Effect of radiation-induced defects in gallium and nitrogen lattices on n-GaN conductivity compensation

Мұқаба

Дәйексөз келтіру

Толық мәтін

Аннотация

A comparative analysis of radiation defect formation in the gallium and nitrogen lattices of gallium nitride under irradiation with 15 MeV protons and 0.9 MeV electrons was performed. For proton deceleration, numerical simulations were carried out using the SRIM program, and for electrons, analytical calculations were carried out. Under proton irradiation, the total vacancy generation rate in the gallium lattice ηFP(Ga) was shown to be ~560 cm–1, and in the nitrogen lattice ηFP(N) ~1340 cm–1. Detailed numerical calculations in the Full Cascade mode showed that in the gallium lattice, the vacancy formation rate due to protons was 110 cm–1, and due to cascade processes was 450 cm–1. In the nitrogen lattice, this “disproportion” looked even stronger (60 and 1280 cm–1, respectively). Under electron irradiation, the vacancy generation rate in the gallium lattice ηFP(Ga) was ~4.7 cm–1, and in the nitrogen lattice ηFP(N) ~2.0 cm–1. To experimentally study radiation defects in n-GaN, which create deep levels and compensate for the conductivity of the material, direct current–voltage characteristics of Schottky diodes based on n-GaN were measured. It was shown that the rates of charge carrier removal in n-GaN were 0.47 cm–1 under electron irradiation and 150 cm–1 under proton irradiation. Comparison of the calculated and experimental parameters of radiation defect formation allows us to draw a conclusion about the mechanism of the compensation process and the radiation defects responsible for this process.

Толық мәтін

ВВЕДЕНИЕ

Известно, что облучение широкозонных полупроводников, в частности нитрида галлия n-типа проводимости, приводит к уменьшению концентрации носителей заряда, вплоть до полной компенсации проводимости материла [1–8]. Первые предположения о природе радиационных дефектов, ответственных за компенсацию n-GaN, были высказаны около 20 лет назад в [9, 10]. В частности, в [9] при изучении влияния уровня легирования n-GaN на образование радиационных дефектов при протонном облучении было предположено, что основные радиационные дефекты, обуславливающие компенсацию проводимости n-GaN, связаны с компонентами пары Френкеля (вакансия и межузельный атом) в основном в одной из решеток, а именно в галлиевой. В [10] аналогичные предположения были сделаны для объяснения влияния и протонного, и электронного облучения на деградацию светодиодов на основе GaN.

В настоящей работе для количественной интерпретации приведенных выше предположений проведено моделирование процессов торможения электронов и протонов с энергией порядка МэВ в нитриде галлия. Главное различие в воздействии электронов и протонов заключается в энергии первично выбитых атомов (primary knock-on atoms) и структуре “первичных” пар Френкеля. Электроны передают атомам решетки малую энергию и могут создать лишь единичные, близко расположенные пары Френкеля. Протоны способны передать до трети своей начальной энергии и вызывать каскады столкновений с активным участием первично выбитых атомов в образовании “вторичных” пар Френкеля. В этом случае расстояния между компонентами пар могут быть значительными. Поэтому в настоящей работе будем разделять скорость введения первично выбитых атомов hПВА и полную скорость введения пар Френкеля hПФ, в частности вакансий.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Для численного моделирования торможения протонов в GaN использован пакет программ Stopping Range of Ions in Matter (SRIM) [11], основанный на теоретических моделях, описанных в [12]. Рассчитывали количества смещений, создаваемых не только первично выбитыми атомами, но и атомами отдачи, генерируемыми в каскадах смещений. Расчеты для электронного облучения проводили аналитическим образом. Для удобства сравнения с электронным облучением для протонного облучения также частично использовали аналитические оценки, не прибегая к более точным, но менее наглядным численным вычислениям с помощью метода Монте-Карло. Пороговые значения энергии образования дефекта принимали равными 20.5 (Eд(Ga)) и 10.8 эВ (Eд(N)) [13]. Концентрации атомов галлия NGa и азота NN считали равными 4.43 × 1022 см–3.

Для экспериментального наблюдения радиационных дефектов, компенсирующих проводимость, использовали протоны с энергией 15 МэВ и электроны с энергией 0.9 МэВ. Облучение проводили на циклотроне МГЦ-20 и ускорителе РТЭ-1В при комнатной температуре. Дефекты вводили равномерно по объему образцов, поскольку их толщина была значительно меньше длины пробега бомбардирующих частиц. В настоящей работе исследовали структуры n-GaN, выращенные на сапфировых подложках методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений (metal-organic vapor phase epitaxy). Схема исследованных структур представлена на рис. 1.

 

Рис. 1. Схематическое изображение изучаемых структур.

 

Сначала на подложке выращивали буферный слой нелегированного GaN толщиной 2.4 мкм, а затем слои, сильно и слабо легированные кремнием толщиной ~1 мкм каждый. Концентрация электронов в этих слоях, определенная из вольт-емкостных измерений, составляла 6 × 1018 и 8 × 1016 см–3 соответственно. Завершался процесс роста in situ нанесением тонкого слоя пассивирующего диэлектрика Si3N4 для снижения токов утечки. Омический контакт к n+ GaN формировали путем нанесения расплавленного индия. Никелевые контакты диаметром 600 мкм, формирующие барьеры Шоттки, создавали методом термического напыления Ni через теневую маску. Концентрацию носителей заряда определяли прямым гальваническим методом из вольт-амперных характеристик диодов Шоттки, поскольку дифференциальное сопротивление базы диодов обратно пропорционально концентрации электронов. Скорость изменения концентрации носителей заряда рассчитывали по формуле

hе = (n0 – n)/D, (1)

где n0 и n — концентрации носителей в эпитаксиальном слое до и после облучения, D — доза облучения.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Электронное облучение

Рассмотрим процесс образования радиационных дефектов в нитриде галлия при облучении электронами с энергией порядка МэВ. Как известно, атому решетки с массой M (массовым числом А) при упругом взаимодействии с релятивистским электроном с энергией Ее и массой m может быть передана энергия Е, величина которой лежит в пределах от нуля до максимальной:

Emax = 2Ее(Ее + 2mес2)/Mс2 = Ее(Ее + 1.022)/(469А) [МэВ]. (2)

При Emax, равной пороговой энергии образования дефекта Eд, формула (2) определяет граничную энергию электрона Егран, выше которой начинают генерироваться первичные точечные дефекты вакансия–межузельный атом (пара Френкеля). Наиболее часто в литературе приводят следующие значения пороговой энергии: Eд(Ga) = 20.5, Eд(N) = 10.8 эВ [13]. Это соответствует граничным значениям энергии электронов (согласно (2)) 450 и 65 кэВ. Эксперименты показали, что в нитриде галлия влияние электронного облучения на свойства материала зарегистрировано лишь при энергии ~500 кэВ и больше. Поэтому, так же как в [9, 10], предположим, что основные радиационные дефекты, обуславливающие компенсацию проводимости n-GaN, связаны с компонентами пары Френкеля (вакансия и межузельный атом) в основном в одной из решеток, а именно в галлиевой. Генетически родственные дефекты во второй решетке GaN — решетке азота, по мнению авторов [10], активно рекомбинируют уже при комнатной температуре. Скорость генерации первично выбитых атомов hПВА за счет взаимодействия с налетающим электроном вычисляется как произведение сечения дефектообразования σд на концентрацию атомов галлия NGa:

hПВА = NGaσд. (3)

При упругом резерфордовском рассеянии сечение дефектообразования для электронного облучения можно оценивать по упрощенной формуле Мак-Кинли–Фешбаха [14]:

σд = (1/4πε0)2(2πZ2e4/EдMc2) = (140Z2/АEд) [барн]. (4)

В настоящей работе, как указано выше, для Eд было принято значение 20.5 эВ. При такой пороговой энергии сечение образования радиационных дефектов по формуле (4) составляет ~100 барн. Поскольку галлий весьма тяжелый элемент, для него необходимо учесть сделанные в [15, 16] поправки к формуле (4), увеличивающие сечение примерно на 10% до 110 барн. При таких значениях сечения дефектообразования и известной NGa, равной 4.43 × 1022 см–3, темп генерации пар Френкеля, рассчитываемый по формуле (3), составляет hFP(Ga) = 4.7 см–1. Для решетки азота сечение образования радиационных дефектов по формуле (4) составляет ~45 барн, а скорость генерации вакансий азота ηПФ(N) ~2.0 см–1. В связи с практически полным отсутствием каскадных процессов в рассматриваемом случае скорость введения первично выбитых атомов hПВА и полная скорость введения пар Френкеля hПФ совпадают.

Сравним полученные расчетные значения параметров hПФ с экспериментом. Как известно, введение радиационных дефектов в n-GaN создает глубокие уровни, приводящие к уменьшению концентрации электронов в зоне проводимости (для n-типа) и компенсации проводимости материала. На рис. 2 представлены прямые вольт-амперные характеристики исходного диода (кривая 1) и диодов, облученных тремя дозами электронов. До облучения сопротивление диода на линейном участке составляло 490 Ом, а после облучения дозой 4 × 1016 см–2 стало 640 Ом. При неизменной подвижности электронов увеличение сопротивления в 1.3 раза ведет к аналогичному уменьшению концентрации носителей заряда от 8.0 × 1016 до 6.1 × 1016 см–3 (практически при неизменном положении уровня Ферми EF = = EC — 0.10 эВ [8]). Тогда по формуле (1) скорость удаления носителей заряда составит he = 0.47 см–1.

 

Рис. 2. Прямые вольт-амперные характеристики диодов Шоттки после облучения электронами с энергией 0.9 МэВ при различных дозах D: 1 — 0; 2 — 2 ⋅ 1016; 3 — 4 ⋅ 1016; 4 –6 ⋅ 1016 см–1.

 

Отметим, что скорость удаления вычисляли при степени компенсации материала базы порядка 25%. Для сравнения укажем ближайшую работу [8], в которой при облучении электронами с более высокой энергией 10 МэВ была зарегистрирована he, примерно в два раза больше полученной в настоящей работе. Отметим также, что в [8] исследовали структуры, выращенные другим методом — методом газофазного осаждения из металлоорганических соединений (metal-organic сhemical vapor deposition). Скорость удаления на начальных стадиях облучения может служить мерой образования в решетке галлия “далеких” пар Френкеля, т.е. разделившихся на изолированные вакансии и межузельные атомы. При облучении электронами с энергией 0.9 МэВ скорость удаления составляет 0.47 см–1, а темп генерации первично выбитых атомов в решетке галлия 4.7 см–1. Поэтому доля разделившихся (диссоциировавших) первичных пар Френкеля составляет ~10%.

Протонное облучение

На рис. 3 представлены результаты численного моделирования торможения протонов с энергией 15 МэВ в нитриде галлия с использованием программы SRIM. Здесь рассчитана физическая величина, равная скорости генерации атомов отдачи и вакансий одним протоном на расстоянии 1 см в каждой подрешетке бинарного широкозонного полупроводника. Атомы отдачи (recoils atoms), а, следовательно, и пары Френкеля, могут образовываться либо при взаимодействии с протонами (так называемые первично выбитые атомы), либо в каскадных процессах при взаимодействии энергичных первично выбитых атомов с атомами решетки (так называемые вторично выбитые атомы) (secondary knock-on atoms). Как видно из рисунка, распределение вакансий по глубине практически равномерное. И эта равномерность соблюдается на глубинах до 200 мкм, что намного превышает рабочие толщины полупроводников, экспериментально изученных в настоящей работе. Из рис. 3 видно, что скорость генерации вакансий в решетке галлия ηПф(Ga) составляет ~560 см–1, а в решетке азота ηПФ(N) намного больше — ~1340 см–1. Детальные численные расчеты по программе SRIM в режиме Full Cascade показали, что в решетке галлия образование вакансий за счет протонов составляет hПВА = 110 см-1, а за счет каскадных процессов 450 см–1. В решетке азота эта “диспропорция” выглядит еще сильнее (60 и 1280 см–1 соответственно).

 

Рис. 3. Численное моделирование с использованием программ SRIM скорости генерации вакансий одним протоном (η) в решетках галлия (1) и азота (2) при облучении GaN протонами с энергией 15 МэВ.

 

Сравним полученные расчетные значения параметров hПФ с экспериментом. На рис. 4 представлены прямые вольт-амперные характеристики исходного диода (кривая 1) и диодов, облученных тремя дозами протонов. Для протонного облучения, в отличие от низкодозного электронного облучения, был расширен диапазон доз, чтобы увеличить степень компенсации n-GaN до 75%. Из данных рис. 4 можно оценить скорость удаления носителей заряда he. При малых дозах облучения, когда степень компенсации не превышает 25%, величина he составляет ~150 см–1. При больших дозах облучения (степень компенсации ~75%) эта величина уменьшается в 1.5–2.0 раза. Нелинейная зависимость he от дозы облучения может указывать на то, что в GaN, в отличие от SiC, при облучении протонами реализуется механизм компенсации, при котором радиационный дефект (вакансия) взаимодействует с атомом мелкой примеси, образуя электрически нейтральный или акцепторный центр [17]. Такой механизм компенсации характерен, например, для случая облучения протонами кремния. В пользу указанного механизма компенсации проводимости указывают и данные [8, 9, 18], где обнаружена зависимость скорости удаления носителей заряда от исходной концентрации, легирующей (донорной) примеси при облучении n-GaN. И в этом случае в компенсации проводимости будет участвовать вторичный радиационный дефект, в состав которого входит атом донорной примеси, скорее всего, комплекс (вакансия галлия–атом донорной примеси). В качестве основных трех процессов, приводящих к снижению концентрации свободных носителей, обычно рассматривают [17, 19]: формирование глубоких ловушек собственными точечными дефектами — парами Френкеля, образующимися при облучении; “деактивацию” легирующей примеси путем формирования нейтральных комплексов, включающих атом легирующей примеси и точечный радиационный дефект; формирование глубоких компенсирующих ловушек путем формирования заряженных комплексов, состоящих из атома легирующей примеси и точечного радиационного дефекта.

 

Рис. 4. Прямые вольт-амперные характеристики диодов Шоттки после облучения протонами с энергией 15 МэВ при различных дозах D: 1 — 0; 2 — 1 × 1014; 3 — 4 × 1014; 4 — 5 × 1014 см–1.

 

Первый механизм реализуется, например, в карбиде кремния, третий — в кремнии. Для уточнения механизма компенсации в нитриде галлия необходимо тщательное изучение в будущем формы зависимости (линейная или экспоненциальная) концентрации носителей заряда от дозы облучения. Скорость удаления на начальных стадиях облучения может служить мерой образования в решетке галлия “далеких” пар Френкеля, т.е. разделившихся на изолированные вакансии и межузельные атомы. При облучении протонами с энергией 15 МэВ скорость удаления составляет 150 см–1, а темп генерации первично выбитых атомов в решетке галлия 560 см–1. Поэтому доля разделившихся (диссоциировавших) первичных пар Френкеля при протонном облучении составляет ~25%.

Сравнивая два вида облучения по скорости удаления носителей заряда, можно сказать, что эффективность воздействия протонов примерно в 300 раз сильнее, чем электронов (150/0.47), хотя темпы генерации пар Френкеля отличаются всего в 100 раз (560/4.7). Причина этого — вторичное радиационное дефектообразование, а именно степень диссоциации генерирующихся первичных радиационных дефектов — пар Френкеля. Отметим, что несмотря на различие в механизмах компенсации GaN и SiC, полученные в настоящей работе скорости удаления носителей заряда в n-GaN и при облучении электронами (0.47 см–1) и протонами (150 см–1) совпадают с хорошей точностью с аналогичными параметрами, полученными для n-SiC [20, 21]. Это позволяет прогнозировать близкие параметры стойкости двух широкозонных полупроводников к указанным видам облучения.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Проведенные в работе численные и аналитические расчеты показали, что результаты экспериментальной компенсации проводимости n-GaN, облученного электронами с энергией 0.9 МэВ и протонами с энергией 15 МэВ, можно объяснить образованием вторичных радиационных дефектов, в состав которых входит атом донорной примеси, скорее всего, комплексов, состоящих из вакансии галлия и атома донорной примеси.

Численное моделирование, проведенное для протонного облучения, позволяет получить набор количественных данных о роли радиационных дефектов в решетках галлия и азота в компенсации проводимости n-GaN. Показано, что полная скорость генерации вакансий в решетке галлия ηПФ(Ga) составляет ~560 см–1, а в решетке азота ηПФ(N) ~1340 см–1. Показано, что при протонном облучении доля вакансий, созданных непосредственно протонами, во всех решетках не превышает 20%. Остальные 80% создают атомы отдачи в каскадных процессах. Поэтому процессы компенсации проводимости n-GaN, наблюдаемые при протонном облучении, будут определяться глубокими центрами, созданными не первично выбитыми вакансиями, а вакансиями, образовавшимися в каскадах смещений. При электронном облучении скорость генерации вакансий в решетке галлия ηПФ(Ga) составляет ~4.7 см–1, а в решетке азота ηПФ(N) ~2.0 см–1. При электронном облучении вкладом каскадных процессов можно пренебречь.

Экспериментально показано, что скорости удаления носителей заряда в n-GaN составляют при облучении электронами 0.47 см–1, а при облучении протонами 150 см–1. Проведено сравнение расчетных и экспериментальных данных, на основе которого установлено, что доля пар Френкеля в решетке галлия, диссоциирующих на отдельные компоненты, составляет порядка 10% при электронном облучении и 25% при протонном. Обнаружена нелинейная зависимость концентрации носителей заряда от дозы обучения. Нелинейность свидетельствует о наличии в составе вторичного радиационного дефекта, ответственного за компенсацию проводимости, атома донорной примеси.

ФИНАНСИРОВАНИЕ РАБОТЫ

Работа выполнена при поддержке РНФ (проект № 22-12-00003).

КОНФЛИКТ ИНТЕРЕСОВ

Авторы заявляют, что у них нет конфликта интересов.

×

Авторлар туралы

V. Kozlovski

Peter the Great St. Petersburg Polytechnic University

Хат алмасуға жауапты Автор.
Email: kozlovski@physics.spbstu.ru
Ресей, St. Petersburg

А. Vasil’ev

Peter the Great St. Petersburg Polytechnic University

Email: electronych@mail.ru
Ресей, St. Petersburg

А. Lebedev

Ioffe Institute

Email: shura.lebe@mail.ioffe.ru
Ресей, St. Petersburg

Е. Zhurkin

Peter the Great St. Petersburg Polytechnic University

Email: kozlovski@physics.spbstu.ru
Ресей, St. Petersburg

М. Левинштейн

Ioffe Institute

Email: shura.lebe@mail.ioffe.ru
Ресей, St. Petersburg

А. Strelchuk

Ioffe Institute

Email: shura.lebe@mail.ioffe.ru
Ресей, St. Petersburg

D. Malevsky

Ioffe Institute

Email: shura.lebe@mail.ioffe.ru
Ресей, St. Petersburg

А. Sakharov

Ioffe Institute

Email: shura.lebe@mail.ioffe.ru
Ресей, St. Petersburg

А. Nikolaev

Ioffe Institute

Email: shura.lebe@mail.ioffe.ru
Ресей, St. Petersburg

Әдебиет тізімі

  1. Binari S.C., Dietrich H.B., Kelner G. et al. // Appl. Phys. 1995. V. 78. № 5. P. 3008. https://doi.org/10.1063/1.360712
  2. Kucheyev S.O., Boudinov H., Williams J.S. et al. // J. Appl. Phys. 2002. V. 91. № 7. P. 4117. https://doi.org/10.1063/1.1455154
  3. Polyakov A Y, Pearton S J, Frenzer P. et al. // Mater. Chem. C. 2013. V. 5 № 1. P. 877. https://doi.org/10.1039/C2TC00039C
  4. J. Pearton S.J., Ren F., Erin Patrick et al. // ECS J. Solid State Sci. Technol. 2016. V. 5. P. Q35. https://doi.org/10.1149/2.0251602jss
  5. Pearton J., Deist R., Ren F. et al. // J. Vac. Sci. Technol. A. 2013. V. 31. P. 5. https://doi.org/10.1116/1.4799504
  6. Karmarkar A.P., White B.D., Buttari D. et al. // IEEE Trans. Nucl. Sci. 2005. V. 52. P. 2239. https://doi.org/10.1109/TNS.2005.860668
  7. Лебедев А.А., Белов С.В., Мынбаева М.Г. и др. // Физика и техника полупроводников. 2015. Т. 49. Вып. 10. С. 1386. https://doi.org/10.1134/S1063782615100127
  8. Polyakov A.Y., Lee I.-H., Smirnov N.B. et al. // J. Appl. Phys. 2011. V. 109. P. 123703. https://doi.org/10.1063/1.3596819
  9. Emtsev V.V., Davydov V.Yu., Haller E.E. et al. // Physica B. 2001. V. 308–310. P. 58. https://doi.org/10.1016/S0921-4526(01)00650-0
  10. Ionascut-Nedelcescu A., Carlone C., Houdayer A. et al. // IEEE Trans. Nucl. Sci. 2002. V. 49. P. 2733. https://doi.org/10.1109/TNS.2002.805363
  11. SRIM-2013 Software Package. http://www.srim.org https://doi: 10.1007/978-1-4615-8103-1_3
  12. Ziegler J.F., Biersack J.P., Littmark U. The Stopping and Range of Ions in Solids. New York: Pergamon, 1985. 342 p.
  13. Look D.C., Reynolds D.C., Hemsky J.W. et al. // Phys. Rev. Lett. 1997. V. 79. P. 2273. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.79.2273
  14. MacKinley W.A., Feshbach H. // Phys. Rev. 1948. V. 74. P. 1759. https://doi.org/10.1103/PhysRev.74.1759
  15. Chen D., Cai D., Bernard D., Peneliau Y. // Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. B. 2023. V. 535. P. 137. https://doi.org/10.1016/j.nimb.2022.12.007
  16. Dang T.-H., Konczykowski M., Jaffrès H. et al. // J. Vac. Sci. Technol. A. 2022. V. 40. P. 033416. https://doi.org/10.1116/6.0001821
  17. Titov A.I., Kucheyev S.O. // J. Appl. Phys. 2002. V. 92. № 10. P. 5740. https://doi.org/10.1063/1.1513199
  18. Emtsev V.V., Davydov V.Yu., Kozlovski V.V. et al. // Semicond. Sci. Technol. 2000. V. 15. P. 73. https://doi.org/10.1088/0268-1242/15/1/313
  19. Kozlovski V.V., Lebedev A.A., Bogdanova E.V. // J. Appl. Phys. 2015. V. 117. P. 155702. https://doi.org/10.1063/1.4918607
  20. Козловский В.В., Васильев А.Э., Лебедев А.А. и др. // Поверхность. Рентген., синхротр. и нейтрон. исслед. 2022. № 6. С. 64. https://doi.org/10.31857/S1028096022060097
  21. Козловский В.В., Васильев А.Э., Давыдовская К.С., Лебедев А.А. // Поверхность. Рентген., синхротр. и нейтрон. исслед. 2019. № 2. С. 82. https://doi.org/10.1134/S0207352819020070

Қосымша файлдар

Қосымша файлдар
Әрекет
1. JATS XML
Жүктеу
2. Fig. 1. Schematic representation of the structures studied.

Жүктеу (8KB)
Метадеректер
3. Fig. 2. Direct current-voltage characteristics of Schottky diodes after irradiation with electrons with an energy of 0.9 MeV at different doses D: 1 — 0; 2 — 2 ⋅ 1016; 3 — 4 ⋅ 1016; 4 –6 ⋅ 1016 cm–1.

Жүктеу (13KB)
Метадеректер
4. Fig. 3. Numerical simulation using SRIM programs of the rate of vacancy generation by one proton (η) in the lattices of gallium (1) and nitrogen (2) when GaN is irradiated with protons with an energy of 15 MeV.

Жүктеу (13KB)
Метадеректер
5. Fig. 4. Direct current-voltage characteristics of Schottky diodes after irradiation with protons with an energy of 15 MeV at different doses D: 1 — 0; 2 — 1 × 1014; 3 — 4 × 1014; 4 — 5 × 1014 cm–1.

Жүктеу (11KB)
Метадеректер

© Russian Academy of Sciences, 2024

Согласие на обработку персональных данных с помощью сервиса «Яндекс.Метрика»

1. Я (далее – «Пользователь» или «Субъект персональных данных»), осуществляя использование сайта https://journals.rcsi.science/ (далее – «Сайт»), подтверждая свою полную дееспособность даю согласие на обработку персональных данных с использованием средств автоматизации Оператору - федеральному государственному бюджетному учреждению «Российский центр научной информации» (РЦНИ), далее – «Оператор», расположенному по адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А, со следующими условиями.

2. Категории обрабатываемых данных: файлы «cookies» (куки-файлы). Файлы «cookie» – это небольшой текстовый файл, который веб-сервер может хранить в браузере Пользователя. Данные файлы веб-сервер загружает на устройство Пользователя при посещении им Сайта. При каждом следующем посещении Пользователем Сайта «cookie» файлы отправляются на Сайт Оператора. Данные файлы позволяют Сайту распознавать устройство Пользователя. Содержимое такого файла может как относиться, так и не относиться к персональным данным, в зависимости от того, содержит ли такой файл персональные данные или содержит обезличенные технические данные.

3. Цель обработки персональных данных: анализ пользовательской активности с помощью сервиса «Яндекс.Метрика».

4. Категории субъектов персональных данных: все Пользователи Сайта, которые дали согласие на обработку файлов «cookie».

5. Способы обработки: сбор, запись, систематизация, накопление, хранение, уточнение (обновление, изменение), извлечение, использование, передача (доступ, предоставление), блокирование, удаление, уничтожение персональных данных.

6. Срок обработки и хранения: до получения от Субъекта персональных данных требования о прекращении обработки/отзыва согласия.

7. Способ отзыва: заявление об отзыве в письменном виде путём его направления на адрес электронной почты Оператора: info@rcsi.science или путем письменного обращения по юридическому адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А

8. Субъект персональных данных вправе запретить своему оборудованию прием этих данных или ограничить прием этих данных. При отказе от получения таких данных или при ограничении приема данных некоторые функции Сайта могут работать некорректно. Субъект персональных данных обязуется сам настроить свое оборудование таким способом, чтобы оно обеспечивало адекватный его желаниям режим работы и уровень защиты данных файлов «cookie», Оператор не предоставляет технологических и правовых консультаций на темы подобного характера.

9. Порядок уничтожения персональных данных при достижении цели их обработки или при наступлении иных законных оснований определяется Оператором в соответствии с законодательством Российской Федерации.

10. Я согласен/согласна квалифицировать в качестве своей простой электронной подписи под настоящим Согласием и под Политикой обработки персональных данных выполнение мною следующего действия на сайте: https://journals.rcsi.science/ нажатие мною на интерфейсе с текстом: «Сайт использует сервис «Яндекс.Метрика» (который использует файлы «cookie») на элемент с текстом «Принять и продолжить».