Ионизация при облучении гамма-квантами

Гамма-кванты производят ионизацию во всех твердых телах, что является наиболее важным эффектом этого типа излучения. Гамма-кванты взаимодействуют с материалом посредством трех различных процессов: фотоэлектрического эффекта, эффекта Комптона и образования электронно-позитронных пар [2, 3, 13]. Данные процессы проиллюстрированы на рис. 1.13. Основным результатом для каждого из этих эффектов является образование энергичных вторичных электронов.

а

б

в

Рис. 1.13. Схематическое изображение процессов, через которые осуществляется взаимодействие фотонов с материалом [13]: a — фотоэлектрический эффект; б — эффект Комптона;
в —образование пар

Низкоэнергетические фотоны взаимодействуют с материалом преимущественно через фотоэлектрический эффект (см. рис. 1.13, а). В этом процессе падающий фотон возбуждает электрон, находящийся на внутренней оболочке атома мишени, до состояния с энергией, достаточно высокой для того, чтобы он покинул атом. Падающий фотон полностью поглощается. Таким образом, фотоэлектрический эффект создает свободные электроны (фотоэлектроны) и ионизированные атомы. В дополнение к этому, поскольку испускается фотоэлектрон, электрон на внешней орбите атома «падает» на место, освобожденное фотоэлектроном, в результате чего испускается низкоэнергетический фотон. В общем случае низкоэнергетический фотон не обладает энергией, достаточной для образования дополнительной электронно-дырочной пары, но в зависимости от энергии падающего фотона испускаемый электрон может генерировать многочисленные дополнительные электронно-дырочные пары.

Рис. 1.14. Области преобладания фотоэффекта, эффекта Комптона и образования пар в зависимости от энергии фотонов и заряда ядра атома мишени

При облучении материалов высокоэнергетическими фотонами доминируют процессы Комптоновского рассеяния. Эти процессы проиллюстрированы на рис. 1.13, б. Здесь при взаимодействии фотона с атомом часть его энергии передается электрону атома мишени, в результате чего энергия электрона становится достаточной для того, чтобы он покинул атом мишени. В результате Комптоновского рассеяния образуется фотон с меньшей энергией, который может взаимодействовать с другими атомами мишени. Он также может создать свободный электрон и ионизированный атом.

Образование электронно-позитронных пар имеет место только для очень высокоэнергетических фотонов (E > 3 МэВ). Этот процесс показан на рис. 1.13, в. При образовании пар падающий фотон сталкивается с атомом мишени, образуя электронно-позитронную пару. Позитрон имеет те же свойства, что и электрон (заряд и масса), за исключением того, что его заряд положительный. При образовании пары падающий фотон полностью уничтожается (аннигилирует).

Области энергий фотонов, при которых в зависимости от атомного номера мишени преобладает тот или иной процесс из рассмотренных выше, показаны на рис. 1.14 [13]. Здесь сплошные линии соответствуют равной вероятности возникновения различных эффектов. Из рис. 1.14 видно, что для кремния рентгеновские лучи, испускаемые низкоэнергетическим рентгеновским источником (типичное значение энергии кванта составляет 10 кэВ), будут преимущественно взаимодействовать посредством фотоэффекта, в то время как высокоэнергетическое (1,25 МэВ) гамма-излучение от источника ⁶⁰Co будет главным образом приводить к комптоновскому рассеянию.

Эффект усиления дозы

Одним из эффектов, влияющих на общее количество электронно-дырочных пар, генерируемых в материале, является усиление дозы. Усиление дозы возникает, когда ионизирующая частица или фотон проходит через два смежных материала с различными атомными массами. При этом вблизи границы двух материалов нарушается состояние электронного равновесия, которое определяется как состояние, при котором для элемента с заданной
массой общая энергия, выносимая электронами, равна общей энергии, вносимой электронами [13]. Как показано на рис. 1.15 [13], для двух смежных материалов с различными атомными массами количество электронов, генерированных в материале с меньшей атомной массой, вблизи границы, будет больше, чем при электронном равновесии (вдали от границы это состояние поддерживается). Этот эффект называется усилением дозы. Особенно важную роль данный эффект может играть в случае облучения МОП-структур, дозовая деградация которых главным образом определяется ионизационными эффектами в тонких слоях подзатворного диоксида кремния, граничащего с одной стороны с кремнием, а с другой — с металлом затвора.

 

а	б

Рис. 1.15. Схематическая диаграмма, иллюстрирующая эффект дозового усиления при облучении МОП-структур [13]: а — толстые оксиды (t_ox ³ 500 нм); б — тонкие оксиды (t_ox £ 100 нм); сплошная линия соответствует объемной равновесной дозе, а пунктирная линия показывает реальный профиль распределения дозы

 

Для толстых оксидов (рис. 1.15, a) некоторое усиление дозы в SiO₂ наблюдается вблизи границ оксида (пунктирные линии), но для большей части оксида реальная доза в SiO₂ близка к равновесной дозе (сплошная линия). Для тонких оксидов (рис. 1.15, б) реальная доза (пунктирная линия) заметно превосходит равновесную дозу. Критерий «тонкого» или «толстого» оксида зависит от расстояния, на которое вторичные электроны будут проникать в материал. Для рентгеновских лучей с энергией 10 кэВ средний пробег вторичных электронов в SiO₂ составляет приблизительно 500 нм. Это расстояние значительно больше, чем толщина подзатворного оксида в современных ИС, и во многих случаях это расстояние сравнимо с толщиной полевого оксида или встроенного оксида в КНИ-технологии. Таким образом, значительный эффект дозового усиления может встречаться в большинстве оксидных структур ИС современных технологических вариантов.

При фотонном облучении величина дозового усиления зависит от механизма взаимодействия падающего фотона с материалом. Она будет наибольшей для низкоэнергетических фотонов (<< 1 МэВ), которые взаимодействуют с материалом посредством фотоэлектрического эффекта [13]. Количество вторичных электронов, генерируемых низкоэнергетическими фотонами, пропорционально Z ⁴. Таким образом, с повышением атомной массы количество вторичных электронов сильно возрастает. В МОП-транзисторах с поликремниевым затвором атомная масса кремния немного выше атомной массы диоксида кремния, и величина дозового усиления при облучении гамма-квантами ⁶⁰Co с энергией 1,25 МэВ (преобладает комптоновское рассеяние) незначительна. С другой стороны, для низкоэнергетического рентгеновского излучения с энергией 10 кэВ, которое взаимодействует с материалом через фотоэффект, величина дозового усиления может быть больше (~ 1,7 раза) [13], т.е. доза в слое оксида в 1,7 раза превосходит дозу, измеренную при условии электронного равновесия. Наибольший коэффициент дозового усиления получается для металл-силицидных затворов с большими атомными массами (например, вольфрам или тантал), если толщина слоя металла до границы оксида находится в пределах глубины проникновения вторичных электронов.

Для определения общего количества генерированных электронно-дырочных пар в материалах, в которых наблюдается значительное дозовое усиление, необходимо умножить количество электронно-дырочных пар, генерированных падающим ионизирующим излучением, на коэффициент дозового усиления.