СОВРЕМЕННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА №6/2015

СОВРЕМЕННЫЕ ТЕХНОЛОГИИ 11 WWW.SOEL.RU СОВРЕМЕННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА ◆ № 6 2015 таике [2] показана бессмысленность создания бета-токового генератора на основе MOCVD политипов 4H-, 6H-SiC, где даже высокая плотность неоснов- ных носителей в виде дырок с энерги- ей 3,2–3,4 эВ «строит» атомную решётку (SF-эффект). А что тогда говорить про электрон с энергией 200–300 кэВ? Экспериментальные исследования энергии дефектообразования по Френ- келю в известных полупроводнико- вых монокристаллах (с нашим техни- ческим прогнозом) показаны в табли- це 1 (по данным работы «Advances in Power Sources» [3]). Из вышеприведённого следует, что мы подошли к проблеме выбора эффек- тивных природных источников луче- вой энергии электронов – изотопов. В таблице 2 показаны наиболее рас- пространённые в бета-вольтаике изо- топы, такие как источники излуче- ния высокоэнергетичных электронов (с энергией не выше 250 кэВ). Из таблицы 2 следует, исходя из поро- говой энергии дефектообразования (пар Френкеля), наиболее приемле- мыми изотопами для кремниевой бета- вольтаики являются изотопы 3 Н и 63 Ni, а такие изотопы, как 113m Cd и 147 Pm – находятся либо на грани, либо в абсо- лютной зоне радиационного дефекто- образования (резкого падения эффек- тивности бета-источника питания). По данным публикации «Бета-вольтаиче- ский МЭМС – преобразователь энер- гии» [4] можно сравнительно оценить (см. табл. 3) теоретически максималь- но возможную энергию бета-генерации (мощность преобразования / см 2 × с) в кремнии и арсениде галлия (MOCVD) и прогнозируемую в LPE GaAs. Анализируя значения параметров, показанных на рисунке 1, в табли- цах 1, 2 и 3, можно сделать вывод, что наиболее эффективная бета-вольта- ика может быть построена на основе практически бездефектного (около 10 1 см -2 ) LPE i-GaAs, структурная одно- родность которого значительно выше, чем у i-GaAs-полуизолятора, получен- ного по MOCVD-технологии. Ф ИЗИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ БЕТА - ГЕНЕРАТОРА НА ОСНОВЕ LPE I -G A A S Исходя из анализа максимальных значений энергии излучения про- тонов, максимальная длина пробе- га радиационных электронов изото- пов 63 Ni и 147 Pm в атомных решётках Si и GaAs составляет 12 и 55 мкм соответ- ственно. У 113m Cd чуть выше – 40 мкм. Число генерируемых электронных носителей в Si и GaAs при облучении одним электроном со средними энер- гиями в 17,1 кэВ ( 63 Ni), 57кэВ ( 113m Cd), 65 кэВ ( 147 Pm) будет, соответственно, от 3800 электронов ( 63 Ni) до 17 000 электронов ( 147 Pm). Другими словами, предположим, что изотоп имеет флю- енс электронов ≈ 10 10 см —2 , тогда факти- ческая генерация свободных электро- нов (способных участвовать в прово- димости σ = qn μ ) в кремнии и арсениде галлия будет соответственно 3,8 × 10 13 и 1,7 × 10 14 – в объёме 1,0 см 2 × длину пробега. Другой вопрос: все ли электро- ны «добегут» до контактов, пока их не вернёт «на своё место» атомно-кристал- лическая решётка? Далеко не все. Всё будет зависеть от подавления вероят- ности рекомбинации (возврата элек- тронов в атомно-связанное состояние, непроводящее состояние, то есть обну- ляющей дивергенцию зарядов в объёме полупроводника). Уровень паразитной в данном случае рекомбинации элек- тронов зависит от их свойств (время жизни, диффузионная длина, коэф- фициент диффузии) и от материала полупроводника, но важнейшую роль приобретает сила электрического поля в зоне физического p–i–n-перехода, которое зависит от величины собствен- ного потенциала p–n-перехода и пролётной скорости электронов в области физического p–n-перехода (то есть области пространственного заряда), которая определяется фор- мулой v = μ E. Как известно, чем шире область пространственного заряда (ОПЗ) p–n-перехода, тем ниже напря- жённость поля в нём и, соответствен- но, ниже пролётная скорость электро- нов. Разница состоит в том, что зави- симость V GaAs и V Si при слабых полях отличается на порядок в пользу GaAs, соответственно, и время пролёта мень- ше на порядок. Предположим, что мы для изотопа 63 Ni выбрали высокоомный кремний с ρ ≈ 500 Ом × см. Расчёт пока- зывает, что резкий Si p–i–n-переход с указанной омностью будет иметь ширину ОПЗ ≈ 12 мкм (максимальная глубина пробега высокоэнергетич- ных электронов 63 Ni – 12 мкм), а это значит, что большая часть ионизиро- ванных электронов окажется в ОПЗ – области p–i–n-перехода. Но здесь вме- шивается пролётный механизм сепари- Таблица 1. Пороговая энергия дефектообразования пары Френкеля Материал Энергия запрещённой зоны (эВ), E q Пороговая энергия дефектогенерации пары Френкеля (кэВ), E th Кремний (Si) 1,12 ∼ 190–200 Арсенид галлия (MOCVD) (GaAs) 1,43 ∼ 225 Германий (Ge) 0,73 (0,69*) > 350 Арсенид галлия (LPE) (GaAs) 1,43 ∼ 250 – 300** * По разным источникам. ** Прогнозируемый по дефектообразованию пары Френкеля уровень радиационной стойкости LPE i-GaAs. Таблица 2. Характеристики изотопов Изотоп Период полураспада (лет) Тип распада Средняя энергия распада, кэВ Максимальная энергия распада, кэВ Тритий ( 3 H) 12 β 5,7 18,5 Никель-63 ( 63 Ni) 100,1 β + γ 17,3 66,7 Кадмий-113m ( 113m Cd) 14 β 57 190 Прометий-147 ( 147 Pm) 2,64 β 65 220 Таблица 3. Теоретически предельная энергия бета-генерации на 1,0 см 2 в Si и GaAs Изотоп Si мкВт/см 2 × с GaAs (MOCVD) мкВт/см 2 × с GaAs (LPE)* мкВт/см 2 × с 3 H 0,2** – – 63 Ni 0,8 1,2 1,5* 113m Cd 7 13 > 13* 147 Pm – – > 15* * Прогнозируемая плотность энергии при бета-генерации. ** Мощность преобразования, на взгляд авторов настоящей публикации, завышена в сотни раз (см. рис. 6). © СТА-ПРЕСС