Диссипативные процессы в высокоомных материалах при высоких уровнях электронного возбуждения

Степанов, Сергей Александрович

Диссипативные процессы в высокоомных материалах при высоких уровнях электронного возбуждения тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Степанов, Сергей Александрович АВТОР

кандидата физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Томск МЕСТО ЗАЩИТЫ

2013 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.07 КОД ВАК РФ

Диссертация по физике на тему «Диссипативные процессы в высокоомных материалах при высоких уровнях электронного возбуждения»

Автореферат диссертации на тему "Диссипативные процессы в высокоомных материалах при высоких уровнях электронного возбуждения"

На правах рукописи

005061676

Степанов Сергей Александрович

ДИССИПАТИВНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ВЫСОКООМНЫХ МАТЕРИАЛАХ ПРИ ВЫСОКИХ УРОВНЯХ ЭЛЕКТРОННОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ

Специальность 01.04.07 - Физика конденсированного состояния

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Томск-2013

005061676

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном образовательном учреждении высшего профессионального образования «Национальный исследовательский Томский политехнический университет»

Научный руководитель: Штанько Виктор Федорович доктор

физико-математических наук, профессор

Официальные оппоненты:

Кригер Вадим Германович доктор физико-математических наук, профессор, Кемеровский государственный университет, профессор кафедры химии твердого тела

Пичугин Владимир Федорович доктор физико-математических наук, профессор, Национальный исследовательский Томский политехнический университет, заведующий кафедрой теоретической и экспериментальной физики

Ведущая организация: ФГАОУ ВПО «Уральский федеральный

университет имени первого Президента России Б. Н. Ельцина» (г. Екатеринбург)

Защита диссертации состоится «27» июня 2013 года в 16^ на заседании диссертационного совета Д 212.269.02 при ФГБОУ ВПО «Национальный исследовательский Томский политехнический университет» по адресу: 634034, г. Томск, ул. Усова, 7, корпус 8, ауд. 217.

С диссертацией можно ознакомиться в научно-технической библиотеке ФГБОУ ВПО «Национальный исследовательский Томский политехнический университет».

Автореферат разослан «_» мая 2013 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

Коровкин Михаил Владимирович

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Накопление стабильных радиационных дефектов, определяющих изменение физических свойств материалов, является результатом сложной совокупности протекающих во времени процессов генерации, взаимодействия и распада электронных возбуждений и первичных структурных дефектов. Импульсные электронные пучки (ИЭП), генерируемые ускорителями с взрывной эмиссией, разработанные в ИСЭ РАН под руководством Г.А. Месяца и Б.М. Ковальчука, в сочетании с методами импульсной спектроскопии с временным разрешением позволили резко повысить информативность экспериментальных методов исследования радиационно-стимулированных процессов.

Возможность варьирования плотности энергии ИЭП позволяет исследовать механизмы рекомбинации неравновесных электронов и дырок в диэлектриках и полупроводниках в широком диапазоне мощности возбуждения. Результаты таких исследований были положены в основу разработки полупроводниковых лазеров с электронной накачкой, методов контроля излучательных свойств полупроводниковых монокристаллов, а также оптимизации технологии выращивания монокристаллов с высоким энергетическим выходом рекомбинационной люминесценции.

Специфика воздействия ИЭП заключается б том, что одновременно с выделением энергии вследствие ионизационных потерь с высокой скоростью (~10и Кл/м3с) инжектируется отрицательный заряд и, соответственно, формируется импульсное электрическое поле. В первых же работах по изучению оптических, акустических, электрических и механических свойств твердого тела при воздействии ИЭП высокой мощности обнаружен ряд новых явлений, которые практически невозможно наблюдать при исследованиях на слаботочных (]е « 1 А/см2) импульсных ускорителях: внутризонное излучение электронно-дырочной плазмы, высокоинтенсивную люминесценцию с удельной плотностью мощности стимулированного излучения до 300 кВт/см2, генерацию интенсивных продольных и изгибных акустических волн в пластинах и стержнях, мощную электронную эмиссию из диэлектриков в вакуум, хрупкое разрушение щелочно-галоидных кристаллов и стекол, различные типы пробоя, в том числе и периодические структуры разрушения кристаллов. Несмотря на значительное внимание к проблеме преобразования энергии ИЭП в высокоомных материалах многие аспекты процессов, инициируемых при высоких плотностях энергии, изучены явно недостаточно.

Экспериментальные исследования механизмов диссипации энергии в высокоомных материалах в наносекундном диапазоне времен в условиях высокой плотности возбуждения сложны и трудоемки. Также отсутствуют надежные экспериментальные методики регистрации параметров импульсного электрического поля. В этом случае единственным методом, позволяющим лучше разобраться во всем многообразии и взаимосвязях экспериментальных фактов, является математическое моделирование.

При математическом моделировании процессов заряжения, автоэлектронной эмиссии и формы первичного акустического импульса были использованы

экспериментальные результаты, полученные с использованием в качестве источника возбуждения ИЭП.

В данной работе рассматриваются процессы воздействия на высокоомные материалы ИЭП с энергией электронов от 0.04 до 0.3 МэВ, для которых преимущественным механизмом потерь энергии является ионизационный, и длительностью импульса до 100 не, при которой изменением профиля температур в области торможения пучка вследствие теплопроводности можно пренебречь. Флюенс энергии ИЭП ограничен пороговой плотностью энергии хрупкого разрушения материалов.

Расширение сферы использования ИЭП высокой плотности для исследования фундаментальных радиационно-сгамулированных процессов в диэлектриках и полупроводниках, решения прикладных задач изучения процессов деградации сцинтилляционных материалов, оптимизации качества изготовления многослойных гетероструктур с квантовыми ямами, предопределяет актуальность установления и развития представлений о физике процессов энерговыделения в высокоомных материалах.

Цель работы

Изучение процессов диссипации энергии ИЭП в высокоомных материалах путем математического моделирования процессов торможения электронов, роли электрического поля инжектированного заряда в пространственно-временном распределении энергии и закономерностей развития термо- и автоэлектронной эмиссии.

Основные задачи исследования:

1. Разработка и реализация математической модели расчета пространственно-временного распределения энергии и заряда в высокоомных материалах при воздействии ИЭП.

2. Изучение пространственно-временной неоднородности профиля энерговыделения при воздействии на мишень ИЭП переменной плотности с учетом тормозящего действия электрического поля объемного заряда.

3. Расчет формы и амплитуды первичного термоакустического импульса сжатия-растяжения в рамках термоупругой теории напряжений в зависимости от параметров ИЭП, геометрии облучения и свойств материала.

4. Разработка и реализация феноменологической модели термо- и автоэлектронной эмиссии с учетом эффекта Шотгки и греющего действия электрического поля с облучаемой поверхности высокоомного материала в процессе воздействия ИЭП.

5. Расчет пространственно-временного распределения профиля температуры в области торможения ИЭП в высокоомных материалах при температурах облучения 20-400 К.

Научная новизна полученных результатов обусловлена разработкой математических моделей процессов заряжения, автоэлектронной эмиссии, формы и амплитуды первичного термоупругого импульса в рамках модели «однородного» заряжения образца при воздействии на него ИЭП переменной плотности, а также созданием компьютерных программ расчета этих моделей при различных начальных параметрах системы «ИЭП - образец».

Новыми результатами являются:

1. Сублинейная зависимость доли отраженных от образца электронов от величины эффективного заряда вещества.

2. Изменение спектра падающих электронов в геометрии облучения с вакуумным зазором приводит к неравномерному по глубине изменению пространственно-временного распределения удельной плотности поглощенной энергии.

3. Изменение пространственно-временного распределения удельной плотности поглощенной энергии в геометрии облучения с вакуумным зазором приводит к сублинейной зависимости амплитуды акустического импульса сжатия от величин плотности тока ИЭП.

4. Расчет пространственно-временного распределения температуры высокоомных материалов при облучении ИЭП в диапазоне температур 20-400 К.

5. Получена зависимость критической плотности тока ИЭП от энергии сродства к электрону и времени термализации горячих электронов, выше которой возникают высокочастотные колебания плотности тока автоэлектронной эмиссии.

Практическая значимость работы:

1. Изменение пространственно-временного распределения поглощенной энергии ИЭП при изменении геометрии облучения и плотности тока следует учитывать при изучении механизмов рекомбинации неравновесных электронов и дырок, а также выхода первичных структурных дефектов.

2. Явление автоэлектронной эмиссии с высокой эффективностью инициирует различные виды электрического пробоя: вакуумный разряд между диэлектриком и металлом, разряд по поверхности и объемный пробой диэлектрика. Результаты выполненного исследования позволяют не только прогнозировать поведение диэлектриков и полупроводников при облучении ИЭП, но и конструировать технологические установки таким образом, чтобы уменьшить опасность возникновения автоэлектронной эмиссии.

3. Полученные зависимости пространственно-временного распределения температуры в области торможения ИЭП необходимо учитывать при анализе механизмов излучательной рекомбинации в диэлектриках и полупроводниках, характеристических времен в затухании люминесценции и релаксации неустойчивого оптического поглощения, а также температурных зависимостей выхода первичных продуктов радиолиза.

4. Разработанные компьютерные программы могут быть использованы для расчета различных высокоомных материалов; программы разработаны с внедрением методик параллельных вычислений, а соответственно обладают малым временем расчета больших массивов данных, что делает их удобными для экспресс-анализа экспериментальных результатов.

Основные научные положения, выносимые на защиту:

1. Сложное пространственно-временное распределение ионизационных потерь энергии ИЭП в высокоомных материалах обусловлено спектром электронов, зависящим от времени, геометрии облучения и предыстории материала.

2. Сублинейная зависимость выхода люминесценции и амплитуды акустического импульса в высокоомных материалах от плотности тока ИЭП выше -150 А/см обусловлена изменением спектра падающих электронов вследствие их торможения в электрическом поле инжектированного заряда и уменьшением доли поглощенной энергии пучка.

3. Энергия сродства к электрону и время термализации горячих электронов определяют пороговую плотность тока (энергии) ИЭП, вызывающую интенсивную автоэлектронную эмиссию и последующие высокочастотные -10 Гц колебания напряженности электрического поля на облучаемой поверхности и плотности эмиссионного тока.

Апробация работы

Основные результаты диссертации докладывались на следующих конференциях: Современные техника и технологии: Международная научно-практическая конференция студентов, аспирантов и молодых ученых (Томск, 2009; Томск, 2011); Фундаментальные и прикладные проблемы физики: VII Международной научно-технической конференции (Саранск, 2012); 3 International Congress on Radiation Physics and Chemistry of Condensed Matter, High Current Electronics and Modification of Materials with Particle Beams and Plasma Flows (Томск, 2012); VIII Международная научная конференция «Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах» (Томск, 2012).

Публикации

По теме диссертационного исследования автором опубликовано 9 работ, в том числе 4 статей в рецензируемых изданиях из перечня ВАК. Получено 2 свидетельства о государственной регистрации программы для ЭВМ № 2012611339 от 2.02.2012 г и № 2012616726 от 26.07.2012 г.

Объем и структура диссертации

Диссертация состоит из введения, 3 глав, заключения, приложения и списка литературы (135 наименований). Работа содержит 106 страниц основного текста, 27 рисунков, а также 9 страниц приложений.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы исследований, сформулирована цель и основные задачи работы, положения, выносимые на защиту, показана научная новизна и практическая ценность полученных результатов.

В первой главе приводится обзор работ по современному состоянию проблем, обсуждаемых в диссертации. Приведен краткий обзор теоретических и экспериментальных результатов взаимодействия ИЭП с веществом. Рассмотрены основные каналы диссипации энергии ИЭП в материале. Проведен обзор применения компьютерного моделирования физических явлений. В завершение первой главы поставлены задачи диссертационной работы.

Во второй главе:

I. Методом Монте-Карло, в рамках модели «укрупненных» соударений с использованием углового распределения Мольер-Бете, рассчитано распределения инжектированных электронов в интервале энергий Е„ = 0.04-0.3 МэВ.

В работе реализован вариант схемы «укрупненных» соударений, в котором используются следующие предположения:

- потери энергии на ионизацию непрерывные, без учета флуктуации потерь энергии в слое Мольер (потери энергии детерминированы).

- потери энергии на тормозное излучение не учитываются, так как они много меньше потерь энергии идущей на ионизацию при Е < тпос2',

- используется угловое распределение Мольер-Бете.

- изменение энергии электронов под действием электрического поля объемного заряда, создаваемого термализованными в материале электронами, много меньше ионизационных потерь энергии электронов в веществе. Данное предположение хорошо выполняется для используемых в экспериментах параметров ИЭП.

Такой вариант схемы «укрупненных» соударений достаточно прост и широко используется в расчетах. В варианте с непрерывным замедлением розыгрышу подвергаются только углы (радиальный и азимутальный). Далее в соответствии с результатами розыгрыша определяется координата электрона.

Результаты численного интегрирования приведены на рис. 1. Поведение интегральной функции Мольер-Бете таково, что она быстро приближается к единице при увеличении значения аргумента. В этом случае практически равновероятные значения, расположенные в двух соседних ячейках, могут соответствовать двум существенно различным параметрам ф* (например, при £ = 0.99, (р = 5;£=1,ф =10), что приводит к недопустимой погрешности расчета. Поэтому описанный метод применяется дважды: рассчитывается 95 значений ф для случайных чисел в интервале £ от 0 до 0.95 (95 ячеек массива) и дополнительно

Рис. 1. Распределение функции Ул/(ф)ф и нормированное к 1 интегральное распределение Мольер-Бете Л(ф)

Параметрами, которые необходимо задать до начала расчета пространственного распределения рассеянных электронов, являются: начальная энергия электрона (£о); пороговая (минимальная) энергия рассеянного электрона

(£„), при достижении которой прекращается расчет «истории» данного электрона; угол падения электрона на поверхность (30 = 0 при нормальном падении); коэффициент потерь энергии К0 в слое Мольер; координата поверхности (обычно z„=0).

Далее реализуется следующая схема расчета:

1. Определяется «сброс» энергии ДБ, электрона с энергией Ем при прохождении слоя Мольер с номером /:

АЕ, = Ко-Ем, где i = О, 1,2,..., к.

Коэффициент потерь энергии К0 выбирается так, чтобы потери энергии в слое Мольер были невелики (К0 < 0.1) и в то же время число соударений п в слое не должно быть менее 10. Обычно выбирают в интервале 0.01 < Ко < 0.1. В расчетах принято К0 = 0.05;

2. Определяется энергия рассеянного электрона Et = £и - Д£, ;

3. Энергия рассеянного электрона сравнивается с Еп (пороговой), при которой электрон считается остановившимся и его траектория заканчивается. Запоминается координата остановившегося электрона и начинается расчет траектории нового электрона;

4. Если £, > Е„ (в нашем случае Еп = 0.015 МэВ), то производится расчет ионизационных потерь;

5. Определяется толщина слоя Мольер Д/г (в г/см2) из соотношения-Ar; = AE/SJE,)-

6. Рассчитывается п - число столкновений электрона в слое Мольер, а затем определяется параметр В: В = 0.58 + 2.8 Ig(n);

7. Разыгрывается случайная величина и находится из обратного интегрального распределения Мольер параметр ср\ Рассчитывается угол х«, а затем - радиальный угол рассеяния 6,;

8. Генерируется вторая случайная величина и находится азимутальный угол рассеяния электрона ц/, = 2равномерно распределенный в интервале 2я;

9. Вычисляется новое направление движения электрона 3, (г = 1, 2, 3, ... , к) после рассеяния: cos9; = cosSM-cos9,+ sin9^rsin9rcosvj/, ;

10. Глубина проникновения z, электрона после прохождения i-ro слоя Мольер определяется из выражения:

Zi = C0S>9M ;

/=1

11. Проверяется выполнение условия 0 < Zj < d, где d - толщина образца. Если z, < 0 (электрон вышел обратно из образца, т.е. отразился) или z,>d (электрон прошел весь образец и вылетел из него), то моделирование траектории заканчивается. В противном случае энергия Е, и угол 9, становятся входными параметрами для следующего слоя Мольер.

Расчеты пространственного распределения инжектированных электронов при воздействии ИЭП были выполнены методом Монте-Карло для ряда кристаллических и полимерных материалов. Для каждой энергии электронов из дискретного набора энергий в пределах спектра ИЭП определялось

пространственное распределение инжектированных электронов путем розыгрыша истории 10 электронов, падающих нормально к поверхности образца. Толщина образца выбиралась равной длине максимального экстраполированного пробега электронов R„ в данном материале. Одновременно определялось количество (доля) отраженных электронов у0.

Анализ результатов расчета показал, что для исследованного ряда материалов, в пределах погрешности методики расчета (< 10 %), пространственное распределение инжектированных электронов в приведенных координатах т = z/R0 практически не зависит от начальной энергии электронов ИЭП в пределах 0.04-0.3 МэВ.

В качестве примера на рис. 2 приведены кривые распределения в кристалле KCl для 4 значений энергий падающих электронов.

90000 я 80000 | 70000 J

s 60000

Р 50000 40000 30000 20000 10000 0

—Универсальная кривая

0 0,2 0,4 0,6 0,8 1 т

Рис. 2. Распределение инжектированных электронов в KCl при различной энергии падающих электронов Е0

Таким образом, в приведенных координатах т = z!R0, для каждого материала существует универсальная, нормированная в максимуме к 1, кривая распределения инжектированных электронов (рис. 3), зависящая только от свойств данного вещества (p,z,A,I ).

0 0,2 0,4 0,6 0,8 1 т

Рис. 3. Пример универсальных кривых распределения инжектированных электронов

Часть электронов пучка в результате рассеяния выходит из объема вещества в обратном направлении, т. е. отражается. По результатам расчета методом Монте-Карло нами определенадоля отраженных электронов у0 для веществ с различным эффективным зарядом Z.

Оказалось, что величина у0 имеет сублинейную зависимость от Z (рис. 4). В тоже время зависимость у0 от Е0 очень слабая. Расчеты показали, что разброс значений у„ в пределах интервала энергий падающих электронов 0.04-0.3 МэВ не превышает 10 %, что находится в пределах погрешности расчета в модели Мольер-Бете. Следовательно, можно принять, что у0(Е0) и const для каждого вещества при 0.04 <£„< 0.3 МэВ.

То,*" 20 -

15 -

10 -

5 -0 -

0 5 10 15 20 25 30 35 Z

Рис. 4. Зависимость доли отраженных от образца электронов у0 от величины эффективного заряда вещества Z

II. Приведен алгоритм расчета пространственно-временного распределения в материале: инжектированного заряда, поглощенной энергии, напряженности поля. динамических механических напряжений в зависимости от плотности энергии НЭП произвольной формы, геометрии облучения и плотности тока ИЭП.

Ш. Разработана Феноменологическая модель автоэлектронной эмиссии, возникающей в процессе действия ИЭП на материал. В математической модели учтено не только снижение потенциального барьера для электронов вещества за счет электрического поля объемного заряда, но также разогрев и изменение подвижности электронов в этом электрическом поле.

При моделировании и расчетах плотности тока АЭЭ и ТЭЭ были приняты следующие приближения.

1. Эмиссия электронов происходит из зоны проводимости.

2. В условиях высокой плотности возбуждения распределение электронов по энергии вблизи поверхности кристалла описывается функцией распределения Ферми-Дирака.

3. Предполагается отсутствие эмиссии из поверхностных состояний, т.к. плотность поверхностных состояний не превышает 1012 см"2, а потенциальный барьер для таких переходов достаточно большой. Поэтому влияние поверхностных

состояний на плотность тока АЭЭ проявляется только при очень высоких электрических полях.

4. Расчет ведется в приближении «нулевого тока», что предполагает постоянство квазиуровня Ферми в кристалле (Fe(x) = const). Это приближение выполняется тем лучше, чем выше плотность возбуждения, т.е. чем выше концентрация неравновесных электронов в зоне проводимости.

5. Зависимость энергии носителей тока от квазиимпульса параболическая.

Алгоритм расчета плотности тока_/Аээ(0 и других параметров системы.

1. Для момента времени f рассчитывалось распределение объемного заряда в образце p(z,f) в результате протекания тока j" — j" + _/аээ^\ где Уаээ*4 — плотность тока АЭЭ, рассчитанная на предыдущем временном шаге .

2. Методом прогонки решалось уравнение Пуассона и определялось £"(z).

3. На основании полученных значений £"(z) рассчитывалось значение напряженности электрического поля в вакууме вблизи поверхности образца Г" = е-ЕГ, а затем соответствующая этой напряженности поля плотность тока АЭЭ. Кроме того, определялись и другие параметры системы (энергия падающих на образец электронов, концентрация неравновесных электронов в образце, температура электронной подсистемы кристалла и т.д.)

4. Далее цикл расчетов повторялся для следующего временного шага

f + At.

Шаг At определяется временем термализации горячих электронов и составляет, например, для CaF2 - 0,67 • 10"" с, LiF - 2 ■ 10~12 с, КС1 - 6 ■ 10~12 с, NaCl - 8 • 10~'2с, KI - 9 • Ю-12 с.

ГУ. На основе расчета пространственно-временного распределения поглощенной энергии разработан алгоритм расчета нагрева материала во время действия ИЭП.

V. Описана экспериментальная установка. приведены параметры импульсного электронного пучка, а также характеристики использованных в экспериментах материалов.

В третьей главе представлены результаты математического моделирования пространственно-временного распределения: поглощенной энергии, динамических механических напряжений, нагрева материала в зависимости от плотности тока ИЭП для ряда высокоомных материалов.

I. Математическое моделирование профиля энерговыделения

Учет спектрально-временных параметров ИЭП и геометрии облучения приводит к сложной пространственно-временной функции энерговыделения W(z,t) в образце. На рис. 5 представлены зависимости W(z, t) для кристаллов KI и LiF. В короткозамкнутой геометрии (КЗ) облучения временная зависимость удельной объемной плотности поглощенной энергии для приповерхностных слоев образца имеет сложный вид с несколькими максимумами (рис. 5, пунктирные кривые). По мере увеличения координаты z слоя распределение Щг, t) приобретает колоколообразную форму. Максимальное значение W(z, г) соответствует слою с г ~ 50 мкм для К1 и z ~ 150 мкм для LiF и времени облучения i — 10 не. Особо следует отметить тот факт, что с увеличением z уменьшается время облучения

слоя. Качественно подобные результаты получены для ряда исследуемых материалов. При этом если время облучения, соответствующее максимальному значению Щг, /), примерно одинаково, то координата определяется характеристиками материала.

Рис. 5. Рассчитанные временные зависимости удельной плотности поглощенной энергии на различных расстояниях от облучаемой поверхности кристалла KI (а) и LiF (б) при величине вакуумного зазора (ВЗ) 1000 мкм (сплошные кривые) и короткозамкнутой геометрии (пунктирные кривые). Плотность тока пучка ИЭП 250 А/см2

Введение вакуумного зазора перед облучаемой поверхностью приводит как к уменьшению плотности поглощенной энергии W, так и изменению W(z, t) (рис. 5, сплошные кривые). С увеличением величины зазора происходит неоднородное по координате z сокращение времени облучения. Поскольку эффект торможения наиболее сильно сказывается на низкоэнергетических электронах заднего фронта импульса, уменьшение времени облучения слоя вблизи

поверхности максимально. Увеличение относительной доли низкоэнергетических электронов вследствие эффекта торможения в вакуумном зазоре обеспечивает резкий рост объемной плотности поглощенной энергии в приповерхностной области образца, а также уменьшение времени облучения и Щг, г) глубоких слоев.

П. Моделирование контура акустического импульса

Типичная динамика формирования профиля акустического импульса в короткозамкнутой геометрии облучения представлена на рис. 6. Напряжения растяжения соответствуют отрицательным значениям /АИ. Из представленных данных видно, что при длительности импульса тока ИЭП 24 не форма АИ на момент окончания импульса возбуждения отличается от профиля энерговыделения. Это связано с тем, что начиная со времени падения электронов с максимальной энергией (примерно половины длительности импульса) пробег электронов каждого следующего моноимпульса уменьшается, так как уменьшается их энергия. В то же время передний фронт импульса сжатия распространяется вглубь кристалла. Между максимумом импульса сжатия и облучаемой поверхностью образуется область нулевых напряжений, которая со временем облучения смещается вглубь кристалла. Координаты области нулевых напряжений и максимумов импульсов сжатия и растяжения на момент окончания ИЭП, рассчитанные для ряда исследуемых материалов, определяются тормозной способностью вещества и скоростью звука.

Рис. 6. Рассчитанные формы акустического импульса (!) и профили распределения поглощенной энергии (IV) в кристалле КВг через 6 не (Wu h), 12 не (W2, h), 24 не (Щ, h) от начала импульса облучения в короткозамкнутой геометрии облучения при плотности тока ИЭП 250 А/см2

На рис. 7 представлены результаты расчета распределения плотности поглощенной энергии и формы АИ для фиксированной величины вакуумного

зазора при увеличении плотности тока ИЭП. Увеличение плотности тока ИЭП приводит к усилению эффекта торможения электронов пучка в электрическом поле инжектированного заряда. Наиболее сильное торможение испытывают электроны заднего фронта импульса тока. В результате уменьшается доля поглощенной энергии ИЭП, профиль ее распределения и, как следствие, изменение формы АИ.

Рис. 7. Рассчитанные формы распределения плотности поглощенной энергии (Щ и акустического импульса (/) в кристалле КБ г на момент окончания воздействия ИЭП при величине вакуумного зазора 250 мкм и плотностях тока, А/см2: 1 - 50, 2 -250,3 - 500,4 - 750

На рис. 8 представлены результаты расчета профиля поглощенной энергии и формы АИ при увеличен™ величины вакуумного зазора перед облучаемой поверхностью для фиксированной плотности тока ИЭП. Увеличение величины вакуумного зазора перед облучаемой поверхностью приводит как к уменьшению поглощенной энергии, так и к изменению профиля ее распределения. Это обусловлено усилением эффекта торможения электронов в поле инжектированного объемного заряда. Уменьшение поглощенной энергии сопровождается уменьшением амшппуд импульсов сжатия и растяжения и изменением формы АИ.

Для оценки эффективности влияния геометрии облучения на величину динамических механических были рассчитаны зависимости амплитуды АИ от величины плотности тока ИЭП при разных величинах вакуумного зазора. Результаты расчетов для КВг представлены на рис. 9. Из представленных результатов следует, что для материала характерна сублинейная зависимость амплитуды акустического импульса сжатия, наиболее сильно выраженная при больших зазорах. Качественно подобные зависимости характерны для всех исследованных материалов.

"g 80 "Й

40 -

\\ ^ VcC-1'

w2- //wr^-

100 200 Z, мкм

60 40 20

s 0 * о

-20 " -40 -60 -80

Рис. 8. Рассчитанные формы распределения плотности поглощенной энергии (V/) и акустического импульса (I) в кристалле КВг на момент окончания воздействия ИЭП при плотности тока 500 А/см2 и величине вакуумного зазора, мкм: 1 - 1000, 2-250,3- 100,4-0

^60 ей

"40

>—<

30 -20 • 10 0

200 400 600 J, А/см2

Рис. 9. Рассчитанные зависимости амплитуды АИ от плотности тока ИЭП для кристалла КВг при величине вакуумного зазора, мкм: 1 - 0, 2 - 250, 3 - 500, 4 -1000

Представленные на рис. 10а результаты экспериментального изучения АИ свидетельствуют о том, что при низких плотностях возбуждения W ~ 0.1 Дж/см2 в

ЩГК формируется биполярный АИ. Амплитуда импульса сжатия несколько меньше амплитуды импульса растяжения, а расстояние между максимумами импульсов сжатия и растяжения зависит от параметров кристалла (тормозной способности вещества, скорости звука), что соответствует результатам расчетов. При облучении серией импульсов с плотностью энергии больше ~ 0,2 Дж/см2 в форме АИ наблюдается появление тонкой структуры, заключающейся в возникновении дополнительных максимумов, наложенных на основной АИ, и общее удлинение импульса (рис. 106).

сжатие растяжение

Рис. 10. Осциллограммы форм акустического импульса в КВт при вакуумном зазоре 300 мкм и плотностях энергии ИЭП, Дж/см2: а - ОД, б - 0,35 (1,2,3 - импульсы облучения)

Обнаружено, что в первых импульсах облучения, как правило, возникновение тонкой структуры в форме АИ не сопровождается возникновением трещин или других видов разрушений в области торможения электронов. При этом амплитуда импульса сжатия остается ниже амплитуды импульса растяжения. При воздействии второго импульса облучения происходит некоторое увеличение амплитуды импульса сжатия, резкое уменьшение импульса растяжения с наложенной тонкой структурой, приводящей к увеличению общей длительности АИ, и образованию плоскостей раскола, параллельных облучаемой поверхности. Снижение амплитуды импульса растяжения прямо свидетельствует о том, что возникновение плоскостей раскола происходит во время облучения, что приводит к нарушению сплошности среды и условий формирования импульса растяжения. Увеличение амплитуды импульса сжатия во втором импульсе облучения (см. кривая 2, рис. 10б) обусловлено наложением на основной импульс сжатия акустического импульса, обусловленного развитием электрического пробоя в

первой половине импульса облучения. Снижение амплитуды импульса растяжения вызвано появлением плоскостей раскола в области торможения электронов. В третьем импульсе облучения торможение электронов происходит в области кристалла, содержащей плоскости расколов. Наличие плоскостей раскола приводит к наложению и многократному отражению волн сжатия и растяжения, что в итоге снижает амплитуды импульсов сжатия и растяжения в результирующем АИ, выходящем из области торможения электронов.

Экспериментально установлено, что отличие формы АИ, измеренной поляризационно-оптическим методом, от расчетной наблюдается при плотностях тока пучка выше некоторых пороговых значений.

Ш. Импульсный нагрев материалов в процессе облучения ИЭП

Расчет нагрева материала в области диссипации энергии ИЭП, проводился на основе полученного пространственно-временного распределения плотности поглощенной энергии.

На рис. II представлены рассчитанные зависимости ЛТ в максимуме энерговыделения от начальной температуры (Тм) для кристаллов КВг, ЫаС], Ш.

ДТ.К ЛТ,К

1000

Рис. 11. Рассчитанные зависимости AT в максимуме энерговыделения от начальной температуры (Гм) в кристалле КВг (a), NaCl (б), LiF (в) на момент окончания импульса облучения при короткозамкнутой геометрии (сплошные кривые) и геометрии с вакуумным зазором 1000 мкм (пунктирные кривые) и плотности тока пучка ИЭП, А/см2: 1 - 500,2 - 250,3 - 150,4 - 100, 5 - 50.

При геометрии с вакуумным зазором доля поглощенной энергии ИЭП уменьшается вследствие торможения электронов в электрическом поле инжектированного объемного заряда. Вследствие этого уменьшается ЛТ в максимуме энерговыделения и профиль ее распределения в направлении падения ИЭП.

Результаты расчетов для ряда указанных выше материалов показали, что распределения роста температуры и ее максимальное значение определяются с одной стороны тормозной способностью вещества, с другой - удельной теплоемкостью. Например при плотности тока НЭП 250 А/см2 (рис. 11, кривая 2), AT при Гм = 250 К в максимуме энерговыделения в LiF составляет 7.5 К, в NaCl -16.4 К, в КВг - 35 К. В первою очередь это связанно с увеличением тормозной способности в ряду LiF, NaCl, КВг. С понижением 7м до 80 К в максимуме энерговыделения наблюдается сильное увеличение AT в кристалле LiF до 34 К, в NaCl - до 27 К, в КВг - до 45 К. При 7м = 20 К во всех кристаллах в максимуме энерговыделения наблюдается сильный рост AT: в LiF до 3.5-103 К, в NaCl - до 560 К, в КВг - до 250 К. Значение AT при Тм =20 К в кристаллах объясняется их малой удельной теплоемкостью (для LiF - 0.003 Дж/г К, для NaCl - 0.025 Дж/г-К, для КВг - 0.058 Дж/гК).

Из приведенных результатов моделирования изменения температур кристалла во время облучения ИЭП, видно, что процесс сопровождается значительным изменением температуры кристалла, особенно при низких начальных температурах кристалла.

IV. Математическое моделирование автоэлектронной эмиссии

На основе феноменологической модели автоэлектронной эмиссии (АЭЭ) для «однородной» поверхности, проведен расчет плотности тока АЭЭ с облучаемой ИЭП поверхности образца в геометрии с вакуумным зазором.

На рис. 12 показано изменение ряда выходных параметров расчета в процессе импульса возбуждения на примере KCl (рис. 12а) и NaCl (рис. 126) при малой плотности тока ИЭП. Результаты расчетов показывают, что спустя некоторое время (время задержки /3) относительно начала облучения наблюдается резкий рост плотности тока удээ (рис. 12). Одновременно резко падает скорость нарастания напряженности электрического поля у облучаемой поверхности. Из полученных результатов моделирования следует, что основным фактором, определяющим время задержки начала АЭЭ (/,) является величина энергии сродства к электрону х- Например, при равных прочих условиях (Т = 295 К, плотности тока ИЭП 7 А/см2) в KCl (х = 0.2 эВ) время задержки (3 ~ 4-10 9с, а в NaCl(х = 0.9эВ)/3 ~ 15-10'с.

Как видно из результатов моделирования (рис. 12) плотность тока АЭЭ в процессе действия ИЭП не превышает плотности тока возбуждения. В этом случае к концу импульса возбуждения потенциал образца возрастает до значений, когда электроны ИЭП полностью тормозятся в поле кристалла (плотность тока возбуждения (/',) падает практически до нуля).

Из результатов расчета, представленных на рис. 13, следует, что увеличение плотности тока ИЭП до 15 А/см2, приводит к уменьшению времени задержки развития АЭЭ. С увеличением времени наблюдается рост напряженности поля в зазоре и возникновение бифуркаций тока АЭЭ с частотой ~10п-1012 Гц, при которых пиковые значения тока АЭЭ превосходят ток инжектируемых электронов.

Рис. 12. Расчетные значения тока АЭЭ (/Аээ), плотности тока возбуждения (je), концентрации неравновесных электронов в зоне проводимости (пе), напряженности электрического поля у облучаемой поверхности (Еш) для кристалла КС1 (а) и NaCl (б) при плотности тока НЭП 7 А/см2

Рис. 13. Расчетные значения тока АЭЭ (/аээ), плотности тока возбуждения (/'„), концентрации неравновесных электронов в зоне проводимости (пе), напряженности электрического поля у облучаемой поверхностью (Ек.) для кристалла КС1 (а) при плотности тока ИЭП 15 А/см2 и ЫаС1 (б) при плотности тока НЭП 250 А/см2

По мере дальнейшего увеличения времени действия ИЭП, когда напряженность электрического поля вблизи облучаемой поверхности и концентрация неравновесных электронов достигнут некоторых критических значений, частота колебаний электрического поля резко возрастает, что вызывает высокочастотные стохастические колебания тока АЭЭ, пиковые значения jAЭЭ начинают существенно превосходить плотность тока возбуждения ]е. После времени, соответствующего максимуму тока ИЭП, уменьшение частоты колебаний тока эмиссии и бифуркаций происходит в обратном порядке с последующим исчезновением уАЭэ.

Из полученных результатов моделирования следует, что основными факторами, определяющим момент возникновения высокочастотных колебаний плотности тока автоэлектронной эмиссии, является величина энергии сродства к электрону 1 и время термализации горячих электронов (г^. Поэтому для построения зависимости представленной на рис. 14 было использовано отношение энергии сродства к электрону к времени жизни электрона в зоне проводимости.

)юп> А/см2

Рис. 14. Расчетная зависимость критической плотности тока ИЭП, выше которой возникают высокочастотные колебания плотности тока АЭЭ от

Данная зависимость качественно отображает устойчивость материала к электрическому пробою, что хорошо согласуется с экспериментальными результатами.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Разработаны модели расчета, реализованные в компьютерных программах математического моделирования пространственно-временного распределения заряда, энергии, акустического импульса распространяющегося в материале, плотности тока термо- и автоэлектронной эмиссии.

2. В результате модернизации программы математического моделирования для расчета распределения истории 106 инжектированных электронов в материале

и, соответственно, повышения точности расчетов, впервые получена сублинейная зависимость коэффициента отражения электронов от величины эффективного заряда вещества.

3. Разработанные компьютерные программы могут быть использованы для расчета различных высокоомных материалов в широком диапазоне изменения параметров ИЭП (плотности тока и длительности импульса до -500 А/см2 и ~ 100 не соответственно) и геометрии облучения.

4. Математическое моделирование воздействия ИЭП на высокоомные материалы позволило показать, что геометрия облучения, характеристики пучка, а также свойства материала оказывают существенное влияние на формирование электрического поля инжектированного заряда и, как следствие, на пространственно-временное распределение поглощенной энергии.

5. Теоретически и экспериментально изучен профиль АИ, возбуждаемого в материалах воздействием ИЭП, его зависимость от плотности энергии и геометрии облучения. При низких плотностях энергии ИЭП (< 0.1 Дж/см2) и длительности импульса электронного пучка, сопоставимой с временем релаксации акустического импульса, АИ обусловлен в основном неоднородным импульсным нагревом области торможения электронов и представляет собой асимметричный биполярный импульс, разделенный зоной нулевых напряжений. Возникновение на фоне контура основного АИ тонкой структуры и увеличение ее вклада с увеличением плотности энергии ИЭП выше 0.1 Дж/см2 в ВЗ геометрии обусловлено динамическими механическими напряжениями, вызванными локальным выделением энергии при развитии электроразрядных процессов. Наличие тонкой структуры АИ, наложенной на основной импульс сжатия, прямо свидетельствует о том, что электроразрядные процессы развиваются непосредственно во время облучения.

6. Показано, что изменение спектра электронов ИЭП в течение импульса облучения, вызванное их торможением в электрическом поле инжектированного заряда, приводит к изменению профиля акустического импульса и сублинейной зависимости амплитуды импульса «сжатие-растяжение» с ростом плотности тока (энергии) пучка.

7. Расчеты в рамках обобщенной теории Фаулера-Нордгейма одномерной модели автоэлектронной эмиссии показали, что в процессе интенсивной импульсной АЭЭ, стимулированной полем объемного заряда, развивается токовая высокочастотная неустойчивость в системе «образец-ИЭП» с частотами колебаний Ю^-Ю12 Гц. Основными факторами, определяющим момент возникновения высокочастотных колебаний плотности тока автоэлекгронной эмиссии, является величина энергии сродства к электрону и время термализации горячих электронов.

8. Результаты расчетов для ряда материалов показали, что распределения роста температуры и ее максимальное значение определяются с одной стороны тормозной способностью вещества, с другой — удельной теплоемкостью. Приведенные результаты моделирования изменения температуры кристалла в максимуме энерговыделения на момент окончания импульса облучения, показали, что процесс сопровождается значительным изменением температуры кристалла, особенно при низких начальных температурах кристалла.

Основное содержание работы отражено в следующих публикациях

1. Степанов, С. А. Закономерности рекомбинации неравновесных электронов и дырок в диэлектриках и полупроводниках при импульсном электронном возбуждении / Е. П. Чинков, В. Ф. Штанько, С. А. Степанов, Е. Е. Обухова // Известия вузов. Физика. - 2011. - Т. 54, № 11/3. - С. 179-183.

2. Степанов, С. А. Пространственное распределение динамических механических напряжений в ионных кристаллах при воздействии импульсного электронного пучка / В. Ф. Штанько, В. М. Толмачев, С. А. Степанов, Е. П. Чинков // Журнал технической физики. - 2012. - Т. 82, № 2. - С. 68-72.

3. Степанов, С. А. Автоэлектронная эмиссия с поверхности щелочно-галоидных кристаллов в процессе возбуждения импульсным электронным пучком / С. А. Степанов, В. Ф. Штанько, Е. П. Чинков, В. М. Толмачев // Известия вузов. Физика. - 2012. - Т. 55, № 6/2. - С. 82-87.

4. Stepanov, S. A. Simulation of Electron Field Emission from the Surface of Ionic Crystals under Irradiation by Pulsed Electron Beam / S. A. Stepanov, V. F. Shtan'ko, E. P. Chinkov // Известия вузов. Физика. - 2012. - Т. 55, № 11/3. - С. 227-230.

5. Степанов, С. А. Динамические механические напряжения в ионных кристаллах при воздействии импульсного электронного пучка / С. А. Степанов, Чинков Е. П. // Современные техника и технологии : сборник трудов XV Международная научно-практическая конференция студентов, аспирантов и молодых ученых : в 3 т. - Томск : Изд-во Том. политех, ун-та, 2009. - Т. 3. -С. 117-119.

6. Степанов, С. А. Пространственно-временное распределение поглощенной энергии импульсного электронного пучка в ионных кристаллах / С. А. Степанов // Современные техника и технологии : сборник трудов XVII Международной научно-практической конференции студентов, аспирантов и молодых ученых : в 3 т. - Томск: Изд-во Том. политех, ун-та, 2011. - Т. 3. - С. 77-78.

7. Степанов, С. А. Импульсный нагрев материалов при воздействии сильноточных электронных пучков / С. А. Степанов, В. Ф. Штанько // Фундаментальные и прикладные проблемы физики материалы VII Международной научно-технической конференции : в 2 т. / Мордов. гос. политех, ун-т - Саранск, 2012. - Т. 1. - С. 60-63.

8. Stepanov, S. A. Simulation of electron field emission from the surface of ionic ciystals under irradiation by a pulsed electron beam / S. A. Stepanov, V. F. Shtan'ko, E. P. Chinkov // 3rd International Congress on Radiation Physics and Chemistry of Condensed Matter, High Current Electronics and Modification of Materials with Particle Beams and Plasma Flows : abstracts. - Tomsk : TPU Press, 2012. - P. 140-144.

9. Степанов, С. А. Нагрев материалов при воздействии импульсных электронных пучков / С. А. Степанов, В. Ф. Штанько, Е. П. Чинков // Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах : сборник трудов VIII международной научной конференции. - Томск : Изд-во Том. политех, ун-та, 2012.-С. 614-617.

Подписано в печать 21.05.2013 г. Формат А4/2. Ризография Печ. л. 1,0. Тираж 100 экз. Заказ № 09/05-13 Отпечатано в ООО «Позитив-НБ» 634050 г. Томск, пр. Ленина 34а

Текст научной работы диссертации и автореферата по физике, кандидата физико-математических наук, Степанов, Сергей Александрович, Томск

Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего

профессионального образования "Национальный исследовательский Томский политехнический университет"

На правах рукописи

Степанов Сергей Александрович

ДИССИПАТИВНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ВЫСОКООМНЫХ МАТЕРИАЛАХ ПРИ ВЫСОКИХ УРОВНЯХ ЭЛЕКТРОННОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ

Специальность 01.04.07 - Физика конденсированного состояния

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель Штанько В.Ф., д.ф.-м.н., профессор

Томск - 2013

ОГЛАВЛЕНИЕ

стр.

ВВЕДЕНИЕ ........................................................................... 4

ГЛАВА I. Каналы диссипации энергии импульсных электронных пучков

в высокоомных материалах.............................................. 9

1.1. Особенности диссипации энергии электронных пучков

высокой плотности в высокоомных материалах.................... 10

1.1.1 Катодолюминесценция диэлектриков и полупроводников при импульсном электронном облучении.................................. 10

1.1.2 Заряжение и пробой диэлектриков при импульсном электронном облучении................................................... 12

1.1.3. Динамические механические напряжения в ионных кристаллах при воздействии ИЭП..................................... 17

1.1.4. Проводимость диэлектриков в процессе воздействия ИЭП..... 21

1.1.5. Эмиссия из диэлектриков при импульсном облучении электронами................................................................ 24

1.2. Моделирование физических процессов взаимодействия ИЭП с

веществом.................................................................... 27

Постановка задачи......................................................... 29

ГЛАВА II. Математическое моделирование процессов диссипации

энергии ИЭП в веществе. Методика и объекты исследований... 32

2.1. Пространственное распределение поглощенных электронов

при возбуждении образца ИЭП произвольной формы............ 32

2.1.1. Основные закономерности взаимодействия электрона с веществом ...................................................................... 32

2.1.2. Многократное рассеяние электронов.................................. 34

2.1.3. Метод Монте-Карло в задачах переноса электронов ............ 36

2.1.4. Алгоритм расчета по схеме "укрупненных" соударений с непрерывным замедлением ........................................... 39

2.2. Расчет пространственного распределения термализованных электронов методом Монте-Карло ................................. 41

2.3. Расчет накопления заряда в процессе импульса по

приведенному распределению термализованных электронов.... 43

2.3.1. Оценка времени релаксации объемного заряда в процессе возбуждения ИЭП.......................................................... 43

2.3.2. Распределение термализованных электронов в образце (квазистационарное приближение) .................................... 47

2.4. Математическая модель расчета электрического поля и профиля энерговыделения в рамках модели «однородного» образца........................................................................ 49

2.5. Математическая модель расчета контура акустического импульса в зависимости от параметров ИЭП и термоупругих характеристик кристаллов.................................................. 50

2.6 Математическая модель расчета термо- и автоэлектронной эмиссии....................................................................... 51

2.7 Алгоритм расчета нагрева высокоомных материала во время воздействия ИЭП.......................................................... 58

2.8. Параметры источника ИЭП.............................................. 59

2.9. Экспериментальная установка и методики исследований........ 61

2.10. Объекты исследований и их параметры............................... 63

ГЛАВА III. Пространственно-временная диссипация энергии в мишени..... 64

3.1. Математическое моделирование профиля энерговыделения..... 64

3.2. Моделирование контура акустического импульса в зависимости от параметров ИЭП, геометрии облучения и термоупругих характеристик материалов.............................. 72

3.3. Импульсный нагрев материалов в процессе облучение ИЭП..... 80

3.4. Математическое моделирование автоэлектронной эмиссии...... 84

ЗАКЛЮЧЕНИЕ ...................................................................... 91

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ ............................................................... 94

ПРИЛОЖЕНИЕ 1........................................................................ 106

ПРИЛОЖЕНИЕ 2........................................................................ 108

ПРИЛОЖЕНИЕ 3........................................................................ 114

Введение

Накопление стабильных радиационных дефектов, определяющих изменение физических свойств материалов, является результатом сложной совокупности протекающих во времени процессов генерации, взаимодействия и распада электронно-дырочных возбуждений и первичных структурных дефектов. Импульсные электронные пучки (ИЭП), генерируемые ускорителями с взрывной эмиссией, разработанные в ИСЭ РАН под руководством Г.А. Месяца и Б.М. Ковальчука, в сочетании с методами импульсной спектроскопии с временным разрешением позволило резко повысить информативность экспериментальных методов исследования радиационно-стимулированных процессов.

Возможность варьирования плотности энергии ИЭП в широком диапазоне мощности возбуждения позволяет исследовать механизмы рекомбинации неравновесных электронов и дырок в диэлектриках и полупроводниках. Результаты таких исследований были положены в основу разработки полупроводниковых лазеров с электронной накачкой, разработку методов контроля излучательных свойств полупроводниковых монокристаллов, а также отработку технологии выращивания монокристаллов с высоким энергетическим выходом рекомбинационной люминесценции.

Специфика воздействия ИЭП заключается в том, что одновременно с выделением энергии вследствие ионизационных потерь с высокой скоростью

11 3

(~10 Кл/м'-с) инжектируется отрицательный заряд и, соответственно, формируется импульсное электрическое поле. В первых же работах по изучению оптических, акустических, электрических и механических свойств твердого тела при воздействии ИЭП высокой мощности обнаружен ряд новых явлений, которые практически невозможно наблюдать при исследованиях на слаботочных (]е « 1 А/см ) импульсных ускорителях: внутризонное излучение электронно-дырочной плазмы, высокоинтенсивную люминесценцию с удельной плотностью мощности стимулированного излучения до 300 кВт/см , генерацию интенсивных продольных и изгибных акустических волн в пластинах и стержнях, мощную электронную эмиссию из диэлектриков в вакуум, хрупкое разрушение щелочно-

галоидных кристаллов и стекол, различные типы пробоя, в том числе и периодические структуры разрушения кристаллов. Несмотря на значительное внимание к проблеме преобразования энергии ИЭП в высокоомных материалах многие аспекты процессов, инициируемых при высоких плотностях энергии, изучены явно недостаточно.

При математическом моделировании процессов заряжения, автоэлектронной эмиссии и формы первичного акустического импульса, были использованы экспериментальные результаты, полученные с использованием в качестве источника возбуждения ИЭП.

В данной работе рассматриваются процессы воздействия на высокоомные материалы ИЭП с энергией электронов от 0.05 до 0.4 МэВ, для которых преимущественным механизмом потерь энергии является ионизационный, и длительностью импульса до 100 не, при которой изменением профиля температур в области торможения пучка вследствие теплопроводности можно пренебречь. Флюенс энергии ИЭП ограничен пороговой плотностью энергии хрупкого разрушения материалов.

Расширение сферы использования ИЭП высокой плотности для исследования фундаментальных радиационно-стимулированных процессов в диэлектриках и полупроводниках, решения прикладных задач изучения процессов деградации сцинтилляционных материалов, оптимизации качества изготовления многослойных гетероструктур с квантовыми ямами, предопределяет актуальность установления и развития представлений о физике процессов энерговыделения в высокоомных материалах.

Цель работы

Научная новизна полученных результатов обусловлена разработкой математических моделей процессов заряжения, автоэлектронной эмиссии, формы и амплитуды первичного термоупругого импульса, процессов нагрева в рамках модели «однородного» заряжения образца при воздействии на него ИЭП переменной плотности, а также созданием компьютерных программ расчета этих моделей при различных начальных параметрах системы «ИЭП - образец».

Новыми результатами являются:

1. Сублинейная зависимость доли отраженных от образца электронов от величины эффективного заряда вещества.

Практическая значимость работы

Ввиду большой сложности, а часто и невозможности экспериментального измерения некоторых очень важных параметров в системе «ИЭП - образец», математическое моделирование, позволяет лучше разобраться во всем многообразии и взаимосвязях экспериментальных фактов.

Полученные результаты полезны при решении следующих вопросов:

1. Изменение пространственно-временного распределения поглощенной • энергии ИЭП при изменении геометрии облучения и плотности тока следует учитывать при изучении механизмов рекомбинации неравновесных электронов и дырок, а также выхода первичных структурных дефектов.

Основные научные положения, выносимые на защиту:

2. Сублинейная зависимость выхода люминесценции и амплитуды акустического импульса в высокоомных материалах от плотности тока ИЭП выше ~150 А/см обусловлена изменением спектра падающих электронов вследствие их торможения в электрическом поле инжектированного заряда и уменьшением доли поглощенной энергии пучка.

3. Энергия сродства к электрону и время термализации горячих электронов определяют пороговую плотность тока (энергии) ИЭП, вызывающую

интенсивную автоэлектронную эмиссию и последующие высокочастотные

~10 Гц колебания напряженности электрического поля на облучаемой поверхности и плотности эмиссионного тока.

Апробация работы

Основные результаты диссертации докладывались на следующих конференциях: Современные техника и технологии: Международная научно-практическая конференция студентов, аспирантов и молодых ученых (Томск, 2009; Томск, 2011); Фундаментальные и прикладные проблемы физики: VII Международной научно-технической конференции (Саранск, 2012); 3rd International Congress on Radiation Physics and Chemistry of Condensed Matter, High Current Electronics and Modification of Materials with Particle Beams and Plasma Flows (Томск, 2012); VIII Международная научная конференция «Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах» (Томск, 2012).

Объем и структура диссертации

ГЛАВА I. Каналы диссипации энергии импульсных электронных пучков в высокоомных материалах

Взаимодействие высокоэнергетического электронного пучка с твердым телом приводит к изменению его оптических, электрических и механических свойств, как непосредственно в процессе воздействия пучка электронов, так и в пострадиационный период.

Многочисленные исследования твердых тел, проведенные на слаботочных (]е « 1 А/см), и импульсных сильноточных ускорителях

4 2 2

(10" А/см > ]е > 1 А/см )

электронов показали, что эффективность каналов диссипации энергии высокоэнергетического электронного пучка в твердом теле существенно зависит от его плотности и длительности.

Воздействие сильноточного импульсного электронного пучка на конденсированную среду обладает гораздо большим разнообразием радиационных эффектов по сравнению с низкоинтенсивными источниками радиации.

При воздействии ИЭП, одновременно с генерацией электронно-дырочной плазмы, в облучаемом материале формируются сильное электрическое поле и динамические механические напряжения, способные влиять на эффективность создания и распад электронно-дырочных возбуждений и первичных структурных дефектов, а также на пострадиационные процессы, вплоть до потери твердым телом механической и электрической устойчивости. При этом концентрация образующихся первичных короткоживущих продуктов достаточна для проявления нелинейных физических явлений, а также для эффективного детектирования и исследования механизмов первичного и пострадиационного дефектообразования в твердых телах.

В качестве источников сильноточных импульсных электронных пучков, нашли широкое применение ускорители с взрывной эмиссией, разработанные в ИСЭ РАН и ТПУ под руководством Г.А. Месяца и Б.М. Ковальчука [1-5].

Измерение оптических, акустических, электрических и механических свойств твердого тела при воздействии ИЭП позволило обнаружить целый ряд

новых явлений, которые практически невозможно наблюдать при исследованиях

на слаботочных (]е « 1 А/см ) импульсных ускорителях:

•внутризонное излучение электронно-дырочной плазмы [6-9];

• высокоинтенсивную люминесценцию с удельной плотностью мощности стимулированного излучения до 300 кВт/см . [10, 11-13];

• генерацию интенсивных продольных и изгибных акустических волн в пластинах и стержнях [14-24];

•мощную электронную эмиссию из диэлектриков в вакуум с последующим переходом её в вакуумный разряд или пробой образца [25-33];

•различные типы пробоя, в том числе и периодические структуры разрушения кристаллов [34-41];

•неравновесную электронно-дырочную проводимость и, в частности, высокоэнергетическую проводимость ионизационно-пассивных электронов и дырок [42-47].

В данной главе будет проведен анализ современного состояния экспериментальных и теоретических исследований процессов, индуцированных ИЭП в высокоомных материалах.

1.1 Особенности диссипации энергии электронных пучков высокой плотности в высокоомных материалах

1.1.1. Катодолюминесценция диэлектриков и полупроводников при импульсном электронном облучении

Электромагнитное излучение оптического диапазона, возбуждаемое в веществе потоком ускоренных электрическим полем электронов, получило название - катодолюминесценция. Катодолюминесценци�