Электризация диэлектриков при импульсном электронном облучении тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

Куликов Виктор Дмитриевич

ЭЛЕКТРИЗАЦИЯ ДИЭЛЕКТРИКОВ ПРИ ИМПУЛЬСНОМ ЭЛЕКТРОННОМ ОБЛУЧЕНИИ

Специальность 01.04.07-физика конденсированного состояния

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Томск 2005

Работа выполнена в Томском политехническом университете

Научный консультант: Официальные оппоненты:

доктор технических наук, профессор Овчаров Александр Тимофеевич

доктор ф.-м. наук, профессор Адуев Борис Петрович

доктор ф.-м. наук, профессор Зыков Владимир Михайлович

доктор ф.-м. наук, профессор Носков Михаил Дмитриевич

Ведущая организация: Уральский государственный технический университет, г. Екатеринбург

Защита состоится " 26 " октября 2005 г. в 15°° часов на заседании диссертационного Совета Д 212.269.02 при Томском политехническом университете по адресу: 634050 г. Томск, пр. Ленина, 30

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Томского политехнического университета

Автореферат разослан " 23 " сентября 2005 г.

Ученый секретарь диссертационного Совета, д. ф.-м. и. л М.В. Коровкин

, л? ту

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность исследований. Явление электризации диэлектриков под действием ионизирующего излучения занимает важное место в радиационной физике твердого тела, обусловленное необходимостью разработки высокоэффективных электретов, нашедших широкое применение в различных областях техники и технологии. Другим не менее важным вопросом являются создание научных методов прогнозирования поведения материалов и их защита в полях ионизирующих излучений. Опыт эксплуатации атомной и космической техники показал, что радиационная электризация определяет радиационную стойкость диэлектрических материалов. Нельзя не отметить влияние даже очень слабых электрических полей на чувствительную электронную аппаратуру.

При изучении радиационного заряжения основное внимание уделено электризации материалов под действием коронного разряда, низкоинтенсивных квазистационарных потоков заряженных частиц и у -квантов. Установлено, что накопление заряда при облучении органических соединений, стекол, керамики связано с локализацией заряженных частиц центрами захвата. Характерными особенностями заряжения диэлектриков слаботочными электронными пучками являются высокая напряженность электрического поля, значения которой могут достигать пробивной (более~106 В/см) и медленные процессы релаксации заряда с характеристическим временем до суток и более. Однако указанные исследования не исчерпывают наши потребности в знаниях о возможном поведении диэлектриков в поле радиации. Требуют оценки процессы электризации материалов при высоких уровнях инжекции электронов. Стимулом к таким исследованиям служит создание и интенсивное использование сильноточных электронных ускорителей. Сильноточные электронные ускорители обеспечивают мощное ~109-Ю10 Гр/с и сверхмощное свыше ~1016 Вт/см2 радиационное воздействие и применяются для накачки газовых и твердотельных лазеров, радиационно-термической обработки материалов в технологических целях, генерации СВЧ колебаний, в термоядерных экспериментах и т.д.

Состояние вопроса. Имеющиеся к началу 1980 -1985 годов сведения об электризации диэлектриков под действием высокоинтенсивных пучков электронов были малочисленны и имели противоречивый характер. Это объясняется, в первую очередь, отсутствием прямых экспериментальных измерений напряженности электрического поля и накопленного заряда в процессе облучения. Так, из анализа результатов исследования радиацион-но- индуцированной проводимости (РИП) был сделан вывод о том, что электрический заряд в условиях высокоинтенсивного импульсного облучения не может существовать заметное время вследствие высоких значений проводимости и в результате релаксационных процессов напряженность поля не превышает ~104 -105 В/см. С другой стороны, при воздействии импульсного электронного "У^^^^^Щ^ДНЙ^^ наДежно

БИБЛИОТЕКА |

! О»

I

регистрируются электрические пробои. Отрывочный характер данных по заряжению является также следствием сложных процессов, происходящих в материалах при воздействии ИЭП, и их взаимным влиянием друг на друга. Высокие скорости инжекции электронов приводят к возникновению термоупругих напряжений, генерации акустических и ударных волн, образованию плазмы, что существенно усложняет изучение процесса электризации.

За пределом внимания исследователей остались вопросы заряжения, связанные с локализацией носителей центрами захвата. Центры захвата существуют в диэлектрических материалах, и появляется неоднозначность в соотношении значений заряда, локализованного центрами захвата и свободного.

В теоретическом плане для построения динамической модели заряжения, описывающей пространственно-временное поведение избыточного заряда в образце, необходимо решение нелинейного уравнения полного тока с учетом временной и пространственной зависимости наведенной радиационной проводимости и тока пучка в образце, что представляет большие математические трудности.

Непосредственно соприкасаются с проблемой заряжения высокоом-ных материалов вопросы, связанные с электроразрядными явлениями в облученных диэлектриках. В общем случае в процессе электризации диэлектрика заряженными частицами могут формироваться сильные электрические поля, которые приводят к электрическому пробою материала. Электрический пробой по отношению к заряжению диэлектрика выступает, в свою очередь, фактором, ограничивающим накопление заряда.

Для импульсного электрического пробоя характерно более высокое пробивное напряжение по сравнению с квазистатическим (длительность приложения поля ~1 мкс). Несмотря на значительное внимание, уделяющееся исследованию пробоя, остается актуальным вопрос об источнике первичных электронов на стадии формирования канала разряда. При высокой скорости движения канала пробоя и малом времени жизни носителей источник первичных электронов должен быть достаточно мощным, чтобы обеспечить начало развития процесса ударной ионизации. Не менее важно найти решение вопроса кристаллографической направленности канала пробоя, так как данный вопрос не решен до сих пор.

Цель работы. Установление закономерностей электризации диэлектрических материалов в процессе мощного импульсного электронного облучения.

Достижение поставленной цели потребовало решения следующих основных задач.

1. Экспериментальное и теоретическое исследование процесса заряжения диэлектриков при мощном импульсном электронном облучении, включая: измерения и теоретическое моделирование пространственных, амплитудно-временных характеристик напряженности электрического

поля, оценки соотношения захваченного и свободного зарядов первичных термализованных электронов пучка, зависимости напряженности поля от плотности тока пучка, геометрических размеров образца, сопротивления утечки.

2. Исследование процессов генерации, рекомбинации и захвата носителей заряда в ионных соединениях при импульсном рентгеновском возбуждении по данным измерения РИП.

3. Изучение процесса прохождения электронов через контакты металл-диэлектрик и диэлектрик-металл при протекании радиационно-наведенного тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл.

4. Разработать модель механизма генерации первичных электронов в зону проводимости диэлектрика, необходимых для создания электронной лавины, на стадии формирования основного канала разряда в импульсных электрических полях наносекундной длительности.

Научная новизна работы

1. В процессе облучения диэлектриков импульсным электронным пучком в диапазоне значений мощности дозы (109 - Ю10) Гр/с с наносе-кундным временным разрешением сделаны оценки амплитудно-временных значений напряженности электрического поля в некоторых ще-лочно-галоидных кристаллах, стеклообразном и кристаллическом кварце, полиметилметакрилате. Для широкозонного полупроводника 2пБе получено пространственное распределение напряженности электрического поля с учетом функций пространственных распределений: термализованных электронов пучка и наведенной радиационной проводимости. Эти данные необходимы для воссоздания реальной картины накопления избыточного заряда и построения динамической модели электризации диэлектрических материалов.

2. Установлено, что в процессе облучения диэлектрика мощным электронным пучком происходит эффективное опустошение ловушек, захвативших термализованные электроны, за счет ионизационного процесса под действием первичных электронов пучка и вторичных электронов, а в явлении заряжения диэлектрика определяющую роль играют термализованные электроны пучка в зоне проводимости диэлектрика. Свободные термализованные электроны пучка, их электрическое поле и радиационно-индуцируемая проводимость определяют: вид функции пространственного распределения плотности заряда в образце с пиком плотности заряда, смещенным в область экстраполированного пробега электронов; кинетику релаксации заряда по экспоненциальному временному закону с постоянной времени, определяемой эффективной емкостью образца и сопротивлениями объема и утечки; зависимость напряженности электрического поля в образце от плотности тока пучка, которая, при квадратичном характере рекомбинации неравновесных носителей, пропорциональна корню квадратному от плотности тока пучка.

3. Получено решение нелинейного дифференциального уравнения

полного тока с учетом зависимости наведенной радиационной проводимости и плотности тока пучка в образце от пространственной и временной координаты, геометрических размеров и диэлектрической проницаемости с помощью методики эквивалентных схем.

4. В рамках исследования радиационно-индуцированной проводимости сделаны оценки значения приповерхностного заряда на переходе металл-диэлектрик (на примере кристаллов КВг, СэГ), возникающего при протекании тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл под действием импульсного рентгеновского излучения. Установлено, что значения плотности заряда, переносимого током проводимости, и поверхностного заряда на момент завершения импульса радиации имеют близкие значения. Сделан вывод, что в процессе протекания тока проводимости на переходе металл-диэлектрик отсутствует инжекция электронов из металла в диэлектрик, а на переходе диэлектрик- металл нет накопления электронов.

5. Для условий возбуждения ЩГК наносекундным рентгеновским излучением, в рамках модели процесса термически активированного разделения генетических электронно-дырочных пар, сделаны оценки: энергии активации разделения носителей заряда, относительного выхода носителей заряда, времени жизни электронов зоны проводимости в кристаллах Сб1, ИаС!, а также концентрации центров захвата электронов и положения их энергетического уровня в запрещенной зоне чистых кристаллов Сб1.

6. Предложена модель генерации первичных электронов в зону проводимости диэлектрика в сильном электрическом поле, основанная на межатомных каскадных Оже-переходах электронов в валентной зоне кристалла. Согласно модели, направление распространения каскадных Оже-переходов в кристалле определяется строением валентной зоны диэлектрика. Модель реализуется при изгибе зон на межатомном расстоянии, сравнимом с шириной запрещенной зоны диэлектрика. Модель объясняет экспериментальные закономерности пробоя: кристаллографический и анодный характер пробоя, значение скорости движения канала пробоя, зависимость электрической прочности от ширины запрещенной зоны диэлектрика.

Положения, выносимые на защиту

1. Основные характеристики процесса заряжения диэлектрика при мощном электронном обучении: вид функции пространственного распределения напряженности электрического поля и плотности заряда в облученном объеме, зависимость напряженности электрического поля от плотности тока пучка в различных по структуре и свойствам диэлектриках и их физическая интерпретация с учетом зависимости удельной радиационно-индуцированной проводимости от координаты и времени, процессов локализации электронов на центрах захвата.

2. Возникающий при облучении диэлектрика мощным электронным пучком эффект опустошения ловушек, захвативших термализованные

электроны, за счет ионизационного процесса под действием первичных электронов пучка и вторичных электронов, указывающий на определяющую роль свободных термализованных электронов пучка в явлении заряжения диэлектрика.

3. Динамическая модель заряжения диэлектрика в процессе облучения импульсным электронным пучком, основанная на положении об определяющей роли в накоплении заряда термализованных электронов пучка в зоне проводимости диэлектрика, проводимости зонного типа и решении уравнения полного тока с помощью методики эквивалентных схем.

4. Модель каскадных Оже-переходов для описания механизма генерации первичных электронов на стадии формирования основного канала пробоя щелочно-галоидных кристаллов. Модель позволяет сделать прогноз кристаллографической направленности канала пробоя в этих диэлектриках.

Практическая значимость работы

1. Полученные данные по пространственному распределению, амплитудно-временным параметрам напряженности электрического поля, проводимости в совокупности с моделью заряжения и моделью электрического пробоя могут бьггь использованы для прогнозирования поведения материалов в условиях воздействия импульсного электронного пучка, в частности, при: разработке радиационно-стойких материалов для нужд космической и ядерной техники; разработке методов защиты изделий от действия импульсных электрических полей; генерации электронно-дырочной плазмы с целью ее использования в импульсных источниках излучения; использования пробоя для разрушения материалов.

2. Явление накопления заряда при протекании радиационно-наведенного тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл может быть применено для получения электретов.

3. Разработанные поляризационно-оптическая методика и методика исследования пространственного распределения короткоживущих центров окраски могут быть положены в основу дозиметрии поглощенной и распределенной в образце энергии электронного пучка.

Апробация работы. Результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на: V, VI, и VII Всесоюзных и XIII, IX, X, XI Международных конференциях по радиационной физике и химии ионных кристаллов (Рига, 1983, 1986, 1989, Томск 1993, 1996, 1999, 2000, 2003), Всесоюзном семинаре "Интерференционно-оптические методы механики твердого деформируемого тела и механики горных пород" (Новосибирск, 1985), Прибалтийских семинарах по физике ионных кристаллов (Рига, 1985, 1989), Всесоюзной научно-технической конференции "Материаловедение в атомной технике" (Свердловск, 1986), Всесоюзных совещаниях по радиационным гетерогенным процессам (Кемерово, 1986, 1990, 1995), Международных конференциях "Физико-химические процессы в неорганических материалах" (Кемерово, 1998, 2001), VI Всесоюзной конферен-

ции по физике диэлектриков (Томск, 1988), I Региональном семинаре "Физика импульсных радиационных воздействий" (Томск, 1989), Международных конференциях "Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц" (Свердловск, 1991, Томск, 1994, 1996, 2003), Всесоюзной научно-практической конференции по НИР "Электри-зация"(Томск, 1990), III Всесоюзном семинаре по нелинейной физике твердого тела при сильных радиационных воздействиях (Томск, 1991), IX Совещании по дозиметрии интенсивных потоков ионизирующих излучений (Обнинск, 1992), I Международной конференции "Оптические методы исследования потоков" (Новосибирск, 1993), Международной конференции "KORUS" (Томск, 1998), " 4th International conference on Electric Charges in Non-Conductive Materials (France, 2001), Международных конференциях по радиационно-термическим эффектам и процессам в неорганических материала (Томск, 1998,2000,2002),

Публикации. Материалы диссертационной работы опубликованы в 59 работах. В коллективных работах автору принадлежат результаты и выводы, изложенные в диссертации.

Объем и структура диссертационной работы. Диссертация состоит из введения, восьми глав и основных выводов и результатов. Изложена на 262 страницах машинописного текста, содержит 74 рисунка, 6 таблиц и библиографию из 270 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обсуждены актуальность исследований, состояние вопроса, сформулированы цель, задачи, новизна, основные защищаемые положения, научная и практическая значимость работы.

В первой главе кратко описаны принцип действия сильноточного электронного ускорителя ГИН-400 конструкции Г. Месяца, Б. Ковальчука и параметры электронного пучка. Ускоритель обеспечивает плотность тока -350 А/см2, энергию ускоренных электронов до~ 0.3 МэВ, длительность импульса Д/~ 7-18 не.

Приведены функции прохождения электронов (кривая трансмиссии) и пространственного распределения поглощенной энергии пучка в А/ мишени. Для материалов с близким Z кривая трансмиссии в А1 имеет почти универсальный характер. На этом основании и с учетом пробега первичных электронов в материале можно построить функции тока и для других кристаллов с близким Z.

В первой части второй главы приведены литературные данные по компьютерному моделированию процессов генерации и термализации носителей заряда в ЩГК при фото- и электронном возбуждении.

В ионных кристаллах сильное электрон-фононное взаимодействие ограничивает длину свободного пробега электронов и их подвижность. В результате в генерируемых парах пространственное разделение электронов и дырок на стадии термализации достаточно мало. За счет кулоновского

взаимодействия велика вероятность их парной рекомбинации, что может существенно снизить выход и время жизни свободных носителей заряда.

Во второй части главы сделаны экспериментальные оценки энергии активации разделения носителей в генетических парах, относительного выхода носителей заряда и времени жизни электронов в зоне проводимости некоторых ЩГК при возбуждении импульсным рентгеновским излучением.

Основная часть экспериментов выполнена с использованием методики измерения импульсной проводимости. Генерация рентгеновского излучения осуществлялась при облучении А1 мишени толщиной 300 мкм сильноточным электронным пучком ГИН-400. Для оценки поглощенной энергии рентгеновского излучения в образцах ЩГК строился калибровочный график зависимости интенсивности свечения исследуемого кристалла от флюенса энергии электронного пучка. Затем при возбуждении рентгеновским излучением по интенсивности свечения определялась удельная плотность энергии, поглощенная в образце А1У0. Скорость генерации носителей (?о в щелочно-галоидных кристаллах составляла ~ 1023 см"3с"'

(Иеъ -средняя энергия, расходуемая на создание в данном веществе одной электронно-дырочной пары).

Исследовалась также фотопроводимость в кристаллах КВг, КС1 при возбуждении ^иР- центров окраски излучением соответственно первой (1=1.06 мкм, ЛIV ~ 0.04 Дж/см2, Дг2 ~30 не) и в второй гармоники (Х-0.53 мкм, эффективность преобразования -20%) лазера на УАО:Ш.

Экспериментальные оценки энергии активации и относительного выхода свободных носителей в монокристаллах КВг, Сб1 получены из данных температурной зависимости РИП в области температур 80-300К при возбуждении импульсным рентгеновским излучением. Для обоих материалов значения удельной концентрации электронов в кристаллах п(Т) увеличиваются более чем на порядок при переходе от температуры кипения жидкого азота к комнатной. Экспериментальные зависимости п(Т) кристаллов СвГ, ЫаС1 удовлетворительно описываются суммой двух экспоненциальных компонент: низкотемпературной и высокотемпературной. Такой закон изменения и(7) соответствует термически активационному характеру разделения электронов и дырок в генетических парах. Наличие двух компонент в п{Т), видимо, связано с существованием электронно-дырочных пар, различающихся средней энергией генерируемых электронов.

Вероятность термического разделения носителей в парах или относительный выход свободных носителей/можно представить зависимостью

/=ехр(~И<га/кТ), (1)

где - энергия активации процесса термического разделения носителей.

При квазистационарном процессе и квадратичном характере рекомбинации носителей (п&р) эффективная скорость генерации носителей имеет вид:

<Зе=Л ут , (2)

где сечение захвата электрона дыркой, ут-тепловая скорость электрона.

Экспоненциальным зависимостям: низкотемпературной и высокотемпературной для кристаллов Сб1 и ЫаС1 можно сопоставить два типа концентрации неравновесных электронов с различной скоростью генерации и вероятностью теплового разделения. Для этих компонент закон изменения концентрации носителей пип2с температурой запишется

«I /2кТ))/^, (3)

п2=^-(ехр(-А*Га2/2кТ))/^, (4)

где С0 =0111+С()2.

Сравнивая (3), (4) с экспериментальными данными для Сб1, находим:

=0.025±0.003 эВ, УГЛ =0.1±0.01эВ, С02/Оо1 «85, относительный выход свободных носителей при 7"=300К для первой и второй компонент составляет /1=0.37 и /2^0.02. Значение / находится из условия + ^02/2 = , откуда/«0.04.

Используя зависимость (1), представленную в виде/=ехр(-л-с/г0), (где гс -радиус Онзагера, го-расстояние между генетически связанными электроном и дыркой после процесса термализации), можно оценить пространственное распределение термализованных носителей в электронно-дырочных парах. В нашем случае при возбуждении рентгеновским излучением Св1 имеем два пространственных пика термализованных электронов: низкоинтенсивный пик с г01 ~ 10 нм и высокоинтенсивный с г02 «2.5 нм.

Для ЫаС1 получаем ^,=0.03+0.004 эВ, =0.14±0.015 эВ, От/вт »200, при Г=300к/,«0.3,/2«0.004,/«0.01, г-01«8 нм, г02 «1.7 нм.

Вероятно, наличие пиков обусловлено существованием максимумов в структуре плотности электронных состояний Л^ в зоне проводимости кристаллов. Можно предположить, что в кристалле №С1 пики с г02 »1.7 нм и г0|«8 нм связаны с электронами, заселявшими максимумы в на 4 и 6 эВ, в Св[ пик с г02 «2.5 нм обусловлен электронами, заселявшими максимум на ~ 5 эВ.

Полученные значения выхода свободных носителей при комнатной температуре составляют в Сэ1 -4% и~ 1 % в ИаС1, что не превышает аналогичных оценок в КС1 при электронном возбуждении.

Для ЩГК методика оценки времени жизни электронов зоны проводимости, основанная на изучении кинетики спада амплитуды проводимости после окончания импульса возбуждения, ограничена временным разрешением аппаратуры ~2-Ю"10с. В диссертационной работе предложено оценить время жизни носителей в зоне проводимости диэлектрика т, используя, с одной стороны, экспериментально измеренную концентрацию носителей п по данным тока проводимости,

/= ец п Е, (5)

и с другой - зависимость

гНЗ,\. (6)

Для кристалла Сб1 А^и=4.2 10"3 Дж/см3 , при Т= ЗООК, /¿=46 см2/В-с, £=104 В/см находим из ВАХ «=1.1 1013 см'3, С0=2.9 1023 см"3с"1, /«0.04, 0^1.16 1022см"3с"'. т«1.1 10"9с.

Для №01 при Т= ЗООК ¡1=20 см2/В-с, «=1.15 1012 см-3, <70=2.9 Ю23 см'3 с' ',>0.01, 6^2.9 1021см"3с"', т«4 Ю'|0с.

При фотовозбуждении в^- полосе поглощения образца КВг из ВАХ (Е =104 В/см) «=2.25-1013 см"3. По данным эксперимента после возбуждения импульсом рентгеновского излучения концентрация Г - центров составляет 3-1014см"3. В предельном случае, полагая, что светом возбуждаются все F - центры находим Сзд—ЛуД^ 1022см"3 с"1, т = 2 Ю^с.

Полученные значения времени жизни удовлетворительно согласуются с характером рекомбинации носителей, квадратичной при рентгеновском возбуждении и линейной при фотовозбуждении.

В третьей части главы исследовались процессы локализации электронов центрами захвата. Важной особенностью поведения РИП щелочно-галоидных кристаллов, стекла, кристаллического кварца при возбуждении рентгеновским излучением оказалось нелинейное увеличение проводимости а в 1.5-2 раза в сильном электрическом поле 104-105 В/см. С увеличением напряженности поля появляется инерционная составляющая тока после окончания импульса рентгеновского излучения Такое явление связано с освобождением электронов с центров захвата.

На нелинейном участке ВАХ представлением ст(£) может служить эмпирическая формула

а(Е)=Оо +01 ехр(-Ь /Е), (7)

где а0 - значение проводимости до £~104 В/см, ¿»-параметр, определяющий наклон функции о(£); а|-приращение проводимости на нелинейном участке. Такой закон изменения проводимости соответствует ударному механизму освобождения носителей из ловушек электронами проводимости.

Можно предположить, что в электрических полях 104-105 В/см способность для ионизации имеют те электроны, чья длина свободного пробега I превышает /0 (/о -средняя длина свободного пробега электрона между столкновениями с фононами). Доля таких электронов определяется распределением р~ехр(-/ //о) «ехр(- №1/е10Е), где И^1=е1Е - энергия активации центров захвата. Сопоставляя (7) и зависимость р(£), находим РГ(=е/06. В

1.0

0 2 4 б 8 10

Рис.1. Вольт-амперные характеристики при возбуждении рентгеновским излучением образцов: 1 - кристаллический кварц, 2 - стекло К-208, 3 - поликристаллический АЬОз

Е, 10" В/см

ионных кристаллах я 10 а. Для ЩГК значения IV, лежат в диапазоне 0.025-0.05 эВ. При полях выше Е~5 ч8 • 104 В/см вольт-амперные характеристики становятся линейными. Полагая, что при этих значениях напряженности поля ловушки опустошаются, их концентрация составляет ~ 1013 -Ю14 см"3.

Вероятно, центрами захвата в ЩГК являются бивакансии, образованные близкими катионными и анионными вакансиями. Процесс нагревания кристалла Сб1 в воздушной атмосфере при температуре 600° С в течение 1 часа с последующим резким охлаждением при комнатной температуре на А1 пластинке приводил к увеличению поглощения в а-полосе в -1.2 раза и уменьшению плотности тока проводимости в -3 раза. Этот факт можно объяснить разделением бивакансии и захватом свободных носителей на Уй с образованием F - центров окраски. Нагрев образца КВг в течении 3 ч при температуре 600° С не приводил к изменению значений ни поглощения в а - полосе, ни проводимости, что является следствием более высокой энергии активации движения анионных вакансий в КВг~0.92 эВ по сравнению с -0.39 эВ в Сб1.

В группе материалов кристаллический кварц, стекло К208 электроны, вероятно, захватываются на хвосты функций плотности электронных состояний. Хвосты состояний есть результат модуляции краев разрешенных зон флуктуациями плотности или напряженности внутренних электрических полей. Энергия активации центров составляет -0.1-0.2 эВ, концентрация, видимо, не превышает~1014-10' см"3.

В третьей главе представлены результаты исследования процесса протекания радиационно-наведенного тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл при облучении импульсным рентгеновским излучением. У отрицательного электрода за счет неомичности контакта металл-диэлектрик происходит накопление положительного приповерхностного заряда. Эффект накопления положительного заряда можно рассматривать как частный случай радиационного заряжения. Негативной стороной эффекта является экранирование внешнего электрического поля приповерхностным зарядом дырок, что приводит к снижению и полному прекращению тока проводимости в образце. Поэтому при измерении тока проводимости необходимы количественные данные по падению напряжения на переходе металл-диэлектрик и времени экранирования поля. Исследования по протеканию тока в структуре металл-диэлектрик -металл позволяют оценить степень омичности контактов металл-диэлектрик и диэлектрик-металл. Сопротивление контакта диэлектрик- металл играет важную роль в процессе релаксации инжектрированного в образец заряда при электризации материалов электронным пучком.

Схема измерения вольт-амперных и фотоэлектрических характеристик приведена на рис. 2.

Рис. 2. Схема эксперимента: 1 -рентгеновское излучение, 2 -герметик, 3 - образец щелочно-галоидного кристалла, 4, 5 -электроды, 6 - осциллограф, Я = 50 Ом - сопротивление нагрузки

В работе использовались монокристаллы КВг, Сб1 в виде тонких пластинок с поперечными размерами 15x15 мм2 и толщиной -300-350 мкм. На образцы напылялись Р1 или А1 электроды либо наклеивались с помощью герметика (кремнийорганическое соединение) электроды из А1 фольги и охранное кольцо для предотвращения поверхностного протекания тока. В последнем случае, при наличии зарядов в металлическом электроде 4 и диэлектрике, возникает фиксированная емкость С\. Идентичным образом А1 электрод наклеивался на металлическую подложку, и определялось значение емкости С\ « 2.5-10"11 Ф. Толщина слоя герметика с/«60 мкм.

При измерении фотопроводимости для создания центров окраски образец облучался рентгеновским импульсом. Затем через 10 с прикладывался импульс напряжения и фотоимпульс.

В структуре металл-диэлектрик-металл (рис.2) приложенное напряжение при генерации импульса тока проводимости делится между составляющими

ф1 +Ф* +фу +фи =У , (8)

где ф! , ф5, фу , фк - снижение потенциала в слое герметика, значение потенциала на поверхности образца, падение потенциала в объеме образца и на сопротивлении Я соответственно. В первом приближении для описания переходных процессов в системе можно ввести эффективный конденсатор Сс, образованный положительным зарядом в образце и отрицательным зарядом электронов на металлическом электроде 4. Для структуры с наклеенным электродом пренебрегаем величиной ф8 по сравнению с фь и падение потенциала в эффективном конденсаторе фе ® ф| , для напыленного электрода фе « ф3 . После окончания действия облучения и внешнего напряжения на электроде 4 находится отрицательный заряд, компенсирующий положительный заряд в объеме образца. Падение потенциала фе можно измерить, например, разряжая Се через последовательно соединенные сопротивления Ку и К. В диэлектриках даже при облучении »Я и на со-

противлении Я выделится небольшая часть фе. В данном случае для оценки (р,. можно воспользоваться зависимостью , где -плотность заря-

да на электроде 4. Плотность заряда <2^ определяется интегрированием по времени плотности разрядного тока \%, стекающего с электрода 4 при зондирующем облучении. На границе раздела металл-диэлектрик

05=е,£о£',=5£о£5 , (9)

где С] Со , ££о -абсолютные диэлектрические проницаемости герметика и кристалла, Е\, ^-напряженности поля в слое герметика и на поверхности кристалла соответственно.

Методика измерения разрядного тока в образцах КВг, Св1 состояла в следующем: после протекания импульса тока проводимости электрод 4 отсоединялся от источника напряжения и подключался к осциллографу, а электрод 5 подключался на землю (рис.2). Структура облучалась импульсом рентгеновского излучения и измерялась плотность рентгеноразрядного тока ¿ьх, протекающего через сопротивление Я. Время измерения- 40 с.

Фотоэлектрические измерения проводились на образцах КВг. Положительно заряженные вакансии возникают и накапливаются при ионизации F -центров окраски светом. При возбуждении К - центров возникает слой F - центров. После импульса фототока электрод 4 подключался к осциллографу, а электрод 5 - на землю. Затем подавался лазерный импульс и измерялась плотность фоторазрядного тока /5р. Время измерения- 10 с.

Зависимости пиковой амплитуды плотности тока проводимости /0 и разрядного тока /5Х от напряженности электрического поля Е для образца Сэ! представлены на рис. 3.

0 2 4 6

Е, 104В/см

Рис. 3. Зависимости плотности тока проводимости /0 (О и разрядного тока 4Х (2) от напряженности электрического поля в кристалле Сэ1 при возбуждении рентгеновским излучением

Для полного вытекания приповерхностного заряда требовалось 3-5 зондирующих рентгеновских или световых импульсов.

Эксперимент показывает, что плотность заряда Q^,, определенного

интегрированием по времени плотности тока /0, и плотность приповерхностного заряда , оцененного с учетом суммирования заряда в импульсах тока »5 , имеют близкие, в пределах 10-30 %, значения. Такой результат свидетельствует об отсутствии как значительной инжекции электронов из металлического электрода в диэлектрик на стадии генерации тока проводимости, так и накопления электронов на переходе диэлектрик- металл.

Наиболее вероятно, что в дальнейшем электронейтральность образца устанавливается за счет движения электронов с поверхности по энергетическим уровням состояний дислокаций в запрещенной зоне кристалла. В пользу такого процесса говорит факт увеличения времени жизни положительного заряда дырок в Сэ1 при охлаждении образца до температуры кипения жидкого азота.

В образцах Св1, КВг с наклеенным электродом падение потенциала в слое герметика ф| после протекания тока проводимости оценивалось по данным плотности зарядов Qs,Qo к емкости С\. При напряжении на структуре 1500 В в СэГ значение 571 В, напряженность поля 2?, =<р1/с/ «105 В/см, в КВг ф1«226 В, что составляет 15% от V, Е1 «3.7-104 В/см, время экранирования поля ~10"7 с.

Для напыленного контакта значения ср5 и пространственное распределение приповерхностной концентрации дырок получены расчетным путем. Пространственное распределение концентрации пир в образце при квадратичной рекомбинации носителей можно найти из уравнений непрерывности (10), (11), Пуассона (12) и граничного условия задачи (13)

, (|0)

^ = , (И)

от

, (12)

8х ЕЕ0

п=щ при х=0 , (13)

где £) - коэффициент диффузии электронов, пь - поверхностная концентрация электронов. Представим концентрацию электронов в виде и = п0 ехр(е<р / кТ), где ф - потенциал. В стационарном случае концентрация дырок р=и02/л и система уравнений (10) - (12), учитывая соотношения

Эйнштейна ц=е£>/АТ, может быть сведена к следующему уравнению для л

, (14)

8х2 Vдх) п Ь2п0 1} где ¿=(А:ГБ£о/е2«о)1/2 - длина экранирования Дебая. Уравнение (14) решалось методом Булирша - Штера.

На рис. 4 для кристалла КВг «О=ро=4.2-1012 см'3,1=1.27 мкм показано распределение концентрации дырок по глубине образца при различной напряженности поля на поверхности диэлектрика Ец. Значения поверхност-I

ного потенциала <р5 с увеличением имеют тенденцию к насыще-

о

нию -0.07, 0.16, 0.21 В. На глубине х~ ЪЬ концентрация р&ро, а значение Е близко к нулю.

г

и

2

х. £

Рис. 4. Распределение концентрации дырок р по глубине образца КВг при различной напряженности поверхностного элек-

- трического поля Еа:

\-103 В/см (1), 104 В/см (2),

105 В/см (3)

Полагая, что пространственное распределение приповерхностного заряда в динамическом и стационарном режимах отличаются незначительно для образца КВг, при Е~ 5104 В/см по экспериментальной оценке заряда Р, = £)ц!е «7.1-1010 см"2 находим ф5 «0.18 В. Если ввести для перехода напыленный контакт-диэлектрик эффективную емкость Сс=£?оЛр5 «Ю"8 Ф, то время экранирования поля составит - 10"4 с.

В четвертой главе исследовалась структура пространственного распределения напряженности электрического поля и объемного заряда (ОЗ) в образце высокоомного (удельное сопротивление 1.5- 10й Ом-см) кубического кристалла 2п8е в зависимости от плотности тока пучка и положения заземленных электродов. Методика измерения основана на применении линейного электрооптического эффекта Поккельса. Измерения проводились в вакууме (0.13 Па) при комнатной температуре.

В разработанной оптической схеме свет от Не-Ие лазера падал нормально на боковую поверхность образца. Помещенная за образцом линза давала увеличенное изображение задней грани кристалла на экране с оптической щелью. При пятикратном увеличении и размере щели 0,1 мм разрешение в вертикальной плоскости составляло ~ 20±2 мкм. Ошибка в пространственном разрешении определяется уровнем расходимости лазерного луча и длиной кристалла в направлении распространения света. Оптическая щель перемещалась в вертикальном направлении с помощью микрометрической подачи. Численные значения напряженности электрического поля Е(х,() в образце 7пБе определялись из данных эксперимента по известной формуле. Электрооптическая характеристика пгц\ - 12.7-10"12 м/В (п - показатель преломления света в 2пБе; г41 - электрооптический коэффициент) используемого гпве измерена экспериментально при приложении к

образцу импульсного напряжения. Полуволновая напряженность поля равна ~105 В/см. Пороговая чувствительность E(x,t) ~ 2-103 В/см. Временное разрешение фотоумножителя ~ 7 не.

Для анализа результатов E(x,t) необходима информация о пространственных распределениях: наведенной радиационной проводимости о(х) и плотности первичных термализованных электронов пучка р0(;с) в материале ZnSe.

Вид функции ст(х) определяется распределением поглощенной энергии электронного пучка Щх). Распределение Щх) построено по данным профиля акустической волны, генерированной в материале ZnSe при облучении ИЭП (кривая 5 рис. 5, 6). Максимальный пробег электронов в ZnSe .xm»240 мкм.

Распределение р0(х) есть производная от функции плотности тока первичных электронов пучка /0(х) в материале по координате х. Экспериментальное измерение /0(х) в ZnSe является сложной задачей. В нашем случае для используемого ускорителя получена зависимость /0(х) в А1 мишени при ослаблении пучка фольгами различной толщины. Для материалов с Z, близким к Al, кривая 10(х) имеет почти универсальный характер. Графики функции Jq(x), ро(х) для А1, растянутые с учетом пробега электронов пучка в кристалле ZnSe, приведены на рис. 5,6, е. Значение экстраполированного пробега электронов составляет ~200 мкм.

Форма импульса тока пучка, в пределах временного разрешения фотоумножителя, представлена кинетикой свечения экситонной люминесценции JL в кристалле KI (кривая б, рис. 5, а).

Рассмотрены три наиболее характерных случая формирования электрического поля заземленными электродами в диэлектрике при облучении.

Короткозамкнутый образец - электроды находятся на облучаемой и необлучаемой гранях образца. Электрическое поле устанавливается между инжектируемым в объеме зарядом и наведенными в электродах зарядами противоположного знака. В эксперименте заземленным электродом на облучаемой грани кристалла служила алюминиевая фольга толщиной 10 мкм. В измерениях с точностью ~103 В/см, определяемой чувствительностью метода, не удалось зафиксировать электрических полей как в облучаемом пространстве, так и за границей облучения. Оценки для эквивалентной схемы, элементы которой формируются при облучении и состоят из: эффективных емкостей, у которых одной из обкладок служит инжектированный отрицательный заряд, а другой - металлические электроды и сопротивления облучаемого слоя, показывают, что постоянная времени цепи для релаксации заряда имеет достаточно малое значение ~2 не, и заметного накопления заряда за время импульса не происходит.

Образец с открытой поверхностью - электрод на необлучаемой грани образца. Измерения E{x,t) для образца с «открытой» поверхностью выполнены при четырех значениях тока пучка /= 2, 4, 8 и 12 А/см2.

Сложный вид кинетических кривых £(/) при /= 2 А/см2 (кривая 1, рис. 5, а) можно объяснить заряжением поверхностной части образца низкоэнергетическими электронами, присутствующими в хвосте электронного импульса. При /= 8 и 12А/см2 время релаксации поля уменьшается, форма кривых £(/) становится близкой к форме кривой тока электронного импульса.

Рис. 5. Кинетики Е(г), измеренные на расстоянии 250 мкм от облучаемой грани образца 2п8е при различной плотности тока пучка I: 1 - 2 А/см2; 2 - 12 А/см2; 3 - Л (а). Распределение Е(х), р(х) через разное время после начала импульса радиации: 1-25 не, 2 - 80 не, 1=2 А/см2; 3 - 17 не 7=12 А/см2 (б, в); 4 - /0(х), 5- ПКх) (б); 4 - р0(х) (в), х=0-облучаемая поверхность. Электрод на необлучаемой грани образца

f. 0 5« 100 150 200 I, мкм

Функции £(х) в разные моменты времени после начала импульса радиации приведены на рис. 5, б. За границей *=250 мкм напряженность электрического поля не меняется до необлучаемой грани кристалла. Координата х=250 мкм, полученная по измерениям поля, соответствует максимальной глубине пробега электронов пучка в ZnSe и удовлетворительно согласуется со значением хт=240 мкм, определенной по распределению Щх). На основании уравнения Пуассона дифференцированием функции Е(х) по координате х получены распределения объёмной плотности заряда р(дг) (кривые 1-3 рис. 5, в).

Анализ зависимости структуры распределения Е(х), р(х) от плотности тока пучка показывает, что уже при 1 = 2 А/см2 положение максимума накопленного заряда находится в области х = 200 мкм и не совпадает с положением максимума на 150 мкм для функции ро(*)- При / = 8 и 12 А/см2 увеличивается уровень наведенной проводимости, и распределение Е(х) определяется релаксационными процессами. В распределении Е(х) у облучаемой поверхности происходит смена знака поля, а на глубине пробега электронов наблюдается наиболее резкий переход к постоянному значению напряженности поля, которое устанавливается за границей облучения.

В результате идет релаксация заряда из облученного объема и накопление заряда в области экстраполированного пробега электронов в материале.

Образец без электродов. Кривые Е(х) и соответствующие им функции р(х) приведены на рис. 6, г, д. Напряженность поля равна нулю в центральной области и имеет постоянное значение и разные знаки по обе стороны объемного заряда.

Рис 6. Кинетики Е(1), измеренные на разных расстояниях от облучаемой грани образца: 1 - 30; 2- 90; 3 -250 мкм, 1=4 А/см2 (а); 7=8 А/см2 (б); 7=12 А/см2 (в). Распределение Е(х), р(х) через разное время после начала импульса радиации: 1 - 27 не, 1=4 А/см2, 2 - 25 НС, /=8 А/см2, 3 - 17 не, 7=12 А/см2 (г, д). Образец без электродов

Структуру Е(х) можно рассматривать как распределение поля заряженного слоя. На это указывает и сравнение значений Е(х) за границей хт для двух конфигураций поля (рис.5, б и 6, г), которые отличаются в два раза при одних значениях 7, что и должно выполняться для значений напряженности поля в конденсаторе и вне заряженного слоя.

Таким образом, в облученном объеме электрическое поле ОЗ и отличная от нуля наведенная радиационная проводимость приводят к возникновению пика плотности заряда в области экстраполированного пробега электронов и релаксации заряда из облученного пространства.

В пятой главе представлены результаты экспериментального исследования электризации группы различных по структуре и свойствам диэлектриков в процессе облучения мощным импульсным электронным пучком при различных условиях.

Измерения проводились с помощью двух методик: с применением линейного электрооптического эффекта Поккельса и измерения переходных токов. Методика на основе эффекта Поккельса позволяет измерять медленно меняющиеся и постоянные значения напряженности электрического поля, и использовалась для исследования накопления и релаксации накопленного заряда в различных материалах.

В эксперименте образцы в виде пластин с размерами 30x30x1 мм3 облучались электронным пучком ускорителя ГИН-400 с параметрами: дли-

тельность импульса ~ 8 не, плотность тока~5 А/см2. На исследуемый образец устанавливался электрооптический кристалл высокоомного кубического 2п8е с размерами основания 10x15 мм2, высотой 2 мм и заземленный электрод. Для максимального накопления заряда образец устанавливался на диэлектрической подставке. Облучение проводилось в вакууме (0.13 Па) при комнатной температуре. Свет лазера проходил через электрооптический кристалл ЕпБе. Напряженность электрического поля в образцах в момент импульса радиации определялась обработкой осциллограмм импульсов просветления электрооптического кристалла по известной формуле.

В данном эксперименте при облучении формируется конденсатор с отрицательным зарядом в диэлектрике и наведенным положительным зарядом в электроде, что соответствует геометрии облучения с открытой поверхностью. В образованном эффективном конденсаторе напряженность поля в исследуемом кристалле Е\ и электрооптическом ZnSe Ег связаны зависимостью

£1£о£| = Б2£о£2 , (15)

где £] , е2 -диэлектрические проницаемости образца и гпБе соответственно.

Временные зависимости 0((у= ггЬ)Ег в различных диэлектриках: ПММА, плавленом кварце, 1ЛЕ, Ю приведены на рис.7 (кривые 1-4).

Форма импульса тока ускорителя представлена кинетикой люминесценции в Ю (кривая 5). Кривой 6 показана временная зависимость плотности заряда (2о, полученная интегрированием по времени кинетики тока пучка ускорителя. Наибольшее накопление заряда происходило в ПММА и составляло ~2.5 10"8 Кл/см2. Для других материалов максимальные значения накопленного заряда близки к 2-10"8 Кл/см2. Это меньше соответствующего по времени расчетного значения £?о=3.3 10"8 Кл/см2 (кривая 6) в ~1.7 раза и связано с релаксацией заряда из образца за счет наведенной радиационной проводимости. Пологий наклон графиков 2(0 на временном интервале 20-50 не объясняется некоторым заряжением образцов низкоэнергетическими электронами, присутствующими в хвосте электронного импульса. Важно отметить, что за границей /=50 не, при отсутствии радиационной проводимости, релаксация заряда не прекращается и идет более интенсивно для 1ДГК и менее для ПММА, 8Ю2. В данном случае, видимо, можно говорить о релаксации электронов, захваченных на ловушки с низкой энергией активации.

4.0

3

ч Рис. 7. Временные зависимости ё накопления заряда 0(0 в различных диэлектриках: 1 - ПММА, 2 -

плавленом кварце, 3 - ЫБ, 4 - КЛ;

5 - кинетика люминесценции в Ю,

6 - временная зависимость Qo

20 40 60 80 /,нс

Второй цикл экспериментов проводился с помощью методики измерения импульсных токов в диэлектриках. Методика переходных токов основана на регистрации токов, протекающих в цепи заряжения диэлектрика в момент облучения электронным импульсом.

Схема подключения диэлектрика при облучении электронным пучком ускорителя ГИН-400 показана на рис. 8. Электроны инжектируются непосредственно в образец. Металлический коллиматор 1 ограничивал размеры области облучения диэлектрика. Для сбора электронов, вытекающих из облученного объема, установлен коллектор электронов 3, стекание заряда происходило по сопротивлению утечки Л 1=4 Ом. Образцами служили пластинки диэлектриков толщиной ~ 0.5-1 мм. Облучение проводилось при комнатной температуре в вакууме (0,13 Па). Пороговая чувствительность измерения тока при использовании осциллографа И2-7 составляла ~ 0.5 А/см . Временное разрешение ~ 0.2нс.

При облучении формируется эффективный конденсатор Се с отрицательным зарядом в образце или в А1 мишени и наведенным положительным зарядом в верхнем электроде. Плотность тока смещения ¡'2 на верхнем электроде образца связана с напряженностью электрического поля £(/) за границей пробега электронов зависимостью

гл

Рис. 8. Схема экспериментальной установки для измерения токов в диэлектрике: 1 - коллиматор, 2 -изолятор, 3 - коллектор электронов, 4 - образец, 5 - верхний электрод, 6 - диафрагма, 7 -сильноточный ускоритель электронов, - Л2 = 4 Ом

Ток ¿1, снимаемый с коллектора электронов, равен сумме токов смещения и проводимости в облученном объеме. При отличной от нуля ра-диационно-индуцированной проводимости и незначительной емкости электрода коллектора 3, составляющей тока смещения можно пренебречь и считать <1 омическим током.

На рис. 9 показано семейство токов, измеренных при облучении кристалла МаС1 электронным пучком различной плотности. Временные зависимости напряженности электрического поля Е(?) за границей пробега электронов получены графическим интегрированием кинетики тока ¡2 в соответствии с условием (16). В эксперименте наблюдается смена направления протекания тока смещения. С увеличением плотности тока пучка 7 амплитуда /'2(0 несколько растет, смена знака тока происходит в более ранние моменты времени. Для рассмотренных материалов ЩГК, кварца, ПММА ток ¿1 появляется одновременно с током пучка I. Для токов выполняется условие /=г1+/2. С ростом / увеличивается крутизна переднего фронта импульса напряженности поля Е (/), экстремум функции Е{() смещается к началу координат. Пиковое значение напряженности поля £(0 увеличивается.

Рис. 9. Временные зависимости токов и напряженности электрического поля в образце ЫаС1 при различной плотности тока пучка /„. а, б- осциллограммы токов; ¿1 - токи проводимости (а); ¡2 - токи смещения (б), Е - напряженность электрического поля за границей пробега электронов в образце (в). Нумерация 1 - 4 соответствует возбуждаемому току /„ (/4 = 22.5 А/см2)

Для оценки соотношения захваченного и свободного заряда могут служить зависимости накопления заряда от плотности тока пучка, эффективной емкости образца, сопротивлений облученного объема и утечки, для которых поведение свободного заряда хорошо известно.

Исследования характера изменения амплитуды и структуры переходных токов, а также напряженности электрического поля в образцах ЫаС1 от значения эффективной емкости Се с емкостным зазором (с1-хт) показывают, что с увеличением ^ амплитуда тока падает, точка пересечения кривой

тока с временной осью смещается к началу координат. Соответственно положение максимума кинетики Е сдвигается к началу координат, время релаксации поля уменьшаются. Зависимость пиковой амплитуды Е от значения (с/-хт) образцов ЫаС1 приведена на рис.10 (кривая 1).

В аналогичном эксперименте оценивалось влияние значения сопротивления утечки на уровень напряженности электрического поля в образцах КаС1. Сопротивление Л 1=4 Ом отпаивалось и стекание заряда на землю происходило по поверхности диэлектрика изолятора 2 (см. рис.8), что максимально увеличивало сопротивление утечки. Измерения показывают, что для тех же четырех образцов ИаС1 различной толщины при утечке заряда по поверхностности изолятора напряженность поля увеличивается более чем в 2 раза (кривая 2, рис. 10).

На рис. 10 пунктирными кривыми 3 и 4 показаны расчетные зависимости Е ~\/(с1-хт), соответствующие закону заряжения плоского конденсатора Хотя захват носителей происходит во всех образцах, уровень свободного заряда по отношению к захваченному выше у тонких образцов. Поэтому экспериментальные и теоретические кривые совмещены для самого тонкого образца с <^=0.75 мм. Из рисунка видно, что экспериментальные значения напряженности поля для толстых образцов несколько превышают расчетные кривые, на 30-40%, что дает основание говорить о незначительном захвате электронов ловушками в кристалле ЫаС1. Такой уровень захваченного заряда дает соотношение 7% захваченного заряда к свободному для образца с </=0.75 мм.

Зависимость пиковой напряженности поля в различных диэлектриках от плотности тока пучка иллюстрирует рис. 11. Амплитуда сигнала Е зависит от плотности тока пучка, эффективной емкости образцов и удельного сопротивления объема. В образцах ЫаС1 и КС1 при близких значениях наведенной радиационной проводимости значение Е выше в 1.8 раза у КС1, что удовлетворительно согласуется с отношением (^насгхт)/(<^к.сг-*:т)~2. При одинаковой толщине и близких значениях максимального пробега электронов в образцах 1лР и ЫаС1 напряженность электрического поля выше в ЫаС1, хотя 1лР имеет более высокое сопротивление объема по

18

16

Рис.10. Зависимость пиковой амплитуды Е от толщины (с1-хт) образцов ЫаС1. /=8.8 А/ см2

0 1 2 3 4 5 (у-.о, мм

сравнению с ЫаС1, но и более высокое значение диэлектрической проницаемости. Для образцов ЫаС1, КС1 напряженность поля увеличиваться пропорционально г'5 в приведенной области значений плотности тока пучка. Такая зависимость, при квадратичной рекомбинации носителей, согласуется с теоретически рассчитанной в отсутствии захвата носителей ловушками. Однако для ЫИ, плавленого БЮг, ПММА напряженность поля увеличивается более сложным образом. В диапазоне изменения плотности тока 4.4-12 А/см2 напряженность поля увеличивается £~/°4 и затём при 22.5 А/см2 стремится к зависимости Е~ I0'5.

Полученные закономерности можно объяснить с учетом захвата носителей ловушками и их освобождения, вероятно, по механизму ударной ионизации, электронами пучка и вторичными электронами, энергия которых сравнима со значением ширины запрещенной зоны кристаллов

В процессе облучения на ловушки захватываются как первичные, так и вторичные термализованные электроны. Количество вторичных электронов превышает количество первичных в ~ 103 раз, но их захват не нарушает электронейтральность образца. Концентрацию термализованных вторичных электронов можно представить в виде Сст . Ионизация ловушек осуществляется вторичными электронами, находящимися на стадии термали-зации, с концентрацией СеТ|, где т1-время термализации. Кинетику изменения концентрации электронов на ловушках Ди можно записать как

Здесь первое слагаемое в правой части описывает захват носителей, второе - опустошение ловушек. (/V, -Дп) - концентрация пустых ловушек, У| - тепловая скорость электронов на стадии термализации, «0> - сечение захвата и ионизации ловушки электроном соответственно. В квазистационарном случае

5 10 20 3« ДА/см2

Рис. 11. Зависимость пиковой напряженности поля в различных диэлектриках от плотности тока пучка. В скобках указана толщина образцов, в мм: 1 - ЫаС1 (0.75), 2 - КС1 (0.5), 3 - 1лР (0.75), 4 -БЮг (0.85), 5 - кристаллический кварц (0.27), 6 - ПММА (1.0)

81

(17)

Дп =

(18)

Т1У151 ('"'Г^О / т11'1,у1

Для ЩГК средние энергии для термализованных электронов при температурах близких к 300 К составляют ~ 0.02 эВ и для вторичных электронов на стадии генерации ~ 6 эВ. Учитывая, что тепловая скорость электронов пропорциональна корню квадратному от их энергии, отношение ут/у[ «0.06. Время термализации электрона в зоне проводимости диэлектрика Т1~10'12 с, время жизни электронов в зоне проводимости при возбуждении электронным пучком плотности 100 А/см2 т ~10"и с. Полагая, что 50 значение Ап «0.4 ТУ,. С увеличением плотности тока пучка за счет уменьшения времени жизни носителей в термализованном состоянии опустошение ловушек увеличивается. При плотности тока пучка~300 А/см время жизни т~0.710" с и Ап »0.28 М.

Отсутствие заметного захвата электронов ловушками в кристаллах КС1, ЫаС1, видимо, обусловлено низкими значениями энергии активации центров захвата ~0.03-0.05 эВ и концентрации ~1014 см'3. Отсутствует заметный захват и по данным накопления заряда в образцах ЫаС1 различной толщины (рис.10). В плавленом БЮ2 и кристаллическом БЮ2 ловушки более глубокие, чем у ЩГК, однако, с увеличением плотности тока пучка захваченный заряд уменьшается. Если разложить напряженность поля в плавленом БЮг на две составляющие: за счет накопления свободного заряда и захваченного ловушками и считать, что в области 22.5 А/см2 доля захваченного заряда близка к нулю, то в области /=4.4 А/см захваченный заряд составляет 30% от свободного.

Для кристаллического БЮ2 толщиной 270 мкм при /=4.4 и 8.8 А/см2 кинетические кривые плотности тока /2 практически повторяют импульсы плотности тока пучка, слабая и длительная стадия релаксации заряда появляется после окончания импульса возбуждения, значения Е соответствуют практически полному накоплению заряда. Так как наведенная радиационная проводимость при этой плотности тока существует, то значительное накопление заряда, видимо, связано с большим значением эффективной емкости (с1-хт=60 мкм) и захватом заряда ловушками. С увеличением плотности тока пучка от /=12 до 22.5 А/см2 процесс релаксации заряда усиливается, смена знака тока наступает во время действия импульса возбуждения, что является следствием увеличения проводимости и опустошения ловушек.

Таким образом, специфической особенностью заряжения диэлектриков ИЭП является низкий уровень захваченного заряда ловушками. При высоких уровнях возбуждения >10 А/см2 высокоэнергетичные электроны пучка и вторичные электроны ионизуют захваченный ловушками заряд и заряжение связано со свободными термализованными электронами пучка в зоне проводимости диэлектрика. При квадратичном характере рекомбинации неравновесных носителей напряженность электрического поля в образце увеличивается пропорционально корню квадратному от плотности тока пучка. Накоплению свободного заряда в диэлектрике способствует

увеличение значений эффективной емкости и сопротивления утечки, которое ограничивает стекание заряда из облученного объема на землю.

В шестой главе выполнено моделирование процесса накопления объемного заряда в диэлектриках при облучении ИЭП, в отсутствии захвата носителей ловушками, с помощью методики равномерной объемной высокоэнергетической инжекции (РОВИ) и разработанной методики эквивалентных схем.

Экспериментальная схема облучения диэлектрика представлена в виде одномерной модели с короткозамкнутой внешней цепью (рис.12, а). Рассмотрено два варианта, отличающихся положением заземленного электрода 1 по отношению к облучаемой грани образца: в первом случае электрод находится на поверхности образца, во втором - удален на конечное расстояние, как это показано на рис 12, а. Последний случай наиболее часто реализуется на практике, когда роль переднего электрода выполняет корпус вакуумной ячейки. Второй заземленный электрод 2 находится на необлучаемой поверхности диэлектрика. Размер образца в направлении оси х превышает максимальный пробег электронов в веществе хт= (х2-х1). Сопротивление утечки г, определяет стекание инжектируемого заряда из облучаемого объема на землю.

Рис.12. Одномерная модель заряжения диэлектрика электронным пучком (а) и эквивалентная схема, описывающая заряжение слоя Дх„ (б). 1, 2-электроды, 3 - образец, г\ -сопротивление утечки, хг - граница максимального пробега электронов пучка в материале

В принятой одномерной модели (рис. 12, а) формирование 03 описывается системой уравнений, включающей уравнение непрерывности (19) и уравнение Пуассона (20), а также начальным (21) и граничным (22) условиями задачи.

где р(х,г) -объемная плотность заряда; 10(х,() = /о(х)/о(0 - плотность тока электронов пучка в материале, представленная в виде произведения про-

а

3 3

—р Ш) = -(10(х,о-1 (x, 0),

дх

(19)

странственной /0(х) и временной /0(?) составляющих; ((х, С) - ток проводимости,

дЕ(х,1) _ ргх,^ (20)

йх её о

£(х,0) = 0. (21)

При х = х\ £(хьг) = £,(0; х £х2 /о(х2,0 = 0, а(х2,0 = 0,

£(х2,0 = £2«> <2*(0= ¡¡(хг-?)*' ; х = х} е2(0 + ^Ш- = Е3(0 > (22)

О ЕЕО

где /'(хг, Г) - ток проводимости при *3с2 , й(0 ~ поверхностная плотность заряда в плоскости х2; £1(0. £2(0. £з(0 - напряженности электрического поля на облучаемой грани х\ в плоскости хг и в плоскости х3 соответственно; /' - текущее значение времени.

Совместное решение (19), (20) с граничным условием (22) при х = х3 дает уравнение полного тока

дЕ(х^) , ^ . .. . дЕъ(1)

¿7? ОТ

Уравнение (23) устанавливает связь между плотностью токов во внешней среде Щ), /2(0 и их составляющими в образце (рис. 13, а). Ток /|(0 равен сумме токов проводимости и смещения

= + (24)

от

где /1(0 - ток через сопротивление

Ток /2(/) является током смещения и равен

12(О = ег0°М±. (25)

от

В соответствии с (23) -(25) можно записать

/о(0=/,(0+/2(0. (26)

Уравнение (23) дает возможность найти временную зависимость напряженности электрического поля £3(/) в пространстве (хг-х3). Однако решение уравнения (23) относительно £3(/) с произвольными /0(х,0, а(х,/) является сложной задачей.

Если известна зависимость /2(/), то функцию £(х,Г) в пространстве (0 -*2) найдем из уравнения (23)

\(10(О-12(?))ехр(]~)Ш' ьо о *

где т = ££о/а(х,?) - имеет смысл мгновенного максвелловского времени релаксации. Распределение Е(х,£) можно найти при наличии расчетной или экспериментальной функции /2(/)-

Как видно из уравнения (27), £(х/) разделяется на пространственную и временную составляющие, что является основанием для рассмотрения

Е(х,0 = -1о(х)

£С„

г Л'

ехр(-\—) , (27)

процессов накопления и релаксации заряда в отдельном слое независимо от влияния других слоев облученного объема мишени.

Наиболее приемлемым для аналитических расчетов кинетики накопления ОЗ является метод РОВИ, в котором проводимость и диэлектрическая проницаемость в уравнении непрерывности не зависят от пространственной координаты. Из результатов расчетов, в частности, показано, что кинетика накопления заряда происходит по экспоненциальному временному закону с постоянной времени, определяемой геометрическими размерами образца, диэлектрической проницаемостью, сопротивлениями утечки и объема. Характер взаимосвязи указанных параметров позволяет интерпретировать заряжение диэлектриков в рамках представлений о процессах в RC -цепях. Элементами этой цепи, формируемыми при облучении, являются: эффективные конденсаторы, одной из обкладок которых служит инжектируемый отрицательный объемный заряд, а другими - металлические электроды; сопротивление облученного слоя и сопротивление утечки, которые включены последовательно в цепь заряжения конденсатора. Получена зависимость напряженности электрического поля £3га за границей пробега электронов от плотности тока пучка 7o(f) и a(f)

^ ]lQ{x,t)dx

ЕЪт-~1--7л- • (28)

Как видно из выражения (28), при увеличении /0(/) числитель растет линейно, знаменатель, за счет роста радиационной проводимости, имеет зависимость от плотности тока пучка ~ /00'5. В результате максимальное значение плотности накопленного заряда и создаваемая этим зарядом напряженность поля за границей облучения зависят, в первом приближении, от плотности тока пучка как £зт ~/о05. Уравнение (28) учитывает процессы инжекции и релаксации заряда и выполняется при условии, что длительность импульса тока пучка больше времени максвелловской релаксации тм. Для ЩГК при /о~ 5А/см2, а ~10'3 Ом"' см'1 и тм ~1 не. Характер изменения зависимости £3т от /0 удовлетворительно согласуется с результатами эксперимента для кристаллов NaCl, KCl.

Во второй части главы описано решение нелинейного уравнения полного тока с помощью предложенной методики эквивалентных схем.

Облученная область образца разбивалась на достаточно тонкие слои и рассматривалось накопление и релаксация заряда в отдельном слое независимо от влияния других слоев (основанием чему служит уравнение (27)).

Для «-го элемента объема с координатами ха , х„+Дхп и поперечным сечением 1 см2 (рис.12, а) представим через Е1п, Егп - напряженности поля, создаваемые зарядом в слое Лх,„ и i'in, izn - плотности тока проводимости, определяющие релаксацию заряда, на левой и правой границах слоя Дхп

соответственно. Из дифференциального уравнения полного тока (23) запишем уравнение полного тока для слоя Аг„

£е„

8Е

1 и

+ Е£о

8Е

2 п _

dt " dt где Д/0п= (ö/0 (*)/йх) Дх„,

Д'о» -Oi„+hn) + &o Qm

дЕ

Зи

а

ßsn

(29)

£з„ = £2П+— , Qsn=ji2„ctf.

о

В уравнение (29) входят токи смещения и проводимости. Поэтому в качестве сосредоточенных элементов могут быть выбраны емкости и сопротивления как отвечающие характеру этих токов. Накопление заряда в плоскости хг можно представить как накопление на дополнительном электроде. С учетом (29) эквивалентная схема выбрана в виде, приведенном на рис. 12, б.

Полученный алгоритм расчета с применением эквивалентных схем применен для описания электризации кристалла КС1 при облучении ИЭП. Исходные данные теоретической модели: геометрические размеры, плотность тока пучка, D(x), сопротивление утечки соответствовали экспериментальным условиям облучения.

Пространственное распределение напряженности электрического поля Е(х) (рис.13, а) рассчитано по формуле (27). Напряженность поля в области (0-х,) Е0 в соответствии с (24) связана с E\(t) соотношением ОоЕо = а(лг| ,/)£)(/), где о0 = Х\1г\ - удельная проводимость в области (0-х,). Функции Е(х), р(х) построены через различное время после начала импульса радиации.

Рис. 13. Расчетные функции пространственного распределения напряженности электрического поля и плотности заряда в образце КС1. а- Е{х)\ б-объемная р(х) и поверхностная плотность заряда Qs. Плотность тока пучка 22.5 А/см2. Кривые построены через различное время после начала импульса радиации: 1 - 3, 2 - 12, 3 - 28 не, 4 - /0(х), 5 - Щх). Электрод I отнесен на конечное расстояние (рис.12, а)

30 0 i.^'30 2 х,

x, ММ

На начальной стадии через 3 не после облучения р(х) можно считать близким по форме к распределению термализованных электронов пучка р0. С течением времени напряженность поля, так же как и наведенная проводимость, увеличивается. Это приводит к релаксации заряда из облученного объема и накоплению электронной плотности в области экстраполированного и максимального пробега электронов. Расчетное распределение Е(х) удовлетворительно согласуется с экспериментальным, за исключением скачка поля в плоскости х2. В реальном случае отсутствует резкая граница перехода наведенной радиационной проводимости к нулю и существует переходный слой с достаточно малой проводимостью. Действительно, расчет показывает, что при плавном снижении о(х,/) и плотности тока пучка к нулю в области максимального пробега электронов скачок Е(х) практически исчезает. Соответственно плотность заряда в плоскости х2 уменьшается практически до нулевого значения и увеличивается в области экстраполированного пробега электронов х«200 мкм. Следует отметить, что, при истечении достаточно длительного времени после начала импульса радиации в распределении р(х) появляется область с положительным зарядом (кривая 3 на рис.13, б). Это явление, видимо, вызвано игнорированием диффузионных процессов при переходе к стационарным режимам облучения.

Седьмая глава посвящена исследованиям по установлению механизма генерации первичных электронов на начальной стадии формирования канала электрического пробоя.

Характерной особенностью импульсного пробоя как щелочно-галоидных кристаллов, так и сложных ионных соединений (например, перхлората аммония) является увеличение пробивного напряжения с укорочением длительности импульса. Сквозной канал пробоя в щелочно-галоидных кристаллах в электрических полях длительностью -30 не возникает при напряжениях, превышающих в -2.5 раза квазистатические (длительность приложения поля -1 мке) Структура канала анодного пробоя зависит от напряженности электрического поля. В кристалле ИаС1 при напряжениях, близких к пробивным в квазистатическом режиме, в анодной области формируется первичный канал пробоя, ориентированный по "катодному" направлению <100>. Протяженность этого участка колеблется в пределах 50-500 мкм. Затем канал разряда начинает распространяться по основному направлению <110>. Первичный участок прорастает с дозвуковой скоростью, скорость по основному направлению -10 см/с. С увеличением напряжения протяженность первичного канала уменьшается до визуально неразличимых размеров2).

" Воробьев А. А., Воробьев Г. А. Электрический пробой и разрушение твердых диэлектриков. М,: Выс. школа, 1966. 234 с.

2) Вершинин ЮН. Электронно-тепловые и детонационные процессы при электрическом пробое твердых диэлектриков. Екатеринбург: 2000. 258 с.

Исходя из сказанного, можно предположить, что в формировании первичного и основного каналов участвуют различные физические процессы.

Вероятно, образование первичного канала пробоя обусловлено милицией и генерацией линейных дефектов, способствующих созданию каналов и областей предпочтительного переноса заряда. Исследование действия предпробойного электрического поля в тонких слоях щелочно-галоидных кристаллов показало наличие генерации точечных и линейных дефектов 3). Концентрация этих дефектов увеличивается пропорционально температуре образца и длительности действия поля.

Поэтому процесс образования первичных электронов целесообразно исследовать в импульсных электрических полях, чтобы снизить действие механизма генерации точечных и линейных дефектов по сравнению с механизмом генерации первичных носителей заряда, определяющих формирование основного канала разряда. Так как электрический пробой является фактором, ограничивающим уровень накопления заряда при облучении, то важно оценить значения электрической прочности диэлектрических материалов при соответствующих длительностях приложения поля, возникающих при применении ИЭП.

В работе сделана оценка значений электрической прочности ряда ще-лочно-галоидных кристаллов в электрическом поле длительностью ~10 не. Такие поля возникают при облучении образцов диэлектриков электронным пучком с плотностью тока -300 А/см2. Образцы щелочно-галоидных кристаллов с поперечными размерами 40x40 мм2 и толщиной <1 ~0.3 - 3 мм устанавливались между двумя А1 электродами (чтобы исключить явление хрупкого раскалывания материала). Нижний электрод облучался электронным пучком и имел отрицательный потенциал, верхний - положительный. Пиковая напряженность поля в образце Ет зависит от толщины образца <1 как Ет ~Мй.

В эксперименте не удалось обнаружить в явном виде канал первичного пробоя в кристалле №С1 по направлению <100>, хотя признаки такого пробоя

имели место: слабое свечение и незначительное разрушение материала в прианодной области. Видимо, первичный канал разряда совмещен с основным в области анода и отдельно не проявляется. Критерием пробоя без начального участка разряда может служить образование сквозного канала пробоя с первого импульса.

Для кристаллов К1, ЫаС1,1лЕ каналы основного пробоя ориентированы в направлении <110>, для КВг, ЯЬС1, КС1 - в направлении <100>. При длительности приложения поля ~ 10 не средние значения электрической

3) Воробьев Г.А., Еханин С.Г., Несмелое Н.С. Физика твердых диэлектриков, область сверхсильных электрических полей//Изв. вуз. Физ. 2000.№ 8. С.26-35.

прочности, соответствующие началу образования канала сквозного пробоя с одного импульса составляют для К1~2.24 МВ/см, КВг~2.8 МВ/см, ЯЬС1~3.1 МВ/см, КС 1-3.73 МВ/см, КаС1~5.6 МВ/см, 1лР~18.5 МВ/см. Согласно этим данным, импульсная электрическая прочность превышает квазистатическую в 3.7-4 раза, для образцов ЫР - в 6 раз. В эксперименте при длительности приложения поля -10 не и длине канала основного разряда -1 мм получаем значение скорости движения канала -107 см/с, что удовлетворительно согласуется с литературными данными.

В работе обнаружена генерация /''-центров окраски в КВг в предпро-бойном электрическом поле.

Электронный пучок ускорителя ГИН-400 служил одновременно для создания сильного электрического поля и рентгеновского излучения. Явление генерации центров окраски исследовалось при напряженности поля -1.6106 В/см в пластинке толщиной <1=Ъ мм. При таких значениях напряженности поля каналы неполного пробоя отсутствовали. Действие электрического поля на поглощение в Р-полосе оценивалось в двух режимах: в "отсутствие" поля, при заземленной А1 мишени и при его наложении.

Зондирование уровня поглощения ^центрами в объеме образца с помощью Не-Ш лазера показало, что в отсутствие поля поглощение у положительного электрода практически не фиксировалось, а максимум поглощения находился у отрицательного электрода. Наоборот, поглощение, вызванное приложением поля, наблюдалось около краев положительно заряженного верхнего электрода и составляло 1 ^(//=0.033 на глубине 0.5 - 0.7 мм от верхней грани образца. При рентгеновском облучении интенсивность поглощения увеличивается в течение всего импульса, а при приложении поля нарастание концентрации ^-центров ограничено временным отрезком ~ 10 не. В обоих случаях постоянная времени релаксации наведенного поглощения имеет близкие значения.

Спектр поглощения ^центров окраски получен при просвечивании световым лучом по всей толщине образца КВг. Наложение поля напряженностью ~1.6'106 В/см приводит к возрастанию интенсивности поглощения образца в 1.22 раза. По данным спектров поглощения с помощью формулы Смакулы определена концентрация ^центров, генерированных рентгеновским излучением -1014 см'3, и в области положительного электрода п\. «2-1013 см'3.

Основным механизмом создания /•'-центров окраски в щелочно-галоидных кристаллах является безызлучательный распад автолокализо-ванных экситонов. В свою очередь экситоны создаются при захвате электронов проводимости на свободное состояние автолокализованных дырок. Следовательно, наблюдаемый эффект генерации /^-центров скорее всего связан с генерацией в электрическом поле электронно-дырочных пар.

Факт генерации Е- центров в предпробойных электрических полях свидетельствует о наличии эффективного механизма образования первич-

ных электронов. Такие электроны необходимы для развития процесса ударной ионизации при пробое твердых диэлектриков.

Для описания механизма генерации первичных электронов на стадии формирования основного канала пробоя предложена модель каскадных Оже-переходов.

Анализ модели целесообразно провести с учетом протекания тока через границу раздела металл-диэлектрик.

В зазоре толщиной I между металлическим электродом и диэлектриком напряженность поля составляет Е\=гЕт, где Ет- напряженность поля в диэлектрике. Следует принять во внимание, что на поверхности электрода всегда имеются микроострия высотой И<1. Напряженность поля на вершинах этих микроострий будет Ег=Е\И/г=Е\\1, где г- радиус микроострия, ц-коэффициент усиления поля. Если /~10"2-10'3 см, р.—10 раз. Следовательно, реальная напряженность поля на вершинах микроострий может быть > 108 В/см.

В диэлектрике уровень Ферми лежит приблизительно на середине запрещенной зоны. При контакте металла с диэлектриком положения уровней Ферми выравниваются (рис.14). На поверхности металла находится слой, обедненный электронами. Электрическое поле ~ 10® В/см вызывает туннельный переход электронов из валентной зоны диэлектрика в металл.

Основные положения данной модели сводятся к следующему.

1. Передача электронного возбуждения в кристаллической решетке идет от атома к атому с учетом электронного строения кристалла.

I "ос национальна* I библиотека I I С.П«т«Ия>г I * О» Ш ваг *

*---Е—¡V

b

w0

wt

¡Vv

3p

Щ

л СГ <100> К* cr

Рис.14. Схема каскадных Оже-переходов в кристаллах NaCl (а), КС1 (Ъ) в сильном электрическом поле. Wa W4 - уровни энергии дна зоны проводимости

и потолка валентной зоны, W¡, Щ - уровни энергии Ферми диэлектрика и металла соответственно

Можно выделить 2 схемы формирования канала разряда. Первая схема - для группы кристаллов, у которых ширина энергетического зазора между центром верхней валентной подзоны и верхним уровнем энергии катиона в валентной зоне W\ больше ширины запрещенной зоны Wg. К таким кристаллам можно отнести соединения Li (LiF, LiCl, LiBr, Lil) и Na (NaF, NaCl, NaBr, Nal), а также KI.

В кристаллах второй группы релаксация дырки на ионах галогена идет с верхних уровней катиона. Так, в КС1 релаксация дырки на ионах СГ идет с 3/з-уровня К+. Для резонансного переноса элеетрона необходимо поднять Зр-уровень К+ в КС1 на~6.1 эВ (рис.14, б). Последующая релаксация дырки на К++ происходит в результате межатомного Оже-распада с Ър-уровня СГ. Для кристаллов второй группы направление распространения канала разряда соответствует кристаллографической ориентации <100>. Из данной модели следует, что релаксация дырки может идти только в направлении отрицательного электрода. Модельные оценки анодной и кристаллографической направленности пробоя подтверждаются экспериментально. Для образца КВг близкие значения Wg и проявляются, видимо, в смене направления пробоя с <100> на <110> при температуре выше 50° С.

2. Изгиб энергетических зон на межатомном расстоянии составляет значение, сравнимое с шириной запрещенной зоны диэлектрика. Вероятность перехода Оже-электрона в зону проводимости становится отличной от нуля при условии, что минимальный зазор энергии между 3/з-уровнями соседних ионов хлора в NaCl (рис.14, a), a в КС1 между Зр-уровнем К++ и Зр-уровнем СГ (рис. 14, б) не меньше ширины запрещенной зоны кристал-

ла. При среднем расстоянии между соседними атомами в решетке~3 А (расстояние между СГ-СГ-4 А), внешняя напряженность поля должна составлять -2.5-108 - 3-108 В/см. Такие напряженности могут реализоваться только вблизи неоднородности электрода или на конце проводящего канала. В соответствии с моделью следует зависимость Еь от близкая к линейной. При высокой напряженности поля возможны два типа генерации электронов в зону проводимости из валентной зоны: по туннельному или по Оже-механизму. Для щелочно-галоидных кристаллов (как будет показано ниже) наблюдается близкая к линейной зависимость значений электрической прочности Еь от ширины запрещенной зоны, что говорит в пользу Оже-перехода. При туннельном переходе зависимость Еь от % должна быть близкой к экспоненциальной.

3. Многозарядные ионы создают сильные электрические поля. Две дырки на ионе хлора образуют эффективный заряд С1+ , дырка на ионе К+ дает К++. Заряд е на межатомном расстоянии 3 - 4 А создает напряженность поля- 3-107 В/см, а на 1А -108 В/см. Такие сильные внутренние поля могут быть сравнимы с внешними.

4. Значение скорости движения канала пробоя определяется временем Оже-перехода. Учитывая, что в каскадном Оже-процессе передача электронов идет от атома к атому, можно оценить скорость пробоя как у=1см/Агт , где /У-число ионов на длине 1 см, а т«10"'4 с- время Оже-перехода. Для №С1 тУ~3-Ю7, у«107 см/с, что удовлетворительно согласуется с данными эксперимента.

Представляет интерес сравнение зависимости значений квазистатической и импульсной электрической прочности Еь от ширины запрещенной зоны для различных диэлектриков (рис. 15). При анализе данных учитывалась взаимная направленность напряженности электрического поля и канала пробоя. В кристаллах второй группы поле Е и канал пробоя ориентированы вдоль направления <100>. Для первой группы пробой идет вдоль <110>. В этом случае составляющая поля в направлении <110> меньше Еь в 1.41 раза (на рисунке стрелками показаны уменьшенные в 1.41 раза значения электрической прочности кристаллов №01, ЫаИ, 1ЛР). Из рис. 15 видно, что для статических режимов зависимость Еь от близка к линейной, но не проходит через начало координат: (^-коэффициент пропорциональности, Е0 - напряженность поля при 0^=0). Возможно, изгиб зон формируется внешним полем и полем дырки в канале пробоя, что приводит к снижению электрической прочности на величину Характер изменения Еь от ^ для 30 не импульсного режима близок к квазистатическому. Для 10 не длительности импульса поля зависимость Еь от более крутая.

о

£ ',3

V

* ч

Е

4

р

>

О

О

О

5

10

15

Рис.15. Зависимость электрической прочности Еъ от ширины запрещенной зоны для различных диэлектриков. 1-данные квазистатического режима, 2 - при длительности импульса поля 30 не (толщина образцов ~ 0.15 мм) 3 -результаты эксперимента

Видно, что для квазистатического и импульсного режимов пробоя свойства основного разряда: анодная и кристаллографическая направленность, значение скорости движения канала пробоя, линейный рост значений электрической прочности с увеличением ширины запрещенной зоны диэлектрика удовлетворительно описываются моделью каскадных Оже-переходов, что может служить прямым экспериментальным доказательством работоспособности модели.

Увеличение пробивных напряжений с уменьшением длительности импульса поля может быть связано с условиями протекания тока через границу металл-диэлектрик. Возможно, на поверхности диэлектрика существует запирающий изгиб зон, препятствующий одновременно и туннели-рованию электронов из валентной зоны, и выходу свободных электронов в металл. В этом случае положительный заряд в диэлектрике не накапливается. Снизить влияние изгиба зон можно либо за счет образования на поверхности линейных дефектов, либо за счет спрямления энергетических зон. Первый случай требует длительного действия поля и реализуется при квазистатическом пробое. Второй случай имеет место в наносекундном диапазоне при высокой напряженности поля.

В восьмой главе рассмотрены вопросы дозиметрии поглощенной энергии НЭП с помощью разработанных поляризационно-оптической методики регистрации акустических волн и методики измерения распределе-

ния центров окраски в облученном слое. Оптическая схема экспериментальных установок аналогична описанной в главе 4. Временное разрешение методик составляло ~7 не, пространственное - 20±2 мкм.

Измерены профили акустических волн в различных материалах: ЩГК, ПММА, кварце, AI.

Исследовано влияние электрического поля заряда, вносимого электронным пучком, на пространственную структуру распределения поглощенной энергии в образцах NaCl, KCl, КВг. Установлено, что профиль упругих напряжений и максимальный пробег при изменении флюенса энергии пучка от 0.1 до 0.5 Дж/см2, в пределах точности измерения -20 мкм, не изменяются. Полученный результат согласуется с оценками которые показывают, что для ускоренных электронов с энергией W ~ 0.3 МэВ и средним максимальным пробегом в ЩГК -300 мкм приращение энергии и дополнительный пробег в электрическом поле ~ 10 В/см составляют-10% от W и*т.

Возможное проявление действия электрического поля на распределение упругих напряжений рассмотрено на пьезоэлектрическом кристалле ZnSe.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Проведено экспериментальное исследование электризации большой группы различных по структуре и свойствам диэлектриков: ЩГК, плавленого и кристаллического кварца, ПММА в процессе облучения мощным импульсным электронным пучком при различных условиях. В образце ZnSe установлена пространственная структура электрического поля. Впервые показано, что специфической особенностью заряжения диэлектриков ИЭП является низкий уровень заполнения ловушек электронами за счет ионизационного процесса под действием первичных электронов пучка и вторичных электронов, а электризация связана с термализованными электронами пучка в зоне проводимости диэлектрика. Свободные термализо-ванные электроны пучка, их электрическое поле и радиационно-индуцируемая проводимость определяют: вид функции пространственного распределения плотности заряда в образце с пиком плотности заряда, смещенным в область экстраполированного пробега электронов; кинетику релаксации заряда по экспоненциальному временному закону с постоянной времени, определяемой эффективной емкостью образца и сопротивлениями объема и утечки; зависимость напряженности электрического поля в образце от плотности тока пучка, которая, при квадратичном характере рекомбинации неравновесных носителей, пропорциональна корню квадратному от плотности тока пучка.

2. Впервые получено решение нелинейного дифференциального уравнения полного тока с учетом зависимости наведенной радиационной проводимости и плотности тока пучка в образце от пространственной и временной

координаты, геометрических размеров и диэлектрической проницаемости с помощью методики эквивалентных схем.

3. Разработана динамическая модель заряжения диэлектрика в процессе облучения ИЭП, основанная на положении об определяющей роли в накоплении заряда термализованных электронов пучка в зоне проводимости диэлектрика, проводимости зонного типа и решении уравнения полного тока с помощью методики эквивалентных схем. Модель позволяет проводить расчеты временного и пространственного поведения избыточного заряда в образце при различных условиях облучения. Модель применима к широкому классу диэлектрических твердых тел: ЩГК, плавленого и кристаллического кварца. Модель реализуется при граничных условиях плотности тока пучка: нижняя - 5-20 А/см , при которой можно пренебречь захватом носителей ловушками, верхняя - до наступления порога хрупкого разрушения и электрического пробоя образца. Экспериментально подтверждены основные положения концепции.

4. Для условий возбуждения ЩГК наносекундным рентгеновским излучением, в рамках модели процесса термически активированного разделения генетических электронно-дырочных пар, сделаны оценки: энергии активации разделения носителей заряда, относительного выхода носителей в кристаллах Сб1, ИаС1. Предложена методика оценки времени жизни электронов зоны проводимости, определение которого методом, основанным на изучении кинетики спада амплитуды проводимости после окончания импульса возбуждения, ограничено временным разрешением аппаратуры. Сделаны оценки концентрации центров захвата электронов и положения их энергетического уровня в запрещенной зоне в чистых кристаллах СвГ. Установлен механизм ударной ионизации ловушек электронами проводимости.

5. В рамках исследования радиационно-индуцированной проводимости изучен процесс формирования приповерхностного заряда на переходе металл-диэлектрик при протекании тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл при возбуждении импульсным рентгеновским излучением. Сделаны оценки значения приповерхностного заряда на переходе металл-щелочно-галоидный кристалл (на примере кристаллов КВг, Св1) и времени экранирования электрического поля. Установлено, что значения плотности заряда, переносимого током проводимости, и поверхностного заряда на момент завершения импульса радиации имеют близкие значения: в пределах 10-30 %. Сделан вывод, что в процессе протекания тока проводимости на переходе металл-диэлектрик отсутствует инжекция электронов из металла в диэлектрик, а на переходе диэлектрик - металл нет накопления электронов.

6. Обнаружена генерация /•'-центров окраски в кристалле КВг в предпро-бойных электрических полях напряженностью -1.6-106 В/см. Факт генерации Р- центров в предпробойных электрических полях свидетельствует о наличии эффективного механизма образования первичных электронов.

Такие электроны необходимы для развития процесса ударной ионизации при пробое твердых диэлектриков.

7. Предложена модель межатомных каскадных Оже-переходов электронов в валентной зоне кристалла для описания механизма генерации первичных электронов в зону проводимости, Необходимых для создания электронной лавины, на стадии формирования основного канала электрического пробоя ЩГК. Согласно модели направление распространения каскадных Оже-переходов в кристалле определяется строением валентной зоны диэлектрика. Модель реализуется при изгибе зон на межатомном расстоянии, сравнимом с шириной запрещенной зоны диэлектрика. На основе модели интерпретированы экспериментальные закономерности пробоя: кристаллографический и анодный характер пробоя, значение скорости движения канала пробоя, зависимость электрической прочности от ширины запрещенной зоны диэлектрика. Полученный на основе модели критерий классификации энергетического строения валентной зоны кристаллов, заключающийся в сравнении ширины энергетического зазора между серединой верхней валентной подзоны и верхним уровнем энергии катиона в валентной зоне с шириной запрещенной зоны, позволяет сделать прогноз кристаллографической направленности канала пробоя в этих диэлектриках.

8. Разработанные поляризационно-оптическая методика и методика исследования пространственного распределения короткоживущих центров окраски могут быть положены в основу дозиметрии поглощенной и распределенной в образце энергии электронного пучка.

ОСНОВНЫЕ ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Куликов В.Д., Лисицын В.М. Поляризационно-оптическая регистрация акустических волн, генерированных сильными электронными пучками в твердых телах (КС1 )//ЖТФ. 1983. Т. 53, вып. 12. С. 2417-2419.

2. Калеева В.А., Бобкова Л.А., Куликов В.Д., Санников В.А. Обработка поверхности германия// Электронная техника. 1983. сер.б, вып. 7(180) С.75-76.

3. Куликов В.Д., Яковлев В.Ю. Пространственное распределение центров окраски, генерируемых импульсным электронным пучком// Тез. докл. IV Всесоюзное совещание по воздействию ионизирующего излучения и света на гетерогенные системы: Кемерово, 1986. Часть 2. С. 52-53.

4. Гаврилов В.В., Куликов В.Д., Чернов С.А. Радиационная тряска и мак-роакустические волны в щелочно-галоидных кристаллах//ФТТ. 1990. Т. 32, вып.4. С.1124-1127.

5. Куликов В.Д. Процесс заряжения диэлектриков при импульсном электронном облучении // Изв. Латв. АН. Сер. физ. и техн. наук. 1990. № 5. С. 97-105.

6. Куликов В.Д. Возбуждение акустических волн импульсным электронным пучком в щирокозонных полупроводниках// Тез. докл. II Всесоюзная конф. по модификации свойств конструкционных материалов пучками за-

ряженных частиц. Свердловск, 1991. Т.2. С. 112-113.

7. Куликов В.Д., Лисюк Ю.В. Моделирование процесса заряжения диэлектриков при электронном облучении с помощью эквивалентных схем //ЖТФ. 1993. Т.63, вып.7. С.74-86.

8. Куликов В.Д. Акустическая дозиметрия поглощенной энергии импульсного электронного пучка// Химия высоких энергий. 1994. № 2. С. 105-113.

9. Куликов В.Д., Ананьин П.С., Кривобоков В.П., Пащенко О.В., Сапуль-ская Г.А. Регистрация акустических волн в твердых телах при мощном импульсном электронном облучении// Изв. вузов. Физика. 1995. № 4. С. 120121.

10. Куликов В.Д. Пространственное распределение электрического поля и заряда в монокристаллическом ZnSe при импульсном электронном облучении// Изв. вуз. Физика. 1995. № 5. С. 26-34.

11. Куликов В.Д., Лисицын В.М. Рентгенолюминесценция ионных кристаллов в сильных электрических полях// ФТТ. 1995. Т. 37, вып. 8. С. 24242427.

12. Куликов В.Д. Рентгеновская проводимость диэлектриков в сильных электрических полях//ЖТФ. 1996. Т.66, вып. 8. С.181-186.

13. Куликов В.Д., Ципилев В.П. Прохождение акустических волн высокой интенсивности через границу раздела сред// Тез. докл. IV Всероссийской конф. по модификации свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц. Томск, 1996. С. 338.

14. Куликов В.Д., Лисюк Ю.В. Проводимость щелочно-галоидных кристаллов в сильных электрических полях при рентгено- и фотовозбуждении// Деп. в ВИНИТИ 16.01.98, №. 101-В98.

15. Kulikov V.D. Radiation-induced conductivity of ionic crystals in strong electrical fields // Proceedings of 2 International conference KORUS. Tomsk, 1998.

16. Куликов В.Д. Пробой ионных кристаллов в импульсных электрических полях. Деп. в. ВИНИТИ 29.06.99, № 2124-В99.

17. Куликов В.Д. О механизме стримерной стадии пробоя кристаллических диэлектриков // Письма в ЖТФ. 2000. Т.26, вып.4. С. 77-82.

18. Куликов В.Д., Лисюк Ю.В. Радиационно-индуцированная проводимость щелочно-галоидных кристаллов в сильных электрических полях при рентгено- и фотовозбуждении // ЖТФ. 2000. Т.70, вып. 9. С. 51-56.

19. Kulikov V.D. Breakdown of crystal dielectrics in pulse electrical fields // Proceedings of 11ш International conference on Radiation physics and chemistry of condensed matter. Tomsk, Russia. 2000. P. 356-357.

20. Kulikov V.D. The streamer stage of crystal dielectrics breakdown// Proceedings of" 4th International conference on Electric Charges in Non-Conductive Materials. (France). 2001. P. 396-399.

21. Куликов В.Д. Кинетика радиационно-индуцированной проводимости кристаллов Csl в сильных электрических полях// Изв. вуз. Физика. 2001. № 7. С.62-65.

22. Куликов В.Д. Концентрация и время жизни неравновесных носителей в Сз1, №С1 при рентгеновском возбуждении//ФТТ. 2001. Т.43, вып. 9. С. 1580-1583.

23. Куликов В.Д. Влияние термообработки кристалла Сэ! на радиационно-индуцированную проводимость//Тез. докл. 2 Международной конференции по физико-химическим процессам в неорганических материалах. Кемерово, 2001. Т. 1. С.62-64.

24. Куликов В.Д. Генерация носителей заряда в кристалле КВг в предпро-бойных импульсных электрических полях // Письма в ЖТФ. 2002. Т.28, вып.З.С. 36-41.

25. Куликов В.Д. Электрический пробой ионных кристаллов при облучении импульсным электронным пучком// Труды 6 Международной конф. по модификации материалов пучками заряженных частиц. Томск. 2002. С.

26. Куликов В.Д. Исследование механизма электрического пробоя ионных кристаллов в наносекундном диапазоне// ЖТФ. 2003. Т. 73, вып. 12. С. 2630.

27. Куликов В.Д. Ток проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл // ЖТФ. 2004. Т.26, вып. 10. С. 122-127.

28. Куликов В.Д. Электризация высокоомных материалов в мощных полях импульсной радиации. Томск: Изд. ТГУ, 2004. 176 с.

300-303.

№17 434

РНБ Русский фонд

2006-4 13627

Подписано в печать 21 09.2005 г Формат 60x84/16. Бумага офсетах. Печать плоская. Усл. печ. л. 2.3. Уч -изд. 2.16. Тираж 110 экземпляров. Отпечатано ООО "СПБ Графике". Заказ ¡к 19 Адрес. 634034, г. Томск, ул. Усова, 4а-150, т. (382-2) 564-044