Влияние гамма- и электронного облучения на ключевые параметры мощных высокочастотных диффузионных диодов
Введение
Воздействие электронного и гамма-излучения на кремниевые диффузионные диоды изучали многие авторы, а результаты их исследований изложены в многочисленных монографиях [1–3]. Однако в этих работах не приводится систематического сравнения влияния этих двух видов излучения на регламентированные параметры диффузионных диодов. Единственное в этом смысле исключение составляет работа [4], в которой показано, что облучение быстрыми электронами должно быть более предпочтительным относительно получения меньших значений прямого падения напряжения при заданном уровне времени восстановления обратного сопротивления. В работе [5] исследовано влияние электронного и гамма-излучения на планарные диоды. Данные этой работы свидетельствуют о том, что облучение гамма-квантами Cо60 с точки зрения соотношения между прямым падением напряжения на диоде (UF) при плотности прямого тока около 250 A/см2 и временем восстановления обратного сопротивления (τrr) идентично облучению электронами с энергией 4–4,5 MэВ и обеспечивает лучшее, по сравнению с облучением электронами, соотношение между уровнем обратного тока (IR) и соответствующим ему значением τrr. В этой работе была подтверждена общепринятая точка зрения, в соответствии с которой основным глубоким энергетическим уровнем, который формирует значения τrr и UF в диодах, чья база насыщена кислородом (~2×1017 см–3), является А‑центр (Ec–0,17 эВ), и было показано, что наиболее вероятным глубоким энергетическим уровнем, который формирует величину IR, является Е‑центр (Ec–0,4 эВ).
Эта статья посвящена исследованию возможных различий электронного и гамма-радиационного воздействия с точки зрения оптимального сочетания важнейших параметров кремниевых диффузионных выпрямительных диодов средней мощности — прямого падения напряжения (UF), обратного тока (IR) и времени восстановления обратного сопротивления (τrr).
Объект исследования и методика эксперимента
Основные технологические аспекты изготовления p+—n-n+-структуры (кристалла) исследуемых диодов сводятся к следующему:
p+-n-n+-структура изготавливалась на кремнии n‑типа с исходным удельным сопротивлением 4 Ом·см по стандартной диффузионной технологии.
Перед диффузией пластины кремния шлифовались микропорошком карбида бора с размером зерна 20 мкм до размера около 230 мкм.
- p+-n‑ и n-n+-переходы создавались диффузией алюминия из раствора азотнокислого алюминия и пленкообразующего раствора КФК‑54 (54%-ное содержание фосфорной кислоты) при температуре +1250 °C в течение 38 ч.
- Глубина залегания p-n— и n-n+-переходов составляет (110 ±5) и (40 ±5) мкм соответственно.
- Ширина квазинейтральной части базы диода равна 70–80 мкм.
- Концентрация кислорода в активной части кристалла (в базе диода под p+-областью) составляет не менее ~1×1018 см–3.
- Для уменьшения последовательного сопротивления в прямом направлении со стороны диффузии алюминия создавалась p+-область с помощью диффузии бора из раствора борного ангидрида. Температурный режим диффузии бора и ее длительность аналогичны приведенным выше для диффузии алюминия и фосфора, а размеры этой области аналогичны размерам n+-области.
- Омические контакты к p+— и n+-областям создавались трехразовым химическим осаждением никеля (с его выжиганием при температуре +350 °C в течение 5 мин.) и двухразовым гальваническим осаждением золота.
- Разделение пластины на кристаллы круглой формы осуществлялось с помощью станка ультразвуковой резки, а снятие фаски проводилось в сферических шлифовальниках с помощью микропорошка карбида бора с размером зерна 20 мкм.
Схематическая конструкция исследуемой диффузионной p+-n-n+-структуры и диодов на их основе (с указанием основных размеров в миллиметрах) представлена на рис. 1. (Двухслойная защита поверхности кристалла органическими материалами не показана.) Эти диоды рассчитаны на номинальный прямой ток (IF) 10 А и обратное напряжение 100–200 В.
Облучение образцов гамма-квантами и электронами проводилось на гамма-установке и ускорителе У‑003 ИЯФ АН РУз. Средняя энергия гамма-квантов при облучении диодов на гамма-установке соответствовала гамма-излучению Co60 (~1,25 MэВ) c интенсивностью ~1012 см–2 с–1. Точность определения потока гамма-квантов (Фγ), которым облучались диоды, составляла ~±10%. Средняя энергия электронов при облучении диодов электронами составляла (7÷7,5) MэВ с интенсивностью ~(2,5÷3)×1011 см–2 с–1. Точность определения флюенса электронов (Фе), которым облучались диоды, была ~±15%.
Радиационному воздействию подвергались диоды, имеющие минимальный разброс по основным параметрам до воздействия радиации: прямое падение напряжения UF = 0,75–0,8 В при прямом токе IF = 10 A, обратный ток IR ~0,5–0,7 мкА и 0,7–1 мкА при обратном напряжении UR, равном 100 и 200 В соответственно, время восстановления обратного сопротивления τrr ≤ 2,8 ±0,2×10–6 с при IF = 1 A, IF/IR = 1 и уровне отсчета обратного тока 0,1 А. Эти параметры соответствовали средним значениям, наблюдаемым в процессе массового производства диодов. Каждому уровню радиационного воздействия подвергалась группа диодов в количестве 10 штук.
После радиационного воздействия проводилось измерение τrr, UF и IR. Режимы измерения этих параметров соответствовали режимам, приведенным выше, а методы измерения параметров соответствовали:
- UF — ГОСТ 18986.3 с погрешностью, не превышающей 3%;
- IR — ГОСТ 18986.1 с погрешностью не более 10%;
- τrr — ГОСТ 18986.8 с погрешностью не более 15%.
Используя экспериментально определенные значения τrr, заданные величины IF/IR = 1 и ширину базы диода (d = 75 мкм), по графикам работы [6] и формуле (1), приведенной в работе [7], вычислялось время жизни неосновных носителей заряда:
где Lp — диффузионная длина дырок; τpo — время жизни неосновных носителей заряда, вычисленное по графикам работы [6] для случая d/Lp >> 1. Величина коэффициента радиационного изменения времени жизни (Kτ) вычислялась из известной формулы, определяющей изменение Tp под действием радиационного облучения:
1/τp(Ф)–1/τp(0) = Δ(1/τp) = KτФ, (2)
где τp(Ф) — время жизни неосновных носителей заряда после радиационного воздействия Ф; τ(0) — время жизни неосновных носителей заряда до облучения; Kτ — коэффициент радиационного изменения времени жизни.
Основные результаты работы и их обсуждение
На рис. 2 представлены экспериментальные графики зависимости Δ[1/tp](Фγ) и Δ[1/tp](Фе). При этом каждой экспериментальной точке сопоставлен наблюдавшийся разброс значений Δ[1/tp] и возможная погрешность определения Фγ и Фе (потоков гамма-квантов и электронов соответственно).
Согласно рис. 2 зависимость:
Δ(1/τp) = F(Ф) (3)
для диффузионных диодов с геометрией и параметрами, приведенными выше, в отличие от планарных приборов, исследованных в [5], явно нелинейная с уменьшением величины dF/dФ при увеличении Ф. Это, по сути, означает, что с ростом Ф уменьшается величина коэффициента Kτ (при линейной зависимости (3)).
Kτ — величина постоянная. Подобная нелинейная зависимость (3) для диффузионных диодов наблюдалась и анализировалась в работе [4] (для диодов, подвергнувшихся гамма-облучению) и в работе [5] (для диодов, подвергнувшихся электронному облучению). В работе [4] предполагается, что наиболее вероятной причиной наблюдаемой зависимости (3) является снижение скорости введения А‑центра с увеличением потока радиации (Ф), воздействующего на диод. Это снижение в соответствии с работой [8] «может быть связано с аннигиляцией пар Френкеля на дефектных центрах, в качестве которых могут выступать примеси (контролируемые и неконтролируемые)», которыми, конечно, насыщена база диффузионного диода после высокотемпературной диффузии. Однако никаких количественных оценок, подтверждающих эту гипотезу, ни в [4], ни в [8] не приводится. В связи с этим представляет несомненный интерес разработка (на основе приведенных экспериментальных данных) инженерной методики расчета зависимости (3) и (или) Kτ(Ф), чтобы объяснить наблюдаемую нелинейную зависимость (3) с точки зрения теории рекомбинации Шокли-Рида. При этом будем исходить из двух основополагающих предпосылок, хорошо обоснованных и описанных в [1–3].
Для рекомбинационного центра, расположенного в верхней половине запрещенной зоны, константа повреждаемости времени жизни Kt для полупроводника n‑типа определяется следующей формулой:
где Δn — концентрация неравновесных носителей; n0 — концентрация равновесных носителей; n1 — концентрация носителей в зоне проводимости, в случае если энергетическое положение уровня Ферми совпадает с энергетическим положением рекомбинационного уровня (~0,17 эВ для нашего случая); Vp — тепловая скорость дырок; σp — сечение захвата дырок на рекомбинационный уровень; dM/dФ — скорость введения рекомбинационного центра при облучении.
Анализ формулы (4) показывает, что она по крайней мере качественно объясняет известные нам закономерности, определяющие зависимость Kt от потока радиации, воздействующего на диод, удельного сопротивления его базы и прямого тока через него. Kt уменьшается с увеличением Ф, если Δn/n0 ≤ n1/n0, так как с ростом Ф уменьшается диффузионная длина дырок и, следовательно, уровень инъекции. Этот случай, как это будет показано ниже, в полной мере реализуется в настоящей работе.
Отметим, что Kt уменьшается с ростом удельного сопротивления базы диода (с уменьшением значения n0) и при снижении прямого тока (с уменьшением Δn, которая пропорциональна току), что подтверждается экспериментами, приведенными в работе [4].
Оценим количественно это предположение о механизме формирования зависимости (3) применительно к диффузионным диодам и режимам измерения, которые использованы в этой статье. Для этого рассмотрим численные значения основных членов формулы (4).
Для исследуемого диода концентрацию неравновесных носителей (Δn) в первом приближении можно рассчитать по формуле [9]:
где IF = 1 А — прямой ток, с которого происходит переключение на обратное напряжение при измерении τrr; Dp ≈ 10 см2/с — коэффициент диффузии дырок; Lp — диффузионная длина дырок в базе диода; 1/√KtФ — время жизни неосновных носителей заряда в базе диода, изменяющееся под действием облучения с потоком Ф; Spn ≈ 0,5 см2 — площадь p-n-перехода исследуемых диодов.
n0 ≈ 1,25×1015 см–3 — это значение концентрации основных носителей в базе при ее удельном сопротивлении около 4 Ом·см. Тепловая скорость дырок вычислялась по известной формуле:
Для температуры 300 K — Vp ≈ 1,67×107 см/с (при расчете принималось, что mp — эффективная масса дырок, равна согласно [10] 0,49m0, где m0 — масса покоя электрона); n1 = Ncexp(–0,17/kT) = 4,05×1016 см–3 (для расчета n1 использовались значения Nc ≈ 2,8×1019 см–3; kT ≈ 0,0256 эВ из [7]), значение сечения захвата А‑центром дырок (σp) не зависит от вида и энергии радиоактивного воздействия и равно около 2×10–14 см2. В соответствии с этими работами dMе/dФе|А‑Ц ≈ 0,6 см–1 (для энергии электронов 7 МэВ).
Если, как об этом говорилось выше, мы принимаем, что время жизни неосновных носителей заряда в базе диода в результате гамма- и электронного облучения формируется А‑центром [1–4], то n1 = Ncexp(–0,17/kT) = 4,05×1016 см–3.
Значение сечения захвата А‑центром дырок (σp) не зависит от вида и энергии радиоактивного воздействия и в соответствии с [5] равно примерно 2×10–14 см2.
Наиболее полные и достоверные данные о скорости введения А‑центров под действием гамма- и электронного излучения приведены в монографиях [1] (для электронного облучения применительно к энергии электронов от 0,5 до 100 MэВ) и [8] (для гамма-облучения CO60).
Подставляя все приведенные численные значения в формулу (4), можем получить следующее выражение, которое характеризует связь между Kt и Фдля диодов, исследовавшихся в настоящей работе:
где коэффициент R = Vpσp(dM/dФ) ≈ 1,67×10–10 см2/с и примерно 2×10–7 см2/с для облучения гамма-квантами и электронами соответственно.
Ясно, что формула (5) описывает связь между Kt и Ф в неявном виде. Тем не менее численные расчеты, осуществленные по этой формуле, позволили выразить эту связь графически, что и представлено на рис. 3 для гамма- и электронного излучения соответственно. На этом же рисунке нанесены экспериментальные точки зависимости Kt(Ф), полученные из экспериментальных значений Δ(1/τp) с помощью формулы (2), а также погрешности в определении Kt и потоков гамма-квантов и электронов.
Заключение
Таким образом, предложенная модель удовлетворительно объясняет ход экспериментальной зависимости Kt = F(Ф), и, следовательно, формулами (4) и (6) можно пользоваться для прогнозирования величины времени жизни неосновных носителей, а также времени восстановления обратного сопротивления диффузионных диодов.
- Ладыгин Е. А. Радиационная технология твердотельных электронных приборов. М.: ЦНИИ «Электроника», 1976.
- Коршунов Ф. П., Гатальский Г. В., Иванов Г. М. Радиационные эффекты в полупроводниковых приборах. Минск: Наука, 1978.
- Вавилов В. С., Ухин Н. А. Радиационные эффекты в полупроводниках и полупроводниковых приборах. М.: Атомиздат, 1969.
- Добровинский Ю. М. Исследование радиационных эффектов в диффузионных электронно-дырочных переходах на основе кремния. Разработка гамма-радиационного технологического процесса. Диссертация на соискание уч. степ. кандидата физико-математических наук. Ташкент, 1981.
- Рахматов А . З., Ташметов М. Ю., Сандлер Л. С. Влияние проникающей радиации на параметры кремниевого планарного высокочастотного высоковольтного выпрямительного диода // Вопросы атомной науки и техники. Серия: Физика радиационных повреждений и радиационное материаловедение. Киев. 2011. № 4.
- Носов Ю. Р. Полупроводниковые импульсные диоды. М.: Советское радио, 1964.
- Тхорик Ю. А. Переходные процессы в импульсных полупроводниковых диодах. Киев: Техника, 1966.
- Болотов В. А., Васильев В. А., Двуреченский А. В. Вопросы радиационной технологии полупроводников. Новосибирск: Наука, 1980.
- Адирович Э. И., Карагеоргий-Алкалаев П. М., Лейдерман А. Ю. Токи двойной инжекции в полупроводниках. М.: Советское радио, 1978.
- Росадо Л. Физическая электроника. М.: Высшая школа, 1991.