двукратное симметричное отражение от плоскостей Ge (022). Такой монохроматор оставляет в спектре падающего на образец излучения только Кɑ1 линию. Угловая расходимость отраженного луча в плоскости дифракции составляет 0,00350. Улучшить разрешение можно, 44 перестроив кристаллы на отражение Ge (044). Но это приведёт к значительному уменьшению интенсивности. Соответственно интенсивность прошедшего через монохроматор излучения можно увеличить, если ухудшить угловое разрешение. Это реализовано в блоке монохроматоров, где используется ассиметричное отражение Ge (022). Рисунок 2.10 – Оптическая схема для дифрактометрии Угловая расходимость в этом случае будет около 0,0080. Блок монохроматоров может быть легко снят с оптической оси, и тогда дифрактометр можно использовать для исследования поликристаллов. При повторной установке блока монохроматоров интенсивность может уменьшиться на 10 – 20 %. Однако дополнительная подстройка занимает всего несколько минут. Следовательно, возможно подобрать оптимальное разрешение для конкретного исследуемого материала. Так, например, для исследования совершенных кристаллов кремния или гетероэпитаксиальных структур с толстыми (около 1 мкм) слоями, когда угловые ширины особенностей кривых отражения менее 0,0060, желательно использовать схему с максимальным разрешением. В то же время исследование менее совершенных объектов лучше проводить с ассиметричным монохроматором, получая выигрыш в интенсивности дифрагированного излучения [91]. Рисунок 2.11 – Оптическая схема для рефлектометрии 45 Монохроматизованный пучок попадает на исследуемый образец, который закреплен на кристаллодержателе. В свою очередь, кристаллодержатель прикреплен к подвеске, которая обеспечивает перемещение образца вдоль осей X, Y, Z, наклон χ и азимутальный поворот φ с помощью шаговых двигателей. Подвеска установлена на оси гониометра и может поворачиваться на угол θ в диапазоне от – 140 до 1500 с точностью 0,00010. Такая конструкция позволяет проводить текстурные измерения. Измерения в схеме некомпланарной дифракции, в геометрии дифракции вблизи угла полного внешнего отражения. При рефлектометрических измерениях на подвеску устанавливают специальный ножевой коллиматор (Knife edge collimator – KEC) – для уменьшения размера засвечиваемой области кристалла. Это необходимо для точного определения угла полного внешнего отражения. Конструкция гониометра и подвески универсальна: она годится как для высокого, так и для низкого разрешения. С осью вращения образца θ совмещена ось поворота блока детектирования 2θ. В зависимости от необходимого разрешения может быть использован щелевой кристалл – анализатор с дву- или трехкратным отражением, плоский кристалл – монохроматор LiF для измерений в низком разрешении, щели с переменным или фиксированным размером различной конфигурации. Прибор комплектуется точным детектором, динамический диапазон которого составляет 106. Собственный шум на уровне 0,5 имп./с. Автоматический поглотитель устанавливает толщину медной фольги, ослабляющей падающий пучок, в зависимости от интенсивности таким образом, чтобы детектор всегда работал с динамической загрузкой. Экспериментальная кривая при этом автоматически нормируется для разных поглотителей и сшивается. Поскольку информативность рентгенодифракционных методов зависит от интенсивности полезного сигнала, попавшего в детектор, то повышения эффективности измерений можно достичь двумя путями: 1) использовать более яркий источник рентгеновского излучения, например источник с вращающимся анодом; 2) использовать линейные и двухкоординатные детекторы. Дифрактометр D8 Discover можно комплектовать источником 18 кВт с вращающимся анодом TURBO X-RAY SOURCE, который в 10 раз ярче источника с обычной отпаянной трубкой. Это дает возможность перейти к более высокоразрешающей схеме настройки монохроматора Бартеля (Ge(044)) и измерять не только ширину узких пиков, но и исследовать особенности распределения интенсивности на их хвостах [91]. Линейный детектор VANTEC-1 позволяет существенно (примерно в 10 – 15 раз) сократить время эксперимента. При этом он обладает более высокой, чем у точечного 46 детектора, чувствительностью. Время измерения карт обратного пространства с помощью обычного точечного детектора составляет 10 – 12 ч, а применение линейного детектора сократило время эксперимента до 1 ч. Двухмерные детекторы Hi-Star и VANTEC-2000 дают возможность очень быстро проводить текстурные измерения, они также незаменимы при изучении малоуглового рассеяния в скользящей геометрии. Таким образом, наличие компьютерной системы управления и высокая стабильность по времени позволяет использовать D8 DISCOVER в режиме работы “24/7”. Это дает возможность проводить эксперименты с длительным накоплением сигнала, а также автоматически выполнять рутинные измерения на серии однотипных образцов, что актуально для заводской лаборатории. Возможность быстрого перестраивания оптической схемы дифрактометра позволяет за короткий промежуток времени выполнить несколько разнородных экспериментов. Поскольку D8 DISCOVER является многоцелевым дифрактометром, то он может заменить собой сразу несколько приборов: двух- и трехкристальные дифрактометры, дифрактометр общего назначения класса ДРОН, установку прецизионного измерения периода решетки по методу Бонда [91]. При этом габариты D8 DISCOVER не превышают габариты перечисленных приборов. Система упрвления и планирования заданий обеспечивает снижение нагрузки на оператора установки. 2.3.2 Описание программы обработки измерений EVA Управляющее программное обеспечение состоит из двух программ: XRD Commander и XRD Wizard [91]. Первая служит для непосредственного управления всеми осями дифрактометра и выполнения измерений вдоль выбранной оси. Так же XRD Commander может выполнять сценарии сложных измерений (например, съемка карт обратного пространства, текстурные измерения, циклические измерения вдоль нескольких осей, многодиапазонные измерения и др.). Такие сценарии создаются в XRD Wizard и других программах. С точки зрения дифракции высокого разрешения интерес представляет именно XRD Wizard, так как только в ней можно спланировать эксперимент в координатах обратного пространства. С практической точки зрения полезна функция автоматического поиска отражения и подстройки образца по углу наклона χ. XRD Wizard позволяет планировать многодиапазонные измерения, которые используются, когда необходимо провести измерения в большом динамическом диапазоне интенсивностей (тогда можно выбрать необходимое время накопления сигнала и шаг по оси) или углов (выделяется несколько 47 интересующих угловых областей, и измерения проводятся только в них, а данные представляются как единая кривая в одном файле). Рисунок 2.12 –– Интерфейс программы XRD Wizard Данные, полученные в ходе измерений, обрабатывают с помощью программы Leptos. Эта программа является, пожалуй, самой «наукоемкой» из предлагаемых сейчас на рынке программных продуктов для высокоразрешающей рентгеновской дифракции. Она разработана для отображения и анализа экспериментальных данных, которые были получены методами рентгеновской дифракции высокого разрешения, рентгеновской рефлектометрии, включая диффузное рассеяние, дифракции скользящей геометрии, малоуглового рассеяния в скользящей геометрии. В программе [91] так же присутствуют модули для анализа напряжений. Моделирование рентгеновской дифракции в различной геометрии съемки проводится на основе динамической теории рассеяния рентгеновских лучей. Диффузное рассеяние в рефлектометрическом эксперименте, а также малоугловое рассеяние в скользящей геометрии вычисляется на основе теории возмущений. При моделировании возможен учет реальных условий эксперимента (разрешение используемой оптической схемы, шум и т.п.). 48 Рисунок 2.13 – Интерфейс программы Leptos Пользователь имеет возможность построить «виртуальный дифрактометр», а Leptos рассчитает инструментальную функцию для выбранной конфигурации. Эту инструментальную функцию Leptos использует для свертки с расчетной кривой. Несмотря на то, что в метрологических рентгеновских методах некоторая информация доступна напрямую из измеренных кривых рентгеновской интенсивности, детальная структура образца может быть получена только с использованием специальных численных методов. Эти методы обычно основаны на технике проб и ошибок, при использовании которой возникает необходимость в эффективном, быстром и надежном оптимизационном алгоритме. Помимо традиционных методов оптимизации, таких как метод Левенберга – Маркварда, Leptos использует генетический алгоритм [91]. Комбинирование различных методов позволяет проводить «подгонку» и получать параметры модели структуры за короткое время. Все процедуры обработки экспериментальных данных могут быть выполнены в полностью автоматическом фоновом режиме, что удобно при работе с большим количеством однотипных образцов. 49 Рисунок 2.14 – Двух – и трехмерные изображения Основными отличительными особенностями программы являются: одновременная работа с несколькими наборами данных, полученными разными методами; модуль определения остаточных напряжений, использующий как sin2 ψ, так и 2D методы; разнообразные оптимизационные алгоритмы: от градиентных до стохастических, включая генетический алгоритм; база данных материалов с возможностью дополнения новыми, как кристаллическими на основе 230 пространственных групп, так и аморфными и фазами переменного состава (рисунок 2.12); автоматический анализ данных с использованием языка сценариев; модуль визуализации распределения параметров по площади пластины; быстрое преобразование Фурье и модуль оценки толщины/несоответствия слоев по форме кривой отражения и положению пиков от подложки и эпитаксиальной структуры для методов рентгеновской рефлектометрии рентгеновских лучей; 50 и высокоразрешающей дифракции редактор модели структуры, позволяющий создавать сверхрешетки и слои со связанными параметрами, что необходимо при моделировании, например, слоев с переменным составом; удобное моделирование инструментальной функции прибора (рисунок 2.13); моделирование диффузного рассеяния от шероховатости границ (для компланарной рентгеновской рефлектометрии) и наночастиц различных форм (малоугловое рассеяние в скользящей геометрии); работа с двух – и трехмерными наборами данных (рисунок 2.14); все результаты обработки хранятся в одном файле в формате XML. Печать отчетов и настраиваемый экспорт результатов работы. 2.3.3 Проведение рентгенографических съемок Все приготовленные для съемки образцы крепились с помощью мастики на специальную тонкую металлическую пластину с отверстием в центре, предназначенным для прохождения падающего и отраженного рентгеновских лучей. Затем пластина крепилась на полированную плоскую поверхность монокристальной приставки к рентгенгониометру, лежащую на его оси вращения. Тем самым достигается выведение поверхности эпитаксиального слоя GaN на вертикальную ось гониометра. Далее счетчик и образец нужно поставить в расчетное угловое положение, обеспечивающее возникновение дифракционной линии. Для более быстрого расчета этих углов используются формулы, реализованные в электронных таблицах Excel. Предварительное «наведение» на искомый рефлекс производится с помощью стрелочного индикатора интенсивности счета импульсов, с удаленной щелью перед счетчиком. Однако имеющиеся образцы эпитаксиальных пленок выращены на монокристальных подложках пластин сапфира, отшлифованного по заданной плоскости (0001) с разной погрешностью (доходящей, как показал наш опыт, до 1). Это обстоятельство приводит к ослаблению соответствующего рефлекса или к невозможности, в некоторых случаях, сразу его обнаружить. Поэтому необходимо совместить нормаль к семейству отражающих плоскостей с экваториальной плоскостью дифрактометра, что можно сделать вращением держателя приставки (и тем самым образца в его собственной базовой плоскости), с одновременным наблюдением за увеличением интенсивности счета. Окончательное нахождение наилучшего положения производится при установленной рабочей щели счетчика последовательными подвижками по трем осям гониометра и приставки, до достижения максимальной интенсивности отражения. В этом положении осуществляется механическая связь осей с приводом гониометра. 51 Съемка рентгенограмм всех образцов проводится при одинаковых условиях. Типичная рентгенограмма приведена на рисунке 2.15. Для определения параметра ячейки c требуется однократная съемка «на отражение», параметра a (сапфира) – двукратная «на прохождение», с разворотом приставки на 180о по углу ω, для компенсации сдвига рефлекса из-за заметной толщины подложки. 25000 I, [отн. ед.] 20000 15000 10000 5000 0 1 0 6 ,2 1 0 6 ,4 1 0 6 ,6 1 0 6 ,8 1 0 7 ,0 1 0 7 ,2 1 0 7 ,4 1 0 7 ,6 1 0 7 ,8 1 0 8 ,0 1 0 8 ,2 2 , [ г р а д .] Рисунок 2.15 − Рентгенограмма рефлекса (006) для исходного GaN (CuK излучение). Полученные в эксперименте профили рефлексов предпочтительнее строить в программе обработки графиков Origin 6.1, затем определить угловое положение отражения как середину ширины пика на его полувысоте (с вычетом фона). Эти значения численно практически не отличаются от полученных более строгим способом – по центру тяжести пика, величин θ, а по воспроизводимости измерений даже несколько их превосходят. Вероятно, определение по центру тяжести «уводит» максимум из-за большого вклада областей при основании пика, что особенно заметно при большой ширине пика и небрежном отсечении фона. Рефлексы при больших углах 2θ, например (0 0 18) Al2O3 на рисунке 2.16, имеют некоторую ассиметрию профиля. 52 25000 20000 I 15000 h o 2max=149,422 10000 h/2 5000 0 148,0 148,5 149,0 2 149,5 150,0 150,5 151,0 Рисунок 2.16 − Пример определения положения максимума для отражения (0018) Al2O3. Здесь угол 2θmax находится на пересечении линии, аппроксимирующей положения середин склонов пика, с линией проведенной горизонтально на половине высоты. Следует отметить, что часто рекомендуемый способ продолжения середин склонов вверх до пересечения с профилем пика в данном случае наименее точен из-за существующей ассиметрии вершин подобных рефлексов. Межплоскостные расстояния dhkl связаны с углом отражения θhkl соотношением (2.2). [51] В свою очередь для гексагональной сингонии параметры ячейки a и c определяются из формулы: 1 d hkl 2 4 h 2 hk k 2 l 2 2 2 3 a c (2.2) Для выбранных измеряемых рефлексов в GaN и Al2O3 формула (2.2) упрощается: a = 2·h·dhh0 c = l·d00l (110) и (220); (006) и (0 0 18); 53 Существует группа факторов, приводящих к систематическим ошибкам в измерении экспериментальной величины угла θ. Это отклонение поверхности образца от фокусирующей поверхности, смещение плоскости образца с оси гониометра, проникновение лучей в глубь образца, вертикальная расходимость первичного и дифракционных лучей, неточное определение нулевого положения счетчиков, изменение факторов Лоренца и поляризации и др. Можно рассчитывать и вводить индивидуальные поправки для каждого фактора, но предпочтительней использовать экспериментальное нахождение зависимости величины определяемого параметра ячейки от экстраполяционной функции угла θ. В этом случае наиболее просто отыскать значения параметров элементарной ячейки кристалла экстраполяцией на угол θ=90, при котором влияние погрешностей минимально. 54 2.4 Методика измерения емкостных параметров и спектров глубоких уровней эпитаксиальных слоев GaN Радиационные дефекты оказывают существенное влияние на свойства по- лупроводниковых материалов и приборов, изменяя концентрацию, подвижность, время жизни носителей заряда и другие параметры. Многим радиационным дефектам соответствуют глубокие уровни в запрещенной зоне кристалла, которые существенным образом влияют на время рекомбинации неосновных носителей заряда, что особенно существенно для работы оптоэлектронных приборов. От характера глубокого центра зависит соотношение между излучательной и безызлучательной рекомбинацией, т.е. квантовый выход света, частотные свойства прибора. Во многих случаях именно наличие глубоких уровней, расположенных в центре запрещенной зоны, приводит к полуизолирующим свойствам полупроводников (такие образцы используются в качестве подложек электронных приборов). При нагреве или освещении светом в процессе эксплуатации устройств (светодиоды, полупроводниковые лазеры, интегральные схемы и др.) происходит изменение концентрации глубоких уровней и как следствие деградация свойств приборов, поэтому необходимо определение изменения спектра глубоких уровней при термической обработке. Для определения параметров глубоких уровней разработаны различные способы, в том числе ряд емкостных методик. Наиболее часто применяется метод релаксационной спектроскопии глубоких уровней (РСГУ), в английской транскрипции - Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS). Достоинствами этого метода является высокая чувствительность. Методика позволяет определить энергетическое положение уровня в запрещенной зоне, сечение захвата электрона или дырки на глубокий уровень, концентрацию каждого центра в отдельности, профиль концентрации центров. Емкостная спектроскопия глубоких уровней основана на изменении барьерной емкости (c) р-n-перехода, диода Шоттки, МДП-структуры и других барьерных структур при изменении концентрации электронов в зоне проводимости (дырок в валентной зоне) при перезарядке глубоких уровней. Барьерную емкость плоскостного диода С удобно представить в виде: 1 2L2D 2 (Vbi V 2), С2 S (2.3). где LD – дебаевская длина, εS – диэлектрическая проницаемость полупроводника, β = q/kT, q – заряд электрона, Vbi – работа выхода, V – обратное смещение на диоде. 55 Тогда наклон кривой 1/С2 в зависимости от напряжения смещения будет: d (1 / C 2 ) 2L2D 2 , 2 dV S q S N B (2.4). где NB=n – концентрация носителей заряда. В методике НЕСГУ подается постоянное обратное смещение на диод. Для зондирования глубоких центров, расположенных внутри области истощения, подается первичный положительный импульс. Область пространственного заряда сужается и происходит быстрое заполнение глубоких уровней. После окончания положительного импульса происходит восстановление первоначальной ширины области пространственного заряда и релаксация ёмкости, связанная с эмиссией электронов с глубоких уровней (для материала n-типа). В случае электронной проводимости при ND<n (ND – концентрация глубокого центра; n – концентрация свободных носителей заряда) наблюдается экспоненциальная релаксация емкости: C(t)= ΔС exp(-t/τ), где ΔС – изменение (2.5). емкости при t = 0, обусловленное импульсом инжекции, t – время релаксации, – постоянная релаксации. Время релаксации: τ=1/en=1/(vσp NC)exp(ΔEd/kT), (2.6). где en – вероятность перехода в единицу времени, v – скорость носителей заряда, σp – сечение захвата носителей заряда, NC – плотность состояний в зоне проводимости, ΔEd – энергетическое положение глубокого уровня относительно дна зоны проводимости. В основе метода НЕСГУ лежит измерение разности емкостей C(t1)-C(t2) при двух фиксированных временах t1 и t2 в зависимости от температуры (рис. 2.17а). 56 Рисунок 2.17. − Получение сигнала сигнала НЕСГУ; релаксация емкости при разных температурах Т1>Т2>Т3>Т>Т5 (а); соответствующая ответствующая им разность раз емкостей, измеренных ренных в моменты вре времени t1 и t2 (сигнал НЕСГУ) (б). Из рис. 2.17 (б) видно, что кривая зависимости разности емкостей C(t1)-C(t2) от температуры имеет максимум. В максимуме постоянная времени спада равна: М t1 t 2 ln(t1 / t 2 ) (2.7). Из формулы видно (2.7), (2.7 что изменяя t1 и t2, можно изменять селектируемое время релаксации. При этом, естественно, меняется температурное положение пика. В аналоговом режиме измерения НЕСГУ изменяя значения t1 и t2 (при t1/t2=const) получают набор спектров при различных температурах. Используя Исполь зуя положение максимума пика (T)) и уравнение (2.6) (2.6 строим график зависимости log(l/τ)) от обратной температуры, из наклона клона которого определяют энергетическое положение глубокого уровня, а из пересечения прямой с осью ординат – сечение захвата ловушки. Концентрация ентрация глубоких центров (N ( D) рассчитывается из изме изменения емкости, соответствующей полному заполнению данных центров: ND = 2nΔС/С (2.8). 57 2.4.1 Общее описание прибора Емкостный спектрометр СЕ-6 представляет собой аппаратно-программный комплекс (АПК) предназначен для исследования физических параметров материала базы p-nпереходов, диодов Шоттки и МДП структур различными методами C-V-метрии. Определяемые параметры: – энергия ионизации центра; – концентрация центров; – профиль концентрации ловушек основных и неосновных носителей заряда; – скорость захвата носителей. Прибор состоит из следующих основных функциональных блоков: 1. Криостат с измерительной ячейкой, в которую помещается исследуемый образец, датчик температуры и нагревательный элемент. 2. Микропроцессорный пропорциональный интегрально-дифференциальный (ПИД) регулятор температуры образца, режим работы которого модуль (АВМ). задается персональным компьютером. 3. Аналоговый высокочастотный Он включает в себя высокочастотный мост полной проводимости, селективный программируемый усилитель высокой частоты (УВЧ), два синхронных детектора (СД), два усилителя постоянного тока (УПТ) и генератор высокой частоты (ГВЧ) для питания ВЧ моста. На выходы аналогового модуля выдаются два сигнала - Uc, пропорциональное величине разбаланса моста по емкости и Ug, пропорциональное проводимости образца. 4. Микропроцессорный модуль (ММ). Этот модуль включает в себя микропроцессор (МП), который, принимает от ПК задание режимов измерений, устанавливает на генераторах накачки образца необходимые уровни напряжений и токов, формирует временную шкалу, управляет работой АВМ и автоматически выполняет измерения в заданной температурной точке. После завершения измерений в заданной точке МП передает результаты измерений в ПК и, по команде ПК, переходит к измерениям в следующей точке. Переход прибора в режим измерений осуществляется только после получения сигнала разрешения от СТ о соответствии температуры образца заданной. 58 2.4.2 Краткое описание модулей 1. Криостат предназначен для проведения измерений в диапазоне температуры от 78 до 350 К. Сигнал от датчика температуры образца сравнивается ПИД регулятором с заданным значением Т и напряжение ошибки через усилитель мощности поступает на нагреватель образца в криостате, чем обеспечивается стабилизация Т. Стабильность Т должна быть не хуже 0,01 К в диапазоне 78-120 К и 0,1 К в диапазоне 300-350 К. 2. Аналоговый модуль включает: • ВЧ генератор на частоту 455 кГц со стабилизированным значением выходного напряжения. • Высокочастотный мост полной проводимости. Диапазон измерения емкости 0800 пФ, дифференциального сопротивления - > 10 кОм. - Компенсация реактивной проводимости образца в мосту осуществляется грубо подключением эталонных конденсаторов 400, 200, 100 и 50 пФ. Точный баланс моста осуществляется выходным напряжением ЦАП, подаваемым на варикап. Баланс по проводимости осуществляется резистивным оптроном. С выхода моста сигнал разбаланса подается в программируемый УВЧ. Напряжение, характеризующее комплексную проводимость образца, поступает на АЦП в ММ. • Программируемый узкополосный усилитель ВЧ с центральной частотой 455 кГц. Коэффициент усиления задается программно по шкале 1, 2, 4, 8, 10, 20, 40, 80, 100, 200, 400, 800, 1000, 2000, 4000, 8000. С выхода УВЧ сигнал разбаланса подается на синхронные детекторы емкости и проводимости. • Синхронные детекторы с усилителями постоянного тока. СД выполняют детектирование и усиление сигналов разбаланса моста по емкости и проводимости. 3. АПК включает в себя персональный компьютер ПК. ПК имеет специальное пограммное обеспечение для управления работой АПК, включая выбор методов и режимов измерений вольтемкостых характеристик, измерения и стабилизации температуры образца, температурную развертку, первичную обработку сигналов и их хранение в базе данных дальнейшей обработки по различным физическим моделям. 59 2.4.3 Главное окно программы Основное окно программы служит для отображения информации и управления программой. Оно включает три основных компонента: набор элементов управления в виде главного меню с панелями инструментов, панель Рабочего стола БД (левая) и панель Документа (правая). Рисунок 2.18 − Главное окно программы 2.4.4 Основные характеристики емкостного (DLTS) спектрометра – диапазон измерения статической емкости 0,01-800 пФ; – приведенное ко входу двойное амплитудное значение шума в реальном масштабе времени 0,1 пФ; – приведенное ко входу среднеквадратичное значение шума в режиме записи спектра 210-4 пФ при емкости образца 100 пФ; – чувствительность по концентрации глубоких центров относительно концентрации мелкой легирующей примеси 10-4 - 10-6 при емкости структуры 1 - 800 пФ; – автоматическая балансировка моста по емкости -250 +20 пФ; 60 – автоматическая балансировка моста по проводимости 0 - 0,1 мСм; – напряжение смещения +19,8 В; – ток инжекции 0 - 10 мА; – длительность импульса заполнения 10-5 - 1 с; – длительность импульса эмиссии 10-3 - 1 сек; – эффективное значение сканирующего напряжения на образце 36 мВ; – рабочая частота 1,0 МГц; – скорость температурной развертки 2-12 К/мин – прибор питается от сети переменного тока 220 В +10%, 50 Гц; – все режимы измерений задаются программно от управляющего компьютера; Результаты текущих измерений отображаются 61 на мониторе компьютера. 3 ПРОВЕДЕНИЕ РАСЧЕТА КОЛИЧЕСТВА ПЕРВИЧНЫХ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ, ОБРАЗУЮЩИХСЯ В GaN (AlGaN, InGaN) ПРИ ОБЛУЧЕНИИ В РЕАКТОРЕ ВВР-ц Как известно, ионизирующее излучение ядерного реактора отличается по составу от других видов ионизирующего излучения, так как наряду с основным видом излучения – нейтронами, с определенным спектром распределения по энергиям в зависимости от типа реактора, существует мощное -излучение, которое вносит существенный вклад в разогрев материалов при облучении в реакторе. Другие частицы – электроны, протоны, частицы и т.д., образующиеся в процессе работы реактора, существенного влияния на свойства материалов, по сравнению с вышеуказанными, не оказывают. Рассмотрим влияние каждого вида реакторного излучения на свойства облучаемых материалов. Все неравновесные ионизационные процессы, происходящие в материалах при облучении, рассматриваться не будут. Расчеты будут связаны только с первичными нарушениями в кристаллической решетке монокристаллов GaN (AlGaN, InGaN), т.е. с образованием пар Френкеля. 3.1 Быстрые нейтроны Наиболее эффективно процесс смещения атомов из узлов кристаллической решетки происходит при упругом рассеянии быстрых нейтронов ядрами атомов облучаемого вещества. Основные характеристики, необходимые для расчета количества смещенных атомов в GaN (AlGaN, InGaN), приведены в таблице 3.1. Для упрощения расчетов за пороговую энергию образования дефектов в соединениях принимаются значения пороговых энергий в простых элементах. Как правило, среднюю энергию быстрых нейтронов в реакторах типа ВВР принимают равной 2 МэВ, поэтому расчет и сечения рассеяния нейтронов приведены для этой энергии. 62 Таблица 3.1 Характеристики GaN (AlGaN, InGaN) Материал Атом ный номер ,z Атомная масса, A [а.е.м.] Ga 31 69,723 Пороговая Концентр энергия ация образования собственн радиационны ых х дефектов, Ed атомов, [эВ] N01022 [см-3] 20,5 [93] 5,12 [94] Параметр решетки, a [Å] Полное сечение рассеяния, S [барн] Ромб.: 6,50 [95] a=4,519 A b=7,658 A c=4,526 А [61] Al 13 26,98 16,5 6 Куб.: 1,41 a=4,050 A In 49 114,818 5,8 3,8 Тетр.: 2,45 a=3,252 А c=4,946 А N 7 14 5,36·10-3 11 Куб.: 10 a=5,661 A Количество первичных смещений в результате взаимодействия быстрых нейтронов с веществом вычисляется по формуле [96]: NP=N0SФБ (3.1), где N0 – концентрация собственных атомов вещества, см-3; S – полное сечение рассеяния, см2; ФБ – флюенс быстрых (Е>0,1 МэВ) нейтронов, см-2. Тогда подставляя значения из таблицы 3.1, получаем: Для Ga: NP = ФБ/3, см-3; Для Al: NP = ФБ/11,82, см-3; Для In: NP = ФБ/10,74, см-3; Для N: NP = ФБ/1865,67, см-3; 63 В модели упругого соударения шаров, что имеет место для нейтронов в диапазоне энергий от 0,01 до 50 МэВ, максимальная энергия, передаваемая атому мишени, ЕР МАКС равна [97]: E P МАКС 4E M m M m 2 (3.2), где Е и m – энергия и масса нейтрона, равные 2 МэВ и 1 а.е.м., соответственно, М – масса атома мишени. Для Ga: ЕР МАКС=1,11105 эВ; Для Al: ЕР МАКС=2,755105 эВ; Для In: ЕР МАКС=6,84104 эВ; Для N: ЕР МАКС=4,97105 эВ. Каждый первично выбитый атом способен создать каскад последующих смещений атомов из узлов кристаллической решетки. Разработанная теория каскадных соударений Кинчином и Пизом [98] в дальнейшем была усовершенствована Линдхардом [99]. Согласно этой модели каскадная функция, т.е. число атомов смещенных на один первично выбитый атом, может быть рассчитана (Е Р , f L (E Р )) Е Р f L (Е Р ) 2 Ed (3.3), где ЕР – средняя энергия первично смещенного атома, равная ЕР=ЕР МАКС/2, т.к. принято, что рассеяние нейтронов происходит изотропно [96], fL(EP) – функция Линдхарда, отражающая долю энергии, идущую на смещение атомов и равная [100]: 1 f L (Е Р ) 1 3,133 Z 2 3 A 3 2 3,5 1 6 1,3 0,65 3,7 10 3 3,6 (3.4), где =ЕР/ЕL, ЕL – энергия Линдхарда, равная [100] E L Z1 Z 2 e 2 M1 M 2 a TF M2 (3.5), где Z1 и Z2 – заряд ядра для налетающей частицы и мишени (в нашем случае они одинаковые и равны <z> для каждого вещества соответственно), M1 и М2 – атомная масса налетающей частицы и мишени (в нашем случае они одинаковые и равны <A> для каждого материала соответственно), е – заряд электрона, аTF – радиус экранировки Томаса-Ферми равный [102]: 64 a TF 0,8853 а 0 2 2 Z 3 Z 3 2 1 1 (3.6), 2 где а0 – Боровский радиус первой электронной орбиты для водорода. e2 13,6 эВ , поэтому (3.5) можно привести к виду [103]: Известно, что 2a0 2 2 2 13,6 Z1 Z 2 Z1 3 Z 2 3 EL 0,8853 1 2 M1 M 2 , эВ M2 (3.7). Получаем: Материал Ga EL, эВ 2,14104 EP, эВ 5,55104 fL(EP) 0,295 (EP, fL(EP)), ат. 931 Al 5,74104 1,37105 0,48 1993 In 1,97106 3,42104 0,94 2771 N 1,1104 2,48105 0,0136 54 Если предположить, что атомы, смещенные в результате каскадного процесса, находятся внутри сферы, то радиус такой сферы можно вычислить как [104]: 3 (E P , f L ) 3 R a 8 4 1 3 (3.8), где а – параметр решетки. Тогда подставляя данные таблицы 3.2 получаем: Для Ga: R=23,2 Å; Для Al: R=15,84 Å; Для In: R=21,6 Å; Для N: R=6,65 Å. Общее число смещенных атомов в единице объема за счет быстрых нейтронов будет определяться выражением [96]: ND Б = NP(EP, fL(EP)) Тогда: (3.9). Для Ga: ND Б =310,3ФБ, см-3; 65 Для Al: ND Б =168,6ФБ, см-3; Для In: ND Б =258ФБ, см-3; Для N: ND Б =0,03ФБ, см-3. 3.2 Тепловые нейтроны Тепловые нейтроны не способны выбить атомы решетки из своих положений в силу их низкой кинетической энергии. Однако, как известно, при поглощении тепловых нейтронов атомами вещества происходят различные ядерные реакции [105]. Реакции типа (n,n'), (n,2n), (n,p), (n,) и т.п. являются пороговыми реакциями и в элементах исследуемого материала имеют место, начиная с 14 МэВ. Доля таких нейтронов в спектре реактора ВВР-ц практически несущественна. Поэтому основными ядерными реакциями в GaN являются реакции радиационного захвата – (n,)-реакции. Эти реакции идут тем эффективнее, чем ниже энергия нейтронов, поэтому они существенны именно для тепловых нейтронов. В результате реакции радиационного захвата образуется изотоп того же элемента, что и материнский, с массой больше на 1 а.е.м. В момент реакции испускается один или несколько -квантов с суммарной энергией 6÷10 МэВ. Эти высокоэнергетичные -кванты приводят к возникновению атомов отдачи. Но для того, чтобы подсчитать количество смещенных атомов, образующихся под действием атомов отдачи, следует сначала подсчитать количество атомов, подвергшихся ядерным превращениям. Как правило, вновь образованные изотопы являются нестабильными и под действием -распада или других видов ядерных реакций переходят в атомы стабильных элементов. В конечном итоге в материале образуются атомы другого вещества, в первом приближении равномерно распределенные по объему вещества, так как поглощение нейтронов носит вероятностный характер. Для полупроводниковых материалов это явление носит целенаправленный характер и используется как основа процесса ядерного легирования [99]. Основные ядерно-физические характеристики для GaN (AlGaN, InGaN) [105] представлены в таблице 3.2. 66 Таблица 3.2 Основные ядерно-физические характеристики GaN (AlGaN, InGaN) Исходный изотоп Содержание в естественной смеси, % Тип ядерной реакции Сечения взаимодействия (для тепловых нейтронов), Ϭa [ барн] Образующийся изотоп Период полураспада образовавшегося элемента, T1/2 31 Ga69 60,1 n, (т.н.) 2,18 31 Ga70 21,15 мин. 31 Ga71 39,9 n, (т.н.) 3,61 31 Ga72 14,1 ч. 0,37 n, (т.н.) 0,000024 7 Al27 100 n, (т.н.) 0,232 13 In113 4,33 n, (т.н.) 3,9 49 7 N15 13 49 8,1 49 In115 95,67 n, (т.н.) 40 49 N16 7,13 сек. Al28 2,24 мин. In114 1,20 мин. In114m 49,5 дня 49 In116 14,1 сек. 81,3 49 In116m1 54,2 мин. 81 49 In116m2 2,16 сек. 49 116m1 ( In 67 ) В большинстве случаев образовавшиеся изотопы являются нестабильными и распадаются по следующей схеме (таблица 3.3) до образования атомов стабильных элементов [106]. Таблица 3.3 Продукты ядерных реакций на тепловых нейтронах в GaN (AlGaN, InGaN) Изо топ Атомная масса, А, [а.е.м.] Период полураспада, T1/2 Тип распада и образующийся элемент 31 Ga 70 21,15 мин. -(99,8%)Ge70 31 Ga 72 14,1 ч. -(100%)Ge72 16 7,13 сек. -(99,9994%)O16 7 N Энергия, Е, [МэВ], (Относительная вероятность %) част ицы кванта 1,65 0,173 (0,16%) 1,040 (0,5%) 3,15 0,630 (27%) 0,835 (96%) 2,201 (26%) 2,50 (20%) 10,40 (26%) 2,75(1%) 4,27 (74%) 6,13(69%) 1,7 7,11(5%) (0,0006%)B12(100%)C12 13 Al 49 In 28 2,24 мин. -(100%)Si28 2,85 1,779(100%) 114 71,9 сек -(98%)Sn114 1,988(99,9), 0,675 (0,1) -; 1,299 э.з.(1,9%)Cd114 +(0,004%) Cd114 114m 49,51 суток 0,42 + и.п.(96,7%)In114 - 0,190 114 - 0,558 э.з.(3,3%) Cd 0,724 1,3 116 14,10 сек -(100%) Sn116 3,3 - 116m1 54,2 мин -(100%) Sn116 1,0 (51), 0,417 0,87(28), 1,09 0,6(21) 1,293 2,111 116m2 2,18 сек и.п.(100%)In116m1 0,164 0,290 По формуле (1.3) определено количество вводимых в результате ядерного легирования атомов конечных стабильных элементов. Для GaN: Ge70 – 37,65 %; Ge72 – 62,35 %; Для AlGaN: Ge70 – 36,2 %; Ge72 – 59,95 %; Si28– 3,85 %. Для InGaN: Ge70 – 2,39 %; 68 Ge72 – 3,96 %; Sn114 – 4,19 %; Sn116 – 89,19 %; Cd114 – 0,27 %. Как видно, из-за большого сечения поглощения атомами индия и галлия тепловых нейтронов основной легирующей примесью для InGaN является олово 116: 89,19 %, а для GaN и AlGaN германий 72: 62,35% и 59,95 %, соответственно. Атомы конечных стабильных элементов, в силу отличного от матричных элементов количества внешних электронов, проявляют либо донорные либо акцепторные свойства в монокристалле. Если в первом приближении принять, что образующийся атом нового элемента остается в той же подрешетке, что и атом исходного матричного элемента, то можно представить заключительную картину по образовавшимся в материале атомам новых элементов и характеру их поведения (табл. 3.5). Таблица 3.4 Свойства конечных продуктов ядерных реакций в GaN (AlGaN,InGaN) Стабильный изотоп, образовавшийся в результате ядерного легирования GaN AlGaN InGaN Ge70 д(донорная) д д Ge72 д д д O16 д д д C12 а(акцепторная) а а Тип примеси в материале Si28 д Sn116 д Sn114 д Cd114 а В результате расчета, с учетом данных табл. 3.3, получаем, что GaN, AlGaN и InGaN легируются в основном примесями донорного типа, концентрация которых, см-3, определяется по формулам: для GaN: Nд = 0,126·ФТ , для AlGaN: Nд = 0,122·ФТ , для InGaN: Nд = 6,75·ФТ . Как видно из вышеописанной схемы образования атомов новых элементов под действием цепочки ядерных реакций смещения могут происходить на нескольких этапах. 69 Первый, как уже упоминалось, от атомов отдачи при первичной (n,)-реакции. Схему реакции можно записать как: ZA + n = ZA+1 + + Е (3.10), где Е – энергия, МэВ, высвобождаемая в процессе реакции, равная энергии возбуждения состояния. Е = m(ZA+1) – m(ZA) – m(n) (3.11). Имеем [99]: Исходный изотоп Образовавшийся изотоп Е, МэВ Ga69 Ga70 7,66 Ga71 Ga72 6,52 N15 N16 2,49 Al27 Al28 4,85 In113 In114 8,87 In115 In116 6,36 С учетом сечений поглощения тепловых нейтронов для каждого изотопа определяем величину энергии -квантов Е. Так как ядро из возбужденного состояния переходит в основное за время, малое по сравнению со временем пролета атома отдачи, в первом приближении можно рассмотреть случай испускания одного -кванта с суммарной энергией. При испускании -квантов с энергией Е (МэВ) энергия отдачи Т (эВ) атома с массой М равна [107]: T 533 E 2 (3.12). M Для расчета числа смещенных атомов на один атом отдачи воспользуемся формулой по Кинчину-Пизу [100]: T T 2 Ed (3.13). Имеем: Материал Ga T, эВ 324,973 М, а.е.м. 69,723 70 2·Ed, эВ 17,6 (Т) 18,464 N Al In 236,05 464,523 187,772 14 26,99 114,818 62,4 33 11,6 3,783 14 16,19 Количество смещенных атомов, образующихся в процессе облучения тепловыми нейтронами за счет атомов отдачи от (n,)-реакции, можно вычислить по формуле: ND n, =N0a(T)ФТ (3.14), где a –сечение поглощения облучаемого вещества.[108]. Тогда: для Ga: ND n, =3,42ФТ; для N: ND n,= 4,88·10-9· ФТ; для Al: ND n,= 0,2· ФТ; для In: ND n,= 50· ФТ; Дальнейший - и -распад нестабильных изотопов также может привести к смещению атомов. Создание смещений за счет самих -частиц и -квантов учитывать не будем по порядку малости по сравнению с количеством смещенных атомов, возникающих в результате действия атомов отдачи в этих реакциях. При испускании -частицы с энергией Е, МэВ, энергия отдачи Т, эВ, атома с массой М равна [107]: T 533 E E 1,02 (3.15). M Полное количество смещенных атомов в единице объема за счет атомов отдачи, возникших в результате -распада, можно вычислить по формуле: N D Ф Т ai N 0 c i k i i (T) (3.16), где ФТ – флюенс тепловых нейтронов, см-2; ai – сечение поглощения тепловых нейтронов для i-го изотопа, см2; N0 – количество атомов в единице объема см-3; сi – относительное содержание iго изотопа в естественной смеси, ki – относительная вероятность -распада для i-го изотопа; i(Т) – число смещенных атомов на один атом отдачи (ф-ла 3.13). Используя данные таблиц 3.3 и 3.4 получаем: для Ga: ND = 1,32ФТ; для N: ND = 1,810-11·ФТ; для Al: ND = 0,175· ФТ; для In: ND = 47,5· ФТ; Аналогичный расчет числа смещенных атомов за счет атомов отдачи при -распаде, 71 где Т рассчитывается по формуле (3.12), а ki в формуле (3.16) будет относительной вероятностью -распада для i-го изотопа, дает: для Ga: ND γ = 0,367ФТ; для N: ND γ = 1,810-13·ФТ; для Al: ND γ= 0,175· ФТ; для In: ND γ= 23,93· ФТ; 3.3 Гамма-излучение реактора Были проведены калориметрические измерения поглощенной дозы в каналах реактора ВВР-ц в различных материалах. С помощью компьютерных расчетов на базе специализированных программ по полученным данным были рассчитаны энергетические спектры -излучения внутри каналов реактора ВВР-ц (рис. 3.1). Как известно, в результате относительно малого сечения взаимодействия -излучения с атомами вещества смещения атомов происходят по всему объему образца. Существуют три вида взаимодействия квантов с атомами мишени: фотоэффект, комптоновское рассеяние и образование электрон-позитронных пар [109]. В результате все эти виды взаимодействия приводят к возникновению вторичных электронов с определенным спектром, зависящим от исходного спектра фотонов и состава вещества. С помощью машинного моделирования были вычислены спектры вторичных электронов в каналах активной зоны и периферийных каналах в материалах схожих по свойствам (например, плотность вещества и порядковый номер в таблице Менделеева) с исследуемыми GaN, AlGaN, InGaN (рис. 3.2). Рисунок 3.1 – Плотность потока фотонов в вертикальных каналах реактора ВВР-ц на середине высоты активной зоны в зависимости от энергии фотонов: 1 – канал активной зоны; 2 – периферийный канал. 72 Рисунок 3.2 – Плотность потока вторичных электронов в вертикальных каналах реактора ВВР-ц на середине высоты активной зоны в зависимости от энергии электронов: 1 - канал активной зоны; 2 - периферийный канал. Приближенные формулы расчета эффективного сечения смещения атома быстрым релятивистским электроном были предложены Мак-Кинли и Фешбахом [110]: 1 1 1 d E 8 0 2 1 1 2 ln(x 0 ) x0 2 x0 (3.17), 2 Z e2 1 2 4 где 0 2 2 m c (3.18), Z – заряд ядра мишени, е – элементарный заряд электрона, m – масса электрона, с – скорость света, =v/c, v – скорость электрона; Z e2 Z c 137 x0 где ЕА МАКС (3.19), Ed (3.20), E А МАКС – максимальная энергия, которая может быть передана атому с массовым числом М, равная: Е А МАКС 2mE E 2 2 M mc где Е – энергия электрона. Для упрощения расчетов следует учесть mc2=0,511 МэВ; 73 (3.21), m c2 v 1 2 c E mc 2 (3.22). Если энергия первичного атома отдачи превышает 2Ed, то следует также воспользоваться формулой (3.13) для расчета полного числа смещенных атомов. Концентрацию дефектов, возникающих в материале в результате облучения флюенсом быстрых электронов ФЭЛ, можно вычислить как [111]: ND ЭЛ = d(Е)(Е)N0ФЭЛ (3.23). Кейн вычислил полное количество смещенных атомов, приходящихся на один падающий электрон, для германия и кремния в зависимости от энергии электрона [112]. Аналогичный расчет количества смещенных атомов для индия (Ed=5,8 эВ), галлия (Ed=20,5 эВ) и алюминия (Ed=16,5 Эв) на один падающий электрон показан на рисунке 3.3. (Так как число смещенных атомов азота очень мало, то далее его учитывать не будем). Используя данные по спектрам вторичных электронов в зависимости от канала реактора ВВР-ц (рис. 3.2), вычислено количество смещенных ими атомов в In, Ga и Al за одну секунду в зависимости от энергии электронов. Результаты представлены на рисунке 3.4. Рисунок 3.3 – Количество смещенных атомов, приходящихся на один падающий быстрый электрон: 1 – индий (Ed=5,8 эВ); 2 – галлий (Ed=20,5 эВ), 3– алюминий (Ed=16,5 эВ). 74 Рисунок 3.4 – Количество смещенных атомов, возникающих в индии, галлии и алюминии за счет вторичных электронов, т.е. из-за гамма-излучения реактора, за 1 сек. в зависимости от энергии электронов: 1 – In в канале активной зоны; 2 – Ga в канале активной зоны; 3 – Al в канале активной зоны 4 – In в периферийном канале; 5 – Ga в периферийном канале, 6 – Al в периферийном канале. 3.4 Полное число смещенных атомов Для расчета числа смещенных атомов за счет нейтронов мы использовали средние значения величин. Для учета вклада в суммарную картину дефектов, возникающих в индии, галлии и алюминии от гамма-излучения, воспользуемся пиковыми значениями количества смещенных атомов под действием вторичных электронов (рис. 3.4). Полное число смещенных атомов, возникающих в Ga при облучении в канале активной зоны и периферийном канале реактора ВВР-ц вследствие различных видов взаимодействий с реакторным излучением, в зависимости от полученного флюенса быстрых нейтронов показаны на рисунках 3.5 и 3.6. Как видно, основной вклад в дефектообразование вносят быстрые нейтроны. Расчеты показывают, что суммарное количество смещенных атомов, возникающих в индии, галлии и алюминии в зависимости от полученного флюенса быстрых нейтронов при облучении в различных каналах равно: In в канале активной зоны Nd 379ФБ , In в периферийном канале Nd 384ФБ.; Ga в канале активной зоны и периферийном канале Nd 316ФБ, Al в канале активной зоны Nd 169ФБ; 75 Al в периферийном канале Nd 174·ФБ; Рисунок 3.5 – Зависимость количества смещенных атомов, возникающих в Ga при облучении в канале активной зоны, от полученного флюенса быстрых нейтронов: 1 – суммарное количество смещенных атомов, 2 – вклад быстрых нейтронов, атомов отдачи в (n,γ)-реакциях, 4 – вклад атомов отдачи при 3 – вклад β--распаде, 5 – вклад гамма-излучения реактора, 6 – вклад атомов отдачи при γ-распаде. Рисунок 3.6 – Зависимость количества смещенных атомов, возникающих в Ga при облучении в периферийном канале, от полученного флюенса быстрых нейтронов: 1 – суммарное количество смещенных атомов, 2 – вклад быстрых нейтронов, 3 – вклад атомов отдачи в (n,γ)-реакциях, 4 – вклад атомов отдачи при β--распаде, 5 – вклад гаммаизлучения реактора, 6 – вклад атомов отдачи при γ-распаде. 76 4. ЗАВИСИМОСТЬ ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЕВ НИТРИДА ГАЛЛИЯ ОТ ФЛЮЕНСА ПОЛНОГО СПЕКТРА И ПРЕИМУЩЕСТВЕННО БЫСТРЫХ РЕАКТОРНЫХ НЕЙТРОНОВ И ТЕМПЕРАТУРЫ ОТЖИГА 4.1 n-GaN Исследовались зависимости удельного электросопротивления нелегированных (n = 1·1015 см-3), легированных (n = 2·1017 см-3) и сильнолегированных (n = 2·1018 см-3) кремнием эпитаксиальных слоев n-GaN от флюенса полного спектра и быстрых реакторных нейтронов. Эпитаксиальные слои нитрида галлия толщиной 4 мкм и диаметром 50 мм выращивались на подложке Al2O3 (0001) методом газофазной эпитаксии с использованием металлорганических соединений (MOCVD). Облучение структур проводилось в вертикальных каналах ядерного реактора ВВР-ц «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» (г. Обнинск) полным спектром реакторных нейтронов (далее по тексту указан только флюенс тепловых нейтронов, ФТ) в интервале флюенсов от 2·1016 см-2 до 2·1020 см-2 и быстрыми нейтронами (в Cd пеналах, ФБ) в интервале флюенсов от 2·1016 см-2 до 8·1018 см-2 при соотношении плотностей потоков тепловых к быстрым нейтронам T/Б ≈ 1. В зоне облучения плотность потока тепловых нейтронов составляла T =3,75·1013 см-2·с1. Измерение сопротивления облученных высокоомных образцов проводилось двухконтактным методом, путем измерения тока, протекающего через образец, на установке с пределом измерения порядка 10−13 A, с последующим расчетом удельного электрического сопротивления материала (ρ). Измерение электрофизических параметров низкоомных образцов проводилось четырехконтактным методом Холла на автоматизированной установке HMS-3000 при комнатной температуре. В обоих случаях использовались индиевые омические контакты. Свойства образцов нитрида галлия n-типа проводимости c различной исходной концентрацией носителей заряда до облучения, а также после облучения полным спектром и быстрыми реакторными нейтронами и термообработки при 1000 C приведены в таблице 4.1, 4.2 и на рисунках 4.1, 4.2, соответственно. 77 Таблица 4.1. Свойства образцов n-GaN до и после облучения полным спектром реакторных нейтронов и термообработки Исходные характеристики материала Свойства образцов после облучения Свойства образцов после облучения и отжига в течение 20 мин при 1000 °С n, , , n то, то, то, ФТ, [cм-2] n 0, 0, 0, [см-3] [Омсм] [см2/Вс] [см-3] [Омсм] [см2/Вс] [см-3] [Омсм] [см2/Вс] 1 11015 0,19 — — 2,76 — — 0,75 — 2 1,41017 0,09 4,73102 8,461015 0,555 1,33103 3 1,931018 0,014 2,27102 1,61017 0,014 2,76103 1 11015 0,19 — — 20,2 — — 0,88 — 2 1,41017 0,09 4,73102 5,651015 4,41 2,5102 3 1,931018 0,014 2,27102 1,41017 0,02 2,2103 1 11015 0,19 — — 55 — — 1,09 — 2 1,41017 0,09 4,73102 — 17 — 3 1,931018 0,014 2,27102 1,61017 0,03 1,8103 1 11015 0,19 — 1,85105 — 0,68 — 2 1,41017 0,09 4,73102 3,8104 8,31016 0,15 4,3102 3 1,931018 0,014 2,27102 1 11015 0,6 — 2 1,551017 0,05 7,54102 3 1,941018 0,012 2,63102 21016 51016 81016 1,51017 1 41017 — — — — 1,3109 — — 3,2102 — 78 1 11015 0,6 — 2 1,551017 0,05 7,54102 3 1,941018 0,012 2,63102 1 11015 0,6 — 2 1,551017 0,05 7,54102 3 1,941018 0,012 2,63102 1 11015 0,6 — 2 1,551017 0,05 7,54102 3 1,941018 0,012 1 11015 — — — — 2,0 — — — — 2,521016 3,5 71 — 1,2109 — — 5,2108 — — 2,42 — — 7,16108 — 2,63102 — 3,72108 — 0,6 — — 3,6107 — — 4,41 — 2 1,551017 0,05 7,54102 — 3,5107 — 3 1,941018 0,012 2,63102 — 3,3107 — 1 11015 0,6 — — 2106 — — 8,3 — — 2,1106 — 81017 41018 81018 1,451019 7,2510 19 2 1,551017 0,05 7,54102 3 1,941018 0,012 2,63102 — 1,9106 — 1 11015 0,6 — — 1,28106 — 2 1,551017 0,05 7,54102 — 1,35106 — 3 1,941018 0,012 2,63102 — 1,2106 — 1,81020 79 Таблица 4.2. Свойства образцов n-GaN до и после облучения быстрыми реакторными нейтронами и термообработки Исходные характеристики материала Свойства образцов после облучения Свойства образцов после облучения и отжига в течение 20 мин при 1000 °С n, nто, ФБ, n0, 0, -3 [см ] [cм-2] 0, , -3 2 , 2 [Омсм] [см /Вс] [см ] [Омсм] [см /Вс] 1 11015 0,19 — — 1,94 — 2 1,41017 0,09 4,73102 7,4·1016 0,481 1,75102 3 1,931018 0,014 2,27102 21018 0,0155 1,57102 1 11015 0,19 — — 5,77 — 2 1,41017 0,09 4,73102 8,741016 1,88 3,8101 3 1,931018 0,014 2,27102 1,481018 0,0171 2,46102 1 11015 0,19 — — 29,4 — 2 1,41017 0,09 4,73102 5,851016 3,7 2,9101 3 1,931018 0,014 2,27102 1,521018 0,0197 2,1102 1 11015 0,6 — — 6,6108 — 2 1,551017 0,05 7,54102 — 4,14106 — 3 1,941018 0,012 2,63102 — 1,4 — 1 11015 0,6 — — — — 2 1,551017 0,05 7,54102 — — — 3 1,941018 0,012 2,63102 — 8,1105 — 21016 51016 81016 41017 81017 80 -3 [см ] 1,151017(950 °С) 1,11018 то, то, [Омсм] [см2/Вс] 0,123(950 °С) 0,03 4,4102(950°С ) 2,1102 1 11015 0,6 — 2 1,551017 0,05 7,54102 3 1,941018 0,012 2,63102 1 11015 0,6 — 2 1,551017 0,05 7,54102 3 1,941018 0,012 2,63102 41018 81018 — 7,17109 — — 1,09109 — — 1,12109 — 81 На рисунке 4.1 представлены дозовые зависимости удельного электрического сопротивления нелегированных, а также легированных кремнием в исходном состоянии эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов. Рисунок 4.1 – Зависимость удельного электрического сопротивления эпитаксиального слоя n-GaN от флюенса полного спектра(a) и быстрых реакторных нейтронов(b) для образцов с различной исходной концентрацией носителей заряда n. Соотношение плотностей потоков тепловых и быстрых нейтронов в зоне облучения Т/Б 1. На оси ординат приведены значения для исходных образцов. n, [см-3]: 1 1015, 2 21017, 3 21018 82 Как известно, облучение полным спектром нейтронов ядерного реактора приводит к образованию в облучаемом материале большого количества простых (межузельные атомы, вакансии) и сложных (области разупорядочения) радиационных дефектов в основном за счет быстрых нейтронов, и стабильных, однородно распределенных в материале изотопов, играющих роль легирующей примеси, за счет ядерных реакций, протекающих при поглощении тепловых нейтронов атомами основного вещества [113–117]. Последующая высокотемпературная обработка облученного материала приводит к устранению радиационных дефектов и образованию в материале расчетной концентрации легирующей примеси. Для GaN расчетная концентрация вводимой примеси германия, проводимой с учетом исходной концентрации изотопов галлия, сечении поглощения тепловых нейтронов составляет NGe = 0,126ФТ, где ФТ – флюенс тепловых нейтронов, что является основой технологии ядерного легирования. На кривых зависимости ρ(Ф) (рис. 4.1(а,b)) можно выделить две области: область «малых доз»– на начальных этапах облучения с ростом флюенса нейтронов до значений порядка 1018 см-2 удельное сопротивление n-GaN растет за счет образования в материале радиационных дефектов преимущественно акцепторного типа; область «больших доз» при дальнейшем увеличении флюенса удельное сопротивление, проходя через максимум, уменьшается до значений порядка 106 Ом·см. Здесь следует выделить два важных обстоятельства: 1). При флюенсах нейтронов до значений порядка 1018 см-2 более резкое увеличение сопротивления наблюдается у образцов, облученных полным спектром реакторных нейтронов, т.е. значения удельного сопротивления у них выше, чем у образцов, облученных соответствующим флюенсом быстрых нейтронов. Это объясняется тем, что при облучении полным спектром реакторных нейтронов, за счет реакций на тепловых нейтронах, в материале образуются атомы германия, которые встраиваются в подрешетку галлия, изменяя параметр решетки, и, при воздействии ионизирующего излучения, создают дополнительные дефекты (как простые, так и сложные «глубокие центры» типа Si−VGe, по аналогии с образованием так называемых E-центров (атом P−VSi) в облученном кремнии [118]), делая, тем самым, процесс дефектообразования при облучении тепловыми нейтронами более сложным. Облучение эпитаксиальных пленок нитрида галлия полным спектром реакторных нейтронов и отдельно только быстрыми нейтронами было проведено с целью определения роли вводимой примеси Ge в образование и отжиг радиационных дефектов в облученном нитриде галлия, что особенно актуально для разработки технологии ядерного легирования материала; 83 2). Более низкие значения удельного сопротивления для легированных Si образцов сохраняются вплоть до флюенсов ~ 1018 см-2, то есть вклад исходной концентрации легирующей примеси еще заметен. При больших флюенсах нейтронов (81018 см-2) параметры облученных материалов становятся одинаковыми и определяются высокой концентрацией вводимых радиационных дефектов. При флюенсах нейтронов до 1018 см-2 зависимости удельного сопротивления n-GaN при нейтронном облучении можно описать в предположении компенсации исходной проводимости материала глубокими радиационными дефектами. Такие глубокие ловушки в облученном нейтронами n-GaN исследовались в ряде работ, например [34], методами DLTS. При облучении нейтронами уровень Ферми из своего исходного положения, задаваемого уровнем легирования химической примесью, движется в направлении Flim ≈ EC – 0,8 эВ, что и приводит к уменьшению плотности свободных электронов и росту удельного сопротивления n-GaN при флюенсах нейтронов, меньших 1018 см-2. В области «больших» доз материал имеет степень компенсации, близкую к 1, а уровень Ферми закреплен вблизи EC − 0.8 эВ. При этом уменьшение удельного сопротивления материала в этой области обусловлено доминированием прыжковой проводимости носителей заряда по состояниям радиационных дефектов, уровни которых расположены вблизи уровня Flim. Это явление достаточно хорошо исследовано для «переоблученных» полупроводников с широкой запрещенной зоной, в которых уровень Ферми в результате облучения закрепляется глубоко в запрещенной зоне кристалла, 84 например для GaAs [119]. На рисунке 4.2 представлены температурные зависимости удельного электрического сопротивления нелегированных, а также легированных кремнием в исходном состоянии эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов. Рисунок 4.2 – Зависимость удельного электрического сопротивления эпитаксиального слоя n-GaN от температуры отжига для образцов с различной исходной концентрацией носителей заряда n, облученных полным спектром(a) и быстрыми реакторными нейтронами(b). На оси ординат приведены значения ρ для исходных образцов. n, [см-3]: 1, 1a, 1b, 1c 1015; 2 2·1017; 3 2·1018; ФТ10-18, [см-2]: 1, 2 0,15; 1a – 7.3; 1b – 15; 1c – 80; ФБ10-18, [см-2]: 2 0,08; 3 – 0,4. 85 Анализ представленных на рисунке 4.2a зависимостей позволяет выделить три основные стадии отжига радиационных дефектов при температурах 100−300, 300−700 и 700−1000 C. Изохронная термообработка облученных образцов проводилась в резистивной печи в вакууме в течение 20 мин в интервале температур 100−1000 C. До и после термообработки образцы освежались в кислотном травителе (HCl) с целью устранения следов индиевых контактов и возможного окисления. Отжиг в интервале температур 100−300 C (первая стадия) приводит к уменьшению удельного сопротивления образцов, что, по-видимому, вызвано частичной аннигиляцией точечных дефектов преимущественно акцепторного типа путем миграции к стокам и рекомбинации межузельных атомов и вакансий. Дальнейшее увеличение температуры отжига от 300 до 700 C (вторая стадия) приводит к увеличению удельного сопротивления материала, что, по-видимому, вызвано перестройкой радиационных дефектов в процессе термообработки и образованием более сложных термостабильных дефектов типа скоплений, отжигающихся при более высоких температурах. Характер изменения электрофизических свойств свидетельствует о существовании третьей стадии отжига 700−1000 C, которая, по-видимому, продолжается и при более высоких температурах. Она характеризуется развалом разупорядоченных областей, а также сложных дефектов, образовавшихся при более низких температурах, с последующей быстрой аннигиляцией точечных дефектов и протеканием вторичных процессов, скорее всего с участием, помимо радиационных дефектов, также примесных атомов и ростовых точечных дефектов решетки. Для образцов, облученных флюенсом 8·1017 см-2 (рис. 4.2a, кривая 1b), измерение ρ возможно лишь после отжига при температуре 700C. Как видно, в сильно облученных образцах (кривая 1a) увеличение температуры отжига приводит первоначально к росту удельного электрического сопротивления облученного материала с последующим его уменьшением при температурах выше 600C за счет уменьшения количества радиационных дефектов. При этом, чем больше флюенс нейтронов, тем выше остаточные значения ρ и соответственно больше концентрация неотожженных радиационных дефектов в облученном материале. Следует отметить, что наличие примеси кремния (2·1017 см-3) в исходном материале (кривая 2) приводит к более плавному 86 изменению удельного электрического сопротивления при отжиге, чем в нелегированных в исходном состоянии образцах (кривая 1), что свидетельствует о влиянии примеси на процесс трансформации дефектов в интервале температур до 700 C. Более низкие значения ρ при температурах отжига выше 700 C объясняются высокой концентрацией примеси в материале. Изохронный отжиг основной массы радиационных дефектов для образцов, облученных полным спектром реакторных нейтронов, происходит при температурах до 600 C. Отжиг продолжается до 1000 C и, как видно, приводит к различным значениям ρ. Учитывая высокие концентрации вводимой примеси Ge за счет ядерного легирования, следовало ожидать, что чем больше флюенс нейтронов, тем ниже должны быть значения ρ после отжига, однако этого не наблюдается. По-видимому, отжиг будет продолжаться до температур порядка 1300−1500 C. Анализ представленных на рисунке 4.2b зависимостей позволяет выделить стадию отжига радиационных дефектов в интервале температур 700−900 C (кривая 2). Отжиг в данном интервале приводит к увеличению удельного сопротивления материала, что, повидимому, вызвано перестройкой радиационных дефектов и образованием более сложных термостабильных дефектов типа скоплений за счет наличия примеси в материале. Увеличение уровня легирования (2·1018 см-3) в исходном материале (кривая 3) приводит к более плавному изменению электросопротивления при отжиге, чем в легированных в исходном состоянии образцах (кривая 2), что также свидетельствует о влиянии примеси на процесс трансформации дефектов. Полного восстановления электрофизических свойств облученного быстрыми нейтронами материала не удается достичь даже при температурах отжига 1000 0С, что указывает на остаточные концентрации радиационных дефектов. Полученные экспериментальные результаты позволяют сделать вывод о том, что наличие примесей в материале, независимо от способа их введения, влияет на характер образования и отжига радиационных дефектов в облученных нейтронами эпитаксиальных слоях GaN. Кроме того, на полноту отжига радиационных дефектов в эпитаксиальных слоях GaN отрицательно влияют три фактора: концентрация радиационных дефектов, образующихся в результате облучения быстрыми нейтронами и в процессе последующих термообработок; концентрация атомов германия, вводимых в GaN в результате ядерных реакций, протекающих под действием тепловых нейтронов; концентрация примеси в исходном материале. 87 4.2 p-GaN Исследовались зависимости удельного электросопротивления легированных (p = 1·1017 см-3), среднелегированных (p = 1·1018 см-3) и сильнолегированных (p= 1-2·1019 см-3) магнием эпитаксиальных слоев p-GaN от флюенса полного спектра и быстрых реакторных нейтронов. Эпитаксиальные слои GaN толщиной около 2 мкм легированные примесью магния (Mg), выращивались в РФЯЦ-ВНИИТФ, г. Снежинск на планарной подложке Al2O3(0001) методом MOCVD с использованием горизонтального реактора на установке AIXTRON 2400G. Предварительно на поверхность сапфира при Т ≈ 520 0С наносился низкотемпературный зародышевый слой GaN толщиной 10-30 нм, далее: буферный слой i-GaN (1 мкм), 3-х периодная сверхрешетка AlxGa1-xN/GaN (3 нм/12 нм, x=0.12), буферный слой i-GaN (1 мкм), что обеспечивает низкую плотность, около 107 см-2, дислокаций в слоях GaN(Mg). Для устранения эффекта пассивации примеси Mg водородом эпитаксиальные пленки GaN(Mg) после выращивания отжигались в атмосфере азота (N2) при температурах 760 0С в течение 15 мин. Облучение структур проводилось в вертикальных каналах ядерного реактора ВВРц «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» (г. Обнинск) при температурах ниже 70 0С полным спектром реакторных нейтронов (далее по тексту указан только флюенс тепловых нейтронов, ФТ) в интервале флюенсов от 2·1016 см-2 до 8·1018 см-2 и быстрыми нейтронами (в Cd пеналах, ФБ) в интервале флюенсов от 2·1016 см-2 до 8·1018 см-2 при соотношении плотностей потоков тепловых к быстрым (Е≥ 0.1 МэВ) нейтронам T/Б ≈ 1. В зоне облучения плотность потока тепловых нейтронов составляла T =3,75·1013 см-2·с-1. Измерение сопротивления облученных образцов проводилось двухконтактным методом, путем измерения тока, протекающего через образец, на установке с пределом измерения порядка 10−13 A, с последующим расчетом удельного электрического сопротивления материала (ρ). Свойства образцов нитрида галлия c различной исходной концентрацией носителей заряда до облучения, а также после облучения полным спектром и быстрыми реакторными нейтронами и термообработки при 950 C приведены в таблице 4.3, 4.4 и на рисунках 4.3, 4.4, соответственно. 88 Таблица 4.3. Свойства образцов p-GaN до и после облучения полным спектром реакторных нейтронов и термообработки Исходные характеристики материала Свойства образцов после облучения ФТ, 0, p 0, -3 [см ] [Омсм] [cм-2] 0, , p, -3 2 [см ] [см /Вс] [Омсм] 1 1,2 2 0,21 3 0,15 0,311 1 1,2 3,8 2 0,21 3 0,15 3,8 1 1,2 120 2 0,21 3 0,15 2 1 1,2 108 2 0,21 3 0,15 , Свойства образцов после облучения и отжига в течение 20 мин при 950 °С то, то, [см ] [Омсм] [см2/Вс] — 1,2·103 — p то, 2 [см /Вс] -3 5,43 21016 51016 81016 2·1017 1 1 1,12 170 20,5 89 1 1,2 2 0,21 3 0,15 1 1,2 2 0,21 3 0,15 1 1,2 2 0,21 3 0,15 1 1,2 2 0,21 3 0,15 41017 — — — — 4,2 — — 4,7105 — — 4,7 — — 2,8102 — — 4,2 — — 8,3·108 — — — — — 6,8108 — — 8,4106 — — 9,3108 — — — — 81017 41018 81018 90 Таблица 4.4. Свойства образцов p-GaN до и после облучения быстрыми реакторными нейтронами и термообработки Исходные характеристики материала Свойства образцов после облучения Свойства образцов после облучения и отжига в течение 20 мин при 950 °С p, p то, ФБ, p 0, 0, -3 [см ] [Омсм] [cм-2] 0, , -3 2 [см /Вс] , 2 [см ] [Омсм] [см /Вс] — 2,87 — — 0,545 — 1 1,2 2 0,21 3 0,15 — 0,216 — 1 1,2 — 6,62 — 2 0,21 — 0,545 — 3 0,15 — 0,285 — 1 1,2 — 21,6 — 2 0,21 — 1,16 — 3 0,15 — 0,88 — 1 1,2 — 1,3·105 — 2 0,21 — 12,2 — 3 0,15 — 3,5 — 21016 51016 81016 21017 91 то, то, [см ] [Омсм] [см2/Вс] — 4,2·102 — -3 1 1,2 — — — 2 0,21 — 4,7·105 — — 1,1·103 — 3 0,15 — 280 — — 1,7 — 1 1,2 — — — — 1,4 — 2 0,21 — — — 3 0,15 — — — 1 1,2 — — — 2 0,21 — — — 3 0,15 — — — 1 1,2 — 8,3·108 — — 4,4·107 — 2 0,21 — 6,8·108 — — 8,4·105 — 3 0,15 — 9,3·108 — — — — 41017 81017 41018 81018 92 На рисунке 4.3 представлены дозовые зависимости удельного электрического сопротивления легированных магнием в исходном состоянии эпитаксиальных слоев p-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов. Рисунок 4.3 – Зависимость удельного электрического сопротивления эпитаксиального слоя p-GaN от флюенса полного спектра(a) и быстрых реакторных нейтронов(b) для образцов с различной исходной концентрацией носителей заряда p. Соотношение плотностей потоков тепловых и быстрых нейтронов в зоне облучения Т/Б 1. На оси ординат приведены значения для исходных образцов. p, [см-3]: 1 1017, 2 1018, 3 1-21019. 93 Все исследованные исходные кристаллы p-GaN в результате облучения нейтронами переходят в высокоомное состояние с удельным сопротивлением ρ более 1010 Омсм вблизи комнатных температур при флюенсах тепловых (ФТ) и быстрых (ФБ) нейтронов выше 4.1017 см-2 (рис. 4.3(a,b)). Эти изменения проводимости p-GaN при нейтронном облучении вызваны смещением уровня Ферми из исходного положения, задаваемого уровнем легирования материала примесью магния, в предельное положение Flim близкое энергии Ec – 0,85 эВ в облученном нитриде галлия [120]. Положение Flim в GaN соответствует расчетному положению собственного уровня локальной зарядовой нейтральности, CNL, нитрида галлия близкое величине Ec – 0.8 эВ [121,122]. Таким образом, при нейтронном облучении следует ожидать p-n конверсии типа проводимости исходного p-GaN, как это имеет место и при других видах радиационного воздействия [120]. Оценочное значение удельного сопротивления облученного нейтронами GaN при достижении условия F = Flim = Ec – 0,85 эВ соответствует величине около 1011 Омсм при 300К. Такое изменение электронных свойств p-GaN и смещение уровня Ферми в положение тождественное уровню CNL при нейтронном облучении вызвано захватом свободных носителей заряда глубокими донорными и акцепторными состояниями радиационных дефектов, спектр которых исследовался в ряде работ [120, 121, 123-124]. Однако природа и параметры глубоких ловушек радиационного происхождения, наблюдаемых в облученном большинства ловушек имеет GaN, исследованы недостаточно. Интерпретация предположительный характер. Поэтому дозовые изменения ρ в облученном нейтронами p-GaN могут быть проанализированы только качественно. Как было показано нами ранее [59], облучение нейтронами n-GaN, для которого уже выполняется условие F = Flim, приводит к – «аномальному» уменьшению удельного электросопротивления при больших флюенсах нейтронов. Аналогичные точки на «аномальной» зависимости ρ(Ф) зафиксированы при Ф=8.1018 см-2 и для исходных образов p-GaN облученных полным спектром и преимущественно быстрыми нейтронами (рис. 4.3(a,b)). Можно отметить, что независимо от уровня легирования исходного p-GaN значения ρ(Ф) в сильнооблученных нейтронами образцах практически одинаковы. Эта область интегральных потоков нейтронов соответствует прыжковой проводимости носителей заряда 94 по энергетическим состояниям радиационных дефектов, уровни которых расположены вблизи уровня Ферми Flim. В данной области проводимость материала определяется плотностью радиационных дефектов так что ρ(Ф) ~ νФ-1/3, где ν – скорость введения радиационных дефектов. Появление прыжковой проводимости характерно для «переоблученных» широкозонных полупроводников, например GaAs [119]. Данную область интегральных потоков нейтронов мы далее обозначим как область «больших» флюенсов нейтронов. Можно отметить более высокую скорость компенсации исходной проводимости пленок p-GaN при облучении полным спектром реакторных нейтронов по сравнению с облучением быстрыми нейтронами (Cd-пеналы) в области «малых» интегральных потоков частиц и большее значение прыжковой проводимости в области «больших» интегральных потоков нейтронов (рис. 4.3(a,b)). Такая же зависимость, но в несколько раз меньше наблюдается и для образцов n-GaN. Так при облучении p-GaN(Mg) полным спектром нейтронов скорости удаления свободных дырок на начальном этапе облучения для Ф = 2·1016 см−2, составили около 4, 40 и 250 см-1, а при облучении быстрыми нейтронами - 2.1, 20 и 170 см-1 для исходных кристаллов с плотностью свободных дырок 1.1017 см-3, 1.1018 см-3 и (1-2).1019 см-3, соответственно. Отмечено более высокое значение проводимости нитрида галлия в области «больших» интегральных потоков полного спектра нейтронов, 8.1018 см-2 (рис. 4.3(a,b)). Это указывает на то, что наличие в спектре тепловых нейтронов вносит существенный вклад в дефектообразование в GaN. Аналогичные выводы были сделаны при исследовании спектров обратного рассеяния Резерфорда в образцах GaN, облученных полным спектром и преимущественно быстрыми реакторными нейтронами [125]. 95 На рисунке 4.4 представлены температурные зависимости удельного электрического сопротивления, легированных магнием в исходном состоянии эпитаксиальных слоев p-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов. Рисунок 4.4 – Зависимость удельного электрического сопротивления эпитаксиального слоя p-GaN от температуры отжига для образцов с различной исходной концентрацией носителей заряда p, облученных полным спектром(a) и быстрыми реакторными нейтронами(b). На оси ординат приведены значения ρ для исходных образцов. p, [см-3]: 1, 1a 1017; 2, 2а 1018; 3 1-2·1019; ФТ10-18, [см-2]: 1, 2, 3 0,4; 1a, 2а – 8; ФБ10-18, [см-2]: 1, 2, 3 0,4; 1a, 2а – 8. 96 Изохронная термообработка облученных нейтронами образцов проводилась в импульсной печи быстрого термического отжига STE RTA79 фирмы SemiTEq в атмосфере N2 в течение 20 минут в интервале температур 100–1000 оС. Исследование изохронного отжига облученных «малыми дозами» (до 41017 см-2) полного спектра реакторных нейтронов исходных кристаллов p-GaN выявляет стадии отжига радиационных доноров при температурах около (100-300) 0С, (500-700) 0С и (750850) 0С и две стадии «обратного» отжига при температурах около (300-500) 0С и около (650-800) 0С, которые можно связать с отжигом дефектов донорного и акцепторного типа (рис. 4.4а). Аналогичные стадии отжига радиационных акцепторов присутствуют и в кристаллах p-GaN облученных «малыми дозами» (до 41017 см-2) быстрых реакторных нейтронов (рис.4.4b). Такая трактовка предполагает, что «нормальный» отжиг имеет место для донорных дефектов Nd+, энергетические уровни которых расположены выше уровня Ферми и которые ответственны за компенсацию проводимости кристаллов p-GaN. В свою очередь «обратный» отжиг выявляет акцепторные дефекты Na-, энергетические уровни которых расположены ниже уровня Ферми в облученных кристаллах p-GaN. При этом не исключается, что некоторые стадии «обратного» отжига могут быть связаны с кластеризацией точечных дефектов, хотя данный процесс менее вероятен, поскольку требует участия многих точечных дефектов. Таким образом, данные изохронного отжига указывают на то, что при облучении pGaN нейтронами формируются дефекты как донорного, так и акцепторного типов, что, в конечном счете, и приводит к закреплению уровня Ферми вблизи Flim. Можно отметить, что отжиг основной массы радиационных дефектов имеет место при относительно низких температурах, около 600 оС, что совпадает с восстановлением постоянной решетки в облученном нейтронами GaN [59]. Соответственно отжиг образцов нитрида галлия, облученных «большими» флюенсами полного спектра и быстрых реакторных нейтронов, до 81018 см-2, выявляет широкую стадию «обратного» отжига при температурах выше 200 0С (рис.4.4(а,b)). В таких образцах уровень Ферми жестко закреплен вблизи Flim вследствие высокой плотности дефектов, так что «обратная» стадия отжига связана с уменьшением вклада прыжковой проводимости в общий зарядоперенос вследствие уменьшения плотности радиационных дефектов. 97 Следовательно, кривая ρ(Тотж) повторяет кривую ρ(Ф), но в «обратном» порядке. В области более высоких температур отмечен «нормальный» отжиг радиационных дефектов, обусловленный смещением уровня Ферми к своему начальному положению вследствие преимущественного отжига дефектов донорного типа. При этом в высокотемпературной области для обоих типов нейтронного облучения наблюдается отжиг дефектов тем более эффективный, чем выше исходный уровень легирования материала примесью магния. Полного восстановления электрофизических свойств облученного нейтронами pGaN не удается достичь даже при температурах отжига 950 0 С, что указывает на остаточные концентрации радиационных дефектов. Одна из возможных причин наличия остаточного сопротивления в таких образцах может быть также связана с частичным компенсирующим действием донорной примеси Ge, концентрация которой за счет ядерного легирования в облученном GaN оценивается на уровне NGe = 0,126·ФТ [126]. 98 5 ИССЛЕДОВАНИЯ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ РЕАКТОРНЫМИ СТРУКТУРНЫХ СЛОЕВ n- НЕЙТРОНАМИ И ХАРАКТЕРИСТИК GaN, ОБЛУЧЕННЫХ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧНЫМИ ЭЛЕКТРОНАМИ 5.1 Рентгенодифракционные исследования эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов Исследовались зависимости структурных свойств специально не легированных (n = 1·10 см−3) и сильнолегированных (n = 2·1018 см-3) кремнием эпитаксиальных слоев n-GaN 15 от флюенса реакторных нейтронов Эпитаксиальные пленки нитрида галлия толщиной 4 мкм и диаметром до 50 мм выращивались на подложке Al2O3 (0001) методом газофазной эпитаксии с использованием металлорганических соединений (MOCVD). Для измерений использовались образцы размером 1010 мм, вырезанные из пластин. Облучение структур проводилось в вертикальных каналах ядерного реактора ВВР-ц «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» (г. Обнинск) полным спектром (ФТ) и преимущественно быстрыми реакторными нейтронами (ФБ) флюенсом 8·1018 см−2 при соотношении плотностей потоков тепловых/быстрых нейтронам T/Б ≈ 1. В зоне облучения плотность потока тепловых нейтронов составляла T =3,75·1013 см−2с−1. Измерения проводились в НИТУ “МИСИС”.на многоцелевом рентгеновском дифрактометре D8 Discover фирмы “Bruker-AXS”. Источник рентгеновского излучения Microsource мощностью 80 Вт. Для монохроматизации пучка использовали двукратный асимметричный Ge(004)-монохроматор. K2-линию отделяли с помощью щели 0,2 мм. Дисперсия длины волны CuK1 составляла / = 1 10-4. 5.1.1 Измерение ширины кривых качания Измерение ширины кривых качания проводили для трех симметричных отражений (0002), (0004), (0006) и одного отражения в скользящей геометрии (11-20), то есть когда нормаль к отражающей плоскости почти параллельна поверхности образца. При скользящей геометрии экстинкционную глубину L можно определить по следующей формуле: L H 0 H , (5.1) 99 где – длина волны рентгеновского излучения; 0 и H – малые углы (порядка 0,2) скольжения и отражения соответственно; H – Фурье-компонента поляризуемости. Из формулы следует, что дифракция идет с тонкого приповерхностного слоя. Данная схема чувствительна к совершенству приповерхностного слоя, так как толщина рабочего слоя при такой дифракции составляет 50 нм. Таким образом, использование этой геометрии дает возможность исследовать тонкие слои. В случае обычной компланарной дифракции (когда нормаль к отражающей плоскости и нормаль к поверхности образца лежат в одной плоскости – плоскости дифракции) толщина слоя GaN, участвующего в дифракции, примерно в 100 раз больше. Полная ширина кривой качания на полувысоте является количественной мерой совершенства структуры. Таблица 5.1. Результаты измерения ширин пиков на половине их высоты Образец Отражение Ширина пика, угл. с (11-20) 477 (0002) 309 (0004) 268 (0006) 335 (11-20) 491 (0002) 318 (0004) 279 (0006) 340 (11-20) 486 (0002) 316 (0004) 274 GaN (n = 2·1018 см-3) Исходный Облученный (T=81018см-2) Облученный (Б=81018см-2) 100 (0006) 331 (11-20) 454 (0002) 272 (0004) 225 (0006) 285 (11-20) 456 (0002) 259 (0004) 213 (0006) 278 (11-20) 450 (0002) 262 (0004) 220 (0006) 289 GaN (n = 1·1015 см−3) Исходный Облученный (T=81018см-2) Облученный (Б=81018см-2) На рисунке 5.1-5.2 приведены кривые качания для различных отражений. Кривые сопоставлены для исходных и облученных различным спектром реакторных нейтронов эпитаксиальных слоев n-GaN. 101 Ширина кривых качания для разных отражений: Рисунок 5.1 – Кривые качания для образцов GaN (n = 2·1018 см-3), снятые для различных отражений: a – (0002), b – (0004), c – (0006), d – (11-20). 102 Рисунок 5.2 – Кривые качания для образцов GaN (n = 1·1015 см-3), снятые для различных отражений: a – (0002), b – (0004), c – (0006), d – (11-20). 103 Из рисунков 5.1-5.2 видно, что облучение реакторными нейтронами не влияет на ширину кривых качания. Таким образом у облученных образцов n-GaN не выявлена перестройка дислокационной структуры слоя. 5.1.2 Анализ распределения диффузного рассеяния рентгеновских лучей (ДРРЛ) Диффузное рассеяние рентгеновских лучей позволяет получить информацию о дефектах на основе анализа рассеяния рентгеновских лучей на полях смещений от дефектов. Свойства полупроводниковых соединений во многом определяются совершенством и однородностью структуры кристаллов, которая определяется природой и свойствами дефектов кристаллической решетки. В облученных нейтронами кристаллах радиационные и собственные точечные дефекты могут образовывать комплексы как между собой, так и с атомами остаточных и легирующих примесей. Измерение распределения интенсивности в окрестности узла обратной решетки (0002) проводили на рентгеновском дифрактометре D8 Discover (Вruker-AXS, Германия) в трехкристальной геометрии. Источником рентгеновского излучения являлась рентгеновская трубка мощностью 1,6 кВт с медным анодом. Параллельный пучок формируется зеркалом Гебеля. Измерения выполняли в схеме высокого разрешения. С помощью четырехкратного монохроматора типа (n; +n) вырезали CuK1-составляющую излучения. Ширина инструментальной функции прибора в этой схеме составляет 12 угл. с. В трехкристальной схеме перед детектором был установлен анализатор с угловой шириной 12 угл. с. На рис. 5.3-5.5 показаны карты обратного пространства для отражения (0002) и их сечения (наклонные из точки с координатами (-0.01; 1.98) в точку (0.01; 2.02) рис. 5.4-5.6; вдоль qz || l рис.5.7-5.8 104 Рисунок – 5.3 Карты обратного пространства образцов GaN (n = 2·1018 см-3) для отражения (0002). Здесь и далее по оси X отложено направление h, а по Y – l (в единицах hkl). a – исходный, b – Б=81018см-2, c – Т=81018см-2. 105 I, cps 10 6 10 5 10 4 10 3 10 2 10 1 3 1 2 0 10 1,990 1,995 2,000 2,005 2,010 L, rec. units Рисунок – 5.4 Наклонные сечения карт (0002) для образцов GaN (n = 2·1018 см-3).1 – исходный, 2– Т=81018 см-2, 3 – Б=81018 см-2. 106 Рисунок – 5.5 Карты обратного пространства образцов GaN (n = 1·1015 см-3) для отражения (0002). Здесь и далее по оси X отложено направление h, а по Y – l (в единицах hkl). a – исходный, b – Б=81018см-2, c – Т=81018см-2. 107 I, cps 10 6 10 5 10 4 10 3 10 2 10 1 2 1 3 0 10 1,990 1,995 2,000 2,005 2,010 L, rec. units Рисунок – 5.6 Наклонные сечения карт (0002) для образцов GaN ((n = 1·1015 см-3). 1 – исходный, 2– Т=81018 см-2, 3 – Б=81018 см-2. В результате можно сделать следующие выводы: Облучение различным спектром реакторных нейтронов образцов GaN (n =21018 см-3) не привело к изменению интенсивности ДРРЛ. В случае нелегированных слоев GaN облучение как тепловыми так и быстрыми нейтронами уменьшает интенсивность ДРРЛ от дефектов кулоновского типа (рис. 5.6). Судя по асимметрии распределения ДРРЛ для необлученного образца, это дефекты вакансионного типа, т.е. V/V<0. В Таблице 5.2 представлены результаты измерения межплоскостного расстояния d0002 для слоя GaN, измеренные по положению 2θ для пика (0002) в трехкристальной схеме (рис. 5.7-5.8). Обнаружено, что значение параметра решетки GaN в исходных образцах больше табличного значения. Облучение нейтронами увеличивает параметр решетки вдоль направления 0001, причем этот эффект сильнее при облучении полным спектром реакторных нейтронов. 108 Таблица 5.2 Результаты измерения межплоскостного расстояния d0002 для слоя GaN Спектр облучения d0002, Ǻ Исходный 2.5942 T=81018см-2 2.5963 3 Б=81018см-2 2.5959 1 Исходный 2.5944 T=81018см-2 2.5964 Б=81018см-2 2.5955 Номер Материал слоя образца 1 GaN n=21018см-3 2 GaN n=11015см-3 2 3 Примечание Табличное значение d0002 для слоя GaN 2.5930 Ǻ (карточка 50-0792 из базы PDF2 ICDD). Таким образом, характер изменения структурных параметров слоя n-GaN на сапфире указывает на значительное “разбухание” кристалла вдоль оси c (направления 0001) при облучении структуры n-GaN/Al2O3 (0001) как полным спектром (T=81018 см-2), так и преимущественно быстрыми (Б=81018 см-2) реакторными нейтронами. Можно отметить, что полученные нами данные качественно близки соответствующим экспериментальным исследованиям [127] облученных полным спектром реакторных нейтронов эпитаксиальных пленок n-GaN на сапфире, также полученных 2-ступенчатым MOCVD-методом. Вклад в изменение структурных параметров GaN при облучении реакторными нейтронами вносят радиационные дефекты, созданные за счет упругих столкновений быстрых нейтронов с атомами Ga и N, а также дефекты решетки, образованные за счет атомов отдачи при протекании реакций Ga(n,)Ge и N(n,)O, среди которых основной реакцией является реакция образования атомов Ge «мелкой» легирующей донорной примеси. В облученных реакторными нейтронами пленках n-GaN могут формироваться как точечные дефекты вакансии, межузельные атомы, дефекты антизамещения (anti-site 109 дефекты), так и дефекты кластерного типа скопления точечных дефектов, так называемые «области разупорядочения». С учетом имеющихся расчетных данных основные изменения в параметры решетки облученного полным спектром реакторных нейтронов GaN должны вносить межузельные дефекты и дефекты антизамещения (anti-site) [128-130]. Определенное влияние на структурные параметры решетки GaN может оказывать и примесь Ge, образующаяся за счет реакции Ga(n,)Ge. В настоящем эксперименте плотность атомов Ge в GaN для максимальных флюенсов тепловых нейтронов 81018 см-2 оценивается на уровне 1018 см-3. При этом простое замещение атомов Ga германием не должно приводить к заметному изменению параметра решетки нитрида галлия, поскольку атомный радиус Ge (137 pm) близок соответствующему значению атома Ga (141 pm). В то же время, образование антиструктурных дефектов GeN и межузельных атомов GeI в облученном материале может приводить к увеличению параметра решетки GaN. Обусловлено это особенностью соединения GaN значительной разницей атомных радиусов Ga (141 pm) и N (92 pm), что определяет высокую энтальпию образования антиструктурных дефектов и их практическое отсутствие в ростовом материале в отличие от других полупроводников группы AIII-BV GaAs, GaP, где такие дефекты являются основными дефектами ростового материала, а также интенсивно формируются при облучении. В настоящее время неясно, связано ли «разбухание» параметра решетки c для слоя nGaN на сапфире c особенностями пространственного распределения радиационных дефектов в wz-GaN, в частности, с преимущественным смещением атомов Ga вдоль направления 0001, как это предполагается в работе [97] из измерений обратного резерфордовского рассеяния в облученной нейтронами структуре wz-GaN/Al2O3(0001), либо это может быть обусловлено особенностями упругих свойств wz-решетки GaN. Поэтому для уточнения наблюдаемого эффекта «разбухания» параметра решетки с пленки wz-GaN на сапфировой подложке желательно провести соответствующие облученного нейтронами объемного GaN со структурой вюрцита и сфалерита. 110 исследования Рисунок – 5.7 Дифрактограмма пика (0002) для образцов GaN ((n = 2·1018 см-3). 1 – исходный, 2– Т=81018 см-2, 3 – Б=81018 см-2. 111 Рисунок – 5.8 Дифрактограмма пика (0002) для образцов GaN ((n = 1·1015 см-3). 1 – исходный, 2– Т=81018 см-2, 3 – Б=81018 см-2. 112 5.2 Анализ микроструктуры и состава поверхности эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных быстрыми нейтронами и высокоэнергетичными электронами Исследовались морфологические особенности специально не легированных (n = 1·1015 см−3), легированных (n = 2·1017 см-3) кремнием эпитаксиальных слоев n-GaN и сильнолегированных (n = 2·1018 см-3) облученных электронами и быстрыми реакторными нейтронами. Структуры облучались электронами с энергией 10 МэВ на электронном ускорителе (УЭЛТ-10-10-Т) дозой (D) 11018 см-2 и быстрыми реакторными нейтронами (в Cd пеналах) флюенсом (ФБ) 8·1018 см-2 при соотношении плотностей потоков тепловых к быстрым нейтронам T/Б ≈ 1 в вертикальных каналах ядерного реактора ВВР-ц «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» (г. Обнинск). В зоне облучения плотность потока тепловых нейтронов составляла T = 3,75·1013 см-2·с-1. Эпитаксиальные слои нитрида галлия толщиной 4 мкм и диаметром до 50 мм выращивались на подложке Al2O3 (0001) методом газофазной эпитаксии с использованием металлорганических соединений (MOCVD). Для измерений использовались образцы размером 1010 мм, вырезанные из пластин. Исследования проводились с помощью цифровой оптической микроскопии (Nikon) и высокоразрешающей растровой электронной микроскопии (JSM 7500 F) с приставкой (INCA) для рентгеноспектрального микроанализа. Исходные образцы Степень легирования: 1 . Нелегированные образцы 2 . Легированные образцы 3 . Сильнолегированные образцы 113 I.. Оптическая цифровая микроскопия (Микроскоп NIKON) На оптических микрофотографиях полированных пластин поликора (Al2O3) (без пленки нитрида галлия) (рис. 6.1) 1) видно множество черных пятен размером несколько микрон. Это углубления неправильной формы, которые, вероятно, вызваны дефектами полировки (недостаточная глубина полировки). Форма и размер этих дефектов примерно соответствуют етствуют форме и размеру зерен, которые можно разглядеть на обратной неполированной стороне пластин поликора (рис. 6.2). Рисунок 6.1 – Поликор без пленки нитрида галлия (a) и пленка ленка нитрида галлия на поликоре (b) Оптическая микроскопия также выявляет наличие подобных углублений п наличие под пленкой нитрида галлия (рис. 6.2). Таким образом, часть дефектов пленки, видимых в оптике может быть связана с дефектами подложки. Поверхность нелегированных пленок является гладкой и содержит загрязнения и дефекты дефекты микронного масштаба (рис. 6.2 – различное увеличение). Рисунок 6.2 – Поверхность нелегированного нитрида галлия. 114 Поверхность легированных пленок выглядит подобно нелегированным пленкам и также содержит загрязнения и дефекты микронного масштаба (рис. 6.3 – различное увеличение) Рисунок 6.3 – Поверхность легированного нитрида галлия. При исследовании морфологии сильнолегированных пленок обнаружили значительную степень загрязнения поверхности, вероятно, вследствие наличия высохших продуктов травления. На рис. 6.4 (центральная часть) представлен загрязненный участок. Поверхность образца была отмыта слабым растворителем Рисунок 6.4 – Поверхность сильнолегированного нитрида галлия. На рис. 6.5 показан участок отмытой поверхности (центральная часть). После промывки картина поверхности оказалась подобной предыдущим. 115 Рисунок 6.5 – Поверхность сильнолегированного сильно нитрида галлия. Значительных различий между нелегированными, нелегированными, легированными и сильнолегированными легированными исходными образцами не обнаруживаются. Это значит, что данная морфология появляется на стадии синтеза пленок. II.. Растровая электронная микроскопия (Микроскоп JSM 7500 F) Исследованы легированные и сильнолегированные образцы. 1. Легированные егированные образцы Морфология поверхности поверхно легированных образцов включает участки, на которых видны высохшие каплеобразные формы (рис. 6.6 – различное увеличение увеличение). Эти формы подобны морфологии загрязненной поверхности сильнолегированных образцов в оптическом ском микроскопе (рис. 6.4)) и являются, видимо, высохшими продуктами травления. Рисунок 6.6 – Микрофотографии поверхности легированного ого нитрида галлия 116 Второй типичной морфологической формой являются анизотропные микро микро- и нанодефекты – частицы, равномерно распределенные ра ределенные по поверхности (рис. 6.7 – различное увеличение). ). Резко отличный контраст указывает на их состав, отличный от матрицы. Эти частицы наблюдались и в оптическом микроскопе с меньшим разрешением (рис. 6.3). Различие в контрасте может быть вызвано как составом частиц, так и их расположением (на поверхности или в глубине). Рисунок 6.7 – Микрофотографии поверхности легированного нитрида галлия 2. Сильнолегированные образцы Исследовали образцы, отмытые от загрязнений. Морфология поверхности содержит, подобно бно легированному образцу, анизотропные микро микро- и нанодефекты – частицы, равномерно распределенные по поверхности (рис. 6.8 – различное увеличение увеличение). Рисунок 6.8 – Микрофотографии поверхности сти сильнолегированного нитрида галлия 117 Таким образом, растровая электронная микроскопия также не выявляет отличий морфологии образцов, различных по степени легирования. При этом обнаружены различные формы дефектов, присущие исходным образцам. Рентгеноспектральный микроанализ Усредненный состав поверхности (ат.% Ga/ат.% N) пленок на участках размером от 30·30 мкм2 до 250·250 мкм2 (глубина анализа 1-2 мкм) представлен в таблице 6.1 Таблица 6.1 Элементный состав исходных пленок нитрида галлия Количество Степень легирования ат.% Ga/ат.% N анализируемых участков Нелегированный 0,52 ± 12 7 Легированный 0,71 ± 0,07 6 Сильнолегированный 0,58 ± 0,11 14 Независимо от степени легирования все пленки обнаруживают заметную автосегрегацию химического состава на глубине 1-2 мкм (дефицит галлия). Кроме того, на поверхности присутствует кислород. Облученные образцы Исследованы нелегированные и сильнолегированные образцы. I. Оптическая цифровая микроскопия (Микроскоп NIKON) Как уже было сказано, оптическая микроскопия круглых образований размером в несколько единиц хорошо визуализирует форму микрон. Они имеются на всех пленках независимо от уровня легирования и вида ионизирующего излучения. Количество данных образований варьирует в пределах 50-100 на площадке 100·100 мкм2 (см. также рис.6.8). При этом на нелегированных пленках, облученных (10 МэВ) электронами дозой 1018 см-2, ряд образований размером в несколько микрон имеет выраженный гексагональный габитус, свидетельствующий об их кристаллическом генезисе. Как пример, на рис. 6.9 показана поверхность пленки нелегированного нитрида галлия, облученного электронами. 118 Рисунок 6.9 – Поверхность оверхность нелегированного нитрида галлия, облученного электронами II.. Растровая электронная микроскопия (Микроскоп JSM 7500 F) После облучения (10 МэВ) электронами дозой 1018 см-2 поверхность сильнолегированных легированных пленок содержит частицы неправильных неправильных форм размером в сотни нанометров,, а также частицы округлых форм размером до 50 нм. Часть последних имеет слабую огранку (рис. 6.10 .10 – различное увеличение). Рисунок 6.10 – Микрофотографии поверхности сти сильнолегированного нитрида галлия галлия, облученного электронами. электронами После облучения сильнолегированной сильно пленки быстрыми реакторными нейтронами флюенсом 8·1018 см-2 на поверхности пленки визуализированы частицы неправильных форм размером от субмикронных до нескольких увеличение). 119 микрон (рис. 6.11 – различное Рисунок 6.11 – Микрофотографии поверхности сти сильнолегированного нитрида галлия галлия, облученного быстрыми реакторными реактор нейтронами. Кроме того, имеются отдельные частицы неправильных форм микронных размеров (рис. 6.12), ), а также россыпи мелких округлых частиц (рис.20). Рисунок 6.12 – Микрофотография поверхности п и сильнолегированного нитрида галлия, облученного быстрыми реакторными нейтронами. нейтронами. Отдельная частица. Состав Ga+Ga2O3. Рентгеноспектральный микроанализ Усредненный состав поверхности (ат.% (ат Ga/ат.% N) пленок ленок на участках размером от 3·3 мкм2 до 120·120 мкм2 ( глубина анализа 1-2 мкм) представлен в таблице 7.2. 120 Таблица 6.2. Элементный состав облученных сильнолегированных пленок нитрида галлия Количество Вид ионизирующего ат.% Ga/ат.% N анализируемых участков излучения Электроны (D = 11018 см-2) 0,43 ± 23 11 Быстрые реакторные 0,64 ± 0,05 (есть отдельные 7 нейтроны (ФБ = 8·1018 см-2) частицы состава Ga+Ga2O3) Все пленки обнаруживают заметную автосегрегацию химического состава (дефицит галлия). Кроме того, на поверхности присутствует кислород. В результате проделанной работы можно сделать следующие выводы: 1. В исходных необлученных пленках обнаружена значительная поверхностная автосегрегация химического состава в слоях на глубине 1-2 мкм (дефицит галлия), вероятно вызванная технологией синтеза. 2. В облученных сильнолегированных пленках также установлена аналогичная автосегрегация химического состава. 3. В большинстве пленок имеется значительная негомогенность (разброс) химического состава по площади пленки. 4. Установлено большое разнообразие морфологических форм на нано- и микроуровнях в виде частиц неправильных форм, куполообразных округлых частиц, ограненных частиц. 5. Пленки наследуют часть дефектов подложки. 121 6 ВЛИЯНИЕ РЕАКТОРНЫХ ОБЛУЧЕНИЯ НЕЙТРОНОВ ЭЛЕКТРОНАМИ НА РАЗЛИЧНЫМ И СПЕКТРОМ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧНЫМИ ЕМКОСТНЫЕ ПАРАМЕТРЫ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЕВ НИТРИДА ГАЛЛИЯ Данная работа заключается в детальном изучении радиационно-физических процессов, происходящих в n- и p-GaN под действием различного вида ионизирующего излучения (реакторные нейтроны, электроны). Предполагается добиться более глубокого, по сравнению с сегодняшним, понимания природы радиационных дефектов и особенностей их взаимодействия с дефектами, уже присутствующими в пленках n- и pGaN, и в выдаче практических рекомендаций для полупроводникового материаловедения и приборостроения. Исследования проводились с помощью адмиттанс-спектроскопии, емкостной и токовой РСГУ (релаксационной спектроскопии глубоких уровней), а также ОРСГУ (метод, использующий оптическую инжекцию). Спектры ФЭРС (фотоэлектрической релаксационной спектроскопии) измерялись на компенсированных образцах. Оптические свойства исследовались с помощью измерений спектров МКЛ (микрокатодолюминесценции) и оптического поглощения. Работа по измерению емкостных параметров и спектров глубоких уровней выполнялась в ГИРЕДМЕТ. 6.1 n-GaN Эпитаксиальные слои n-GaN (нелегированные и легированные Si), выращенные методом МОС-гидридной эпитаксии (MOCVD) облучались электронами с энергией 10 МэВ на электронном ускорителе (УЭЛТ-10-10-Т) в интервале доз (D) от 11014 см-2 до 11017 см-2, быстрыми нейтронами (в Cd пеналах) в интервале флюенсов (ФБ) от 1·1014 см-2 до 2·1016 см-2 и полным спектром реакторных нейтронов (ФТ) в интервале флюенсов от 5·1016 см-2 до 6,5·1018 см-2 при соотношении плотностей потоков тепловых к быстрым нейтронам T/Б ≈ 1 в вертикальных каналах ядерного реактора ВВР-ц «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» (г. Обнинск). В зоне облучения плотность потока тепловых нейтронов составляла T = 3,75·1013 см-2·с-1. Рассмотрим влияние облучения быстрыми характеристики структур n-GaN 122 реакторными нейтронами на Были изучены скорости удаления носителей заряда, изменения в спектрах DLTS (РСГУ) и ODLTS (ОРСГУ), изменения в ВАХ (Вольт-Амперные характеристики) образцов n-GaN с различной концентрацией остаточных доноров. Также были проведены измерения спектров МКЛ облученных образцов. На рисунке 6.1 показаны, вызванные быстрыми нейтронами, изменения концентрации электронов в образцах, выращенных методом MOCVD. Из рисунка видно, что скорость удаления носителей падает с 5 см-1 до, примерно, 1 см-1 при уменьшении концентрации от 1,6·1016 см-3 до 3·1014 см-3. 16 Концент рация (мc -3 ) 2,0x10 16 1,5x10 16 1,0x10 15 5,0x10 0,0 0 1x10 15 2x10 15 Флюенсбыстрыхнейтронов см ( 3x10 15 -2 ) Рисунок 6.1 – Зависимость концентрации электронов от флюенса быстрых нейтронов для n-GaN. На рисунках 6.2 и 6.3 приведены изменения в ВАХ, измеренных при комнатной Current (Ampers) температуре, для n-GaN с концентрацией 1,6·1016 см-3 и 3·1014 см-3. 10 -1 10 -3 10 -5 10 -7 10 -9 1 2 3 -11 10 -13 10 4 -15 10 -17 10 -3 -2 -1 0 1 2 Voltage (V) Рисунок 6.2 – ВАХ диодов Шоттки, приготовленных на образцах n-GaN с исходной концентрацией 1,6·1016 см-3, облученных быстрыми нейтронами.1- исходный, 2 – ФБ = 2·1014 см-2, 3 – ФБ = 6·1014 см-2, 4 – ФБ = 3·1015 см-2. 123 Current (Ampers) 10 10 10 10 10 -1 -3 -5 -7 -9 10 - 11 10 - 13 10 - 15 10 3 1 2 - 17 -3 -2 -1 0 1 2 V o ltag e (V ) Рисунок 6.3 – ВАХ диодов Шоттки, приготовленных на образцах n-GaN с исходной концентрацией 3·1014 см-3, облученных быстрыми нейтронов.1- исходный, 2 – ФБ = 6·1014 см-2, 3 – ФБ = 3·1015 см-2. Рисунок 6.4 иллюстрирует изменения, происходящие в спектрах МКЛ нелегированных образцов n-GaN при нейтронном облучении. Как можно заметить, изменения в интенсивности краевой люминесценции начинаются с флюенса 2·1015 см-2 для материала с концентрацией 1,6·1016 см-3 (Обратите также внимание на рост относительной интенсивности жёлтой полосы люминесценции при 2.3 эВ.) 30 MCL intensity (a.u.) 25 1 20 2 15 3 10 4 5 0 1, 5 2 ,0 2 ,5 3 ,0 3 ,5 4, 0 P h o ton e n erg y (e V ) Рисунок 6.4 –Спектры МКЛ образцов n-GaN, измеренных после облучения быстрыми нейтронами. 1 – исходный, 2 – ФБ = 1015 см-2, 3 – ФБ = 2·1015 см-2, 4 – ФБ = 6·1015 см-2. Эти изменения принято характеризовать константой радиационного повреждения времени жизни K : o/=1+KФ, (6.1) где o – время жизни до облучения, – время жизни после облучения флюенсом Ф. 124 Константа повреждения в формуле может быть оценена из известного выражения: Io/I=1+KФ, (6.2) в котором Io – интенсивность до облучения, I – интенсивность после облучения флюенсом Ф. Такая оценка дает для константы деградации времени жизни в нитриде галлия значение 3·10-16 см-2. Далее проанализируем результаты измерений спектров DLTS (электронные ловушки) и ODLTS (дырочные ловушки) в типичных нелегированных плёнках MOCVD nGaN (рис. 6.5). В спектрах электронных ловушек доминируют центры с энергией активации 0,25 эВ, 0,6 эВ и 0,85 эВ. Среди дырочных ловушек преобладают центры H1 (см. таблицу 6.1) с пиком в спектре ODLTS около 320-330K и энергией активации близкой к 0,9 эВ. Концентрация таких ловушек на 1-2 порядка выше величины суммарной концентрации всех электронных ловушек, что заставляет приписывать им главную роль в захвате носителей в ОПЗ детекторов на основе диодов Шоттки на нитриде галлия. Детальное изучение показывает, что поведение таких ловушек довольно необычно. Уменьшение уровня инжекции при возбуждении собственным светом приводит к заметному смещению положения пика в низкотемпературную сторону (кривые 2 и 3) и уменьшению амплитуды пика ODLTS. Замена собственного возбуждения (365 нм LED) на примесное (400 нм LED) также уменьшает амплитуду пика и сдвигает его положение в сторону более низких температур (кривая 3). DLTS signal (Arb. units) 2 0.6 eV 0.25 eV 0 1 0.85 eV 3 -2 -4 4 -6 -8 -10 100 2 150 200 250 300 350 Temperature (K) Рисунок 6.5 – DLTS (кривая 1) и ODLTS (кривые 2, 3, 4) спектры, измеренные для образца MOCVD n-GaN с исходной концентрацией 3·1014 см-3; обратное смещение -1В, временные окна t1/t2=200 мс/ 2000 мс; импульс прямого 125 смещения для DLTS -1 В, продолжительностью 2 с; ODLTS спектр 2 получен при полной мощности 365 нм LED (прямой ток 250 мА); спектр 3 получен для 365 нм LED при токе 6 мА; спектр 4 измерен при примесном возбуждении 400 нм LED при полной мощности светодиода; длительность импульса оптического возбуждения 5 с для всех кривых. Снижение уровня инжекции приводит к значительному увеличению энергии активации ловушек и сечения их захвата. Собственное возбуждение позволяет достичь насыщения в амплитуде пика (рис. 6.6) и получить воспроизводимые значения энергии ODLTS signal (Arb. units) активации и сечения захвата дырок для ловушек H1 (см. Таблицу 6.1). 1 ,0 0 ,8 0 ,6 0 ,4 0 ,2 0 ,0 0 50 10 0 150 2 00 250 365 nm LE D cu rr ent ( m A) Рисунок 6.6 – Зависимость амплитуды пика ODLTS вблизи 330K от прямого тока 365 нм LED (значения нормированы на амплитуду для самого большого тока). Примесное возбуждение не позволяет достичь насыщения сигнала при наших экспериментальных условиях (использование светодиода с длиной волны 400 нм и полной электрической мощностью 3Вт). В Таблице 6.1 приведены данные о типах наблюдавшихся дырочных ловушек и их концентрациях для большой группы различных образцов n-GaN. Видно, что для концентрации доноров Si ~1016 см-3 или выше концентрация ловушек H1 заметно возрастает с ростом уровня легирования. Это позволяет приписать ловушки комплексам кремния со структурными дефектами. Анализ литературных данных приводит к выводу, что роль последних играют акцепторные состояния вакансий галлия. Таблица 6.1 – Параметры дырочных ловушек в образцах n-GaN Тип ловушки Ea, эВ σp, см2 H1 0,92-0,94 (1,7-2,5)·10-13 126 H2 0,55 2,7·10-12 H3 0,6-0,65 (2,3-1,1)·10-14 H4 0,8-0,85 (2,3-1,27)·10-13 H5 1,15-1,2 (6,4-3)·10-14 Адмиттанс-спектры легированных Si образцов n-GaN свидетельствуют об образовании глубоких ловушек с энергией активации 0,45 эВ (рис. 6.7). Скорость введения таких ловушек возрастает с уровнем легирования. Эти ловушки, скорее всего, являются комплексами радиационных дефектов с мелкими донорами. Другие ловушки, образующиеся вследствие нейтронного облучения, имеют энергию активации 0,8 эВ (Gai- G/ (pF) Capacitance (pF) глубокие доноры) и 1 эВ – уже известные нам Ni акцепторы (рис. 6.8). 50 40 30 20 10 0 12 10 8 6 4 2 0 50 E a = 0 .4 5 e V , = 4 .7 * 1 0 100 -1 2 cm 2 150 200 250 T e m p e r a tu r e ( K ) 300 Рисунок 6.7 – Адмиттанс-спектры образца n-GaN, измеренные после облучения быстрыми нейтронами (ФБ) = 2·1016 см-2; G – проводимость на переменном токе, ω=2πf – круговая частота, f – частота измерения, T – температура; спектры показаны для частот 0,5, 2, 5, 20, 50 кГц. 127 0.8 eV DLTS signal (a.u.) 10 0.25 eV 1 eV 0.1 8 eV 1 0 .6 e V 3 0 .4 7 e V 2 0 ,1 0 ,01 50 1 10 0 150 20 0 250 3 00 T e m p e r a t u r e (K ) 350 4 00 Рисунок 6.8 – Спектры DLTS образца n-GaN, измеренные после облучения быстрыми нейтронами. 1 – исходный, 2 – ФБ = 9,5·1014 см-2, 3 – 2·1015 см-2; измерения при -0,5 В, при длительности прямого импульса 2с и амплитуде 1 В, с временными окнами 100 мс и 1000 мс. Облучение быстрыми нейтронами нелегированных образцов n-GaN не приводит к изменению в спектрах дырочных ловушек, а наиболее важной особенностью таких спектров является образование широкой дырочно-подобной полосы состояний с пиком вблизи 200K с усреднённой энергией активации 0,6-0.7 эВ (рис. 6.9). Данные дырочные ловушки не являются настоящими, о чём свидетельствует рисунок 6.9, где видно, что сигнал таких ловушек не исчезает при возбуждении светодиодом. Обсуждаемый сигнал появляется вследствие выброса электронов с ловушек разупорядоченных областей (РО) с уровнем Ферми в ядре РО, закреплённом около Ec-(0,8-0,9) эВ. Собственное освещение делает РО эффективными ловушками для дырок. Также наблюдается некоторое возрастание концентрации ловушек Н1 около Ev+0,9 эВ и появление ярко выраженного пика, связанного с РО (рис. 6.10). 2 1 DLTS signal (a.u.) 0 -2 0 .9 e V -4 3 -6 2 0.6 eV -8 -1 0 50 10 0 150 20 0 250 3 00 T e m p e r a t u re ( K ) 350 4 00 Рисунок 6.9 – Спектры ODLTS образца n-GaN, измеренные после облучения быстрыми нейтронами. 1 – исходный, 2 – ФБ = 9,5·1014 см-2 (возбуждение 365 нм LED), 3 – ФБ= 9,5·1014 см-2 (возбуждение GaAs LED); измерения при -0,5 В, длительность импульса 5 с, временные окна 100 мс/1000 мс. 128 0 ,0 -2 , 0 x 1 0 -4 , 0 x 1 0 1 15 15 -6 , 0 x 1 0 15 -8 , 0 x 1 0 15 -1 , 0 x 1 0 16 -1 , 2 x 1 0 -1 , 4 x 1 0 2 0 .9 5 e V 16 0 .6 e V 16 10 0 2 00 300 40 0 T e m p e ra t u r e (K ) Рисунок 6.10 – Спектр ODLTS легированного Si образца n-GaN, измеренный после облучения быстрыми нейтронами. 1 – исходный, 2 – ФБ = 2·1016 см-2; обратное смещение 3 В, импульс длиной 5 с (365 нм GaN LED), временные окна 500 мс/ 5000 мс. Нужно обратить внимание на то, что при облучении быстрыми нейтронами отсутствует корреляция между скоростями введения тех или иных дефектов и скоростью удаления носителей. Это указывает на главенствующую роль захвата носителей разупорядоченными областями. В настоящее время мы пытаемся детально разобраться в данном вопросе. Рассмотрим влияние облучения полным спектром реакторных нейтронов на характеристики структур n-GaN. Исследовались нелегированные образцы MOCVD n-GaN. Холловские измерения исходных образцов дают значение концентрации 8·1014 см-3, но ВФХ профилирование (рис. 6.11) показывает, что распределение концентрации неоднородно по толщине: концентрация доноров в объёме плёнки достаточно низкая, в то время как вблизи подложки высокая. 1 7 0 .2 e V 3 -3 Concentration (cm ) 10 10 1 6 10 1 5 10 1 4 10 1 3 2 0 .4 5 e V 1 0 1 2 3 4 D e p t h ( m ) Рисунок 6.11 – Профили концентрации основных доноров в исходном образце n-GaN и профили распределения центров после облучения полным спектром нейтронов и последующего отжига. 1 – исходный, 2 – ФТ = 1,5·1017 см-2 (800 oC), 3 – ФТ = 1,5·1017 см-2 (1000 oC). 129 Облучение флюенсом ФТ = 1,5·1017 см-2 переводит материал в полуизолирующее состояние с уровнем Ферми, закреплённым около Ec-0,9 эВ, как следует из температурной зависимости проводимости. ( cm) 10 10 7 5 10 3 10 1 10 -1 0 2 00 4 00 600 800 1 000 o A n n e a lin g t e m p e ra t u re ( C ) Рисунок 6.12 – Зависимость электросопротивления образцов нелегированного n-GaN от температуры отжига (для ФТ = 1,5·1017 см-2). Отжиг постепенно увеличивает проводимость материала (рис 6.12). После отжига 800 oC образцы становятся проводящими, но в них преобладают сравнительно глубокие центры с энергией активации 0,46 эВ, что видно из адмиттанс-спектров и измерений температурной зависимости последовательного сопротивления диодов Шоттки. После отжига 1000 oC концентрация центров не изменяется, но они становятся более мелкими (0,2 эВ). Концентрация центров составляет 2·1016 см-3 в обоих случаях (см. вычисленные из ВФХ профили на рисунке 6.11). Данная концентрация очень близка к расчётной концентрации германия, получаемого в результате ядерного легирования. Мы предполагаем, что центры, о которых идёт речь – это комплексы Ge с точечными радиационными дефектами. Отжига до 1000 oC недостаточно, чтобы удалить все радиационные дефекты. Это видно из спектров DLTS, которые свидетельствуют о DLTS signal C/C (%) высокой концентрации глубоких ловушек (рис. 6.12). 2 ,0 1 ,5 1 ,0 2 0 ,5 1 0 ,0 10 0 150 2 00 2 50 30 0 350 4 00 T e m p e r a tu r e ( K ) Рисунок 6.13 – Спектры DLTS нелегированного n-GaN. 1 – исходный, 2 – ФТ = 1,5·1017см-2 (1000 oC). 130 Центры захвата 0.45 эВ, в облучённых большими флюенсами нейтронов ФТ = 7·1017 см-2 и ФТ = 1.5·1018 см-2 образцах, доминируют даже после отжига 1000 oC. Концентрация центров растет с увеличением флюенса нейтронов, но теперь уже заметно ниже расчётной концентрации Ge доноров (6·1016 см-3 вместо ожидаемых 1017 см-3 для более низкого значения флюенса нейтронов, 8·1016 см-3 вместо 2·1017 см-3 для более высокого значения). Мы считаем, что с ростом значений флюенса нейтронов затрудняется отжиг радиационных дефектов и встраивание всех Ge доноров в узлы решётки. Более того, при облучении такими флюенсами (1017 легированных см-3) образцов наблюдается уменьшение концентрации по сравнению с исходной. При увеличении значений флюенса образцы становятся высокоомными. Слоевое сопротивление проходит через максимум при флюенсе ФТ = 1,5·1018 см-2, как видно из рисунка 6.14. Причиной уменьшения сопротивления в области больших доз является возникновение прыжковой проводимости по глубоким радиационным дефектам. Энергия активации около 0,9 эВ наблюдается в температурной зависимости до максимума проводимости. В области доз за максимумом температурная зависимость проводимости гораздо более слабая. Отжиг при температуре около 300 oC снижает концентрацию центров 0,9 эВ, по которым идёт прыжковая проводимость. В результате проводимость Sheet resistance (/square) уменьшается и вновь приобретает энергию активации 0,9 эВ (рис. 6.15). 10 10 10 15 13 11 10 10 9 7 10 5 10 3 10 17 18 19 10 10 -2 N e u tr o n f lu e n ce ( cm ) 10 20 Рисунок 6.14 – Зависимость слоевого сопротивления от флюенса полного спектра нейтронов. 131 10 Current (A) 10 -8 -9 10 - 10 10 - 11 10 - 12 10 - 13 2,0 5 4 6 3 0 .9 e V 1 0 .5 e V 0 .9 e V 2 2 ,5 3,0 3,5 4,0 1 0 0 0 /T ( 1 / K ) Рисунок 6.15 – Зависимость проводимости (пропорциональна омическому току) образца n-GaN от температуры после облучения полным спектром нейтронов c последующим отжигом. 1 – исходный, 2 – ФТ = 6,5·1018 см-2 (200 oC), 3 – ФТ = 6,5·10 18см-2 (300 oC), 4 – ФТ = 6,5·1018 см-2 (400 oC), 5 – ФТ = 6,5·1018 см-2 (500 oC), 6 – ФТ = 6,5·1018 см-2 (600 oC). Ядерное легирование (ЯЛ) нитрида галлия основывается на хорошо известном процессе трансмутации Ga в Ge при взаимодействии с тепловыми нейтронами. Ge является мелким донором (глубина около 30 мэВ) в GaN. Таким образом, с помощью этого метода возможно контролируемое и однородное легирование нитрида галлия. Основная проблема заключается в том, что облучение тепловыми нейтронами в реакторе всегда сопровождается потоком быстрых нейтронов, создающих большую концентрацию радиационных дефектов, от которых очень трудно избавиться даже путем отжига при очень высоких температурах. В зависимости от типа реактора и положения канала, в котором проводится облучение, соотношение между потоками тепловых и быстрых нейтронов несколько меняется. В наших условиях эти потоки соотносились 1:1, а средняя энергия быстрых нейтронов составляла около 2 MэВ. Отжиг радиационных дефектов проводился на установке быстрого термического отжига. Эксперименты показывают, что, начиная с температур отжига 800 oC, параметры образцов возвращаются к проводимости n-типа, а основными электрически активными центрами в таких образцах являются ловушки с энергией активации 0,45 эВ, обнаруженные в адмиттанс-спектрах (рис. 6.16). 132 Capacitance (pF) G/ (pF) o 8 00 C 10 0 0 .4 5 e V 10 0 .2 2 e V 1 1 00 0 .4 5 e V 10 1 0,1 50 100 1 50 20 0 250 3 00 35 0 T e m p e ra t u r e (K ) 400 4 50 Рисунок 6.16 – Адмиттанс-спектры образца n-GaN после облучения полным спектром нейтронов (ФТ = 2·1017см-2) и последующего отжига (800 oC); показаны данные для частот 2, 3, 5, 10, 20, 30, 50, 100, 200, 300, 500, 1000 кГц; проводимость на переменном токе G поделена на круговую частоту ω=2πf (f – частота измерений ), чтобы выровнять амплитуды пиков. Концентрация таких ловушек была очень близка к концентрации атомов Ge, образующихся в процессе ядерной реакции. Поскольку это явно не изолированные германиевые доноры, разумно предположить, что это комплексы германия с радиационными дефектами. Дальнейший отжиг до 1000 oC превращает центры 0,45 эВ в ловушки с энергией активации 0,2 эВ по данным адмиттанс-спектроскопии (рис. 6.17). Концентрация центров 0,2 эВ была весьма близка к концентрации Ge и линейно возрастала с флюенсом нейтронов (рис. 6.18). Однако для значений флюенсов полного спектра нейтронов, превышающих 2·1017 см-2, полной трансформации ловушек 0,45 эВ не происходит, и они остаются преобладающими центрами (рис. 6.18). Ловушки 0,2 эВ также связываются нами G/ (pF) Capacitance (pF) с комплексами германия и радиационных дефектов. 2 2 1 1 5 0 5 0 5 10 8 6 4 2 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 .2 2 e V 50 10 0 150 200 2 50 T e m p e r a tu r e ( K ) 3 00 Рисунок 6.17 – Адмиттанс-спектры образца n-GaN после облучения полным спектром нейтронов (ФТ = 2·1017см-2) и последующего отжига (1000 oC); C – ёмкость, G – 133 проводимость на переменном токе, ω – круговая частота, ω=2πf (f – частота измерений); -3 Concentration (cm ) частоты 0,2, 0,3, 0,5, 1, 2, 3, 5, 10, 20, 30, 50, 100, 200, 300, 500, 1000 кГц. 10 18 10 17 2 3 10 16 1 10 15 10 16 17 10 2 F lu e n c e ( n / c m ) 10 18 Рисунок 6.18 – Зависимость концентрации от флюенса полного спектра нейтронов. 1 – центры захвата 0,2 эВ (концентрации найдены из C-V измерений); 2 – вводимая примесь Ge (рассчитана из известных сечений ядерных реакций), 3 –центры захвата 0,45 эВ (для наиболее сильно облучённого образца, концентрация определена из ВФХ при 400K). В дополнение к электронным ловушкам 0,45 и 0,2 эВ мы также наблюдали в облучённых с последующим отжигом образцах новые дырочные ловушки H5 с энергией активации около 1,2 эВ (сами спектры показаны на рисунке 6.19). DLTS signal(Arb. units) 0 1 -5 2 3 -1 0 -1 5 3 00 350 4 00 T e m p e r a t u re ( K ) Рисунок 6.19 – Спектры ODLTS, измеренные на облучённых с последующим отжигом образцах n-GaN. 1 – ФТ = 5·1016 см-2 (1000 oC), 2 – ФТ = 8·1016 см-2 (1000 oC), 3 – ФТ = 1,5·1017 см-2 (1000 oC); при возбуждении импульсом 365 нм LED и длинных временных окнах 5000 мс/ 50000 мс; Рисунок 6.20 показывает, что концентрация ловушек H5 возрастает с увеличением флюенса полного спектра нейтронов, что предполагает участие радиационных дефектов в формировании ловушек. Сравнение с литературными данными позволяет заключить, что ловушки H5 – это комплексы VGa-O, предсказываемые в теориеи и наблюдавшиеся в спектрах фото-ЭПР образцов, облучённых электронами. Поскольку концентрация 134 кислорода ограничена, можно ожидать, что при облучении большими флюенсами нейтронов рост концентрация H5 остановится. Это действительно происходит для флюенсов выше 2·1017 см-2. Альтернативные центры, образующиеся при таких больших -3 Traps concentration (cm ) значениях флюенсов, имеют энергию активации 0,85 эВ. 10 1 6 4 10 1 5 3 2 1 10 1 4 10 1 6 1 7 10 2 F l u e n c e ( n /c m ) 10 1 8 Рисунок 6.20 – Зависимость концентрации основных ловушек от флюенса полного спектра нейтронов в облучённых с последующим отжигом образцах n-GaN. 1 – электронные (ET) с энергиями 0,5 эВ, 2 – электронные (ET) с энергиями 0,8 эВ, 3 – электронные (ET) с энергиями 1 эВ, 4 – дырочные (HT) с энергиями 1,2 эВ; концентрации ETs найдены из спектров DLTS, а концентрации HTs – из спектров ODLTS. Мы приписываем эти центры изолированным вакансиям галлия, которые высвобождаются в процессе отжига из разупорядоченных областей. Таким образом, представляется, что метод ядерного легирования с последующим отжигом для модификации электрических свойств нитрида галлия и для идентификации дефектов, встречающихся как в материале при выращивании различными методами, так и после облучения является полезным и перспективным. Однако для того, чтобы метод начал реально применяться в приборных технологиях, нужно найти пути для эффективного отжига радиационных дефектов при температурах выше 1000 o C без деградации поверхности. Далее рассмотрим влияние облучения электронами на характеристики структур n-GaN. На рисунке 6.21 представлена зависимость начальной скорости удаления носителей заряда в MOCVD n-GaN от уровня исходного легирования. Видно, что скорость удаления заметно возрастает с концентрацией доноров. Перестроение данных рисунка 6.21 в виде зависимости скорости удаления носителей от начального положения уровня Ферми (рис. 6.22) показывает, что скорость удаления резко падает в тот момент, когда уровень Ферми 135 пересекает уровень Ec-(0,1-0,15) эВ. Это указывает на важный вклад в компенсацию акцепторов с таким уровнем. -1 Removal rate (cm ) 10 1 0,1 0,01 13 10 14 10 10 15 16 10 17 10 18 10 19 10 10 20 -3 Net donor concentration (cm ) Рисунок 6.21 – Зависимость скорости удаления носителей от начальной концентрации в 1 -1 Removal rate (cm ) образце n-GaN. 0,1 0 ,0 1 0,00 0,05 0,10 0,15 0,20 0,25 F (e V ) Рисунок 6.22 – Зависимость скорости удаления носителей от положения уровня Ферми для образцов n-GaN. Адмиттанс-спектры, измеренные на легированных кремнием образцах после облучения, действительно подтверждают присутствие центров около Ec-0,15 эВ (рис. 6.23). Эти центры хорошо известны из предыдущих исследований [131] и подробно описаны в литературе по электронному облучению MOCVD n-GaN. Наряду с такими центрами при более низких дозах облучения наблюдались и другие ловушки с энергией 0.06 эВ, которые часто связываются в литературе с VN донорами. 136 1000 500 0 G/ (pF) Capacitance (pF) 1500 0 .0 6 e V 100 10 1 0 .1 5 e V 50 100 150 200 250 T e m p e ra tu re (K ) 300 Рисунок 6.23 – Адмиттанс-спектры легированного кремнием образца n-GaN с исходной концентрацией доноров 2·1017 см-3, измеренные после облучения 10 MэВ электронами дозой (D) = 1016 см-2; на рисунке: C – ёмкость, T – температура, G/ω – проводимость на переменном токе делённая на круговую частоту ω=2πf (f – частота измерения); показаны данные для частот 0,5, 1, 2, 3, 5, 10, 20, 30, 50, 100, 200, 300, 500, 1000 кГц. На рисунке 6.24 показано, как концентрация того и другого дефекта меняется с ростом дозы электронов. Точки, где концентрация центров начинает резко падать, соответствуют моменту пересечения уровнем Ферми уровня соответствующего дефекта. Скорость удаления носителей с разумной точностью совпадает с разницей в скоростях введения акцепторов Ec-0,15 эВ и доноров Ec-0,06 эВ. Скорость введения для первых возрастала с ростом уровня легирования, и в нелегированных образцах такие центры в больших концентрациях не наблюдались. Это заставляет предположить, что указанные центры 2,0x10 17 1,5x10 17 1,0x10 17 5,0x10 16 -3 Concentration (cm ) являются комплексами доноров и структурных дефектов. 2 1 0,0 0,0 5,0x10 17 18 1,0x10 -2 Electron dose (cm ) Рисунок 6.24 – Зависимость концентрации ловушек от дозы электронного облучения легированного кремнием образца MOCVD n-GaN с исходной концентрацией доноров 137 2·1017 см-3; 1 – 0,06 эВ и 2 – 0,15 эВ (концентрации найдены из C-V характеристик для температур, соответствующих плато на C-T зависимостях). В исходных слаболегированных образцах и в образцах, сильно компенсированных облучением, оба описанных выше центра перестают играть активную роль в удалении носителей. Измерения спектров DLTS показывают, что основную роль среди электронных DLTS signal (Arb. units) ловушек после облучения играют центры с энергией активации 0,2 эВ и 1 эВ (рис. 6.25). 2,0 1,8 1,6 1,4 1,2 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0,0 50 1 eV 3 0.2 eV 0.25 e V 0.6 eV 2 1 100 150 200 25 0 30 0 35 0 40 0 T em p era tu re ( K) Рисунок 6.25 – Спектры DLTS, измеренные для образца MOCVD n-GaN с исходной концентрацией доноров 2·1016 см-3 после облучения 10 MэВ электронами. 1 – исходный, 2 – D = 1014 см-2, 3 – D = 1015 см-2; спектры DLTS измерены при -1В, прямом импульсе 0 В (длительность 2 с), с временными окнами 500 мс/5000 мс. Спектры дырочных ловушек до и после облучения представлены на рисунке 6.26. Видно, что концентрация ловушек H1 после облучения даже несколько уменьшается. В образцах, легированных кремнием, на начальной стадии облучения концентрация ловушек H1 несколько росла с невысокой скоростью около 0,1 см-1 (рис. 6.27). При более высоких дозах, однако, пик, связанный с ловушками H1, более не наблюдался. Вместо них появлялись новые ловушки с пиком около 250K (энергия активации 0,6 эВ) и другие дырочные ловушки с пиком около 350K (энергия активации 0,8 эВ (рис. 6.27)). Скорость введения ловушек 0,6 эВ близка к 0,05 см-1. 138 ODLTS signal (Arb. units) 0 ,0 -0 ,5 -1 ,0 -1 ,5 -2 ,0 -2 ,5 -3 ,0 -3 ,5 -4 ,0 50 3 2 1 0.9 eV 10 0 1 50 2 00 2 50 3 00 3 50 400 T e m p e ra t u r e (K ) Рисунок 6.26 – Спектры ODLTS образца MOCVD n-GaN с исходной концентрацией доноров 2·1016 см-3, измеренные после облучения 10 MэВ электронами. 1 – исходный, 2 – D = 1014 см-2, 3 – D =5·1014 см-2; измерения при -1В, световом импульсе 5с (365 нм LED); DLTS signal (Arb. units) временные окна 500 мс/5000 мс. 0 ,5 0 ,0 - 0 ,5 - 1 ,0 - 1 ,5 - 2 ,0 - 2 ,5 - 3 ,0 - 3 ,5 50 0 .9 eV 1 2 0 .8 e V 0.9 eV 0 .6 e V 3 1 00 1 50 2 00 2 50 30 0 35 0 40 0 T e m p er atu re (K ) Рисунок 6.27 – Спектры ODLTS, измеренные для легированного кремнием образца n- GaN с исходной концентрацией доноров 2·1017 см-3, измеренные после облучения 10 MэВ электронами. 1 – исходный, 2 – D = 1016 см-2, 3 – D =·1017 см-2; измерения при -1В, оптическом импульсе длиной 5 с от 365 нм LED, временные окна 500 мс/5000. Можно предположить, что при низких концентрациях кремния образование комплексов VGa-Si, ответственных за ловушки H1, не происходит. Вместо этого часть комплексов оказывается разрушенной вследствие взаимодействия с галлиевыми междоузельными атомами Gai, которые, как известно, подвижны при комнатной температуре. Для высоких начальных концентраций кремния концентрация H1 VGa-Si комплексов поначалу возрастает из-за того, что часть VGa оказывается достаточно близко от кремниевых доноров, чтобы образовать с ними комплекс. По мере дальнейшего возрастания дозы концентрация ловушек H1 уменьшается по тому же механизму, что и в 139 нелегированных образцах. Однако при этом образуются и новые акцепторные комплексы, по всей вероятности, также включающие в себя вакансии галлия (изолированные VGa , комплексы VGa с другими технологическими примесями, например, водородом). Какова бы ни была природа дырочных ловушек, создаваемых электронным облучением слоев n-GaN, скорость ведения этих ловушек невелика и такие центры существенным образом не влияют на скорость удаления носителей. После облучения большими дозами электронов образцы становились высокоомными с уровнем Ферми, закреплённым вблизи Ec-1 эВ. 6.2 p- GaN Эпитаксиальные слои p-GaN (легированные Mg), выращенные различными методами, облучались электронами с энергией 10 МэВ на электронном ускорителе (УЭЛТ-10-10-Т) в интервале доз (D) от 21012 см-2 до 31015 см-2 и быстрыми нейтронами (в Cd пеналах) в интервале флюенсов (ФБ) от 2·1013 см-2 до 8·1017 см-2 при соотношении плотностей потоков тепловых к быстрым нейтронам T/Б ≈ 1 в вертикальных каналах ядерного реактора ВВР-ц «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» (г. Обнинск). В зоне облучения плотность потока тепловых нейтронов составляла T = 3.75·1013 см-2·с-1. Были рассмотрены адмиттанс-спектры, C-V характеристики, CDLTS (токовая РСГУ) спектры, и спектры PICTS (ФЭРС) на образцах p-GaN выращенных различными методами. На рисунке 6.28 представлены температурные зависимости проводимости двух образцов p-GaN, один из которых был выращен методом MBE (Молекулярно-лучевая эпитаксия), другой - методом HVPE (Хлоридно-гидридная эпитаксия). Из рис. 6.28 видно, что температурная зависимость проводимости для первого образца имеет обычный вид, типичный для p-GaN, в котором происходит сильное “вымораживание” магниевых акцепторов с энергией активации близкой к 0,15 эВ и при низкой температуре прыжковая проводимость по состояниям этих акцепторов. Для образца же, выращенного методом HVPE температурная зависимость проводимости очень слабая. 140 -2 10 Dark current at 1V with In ohmic contacts 2 -4 Current (A) 10 -6 10 0.15 eV 1 -8 10 10 -10 10 -12 10 -14 2 4 6 8 10 12 -1 Рисунок 6.28 –. Температурная 1000/T (K ) зависимость темнового тока (пропорциональна проводимости) для образцов MBE p-GaN (1) и HVPE p-GaN (2). Измерения адмиттанс-спектров на этом образце (рис. 6.29) указывают на присутствие обычных магниевых акцепторов с энергией активации 0,15 эВ и гораздо более мелких акцепторов с энергией активации 0,12 эВ. Природа последних не до конца выяснена, но известно, что они располагаются вблизи гетерограницы с сапфировой G/ (pF) Capacitance (pF) подложкой. 3000 p-GaN (HVPE) 2000 1000 0 0.12 eV 0.15 eV 1000 0 100 150 200 250 300 350 400 450 Temperature (K) Рисунок 6.29 –. Адмиттанс-спектры для образца HVPE p-GaN, показывающие присутствие двух различных типов акцепторов. Достижение высоких значений дырочной проводимости и высокой фоточувствительности плёнок p-GaN является весьма трудной задачей вследствие 141 большой глубины залегания магниевых акцепторов и вызванной ею необходимости очень сильного легирования, приводящей к образованию многочисленных центров безызлучательной рекомбинации. Легированные сверхрешётки p-GaN/GaN, состоящие из чередующихся слоёв сильно легированного магнием и нелегированного p-GaN позволяют получать структуры с высокой слоевой концентрацией дырок и гораздо более высокой, чем у однородно легированных p-GaN плёнок фоточувствительностью. Последнее связано с пространственным разделением фотогенерированных электронов и дырок полем сверхрешётки. -8 2,0x10 29 0K, D UV lamp In ohmic contacts 2a Current (A) -8 1,5x10 1b 2b -8 1,0x10 1a -9 5,0x10 0,0 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 Voltage (V) Рисунок 6.30 – ВАХ (290K) в темноте (1a) и при УФ-освещении (1b) для пленки p-GaN и легированной сверхрешётки p-GaN/GaN (2a, 2b, соответственно). Это также приводит к сильному подавлению интенсивности краевой люминесценции в легированных сверхрешётках. Экспериментальные исследования, проведённые в работе [132] действительно подтверждают предсказания теории и показывают сильное подавление интенсивности краевой люминесценции (рис. 6.30) и огромный рост фоточувствительности (рис. 6.31) выращенных методом MBE легированных сверхрешёток по сравнению с однородно легированными плёнками p-GaN. 142 MCL intensity (a.u.) 6 5 MCL spectra, 15 kV, 90K 3.26 eV 3.18 eV 4 2 3 2 1 0 3.45 eV 1 2,0 2,2 2,4 2,6 2,8 3,0 3,2 3,4 3,6 3,8 Photon energy (eV) Рисунок 6.31 – Спектры МКЛ (95K) для плёнки p-GaN (1) и легированной сверхрешётки p-GaN/GaN (2). Далее рассмотрим влияние электронного облучения на образцы p-GaN (MOCVD). Адмиттанс-спектры указывают на присутствие акцепторов 0,17 эВ, связанных с магнием (рис. 6.32). Рисунок 6.32 – Адмиттанс-спектры, полученные для образца p-GaN, измеренные после облучения 10 MэВ электронами дозой (D) = 2·1012 см-2. C-V измерения показывают, что концентрация этих центров близка к 31018 см-3 (рис. 6.33). 143 Рисунок 6.33 –. Профили распределения концентрации примеси в образце p-GaN после облучения 10 MэВ электронами (получены из C-V измерений). . 1 – исходный, 2 – D = 2·1012 см-2, 3 – D = 2·1013 см-2, 4 – D = 2·1014 см-2. 3 – D = 3·1015 см-2. Измерения спектров CDLTS (рис. 6.34) также указывают на присутствие в облученных малыми дозами электронов образцах более глубоких акцепторов с энергией ионизации 0,19 эВ и большим сечением захвата. В исходных образцах эти центры проявляются как плечо главного пика 0,17 эВ, но становятся доминирующими в облученных образцах, в которых происходит компенсация акцепторами 0,17 эВ. Присутствие двойных акцепторных пиков в p-GaN - довольно обычное. Характер этих двух различных пиков изучается, но можно предположить, что они – могут быть различными модификациями магниевых акцепторов. Также обнаружено образование более глубоких центров с энергией активации 0,4 эВ и 0,9 эВ. Результаты позволяют предположить, что акцепторы 0,19 эВ, расположены ближе к интерфейсу с сапфировой подложкой. 144 Рисунок 6.34 –. CDLTS спектры в образце p-GaN, измеренные после облучения 10 MэВ электронами. 1 – исходный, 2 – D = 2·1014 см-2, 3 – D = 3·1015 см-2 (для обратного смещения 0,5 В и обогащающего импульса -3 В (длительностью 5 с) с временными окнами t1=300, t2=3000 мсек). Спектры PICTS снова указывают на присутствие второго типа акцепторов с энергией ионизации, близкой к главным центрам, но отличающимся сечениями захвата (см. PICTS спектры на рис. 6.35). 1400 PICTS signal (pA) 1200 0.19 eV, 6.1*10 -21 cm2 1000 800 600 0.142 eV, 1.9*10-19 cm 2 400 200 0 100 150 200 250 300 350 400 Temperature (K) Рисунок 6.35 –. PICTS спектры, измеренные для образца p-GaN. Результатом 10 МэВ электронного облучения образцов p-GaN (MOCVD) является уменьшение концентрации некомпенсированных акцепторов со скоростью около 100 см-1, которая значительно выше, чем для материала n-типа. 145 Скорость удаления носителей в облучённом электронами p-GaN очень высока, и, по крайней мере, на два порядка величины выше, чем в n-GaN. Наиболее вероятная причина связана с изменением зарядового состояния первичных радиационных дефектов в зависимости от начального положения уровня Ферми. Выше мы описали различия в спектре акцепторов и температурной зависимости проводимости образцов p-GaN, выращенных методами HVPE и MBE. На рисунке 6.36 сравниваются изменения удельного поверхностного сопротивления, происходящие в этих двух типах плёнок при облучении флюенсом быстрых нейтронов. Нетрудно заметить, что радиационная стойкость материала MBE несколько выше, что подтверждается и данными ВФХ измерений на рисунке 6.37. Однако после облучения большими флюенсами нейтронов результаты сводятся к одному и тому же состоянию уровня Ферми, закреплённому около Ec-0,9 эВ. Следует отметить, что скорость удаления носителей в p- Sheet resistance ( /square) GaN более чем на два порядка превышает соответствующее значение в n-GaN (рис. 6.37). 10 11 10 10 10 9 7 10 3 10 1 10 3 5 2 1 -1 10 11 10 12 13 14 15 16 10 10 10 10 10 2 Neutron dose (n/cm ) 17 10 18 Рисунок 6.36 –.. Зависимость слоевого сопротивления образцов p-GaN, выращенных методом HVPE и MBE, от флюенса быстрых нейтронов. 1 – p-GaN (MBE), 2 – p-GaN (HVPE), 3 – n-GaN (MOCVD). 146 1 10 -3 C-V concentration (cm ) 19 2 18 10 17 10 3 16 10 15 10 14 10 11 10 12 10 13 14 15 16 10 10 10 10 -2 Neutron fluence (cm ) 10 17 Рисунок 6.37 – Зависимость концентрации некомпенсированных акцепторов (найдена из ВФХ измерений) образцов p-GaN, выращенных методом HVPE и MBE, от флюенса быстрых нейтронов. 1 – p-GaN (MBE), 2 – p-GaN (HVPE), 3 – n-GaN (MOCVD). Можно сделать вывод, что в отличие от n-типа в случае p-типа проводимости возможно получение материала с высокой концентрацией дырок и слабой температурной зависимостью проводимости. Такой материал может быть выращен методом HVPE, а его характерной чертой является присутствие мелких акцепторов 0,12 эВ, которые могут очень активно участвовать в процессе прыжковой проводимости. Однако нужно отметить, что радиационная стойкость такого материала заметно ниже, чем обычного материала, легированного Mg. 147 7 ЭЛЕМЕНТЫ ТЕХНОЛОГИИ 7.1 Характеристики исходного сырья В качестве исходных образцов для облучения могут быть использованы монокристаллические пластины элементарных полупроводников и полупроводниковых соединений АIIIВV с качественной структурой диаметром до 4 дюймов (ограничение по размеру связано с размером имеющихся вертикальных каналов в реакторе ВВР-ц . 7.2 Подготовка образцов к облучению Подготовка к облучению эпитаксиальных структур полупроводниковых материалов реакторными нейтронами на исследовательском ядерном реакторе ВВР-ц (рис. 7.1) включает следующие основные операции: – регистрация и входной контроль; – расчет режимов облучения; – очистка поверхности образцов перед облучением; – упаковка и загрузка образцов в облучательное устройство. Рисунок 7.1 – Исследовательский ядерный реактор ВВР-ц. 148 Регистрация и входной контроль Образцы эпитаксиальных структур перед началом работ осматриваются визуально, либо, если это необходимо, под микроскопом. После чего образцы регистрируются в рабочем журнале учета и маркируются. Указывается дата получения и параметры исходных образцов. Если это необходимо, осуществляется проверка исходных данных отдельных образцов с целью сравнения их с заводскими параметрами изготовителя. Расчет режимов облучения Облучение нейтронами может проводиться как полным спектром реакторных нейтронов, так и преимущественно быстрыми нейтронами, когда тепловая часть спектра реакторных нейтронов (Е ≤ 0,1 эВ) поглощается с помощью Cd контейнера, в который помещаются образцы. Место облучения в реакторе (экспериментальный канал, рис. 7.2) выбирается с учетом необходимого флюенса и плотности потока нейтронов. Требуемый флюенс нейтронов определяется уровнем легирования исходного материала и поставленной задачей (ядерное легирование или радиационное модифицирование). Концентрация примеси, вводимой в результате ядерного легирования должна быть больше исходной концентрации носителей заряда. Для набора больших флюенсов нейтронов (> 1017 см-2) облучение необходимо проводить в экспериментальных каналах, расположенных в центре активной зоны реактора, а для маленьких флюенсов – в каналах расположенных на периферии активной зоны. Данное условие необходимо соблюдать как для экономии времени облучения (в случае больших флюенсов время облучения в центральных каналах с большей плотностью потока нейтронов в несколько раз короче), так и для более точного набора необходимого флюенса (в случае маленьких флюенсов время облучения в центральных каналах может составлять всего несколько секунд). В таблице 7.1 приведены характеристики экспериментальных каналов реактора ВВР-ц при мощности реактора Р = 10 МВт. Плотность потока нейтронов прямо пропорциональна мощности реактора, поэтому изменяя мощность можно регулировать плотность потока нейтронов. Т. е. флюенс нейтронов определяется двумя переменными (φ и t). Так как наиболее просто и целесообразно изменять время облучения, а не плотность, то расчет режима облучения сводится к определению времени облучения в соответствующем канале реактора (плотность при определенной мощности) для набора требуемого флюенса: t = Ф/φ. 149 Рисунок 7.2 – Экспериментальные каналы активной зоны исследовательского ядерного реактора ВВР-ц. Таблица 7.1 – Параметры экспериментальных каналов исследовательского ядерного реактора ВВР-ц. Номер экспериментального Плотность потока тепловых канала (э/к) нейтронов, см-2·с-1, при Р=10 МВт Периферийный № 9 1,3∙1012 Активная зона № 8-9 5∙1013 Плотность потока быстрых нейтронов, см-2·с-1, при Р=10 МВт 7∙1011 5∙1013 Очистка поверхности образцов перед облучением Перед упаковкой образцов в алюминиевую фольгу их нужно обезжирить в ацетоне, а затем промыть в дистиллированной воде. В дальнейшем прикасаться к образцам можно только пинцетом. Упаковка и загрузка образцов в облучательное устройство Упаковка образцов осуществляется в чистую алюминиевую фольгу, которую предварительно протирают этиловым спиртом. Образцы заворачивают в полоску из фольги, загибая края этой полоски, чтобы полностью закрыть образцы фольгой. При облучении быстрыми нейтронами, образцы дополнительно помещаются в цилиндрообразный Cd-пенал диаметром 50 мм, высотой от 10 до 50 мм (в зависимости от количества образцов в фасовке). На фасовке с образцами указывается регистрационный номер в журнале или номер паспорта. 150 Для облучения образцов используются блок-контейнеры диаметром 56 мм, изготовленные из сплава САВ-1 (рисунок 7.3). Образцы в Cd контейнере необходимо облучать в «дырочном» блок-контейнере для лучшего охлаждения. После загрузки образцов, б/к передаются на облучение. На каждый блок-контейнер составляется технологический паспорт, в который заносят все технологические операции, проводимые с образцами в дальнейшем. Рисунок 7.3 – Блок-контейнеры для облучения образцов в вертикальных каналах ядерного реактора ВВР-ц. При использовании блок-контейнеров, имеющих остаточную радиоактивность, загрузка образцов осуществляется с соблюдением требований радиационной безопасности при работе с открытыми радиоактивными источниками. 7.3 Облучение образцов в реакторе ВВР-ц – облучение образцов в исследовательском ядерном реакторе ВВР-ц; – разампулировка блок-контейнеров и выгрузка образцов; – дезактивация облученных образцов; – дозиметрический контроль. 151 Облучение образцов в исследовательском ядерном реакторе ВВР ВВР-ц Облучение проводилось в исследовательском водо-водяном водо водяном реакторе ВВР ВВР-ц (рис. 7.47.7). ). Энергетический спектр нейтронов в реакторах с водяным охлаждением, к которым относится реактор ВВР-ц, ВВР ц, описывается максвеловским распределением [51].Средняя «температура температура нейтронов» нейтронов в реакторе ВВР-ц ц составляет 350 К. Размер активной зоны реактора составляет составля 6060 60 см. Замедлителем и теплоносителем служит вода двойной дистилляции. Все конструкционные детали внутри реактора выполнены из алюминиевого сплава САВ. Номинальная мощность реактора 15 МВт. Реактор ВВР ВВР-ц оснащен несколькими десятками вертикальных каналов каналов диаметром от 40 до 120 мм на различном удалении от активной зоны, имеющие воздушное и водяное охлаждение (рис. 7.6, 7.7). ). Облучение образцов проводилось в вертикальных каналах активной зоны реактора (канал 8-9) 9) и на периферии в отражателе реактора (канал (канал 9 – 96 см от центра активной зоны). Распределение плотности потока нейтронов по высоте канала имеет синусообразную форму и делится условно на три этажа, где 2 этаж находится в центре активной зоны, т.е. в максимуме (рис. 7.8). Рисунок 7.4 – Вертикальный разрез реактора ВВР-ц. ВВР 152 Рисунок 7.5 – Горизонтальный разрез реактора ВВР-ц. ВВР Рисунок 7.6 – Картограмма экспериментальных каналов реактора ВВР ВВР-ц. 153 Рисунок 7.7 – Относительное распределение тепловых нейтронов по радиусу реактора (◦ – экспериментальные данные, ─ – расчетная кривая). Рисунок 7.8 – Относительное распределение потока тепловых нейтронов по высоте активной зоны При облучении преимущественно быстрыми нейтронами, для отсечения тепловой составляющей спектра нейтронов реактора (Е < 0,4 эВ) (рис. 8.9) использовались кадмиевые пеналы толщиной 1 мм. 154 Рисунок 7.9 – Зависимость сечения поглощения кадмия от энергии нейтронов Таблица 7.2. Основные характеристики вертикальных каналов реактора ВВР-ц, в которых проводилось облучение Канал Мощность реактора 10 МВт (2 этаж) Плотность потока тепловых нейтронов, Т [см-2с-1] активная (№8-9) зона 51013 периферия (№9) 1,31012 Плотность Т/Б потока быстрых (Е>0,1 МэВ) нейтронов, б -2 -1 [см с ] Экспозицио Охлажден нная доза - ие фона [рент.с-1] 51013 1 1105 водяное 71011 1,9 1,8104 водяное, воздушное Загрузка в э/к 8-9 ядерного реактора ВВР-ц и выгрузка б/к в раздаточную камеру осуществляется сменным персоналом реактора в установленном порядке. По стандартной технологии б/к с облученными образцами передаются в горячие камеры или в каналы сухого хранилища. Разампулировка блок-контейнеров и выгрузка образцов После выдержки облученных образцов и спада наведенной радиоактивности до допустимого уровня помещения II класса блок-контейнеры вынимаются из каналов отстойника, вскрываются, и через отдел радиоактивных и делящихся веществ передаются 155 заказчику в установленном порядке. Фасовки с облученными образцами заворачиваются в полиэтиленовую пленку и в полихлорвиниловом ведре переносятся в пом. II класса. Дезактивация облученных образцов В помещении II класса образцы освобождаются от упаковочной фольги и дезактивируются сначала в кипящем растворе HCl, а затем промываются в кипящей дистиллированной воде согласно действующим инструкциям на рабочее место. Применяются фторопластовые и полихлорвиниловые ванночки и пинцеты. Работы проводятся в вытяжном шкафу. Твердые радиоактивные отходы собираются в сборник и передаются на захоронение в установленном порядке. Остатки радиоактивных травильных смесей после нейтрализации едким натрием или технической содой сливаются в спецканализацию (рН=67,5). После дезактивации, промывки и сушки образцы передаются на дозиметрический контроль. После дозиметрического контроля образцы упаковывают в маркированные полиэтиленовые пакеты и хранятся в металлическом сейфе в помещении II класса до спада наведенной радиоактивности до уровня фона. На пакетах указывается номер паспорта, количество образцов, дата, остаточная радиоактивность. Дозиметрический контроль Дозиметрический контроль осуществляется: – при загрузке образцов на облучение в блок-контейнеры, имеющие остаточную радиоактивность; – при загрузке блок-контейнеров на крышке аппарата в экспериментальный канал; – при выгрузке блок-контейнеров из канала после облучения; – при транспортировке блок-контейнеров с радиоактивными образцами; – при выдаче образцов из раздаточной камеры; – при дезактивации облученных образцов в помещении II класса. Дозиметрическому контролю подвергается каждый облученный образец после дезактивации в помещении с минимальным уровнем фона. Акт на списание источника 156 излучения и паспорт передаются в группу дозиметрии и радиационной безопасности. После списания проведение дальнейших операций с образцами осуществляется как со стабильными изотопами. 8.4 Подготовка облученных образцов к отжигу С целью устранения РД, вызванных в процессе облучения быстрыми нейтронами, атомами отдачи и гамма-квантами, образцы подвергаются отжигу при высоких температурах. На отжиг передаются только снятые с дозиметрического контроля слаборадиоактивные образцы, чтобы предотвратить введение в материал дополнительных РД после отжига за счет излучения нераспавшихся изотопов. Перед отжигом образцы еще раз «освежаются» в кислотном травителе. Температура отжига для образцов GaN составляет ~ 1000 C. Ампулы для отжига облученных образцов (из кварца двойного переплава с наименьшим содержанием примеси) изготавливаются полуоткрытыми с узкой вытяжкой (1 мм) для откачки. Травятся ампулы в смеси плавиковой и азотной кислот в течение 1 2 мин с последующей отмывкой в дистиллированной воде и просушкой. После просушки ампулы подвергаются термообработке в вакууме (10-3 мм рт.ст.) при 900 С в течение 10 15 мин. Свежепротравленные облученные образцы загружаются в кварцевые ампулы. 7.5 Отжиг Отжиг облученных образцов осуществлялся в печи типа Питонс ( 10-3 мм. рт.ст.), а также на установке быстрого термического отжига STE RTA70H фирмы SemiTEq ( 4 мм. рт.ст.). Отжиг следует проводить в течение 20 мин. с последующим медленным охлаждением до комнатной температуры. 7.6 Измерение электрофизических параметров Измерения электрофизических параметров технологических стадиях: – на контрольных образцах, не облученных; 157 материала проводятся на трех – на облученных образцах после спада наведенной радиоактивности до допустимого значения; – на облученных и отожженных образцах после отжига при каждой температуре. Измерение электрофизических параметров GaN проводится методом Ван-дер-Пау при комнатной температуре (300 К). На холловские образцы наносятся по четырем углам омические контакты из индиевого припоя искровым методом или методом вплавления. 7.7 Техника безопасности При проведении облучения эпитаксиальных слоев нитрида галлия и гетероструктур на основе GaN нейтронами ядерного реактора ВВР-ц имеют место следующие виды опасностей: радиационная, химическая, электрическая, пожарная. Радиационная безопасность Радиационная безопасность персонала обеспечивается: соблюдением требований инструкции по радиационной безопасности научнотехнического комплекса реактора ВВР-ц филиала ФГУП «НИФХИ им Л.Я. Карпова» ИРБ-2012 ИЯР, Норм радиационной безопасности НРБ-99/2010 и Основных санитарных правил обеспечения радиационной безопасности ОСПОРБ-99/2010, Сан.П. и Н 2.6.1.128103; соблюдением правил безопасной работы при работе с радиоактивными образцами соединений АIIIВV – инструкция №Н6(1)-ОРКМНМ-ЛНМ-08; биологической защитой и постоянным дозиметрическим контролем. При работе с облученными образцами полупроводниковых соединений АIIIВV существует опасность облучения персонала гамма-излучением образующихся радионуклидов, а также попадания внутрь организма радиоактивных веществ при контакте с облученными образцами и загрязнения рабочих поверхностей. Основные характеристики радионуклидов представлены в таблице 7.3. Таблица 7.3 – Основные характеристики радионуклидов. Радионуклиды Период полураспада, Т1/2 К, Рсм2/(чмкм) 158 , МэВ ,МэВ Группа радиотоксичности In114m 50 дней 1,0 0,2 72 14 ч 13,4 0,83 – В 76 26 ч 2,0 0,56 3,0 В 124 60 дней 9,6 0,7 2,5 Б 14,5 дней – – 1,7 В Ga As Sb P 32 В Изотопы Ga72, As76, P32 относятся к короткоживущим изотопам, а In114m и Sb124 – к долгоживущим. Радиационная безопасность при работе с облученными образцами в лаборатории обеспечивается: а) работой с образцами в лаборатории, мощность дозы гамма-излучения которых ниже допустимых уровней; при высоких мощностях доз образец выдерживается в хранилище; б) радиационной защитой образцов при получении, транспортировке и хранении, снижающей уровень излучения на рабочих местах до допустимого уровня – 10 мкЗв/ч; в) при необходимости работы с образцами при мощности дозы выше 10 мкЗв/ч применяется: – защита расстоянием (работа с дистанционным инструментом); – защита временем (сокращение времени работы по показаниям дозиметра в соответствии с мощностью дозы от образца). Защита от попадания радионуклидов на рабочие поверхности и внутрь организма обеспечивается: – упаковкой облучаемых образцов при получении, транспортировке и хранении образцов; – работой с образцами в вытяжном шкафу с применением мер предосторожности; – дезактивацией образцов, инструмента и оборудования, находившегося в контакте с облученными образцами; – сбором и удалением в соответствии с инструкцией Ф 1-4.9 радиоактивных отходов; 159 – своевременным дозиметрическим контролем поверхностей в лаборатории; – работой в спецодежде с применением допустимых средств индивидуальной защиты. Исполнители получают радиоактивные образцы из горячих камер и на крышке сухого хранилища. Приемка образцов осуществляется исполнителем согласно паспорту в присутствии дозиметриста и ответственного за хранение радиоактивных изотопов в лаборатории. При суммарной мощности дозы гамма-излучения Р 10 мкЗв/ч (вплотную) образцы заворачиваются в полиэтиленовую пленку и переносятся в помещение в полиэтиленовом ведре. Работа с такими образцами разрешается в течение всего рабочего дня. В случае необходимости получения образцов с Р 10 мкЗв/ч вид транспортной упаковки (свинцовая кассета, свинцовый блок-контейнер) и допустимое время работы с ними определяется дозиметристом. В помещении II класса в вытяжном шкафу образцы освобождаются от фасовочной фольги, промываются спиртом и дезактивируются травлением в кислотной смеси согласно инструкциям ИТР - 1 ОРКМНМ «Технологическая инструкция по проведению операций травления полупроводниковых соединений АIIIBV и твердых растворов на их основе в отделе радиационного и космического материаловедения неорганических материалов» и ИОТ №100 «Инструкция по охране труда при проведении операций отжига и травления полупроводниковых соединений AIIIBV в отделе радиационного и космического материаловедения неорганических материалов». При этом необходимо: а) перед началом работы одеть халат, резиновые перчатки, лепесток, защитные очки или экран из оргстекла; б) облученные образцы и радиоактивные отходы размещать только на полиэтиленовую пленку. После дезактивации образцы упаковывают в полиэтиленовые пакеты с указанием на них названия вещества, количества образцов и номера паспорта и затем размещают в металлический сейф для хранения радиоактивных изотопов. В сейфе защита выбирается такой, чтобы мощность дозы гамма-излучения Р на наружной поверхности сейфа не превышала 10 мкЗв/ч. В случае превышения этого уровня защита усиливается. 160 Радиоактивные твердые отходы собирают в полиэтиленовый мешок и, после предъявления дежурному дозиметристу, переносятся в центральный зал в место общего сбора радиоактивных отходов. Жидкие радиоактивные отходы, содержащие HF, нейтрализуются (рН~7) раствором КОН, собираются в специальном сборнике (полиэтиленовые канистры) и передаются в установленном порядке на захоронение в здание №22. Остальные, после нейтрализации, сливаются в спецканализацию. После окончания работы инструмент и рабочее место проверяются на радиоактивную загрязненность методом прямого измерения или методом мазка и, в случае превышения установленных норм в помещении (таблица 3) дезактивируются 1,5% азотной кислотой. Радиоактивное загрязнение спецодежды, средств индивидуальной защиты и кожных покровов персонала не должно превышать допустимых уровней, приведенных в таблице 7.4. Загрязнение личной одежды и обуви не допускается. При переходах из помещений для работы II-класса в помещения для работы III класса необходимо контролировать уровень радиоактивной загрязненности спецодежды и средств индивидуальной защиты. Во время исследований образцы располагаются по возможности дальше от места нахождения в помещении персонала, а в случае необходимости (Р 10 мкЗв/ч) нужно предусмотреть специальные меры защиты. Запрещается оставлять радиоактивные образцы без надзора. Таблица 7.4 – Нормы радиоактивного загрязнения. Предмет. Максимально-допустимое загрязнение по НРБ-99, -част/(см2мин) Допустимое загрязнение в помещение 220 зд. 1 -част/(см2мин) по УИМ-2-2 (без фона), имп/с Рабочее место и оборудование. 2000 100 63 Спецодежда. 2000 100 63 Кожный покров. 200 80 50 161 При обнаружении неисправности в работе измерительной установки работы прекратить, обесточить установку, радиоактивный образец изъять, поместить в соответствующей упаковке в металлический сейф и сообщить об этом руководителю работ. При разрушении радиоактивного образца работу прекратить, выключить установку и вентиляцию, вызвать по тел. 47-41 дежурного дозиметриста и принять меры по предотвращению распространения радиоактивной загрязненности. После окончания работы необходимо проконтролировать по прибору УИМ-2-2 спецодежду и руки на загрязненность. Для определения уровня радиоактивной загрязненности -част/см2мин используется формула: частиц АФ 1,2 ( N N Ф ) ( имп / мин ) 2 см мин (7.1) где N и Nф – показания от спецодежды и фона в помещении, соответственно. При обнаружении загрязненности руки и тело дезактивировать, а спецодежду отдать в стирку. Все работающие в лаборатории должны в течение рабочего дня иметь при себе индивидуальный дозиметр. При работе в других помещениях здания выполнять требования инструкции РБ в зд.1. Химическая безопасность Химическая безопасность обеспечивается соблюдением “Основных правил безопасной работы в химической лаборатории”, инструкций ИТР - 1 ОРКМНМ «Технологическая инструкция по проведению операций травления полупроводниковых соединений АIIIBV и твердых растворов на их основе в отделе радиационного и космического материаловедения неорганических материалов», ИОТ №100 «Инструкция по охране труда при проведении операций отжига и травления полупроводниковых соединений AIIIBV в отделе радиационного и космического материаловедения неорганических материалов» и инструкции ИТР - 2 ОРКМНМ «Технологическая инструкция по проведению работ с мышьяком и его соединениями в отделе радиационного и космического материаловедения неорганических материалов». Работы с соединениями, содержащими As сопряжены с возможностью его выделения в воздух. Соединения мышьяка выделяются в виде белого дыма с резким чесночным запахом. 162 Мышьяковые соединения (арсин, трехокись мышьяка, окись мышьяка) относятся к группе токсических веществ и, согласно ГОСТ 12.1.007-76 имеют 2-й класс опасности. Они обладают сильно выраженным обще токсическим действием, а также канцерогенным и тератогенным действием. В организм человека они могут проникать через органы дыхания, поврежденную кожу и пищеварительный тракт. Предельно-допустимая концентрация токсичного соединения мышьяка в воздухе производственных помещений согласно требованиям ГОСТ12.1.005-76 равна 0,3 мг/м3. Контроль содержания вредных веществ в воздухе рабочей зоны и методы их определения должны соответствовать ГОСТ 12.1.005-76 и ГОСТ12.1.005-76. Химические реактивы: Азотная кислота (HNO3) – бесцветная или слегка желтоватая прозрачная жидкость с резким запахом, плотность 1,502 г/см3, температура разложения 86 0С. Пары в 2,2 раза тяжелее воздуха. На воздухе сильно дымит, является сильным окислителем, вызывает ожоги кожи. ПДК в воздухе рабочей зоны составляет 5 мг/м3. Соляная кислота – бесцветная жидкость с резким запахом, Ткип=85,1С, Тплав=114,2 С, плотность – 1,639 г/л. В воздухе образует белый туман. Растворяет большинство металлов, кроме Au, Pt, Al, Ta. Обычная причина отравлений – туман HCl. При высоких концентрациях раздражение слизистых, особенно носа, коньюктивит, охриплость, насморк, кашель. ПДК – 5 мг/м3, класс опасности – 2. Фтористоводородная (плавиковая) кислота (HF) – бесцветная прозрачная жидкость с резким запахом. Плотность 0,9885 г/см3, температура кипения 112 0С. Легко разъедает стекло, кварц и другие вещества, содержащие кремний. Хорошо смешивается с водой. Пары кислот ядовиты, при попадании на кожу вызывают сильные ожоги, обладающие скрытым периодом действия, раздражают верхние дыхательные пути. ПДК в воздухе рабочей зоны – 0,5 мг/м3. Серная кислота (Н2SO4) – маслянистая, в чистом виде прозрачная, бесцветная жидкость, Тпл – 10,35С, Ткип – 330С, плотность 1,83 г/л, с водой смешивается во всех отношениях, выделяя большое количество тепла. Раздражает и прижигает слизистые верхних дыхательных путей, поражает легкие, вызывает затруднение дыхания, жжение в глазах. При попадании на кожу вызывает тяжелые ожоги. ПДК - 1 мг/м3, класс опасности - 2. 163 Едкий калий (КОН) – бесцветное, твердое, гигроскопическое вещество, легкоплавкое и летучее, хорошо растворяется в воде с выделением тепла, разъедает стеклянную и фарфоровую посуду. Опасно при попадании на кожу. Перекись водорода (Н2О2) – бесцветная сиропообразная жидкость, Тпл – 0,43С, Ткип – 150,2С, плотность 1,45 г/л. Обладает окислительно-восстановительным свойством. Нередки воспалительные заболевания кожи, расстройства зрения. ПДК-1,4 мг/м3. Ацетон – растворяет жиры, лишая кожу жировой смазки. ПДК – 200 мг/м3, класс опасности – 4. Этиловый спирт – Наркотик, вызывающий сначала возбуждение, затем паралич центральной нервной системы. Ткип – 78С, Тсамовоспл. – 557С, Твоспл. – 12С . При 0,050,15% этилового спирта в крови отмечается нарушение внимания. ПДК – 1000 мг/м3 , класс опасности - 4. Деионизированная вода марки А. Удельное сопротивление при 20С – 7 Мом. Окисляемость (в пересчете мг/л) кислорода – 2,0. Содержание кремниевой кислоты – 0,2 мг/л. Электрическая безопасность. Электрическая безопасность обеспечивается соблюдением: – правил технической эксплуатации электроустановок потребителей и правилам техники безопасности при эксплуатации электроустановок потребителей; – инструкции Ф1-3.3-80 по эксплуатации электротехнических установок, устройств и приборов в лабораториях, цехах и других подразделениях филиала; – инструкции для персонала, имеющего 1 квалификационную группу по ТБ, по кругу обязанностей его при обслуживании и работе с электрической частью технологических установок и других электроустройств в филиале ФГУП «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» №Ф1-3.1-80; – эксплуатационными инструкциями установок. 164 Пожарная безопасность Пожарная безопасность обеспечивается соблюдением «Инструкции о мерах пожарной безопасности в зданиях, подразделениях, сооружениях и на территории филиала ФГУП «НИФХИ им. Л.Я. Карпова»» (Ф 1-2.1). Условия безопасного ведения процесса облучения образцов К работе на оборудовании и установках, используемых при проведении процесса, допускаются лица, прошедшие обучение безопасным методам работы, после проверки их знаний правил внутреннего распорядка, правил безопасности, электробезопасности, пожарной безопасности, радиационной безопасности и сдавшие экзамен на допуск к самостоятельной работе, в соответствии с «Положением об аттестации проверки знаний и допуске к самостоятельной работе», Ф1-1.1. За оборудованием и установками закрепляются ответственные лица, которые обеспечивают правильную и безопасную их эксплуатацию и совместно с персоналом соответствующих служб осуществляют технический контроль за состоянием и проведением ППР оборудования. Для исключения загорания, отравлений, ожогов, переоблучений обслуживающий персонал должен строго соблюдать нормы технологического режима, эксплуатировать оборудование и установки в соответствии с действующими инструкциями. Производственные помещения должны быть обеспечены необходимым противопожарным оборудованием и средствами пожаротушения. 165 ЗАКЛЮЧЕНИЕ Проведен численный анализ и расчет количества первичных радиационных дефектов, создаваемых по подрешеткам в GaN и твердых растворах на его основе (AlGaN, InGaN) при облучении в исследовательском реакторе ВВР-ц. Учитывался вклад быстрых и тепловых нейтронов, ионизационные гамма-излучения процессы, и происходящие атомов в отдачи. материалах Все при неравновесные облучении, не рассматривались, а за пороговую энергию образования дефектов в соединениях принимались значения пороговых энергий в простых элементах. Вклад тепловых нейтронов в дефектообразование заключается в образовании атомов отдачи в первичных (n,)-реакциях и при - и -распаде радиоактивных изотопов. Реакции типа (n,n'), (n,2n), (n,p), (n,) и т.п. в расчете не учитывались, так как они являются пороговыми и в элементах исследуемых материалов имеют место начиная с 14 МэВ. Доля таких нейтронов в спектре реактора ВВР-ц ничтожно мала. Показано, что для всех изученных соединений основной вклад (85-95%) в создание радиационных дефектов вносят быстрые нейтроны. Расчеты показывают, что суммарное количество смещенных атомов, возникающих в подрешетках для индия, галлия и аллюминия, в зависимости от полученного флюенса быстрых нейтронов при облучении равно: для Ga – Nd 316ФБ (в канале активной зоны и в переферийном канале); для In – Nd 379ФБ (в канале активной зоны), Nd 384ФБ (в переферийном канале); для Al – Nd 169ФБ (в канале активной зоны), Nd 174·ФБ (в периферийном канале). Также были получены расчетные формулы для определения суммарной концентрации вводимых донорных примесей и оценена эффективность их введения в результате ядерного легирования, с учетом вклада всех образующихся изотопов, в зависимости от флюенса тепловых нейтронов: для GaN: NGe = 0,126·ФТ, для AlGaN: NGe+Si = 0,122·ФТ и для InGaN: NSn+Ge = 6,75·ФТ. Из полученных расчетов видно, что наиболее эффективно процесс ядерного легирования атомами олова будет происходить в InGaN, в результате большого сечения поглощения тепловых нейтронов атомами In. Экспериментально изучены закономерности изменения электрофизических свойств n- и p-GaN с различной исходной концентрацией носителей заряда от флюенса полного спектра и преимущественно быстрых реакторных нейтронов. Показано, что в случае nGaN с ростом флюенса нейтронов удельное электрическое сопротивление материала возрастает независимо от энергетического состава реакторных нейтронов. На зависимостях ρ(Ф) наблюдаются две области: область «малых доз» – на начальных этапах 166 облучения с ростом флюенса нейтронов до значений порядка 1018 см-2 удельное сопротивление n-GaN растет за счет образования в материале радиационных дефектов преимущественно акцепторного типа. В области «больших доз» при дальнейшем увеличении флюенса обнаружено «аномальное» уменьшение ρ, до значений порядка 106 Ом·см. В области «малых доз» более резкое увеличение сопротивления наблюдается у образцов, облученных полным спектром реакторных нейтронов. Это объясняется тем, что за счет реакций на тепловых нейтронах, в материале образуются атомы германия, которые встраиваются в подрешетку галлия. Помимо этого, создаются дополнительные дефекты (как простые, так и сложные «глубокие центры» типа Si−VGe, по аналогии с образованием, так называемых E-центров (атом P−VSi) в облученном кремнии), делая процесс дефектообразования при облучении тепловыми нейтронами более сложным. Облучение эпитаксиальных слоев нитрида галлия различным спектром реакторных нейтронов было проведено с целью определения роли вводимой примеси Ge при образовании и отжиге РД в облученном нитриде галлия, что особенно актуально для разработки технологии ядерного легирования и радиационного модифицирования материала. Более низкие значения удельного сопротивления для легированных Si образцов сохраняются вплоть до флюенсов ~ 1018 см-2, то есть вклад исходной концентрации легирующей примеси еще заметен. При больших флюенсах нейтронов (81018 см-2) параметры облученных материалов становятся одинаковыми и определяются высокой концентрацией вводимых радиационных дефектов. Уменьшение удельного сопротивления материала в этой области обусловлено доминированием прыжковой проводимости носителей заряда по состояниям радиационных дефектов, уровни которых расположены вблизи уровня Flim. Это явление достаточно хорошо исследовано для «переоблученных» полупроводников с широкой запрещенной зоной, в которых уровень Ферми в результате облучения закрепляется глубоко в запрещенной зоне кристалла, например для GaAs. Из анализа результатов термообработок облученных образцов выделены три основные стадии отжига радиационных дефектов при температурах 100÷300, 300÷700 и 700÷1000 C. Отжиг в интервале температур 100÷300 C (первая стадия) приводит к уменьшению удельного сопротивления образцов, что вызвано частичной аннигиляцией точечных дефектов преимущественно акцепторного типа путем миграции к стокам и рекомбинации межузельных атомов и вакансий. Дальнейшее увеличение температуры 167 отжига от 300 до 700 C (вторая стадия) приводит к увеличению удельного сопротивления материала, что вызвано перестройкой РД в процессе термообработки и образованием более сложных термостабильных дефектов типа скоплений, отжигающихся при более высоких температурах. Характер изменения электрофизических свойств свидетельствует о существовании третьей стадии отжига 700÷1000 C, которая продолжается и при более высоких температурах. Она характеризуется развалом разупорядоченных областей, а также сложных дефектов, образовавшихся при более низких температурах, с последующей быстрой аннигиляцией точечных дефектов и протеканием вторичных процессов, скорее всего с участием, помимо радиационных дефектов, также примесных атомов и ростовых точечных дефектов решетки. Показано, что наличие примеси кремния (2·1017 см-3) в исходном материале приводит к более плавному изменению удельного электрического сопротивления при отжиге, чем в нелегированных в исходном состоянии образцах, что свидетельствует о влиянии примеси на процесс трансформации дефектов в интервале температур до 700 C. Более низкие значения ρ при температурах отжига выше 700 C объясняются высокой концентрацией примеси в материале. Отжиг в данном интервале приводит к увеличению удельного сопротивления материала, что вызвано перестройкой радиационных дефектов и образованием более сложных термостабильных дефектов типа скоплений за счет наличия примеси в материале. Увеличение уровня легирования (2·1018 см-3) в исходном материале приводит к еще более плавному изменению электросопротивления при отжиге, что также свидетельствует о влиянии примеси на процесс трансформации дефектов. Полного восстановления электрофизических свойств облученного нейтронами материала не удается достичь даже при температурах отжига 1000 0С, что указывает на остаточные концентрации радиационных дефектов. Кроме того, на полноту отжига РД в эпитаксиальных слоях n-GaN отрицательно влияют три фактора: радиационные дефекты, образующиеся в результате облучения быстрыми нейтронами; атомы германия, вводимые в GaN в результате ядерных реакций, протекающих под действием тепловых нейтронов; атомы примеси в исходном материале. При облучении нейтронами p-GaN наблюдается аналогичная картина: происходит увеличение удельного сопротивления ρ (более 1010 Омсм) при флюенсах тепловых и быстрых нейтронов выше 4.1017 см-2. Эти изменения вызваны смещением уровня Ферми из исходного положения, задаваемого уровнем легирования материала примесью магния, в предельное положение Flim близкое к энергии Ec – 0,85 эВ в облученном нитриде галлия. 168 Таким образом, при нейтронном облучении следует ожидать p-n конверсии типа проводимости исходного p-GaN, как это имеет место и при других видах радиационного воздействия. В области «больших доз» обнаружена аналогичная n-GaN «аномальная» особенность изменения ρ с ростом флюенса нейтронов. Такое изменение электронных свойств p-GaN при нейтронном облучении вызвано захватом свободных носителей заряда глубокими донорными и акцепторными состояниями радиационных дефектов. Можно отметить, что независимо от уровня легирования исходного как n-GaN, так и p-GaN значения ρ(Ф) в сильнооблученных нейтронами образцах практически одинаковы. Эта область флюенсов нейтронов соответствует прыжковой проводимости носителей заряда по энергетическим состояниям радиационных дефектов, уровни которых расположены вблизи уровня Ферми Flim. Отмечено более высокое значение проводимости нитрида галлия в области «больших доз» полного спектра нейтронов, 8.1018 см-2. Это объясняется вкладом тепловых нейтронов в процесс дефектообразования в GaN. Аналогичные выводы сделаны при исследовании спектров обратного резерфордовского рассеяния в образцах GaN, облученных полным спектром и преимущественно быстрыми реакторными нейтронами. Изохронный отжиг p-GaN, облученного в области «малых доз» (до 41017 см-2) полного спектра реакторных нейтронов выявляет стадии отжига РД при температурах около (100÷300) С, (500÷700) С и (750÷850) С и две стадии «обратного» отжига при температурах около (300÷500) С и около (650÷800) С, которые можно связать с отжигом дефектов донорного и акцепторного типа. Аналогичные стадии отжига присутствуют и в образцах, облученных преимущественно быстрыми реакторными нейтронами. Следовательно «нормальный» отжиг имеет место для донорных дефектов Nd+, энергетические уровни которых расположены выше уровня Ферми и которые ответственны за компенсацию проводимости в p-GaN. В свою очередь «обратный» отжиг выявляет акцепторные дефекты Na-, энергетические уровни которых расположены ниже уровня Ферми в облученном p-GaN. Некоторые стадии «обратного» отжига могут быть связаны с кластеризацией точечных дефектов, хотя данный процесс менее вероятен, поскольку требует участия многих точечных дефектов. Отжиг образцов нитрида галлия, облученных «большими дозами» полного спектра и быстрых реакторных нейтронов, до 81018 см-2, выявляет широкую стадию «обратного» отжига при температурах выше 200 С. В таких образцах уровень Ферми жестко закреплен вблизи Flim вследствие высокой 169 плотности дефектов, так что «обратная» стадия отжига связана с уменьшением вклада прыжковой проводимости в общий зарядоперенос вследствие уменьшения плотности радиационных дефектов. Таким образом, кривая ρ(Тотж) повторяет кривую ρ(Ф), но в «обратном» порядке. В области более высоких температур отмечен «нормальный» отжиг радиационных дефектов, обусловленный смещением уровня Ферми к своему начальному положению вследствие преимущественного отжига дефектов донорного типа. Полного восстановления электрофизических свойств облученного нейтронами как p-GaN, так и n-GaN не удается достичь даже при температурах отжига 1 000 С, что указывает на остаточные концентрации радиационных дефектов. Экспериментально изучено влияние облучения различного спектра реакторных нейтронов на n-GaN с исходной концентрацией носителей заряда n = 1015 см-3 и n = 2·1018 см-3. Показано, что облучение как полным спектром, так и быстрыми реакторными нейтронами не влияет на ширину кривых качания. Облучение сильнолегированных образцов GaN (n =21018 см-3) флюенсом реакторных нейтронов 8·1018 см-2 не изменяет интенсивности ДРРЛ. В случае нелегированных образцов GaN (n = 1015 см-3) облучение как полным спектром, так и быстрыми нейтронами уменьшает интенсивность ДРРЛ от точечных дефектов вакансионного типа т.е. V/V<0. Также обнаружено, что облучение реакторными нейтронами вызывает «разбухание» кристалла вдоль оси c, причем этот эффект сильнее при облучении полным спектром реакторных нейтронов, что согласуется с электрофизичесими измерениями. Полученные нами данные качественно близки соответствующим экспериментальным исследованиям облученных полным спектром реакторных нейтронов эпитаксиальных пленок n-GaN на сапфире, также полученных 2ступенчатым MOCVD-методом. Определенное влияние на структурные параметры решетки GaN может оказывать и примесь Ge, образующаяся за счет реакции Ga(n,)Ge. В настоящем эксперименте плотность атомов Ge в GaN для максимальных флюенсов тепловых нейтронов 81018 см-2 оценивается на уровне 1018 см-3. В то же время, образование антиструктурных дефектов GeN и межузельных атомов GeI в облученном материале может приводить к увеличению параметра решетки GaN. Также показано, что оптическая и растровая электронная микроскопия не выявляет значительных различий между исходными и облученными быстрыми нейтронами и высокоэнергетичными электронами образцами n-GaN с различным уровнем легирования. 170 Экспериментально показано, что после облучения быстрыми реакторными нейтронами образуются электронные ловушки с энергией активации 0,8 эВ (Gai-глубокие доноры) и 1 эВ – Ni акцепторы. Также наблюдается некоторое возрастание концентрации дырочных ловушек около Ev+0,9 эВ и появление ярко выраженного пика, связанного с РО. Это указывает на главенствующую роль захвата носителей разупорядоченными областями. Облучение образцов n-GaN полным спектром реакторных нейтронов с последующим отжигом до 800 C выявляет электронные ловушки с энергией активации 0,45 и 0,2 эВ. Концентрация таких ловушек очень близка к концентрации атомов Ge, образующихся в процессе ядерной реакции. Поскольку это явно не изолированные германиевые доноры, сделан вывод, что это комплексы атомов германия с радиационными дефектами. В дополнение к электронным ловушкам также обнаружены новые дырочные ловушки с энергией активации около 1,2 эВ. Из литературных данных следует, что данные ловушки – это комплексы VGa-O, наблюдавшиеся в спектрах фотоЭПР образцов, облучённых электронами. Поскольку концентрация кислорода ограничена, облучение большими флюенсами нейтронов не будет приводить к увеличению концентрации этих комплексов. Измерения спектров DLTS после облучения высокоэнергетичными (10 МэВ) электронами показывают, что основную роль среди электронных ловушек играют центры с энергией активации 0,2 эВ и 1 эВ. При более высоких дозах облучения появляются новые ловушки с пиком около 250 K (энергия активации 0,6 эВ) и другие дырочные ловушки с пиком около 350 K (энергия активации 0,8 эВ). Предположено, что это комплексы VGa-Si. Так как скорость ведения этих ловушек невелика, такие центры существенным образом не влияют на скорость удаления носителей. Измерения адмиттанс-спектров исходных образцов p-GaN, показывают присутствие обычных магниевых акцепторов с энергией активации 0,15 эВ и гораздо более мелких акцепторов с энергией активации 0,12 эВ. После 10 МэВ электронного облучения обнаружено образование более глубоких центров с энергией активации 0,4 эВ и 0,9 эВ. Скорость удаления носителей в облучённом электронами p-GaN очень высока, и, по крайней мере, на два порядка величины выше, чем в n-GaN. Наиболее вероятная причина связана с изменением зарядового состояния первичных радиационных дефектов в зависимости от начального положения уровня Ферми. Из данных ВФХ измерений показано, что радиационная стойкость p-GaN, выращенного различными методами выше, чем n-GaN. 171 На основании полученных в работе результатов можно сделать следующие основные выводы: 11. Проведена количественная оценка образования первичных радиационных дефектов в GaN, AlGaN и InGaN в зависимости от вклада различных составляющих реакторного излучения. Показано, что основной вклад в дефектообразование вносят быстрые нейтроны – порядка 8595% в зависимости от условий облучения (каналы активной зоны или периферийные каналы). Определены расчетные формулы для определения суммарной концентрации вводимых донорных примесей и оценена эффективность их введения в результате ядерного легирования, с учетом вклада всех образующихся изотопов, в зависимости от флюенса тепловых нейтронов: для GaN: NGe = 0,126·ФТ, для AlGaN: NGe+Si = 0,122·ФТ и для InGaN: NSn+Ge = 6,75·ФТ. Показано, что наиболее эффективно процесс ядерного легирования атомами олова будет происходить в InGaN, в результате большого сечения поглощения тепловых нейтронов атомами In. 2. Обнаружены особенности изменения электрофизических свойств n- и p-GaN с различной исходной концентрацией носителей заряда от флюенса полного спектра и быстрых нейтронов, а также последующих термообработок. Показано, что независимо от исходного типа, концентрации примеси и спектра реакторных нейтронов, электросопротивление нитрида галлия с ростом флюенса (до ~ 1018 см-2) возрастает, а при дальнейшем увеличении флюенса (>8·1018 см-2) «аномально» уменьшается вследствие смещения уровня Ферми в предельное энергетическое положение Flim вблизи Ec – 0.8-0.9 эВ. Выявлены стадии отжига РД в n-GaN: 100÷300 °С; 300÷700 °С; 700÷1000 °С при облучении полным спектром и 700÷900 C быстрыми реакторными нейтронами. В p-GaN, независимо от спектра реакторных нейтронов, выявлены стадии отжига РД: (100÷ 300) 0С, (500÷ 700) 0С и (750÷ 850) 0С и две стадии «обратного» отжига: (300-500) 0С и (650÷ 800) 0 С. Термообработка облученного нейтронами n- и p-GaN до температуры 1000 °С не приводит к полному восстановлению электрофизических свойств. 3. Облучение как полным спектром, так и быстрыми реакторными нейтронами не влияет на ширину кривых качания. Облучение легированного n-GaN реакторными нейтронами не изменяет интенсивности ДРРЛ, в отличие от облучения нелегированного GaN, у которого интенсивность ДРРЛ уменьшается. Показано, что облучение реакторными нейтронами n-GaN вызывает «разбухание» кристалла вдоль оси c, причем этот эффект сильнее при облучении полным спектром реакторных нейтронов. 4. Облучение n-GaN с различным уровнем исходного легирования как преимущественно быстрыми реакторными нейтронами, так и высокоэнергетичными 172 электронами не приводит к значительным различиям в морфологии поверхности образцов по сравнению с исходным материалом. 5. Определены параметры широкого набора глубоких ловушек в запрещенной зоне, облученного реакторными нейтронами и электронами n- и p-GaN. В n-GaN: электронные ловушки имеют энергии активации 0,06 эВ, 0,15 эВ, 0,2 эВ, 0,25 эВ, 0,45 эВ, 0,6 эВ, 0,85 эВ, 1 эВ, дырочные ловушки имеют энергии активации 0,6 эВ, 0,8 эВ 0,9 эВ, 1,2 эВ. В pGaN обнаружены ловушки с энергиями активации: 0,12 эВ, 0,15 эВ, 0,17 эВ, 0,4 эВ, 0,9 эВ. 6. Полученные в работе экспериментальные результаты имеют важное прикладное значение для прогнозирования свойств нитрида галлия и приборов на его основе при эксплуатации в условиях повышенной радиации и температуры, и могут быть использованы как физические основы для разработки технологий ядерного легирования и радиационного модифицирования нитрида галлия на базе действующих ядерных реакторов, позволяющие создавать приборы с уникальными характеристиками для широкого спектра практических применений. Наряду с Н.Г. Колиным, В.М. Бойко и автором диссертации в выполнении некоторых разделов работы от ОАО «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» принимали участие: к.ф.-м.н., зав. лаб. Фыкин Л.Е., к.ф.-м.н., с.н.с. Корулин А.В., д.ф.-м.н., зав. лаб. проф. Томашпольский Ю.Я., н.с. Кухто О.Л., к.ф.-м.н., вед. инженер Чевычелов В.А., а также к.ф.-м.н., с.н.с кафедры МППиД НИТУ «МИСиС» Щербачев К.Д. Считаю своим приятным долгом выразить отдельную благодарность Смирнову Н.Б., Говоркову А.В. и Полякову А.Я. за помощь в работе по измерению емкостных параметров и спектров глубоких уровней. Я признателен всем сотрудникам отдела радиационного и космического материаловедения неорганических материалов филиала ОАО "НИФХИ им. Л.Я. Карпова" за полезные советы и содействие в работе и особенно научному руководителю, начальнику отдела д.ф.-м.н. Колину Н.Г. – за предложение темы, совместную экспериментальную и творческую работу при его постоянном внимании и поддержке диссертанта. 173 СПИСОК ИСПОЛЬЗУЕМЫХ ИСТОЧНИКОВ [1] S. Nakamura, Laser diodes, in GaN and related Materials II, ed. S.J. Pearton (Gordon and Breach Science Publishers, the Netherlands, 1999) pp.1-46. [2] M.S. Shur and M.A. Khan, GaN and AlGaN devices: field effect transistors and photodetectors, ibid, pp. 47-92. [3] A.Y. Polyakov, Structural and electronic properties of AlGaN, ibid, pp. 173-234. [4] S.J. Pearton, F. Ren, A.P. Zhang, K.P. Lee, Fabrication and performance of GaN electronic devices, Materials Science and Engineering, R30, No. 3-6, 55-212 (2000). [5] S. Nakamura, GaN and Related Materials II, ed. S.J. Pearton (New York: Gordon and Breach Science Publishers, 1999), pp. 1-45. [6] C.A. Usui, H. Sunakawa, A. Sakai, and A.A. Yamaguchi, Jpn. J. Appl. Phys. 36, L899 (1997). [7] D.C. Look, D.C. Reynolds, J.W. Hemsky, J.R. Sizelove, R.L. Jones, and R.J. Molnar, Phys. Rev. Lett. 79, 2273 (1997). [8] M.S. Shur and M.A. Khan, GaN and Related Materials II, ed. S.J. Pearton (New York: Gordon and Breach Science Publishers, pp. 47-92. (1999) [9] J. Grant, J. Gunningham, A. Blue, J. Vaitkus, E. Gaubas, M. Rahman. Nucl. Instr. and Meth. A. 546, 213 (2005). [10] E. Fretwurst, J. Adey, A.Al-Ajili, et. al. Nucl. Instr. and Meth. A. 546, 213 (2005). [11] A. Ionascut -Nedelcescu, C. Carlone, A.Houdayer, H.J. von Bardeleben, J.L. Caтtin, and S. Raymond. IEEE Trans. NS 49(6), 2733 (2002). [12] C.G. Van de Walle, J. Neugebauer. J. Appl. Phys. Lett. 95(8), 3851 (2004). [13] Shyam M. Khanna, Diego Estan, Alain Houdayer, Hui C. Liu, and Richard Dubek. Proton irradiation damage at low temperature in GaAs and GaN light-emitting diodes. // IEE Trans. Nuclear Science. – 2004. –V.51. –p.3585 – 3594. [14] В.И. Рыжиков. Контроль радиационной стойкости мощных светодитодов на основе широкозонных полупроводников. / Автореферат диссертации на соискание ученой степени канд. техн. наук. М.- 2004. -12 с. [15] В. И. Щербаков И.В. Рыжиков, Д.В. Селезнев. Исследования влияния нейтронного и гамма облучения на электрические характеристики и силу света (AlxGa1-x)0.5In0.5P гетероструктур с красным и желтым цветом свечения. // Технологии приборостроения. – 2005. - № 4(16). – С. 11-12. [16] Д.В. Селезнев. «Исследования радиационной деградации и оценка радиационной стойкости светодиодов на основе гомо- и гетероструктур первого и второго поколения на 174 базе трех - четырехкомпонентных твердых растворов А3В5» / Автореферат диссертации на соискание ученой степени канд. техн. наук -2006. М. , 13 с. [17] В. И. Щербаков. Физико-технологические основы повышения эффективности полупроводниковых источников свет./ Автореферат диссертации на соискание ученой степени канд. техн. наук -2007.- М. МГУ, 18 с. [18] В. П. Шукайло, О.В. Ткачев, С.М. Дубровских. Влияние нейтронного излучения на GaAs и GaN светоизлучающие структуры. // IX Межотраслевая конф. по радиационной стойкости. Сб. докл. Снежинск. ФГУП «РФЯЦ-ВНИИТФ№. – 2011. – С.92-99. [19] Никифоров С. Г. Разработка методик контроля деградации характеристик светодиодов на основе твердых растворов AlGaInP и AlGaInN. Диссертация кандидата технических наук: 05.27.01 Москва, 2006 224 c. : 61 07-5/2137. [20] А. Туркин. Обзор развития технологии полупроводниковых гетероструктур на основе нитрида галлия (GaN). Полупроводниковая светотехника №6, 2011. [21] А. Туркин. Нитрид галлия как один из перспективных материалов в современной оптоэлектронике. Компоненты и технологии № 5, 2011. [22] В. Войтович, А. Гордеев, А. Думаневич. Si, GaAs, SiC, GaN – силовая электроника. Сравнение, новые возможности. Силовая Электроника, № 5, 2010. [23] Р.Н. Кютт, Г.Н. Мосина, М.П. Щеглов, Л.М. Сорокин. Дефектная структура сверхрешеток AlGaN/GaN, выращенных методом MOCVD на сапфире. Физика твердого тела, том 48, вып. 8, 2006. [24] Q. Yang, H. Feick, R. Armitage, and E. R. Weber. Metastability in the excitonic luminescence of electron-irradiated GaN. Phys. Stat. Sol. (c) 0, No. 7, 2712 – 2715 (2003). 25] F. Gloux, T. Wojtowicz, P. Ruterana, K. Lorenz, and E. Alves. J. Appl. Phys. 100, 073520 (2006). [26] Сергей Никифоров, Александр Архипов. Особенности определения квантового выхода светодиодов на основе AlGaInN и AlGaInP при различной плотности тока через излучающий кристалл. Компоненты и технологии № 1 (2008). [27] А.Е. Беляев, Н.С. Болтовец, Р.В. Конакова, В.В. Миленин, Ю.Н. Свешников, В.Н. Шеремет. Радиационные повреждения контактных структур с диффузионными барьерами, подвергнутых γ-облучению 60Co. Физика и техника полупроводников, 2010, том 44, вып.4. [28] R.X. Wang, S.J. Xu, S. Fung, C.D. Beling, K. Wang, S. Li, Z.F. Wei, T.J. Zhou, J.D. Zhang, and Ying Huang. Micro-Raman and photoluminescence studies of neutron-irradiated gallium nitride epilayers. J. Appl. Phys., 87, p. 031906 (2005). 175 [29] Р.Х. Акчурин, А.А. Мармалюк. Нитрид галлия – перспективный материал электронной техники. Часть I. Фундаментальные свойства нитрида галлия. УДК 537.311.33; 538.9. [30] Neugebauer J., Van de Walle C.G. // Phys. Rev. B., v. 50, n. 11, p. 8067-8070, 1994. [31] A.Y. Polyakov, N.B. Smirnov, A.V. Govorkov, A.V. Markov, E.A. Kozhukhova, I.M. Gazizov, N.G. Kolin, D.I. Merkurisov, V.M. Boiko, A.V. Korulin, V.M. Zalyetin, S.J. Pearton, I.-H. Lee, A.M. Dabiran, and P.P. Chow. Alpha particle detection with GaN Schottky diodes. J. Appl. Phys., 106, p. 103708 (2009). [32] K. Kuriyama, M. Ooi, A. Onoue, K. Kushida, M. Okada and Q.Xu. Thermally stimulated current studies on neutron irradiation induced defects in GaN. Applied Physics Lett., vol. 88, 132109 (2006). [33] Y. Polyakov, N. B. Smirnov, A. V. Govorkov. and A. V. Markov, S. J. Pearton, N. G. Kolin, D, i. Merkurisov, and V. M. Boiko. Neutron irradiation effects on electrical properties and deep-level spectra in undoped n-AlGaN/GaN heterostructures. J. Appl. Phys. 98, p. 033529 (2005). [34] A.Y. Polyakov, N.B. Smirnov, A.V. Govorkov, A.V. Markov, S.J. Pearton, N.G. Kolin, D.I. Merkurisov, V.M. Boiko, Cheul-Ro Lee and In-Hwan Lee. Fast neutron irradiation effects in nGaN. J. Vac. Sci. Technol. B 25(2), p. 436, Mar/Apr 2007. [35] E. Gaubas, K. Kazlauskas, J. Vaitkus and A. Zukauskas. Role of radiation defects in photoconductivity transients and photoluminescence spectra of epitaxial GaN layers. Phys. Stat. Sol. (c) 2, No. 7, 2429-2432 (2005). [36] W.H. Sun, J.C. Zhang, L. Dai, K.M. Chen and G.G. Qin. Gamma-ray irradiation effects on Fourier transform infrared grazing incidence reflection-absorption spectra GaN films. J. Phys.: Condens. Matter 13 (2001), pp. 5931-5936. [37] W.H. Sun, L.S. Wang, S.J. Chua, K.M. Chen and G.G. Qin. Local vibrational modes in Gamma-irradiated GaN grown by metal-organic chemical vapor deposition. Material Science in Semiconductor Processing 4 (2001), pp. 559-562. [38] D.C. Look, G.C. Farlow, P.J. Drevinsky, D.F. Bliss, J.R. Sizelove, On the nitrogen vacancy in GaN, Applied Physics Lett., vol. 83, № 17, 23 October 2003. [39] K. Saarinen, T. Suski, I. Grzegory, D.C. Look. Thermal stability of isolated and complexed Ga vacancies in GaN bulk crystals. Phys. Rev. B, Vol. 64 (2001), p. 233201. [40] Qing Yang, Henning Feick, and Eicke R. Weber. Observation of a hydrogenic donor in the luminescence of electron-irradiated GaN. Applied Physics Letters, vol. 82, № 18, 5 May 2003. 176 [41] O. Gelhausen, H.N. Klein, M.R. Phillips, E.M. Goldys. Low-energy electron-beam irradiation and yellow luminescence in activated Mg-doped GaN. Applied Physics Lett., vol. 83, № 16, 23 October 2003. [42] Leonid Chernyak, William Burdett, Mikhail Klimov, Andrei Osinsky. Cathodoluminescence studies of the electron injection-induced effects in GaN. Applied Physics Lett., vol. 82, № 21, 26 May 2003. [43] O. Lopatik-Tirpak, L. Chernyak, Y.L. Wang, F. Ren, S.J. Pearton, K. Gartsman, Y. Feldman. Cathodoluminescence studies of carrier concentration dependence for the electronirradiation effects in p-GaN. Applied Physics Lett., vol. 90, 172111 (2007). [44] S.X. Li, R.E. Jones, E.E. Haller, K.M. Yu, W. Walukiewicz, J.W. Ager III, Z. LilientalWeber, Hai Lu and William J. Schaff. Photoluminescence of energetic particle-irradiated InXGa1-XN alloys. Applied Physics Letters, vol. 88, 151101 (2006). [45] A. Ionascut-Nedelcescu, C. Carlone, A. Houdayer, H.J. von Bardeleben, J.-L. Cantin, and S. Raymond. Radiation Hardness of Gallium Nitride. IEEE Transactions on nuclear science, vol. 49, No. 6, December 2002. [46] S.M. Khanna, J. Webb, H. Tang, A.J. Houdayer, and C. Carlone. 2-MeV proon radiation damage studies of gallium nitride films through low temperature photoluminescence spectroscopy measurements, IEEE Trans. Nucl. Sci., vol. 47, pp. 2322-2328, Dec. 2000. [47] F. Gaudreau, C. Carlone, A. Houdayer, and S.M. Khanna. Spectral properties of proton irradiated gallium nitride blue diodes, IEEE Trans. Nucl. Sci., vol. 48, pp. 1778-1784, Dec. 2001. [48] S.M. Khanna, F. Gaudreau, P. Fournier, C. Carlone, H. Tang, J. Webb and A. Houdayer, Effect of proton irradiation on the transport properties of a AlGaN/GaN 2-deg system, in Proc. NSREC 2002, PA-4. [49] D.C. Look, D.C. Reynolds, J.W. Hemsky, J.R. Sizelove, R.L. Jones and R.J. Molnar, Defect donor and acceptor in GaN, Phys. Rev. Lett.,vol. 79, pp. 2273-2276, 1997. [50] B. Lehmann, M. Briere, D. Braunig and A.L. Barry, Displacement threshold energy in GaAs determined by electrical and optical investigation, in Proc. ESA Electronic Components Conf., Mar. 1991, pp. 287-292. [51] Корулин А.В. Радиационно-физические процессы и ядерное легирование нитрида галлия. Диссертация кандидата физико-математических наук по специальности 01.04.07, 133 с., Москва (2011). [52] Dong Uk Lee, Lim-Kyoung Ha, Jin Soak Kim, Eun Kyu Kim, Eui Kwan Koh, and Il Ki Han. Dislocation related defect states in GaN irradiated with 1 MeV electron-beam. Phys. Stat. Sol. (c) 5, No. 6, 1630 – 1632 (2008). 177 [53] Shang Chen, Unhi Honda, Tatsunari Shibata, Toshiya Matsumura, Yutaka Tokuda, Kenji Ishikawa, Masaru Hori, Hiroyuki Ueda, Tsutomu Uesugi and Tetsu Kachi. As-grown deep-level defects in n-GaN grown by metal–organic chemical vapor deposition on freestanding GaN. J. Appl. Phys. 112, 053513 (2012). [54] S. Li, J.D. Zhang, C.D. Beling, K. Wang, R.X. Wang, M. Gong, C.K. Sarkar. Large lattice relaxation deep levels in neutron-irradiated GaN. J. Appl. Phys. 98, 093517 (2005). [55] А.С. Амброзевич, С.А. Амброзевич, Н.С. Грушко, Л.Н. Потанахина. Определение энергии глубоких центров структуры на основе твердого раствора InGaN. Письма в ЖТФ, том 32, вып. 4 (2006). [56] Куракин А.М. Влияние гамма–радиации на характеристические сопротивления нитридгаллиевых гетероструктурных транзисторов с высокой подвижностью электронов. // Письма в ЖТФ. 2003 Том 29. Вып.18. С.3-5. [57] Громов Д.В., Матвеев Ю.А., Назарова Г.Н. Исследование влияния ионизирующих излучений на характеристики гетероструктурных полевых транзисторов на нитриде галлия // Проблемы разработки перспективных микро- и наноэлектронных систем - 2012. Сборник трудов / под общ. ред. академика РАН А.Л. Стемпковского. М.: ИППМ РАН, 2012. С. 598-603. [58] А.Е. Беляев, Н.И. Клюй, Р.В. Конакова, А.Н. Лукьянов, Б.А. Данильченко, Ю.Н. Свешников, А.Н. Клюй. Исследование методом электроотражения влияния облучения на оптические свойства эпитаксиальных пленок GaN. Физика и техника полупроводников, 2012, том 46, вып. 3. [59] В.М. Бойко, С.С. Веревкин, Н.Г. Колин, А.В. Корулин, Д.И. Меркурисов, А.Я. Поляков, В.А. Чевычелов. Влияние нейтронного облучения и температуры отжига на электрофизические свойства и период решетки эпитаксиальных слоев нитрида галлия. Физика и техника полупроводников, 2011, том 45, вып. 1. [60] Б.Я. Бер, Е.В. Богданова, А.А. Грешнов, А.Л. Закгейм, Д.Ю. Казанцев, А.П. Карташова, А.С. Павлюченко, А.Е. Черняков, Е.И. Шабунина, Н.М. Шмидт, Е.Б. Якимов. Влияние уровня легирования кремнием и характера наноструктурной организации на падение с током внешней квантовой эффективности InGaN/GaN-светодиодов. Физика и техника полупроводников, 2011, том 45, вып. 3. [61] Physical model for enhanced interface – trap formation at low doses / S.C. Witczak, R.D. Schrimpf, S.N. Rashkeev, S.T. Pantelides, C.R. Criba, D.M. Fleetwood, A. Michez // IEEE Trans. Nucl. Sci., V. 49. P. 2650-2655. 2002. [62] А.С. Бакеренков, А.В. Соломатин, А.А. Романенко, В.А. Фелицын. Методика выявления эффекта низкой интенсивности в ИМС биполярной технологии. Тезисы 178 докладов 15 Всероссийской научно-технической конференции по радиационной стойкости электронных систем «Стойкость–2012», сс. 33-34, 2012 г. [63] N. C. Chen, Y. K. Yang, W. C. Lien, and C. Y. Tseng. Forward current-voltage characteristics of an AlGaInP light-emitting diode. J. Appl. Phys. 102, 043706 (2007). [64] О.А. Солтанович, Е.Б. Якимов. Анализ температурных зависимостей вольт-фарадных характеристик светоизлучающих структур InGaN/GaN с множественными квантовыми ямами. Физика и техника полупроводников, 2012, том 46, вып. 12. [65] White R.D., Bataiev M., Goss S.H. et al. Electrical, Spectral, and Chemical Properties of 1.8 MeV Proton Irradiated AlGaN/GaN HEMT Structures as a Function of Proton Fluence // IEEE Transactions on Nuclear Science. 2003. Vol. 50. №6. P.1934- 1941. [66] Xinwen Hu, Karmarkar A.P., Bongim Jun et al. Proton-Irradiation Effects on AlGaN/ AlN/GaN High Electron – Mobility Transistors // IEEE Transactions on Nuclear Science. 2003. Vol. 50. №6. P. 1791- 1796. [67] Karmarkar A.P., Bongim Jun, Fleetwood D.M. et al. Proton Irradiation Effects on GaN – Based High Electron – Mobility Transistors With Si – Doped AlxGa1-xN Thick GaN Cap Layers// IEEE Transactions on Nuclear Science. 2004. Vol. 51. №6. P. 3801- 3806. [68] J. Rodrigues, M. Peres, M. J. Soares, K. Lorenz, J. G. Marques, A. J. Neves, and T. Monteiro. Influence of neutron irradiation and annealing on the optical properties of GaN. Phys. Status Solidi C 9, No. 3–4, 1016–1020 (2012). [69] Н.В. Басаргина, И.В. Ворожцова, С.М. Дубровских, О.В. Ткачёв, В.П. Шукайло, Е.А. Тарасова, А.Ю. Чурин, С.В. Оболенский. Исследование процессов в GaN транзисторах с двумерным электронным газом при радиационном облучении // Всероссийская конференция «Стойкость 2013», г. Лыткарино, 2013, сс. 59-60. [70] Е.А. Тарасова, Д.С. Демидова, С.В. Оболенский, А.Г. Фефелов, Д.И. Дюков. InAlAs/InGaAs HEMT при облучении квантами высоких энергий // ФТП, 2012, т. 46, № 12, с. 1587-1592. [71] Ю. Федоров. Широкозонные гетероструктуры (Al, Ga, In)N и приборы на их основе для миллиметрового диапазона длин волн // Электроника. Наука. Бизнес. № 2, 2011, с. 92107. [72] N. Papanicolau, M. V. Rao, B. Molnar, J. Tucker, A. Edwards, O. W. Holland, and M. C. Ridgway, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B 148, 416 (1999). [73] V. V. Ursaki, I. M. Tiginyanu, O. Volciuc, and V. Popa, V. A. Skuratov, H. Morkoç. Nanostructuring induced enhancement of radiation hardness in GaN Epilayers. Applied physics letters 90, 161908 (2007). 179 [74] I. M. Tiginyanu, V. V. Ursaki, V. V. Zalomai, S. Langa, S. Hubbard, D. Pavlidis, and H. Föll, Appl. Phys. Lett. 83, 1551 (2003). [75] V. Popa, I. M. Tiginyanu, V. V. Ursaki, O. Volciuc, H. Morkoç, Semicond. Sci. Technol. 21, 1518 (2006). [76] K. Lorenz, S. M. C. Miranda, E. Alves, I. S. Roqan, K. P. O’Donnell, and M. Boćkowsk. High pressure annealing of Europium implanted GaN. Proc. of SPIE Vol. 8262 82620C-1 (2012). [77] J. W. Tringe, T. E. Felter, C. E. Talley, J. D. Morse, and C. G. Stevens, J. M. Castelaz, C. Wetzel. Radiation damage mechanisms for luminescence in Eu-doped GaN. J. Appl. Phys. 101, p. 054902 (2007). [78] Зулиг Р. Радиационные эффекты в ИС на GaAs // Арсенид галлия в микроэлектронике / Под редакцией Айнспрука Н., Уиссмена У. – М.: Мир, 1988. – с. 501-547. [79] D.A. Moran, K. Kalna, E. Boyd, et.c. Thayne. Department of Electronics Engineering, University of Glasgow, Glasgow, ESSDERC 2003 conference proceedings, p. 315-318, 2003. [80] Е.А. Тарасова, С.В. Оболенский // Вестник ННГУ им. Н.И. Лобачевского, 2011, № 5, с. 348-353. [81] Оболенский С.В. // Изв. вузов: Электроника. – 2002. - № 6. с. 31-38. [82] Е.А. Тарасова, Д.С. Демидова, Е.С. Оболенская, С.В. Оболенский, А.Г. Фефелов, Д.И. Дюков. Радиационная стойкость гетеронаноструктур с двумерным электронным газом. Тезисы докладов 15 Всероссийской научно-технической конференции по радиационной стойкости электронных систем «Стойкость–2012», сс. 59-60, 2012 г. [83] А.В. Грабоедов, И.А. Асанов, И.М. Скакова, М.В. Баньковский. Стойкость эпитаксиальных структур GaN к облучению быстрыми нейтронами. Тезисы докладов 15 Всероссийской научно-технической конференции по радиационной стойкости электронных систем «Стойкость–2012», сс. 105-106, 2012 г. [84] В.П. Шукайло, О.В. Ткачев, С.М. Дубровских, Н.В. Басаргина, И.В. Ворожцова. Оптический отклик лазерных диодов на импульсное радиационное воздействие. Тезисы докладов 15 Всероссийской научно-технической конференции по радиационной стойкости электронных систем «Стойкость–2012», сс. 109-110, 2012 г. [85] А.В. Алуев, А.Ю.Лешко, А.В.Лютецкий, Н.А. Пихтин, С.О. Слипченко, Н.В. Фетисова, А.А. Чельный, В.В. Шамахов, В.А.Симаков, И.С.Тарасов. GaInAsP/GaInP/AlGaInP-лазеры, излучающие на длине волны 808нм, выращенные методом МОС-гидридной эпитаксии. Физика и техника полупроводников, 2009, том 43, вып. 4. 180 [86] P.S. Vergeles, N.M. Shmidt, E.E. Yakimov, E.B. Yakimov. Effect of low energy electron irradiation on optical properties of InGaN/GaN light emitting structures. Phys. Status Solidi C 8, No. 4, 1265 – 1268 (2011). [87] Wenping Gu, Yue Hao, Lin’an Yang, Chao Duan, Huantao Duan, Jincheng Zhang, and Xiaohua Ma. The effect of neutron irradiation on the AlGaN/GaN high electron mobility transistors. Phys. Status Solidi C 7, No. 7 – 8, 1991 – 1996 (2010). [88] John W. McClory, James C. Petrosky, Member, IEEE, James M. Sattler, and Thomas A. Jarzen. An Analysis of the Effects of Low-Energy Electron Irradiation of AlGaN/GaN HFETs. IEEE transactions on nuclear science, vol. 54, № 6, (2007). [89] Jeffrey T. Moran, John W. McClory, Member, IEEE, James C. Petrosky, Member, IEEE, and Gary C. Farlow. The Effects of Temperature and Electron Radiation on the Electrical Properties of AlGaN/GaN HFETs. IEEE transactions on nuclear science, vol. 56, № 6, (2009). [90] McClory J.W., Petrosky J. C. Temperature Dependent Electrical Characteristics An Analysis of Neutron Irradiated of AlGaN/GaN HFETs // IEEE Transactions on Nuclear Science. – 2007. – Vol. 54. - №6. – P.1969- 1974. [91] Л.С. Смирнов, С.П. Соловьев, В.Ф. Стась, В.А. Харченко. Легирование полупроводников методом ядерных реакций. Новосибирск, "Наука", 1981 г. 181 с. [92] К.Д. Щербачев. D8 Discover – Инструмент исследования перспективных материалов для микро- и наноэлектроники. Заводская лаборатория. № 5. 2008. Том 74 [93] J.P. Grant. GaN Radiation Detectors for Particle Physics and Synchrotron Applications. Thesis for a Doctor's degree. University of Glasgow. 274 (2007). [94] А.Я. Нашельский. Производство полупроводниковых материалов. Москва, «Металлургия», 1989 г. 271 с. [95] Д.Ж. Хьюдж, Р.Б. Шварц. Атлас нейтронных сечений. Изд-е 2-е, исправленное и дополненное, «Атомиздат», 1959 г. 373 с. [96] Дж. Динс, Дж. Винйард. Радиационные эффекты в твердых телах. Перевод с английского А.Х. Брегера под редакцией Г.С. Жданова. Москва, «Иностранная литература», 1960 г. 244 с. [97] Р.Ф. Коноплева, В.Л. Литвинов, Н.А. Ухин. Особенности радиационного повреждения полупроводников частицами высоких энергий. Москва, «Атомиздат», 1971 г. 176 с. [98] Kinchin G.H., Pease R.S. The Displacement of Atoms in Solids by Radiation, Rep Progr. Phys., 18, 1 (1955) [перевод: Усп. физич. наук, 60, 590 (1956)]. [99] Линдхард И. Влияние кристаллической решетки на движение быстрых заряженных частиц. Успехи физ. наук, т.99, вып.2, с. 247-296 (1969). 181 [100] Т.М. Агаханян, Е.Р. Аствацатурьян, П.К. Скоробогатов. Радиационные эффекты в интегральных микросхемах. Москва, «Энергоатомиздат», 1989 г. 256 с. [101] К. Лейман. Взаимодействие излучения с твердым телом и образование элементарных дефектов. Перевод с английского Г.И. Бабкина. Москва, "Атомиздат", 1979 г. 296 с. [102] М.А. Кумахов, Г. Ширмер. Атомные столкновения в кристаллах. Москва, «Атомиздат», 1980 г. 192 с. [103] Ф.Ф. Комаров, А.П. Новиков, В.С. Соловьев, С.Ю. Ширяев. Дефекты структуры в ионно-имплантированном кремнии. Минск, «Университетское», 1990 г. 320 с. [104] Tetsuya Kawakubo. Electrical and Optical Properties of Neutron Irradiated GaAs and GaP Crystals. Annu. Rep. Res. Reactor Inst., Kyoto Univ. Vol. 23, 97-123 (1990). [105] И.В. Меднис. Сечения ядерных реакций, применяемых в нейтронно-активационном анализе. Справочник, Рига, «Зинатне», 1991 г. 119 с. [106] Физические величины: Справочник / А.П. Бабичев, Н.А. Бабушкина, А.М. Братковский и др.; Под. ред. И.С. Григорьева, Е.З. Мейлихова. – М.; Энергоатомиздат, 1991. – 1232 с. [107] У.А. Улманис. Радиационные явления в ферритах. Москва, "Энергоатомиздат", 1984 г. 160 с. [108] Varley F. Sears. Neutron scattering lengths and cross sections. Neutron News, Vol. 3, No. 3, 26 (1992). [109] О.И. Лейпунский, Б.В. Новожилов, В.Н. Сахаров. Распределение гамма-квантов в веществе. М.: Государственное из-во физико-математической литературы. 1960 г. 207 с. [110] McKinly W.A., Feschbach H. Phys. Rev., Vol. 74, No. 12, 1759 (1948). [111] В.С. Вавилов, Н.А. Ухин. Радиационные эффекты в полупроводниках и полупроводниковых приборах. Москва, «Атомиздат», 1969 г. 312 с. [112] Kahn F. J. Appl. Phys., Vol. 30, No. 8, 1310 (1959). [113] Н.Г. Колин. Изв. вузов. Физика, 6, 12 (2003). [114] A.Y. Polyakov, N.B. Smirnov, A.V. Govorkov, A.V. Markov, S.J. Pearton, M.G. Kolin, D.I. Merkurisov, V.M. Boiko, M. Skowronskii, In-Hwan Lee. Physica B, 376−377, (2006). [115] A.Y. Polyakov, N.B. Smirnov, A.V. Govorkov, A.V. Markov, S.J. Pearton, N.G. Kolin, D.I. Merkurisov, V.M. Boiko. J. Appl. Phys., 98, 033529-1 (2005). [116]A.Y. Polyakov, N.B. Smirnov, A.V. Govorkov, A.V. Markov, N.G. Kolin, V.M. Boiko, D.I. Merkurisov, S.J. Pearton. J. Vac. Sci. Technol. B, 24 (3), 1094 (2006). [117] V.M. Boyko, V.T. Bublik, N.G. Kolin, D.I. Merkurisov, K.D. Shcherbachev, M.I. Voronova. Physica B, 373, 82 (2006). 182 [118] Вопросы радиационной технологии полупроводников, под ред. Л.С. Смирнова (Новосибирск, Наука. Сиб. отделение, 1980). [119] Брудный В.Н., Кривов М.А., Потапов А.И., Шаховцов В.И. Электрические свойства и отжиг дефектов в арсениде галлия, облученном большими интегральными потоками электронов // ФТП. 1982. Т. 16. Вып. 1. С. 32 - 39. [120] 7. S.J. Pearton, A.Y. Polyakov. Int. J. Mater. and Structural Integrity. 2(1/2), 93 (2008). [121] В.Н.Брудный, А.В.Кособ уцкий, Н.Г.Колин. Изв. Вузов Физика 51(12), 24 (2008). [122] В.Н.Брудный, А.В.Кособ уцкий, Н.Г.Колин. ФТП. 43(10), 1312 (2009). [123] Z.-Q. Fang, D.C. Look, W. Kim, Z. Fan, A. Botchkarev, H. Morkoc, Appl. Phys. Lett. 72, 2277 (1998) [124] S.A. Goodman, F.D. Auret, F.K. Koschnick, J.-M. Spaeth, B. Baumont, P. Gibart. Mat. Sci. Eng. B71, 100 (2000) [125] K. Lorenz, J.K. Marcues, N. Franco, T.Alves, M. Peres, M.R. Correia, T. Monteiro. Nucl. Instr. and Meth. B. 266, 2780 (2008). [126] A.Y.Polyakov, N.B.Smirnov, A.V. Govorkov, N.G. Kolin, D.I. Merkurisov, V.M. Boiko, A.V. Korulin, S.J. Pearton. J. Vac. Sci. Technol. B. 28, 608 9 (2010). [127] J.C. Marques, K. Lorenz, N. Franco, E. Alives. Nucl. Instrum. Meth. B, 249 (1-2), 358 (2006). [128] F. Gao, E.J. Bylaska, W.J. Weber. Phys. Rev. B, 70 (24), 245 208 (2004). [129] Cris G. Van de Walle, Jorg Neugebaer. J. Appl. Phys., 95 (8), 3851 (2004). [130] K.H. Chow, G.D. Watkins, Akira Usui, M. Mizuta. Phys. Rev. Lett., 85 (13), 2761 (2000). [131] A.Y. Polyakov, A.V. Govorkov, N.B. Smirnov, H. Amano, S.J. Pearton, In-Hwan Lee, Q. Sun, J. Han, K.S. ZhuravlэВ, S.Y. Karpov, Deep and shallow defects in III-N Materials grown in nonpolar and N-polar directions, in the abstracts of the International Workshop on Nitride Semiconductors, IWN2010, Tampa, USA, 19-24 September 2010, invited talk, paper E4.1, p.182 [132] A.Y. Polyakov, N.B. Smirnov, A.V. Govorkov, K.D. Shcherbatchev, V.T. Bublik, and M.I. Voronova, Amir M. Dabiran, A.V. Osinsky, S.J. Pearton, Electrical, photoelectrical, and luminescent properties of doped p-type GaN superlattices, J. Vac. Sci. Technol. B25(1), 69-73 (2007). 183
