радиационные эффекты в технологии полупроводниковых
advertisement
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В ТЕХНОЛОГИИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ И ПРИБОРОВ Ф.П. Коршунов, Ю.В. Богатырев, С.Б. Ластовский, И.Г. Марченко, Н.Е. Жданович Введение. Вопреки сложившимся представлениям о том, что проникающая радиация вызывает в полупроводниках и полупроводниковых приборах только радиационные повреждения, приводящие их в негодность, нашими работами [1] и работами других авторов [2] установлено, что во многих случаях радиация может служить эффективным технологическим инструментом, который позволяет получать качественные полупроводниковые материалы, существенно усовершенствовать и удешевить производство многих типов полупроводниковых приборов, улучшить их качество, а также экономить драгоценные металлы, используемые при их производстве. В технологических процессах изготовления полупроводниковых приборов перспективно использование большинства видов проникающих излучений: быстрых электронов, гаммаквантов, нейтронов, протонов, альфа-частиц и др. В технологии ядерного легирования полупроводниковых материалов используются медленные нейтроны и высокоэнергетичные электроны (Е 50 МэВ). Применение радиации в технологических процессах базируется на радиационных эффектах, которые они вызывают в полупроводниках и структурах с р-n-переходами. Это, главным образом, радиационные эффекты: эффекты смещений, ядерные превращения, ионизационные эффекты. 1. Радиационные эффекты 1.1. Эффекты смещений и радиационное дефектообразование. Эффекты смещений приводят к образованию в кристалле радиационных дефектов. Радиационный дефект может возникнуть в том случае, если 332 энергия бомбардирующей частицы достаточна для смещения атома из узла кристаллической решетки в междоузлие. Например, атом кремния смещается, если он получит от бомбардирующей частицы энергию примерно 15-20 эВ [2]. Эта энергия называется пороговой энергией смещения (Еd). Для случая облучения быстрыми электронами, наиболее часто применяемыми в радиационной технологии, выражения для определения максимальной энергии, передаваемой атому быстрым электроном, имеет вид [3]: Еmax=2(Еэ+2mС2)Еэ/Mc2, (1) где Еmax - наибольшая кинетическая энергия смещенного атома; Еэ кинетическая энергия электрона; m - масса покоя электрона; с - скорость света, M - масса ядра атома полупроводника. Энергия электрона, при которой возможно начало смещения атомов, в кремнии составляет около 150 кэВ и в германии — 300 кэВ [4]. При облучении используются в проводников радиационной гамма-квантами, технологии, которые вероятность также образования смещений в результате непосредственного взаимодействия гамма-кванта с ядром атома очень мала. Смещения в данном случае будут возникать за счет электронов, образующихся в полупроводнике главным образом в результате комптон-эффекта. В кремнии при облучении гамма-квантами Со60 со средней энергией энергией 1,25 МэВ комптоновские электроны возникают с 0,59 МэВ [5]. Если энергия первичносмещенного атома значительна, то он может сам производить вторичные смещения и т.д. Надо отметить, что первичные радиационные дефекты (междоузельный атом и вакансия) весьма подвижны и при комнатных температурах нестабильны. Они вступают во взаимодействие друг с другом аннигилируют или взаимодействуют с имеющимися в кристалле примесями и несовершенствами - дислокациями и др. Так образуются более сложные вторичные радиационные дефекты, 333 например, для кремния n-типа проводимости, легированного фосфором и наиболее характерны такие радиационные дефекты как вакансия + атом фосфора (Е-центр), вакансия + атом кислорода (А-центр), дивакансия (соединение двух вакансий) и другие. В настоящее время определено большое количество различных типов радиационных дефектов полупроводника, в вида зависимости радиационного от примесного воздействия, состава которые характеризуются различной энергией в запрещенной зоне, термической стабильностью и способностью влияния на электрические и оптические свойства полупроводника и полупроводниковых приборов (табл.1). Радиационные дефекты проявляют себя в полупроводниках как центры рекомбинации, изменяя время жизни неосновных носителей заряда, как центры захвата, снижая концентрацию основных носителей, и как центры рассеяния, уменьшая подвижность. Таким образом, введением определенных строго дозируемых концентраций термостабильных радиационных дефектов в полупроводники и полупроводниковые приборные структуры можно регулировать их свойства и характеристики порой с точностью, недостижимой при использовании диффузии химических примесей. Это положено в основу разрабатываемых радиационных технологий для конкретных типов полупроводниковых приборов. 1.2. Ядерные превращения. Известно, что при облучении веществ нейтронами и другими высокоэнергетичными частицами происходят ядерные реакции, приводящие к образованию атомов химических элементов, ранее отсутствовавших в материале. Легирование некоторых полупроводников при помощи медленных нейтронов (имеют большое сечение ядерной реакции) распределения примесей можно осуществить при равномерности 3% в отличие от химическо-технологического 334 легирования — 10 15 %. Впервые предложил идею ядерного легирования и провел эксперимент на германии К.Ларк-Горовиц [13]. Таблица 1 Радиационные дефекты в кремнии и их параметры Тип дефекта Энергетичес кое положение в запрещенно й зоне, эВ Вакансия Si Еv+0,05 эВ 0 нейтральная (V ) Сечение захвата носителей заряда n, 2 р, см р=5·10 -17 Вакансия Si отрицательно заряженная (V-) Междоузельный атом Si (I) дважды отрицательно заряженная (VV) А-центр, V-0 Т, К 150 р 60-80 Ес-0,40 эВ 4 Метастабильная пара (V-I) Дивакансия (VV): отрицательно заряженная (VV)- Температ Тип Лите ура проводи рату отжига мости ра 6 6 n, р 76 1 1 7 Ес-0,40 эВ Ес-0,23 эВ 540-640 n= 2·10-16 Ес-0,18 эВ 530-620 593-643 n 8 V-02 743 8 V-03 743 9 Е-центр (Р-V) Ес-0,40 эВ Центры Ci-Cs Сi-0i р=2,5·10 -16 393-593 n 12 Ес-0,16 эВ 500 n 10 Ev+0,35 эВ 650 р 11 335 Особый интерес в настоящее время ядерное легирование представляет для кремния и арсенида галлия, наиболее широко применяемых в производстве полупроводниковых приборов и интегральных микросхем. Выращенный чистый кристалл кремния состоит в основном из трех его изотопов — Si28 (92,21 %), Si29(4,7%) и Si30(3,09%). Оказывается, что только изотоп Si30 может захватывать нейтрон, превращаясь в стабильный изотоп фосфора Р31, являющийся донором в кремнии. Ядерная реакция превращения атома кремния в атом фосфора записывается как, 30 Si+n → Si31 →2,6 ч Р31+β-. (2) Изотопы кремния Si28 и Si29 при ядерных реакциях не дают других стабильных химических элементов, поэтому не изменяют свойства кремния. Надо отметить , что ядерная реакция очень эффективно протекает на медленных нейтронах (Ен 200 кэВ), плотность которых в обычном атомном реакторе велика. Концентрацию атомов фосфора, являющегося донором в кремнии, вследствие ядерной реакции, можно подсчитать по формуле: Nф=ФtσNPi, где Фt — флюенс медленных сечение (3) нейтронов (н/см2), σ — эффективное реакции (1,1·10-25см2), N — концентрация атомов в кремнии (5·1022см-3), Pi — содержание изотопа в кристалле (3,09 %). Таким образом, концентрацию атомов фосфора в кристалле кремния можно регулировать дозой нейтронного облучения. После ядерного легирования кристаллы подвергаются термическому отжигу температуре около 1350 К для устранения радиационных нарушений. 336 при Возможность ядерного легирования арсенида галлия потоком реакторных нейтронов была впервые показана экспериментально [14]. Ядра галлия и мышьяка (изотопы Ga69, Ga71, As75), захватившие нейтроны, превращаются в нестабильные изотопы, в результате распада которых образуются стабильные изотопы Ge70, Ge72 и Se76 согласно реакциям [15]: Ga69 (n, ) Ga70 → β- Ge70, Ga71 (n, ) Ga72 → β- Ge72, (4) As75 (n, ) As76 → β- Se76. Реакции эффективно идут на медленных нейтронах атомного реактора. Суммарная концентрация трансмутационно-вводимых примесей может быть рассчитана по формуле (3). Подставляя соответствующие значения в (3), получаем суммарную концентрацию атомов Ge и Se: NSe+Ge=0,16Ф,. (5) Соотношение концентраций трансмутационно вводимых примесей Se и Ge составляет: NSe/NGe=1,46. (6) При этом обеспечивается высокая однородность и точность в распределении вводимых примесей. Облученные в реакторе полупроводники обладают остаточной радиоактивностью, поэтому работа с ними возможна лишь после снижения удельной активности ниже определенного предела. В соответствии с рекомендациями МАГАТЭ по радиационной защите, радиоактивным считается любой материал, имеющий удельную активность 2·10-3 мкКи/г. Уровень наведенной радиоактивности определяется временем и условиями облучения, а также зависит от примесного состава облучаемого материала. В нелегированных полуизолирующих кристаллах GaAs, выращенных методом 337 Чохральского, оптимально эффект трансмутационного легирования проявляется при облучении флюенсом медленных нейтронов в пределах 1016 1018 н/см2. Ядерно-легированными кристаллами кремния можно пользоваться через сутки после облучения, арсенида галлия — через значительно большее время. 1.3. Ионизационные эффекты. В кристалле полупроводника или диэлектрика в результате воздействия радиации образуются свободные электроны и положительно заряженные ионы (дырки). Таким образом, возникают избыточные электронно-дырочные пары, которых ранее в материале не было. Концентрацию таких неравновесных пар можно подсчитать по формуле [16]: n= р=υсτ/е, (7) где е — заряд электрона, υ — мощность дозы радиации; с — коэффициент преобразования, зависящий от вида радиации и ее энергетического спектра, τ— время жизни неравновесных носителей заряда. Эффекты ионизации, с точки зрения использования в технологии, могут играть существенную роль в структурах металл-диэлектрикполупроводник. Под воздействием излучения в диэлектрике накапливается заряд и там может сохраняться сколь угодно долго или нейтрализовать уже имеющийся в нем заряд другого знака. Этот эффект можно использовать для регулирования параметров приборов на МДП-структурах. 2. Радиационные эффекты в технологии 2.1. Ядерное легирование арсенида галлия. Применение и развитие традиционных методов металлургического легирования выявили ряд ограничений технологий, связанных с однородностью распределения легирующих примесей в объеме растущего кристалла, что обусловлено, 338 главным образом, термодинамическими причинами. Альтернативой этому является ядерное легирование (ЯЛ) полупроводников. Для кремния эти исследования широко описаны в литературе [17]. Мы здесь приведем некоторые полученные нами результаты по арсениду галлия [18,19]. Удачное сочетание свойств данного материала (прямая структура энергетических зон, высокая эффективность излучательной рекомбинации, малая эффективная масса и высокая подвижность электронов) позволило создать на его основе многие приборы СВЧ, опто- и функциональной электроники, а также интегральные схемы. Исследования проводились на монокристаллах и эпитаксиальных слоях арсенида галлия. Ядерное легирование осуществлялось в различных каналах ядерного реактора, различающихся соотношениями плотностей медленных и быстрых (Е>0,1 МэВ) нейтронов φt/φf в диапазоне 50-185. Температура образцов в процессе облучения была около 70oС. Флюенс медленных нейтронов варьировался в пределах 5·1016 5·1017 н/см2. Отжиг образцов проводился в различных атмосферах (водород, азот) в ампулах в диапазоне температур 100 1000oС в течение 1 часа с шагом в 50oС и последующим медленным охлаждением до комнатной температуры. После образцы подвергались травлению в полирующем травителе с целью удаления нарушенного слоя и промывке в деионизованной воде. Для измерения проводимости и эффекта Холла использовались образцы размером 5 х 5 мм2. Характер восстановления свойств кристаллов ЯЛ арсенида галлия (ЯЛАГ) зависит как от характеристик исходного материала, так и от условий облучения (рис. 1). Анализ зависимостей удельного сопротивления от температуры отжига (Тотж) позволяет выделить несколько стадий отжига. Основной отжиг радиационных дефектов происходит в диапазоне 339 Рис. 1. Зависимость удельного сопротивления ЯЛ n-GaAs от температуры изохронного отжига. Исходная концентрация носителей заряда до облучения 2·1016 (1) и 3·1015см-3 (2). Доза облучения Фt=5·1017 см-2, φt/φf =50. 9 10 7 10 , Oм*см 2 1 5 10 3 10 1 10 -1 10 100 200 300 400 500 600 700 T, o C температур 420 520оС. Удельное сопротивление в результате отжига образцов снизилось на шесть порядков. Рис.2. Зависимость удельного сопротивления ЯЛ полуизолирующего и n-типа GaAs от температуры изохронного отжига. Исходный материал: 1, 3 – n=2·1016cм-3; 2, 4 – полуизолирующий, ρ>107 Ом·см 9 10 7 10 5 , Oм*см 10 3 10 1 1 10 2 3 4 -1 10 100 200 300 400 T, o 500 600 C При отжиге образцов 700 ЯЛАГ, облученных медленными нейтронами флюенсом Фt=5·1017см-2 при φt/φf = 185, было установлено: чем выше исходная концентрация носителей заряда, тем с меньших температур начинает протекать процесс отжига (рис. 2). Соотношение φt/φf также влияет на характер кривых отжига (Тотж) по сравнению с рис. 1. Происходит некоторый сдвиг кривых отжига в низкотемпературную область, и проявляются 340 ряд стадий отжига. Окончательное восстановление свойств происходит при несколько меньших температурах, чем в первом случае (рис. 1). Исследовалось изменение , n, в результате отжига эпитаксиальных слоев (ЭС) арсенида галлия, облученных флюенсом медленных нейтронов 5·1016 см-2 при t/ f=185 (рис. 3). Исходные эпитаксиальные слои GaAs (n=1·1015 cм-3) были выращены методом хлоридной эпитаксии на подложках полуизолирующего арсенида галлия. Oм*cм Характер отжига эпитаксиальных 10 7 10 5 10 3 10 1 слоев во многом схож с отжигом объемных кристаллов. Однако есть и отличия. На зависимостях 10 -1 n(Тотж) наблюдаются лишь две стадии 10 -3 отжига. свойств более низких температурах ( 500оС), 3000 чем 2 cм /Bc Восстановление эпитаксиальных слоев происходит при 4000 16 10 15 массивных ядерно-легированные 1000 10 у образцов. Исследованиями было установлено, что 2000 слои GaAs являются более однородными по своим электрическим свойствам по сравнению -3 n cм (Тотж) и со структурами аналогичного уровня легирования, полученными методами 10 газофазной эпитаксии. 14 100 200 300 400 o 500 600 700 T, C Рис. 3. Зависимости , n, ЯЛ ЭС GaAs от температуры отжига. 341 Сделаем краткий анализ экспериментальных результатов. Процесс ядерного легирования сопровождается введением значительного числа радиационных дефектов в образцы, источником которых являются как реакторные излучения (нейтроны, -кванты), так и первично смещенные атомы матрицы облучаемого вещества и продукты ядерных реакций. Известно [17], что при реакторном облучении GaAs вводятся как точечные радиационные дефекты, так и сложные дефектные ассоциаты (области разупорядочения). Введенные облучением радиационные дефекты обусловливают появление в запрещенной зоне GaAs энергетических уровней, являющихся центрами захвата для электронов в зоне проводимости. Захват носителей на уровне РД приводит к смещению уровня Ферми к середине запрещенной зоны и выражается в сильном снижении концентрации носителей заряда, росте удельного сопротивления кристалла, снижении подвижности, что и наблюдается в эксперименте. При равных дозах облучения этот эффект сильнее проявляется в образцах с более высоким исходным удельным сопротивлением, так как концентрация основных носителей у них ниже. Увеличение в облучающем спектре составляющей быстрых нейтронов, являющихся наиболее интенсивным источником дефектообразования, усиливает компенсацию образцов. При пострадиационной термообработке происходит отжиг радиационных нарушений и активация введенных трансмутационных примесей. Уровень Ферми перемещается в сторону зоны проводимости, стремясь к положению, определяемому уровнем ядерного легирования образцов. Изменение относительных концентраций различных типов вводимых РД, отличающихся своей термостабильностью и обусловливает наблюдаемые особенности отжига облученных кристаллов. Образцы 342 восстанавливаются, приобретая заданную концентрацию носителей заряда, при температурах 450-600оС. 2.2. Увеличение быстродействия полупроводниковых приборов. Большинство полупроводниковых приборов в настоящее время изготавливается на основе кремния. Полученные по обычной диффузионной технологии или с помощью ионной имплантации биполярные кремниевые полупроводниковые приборы обладают значительной инерционностью. Это снижает их быстродействие и не позволяет применять в быстродействующей аппаратуре. Во время эксплуатации таких приборов также велики энергопотери при их коммутации. В основе эффекта инерционности, низкого быстродействия, лежит физический процесс накопления и рассасывания заряда неравновесных носителей в базе р-n-структуры (основы большинства полупроводниковых приборов: диодов, транзисторов, тиристоров и др.) при прохождении электрического тока. При этом, чем чище и совершеннее исходный полупроводниковый кристалл, на основе которого изготовлен прибор, чем больше токи, тем выше инерционность. Например, полупроводниковый диод, изготовленный на кремнии обычным методом, имеет время переключения из открытого состояния в закрытое порядка 10-4-10-6 с, а для использования в современной быстродействующей аппаратуре, а также для снижения коммутационных энергопотерь при работе прибора необходимо время переключения порядка 10-7-10-9 с. Для увеличения быстродействия обычно используется введение в р-n-структуры приборов диффузионным способом химических примесей (золота, платины), являющихся эффективными центрами рекомбинации неравновесных носителей заряда и уменьшающих скорость рассасывания накопленного заряда. 343 Как показал мировой опыт, лучшие результаты дает использование золота, обусловливающего появление в запрещенной зоне кремния двух глубоких энергетических уровней: ЕС-0,54 эВ и ЕV+0,35 эВ. Здесь следует отметить, что операция диффузии золота в кристаллы кремния плохо контролируема и трудоемка. Диффузия золота в кремнии с р-n-переходами осуществляется при температуре около 1100оС и процесс идет около часа. Незначительные отклонения от температурного режима, а также отклонения в параметрах исходного кремния приводят к значительному разбросу характеристик приборов и браку. Причем, пределы растворимости золота в кремнии не позволяют добиться максимального быстродействия приборов и микросхем, а способность золота скапливаться на неоднородностях и дислокациях может приводить к электрическим пробоям приборов, особенно работающих при больших импульсных токах. Кроме того, экономия золота или платины также является важным фактором, особенно для Республики Беларусь, которая не добывает этих металлов. Изучение свойств радиационных дефектов показало, что некоторые их типы термически устойчивы и влияют на электрические свойства кремния подобно рекомбинационным центрам, обусловленным золотом. Эти свойства радиационных дефектов лежат в основе использования их в технологии быстродействующих полупроводниковых приборов вместо золота или платины. С точки зрения радиационной технологии, практический интерес представляют дефекты с температурой отжига выше 250оС. Это обусловлено необходимостью обеспечить в рабочем диапазоне температур (-60 - +125оС) стабильность параметров полупроводниковых приборов, созданных с использованием радиационной технологии. Как показали наши исследования [1], подбирая режимы облучения и термической обработки в кремниевые р-n-структуры, можно вводить отдельные типы радиационных 344 дефектов с термостабильностью 450оС, что важно для силовых быстродействующих приборов. Кроме того, радиационные дефекты, являющиеся эффективными центрами рекомбинации, в меньшей степени влияют на снижение концентрации основных носителей, поскольку дают, в отличие от золота, сравнительно мелкие энергетические уровни в запрещенной зоне кремния, что очень важно, так как при существенном улучшении динамических параметров не будет происходить заметных ухудшений статических характеристик приборов и, следовательно, больших внутренних энергопотерь. Особо следует отметить простоту введения в кристаллы с р-nпереходами и приборы на стадии технологического цикла радиационных дефектов нужной концентрации при высокой равномерности их распределения по структуре. Скорость введения радиационных дефектов зависит от вида и энергии излучения, температуры облучения, примесей в образце. Поэтому для каждого типа изделий важно подобрать вид радиации и режим радиационной обработки. При облучении быстрыми электронами или гамма-квантами Со60 радиационные дефекты вводятся равномерно по объему образца. Эти излучения целесообразно использовать для облучения р-n-структур, имеющих достаточно обширные активные области, куда следует вводить дефекты. Это структуры транзисторов, диодных матриц, силовых полупроводниковых приборов и др. Применение в радиационной технологии тяжелых частиц (протонов и альфа-частиц) целесообразно в тех случаях, когда необходимо локальное введение радиационных дефектов, главным образом в приповерхностном слое структур. Это позволяет уменьшить время жизни неосновных носителей заряда только в тех областях, где происходит их накопление, 345 снижающее быстродействие приборов. Энергия протонного или альфаизлучения выбирается, исходя из глубины слоя, в который требуется ввести радиационные дефекты. Например, пробег протонов в кремнии составляет около 1,2 мкм на каждые 100 кэВ (при Еp 1 МэВ). Локальное облучение протонами применяется также для создания с помощью радиационных дефектов полуизолирующих областей, где снижена концентрация основных носителей. Облучение быстрыми электронами (Ее=4 МэВ) уменьшает накопленный заряд Q неравновесных носителей в базе р-n-структуры на основе кремния с удельным сопротивлением 0,5 Ом·см (рис. 4). В результате облучения диодных структур дозой 5·1015 эл/см2 произошло снижение накопленного заряда более чем на порядок и, таким образом, увеличение быстродействия при неизменности статических параметров. Увеличение прямого падения напряжения (cтатический параметр) на диоде начинает происходить при большей дозе (6·1015 эл/см2). Поэтому оптимальную дозу и режим облучения подбирают таким образом, чтобы достигалось максимальное увеличение быстродействия, но статические параметры заметно не ухудшились. 1E13 1E14 1E15 1E16 1.5 1 1000 2 800 UF/UF0 Q, пКл 1.0 600 400 0.5 Рис.4. Изменение накопленного заряда Q (1) и падения напряжения U (2) р-n-структуры в зависимости от величины флюенса Ф быстрых электронов 200 0 13 10 14 10 0.0 15 -2 16 10 10 Ф, см 346 Р-n-структуры на стадии изготовления или готовые приборы после радиационно-технологической обработки подвергаются стабилизирующему термическому отжигу ( 3000С), во время которого устраняются нетермостабильные радиационные дефекты. Облучение может вестись при повышенных температурах («горячее» облучение), тогда нет необходимости в стабилизирующем термическом отжиге после облучения. Исследовалось процентное распределение диодов по времени восстановления обратного сопротивления, пропорционального времени переключения (рис. 5), изготовленных с введением золота (а), без золота (б,г) и после облучения (в) быстрыми электронами (Еe= 4 МэВ, Ф=5·1015 эл/см2). В случае изготовления диодов без золота время их восстановления находится в пределах 50-110 нс. При введении золота оно снизилось до 1230 нс. Использование радиационной технологии позволило снизить время восстановления диодов до 4-14 нс и, таким образом, существенно увеличить их быстродействие. При этом большинство из них в процентном отношении имеет повышенное быстродействие (4-7 нс). % а 40 б 30 20 Рис.5. Гистограммы процентного распределения диодных матриц по быстродействию 10 0 10 20 30 60 75 90 105 trr, нс Мощные % 30 тиристоры, г в 25 диоды, биполярные транзисторы, в том числе 20 новый 15 10 их тип – с изолированным затвором 5 0 4 8 12 60 75 90 105 347 trr, нс — широко применяются в различной промышленной и переключающих устройствах, электронике других и бытовой аппаратуре источниках питания, областях), нуждаются в (в мощных автомобильной повышении их быстродействия и минимизации коммутационных энергетических потерь. Наиболее эффективным способом решения этой задачи является использование в технологии их изготовления проникающих излучений (быстрых электронов, гамма-квантов). Рассмотрим более подробно влияние радиационных дефектов, вводимых проникающими излучениями, на динамические и статические параметры мощных кремниевых диодов. Диодные р-n-структуры были изготовлены на Si n-типа (КЭФ-40). Р-nпереход создавался одновременной диффузией алюминия и бора. Диоды рассчитаны на среднее значение прямого тока IF = 5 А при значении падения прямого напряжения UF не более 1,3 В, максимальное значение обратного тока IR 10 мкА при 300 К, а также время обратного восстановления trr мкс, что соответствует значению времени жизни 0,3 неосновных носителей заряда (ННЗ) не более 0,7 мкс (рис. 6). 0.28 Рис.6. Соотношение между временем обратного восстановления trr диодных структур и временем жизни ННЗ при trr 0,3 мкс trr, мкс 0.24 0.20 0.16 Было 0.12 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 установлено, что прямое падение напряжения p-nструктур монотонно возрастает с , мкс увеличением флюенса электронного облучения, а время жизни неосновных носителей заряда — уменьшается (рис. 7). 348 1.4 10 1.3 8 UF, B , мкс 1.2 6 Рис.7. Зависимости времени жизни ННЗ и прямого падения напряжения диодных структур от флюенса электронов с Е = 4 МэВ 1.1 4 При больших флюенсах 1.0 2 0 0 13 10 14 15 10 0.9 10 быстрых электронов значение UF -2 Фе, см начинает выходить пределы ТУ (UF за 1,3 В при значении прямого тока 2 А). Как следует из рис. 8, минимально достижимое значение облучаемых диодных структур равно 0,15 0,17 мкс, так как при этом величина UF становится равной 1,3 В. Эти значения исследуемых параметров достигаются при Фе=7,5 1014 см-2. Аналогичный характер поведения облучении диодных структур и UF гамма-квантами минимально достижимое значение наблюдается и при Со60. Однако здесь облучаемых диодных структур гамма- квантами равно 0,3 0,32 мкс, что соответствует Ф = (1,4 1.5) 1017 кв/см2 (рис. 8). Сравнение этих значений с аналогичными данными, полученными при электронном облучении, показывает, что радиационная обработка диодных структур электронами эффективнее, чем гамма-квантами. Данный экспериментальный факт может быть обусловлен различием во вводимых типах радиационных дефектов. В случае гамма-облучения практически не вводятся дивакансии. Значения обратных токов диодных структур не выходят за нормы ТУ в исследуемом диапазоне флюенсов электронного облучения. Для исследования термической стабильности параметров проводился изохронный (20 мин) отжиг облученных 349 диодных структур при U ,B U ,B F F 1.3 Рис. 8. Зависимость UF( ) для диодных структур, облучаемых электронами с Е = 4 МэВ и гамма-квантами Со60 электроны с Е=4 МэВ -кванты Со60 1 .3 1.2 1 .2 1.1 1 .1 1.0 0.2 1 .0 0.4 0.6 0.8 , мкс 1.0 1.2 Тотж = 373 623 К. (рис. 9). При 0 .9 0 обратные 2 4 6 , мкс изменения, т.е. 8 10 12 отжиге все приборов значение прямого параметры испытывают падения напряжения уменьшается, а значение времени обратного восстановления возрастает. Однако до Тотж = 523 К эти изменения весьма незначительны. Наиболее эффективное восстановление и UF начинается при более высоких температурах. При Тотж= 623 К значение времени жизни ННЗ выходит за пределы ТУ. 1.2 1.0 (UFT-UF0)/(UFФ-UF0) -1 0.8 0.8 0.6 0.6 0.4 0.4 -1 -1 -1 ( T - 0 )/( O - 0 ) 1.0 0.2 0.2 0.0 300 400 500 600 Рис. 9. Изменение в процессе изохронного отжига времени жизни ННЗ и прямого падения напряжения диодных структур, облученных флюенсом электронов Фе = 7 1014 см-2. UFT; UF0; UFФ — значение прямого падения напряжения после отжига, до и после облучения соответственно. Обозначения для аналогичны Tотж, К Результаты нестационарной емкостной спектроскопии глубоких уровней — DLTS-спектроскопии (Deep 350 Layer Transient Spectroscopy [20]) диодных структур показали, что при перезарядке ловушек основными носителями заряда на спектре облученных электронами образцов возникают пики Е1-Е4, а при перезарядке неосновными — минимум H1 (рис. 10, а). Пику Е1 соответствует глубокий уровень с Ес-0,19 эВ и сечением захвата кислород), Е2 — Ес-0,25 эВ и Е3 — Ес-0,36 эВ и = 2,7*10-14 см2 (комплекс вакансия- = 6,7*10-15 см2 (комплекс вакансия-вакансия), = 8,1*10-16 см2 и минимуму H1 — донорный уровень с = 2,3*10-15 см2 (комплекс углерод внедрения-кислород Еv+0,36 эВ и внедрения) [21]. Наложение пиков Е3 и Е4 не позволяет определить параметры ловушки Е4. S, фФ E1 14 -2 = 1*10 см =5,23 мс m 150 a) )б 3E 41 Фф ,S мс 01*1 = К 375=.жтоТ см 32,5=m 2- 05 100 E3 1E 50 E4 E2 0 K ,T 0 100 200 002 001 T, K -50 05- -100 H1 1H -150 001- Рис. 10. DLTS-спектры облученных (а) и отожженных при Тотж. = 573 К в течение 30 мин. (б) диодных структур. Штриховая линия — перезарядка ловушек неосновными носителями, а сплошная — основными Отжиг облученных р-n-структур при Тотж. = 573 К приводит к исчезновению пиков Е2 и Е4 (рис. 10, б), что позволяет соотнести оба пика с комплексом вакансия-вакансия. Обращает на себя внимание также значительное уменьшение амплитуды пиков Е1 и Н1. Все это объясняет 351 резкое восстановление параметров облученных образцов при данных температурах отжига (рис. 9). Природа термостабильной ловушки Е3 на данный момент остается до конца не выясненной. Можно предположить, что этот уровень относится к более сложным кислородосодержащим комплексам [22]. Следует отметить, что электронное облучение можно применять и для улучшения динамических параметров диодов, изготовленных на кремнии ртипа. Так, исследуемые диоды изготавливались на кремниевых пластинах ртипа с удельным сопротивлением 18 Ом см. Р-n-переход формировался диффузией фосфора на глубину 8 мкм. После создания омических контактов все количество приборов было разделено на три группы. Первая и вторая облучались разными флюенсами электронов при комнатной температуре и отжигались при 700 К в течение 8 минут. Третья группа не подвергалась радиационно-термической обработке. В таблице 2 представлены результаты радиационно-термической обработки диодных n+-p-p+-структур. Отжиг облученных структур проводился в течение 8 минут. Исследования необлученных образцов показали, что средние значения времени обратного восстановления диодных структур составляли 920 нс, прямого падения напряжения — 917 мВ, обратного напряжения — 233 В. С ростом флюенса электронного облучения Ф происходит уменьшение trr. Так, уже при Ф = 6∙1015 см-2 среднее значение trr составляет 165 нс. Следует отметить при этом некоторый рост прямого падения напряжения и деградации обратной ВАХ диодов. Однако при указанном флюенсе электронов значения статических параметров остаются в пределах UR ≥200 В и UF≤1,2 В. 352 Таблица 2 Влияние радиационно-термической обработки на параметры мощных диодов, изготовленных на кремнии р-типа Ф, см-2 Tотж, К — — 890 950 914 917 220 246 6∙1015 700 142 188 928 938 252 262 1016 700 96 110 936 946 273 282 trr, нc UF, мВ UR, В Из анализа полученных данных следует, что в результате проведенной радиационно-термической обработки значение trr уменьшилось в 5 8 раз. При этом значения UF остаются не только в нормативных рамках, но еще имеется достаточный запас ( 0,2 В) для еще большего повышения флюенса электронного облучения. После облучения n+-р-p+-структур электронами на DLTS-спектрах возникают пики, соответствующие перезарядке глубоких уровней, расположенных в нижней половине запрещенной зоны кремния (рис. 11). Пик Е1 соответствует ловушке с глубоким уровнем Ev+0,20 эВ и сечением захвата = 8,1 10-16 см2 (комплекс дивакансия), пик Е2 — Ev+0.31 эВ и 4,9 10-14 см2 и пик Е3 — Ev+0,35 эВ и = = 4,5 10-15 см2 (комплекс углерод внедрения - кислород внедрения СiOi) [21]. Природа ловушки Е2 на сегодняшний день остается пока до конца не выясненной. Она отжигается при температуре отжига Тотж = 650 К. Результаты DLTS-спектроскопии показывают, что основным рекомбинационным центром в облученных образцах является комплекс СiOi. Согласно литературным данным он отжигается при 673 К [23]. Это подтверждается и нашими измерениями. Так, при Тотж = 673 К в течение 30 минут амплитуда пика Е3 уменьшилась более чем в 10 раз (рис. 11). В то же время, как отмечалось выше, после стабилизирующего отжига облученных 353 диодов при 700 К в течение 8 минут trr остается значительно меньше исходного значения. 700 15 Рис.11. DLTS-спектры облученных и отожженных при Т = 623 и 673 К в течение 30 минут образцов на кремнии р-типа E3 До отжига 623 К 673 К 600 S, фФ -2 Ф=10 см =5.23 мс m Следует отметить, что в процессе изохронного отжига образцов при 500 100 650-690 К возникает ряд более E1 термостабильных ловушек Е4-Е7. E5 E4 Пик Е4 соответствует ловушке с E2 E6 глубоким уровнем Ev+0,24 эВ и E7 сечением захвата 0 100 150 200 250 300 Е7 — Ev+0,58 эВ и T, K = 1,3 10-12 см2 и = 1,9 10-14 см2. Параметры ловушек Е5 и Е6 определить не удается из-за перекрытия пиков Е5, Е6 и Е3. Большие значения сечений захвата у ловушек Е4 и Е7 позволяют их отнести к термостабильным (рис. 11) и весьма эффективным центрам рекомбинации неосновных носителей заряда в базовой области исследуемых диодов, что и объясняет высокую термическую стабильность параметров облученных диодов. Таким возможности образом, полученные использования результаты свидетельствуют радиационно-термической обработки о в технологии изготовления мощных кремниевых диодов. Эффективность полупроводников использования можно также радиационной продемонстрировать технологии на примере изготовления мощных кремниевых тиристоров, в том числе выключаемых по электроду управления (запираемых). 354 Исследовались зависимости остаточного падения напряжения на тиристоре UT от времени выключения tq для двух различных способов радиационной обработки (рис.12). UT , В 4 Рис. 12. Зависимость UT (tq) для мощных кремниевых тиристоров (номинальный ток 50 А, блокируемое напряжение <2000 B). 1- обычное облучение; 2локальное облучение 1 2 3 2 1 10 20 30 40 tq, мкс Кривая 1 соответствует зависимости при обычном облучении тиристоров электронами с энергией 4 МэВ при комнатной температуре флюенсами 1 1014-1 1015 см-2. Аналогичная зависимость (кривая 2) получена при облучении тиристоров через специальную маску, позволяющую создавать в объеме полупроводниковой структуры изолированные сквозные участки с малым временем жизни неосновных носителей заряда. За счет этого удается сместить кривую зависимости UT(tq) в сторону больших значений времени выключения, обеспечивая таким образом более высокий уровень быстродействия при тех же значениях потерь в проводящем состоянии. Это обусловлено тем, что при введении зон повышенной рекомбинации в базовые области p-n-p-nструктуры, основной ток в проводящем режиме протекает по участкам структуры с низкой концентрацией радиационных дефектов. При выключении прибора рекомбинация заряда, оставшегося в базовой области структуры после закрытия центрального р-n-перехода, протекает более эффективно за счет ухода неравновесных носителей в зоны повышенной рекомбинации. 355 Как видно на рис. 12, за счет этого удается добиться почти двукратного увеличения быстродействия при тех же значениях остаточного падения напряжения (по ТУ не более 2,5 В). Одним из наиболее перспективных способов выключения тиристоров является подача в одну из базовых областей (обычно p-типа) управляющего импульса отрицательной полярности (запирание). Коэффициент запирания КЗАП, определяемый как отношение амплитуды запираемого анодного тока к амплитуде импульса запирающего тока, является основным параметром, влияющим на эффективность процесса запирания. Очевидным является стремление разработать структуры и приборы на их основе с высокими значениями КЗАП. Однако, предлагаемые для этого технологические методы усложняют процесс изготовления структуры. Было установлено, что параметры КЗАП и UT при облучении возрастают, однако скорости их роста различны (рис. 13). Так, при Ф= (2-3) 1014 см-2 КЗАП увеличивается в 3-4 раза, при этом UT растет заметно меньше (в полтора-два раза). К ЗАП/UT, отн. ед. 2 5 4 3 1 2 1 1E13 1E14 1E15 -2 Ф , см Рис. 13. Зависимость коэффициента запирания КЗАП и остаточного напряжения в открытом состоянии UT запираемого тиристора (номинальный ток 2 А, максимальное блокируемое напряжение <1000 В) от флюенса электронного облучения. 1- UT; 2 - КЗАП Таким образом, очевидно, что с помощью радиационного облучения можно существенно увеличивать эффективность запирания тиристоров, выключаемых по электроду управления, не допуская при этом выхода значения остаточного напряжения за пределы, указанные в ТУ. 356 Наиболее перспективным силовым полупроводниковым прибором в настоящее время является биполярный транзистор с изолированным затвором (БТИЗ). Этот прибор изготавливается, в отличие от биполярных транзисторов, на p+-подложке, служащей коллектором, с последующим эпитаксиальным наращиванием дрейфового слоя n-типа; управляющая МОП-структура формируется затем на этом слое с помощью процессов, аналогичных используемым при изготовлении мощных МОП-транзисторов. Такая структура позволяет получить высокие параметры – большие рабочие напряжения и плотности прямого тока. Однако вовлечение неосновных носителей в процесс передачи тока обусловило сравнительно низкое их быстродействие, что существенно ограничивает область применения этих приборов. Достичь его увеличения нам удалось благодаря использованию в технологии их изготовления только проникающих излучений [24]. В данном случае радиационной технологии нет альтернативы. Транзисторы (БТИЗ) изготавливались на НПО «Интеграл», радиационная обработка проводилась в Институте физики твердого тела и полупроводников НАН Беларуси на ускорителе электронов ЭЛУ-4. Определены оптимальные режимы радиационной и термической обработки БТИЗ с напряжением на коллекторе 500 В и токе 10 А, которые позволили достичь время переключения 130 нс (зарубежные аналоги имеют 200 нс) при дозе Ф 8 1014 см-2 , энергии электронов 4 МэВ, температуре отжига Тотж.=400оС. Следует в качестве примера указать еще на один тип cоставного транзистора, собранного по схеме Дарлингтона, быстродействие которого удалось существенно повысить, используя электронное облучение [25]. Дело в том, что мощные биполярные транзисторы при высоких плотностях тока имеют, как правило, низкое значение коэффициента усиления по току . Для исключения этого недостатка мощный составной транзистор образуется из 357 двух транзисторов, соединенных значительное увеличение по схеме Дарлингтона, что дает . Однако при этом скорость переключения составного транзистора снижается. Опытная партия транзисторов была изготовлена на НПО «Интеграл», радиационная обработка проводилась в ИФТТП НАН Беларуси. Были отработаны режимы радиационной и термической обработки, которые позволили повысить быстродействие составных транзисторов в 2 раза при сохранении коэффициента усиления в пределах нормы. Были определены экспериментальные значения времени выключения (рис. 14) и коэффициента усиления по току (рис. 15), усредненные по 10 образцам для 5 групп составных транзисторных структур с различными исходными o, в зависимости от флюенса электронов, а также от длительности отжига при 433 К. В результате облучения при Ф = (25) 1013см-2 время выключения снижается в область норм ТУ (tвыкл 2,5 мкс). 3.0 13 Ф = 2*10 см 13 -2 3*10 см 13 -2 4*10 см 13 -2 5*10 см 13 -2 5*10 см Рис.14. Изменение времени выключения составных транзисторных структур в зависимости от флюенса электронов (Е=6 МэВ) и длительности отжига при 433 К -2 Последующий отжиг в течение Норма ТУ 2.5 tвыкл , мкс 1-2 2.0 исх. ч приводит к дальнейшему уменьшению величины tвыкл, но более длительный отжиг быстродействие обл. 2 4 tотж, ч 6 8 Величина облучения ухудшает транзисторов. уменьшается и после частично восстанавливается после отжига в течение 1-8 ч, но при этом остается с двойным запасом в пределах ТУ. 358 600 500 13 Ф = 2*10 см 13 -2 3*10 см 13 -2 4*10 см 13 -2 5*10 см 13 -2 5*10 см 400 Рис. 15. Влияние электронного облучения с Е=6 МэВ и отжига при 433 К в течение 1-8 ч на коэффициент усиления по току составных транзисторных структур -2 Были изучены изменения динамических (время рассасывания tp, 300 время жизни неосновных носителей 200 исх. обл. 2 4 6 8 tотж, ч заряда в коллекторе к) и статических (напряжение насыщения коллекторэмиттер Uкэн, коэффициент передачи тока базы ) параметров мощных биполярных транзисторных n+-n-p-n+– структур в зависимости от дозы гамма-излучения Со60 и электронов с энергией Ее = 4 МэВ с учетом влияния доминирующих радиационных дефектов. Транзисторные структуры изготавливались на основе ядерно- легированного кремния n-типа с удельным сопротивлением 70 90 Ом см (коллектор), р-база создавалась ионным легированием бором, n+-эмиттер — диффузией фосфора. Структуры облучались электронами на линейном ускорителе ЭЛУ-4 флюенсами Фе= 1012 3 1013 см-2, а также флюенсами гамма-квантов Ф = 3 1014 6 1015 см-2 на установке «Исследователь». Исследования изменений основных параметров мощных транзисторных структур при электронном облучении показали (рис. 16), что в диапазоне Фе= 1012 параметров от 1013 см-2 зависимости обратных значений трех флюенса электронов аппроксимируются линейными функциями: tp-1 = tp.o-1+ Kt Фе; 359 (8) к -1 -1 где tp.o = 7,4 10-6 с, к.о = = к.о о -1 -1 + К Фе; (9) + К Фе, = 1,8 10-5 с, о (10) = 9,0 —значения параметров до облучения; Kt = 1,8 10-8 см2 с-1, К = 7,0 10-9 см2 с-1, К = 1,3 10-14 — коэффициенты радиационного изменения соответствующих параметров. -1 tp , -1 e -5 -1 *10 , c -1 0.14 3 0.13 1 2 0.12 3 Рис.16. Изменения параметров tp-1(1), -1 -1 (2) и (3) транзисторных к структур в зависимости от флюенса электронов 2 1 0.11 0 0.10 Аналогичные 0 5 -12 Ф*10 , см -2 параметров зависимости транзисторных структур были также получены и от флюенса гамма-квантов Ф . Кроме того, было установлено, что изменение напряжения насыщения при электронном или гамма-облучении (рис. 17) с достаточной точностью можно представить квадратичной зависимостью от флюенсов излучений: Uкэн= Uкэн.о+ Кu Фе, 2, где Uкэн.о= 0,2 (11) 0,4 В — величина напряжения насыщения до облучения, Кu= 1,3 10-25 В см4 или 1,4 10-31 В см4 — коэффициенты его радиационного изменения при воздействии электронов или гамма-квантов соответственно. Анализ полученных результатов показал, что радиационные изменения параметров мощных транзисторных структур определяются процессами дефектообразования в основном в высокоомном n-коллекторе (tp, частично в р-базе ( ) [26, 27]. 360 к, Uкэн) и Uкэн, В 0 20 40 2 -24 Фe *10 , см -4 Рис. 17. Изменение напряжения насыщения транзисторных структур в зависимости от Фе2 или Ф 2 6 4 2 С 0 0 10 20 30 2 -30 Ф *10 , см -4 помощью DLTS– спектроскопии были определены концентрации доминирующих радиационных дефектов (А-центров) NA в коллекторном слое транзисторных структур. Установлено [28], что зависимости NA от флюенса частиц подчиняются линейному закону: NA = КN Фе, , (12) где КN = 2,7 10-2 см-1 или 1,4 10-4 см-1— коэффициент радиационного изменения концентрации дефектов, возникших при электронном или гаммаоблучении соответственно. Отсюда можно выявить взаимосвязь изменений электрических параметров транзисторных структур и параметров радиационных дефектов. Например, используя зависимости (8) и (12), получим: tp-1 = tp.o-1+ Kt КN-1 NA. (13) Соответствующие изменения времени рассасывания от концентрации А-центров, образующихся при воздействии электронов или гамма-квантов, показаны на рис. 18. В случае электронного облучения подобная зависимость выражена значительно сильнее, чем при облучении гаммаквантами. Это связано с тем, что при электронном облучении наряду с Ацентрами вводятся еще и другие радиационные дефекты (VV, V-P), влияющие на быстродействие транзисторных структур. 361 -1 -5 -1 tp *10 , с Рис.18. Зависимости tp-1 (NA) при облучении транзисторных структур электронами (1) или гамма-квантами (2) 1 3.0 2 2.5 2.0 1 2 3 -11 NA*10 , см -3 Заключение. Рассмотрены физические основы и практические результаты использования проникающих излучений в технологии ядерного легирования полупроводниковых материалов (Si, GaAs), а также в производстве полупроводниковых приборов, в том числе мощных кремниевых диодов, тиристоров и транзисторов. Показана высокая эффективность применения радиационной технологии для повышения быстродействия изделий электронной техники, исключения операции диффузии золота или платины, улучшения качества, снижения себестоимости и повышения выхода годных приборов. Разработанные в ИФТТП НАН Беларуси методы радиационной технологии широко используются в электронной промышленности. Список литературы 1. Ф.П. Коршунов. Вестник Академии наук СССР, 11, 80 (1982). 2. Вопросы радиационной технологии полупроводников. Под ред. Л.С. Смирнова. Наука, Новосибирск (1980). 296 с. 3. Д. Динс. Радиационные эффекты в твердых телах. Изд-во иностранной литературы, М. (1960). 243 с. 4. J.J. Loferski, P. Rappaport. Phys.Rev.Sec. Ser. 111, 2, 432 (1958). 362 5. Ф.П. Коршунов, Ю.В. Богатырев, В.А. Вавилов. Воздействие радиации на интегральные микросхемы. Наука и техника, Минск (1986). 254 с. 6. G.D. Watkins. In: Lattice defects in Semiconductors. London - Bristol (1975). Р.1-22. 7. J.W. Сorbett, G.D. Watkins. Phys.Rev. 138, 555 (1965). 8. J.W. Сorbett, G.D. Watkins. Phys. Rev. 135, 5а, А1381 (1964). 9. И.Б. Козлов, А.Г. Литвинко, П.Ф. Лугаков, С.В. Мищук, В.Д. Ткачев. ФТП 6, 10, 2048 (1972). 10.L.W. Song, et al. Phys. Rev. 60, 5. 11.J.M. Frombetta. Appl. Phys. Lett. 51, 14, 1103 (1987). 12.M.W. Huppi. J. Appl. Phys. 68, 2702 (1990). 13.К. Ларк-Горовиц. Кн. «Полупроводниковые материалы». Под ред. В.М. Тучкевича. ИЛ, -М. (1954). С.62. 14.Ш.М. Миранашвили, Д.И. Нанобашвили. ФТП 4, 10, 1879 (1970). 15.J.E. Mueller, W. Kellner, et al. J. Appl. Phys. 51, 6, 3178 (1980). 16.Ф.П. Коршунов. Радиация и полупроводники. Наука и техника, Минск (1979). 83 с. 17.Л.С. Смирнов, С.П. Соловьев, В.Ф. Стась, В.А. Харченко. Легирование полупроводников методами ядерных реакций. Наука, Новосибирск (1981). 182 с. 18.Ф.П. Коршунов, Л.М. Карпович, Е.С. Солодовников, В.И. Утенко, В.Ф. Шох. Известия АН Беларуси, серия физ.-мат. наук, 2, 50 (1995). 19.Л.М. Карпович, Ф.П. Коршунов, Е.С. Солодовников, В.И. Утенко, А.В. Фотин, В.Ф. Шох. Доклады АНБ 36, 11, 982 (1992). 20. D.V. Lang. J. Appl. Phys. 45, 7, 3023 (1974). 21.В.С. Вавилов, В.Ф. Киселев, Б.Н. Мукашев. Дефекты в кремнии и на его поверхности. Наука, М. (1990). 216 с. 363 22.J.L. Lindstrom, L.I. Murin, V.P. Markevich, T. Hallberg, B.G. Svensson. Physica B. 273-274, 291 (1999). 23.L.C. Kimerling, M.T. Asom, J.L. Benton, et al. Mater. Science Forum. 38-41, 141 (1989). 24.Ф.П. Коршунов, В.Я. Красницкий, А.В. Мудрый, Ю.В. Богатырев, В.И. Кульгачев, С.Б. Ластовский. Материалы Междунар. сем. «Конверсия научн. исслед. в Беларуси в рамках деятельности МНТЦ». Ч.2. Минск (май 1999 г.). С.178. 25.Ф.П. Коршунов, Ю.В. Богатырев, А.И. Дударчик, Н.Ф. Голубев, В.И. Кульгачев, С.Б. Ластовский. Известия НАНБ, серия физ.-техн. наук, 2, 80 (2000). 26.Ф.Л. Хауэр. ТИИЭР 76, 4, 36 (1988). 27.Ф.П. Коршунов, Ю.В. Богатырев, С.Б. Ластовский и др. Труды Х Межнационального совещания «Радиационная физика твердого тела». М. (2000). С.470. 28.Ф.П. Коршунов, Ю.В. Богатырев, С.Б. Ластовский, В.И. Кульгачев и др. Материалы IV Международной конференции. «Взаимодействие излучений с твердым телом». Минск (октябрь 2001 г.). С.164. 364
