Содержание к диссертации
Введение
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
2.4 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 расчета количества первичных радиационных дефектов и 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
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 реакторными нейтронами и высокоэнергетичными электронами на 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
- Оцениваемые характеристики и нормы для показателей точности
- Методика измерения емкостных параметров и спектров глубоких уровней эпмтаксиальных слоев нитрида галлия
- Гамма-излучение реактора
- Анализ микроструктуры и состава поверхности эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных быстрыми реакторными нейтронами и высокоэнергетичными электронами
Оцениваемые характеристики и нормы для показателей точности
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 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 сине-зеленой 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 полуизолирующем AlN. Поэтому практически все технологические исполнения GaN-приборов 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 являются сильнонарушенными кристаллическими объектами и характеризуются большой плотностью дислокаций. В результате 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 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].
Методика измерения емкостных параметров и спектров глубоких уровней эпмтаксиальных слоев нитрида галлия
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 К-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 К1 линию. Угловая расходимость отраженного луча в плоскости дифракции составляет 0,00350. Улучшить разрешение можно, 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).
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
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 и азимутальный поворот с помощью шаговых двигателей. Подвеска установлена на оси гониометра и может поворачиваться на угол 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 совмещена ось поворота блока детектирования 2. 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 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.
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 . 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 интересующих угловых областей, и измерения проводятся только в них, а данные представляются как единая кривая в одном файле).
Гамма-излучение реактора
Можно отметить более высокую скорость компенсации исходной проводимости пленок /?-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. 43(а,Ь)). Такая же зависимость, но в несколько раз меньше наблюдается и для образцов n-GaN. Так при облучении -GaN(Mg) полным спектром нейтронов скорости удаления свободных дырок на начальном этапе облучения для Ф = 21016 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, 81018 см-2 (рис. 4.3(от, 6)). 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]. На рисунке 4.4 представлены температурные зависимости удельного электрического сопротивления, легированных магнием в исходном состоянии эпитаксиальных слоев p-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов.
Исследование изохронного отжига облученных «малыми дозами» (до 4-1017 см-2) полного спектра реакторных нейтронов исходных кристаллов p-GaN выявляет стадии отжига радиационных доноров при температурах около (100-300) С, (500-700) С и (750-850) 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 4-1017 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 p-GaN 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 8-1018 см-2, выявляет широкую стадию «обратного» отжига при температурах выше 200 С (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. Следовательно, кривая р(Тотж) повторяет кривую р(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 р-GaN не удается достичь даже при температурах отжига 950 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 = 0,126ФТ [126Рентгенодифракционные исследования эпитаксиальных слоев w-GaN, облученных различным спектром реакторных нейтронов
Исследовались зависимости структурных свойств специально не легированных (n = 11015 см-3) и сильнолегированных (n = 210 см- ) кремнием эпитаксиальных слоев n-GaN 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 10x10 мм, вырезанные из пластин. Облучение структур проводилось в вертикальных каналах ядерного реактора ВВР-ц «НИФХИ им. ЛЯ. Карпова» (г. Обнинск) полным спектром (ФТ) и преимущественно быстрыми реакторными нейтронами (ФБ) флюенсом 81018 см-2 при соотношении плотностей потоков тепловых/быстрых нейтронам ФT/ФБ 1. В зоне облучения плотность потока тепловых нейтронов составляла ФT =3,751013 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. K -линию отделяли с помощью щели 0,2 мм. Дисперсия длины волны Cu Kа1 составляла ДАЛ, = 1 10-4.
Анализ микроструктуры и состава поверхности эпитаксиальных слоев n-GaN, облученных быстрыми реакторными нейтронами и высокоэнергетичными электронами
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 21016 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 высокой концентрации глубоких ловушек (рис. 6.12).
Центры захвата 0.45 эВ, в облучённых большими флюенсами нейтронов ФТ = 71017 см-2 и ФТ = 1.51018 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 (61016 см-3 вместо ожидаемых 1017 см-3 для более низкого значения флюенса нейтронов, 81016 см-3 вместо 21017 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 легированных (1017 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 = 1,51018 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 уменьшается и вновь приобретает энергию активации 0,9 эВ (рис. 6.15).
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).
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 21017 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 с комплексами германия и радиационных дефектов. 0 2 0 0 15 0 10 0
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).
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 кислорода ограничена, можно ожидать, что при облучении большими флюенсами нейтронов рост концентрация H5 остановится. Это действительно происходит для флюенсов выше 21017 см-2. Альтернативные центры, образующиеся при таких больших значениях флюенсов, имеют энергию активации 0,85 эВ. о
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 oC без деградации поверхности.
