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

На правах рукописи

Куликов Виктор Дмитриевич

ЭЛЕКТРИЗАЦИЯ НЕОРГАНИЧЕСКИХ ДИЭЛЕКТРИКОВ ПРИ ИМПУЛЬСНОМ ЭЛЕКТРОННОМ ОБЛУЧЕНИИ

Специальность 01.04 07 - физика конденсированного состояния

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

□□3 158544 ,

~ -Г

Челябинск 2007

Работа выполнена в Томском сельскохозяйственном институте-филиале Новосибирского государственного аграрного университета

Научный консультант

доктор технических наук, профессор Овчаров Александр Тимофеевич

Официальные оппоненты

доктор ф -м наук, профессор Арефьев Константин Петрович

доктор ф -м наук, профессор Песин Леонид Абрамович

доктор ф -м наук, профессор Яловец Александр Павлович

Ведущая организация- Московский государственный институт электроники и математики, г Москва

Защита состоится "19" октября 2007 г. в 1500 часов на заседании диссертационного Совета Д 212 296 03 при Челябинском государственном университете по адресу 454021 г Челябинск, ул Братьев Кашириных, 129

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке Челябинского государственного университета

Автореферат разослан " 17 " сентября 2007 г

Ученый секретарь диссертационного Совета, д ф -м н

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность исследований Явление электризации диэлектриков под ействием ионизирующего излучения занимает важное место в радиационной изике твердого тела, обусловленное необходимостью разработки высокоэффек-ивных электретов, нашедших широкое применение в различных областях тех-ики и технологии Другим не менее важным вопросом являются создание науч-ых методов прогнозирования поведения материалов и их защита в полях иони-ирующих излучений Опыт эксплуатации атомной и космической техники пока-ал, что радиационная электризация определяет радиационную стойкость ди-лектрических материалов Нельзя не отметить влияние даже очень слабых элек-ических полей на чувствительную электронную аппаратуру

При изучении радиационного заряжения основное внимание уделено элек-изации материалов под действием коронного разряда, низкоинтенсивных ква-истационарных потоков заряженных частиц и у -квантов Установлено, что на-опление заряда при облучении органических соединений, стекол, керамики свя-ано с локализацией заряженных частиц центрами захвата Характерными осо-енностями заряжения диэлектриков слаботочными электронными пучками яв-¡ются высокая напряженность электрического поля, значения которой могут остигать пробивной (более-106 В/см), и медленные процессы релаксации заряда характеристическим временем до суток и более Однако указанные исследова-ия не исчерпывают наши потребности в знаниях о возможном поведении ди-лектриков в поле радиации Требуют оценки процессы электризации материа-ов при высоких уровнях инжекции электронов Стимулом к таким исследовани-м служит создание и интенсивное использование сильноточных электронных скорителей Сильноточные электронные ускорители обеспечивают мощное 109-10ш Гр/с и сверхмощное свыше ~10' Гр/с радиационное воздействие и >именяются для накачки газовых и твердотельных лазеров, радиационно-ермической обработки материалов в технологических целях, генерации СВЧ олебаний, в термоядерных экспериментах и т д

Состояние вопроса Имеющиеся к началу 1980 - 1985 годов сведения об лектризации диэлектриков под действием высокоинтенсивных пучков электро-ов 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 радиационно - 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 (Вайсбурд Д И с сотр 1982 г). С другой стороны, при воздействии импульсного электронного пучка (ИЭП) в диэлектриках надежно регистрируются электрические пробои (Лисицын В М , Штанько В Ф , Олешко В И, Бойко В.И, Евстигнеев В В , Соловьев Ю А 1983, 1985г) Отрывочный характер данных по заряжению является также след-

ствием 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 электризации, описывающей пространственно-временное поведение избыточного заряда в образце, необходимо решение уравнения полного тока с учетом временной и пространственной зависимости наведенной радиационной проводимости и тока пучка в образце, что представляет большие математические трудности

С проблемой заряжения высокоомных материалов непосредственно соприкасаются 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

Несмотря на значительное внимание, уделяющееся исследованию механизмов импульсного 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 электрического разряда Не менее важно найти решение вопроса кристаллографической направленности канала пробоя, так как данный вопрос не решен до сих пор Существует зависимость напряжения пробоя от длительности приложения поля

Цель работы. Установление закономерностей электризации неорганических диэлектриков в процессе мощного импульсного электронного облучения

Достижение поставленной цели потребовало решения следующих основных задач

1 Экспериментальное и теоретическое исследование процесса электризации 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 РИГТ

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

4 Создание модели образования основного канала разряда в щелочно-галоидных кристаллах (ЩГК) в импульсных электрических полях наносекунд-ной длительности

Основными материалами исследований служили кристаллический и плавленный кварц, А1203, стекло, широкозонные полупроводники, ЩГК, полиметил-метакрилат (ПММА) Эти материалы широко используются в современных оптических и электронных приборах и конструкциях, представляют интерес при решении проблемы радиационной стойкости и радиационной техноло1 ии ЩГК применяются как сцинтилляторы в быстродействующих детекторах ядерных излучений, являются модельными системами с хорошо изученными физическими свойствами

Научная новизна работы

1 В процессе облучения диэлектриков импульсным электронным пучком в диапазоне значений мощности дозы (10® - 10 ю) Гр/с с наносекундным временным разрешением сделаны оценки амплитудно-временных значений напряженности электрического поля в некоторых щелочно-галоидных кристаллах, стеклообразном и кристаллическом кварце, полиметилметакрилате Для широкоюнно-го полупроводника гпБе 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 тер-мализованные 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 определяюI 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 дифференциального уравнения полною гока с учетом зависимости наведенной радиационной проводимости и плотности тока пучка в образце от пространственной и временной координаты, геометрических раз-

меров и диэлектрической проницаемости с помощью методики эквивалентных схем

4 В рамках исследования радиационно-индуцированной проводимости сделаны оценки значения приповерхностного положительного заряда в диэлектрике на переходе металл-диэлектрик (на примере кристаллов КВг, Се!), возникающего при протекании тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл под действием импульсного рентгеновского излучения Установлено, что значения плотности заряда, переносимого током проводимости, и приповерхностного положительного 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 Сз1, ИаС1, а также концентрации центров захвата электронов и положения их энергетического уровня в запрещенной зоне чистых кристаллов Св1

6. Предложена модель формирования канала электрического пробоя в ще-лочно-галоидных кристаллах Генерация первичных электронов в зону проводимости диэлектрика осуществляется посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла Модель объясняет кристаллографическую направленность и анодный характер пробоя, значение скорости движения канала пробоя, а также генерацию предпробойного тока без привлечения механизма ударной ионизации валентной зоны кристалла электронами зоны проводимости

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 терма-лизованных электронов пучка в явлении электризации диэлектрика.

3 Динамическая модель электризации 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 формирования канала электрического пробоя в щелочно-галоидных кристаллах, основанная на механизме генерации первичных электронов в зону проводимости диэлектрика посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла 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 быть использованы для прогнозирования поведения материалов в условиях воздействия импульсного электронного пучка, в частности, при разработке радиа-ционно-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 поляр изационно-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 конференции 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 "Электризация"(Томск, 1990), Ш 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), Международ-

ных конференциях по радиационно-термическим эффектам и процессам в неорганических материалах (Томск, 1998, 2000, 2002, 2006)

Публикации. Материалы диссертационной работы опубликованы в 61 работе 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 275 страницах машинописного текста, содержит 76 рисунков, 6 таблиц и библиографию из 280 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 At ~ 7-18 не

Представлены измеренные функции прохождения электронов (кривая трансмиссии) и пространственного распределения поглощенной энергии пучка в AI мишени Для материалов с близким Z кривая трансмиссии в AI 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 носи-1 елей 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 AI мишени толщиной 300 мкм сильноточным электронным пучком ГИН-400 Для оценки поглощенной энергии рентгеновско-1 о излучения в образцах ЩГК строился калибровочный график зависимости ин-

тенсивности свечения исследуемого кристалла от флюенса энергии электронного пучка. Затем при возбуждении рентгеновским излучением по интенсивности свечения определялась удельная плотность энергии, поглощенная в образце Д W0 Скорость генерации носителей G0 = Д Wo/Ar Weh в щелочно-галоидных кристаллах составляла ~ 1023 cm'V (Wetl -средняя энергия, расходуемая на создание в данном веществе одной электронно-дырочной пары).

Исследовалась также фотопроводимость в кристаллах KBr, KCl при возбуждении F и F - центров окраски излучением соответственно первой (Х=1 06 мкм, АW ~ 0.04 Дж/см2, Af2 ~ 30 не) и в второй гармоники (Хр=0 53 мкм, эффективность преобразования -20%) лазера на YAG:Nd

Экспериментальные оценки энергии активации и относительного выхода свободных носителей в монокристаллах KBr, Csl получены из данных температурной зависимости РИП в области температур 80-300К при возбуждении им-, пульсным 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 Csl, NaCl удовлетворительно описываются суммой двух экспоненциальных компонент- низкотемпературной и высокотемпературной Такой закон изменения и(7) соответствует термически активацион-ному 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

где - энергия активации процесса термического разделения носителей

При квазистационарном процессе и квадратичном характере рекомбинации носителей (п~р) эффективная скорость генерации носителей Ое=О0/ имеет вид.

где сечение захвата электрона дыркой, Ут-тепловая скорость электрона

Экспоненциальным зависимостям низкотемпературной и высокотемпературной для кристаллов Сб1 и ИаС1 можно сопоставить два типа концентрации неравновесных электронов с различной скоростью генерации и вероятностью теплового разделения Для этих компонент закон изменения концентрации носителей «ь и2 с температурой запишется

/= exp{-WJkT),

(1)

Ge = n2svT,

(2)

П;

п1=>/% (ехрС-ДИ^тГ))/^.

п2=н/0)2-(exP(~AWa2 / 2W))/-Jsvr <

(3)

(4)

где G()=Gq i+G()2 Сравнивая (3), (4) с экспериментальными данными для Csl,

находим Wdl = 0 025±0 003 эВ, Wa2 = 0 1±0 01эВ, G02/G0i = 85, относительный выход свободных носителей при 7"=300К для первой и второй компонент составляет /'] =0 37 и /2=0 02 Значение / находится из условия VG0l/l +VG02/2 ~yjG0f > откуда0 04

Используя зависимость (1), представленную в виде /=ехр(-гс/г0), (где гс -радиус Онзагера, г0-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 Csl имеем два пространственных пика термализованных электронов низкоинтенсивный пик с r0i~10 нм и высокоинтенсивный с r02 ~ 2 5 нм

Для NaCl получаем Wal = 0 03±0.004 эВ, Wa2 = 0.14±0 015 эВ, G02/G01 =200, при Г=300К/)=0 3, /2 = 0 004,/« 0 01, r0i«8 нм, r02 ~ 1 7 нм Вероятно, наличие пиков обусловлено существованием максимумов в структуре плотности электронных состояний N, в зоне проводимости кристаллов Можно предположить, что в кристалле NaCl пики с r02 ~ 1 7 нм и r0i ~ 8 нм связаны с электронами, заселявшими максимумы в N, на 4 и 6 эВ, в Csl пик с % = 2 5 нм обусловлен электронами, заселявшими максимум на ~ 5 эВ

Полученные значения выхода свободных носителей при комнатной температуре составляют в Csl ~4% и~ 1 % в NaCl, 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 предложена методика оценки времени жизни носителей в зоне проводимости диэлектрика т, используя, с одной стороны, экспериментально измеренную концентрацию носителей п по данным тока проводимости,

i - e[i п Е, (5)

и с другой - зависимость

П = Ge Т (б)

Для кристалла Csl AW0=4 2 103 Дж/см3, при Г= 300К, /¿=46 см2/В с, Я=104 В/см находим из ВАХ п = I 1 1013 см 3, G0 = 2 9 1 023 см"3с"\/= 0.04, Ge~ 1 16 1022cm"V, 1 1 10"9 с

п Адуев БП, Швайко ВН, Фоменко В M Пикосекундная радиационно-инд\ цированная проводимость щелочно-галоидных кристаллов с решеткой типа NaCl // Изв ТПУ 2000 Т 303, вып 2 С 26 - 34

Для NaCl при 7= ЗООК ц = 20 см2/В с, п = 1.15 1012 см"3, G0 = 2 9 102WV, /« 0.01, Ge« 2.9 1021cm"V\ t~ 4 10ш с.

При фотовозбуждении в F - полосе поглощения образца КВг из ВАХ (£ = 104 В/см) п=2 25 1013 см"3 По данным эксперимента после возбуждения импульсом рентгеновского излучения концентрация F - центров составляет 3 1014см"3 В предельном случае, полагая, что светом возбуждаются все F - центры находим Gof = NF/At2= 1022см'3 с"1, т = 2 10"9 с.

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

В третьей части главы изложены результаты исследования процесса локализации электронов центрами захвата. Важной особенностью поведения РИП щелочно-галоидных кристаллов, стекла, кристаллического кварца при возбуждении рентгеновским излучением оказалось нелинейное увеличение проводимости С в 1.S-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.

1 он

4 6 8

Е, 104 В/см

Рис 1 Вольт-амперные характеристики при возбуждении рентгеновским излучением образцов 1 -кристаллический кварц, 2 - стекло К-208, 3 - поликристаллический А1203

На нелинейном участке ВАХ представлением а(Е) может служить эмпирическая формула

о(Е) = о0 + oj exp{-b IE),

(7)

где о0 - значение проводимости до £~104 В/см, ¿-параметр, определяющий наклон функции о(£); сгприращение 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 / превышает 1о (10 -средняя длина свободного пробега электрона между столкновениями с фононами). Доля таких электронов определяется распределением Р ~ ехр(-/ /¿о) ~ ехр(-ИУе/о£), где IV, = е1Е - энергия активации центров захвата. Со-

поставляя (7) и зависимость ($(Е), находим У/х - е1ф. В ионных кристаллах 1о ~ 10 а. Для ЩГК значения лежат в диапазоне 0.025-0.05 эВ. При полях выше £~5+8-104 В/см вольт-амперные характеристики становятся линейными. Полагая, что при этих значениях напряженности поля ловушки опустошаются, их концентрация составляет ~ 1013 - 1014 см"3

Вероятно, мелкими центрами захвата в ЩГК являются бивакансии, образованные близкими катионными и анионными вакансиями. Процесс нагревания кристалла Св1 в воздушной атмосфере при температуре 600° С в течение 1 часа с последующим резким охлаждением до комнатной температуры 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 анионные вакансии с образованием ^ - 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 Св1.

В группе материалов: кристаллический кварц, стекло К208 электроны, вероятно, захватываются на хвосты функций плотности электронных состояний. Хвосты состояний есть результат модуляции краев разрешенных зон флуктуа-циями плотности или напряженности внутренних электрических полей. Энергия активации центров составляет г 0.1-0.2 эВ, концентрация, видимо, не превышает ~ 10,4-1015см'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 неомичносги 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.

В работе использовались монокристаллы КВг, Сб1 в виде тонких пластинок с поперечными размерами 15x15 мм2 и толщиной ~300-350 мкм. На образцы напылялись И 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"" Ф Толщина слоя герметика ¿«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

где ф!, ф„, фу, фи - снижение потенциала в слое герметика, значение потенциала на поверхности образца, падение потенциала в объеме образца и на сопротивлении К соответственно. В первом приближении для описания переходных процессов в системе можно ввести эффективный конденсатор Се , образованный положительным зарядом в образце и отрицательным зарядом электронов на металлическом электроде 4. Для структуры с наклеенным электродом пренебрегаем величиной <{>3 по сравнению с фь и падение потенциала в эффективном конденсаторе фе = <р1 , для напыленного электрода фе = <р3 . 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 Я. В диэлектриках даже при облучении /?у »Л и на сопротивлении Л выделится небольшая часть фе. В данном случае для оценки фе можно воспользоваться зависимостью фе=б/Се , где б5 -плотность заряда на электроде 4. Плотность заряда £)5 определяется интегрированием по времени

2

3

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

ф1+Ч>8 + фу + фя= V ,

(8)

плотности разрядного тока is, стекающего с электрода 4 при зондирующем облучении. На границе раздела металл-диэлектрик

es=E,eo£,=eeo£8 , (9)

где в[£о , £8о - абсолютные диэлектрические проницаемости герметика и кристалла, Е\, Еа - напряженности поля в слое герметика и на поверхности кристалла соответственно.

Методика измерения разрядного тока в образцах КВг, Csl 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 , протекающего через сопротивление R. Время измерения ~ 40 с.

Фотоэлектрические измерения проводились на образцах КВг. Положительно заряженные вакансии возникают и накапливаются при ионизации F -центров окраски светом. При возбуждении F - 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 tq,. Время измерения ~ 10 с.

Зависимости пиковой амплитуды плотности тока проводимости ¿о и разрядного тока isx от напряженности электрического поля Е для образца Csl представлены на рис. 3.

2,5 г 2 -| 1.5 -i 1 ■ ~ 0,5 -0 -

0 2 4 6

£,10*юсм

Рис 3 Зависимости плотности тока проводимости io (1) и разрядного тока isx (2) от напряженности электрического поля в кристалле Csl при возбуждении рентгеновским излучением

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

Эксперимент показывает, что плотность заряда Q0, определенного интегрированием по времени плотности тока io, и плотность приповерхностного заря-

да 0.5, оцененного с учетом суммирования заряда в импульсах тока г8 имеют близкие, в пределах 10-30 %, значения Такой результат свидетельствует об отсутствии как значительной инжекции электронов ш металлическо! о 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 СэГ при охлаждении образца до температуры кипения жидкого азота

В образцах Сь1, КВг с наклеенным электродом падение потенциала в слое герметика ф! после протекания тока проводимости оценивалось по данным плотности зарядов С?,,, <2о и емкости Сх При напряжении на структуре 1500 В в Сз1 значение ф[ = 571 В, напряженность поля Е\ = щ/й =105 В/см, в КВг ф, = 226 В, что составляет 15% от V, Ех ~ 3 7 104 В/см, время экранирования поля ~ 107 с

Для напыленного контакта значения <р8 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)

^ = G-npvтs~{D~ + ЦnE\ , (10)

т 1 ох \ ах )

— ^в-пру^ , (И)

Эг 1

Ше^ (12)

ОХ

п=п^ прих=0 , (13)

где О - коэффициент диффузии электронов, яч - поверхностная концентрация электронов Представим концентрацию электронов в виде

п = п^ехр(е<р/кТ), где (р - потенциал В стационарном случае концентрация дырок р=по/п и система уравнений (10) - (12), учитывая соотношения Эйнштейна \1=еО/кТ, может быть сведена к следующему уравнению для п

п^ по

9+ Иг --7 ° ' (14)

дх Кдх; п ¿¿щ ¡2

где Ь=(/сГ££о/е2п0)ш - длина экранирования Дебая Уравнение (14) решалось методом Булирша - Штера

На рис 4 для кристалла КВг п0=р0~А 2 1012 см"3, ¿=1 27 мкм показано распределение концентрации дырок по глубине образца при различной напряженности поля на поверхности диэлектрика Е¡, Значения поверхностного потенциала

I

ф„ = ^Ес1х с увеличением £„ имеют тенденцию к насыщению ~0 07,0 16,0 21 В 0

На глубине дг ~ ЗL концентрация р~р0, а значение Е близко к нулю

Рис 4 Распределение концентрации дырок р по гл\бине образца КВг при различной напряженности поверхностного электрического поля Е5 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~ 5 104 В/см по экспериментальной оценке заряда Ps = Qo/е ~1 1 Ю10 см"2 находим ф„ = 0 18 В Если ввести для перехода напыленный контакт-диэлектрик эффективную емкость Се = QsJtys ~ 10"8 Ф, го время экранирования поля составит ~ 104 с

В четвертой главе описаны исследования структуры пространственного распределения напряженности электрического поля и объемного заряда (ОЗ) в образце высокоомного (удельное сопротивление 15 10й Ом см) кубического кристалла ZnSe 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) ири комнатной температуре

В разработанной оптической схеме свет от He-Ne 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, t) в образце ZnSe определялись из данных жсперимента по известной формуле Электроопггическая характеристика я т41 =

12 7 10"12 м/В (и - показатель преломления света в ZnSe, г4| - электрооптическии коэффициент) измерена экспериментально при приложении к образцу импульсного напряжения Полуволновая напряженность поля равна -Ю^ В/см, пороговая чувствительность E{x,î) ~ 2 103 В/см, временное разрешение фотоумножителя - 7 не

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

Вид функции а(х) определяется распределением поглощенной )нергии электронного пучка D(x) Распределение D(x) построено по данным профиля акустической волны, генерированной в материале ZnSe при облучении ИЭП (кривая 5 рис 5, б) Максимальный пробег электронов в ZnSe хт ~ 240 мкм

Распределение ро(х) есть производная от функции плотности тока первичных электронов пучка /0(х) в материале по координате х Экспериментальное измерение 1о(х) в ZnSe является сложной задачей В нашем случае для используемого ускорителя получена зависимость 10(х) в А1 мишени при ослаблении I пучка фольгами различной толщины Для материалов с Z, близким к А1, кривая /оОО имеет почти универсальный характер Графики функции /0(а), pnU) для AI, растянутые с учетом пробега электронов пучка в кристалле ZnSe, приведены н<1 рис 5, б, в Значение экстраполированного пробега электронов составляет -200 мкм

Форма импульса тока пучка, в пределах временного разрешения фотоумножителя, представлена кинетикой свечения экситонной люминесценции J\ 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 не-облучаемой 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 £(г) 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 Зависимости E(t), измеренные на расстоянии 250 мкм от облучаемой грани образца ZnSe при различной плотности тока п>чка I 1 -

2 А/см2, 2 - 12 А/см2,

3 - А (а) Распределение Е(х), р(х) через разное время после начала им-п\льса радиации 1 -25 не, 2 - 80 не, 1=2 А/см2, 3 - 17 не /=12 А/см2 (б, в), 4 - 10(х), 5- Dix) (б), 4 - роСх) (в), х=0-обл> чаемая поверхность Электрод на необлучае-мой грани образца

0 100 И0 200 г мкч

Функции Е(х) в разные моменты времени после начала импульса радиации приведены на рис 5, б. За границей х=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 л:т=240 мкм, определенной по распределению D(x) На основании уравнения Пуассона дифференцированием функции £(х) по координате х получены распределения объемной плотности заряда р(х) (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/см положение максимума накопленного заряда находится в области х = 200 мкм и не совпадает с положением максимума на 150 мкм для функции р0(х) При / = 8 и 12 А/см2 повышается 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

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 I, 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 возникновешно 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

Рис 6 Зависимости £(0, измеренные на разных расстояниях от обл\ чаемой грани образца 1 - 30, 2- 90, 3 -250 мкм, ]-4 А/см' (а), / = 8 А/см2 (б), / - 12 А/см2 (в) Распределение Е(х), р(х) через разное время после начала импульса радиации 1-21 не, ¡-4 А/см2, 2 - 25 не, 1=8 А/см2, 3 - 17 не, /=12 А/см2 (г, д) Образец без электродов

Измерения проводились с помощью разработанных методик с применением линейною 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 длительность импульса ~ 8 не, плотность тока ~ 5 А/см2 На исследуемый образец устанавливался электрооптический кристалл высокоомного кубического ¿п8е 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 2пБе 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 >лектроде, что соответствует геометрии облучения с открытой поверхностью В образованном эффективном конденсаторе напряженность поля в исследуемом кристалле и электрооптическом Zn.Se Е2 связаны зависимостью

е(ео Е{ = е2ео Ег, (15)

где 81 , е2-диэлектрические проницаемости образца и ZnSe соответственно

Временные зависимости плотности заряда 0(0=£2£оЕ2 в различных ди->лектриках ПММА, плавленом кварце, 1лР, К1 приведены на рис 7 (кривые 1 -4) Форма импульса тока ускорителя представлена кривой 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 Ют/см2 Для других материалов максимальные значения накопленного заряда близки к 2 10"8 Кл/см2 Это меньше соответствующего по времени расчетного значения <20=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(г) на временном интервале 2050 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 ЩГК и менее для ПММА, БЮг В данном случае, видимо, можно говорить о релаксации электронов, захваченных на ловушки с низкой энергией активации

Рис 7 Временные зависимости накопления заряда (?(0 в различных диэлектриках 1 -ПММА, 2 - плавленом кварце, 3 - ЫБ, 4 - К1, 5 - импульс тока ускорителя, 6 - временная зависимость (2о

40 60 80 и не

Второй цикл экспериментов проводился с помощью методики измерения импульсных токов в диэлектриках Методика основана на регистрации токов, протекающих в цепи заряжения диэлектрика в моменг 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 /?]=4 Ом Образцами служили плэстинки диэлектриков толщиной -05-1 мм Облучение проводилось при комнатной температуре в вакууме (0,13 Па) Пороговая чувствительность измерения тока при использовании осциллографа И2-7 составляла -05 А/см2 Временное разрешение - 0 2 не

л. 1 »

5

/>//А

±_«;

г

е

±

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, Я, = /?2 = 4 Ом

При облучении формируется эффективный конденсатор Се с отрицательным зарядом в образце и наведенным положительным зарядом в верхнем электроде Плотность тока смещения 12 на верхнем электроде образца связана с напряженностью электрического поля £(г) за границей пробега электронов зависимостью

Ток г,, снимаемый с коллектора электронов, равен сумме токов смещения и проводимости в облученном объеме При отличной от нуля радиационно-индуцированной проводимости и незначительной емкости электрода коллектора Л составляющей тока смешения можно пренебречь и считать I, омическим током

На рис 9 показано семейство токов, измеренных при облучении кристалла №С1 электронным пучком различной плотности Временные зависимости напряженности электрического поля £(г) за границей пробега электронов получены 1рафическим интегрированием кинетики тока г2 в соответствии с условием (16) В эксперименте наблюдается смена направления протекания тока смещения С увеличением плотности тока пучка / амплитуда г2(0 несколько растет, смена знака тока происходит в более ранние моменты времени Для рассмотренных материалов 1ЦГК, кварца, ПММА ток г, появляется одновременно с током пучка I Для токов выполняется условие 1=1 х+ъ С ростом I экстремум функции £(г) смещался к началу координат, увеличивались крутизна переднего фронта импульса напряженности поля Е(0 и его максимальное значение Е

10 2Й 10 Г, НС

Рис 9 Временные зависимости токов и напряженности электрического поля в образце КаС1 при различной плотности тока пучка /„ а, б- осциллограммы токов, I] - токи проводимости (а), 12 - токи смещения (б), Е - напряженность электрического поля за границей пробега электронов в образце (в) Нумерация 1 - 4 соответств) ет возб\ ждаемом\ ток> /„ (/4 = 225 А/см2)

в

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

Зависимость пиковой напряженности поля Е в различных диэлектриках от плотности тока пучка иллюстрирует рис 10 Амплитуда сигнала Е зависит от плотности тока пучка, эффективной емкости образцов и удельного сопротивления объема В образцах NaCl и KCl при близких значениях наведенной радиационной проводимости значение Е выше в 1 8 раза у KCl, что удовлетворительно согласуется с отношением (dNaCr*m)/(<^Kcr*m)~2 Для образцов NaCl, KCl напряженность поля увеличиваться пропорционально /°5 в приведенной области значений плотности тока пучка Такая зависимость, при квадратичной рекомбинации носителей, согласуется с теоретически рассчитанной в отсутствие захвата носителей ловушками Однако для LiF, плавленого Si02, ПММА напряженность поля растет более сложным образом В диапазоне изменения плотности тока 4 412 А/см2 напряженность поля увеличивается Е'~Р4 и затем при 22 5 А/см2 стремится к зависимости Е'~ Z05.

Рис 10 Зависи-

о 0Q

30 20

10

10 20 30 /, А/см"

мость пиковои напряженности поля в различных диэлектриках от плотности тока гг. чка В скобках \ казана толщина образцов, в мм / - NaCl (0 75), 2 - КС1 (0 5), 3 - LiF (0 75), 4 -Si02 (0 85), 5 -ПММА (1 0)

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

Можно показать, что с увеличением плотности тока пучка заселенность ловушек уменьшается В процессе облучения на ловушки захватываются как первичные, так и вторичные термализованные электроны Количество вторичных электронов превышает количество первичных в ~ 10ч раз, но их захват не нарушает электронейтральность образца Концентрацию термализованных вторичных электронов можно представить в виде Сех Ионизация ловушек осуществляется вторичными электронами, находящимися на стадии термализации, с концентрацией веХ^ где тгвремя термализации.

Запишем кинетическое уравнение для концентрации электронов на ло-

вушках An в виде

^-=(Nt-An)GeTvjrso~AnGeTivisi (17)

at

В правой части (17) первое слагаемое описывает захват носителей, второе - опустошение ловушек (Nt - An) - концентрация пустых ловушек, vT , - тепловые скорости электронов в термализованном состоянии и на стадии термализа-ции, - сечение захвата и ионизации ловушки электроном соответственно В квазистационарном случае

Ди=- Ntrvrso ' (18)

TJVJSJ (tVfSQ / rjyjil +1)

Для ЩГК средняя энергия термализованных электронов при температурах близких к 300 К составляет ~ 0 02 эВ, а для вторичных электронов на стадии генерации ~ 6 эВ Учитывая, что тепловая скорость электронов пропорциональна корню квадратному от их энергии, отношение vT/vi = 0 06 Время термализации электронов в зоне проводимости диэлектрика Ti ~ 10"12 с, время жизни электронов в зоне проводимости кристалла KCl при возбуждении электронным пучком плотности ~ 100 А/см2 т0 ~ 10"" с 11 Так как захват электронов происходит, как правило, на нейтральные центры, а ионизация связана с заряженным центром, то .Sf/.Vi <0 1, значение Аи = 0 04 /V, С увеличением плотности тока пучка время термализации электронов в зоне проводимости диэлектрика Ii остается неизменным, но за счет уменьшения времени жизни носителей в термализованном состоянии т0 захваченный на ловушках заряд уменьшается. При плотности тока пучка ~ 300 A/cm2 с учетом квадратичной рекомбинации электронов и дырок время жизни То ~Г 0 s, что дает То ~ О 6 10'" s , An ~ 0 028 iVt С ростом плотности тока пучка An будет уменьшаться пропорционально ~ Г05.

Если разложить напряженность поля в диэлектриках (рис 10) на две составляющие (за счет накопления свободного заряда и захваченного ловушками) и считать, что при плотности тока пучка ~ 22 5 A/cm2 долей захваченного заряда можно пренебречь, то в области 1=4 4 A/cm2 отношение значений захваченного заряда к свободному в образце LiF составляет 0 13, в образцах плавленого Si02 и полиметилметакрилата достигает ~ 0 3

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 представлено моделирование процесса накопления объемного заряда в диэлектриках при облучении ИЭП в отсутствие захвата носителей ловушками с помощью методики равномерной объемной высокоэнергетической инжекции (РОВИ), предложенной проф ТПУ Евдокимовым О Б , и разработанной методики эквивалентных схем

Экспериментальная схема облучения диэлектрика представлена в виде одномерной модели с короткозамкнутой внешней цепью (рис 11, 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 11,« 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 ,хга= (xv*i) Сопротивление утечки г, определяет стекание инжектируемого заряда из облучаемого объема на землю

а

Рис 11 Одномерная модель заряжения диэлектрика электронным т чком (в) и эквивалентная схема, описывающая заряжение слоя Ахп (б) 1, 2- электроды, 3 - образец, г, -сопротивление утечки, х2 - граница максимального пробега электронов п\ чка в материале

В принятой одномерной модели (рис 11, а) формирование ОЗ описывается системой уравнений, включающей уравнение непрерывности (19) и уравнение Пуассона (20), а также начальным (21) и граничным (22) условиями задачи

|-р(*,0= <3-1-1 (хд), (19)

<я ах

где р(х,/) - объемная плотность заряда, (?= - Э/(х,Г)/Эх - скорость инжекции заряда пучка, /(х,г) = /(*)/(0 - плотность тока пучка в материале, представленная в виде произведения пространственной 1(х) и временной /(г) составляющих, г (ж,/) =а(.х,г)Е{х,гу~ ток проводимости,

Э£(л,/) _ /?(х,t) Эх eeQ Е(х, 0) = 0

При х = х, £(х,,0 -- Ex{t), х > х2 I(x2,t) = 0, С?(х2,0 = О,

(20) (21)

Цх2,0 = ЕМ, &(0 = ¡i(x2Л ')dt' , х = Е2 (0 + = Е3 (t) , (22) О £€0

i де /(л2,/) - ток проводимости при х<х2, Qs(t) - поверхностная плотность заряда в плоскости х2, £i(f), E2(t), E^(t) - напряженности электрического поля на облучаемой грани Х| в плоскости х2 и в плоскости х3 соответственно, Г ' - текущее значение времени

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

Щ)

dE(x,t)

-I(x,f) - i(x,t) + ££q

dE3(t)

(23)

дг Эг

Уравнение (23) позволяет отыскать временную зависимость напряженности электрического поля £?(0 в пространстве (х2-х3) Однако решение уравнения ¡23) относительно Е?(г) с произвольными /(х,0, сг(х,г) является сложной задачей Функцию £(д,г) в пространстве (0 - х2) найдем из уравнения (23)

£(х,0

ffTQ

} (/(x)/(i') - exp (J df

о dt 0ТМ

ехр(-}—), (24) 0 ТМ

I де Тм = £бо/о(х,/) - имеет смысл мгновенного максвелловского времени релаксации Распределение £(лу) можно получить при наличии расчетной или экспериментальной функции £^(0

Уравнение (23) содержит информацию о плотности токов, протекающих через электроды 1 и 2 Следует учесть, что при инжекции в диэлектрик заряда тек тронов плотность тока пучка в материале /(х, г) = -/0(х)/0(0, £1(0>0, £\(У)<0 В плоскости х - 0 ток М?) равен сумме токов проводимости и смещения

/!(/) =г](0 + , (25)

от

I де ¡](г) - ток через сопротивление г\

В плоскости х3 имеем только ток смещения /2(0

/2(0=^0^^ (26)

В соответствии с (23) (25), (26) можно записать

/о(0=Л(0+Ш (27)

Наиболее приемлемым для аналитических расчетов кинетики накопления 03 является метод РОВИ, в котором проводимость и диэлектрическая проницае-

мость в уравнении непрерывности не зависят от пространственной координаты. При этих условиях получено решение уравнения (23) относительно £з(0- Зависимость экстремума функции £з(г) от плотности тока пучка /о(х,0 и с(г) величина Е3т имеет вид

х2

\ 1о(х,1)ёх

^ (Л)" ■ (28>

Согласно (28) при увеличении I<fa,t) числитель растет линейно, радиационная проводимость в знаменателе, по данным экспериментальных исследований, изменяется пропорционально ~ /°5. В результате максимальное значение напряженности поля за границей облучения, в первом приближении, зависит от' плотности тока пучка как В уравнении (28) зависимость ЕЪт~1/(хух2)

отражает накопление заряда в эффективном конденсаторе, одной из обкладок которого служит инжектируемый отрицательный объемный заряд, а другой -металлический электрод 2 (рис.1). Характер изменения зависимости £3т от /0 удовлетворительно согласуется с результатами эксперимента для кристаллов NaCl, KCl.

Во второй части главы описано решение 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.

Для л-го элемента объема с координатами ха, *П+Д*П и поперечным сечением 1 см2 (рис.12, а) представим через Еы, Е^ - напряженности поля, создаваемые зарядом в слое Ахп, и iln, ¿2а - плотности тока проводимости, определяющие релаксацию заряда на левой и правой границах слоя Дх„ соответственно. Из дифференциального уравнения полного тока (23) запишем уравнение полного тока для слоя Лх„

щЩь + ^¿glL = Д Io„ - (iln + i2„) + аъЦЬ-, (29)

где Д/оп = - (Э/0(*)/Эдс) Ахп, Е3а = Е2в + Qm = |•

*n eeQ q

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 х2 можно представить как накопление на дополнительном электроде. С учетом (29) эквивалентная схема выбрана в вцде, приведенном на рис. 11, 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, Э(х), сопротивление утечки соответствовали экспериментальным условиям облучения.

Пространственное распределение напряженности электрического поля Е(х) (рис.12, а) рассчитано по формуле (24). Напряженность поля в области (0-^0 Е0 в соответствии с (24) связана с £((/) соотношением Оо£о = аОсьО^СО. где а0 = Х]/г| - удельная проводимость в области (О-ДГ)) Функции Е(х), р(х) построены через различное время после начала импульса радиации

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) удовлетворитель-

но 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 ст(х,0 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(лс) появляется область с положительным зарядом (кри-

1п

а

и

Рис 12. Расчетные функции пространственного распределения напряженности электрического поля и плотности заряда в образце КС1 а - Е(х); б - объемная р(х) и поверхностная плотность заряда Q„. 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 1 отнесен на конечное расстояние (рис 12, а)

вая 3 на рис.12, б). Это явление, видимо, вызвано игнорированием диффузионных процессов при переходе к стационарным режимам облучения.

Седьмая глава посвящена исследованиям по установлению модели образования основного канала разряда в щелочно-галоидных кристаллах в импульсных электрических полях.

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) 2). Структура канала анодного пробоя зависит от напряженности электрического поля. В кристалле №С1 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 ~107 -108 см/с. С увеличением напряжения протяженность первичного канала уменьшается до визуально неразличимых размеров 3>.

Исходя из сказанного, можно предположить, что в формировании первичного и основного каналов участвуют различные физические процессы. Вероятно, образование первичного канала пробоя обусловлено миграцией 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 4)

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 раз ряда. 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.

2) Воробьев А. А., Воробьев Г. А Электрический пробой и разрушение твердых диэлектриков. М.: Выс. школа, 1966.234 с.

3) Вершинин Ю.Н, Электронно-тепловые и детонационные процессы при электрическом пробое твердых диэлектриков. Екатеринбург: 2000.258 с.

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

В работе сделана оценка значений электрической прочности ряда щелоч-но-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 й - 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 Е' зависит от толщины образца <1 как Е' - Ш

В эксперименте не удалось обнаружить в явном виде канал первичного пробоя в кристалле ЫаС1 по направлению <100>, хотя признаки такого пробоя имели место* слабое свечение и незначительное разрушение материала в при-анодной области Критерием пробоя без начального участка разряда может служить образование сквозного канала пробоя с первого импульса.

Для кристаллов К1, №С1, ЬШ каналы основного пробоя ориентированы в направлении <110>, для КВг, ШэС1, КС1 - в направлении <100> При длительности приложения поля ~ 10 не средние значения электрической 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, КС1 - 3.73 МВ/см, №С1 ~ 5.6 МВ/см, УБ ~ 18.5 МВ/см. Согласно этим данным, импульсная электрическая прочность превышает квазистатическую в 3.7 - 4 раза, для образцов 1лБ - в б 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.

Обнаружена генерация ^центров окраски в КВг в предпробойном 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 - 1.6 106 В/см в пластинке толщиной й = Ъ мм При таких значениях напряженности поля каналы неполного пробоя отсутствовали.

Зондирование уровня поглощения /•'-центрами в объеме образца с помощью Не-Ые лазера показало, что поглощение, вызванное приложением поля, наблюдалось около краев положительно заряженного верхнего электрода. При рентгеновском облучении интенсивность поглощения увеличивается в течение всего импульса, а при приложении поля нарастание концентрации /"-центров ограничено временным отрезком - 10 не.

Концентрация ^-центров, генерированных рентгеновским излучением, составляла- 1014 см"3, а электрическим полем ~ 2 1013 см"3.

Основным механизмом создания ^-центров окраски в щелочно-галоидных кристаллах является безызлучательный распад автолокализованных экситонов. В свою очередь, экситоны создаются при захвате электронов проводимости на свободное состояние автолокализованных дырок. Следовательно, наблюдаемый эф-

фект генерации ^-центров скорее всего связан с генерацией в электрическом поле электронно-дырочных пар

Факт генерации центров в предпробойных электрических полях свидетельствует о наличии эффективного механизма образования первичных электронов

Для описания процесса формирования основного канала пробоя электрического пробоя в ЩГК предложена модель электрического разряда, основанная на механизме генерации первичных электронов в зону проводимости диэлектрика посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла

Процессы в области контакта металл-диэлектрик При рассмотрении электрического разряда в структуре металл-диэлектрик-металл необходимо учитывать, что поверхность электрода и диэлектрика не могут быть идеально плоскими В механическом контакте они соприкасаются выступами поверхности на расстоянии, близком к межатомному. При напряженности поля в диэлектрике ~ 10б В/см, реальная напряженность вблизи микроострия Еъ может быть более ~ 108 В/см

Энергетические схемы контактов, образованных А1 электродом с образцами №С1, КС1, без учета сродства кристаллов к электрону приведены на рис 13 Для осуществления туннельного перехода электрона то диэлектрика в металл необходимо, чтобы середина верхней валентной подзоны была поднята электрическим полем хотя бы до уровня Ферми в металле При этом формируется потенциальный барьер треугольной формы с высотой и эффективной шириной ~ И^ /е Еь Для оценки вероятности туннелирования электрона Р в единицу времени сквозь потенциальный барьер треугольной формы в поле напряженностью Е^ можно воспользоваться зависимостью

л^тсМ^}

Р=^-е ^2ЕН , (30)

И

где т - масса электрона, а - расстояние между разноименными ионами в решетке, А -постоянная Планка Для диэлектрика с а=3 А и = 10 эВ в поле Еь = 2 108 В/см при длительности процесса, ограниченной временем жизни ионизованного состояния атома галоида / = 10"14 с, получаем вероятность туннелирования Pt ~ 0 2 Можно предположить, что при такой вероятности перехода в пределах области повышенной напряженности поля, составляющей 100x100 атомов металла, образуется участок 40x40 ионизированных атомов галоида в пограничном слое диэлектрика

Механизм каскадных Оже-переходов. Основные положения механизма каскадных Оже-переходов сводятся к следующему

Электрическое поле вблизи микроострия создает сильный наклон зон в приповерхностной области диэлектрика В кристаллах ИаС1, КС1 (рис 13, а, в, д, ж, кристалл ИаС1 ориентирован в направлении <110>) в результате

er ci" er ci +

Na+ Na+ Na* Na +

СГ СГ СГ CI +

Na+ Na+ Na* Na +

СГ СГ CI CI+ ■»

Na* Na+ Na* Na+ -H

er er er er +

er CI

ci° cr\ er er

Na+ NK Na* Na+

cK !

Na+ Na+

Ctü CI"

Na4 Na*

ei

Na+ fi/ Na+ Na+

ei° er / er er

Ci*

er

K**

er к++ er к** er

er K*

er

K* er к+

д K+

er к+ er к+ ci

er к+ er к* eilt*

к+ dTsjc1 er к+

к+ а

к+ ei° к

ciu

ci"

к* ci +

к* сГ к

Cl° K+

к+ er

' er к*

к+ er

ci к*

к* er

er к* er к*'

ci° к+ er к+ er

Рис.13. Схема каскадных Оже-переходов в кристаллах NaCl (а-д), KCl (е-з) в сильном электрическом поле. Wc, Wv, Wp - уровни энергии: дна зоны проводимости, потолка валентной зоны кристалла и Ферми металла

туннельного перехода идет образование ионов СГ с двумя дырками на Ър-уровне. Возможно, образуются также ноны К*4 с дыркой на Зр-уровие в кристалле KCl. Движение канала разряда связано с распадом этих дырок и генерацией электронов в зону проводимости.

т

Для кристалла МаС1 рекомбинация дырок не может идти за счет перехода электронов с низко лежащего 2р-уровня № (~31 2 эВ ниже дна зоны проводимости) Наиболее вероятно, что рекомбинация дырки происходит с соседнего аниона, расположенного в направлении <110> (рис 13, а, в), например, путем межатомного Оже-перехода с переносом положительного заряда с СГ(Зр)'2 на Ър-уровень СГ и последующей генерацией Оже-электрона в зону проводимости по схеме

СГ(Зр)"2 + СГ(Зр) -> С1°(3/?) ' + С1+(3рУ2 +е (31)

В кристалле КС1 рекомбинация дырки на ионах галогена СГ идет с Ър-уровня К+ Для резонансного переноса электрона необходимо поднять 3р-уровень К+ в КС1 на~3 4 эВ (рис 13, ж). Последующий распад дырки на К++ происходит в результате межатомного Оже-перехода с рождением дырок на Зр-уровене СГ и электрона проводимости

К++(ЗрУ1 + СГ(Зр) К+(Зр) + С1+(3/>)"2 +е (32)

Для кристалла КС1 направление распространения канала разряда соответствует кристаллографической ориентации <100>

Вероятность перехода Оже-электрона в зону проводимости становится отличной от нуля при условии, что минимальный зазор энергии между Ър-уровнями соседних ионов хлора в ИаС1 (рис.13, в), а в КС1 между Зр-уровнем К++ и Зр-уровнем СГ (рис.13, ж), не меньше ширины запрещенной зоны кристалла 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

Схемы каскадных Оже-переходов (31) и (32) отражают кристаллографическую направленность канала пробоя. Согласно схемам можно разделить щелоч-но-галоидные кристаллы на две группы Первая группа включает кристаллы, у которых энергетический зазор между серединой верхней валентной подзоны и верхним уровнем энергии катиона в валентной зоне, обозначенный И^ , больше ширины запрещенной зоны И^ К ним можно отнести соединения 1л (1лР, 1лС1, Ь1Вг, 1л1) и Ыа (ИаР, ИаО, ЫаВг, N81), а также К1 Направление распространения канала разряда соответствует кристаллографической ориентации <110>

Вторая схема (32) применима к кристаллам, у которых значение IV) меньше И^ Это условие выполняется для соединений К (КБ, КС1, КВг) и ЯЬ (ЯЬБ, ЯЬС1, ЯЬВг, ЯЫ) Кристаллографическая ориентации канала разряда - <100>

Таким образом, передача электронного возбуждения в кристаллической решетке идет от атома к атому с учетом электронного строения кристалла Релаксация дырки может происходить только в направлении отрицательного электрода Модельные оценки анодной и кристаллографической направленности канала пробоя подтверждаются экспериментально Дня образца КВг близкие зна-

чения и проявляются, видимо, в смене направления пробоя с <100> на <110> при температуре выше 50° С.

Формирование изгиба зон. Как отмечалось выше, переход Оже-электрона в зону проводимости реализуется при изгибе зон на межатомном расстоянии, сопоставимым с шириной запрещенной зоны кристалла Такие изгибы зон могут возникать вблизи неоднородности металлического электрода, а в диэлектрике за счет образования объемного положительного заряда

В решетке хлористого натрия у отрицательного иона, взятого за исходный, на расстоянии г{=а имеется 6 положительных ионов Далее имеется 12 отрицательных ионов, для которых г\~а^2, восемь положительных с г^да/З, шесть отрицательных с Г[ -а 2, двадцать четыре положительных с г,=а^5 и 8 отрицательных с п=а^1б Кулоновская энергия в точке, занимаемой ионом, представляет собой сумму энергий взаимодействия этого иона со всеми ионами твердого тела. Основной вклад вносят ближайшие ионы Образование положительно заряженных ионов галоида в пограничном с металлом слое кристалла увеличивает энергию взаимодействия на величину

Для кристаллов первой группы, например ИаС1, в точке, занимаемой отрицательным ионом СГ, находящимся во втором слое (рис. 13, а), энергию взаимодействия можно представить в виде

и, л™ е2Гб 11 1 842246 2 ^

1Ук + =----=+-=+-=—+-+-7=—¡=+-=+ . (33)

Добавим к сумме в скобках члены 1Л/2, - 1Л/2,

2/2, -2/2 и 2/^6, -2Л/6. Получим е2 ( 2 4 4

4яее0а{^2 2 у/б)

Согласно (34) эффективный заряд С1+ в решетке равен 2е. Так как время Оже-перехода т = 10"14 - 10"15 с, то ионная поляризация не возникает, и можно считать е « , где е„ - оптическая диэлектрическая проницаемость Для кристалла ЫаС1 а = 2 8 А, е„ = 2 34 изгиб энергетических зон на расстоянии между ионами (СГ - СГ) составляет Дй^ = 11.14 эВ Это значение превышает ширину запрещенной зоны кристалла =8.8 эВ. У наиболее широкозонного диэлектрика ПР а=2 07 А, = 1 9, И^ =14 2 эВ значение А\¥к =18 45 эВ.

Для кристаллов второй группы, например КС1, в точке, занимаемой отрицательным ионом СГ, находящимся во втором слое, добавка к энергии взаимодействия с учетом зарядов иона К** и четырех ионов СГ в первом слое (рис. 13, д), составляет

= да,

4яе£о<1 л/2;

Применительно к кристаллу КС1 а = 3 14 А, е„= 2 17, И^ = 8 7 эВ получаем ДИ^к =14 1 эВ

Видно, что слой двукратно положительно заряженных ионов галоида способен создать необходимый изгиб зон для реализации межатомных Оже-переходов

Канал разряда с анода. Движение канала разряда представляет собой процесс последовательного переноса вглубь кристалла слоя двукратно положительно заряженных ионов галоида посредством Оже-переходов с одновременной генерацией электронов в зону проводимости Направленное движение заряженного слоя вглубь кристалла реализуется при условии наличия за двукратно заряженным слоем положительно заряженных слоев Это возможно, если внешнее поле вытягивает электроны из области положительного объемного заряда, чтобы исключить эффект экранирования и процесс рекомбинации Действительно, электроны в зоне проводимости под действием электрического поля приобретают дополнительную энергию, поэтому вероятность их рекомбинации с дырками минимальна. Например, в кристаллах ЫаС1, КС1 (рис 13, б, е) структура положительного объемного заряда в головной части канала, вероятно, включает несколько слоев из ионов Ме+ и С1° и в пограничном слое - ионы металла Ме+, Ме~ и СГ

Подтверждением вытягивания носителей служит факт высокой предпро-бойной плотности тока в канале неполного пробоя щелочно-галоидных кристал-лов2) ~ 104 А/см2 Протекание тока приводит к нагреву вещества и образованию расплава в канале пробоя Согласно данным3) особенностью контакта твердого диэлектрика со своим расплавом является отсутствие четко определенной геометрической границы между веществом, находящимся в различных фазовых состояниях Электропроводность через жидкую фазу обеспечивает немедленный отвод электронов к положительному электроду.

Следует отметить, что уровень напряженности поля на краях заряженной плоскости, состоящей из ионов Ме+, СГ, будет меньше, чем в центральной части Недостаточный изгиб зон на краях приведет к прекращению каскадных Оже-переходов и уменьшению размеров плоскости в процессе ее продвижения вглубь кристалла Краевых эффектов лишена сферическая поверхность и в меньшей степени - полусферическая Вероятно, под действием электрических сил заряженная плоскость трансформируется в полусферическую поверхность Условный профиль такой поверхности показан кривой 1 на рис 13, б, е Таким образом, в твердом диэлектрике канал электрического разряда состоит из расплава и заряженных слоев, которые играют роль острийного электрода

Плотность предпробойного тока. В рассматриваемой модели предпро-бойный ток обусловлен движением электронов проводимости, генерированных посредством каскадных Оже-переходов Полагая, что каждый ион С1 после Оже-перехода дает электрон в зону проводимости диэлектрика, а рекомбинация элек-

тронов с дырками подавлена, концентрация электронов п ~ 1022 см3 Плотность тока проводимости г = ц>щЕ, где р~10 см2/В с - дрейфовая подвижность электронов в щедочно-галоидных кристаллах При Е ~ 106 В/см в кристалле возникает очень высокая плотность тока ~ Ю10 А/см2

Согласно экспериментальным данным предпробойный ток в канале неполного пробоя щелочно-галоидных кристаллов составляет2)~104-10"3А Для создания такого тока необходима генерация электронов с площадки размером ~ 5 x5а2 в поперечном сечении головной части канала пробоя

Скорость движения канала разряда Экспериментально установлено, что длина канала и протяженность свечения практически совпадают2 3> Скорость распространения свечения разряда, измеренная при импульсных напряжениях, достигает ~108 см/с

В предлагаемой модели скорость движения канала пробоя определяется временем Оже-перехода % = 10*14 -10"15 с Учитывая, что в каскадном Оже-процессе передача электронов идет от атома к атому, скорость пробоя V = \cmZN-x , где N - число ионов на длине 1 см Для ЫаС1 N ~ Ъ 107, получаем V ~ 107 - 108 см/с, что удовлетворительно согласуется с данными эксперимента

Электрическая прочность кристаллов. Оценки показывают, что основной вклад в изгиб зон вносит слой двукратно положительно заряженных ионов галоида В предлагаемой модели значение электрической прочности £ь устанавливает критическую плотность туннельного тока электронов из диэлектрика в металл, при которой формируется слой двукратно положительно заряженных ионов галоида в диэлектрике

Рассчитать значение Еъ можно по плотности тока из диэлектрика в металл, однако точность оценки ограничена неопределенностью значений коэффициента усиления поля, времени перехода В целом, необходим и более тщательный теоретический анализ процесса перехода электронов из диэлектрика в металл

На наш взгляд, увеличение пробивных напряжений с уменьшением длительности импульса поля обусловлено условиями образования поверхностных дислокационных уровней С укорочением длительности импульса снижается концентрация генерируемых дислокаций и соответственно процесс туннелиро-вания электронов с уровней дислокаций, что приводит к увеличению электрической прочности образцов

В восьмой главе рассмотрены вопросы дозиметрии поглощенной энергии ИЭП с помощью разработанных поляризационно-оптической методики регистрации акустических волн и методики измерения распределения 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 материалах1 ЩГК, ПММА, кварце, А1

Исследовано влияние электрического поля заряда, вносимого электронным пучком, на пространственную структуру распределения поглощенной энер-

гии в образцах №С1, КС1, 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 IV ~ 0 3 МэВ и средним максимальным пробегом в ЩГК ~300 мкм приращение энергии и дополнительный пробег в электрическом поле ~ 106 В/см составляют-10% от и

Возможное проявление действия электрического поля на распределение упругих напряжений рассмотрено на пьезоэлектрическом кристалле 2пБе

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 2п8е 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 термализованные электроны пучка, их электрическое поле и радиацион-но-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 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/см2, 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 С§1, ИаС1 Предложена методика оценки времени жизни электронов зоны проводимости Сделаны оценки концентрации центров захвата электронов и положения их энергетического уровня в запрещенной зоне в чистых кристаллах СвГ. Установлен механизм \ дарной ионизации ловушек электронами проводимости

5 В рамках исследования радиационно-индуцированной проводимости изучен процесс формирования приповерхностного заряда на переходе металл-ди электрик при протекании тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл при возбуждении импульсным рентгеновским излучением Сделаны оценки значения приповерхностного заряда на переходе металл-щелочно-I алоидный кристалл (на примере кристаллов КВг, Се!) и времени экранирования >лекгрического поля Установлено, что значения плотности заряда, переносимою 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-меюлл нет накопления электронов

6 Обнаружена генерация Р-центров окраски в кристалле КВг в предпробойных >лектрических полях напряженностью —16 10е В/см Факт генерации ^-центров в предпробойных электрических полях свидетельствует о наличии эффективного механизма образования первичных электронов

7 Предложена модель формирования канала электрического пробоя в щелочно-1 алоидных кристаллах Генерация носителей в зону проводимости осуществляется посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне диэлектрика Из-I иб зон в диэлектрике формируется электрическим полем положительных ионов 1 алоидов на конце канала пробоя Канал электрического пробоя состоит из твердой фазы заряженных слоев и расплава Значение электрической прочности кристалла определяет начало протекания туннельного тока из диэлектрика в металл Модель объясняет кристаллографическую направленность и анодный характер пробоя, а также генерацию' предпробойного тока без привлечения механизма ударной ионизации валентной зоны кристалла электронами зоны проводимости

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 (KCl) //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 И Электронная техника 1983 серб, вып.7. С.75-76.

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

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

5 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

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

7 Куликов В Д, Ананьин П С., Кривобокое В П, Пащенко О В., Сапульская Г А Регистрация акустических волн в твердых телах при мощном импульсном электронном облучении//Изв ВУЗов Физика 1995. №4. С. 120-121

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

9 Куликов В.Д., Лисицын В М Рентгенолюминесценция ионных кристаллов в сильных электрических полях//ФТТ 1995 Т 37, вып. 8 С 2424-2427

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

11 Куликов В Д, Лисюк Ю В. Проводимость щелочно-галоидных кристаллов в сильных электрических полях при рентгено- и фото-возбуждении // Деп. в ВИНИТИ 16 01.98, № 101 - В98

12 Kulikov V D Radiation-mduced conductivity of юте crystals in strong electrical fields // Proceedmgs of 2 Intern conference KORUS Tomsk, 1998

13 Куликов В Д Пробой ионных кристаллов в импульсных электрических полях Деп в. ВИНИТИ 29 06 99, № 2124 - В99

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

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

16. Kulikov V.D. Breakdown of crystal dielectncs in pulse electrical fields // Proceedmgs of Ii"1 International conference on Radiation physics and chemistry of Condensed matter Tomsk, Russia 2000. P. 356 - 357.

17 Kuhkov 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

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

19. Куликов В Д Концентрация и время жизни неравновесных носителей в Csl, NaCl при рентгеновском возбуждении // ФТТ 2001 Т 43, вып 9. С. 1580 -1583.

20. Куликов В.Д. Генерация носителей заряда в кристалле КВг в предпробойных импульсных электрических полях//Письма в ЖТФ 2002 Т 28, вып 3 С 36-41

21 Куликов В.Д Электрический пробой ионных кристаллов при облучении импульсным электронным пучком // Труды 6 Межд. конф по модификации материалов пучками заряженных частиц. Томск 2002. С. 300-303.

22 Куликов В Д Исследование механизма электрического пробоя ионных кристаллов в наносекундном диапазоне//ЖТФ. 2003. Т 73, вып 12 С 26-30

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

24 Куликов В.Д Электризация высокоомных материалов в мощных полях импульсной радиации Томск Изд. ТГУ, 2004.176 с.

25. Куликов В Д Особенности заполнения центров захвата электронами в диэлектрических материалах при интенсивном электронном облучении // ЖТФ 2007 Т. 77, вып. 5 С. 23-29.

@Графика

Подписано в печать 07 09 2007 г Формат 60x84/16 Бумага офсетная Печать плоская Уел печ л 2,3 Уч -изд 2,1 Тираж 100 экземпляров Отпечатано ООО "Спб Графике" Заказ № 55 Адрес 634034, г Томск, ул Усова, 4а-150, т (38-22)224-789

Введение.

Глава 1. Применение сильноточного электронного ускорителя ГИН-400 для исследования электризации твердых тел.

1.1. Ускоряющее напряжение и ток диода ускорителя ГИН-400.

1.2. Энергетический спектр пучка электронов.

1.3. Пространственное распределение термализованных электронов пучка в веществе.

1.4. Пространственное распределение поглощенной энергии пучка в веществе.

Глава 2. Генерация, рекомбинация и захват неравновесных носителей заряда в ионных кристаллах.

2.1. Материалы исследования.

2.1.1 Энергетические зоны щелочно-галоидных кристаллов.

2.2. Энергетический спектр вторичных электронов.

2.3. Средняя энергия создания электронно-дырочной пары.

2.4.Термализация вторичных электронов.

2.5. Относительный выход свободных носителей заряда в ионных кристаллах.

2.6. Радиационно-индуцированная проводимость диэлектриков.

2.7. Методика измерения РИП при рентгено- и фотовозбуждении.

2.8. Рекомбинация носителей заряда.

2.9. Температурная зависимость концентрации носителей заряда в ЩГК при возбуждении импульсным рентгеновским излучением.

2.10. Время жизни носителей заряда в ЩГК при рентгено- и фотовозбуждении.

2.11. Центры захвата носителей заряда в ионных соединениях.

2.11.1. Механизм нелинейности ВАХ в сильном электрическом поле.

2.11.2. Кинетика радиационно-индуцированной проводимости кристаллов Csl в сильных электрических полях при возбуждении импульсным рентгеновским излучением.

2.11.3. Мелкие центры захвата электронов в ЩГК.

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. Установлено, что объемный заряд в ионных кристаллах влияет на каталитические и абсорбционные свойства веществ [1, 2]. Электретный эффект используется при создании электрофильтров, дозиметров, искусственных сосудов, поскольку наличие разности потенциалов уменьшает свертываемость крови, препятствует образованию тромбов [3, 4]. В большинстве современных микрофонов в качестве датчика сигнала используется электретная пленка [3]. 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 [58]. 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 [4], низкоинтенсивных квазистационарных потоков заряженных частиц [3, 4, 9] и у -квантов [1, 3, 9, 10, 11]. Установлено, что накопление заряда при облучении органических соединений, стекол, керамики связано с локализацией заряженных частиц центрами захвата. Характерными особенностями электризации 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 [1, 3, 9, 12, 13]. 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 Гр/с радиационное воздействие [14] 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 [15, 16]. С другой стороны, авторы [17, 18] считали, что в процессе воздействия импульсного электронного пучка (ИЭП) скорость накопления объемного заряда существенно превышает скорость его переноса за счет проводимости и, как следствие, напряженность электрического поля велика - до ~106 В/см. В существовании электрического поля высокой напряженности убеждены и авторы работ [19, 20], наблюдавшие пробои.

Существенно отметить, что при воздействии ИЭП на диэлектрические материалы изменяются не только уровень проводимости и зарядовое состояние вещества. Высокие скорости инжекции электронов приводят к возникновению термоупругих напряжений, генерации акустических и ударных волн, образованию плазмы [15, 18], что существенно усложняет изучение процесса электризации.

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

При использовании ИЭП сопротивление утечки вместе с сопротивлением облученного слоя определяет интенсивность релаксационных процессов и выступает фактором, способным задавать уровень накопления заряда.

В теоретическом плане для построения динамической модели электризации, описывающей пространственно-временное поведение избыточного заряда в образце, необходимо решение уравнения полного тока с учетом временной и пространственной зависимости наведенной радиационной проводимости и тока пучка в образце, что представляет большие математические трудности. Наиболее доступным для аналитических расчетов может служить приближение равномерной объемной высокоэнергетической инжекции заряда (РОВИ) [17, 18, 21]. В приближении постоянства амплитуды тока электронного пучка во времени выполнен аналитический расчет [22] и расчеты с использованием вычислений на ЭВМ [23, 24].

Первые исследования по электризации диэлектриков ИЭП показали определяющую роль радиационно-индуцированной проводимости в процессе накопления и релаксации объемного заряда. С точки зрения электризации материалов важны оценки концентрации, времени жизни электронов в зоне проводимости диэлектрика, зависимости изменения концентрации носителей от плотности тока электронного пучка.

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 [25, 26].

Теоретические исследования процессов генерации электронов и дырок в ионных кристаллах под действием ионизирующего излучения и их термализации, включая и полученные методом компьютерного моделирования, представлены в работах [25-32]. Процессы переноса носителей в щелочно-галоидных кристаллах изучались в [33, 34]. Экспериментальные исследования РИП в ЩГК при возбуждении наносекундным и пикосекундным электронными пучками приведены в работах [15, 34-39]. Авторами [34-39] в кристаллах NaCl, KCl, КВг получены зависимости изменения проводимости от плотности тока пучка до ~1000 А/см , в кристаллах KCl, Csl сделаны оценки энергии активации процесса термического разделения носителей. В тоже время, несмотря на значительные усилия исследователей, ряд вопросов требует более детальной проработки. Оказалось, что измерение времени жизни электронов в образцах NaCl, KCl, КВг, за исключением Csl, по методике, основанной на изучении кинетики спада амплитуды проводимости после окончания импульса возбуждения, ограничено временным разрешением аппаратуры, которое составляло ~2-Ю"10с [36]. Отсутствуют значения энергии активации процесса термического разделения носителей при возбуждении импульсным рентгеновским излучением.

Интерес к радиационно-индуцированной проводимости вызван также тем, что явление РИП используется в методике исследования центров захвата. Поведение РИП при действии температуры, электрического поля, оптического излучения позволяет оценить концентрацию и глубину залегания энергетических уровней захвата в запрещенной зоне диэлектрика, способствует установлению природы центров захвата и механизма их освобождения. При фото- и рентгеновском возбуждении концентрация носителей меньше, чем при электронном облучении, и уровень проводимости более чувствителен к захвату носителей ловушками.

В экспериментах по исследованию свойств радиационно-индуцированной проводимости высокоомных материалов, в оптоэлектрон-ных приборах используются структуры металл-диэлектрик-металл. При протекании радиационно-индуцированного тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл происходит накопление положительного приповерхностного заряда у отрицательного электрода. 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. Данные исследования по протеканию тока в структуре металл-диэлектрик -металл позволяют оценить степень омичности контактов металл-диэлектрик и диэлектрик- металл. Омическим контактом по определению [40] является контакт, который может поставлять носители заряда и отводить их из объема материала точно с требуемой скоростью, не вызывая накопления избыточных зарядов и не мешая их продвижению. Сопротивление контакта диэлектрик- металл играет важную роль в процессе релаксации инжектированного в образец заряда при электризации материалов электронным пучком.

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

Особый интерес представляет импульсный пробой. Такой пробой наблюдается при взаимодействии ИЭП с диэлектриками [19, 20]. Для импульсного пробоя характерно более высокое пробивное напряжение по сравнению с квазистатическим (длительность приложения поля ~1 мкс). Структура канала анодного пробоя зависит от напряженности электрического поля. В кристалле ИаО при напряжениях, близких к пробивным в квазистатическом режиме, в анодной области формируется первичный канал пробоя, ориентированный по "катодному" направлению <100>. Затем канал разряда начинает распространяться по основному направлению <110>. Первичный участок прорастает с дозвуковой скоростью, скорость по основному направлению ~107 см/с. С увеличением напряжения протяженность первичного канала уменьшается до визуально неразличимых размеров [41-43].

Несмотря на значительное внимание, уделяющееся исследованию механизмов импульсного пробоя, является актуальным вопрос об источнике первичных электронов на стадии формирования канала основного пробоя. При высокой скорости пробоя и малом времени жизни носителей источник первичных электронов должен быть достаточно мощным, чтобы обеспечить начало развития процесса электрического разряда. Не менее важно найти решение проблемы кристаллографической направленности канала пробоя, так как данная проблема не решена до сих пор. Существует зависимость напряжения пробоя от длительности приложения поля.

Следует отметить, что хрупкое раскалывание кристаллических диэлектриков и стекол за счет термоупругих сил также ограничивает накопление заряда. Пороговый флюенс частиц хрупкого разрушения отличается для различных материалов и может быть больше или меньше чем пороговый флюенс электрического пробоя. Для ЩГК хрупкое разрушение наступает 2 при плотности тока импульсного электронного пучка~100-200 А/см [15], у электрический пробой -300 А/см .

Исходными данными при решении задачи накопления заряда служат функции прохождения электронов пучка в материале (кривая трансмиссии) и пространственного распределения поглощенной энергии пучка. Производная от кривой трансмиссии по пространственной координате определяет структуру термализованных электронов пучка в веществе, т.е. распределение избыточного заряда. Функция поглощенной энергии дает представление о пространственном распределении наведенной радиационной проводимости, позволяет оценить значение максимального пробега электронов пучка в материале и величину напряженности электрического поля по изменению профиля пространственного распределения поглощенной энергии. Функцию пространственного распределения поглощенной энергии пучка характеризуют профиль упругих волн и пространственное распределение центров окраски по глубине образца.

Цель работы. Установление закономерностей электризации неорганических диэлектриков в процессе мощного импульсного электронного облучения.

Достижение поставленной цели потребовало решения следующих основных задач.

1. Экспериментальное и теоретическое исследование процесса электризации диэлектриков при мощном импульсном электронном облучении, включая: измерения и теоретическое моделирование пространственных, амплитудно-временных характеристик напряженности электрического поля, оценки соотношения между захваченным и свободным зарядами 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. Создание модели образования основного канала разряда в щелочно-галоидных кристаллах 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 наносекундным временным разрешением сделаны оценки амплитудно-временных значений напряженности электрического поля в некоторых щелочно-галоидных кристаллах, стеклообразном и кристаллическом кварце, полиметилметакрила-те. Для широкозонного полупроводника 2п8е 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 процесса ударной ионизации 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 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 положительного заряда в диэлектрике на переходе металл-диэлектрик (на примере кристаллов КВг, С81), возникающего при протекании тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл под действием импульсного рентгеновского излучения. Установлено, что значения плотности заряда, переносимого током проводимости, и приповерхностного положительного заряда на момент завершения импульса радиации имеют близкие значения. Сделан вывод, что в процессе протекания тока проводимости на переходе метал л-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 Се!,

0, а также концентрации центров захвата электронов и положения их энергетического уровня в запрещенной зоне чистых кристаллов Сб1.

6. Предложена модель формирования канала электрического пробоя в щелочно-галоидных кристаллах. Генерация первичных электронов в зону проводимости диэлектрика осуществляется посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла. Модель объясняет кристаллографическую направленность и анодный характер пробоя, значение скорости движения канала пробоя, а также генерацию предпробойного тока без привлечения механизма ударной ионизации валентной зоны кристалла электронами зоны проводимости.

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 процесса ударной ионизации под действием первичных электронов пучка и вторичных электронов, указывающий на определяющую роль свободных термализованных электронов пучка в явлении электризации диэлектрика.

3. Динамическая модель электризации 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 формирования канала электрического пробоя в щелочно-галоидных кристаллах, основанная на механизме генерации первичных электронов в зону проводимости диэлектрика посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла. 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 быть 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 конференции 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 "Электризация"(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 материалах (Томск, 1998,2000, 2002, 2006).

Материалы диссертационной работы опубликованы в 60 работах. В коллективных работах автору принадлежат результаты и выводы, изложенные в диссертации.

Объем и структура диссертационной работы. Диссертация состоит из введения, восьми глав и заключения. Изложена на 275 страницах машинописного текста, содержит 76 рисунков, 6 таблиц и библиографию из 280 наименований.

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 2п8е 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 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.

2. Впервые получено решение 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: Л 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 Сэ1, №С1. Предложена методика оценки времени жизни электронов зоны проводимости. Сделаны оценки концентрации центров захвата электронов и положения их энергетического уровня в запрещенной зоне в чистых кристаллах Сз1. 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 ме-талл-щелочно-галоидный кристалл (на примере кристаллов КВг, Сз1) 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 Т7- 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 формирования канала электрического пробоя в ще-лочно-галоидных кристаллах. Генерация носителей в зону проводимости осуществляется посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне диэлектрика. Изгиб зон в диэлектрике формируется электрическим полем положительных ионов галоидов на конце канала пробоя. Канал электрического пробоя состоит из твердой фазы заряженных слоев и расплава. Значение электрической прочности кристалла определяет начало протекания туннельного тока из диэлектрика в металл. Модель объясняет кристаллографическую направленность и анодный характер пробоя, а также генерацию предпробойного тока без привлечения механизма ударной ионизации валентной зоны кристалла электронами зоны проводимости.

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.

Автор выражает искреннюю признательность научному консультанту проф. ТПУ А.Т. Овчарову и зав. каф Химии и физики ТСХИ проф. В.Н. Беломестных за поддержку данной работы, ценные советы и обсуждения, сотрудникам каф. ЛиСТ ТПУ за интерес к работе, товарищескую помощь и дискуссии.

249

1. Громов В.В. Электрический заряд в облученных материалах. М.: Энер-гоиздат, 1982. 112 с.

2. Громов В.В. Распределение электрических зарядов в облученных ди-электриках//Изв. АН Латв. ССР. Сер. физ. и техн. наук. 1987. № 4. С. 87-94.

3. Электреты / Под ред. Г. Сеслера. М.: Мир, 1983. 486 с.

4. Борисова М.Э., Койков С.Н. Электретный эффект в диэлектриках// Изв. Вузов СССР, Физика. 1979. № 1. С. 74-89.

5. Акишин А. И. Электроразрядные явления в облученных диэлектриках могут понизить надежность космического и термоядерного оборудования// Физ. и хим. обр. мат. 1997. № 5. С. 37^4.

6. Акишин А.И. Электроразрядный механизм радиационных аномалий ИСЗ // Физ. и хим. обр. мат. 2002. № 4. С. 44-50.

7. Доронин А.Н., Тютнев А.П., Саенко B.C., Пожидаев Е.Д. Проводимость внешних диэлектрических покрытий космических аппаратов при воздействии космических ионизирующих излучений// Перспективные материалы. 2001. № 2. С. 15-22.

8. Дорофеев А.Н., Тютнев А.П., Саенко B.C., Пожидаев ЕД. Природа электростатических разрядов на внешней поверхности космических аппаратов// Физ. и хим. обр. мат. 2004. №5. 32-37.

9. Боев С.Г., Ушаков В.Я. Радиационное накопление заряда в твердых диэлектриках и методы его диагностики. М.: Энергоатомиздат, 1991. 237 с.

10. Архипов В.И., Громов В.В., Мамонов М.Н. и др. Электризация диэлектрика под воздействием гамма-излучения //Атомная энергия. 1987. Т. 62, вып. 2. С. 134-136.

11. Архипов В.И., Громов В.В., Мамонов М.Н. и др. Кинетика релаксации поля объемного заряда гамма-облученных полимерных диэлектриков //Атомная энергия. 1987. Т. 62, вып. 2. С. 136-138.

12. Розно А.Г., Громов В.В. Особенности формирования и релаксацииобъемного заряда при электронном облучении некоторых диэлектриков //Журн. физ. химии. 1980. № 10. С. 2604-2606.

13. Акишин А.И., Гончаров Ю.С., Пашин А.Е., Цепляев Л.И. О распределении объемного заряда в силикатных стеклах после облучения электронами //Изв. вузов СССР. Физика. 1977. № 5. С. 127-129.

14. Вайсбурд Д.И., Месяц Г.А., Семин Б.Н. Малогабаритные ускорители и радиационная физика //Труды Всесоюз. Совещ. "Диэлектрические материалы в экстремальных условиях". Суздаль. 1990. Т. 1. С. 25-33.

15. Высокоэнергетическая электроника твердого тела / Под ред. Д.И. Вайсбурда. Новосибирск: Наука, 1982. 225 с.

16. Большее И.Н., Вайсбурд Д.И., Трофимом В.А. Прочность ионных кристаллов при импульсном облучении плотными пучками электронов в сверхсильных электрических полях//ЖТФ. 1984. Т.54. Вып.9. С.1804-1805.

17. Бойко В.И., Евстигнеев В.В., Падерин В.А., Соловьев Ю.А. Формирование объемных зарядов в высокоомных материалах под действием интенсивных импульсных потоков электронов //Изв. вузов СССР. Физика. 1985. № 9. С. 46-50.

18. Бойко В.И., Евстигнеев В.В. Введение в физику взаимодействия сильно-точных пучков заряженных частиц с веществом. М.: Энергоатомиз-дат, 1988. 137 с.

19. Лисицын В.М., Олешко В.И. Электрический пробой ЩГК при импульсном облучении сильноточными электронными пучками//Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9, вып. 1. С. 15-18.

20. Олешко В.И., Штанъко В.Ф. Генерация сильных электрических полей в области пробега мощного электронного пучка в LiFZ/ЖТФ. 1986. Т.56, вып. 6. С. 1235-1236.

21. Евдокимов О.Б. Объемная высокоэнергетическая инжекция электронов в диэлектрики // Изв. вузов СССР. Физика. 1976. № 3. С. 7-12.

22. Тютнев А.П., Ванников A.B., Мингалеев Г.С., Саенко B.C. Электрические явления при облучении полимеров. М.: Энергоиздат, 1985. 174 с.

23. Matsuoka S. Accumulated charge profile in polyethylene during fast electron irradiation // lEEE.Trans. Nucl. Sci. 1976. NS-23. № 5. P. 1447 1452.

24. Tanaka R., Sunaga K, Tamura N. The effect of accumulated charge on depth dose profile in poly(methylmethacrylate) irradiated with fast electron beam // IEEE. Trans. Nucl. Sci. 1979. NS- 26.№ 4. P. 467(M675.

25. Алукер Э.Д., Лусис Д.Ю., Чернов C.A. Электронные возбуждения и радиолюминесценция щелочно-галоидных кристаллов. Рига: Зинатне, 1979. 252 с.

26. Эланго М.А. Элементарные неупругие радиационные процессы. М.: Наука, 1988. 150 с.

27. Аусмеэс А.Х, Кикас А.Х., Jloopumc В.А. и др. Создание и термализа-ция носителей заряда в кристаллах NaCl при облучении ультрамягкими рентгеновскими лучами (компьютерный эксперимент) // Труды инст. физики АН Эстонской ССР. 1985. Т. 57. С. 129-146.

28. Kikas A., Elango М. Monte-Carlo simulation of the production of charge carriers in NaCl crystals by XUV irradiation // Phys. stat. sol.(b). 1985. Vol. 130, № 1. P. 211-218.

29. Аусмеэс A.X., Кикас A.X., Пруулманн Я.Я., Эланго М.А. Электрон-фононная релаксация и ВРУФ-электронная эмиссия NaCl (компьютерный эксперимент) // Труды инст. физики АН Эстонской ССР. 1986. Т. 58. С. 159— 168.

30. Аусмеэс А.Х., Пруулманн Я.Я., Эланго М.А. Моделирование термали-зации и рекомбинации электрона в поле генетически связанной локализованной дырки в NaCl //ФТТ. 1985. Т.27, Вып. 12. С. 3692-3693

31. Вайсбурд Д.И., Королева О. С., Харитонова С.В. Мгновенный спектр ионизационно-пассивных электронов в диэлектрике, который облучается мощным электронным пучком //Изв. вузов. Физика. 1996. № 11. С. 136-144.

32. Brown F.С. Conduction by polarons in ionic crystals // In: Point defects in solids. New York; London: Plenum Press, 1972. P. 491-549.

33. Seager C.H., Emin D. High-temperature measurements of the electron Hall mobility in thealkali halides //Phis. Rev. В 1970. Vol. 2, № 8. P. 3421-3431.

34. Адуев Б.П., Фомченко B.M., Швайко B.H. Влияние температуры на импульсную проводимость кристалла KCl при возбуждении пикосекунд-ными пучками электронов // ФТТ. 1999. Т. 41, вып. 3. С. 429-430.

35. Адуев Б.П., Швайко В.Н. Проводимость ионных кристаллов при облучении пикосекундными пучками электронов // ФТТ. 1999. Т. 41, вып. 7. С.1200-1203.

36. Адуев Б.П., Белокуров Г.М., Швайко В.Н. Релаксация проводимости Csl после возбуждения субнаносекундными импульсами электронов //ФТТ. 1995. Т.37, вып. 8. С. 2537-2539.

37. Адуев Б.П. Быстропротекающие процессы в щелочно-галоидных кристаллах и азидах тяжелых металлов при импульсном облучении: Автореф. дис. . док. физ.-мат. наук. Кемерово, 1999. 43 с.

38. Адуев Б.П., Швайко В.Н., Фомченко В.М. Пикосекундная радиацион-но-индуцированная проводимость щелочно-галоидных кристаллов с решеткой типа NaCl//h3b. Томского политехи, ун-та. 2000. Т. 303, вып.2. С. 26-34.

39. Физика тонких пленок. Современное состояние исследований и техническое применение. /Под ред. Г. Хасса, М. Франкомба, Р. Гофмана. М.: Мир, 1978. 359 с.

40. Сканави Г.И. Физика диэлектриков (Область сильных полей). М.: Физматгиз, 1958. 907 с.

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

42. Вершинин Ю.Н. Электронно-тепловые и детонационные процессы при электрическом пробое твердых диэлектриков. Екатеринбург: 2000. 258 с.

43. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974. 256 с.

44. Грейбилл С. Динамика импульсных сильноточных релятивистских электронных пучков//Атомная техника за рубежом. 1973. № 3. С. 29-36.

45. Диденко А.Н., Григорьев В.П., Усов Ю.П. Мощные электронные пучки и их применение. М.: Атомиздат, 1977. 277 с.

46. Сильноточные импульсные электронные пучки в технологии. Сб. статей /Под ред. Г.А. Месяца. Новосибирск: Наука, 1983. 169 с.

47. Бугаев С.П., Крейнделъ Ю.Е., Щанин П.М. Электронные пучки большого сечения. М.: Энергоатомиздат, 1984. 110 с.

48. Куликов В Д., Ананьин П.С., Кривобокое В.П. и др. Регистрация акустических волн в твердых телах при мощном импульсном электронном облучении //Изв. вузов. Физика.1995. № 4. С. 120-121.

49. Иванов Ю.Ф., Итин В.И., Лыков C.B. и др. Диссипация энергии волн напряжений и структурные изменения в сталях, облученных импульсным электронным пучком // ДАН СССР. 1991. Т. 321, № 6. С. 1192-1196.

50. Девятков В.Н., Коваль H.H., Щанин П.М. Импульсный электронный источник на основе дуги низкого давления, инициируемой тлеющим разрядом // Труды 6 межд конф. "Модификация материалов пучками частиц иплазменными потоками" Томск. 2002. С. 61-65.

51. Алукер Э.Д., Гаврилов В.В., Дейч Р.Г., Чернов С.А. Быстропротекаю-щие радиационно-стимулированные процессы в щелочно-галоидных кристаллах. Рига: Зинатне, 1987. 184 с.

52. Куликов В.Д., Лисицын В.М. Зарядка диэлектриков при облучении импульсным электронным пучком. Деп. в ВИНИТИ 11.10.85, № 7202-В.

53. Шпак В.Г. Измерение энергетических характеристик наносекундного электронного пучка, выведенного в воздух через фольгу //ПТЭ. 1980. № 3. С.165-167.

54. Семенов C.B. Применение измерителя мощности оптического излучения ИМО-2 для дозиметрии электронного излучения //Хим. выс. энергий. 1984. Т. 18. № 2. С. 106-109.

55. Стародубцев C.B., Романов A.M. Прохождение заряженных частиц через вещество. Ташкент: Изд. АН Узб. ССР, 1962. 228 с.

56. Воробьев A.A., Кононов В.А. Прохождение электронов через вещество. Томск: ТГУ, 1966. 179 с.

57. Беспалов В.И., Рыжов В.В., Турчановский И.Ю. Эффективность генерации характеристического излучения при торможении низкоэнергетических электронных пучков// Письма в ЖТФ. 1998. Т. 24, №4. С.77-79.

58. Голубев Б.П. Дозиметрия и защита от ионизирующих излучений. М.: Атомиздат, 1976. 502 с.

59. Sprinks J., Woods R. J. An Introduction to Radiation Chemistry. N.Y.: Wiley, 1976. 504 p.

60. Бреховский С.M., Викторова Ю.H., Ланда Л.М. Радиационные эффекты в стеклах. М.: Энергоиздат, 1982. С. 9.

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

62. Дергобузов К.А., Евдокимов О.Б., Кононов Б.А. Исследование пространственного распределения замедлившихся электронов в некоторых металлах// Труды межвузовской конф. по рад. физике. Томск: ТГУ, 1970. С. 350-353.

63. Баранов В.Ф. Дозиметрия электронного излучения. М.: Атомиздат, 1974. 232 с.

64. Tabata Т., Ito R. An Algorithm for the Energy Deposition by Fast Electrons //Nucl. Sei. Ing. 1974. № 53. P. 226-239.

65. Младенов Г., Димитрова P., Бутова К. Цифровое моделирование проникновения быстрых электронов в твердые образцы //Болг. физ. журн. 1987. №5. С. 446-456.

66. Аккерман А.Ф., Никитушев Ю.М., Ботеин В.А. Решение методом Монте-Корло задач переноса быстрых электронов в веществе. Алма-Ата: Наука, 1972. 152 с.

67. Борисов С. С., Грачев Е.А., Зайцев С.И., Негуляев H.H., Черемухин Е.А. Моделирование процессов зарядки мишени, облучаемой электронным пуч-ком//Поверхность. 2004. №11. С. 85-90.

68. Мелькер А.И., Романов С.Н., Токмаков И.Л. Прохождение электронных пучков через пластины материалов//Физ. и хим. обр. мат. 1982. №2. С. 9-14.

69. Диденко А.Н., Чистяков С.А., Яловец А.П. Взаимодействие сильноточного релятивистского пучка с веществом// Атомная энергия. 1979. Т.47, вып. 5. С. 328-332.

70. Яловец А. П. Расчет течения среды при воздействии интенсивных потоков заряженных частиц //Прикл. мех. и технич. физика. 1997. № 1. С. 151166.

71. Волков Н.Б., Кундикова Н.Д., Лейви А.Я., Майер А.Е., Яловец А.П. О воздействии мощных ультракоротких электронных пучков на металлические мишени // Письма в ЖТФ. 2007. Т. 33, вып. 2. С. 43-54.

72. Каплан И.Г., Митерев A.M., Сухоносов В.Я. Моделирование прохождения быстрых электронов в жидкой воде и водяном паре//Хим. выс. энергий. 1986. Т.20, №6. С. 495-500.

73. Митерев A.M. Энергетические потери и линейные пробеги электронов в аморфных средах//Химия выс. энерг. 1996. Т.30, №2 С. 98-100.

74. Макаров В.В. Пространственное распределение плотности возбуждения в твердых телах, бомбардируемых электронами с энергией 0.5-500 кэВ//ЖТФ. 1978. Т. 48, вып. 3. С.551-555.

75. Kuzminikh V.A., Plotnikov S. V., Vorobiev S.A. Study of generation of secondary electrons and radiation defects in alkali halides irradiation with swift electrons// Radiation effects. 1979. V. 40. P. 135-142.

76. Обухов В.В., Романов Г.С., Сузденков М.В., Томащук Ю.Ф. Полуэмпирическая модель процессов взаимодействия потоков электронов с веществом// Док. АН БССР. 1987. С.434-439.

77. Слэтер Дж. Методы самосогласованного поля для молекул и твердых тел. М.: Мир, 1978. 347 с.

78. Lipari N.D., Kunz А.В. Energy band and optical properties of NaCl // Phys. Rev. B. 1971. Vol. 3. № 2. P. 491-497.

79. Kunz A.B. Study of the electronic structure of twelve alkali halide crystals // Phys. Rev. B. 1982. Vol. 26. № 4. P. 2056-2069.

80. Kowalczyk S.P., McFeeley F.R., Ley L. et al. X-ray photoemission studies of the alkali halides // Phys. Rev. B.1974. Vol. 9, № 8. P. 3573.

81. Onodera Y. Energy band in Csl // J. Phys. Soc. Japan. 1968. Vol. 25, №2. P. 469-480.

82. Satparthy S. Electron energy band and cohesive properties of CsCl, CsBr and Csl //Phys Rev. B. 1968. Vol. 33. № 12. P. 8706-8715.

83. Лущик Ч. Б., Гаврилов Ф.Ф., Завт Г.С. и др. Электронные возбуждения и дефекты в кристаллах гидрата лития. М.: Наука, 1985. 215 с.

84. Ковалев В.Л. Вторичные электроны. М.: Энергоиздат, 1987. 177 с.

85. Ritchie R.H., Tung C.J., Anderson V.E., Ashley J.C. Electron slowing-down spectra in solids // Radiation Research. 1975. Vol. 64. P. 181-204.

86. Lotz W. An empirical formula for the electron impact ionization cross-section // Z. Phys. 1967. Vol. 206. №2. P. 205-211.

87. Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках. М.: Мир, 1973. 456 с.

88. Илъмас Э.Р., Лийдъя Г.Г., Лущик Ч Б. Фотонное умножение в кристаллах //Оптика и спектроскопия. 1965. Т. 18, вып. 3. С. 453-460.

89. Beaumont J.H., Bourdillon A.J., Kabler M.N. Intrinsic luminescence excitation spectra in NaCl, NaBr, RbCl, and RbBr between 6 eV and 60 eV using synchrotron radiation //J. Phys. C. 1976. № 9. P. 2961.

90. Александров Ю.М., Васильченко E.A., Лущик H.E. и др. Распад анионных и катионных экситонов с рождением анионных и катионных дефектов в CsBr // ФТТ. 1982. Т. 21, вып. 2. С. 740-746.

91. Александров Ю.М., Махов В.П., Родный И.А. и др. Собственная люминесценция фторидов стронция и калия при импульсном возбуждении синхротронным излучением //ФТТ. 1988. Т. 28, вып. 9. С. 2853-2855.

92. Уэрт Ч, Томсон Р. Физика твердого тела. М.: Мир, 1989. 559 с.

93. Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников. М.: Наука, 1977. 672 с.

94. Пожела Ю.К Плазма и токовые неустойчивости в полупроводниках. М.: Наука, 1977. 368 с.

95. Вершинин Ю.Н., Зотов Ю.А. Влияние акустического рассеяния на механизм нарушения электрической прочности ионных кристаллов //ФТТ. 1975. Т. 17, вып. 12. С. 3487-3494.

96. Llacer J., Garwin E.L. Electron-phonon interaction in alkali halides. The transport of secondary electrons with energies between 0.25 and 7.5 eV //J. Appl. Phys. 1969. Vol. 40, № 7. P. 2766-2775.

97. Sparks M., Mills D.L., Warren R. et al. Theory of electron-avalanche breakdown in solids //Phys. Rev. B. 1981. Vol. 24, № 6. P. 3519-3536.

98. Williams R.T., Bradford J.N., Faust W.L. Short-pulse optical studies of exiton relaxation in F-center formation in NaCl, KC1 and NaBr // Phys .Rev. B-Solid State. 1978. Vol. 18, № 12. P. 7038-7057.

99. Лущик Ч.Б., Витол И.К., Эланго M.A. Распад электронных возбуждений на радиационные дефекты в ионных кристаллах//УФН. 1977. Вып.2, С. 223-251.

100. Лущик Ч.Б., Лущик А.Ч. Распад электронных возбуждений с образованием дефектов в твердых телах. М.: Наука, 1989. 363 с.

101. Fujiwara Н., Susuki Т., Tanimura К. Femtosecond time-resolved spectroscopy of the Frenkel-rail generation and self-trapped-exiton formation in KC1 and RbCl // J. Phys.: Condens. Mater. 1997. № 9. P. 923-936.

102. Пологрудов В.В. Взаимодействие пространственно разделенных точечных дефектов и "эксимероподобные" состояния в щелочно-галоидных кристаллах: Автореф. дис. . д-ра физ.-мат. наук. Свердловск, 1988. 36 с.

103. Мотт Н., Генри Р. Электронные процессы в ионных кристаллах. М.: Изд. иностр. лит., 1950. 304 с.

104. Ванников А.В., Матвеев В.К., Сичкаръ В.П., Тютнев А.П. Радиационные эффекты в полимерах. Электрические свойства. М.: Наука, 1982. 273 с.

105. Тютнев А.П., Ванников А.В., Мингалеев Г. С. Радиационная электрофизика органических диэлектриков. М.: Энергоатомиздат. 1989. 192 с.

106. Тютнев А.П., Абрамов В.Н., Дубенсков И.И., Саенко B.C., Ванников А.В., Пожидаев ЕД. Наносекундная радиационно-импульсная электропроводность полимеров // Хим. выс. энергий. 1986. Том.20. № 6. С.509-514.

107. Тютнев А.П., Карпечкин А.И., Боев С.Г., Саенко B.C., Пожидаев ЕД. Радиационная электропроводность полимеров при непрерывном облучении// Хим. выс. энергий. 1993. Том.27. № 2. С.5-18.

108. Тютнев А.П., Архипов В.И., Никитенко В.Р., Садовничий Д.Н. Применимость геминального механизма к описанию электропроводности полимеров//Хим. выс. энергий. 1995. Том.25. № 5. С. 351-357.

109. Тютнев А.П. Радиационная электризация полимеров //Хим. выс. энергий. 1996. Том.ЗО. № 1. С.5-18.

110. Хатипов С. А., Едрисов А.Т., Турдыбеков K.M., Милинчук В.К. Особенности кинетики радиационно-индуцированной электрической проводимости в полимерах //Хим. высок, энергий. 1996. Т. 30, № 2. С. 118-123.

111. Тютнев А.П., Садовничий Д.Н., Боев С.Г. О природе квазистационарного состояния при заряжении полимеров ускоренными электронами// Хим. выс. энергий. 1998. Том.32. № 3. С. 194-201.

112. Тютнев А.П., Садовничий Д.Н., Саенко B.C., Пожидаев Е.Д. //Высокомолек. соед. А. 2000. Т. 42, № 1. С. 16.

113. Тютнев А.П., Саенко B.C., Пожидаев Е.Д. Электронный транспорт фото- и радиационно-генерированных носителей заряда в полимерах//Хим. физика. 2004. Т.23, №12. С. 58-81.

114. Тютнев А.П., Саенко B.C., Пожидаев Е.Д., Костюков Н.С. Диэлектрические свойства полимеров в полях ионизирующих излучений. М.: Наука, 2005.454 с.

115. Тютнев А.П, Саенко B.C., Колесников В.А., Пожидаев ЕД. Генерация и транспорт носителей заряда в поливинилкарбазоле. //Хим. выс. энергий. 2006. Т.47. № 1.С. 8-17.

116. Горшков Б.Г., Епифанов A.C., Маненков A.A., Панов A.A. Лазерное возбуждение неравновесных носителей в широкозонных диэлектриках // Труды ИОФ АН СССР. М.: Наука, 1986. Т. 4. С. 99-151.

117. Данилов В.П., Мурина Т.М., Прохоров A.M. Циклическая фотоин-жекция электронов и дырок примесными центрами в щелочно-галоидных кристаллах //Оптика и спектроскопия. 1997. Т. 83. № 3. С. 388-392.

118. 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.

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

120. 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.

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

122. Куликов В Д. Рассеяние неравновесных носителей заряда в ионных кристаллах в сильных электрических полях. Деп. в ВИНИТИ 23.10.00, № 2681-В00.

123. Куликов В.Д. Концентрация и время жизни неравновесных носителей в Csl, NaCl при рентгеновском возбуждении //ФТТ. 2001. Т. 43, вып. 9. С.1580-1583.

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

125. Куликов В Д. Влияние термообработки кристалла Csl на радиацион-но-индуцированную проводимость //Тез. докл. 8-й Межд. конф., «Физико-химические процессы в неорганических материалах». Кемерово, 2001. Т. 1. С. 62-64

126. Парфианович И.А., Пензина Э.Э. Электронные центры окраски в ионных кристаллах. Иркутск: ИГУ, 1977. 208 с.

127. Иванов Д.Л., Яковлев Б. С. Определение функции начального распределения термализованных ионных пар в углеводородном стекле// Хим. высок, энерг. 1995. Т. 29. № 6. С. 410-416.

128. Bambynek W., Crasemann В., FinkR. W. et. al. X-ray fluorescence yields, Auger and Coster-Kronig transition probabilities // Rev. Mod. Phys. 1972. Vol. 44, №4. P. 716-813.

129. Силинь A.P, Закис Ю.Р. Радиационно-стимулированные процессы в оптических стеклах// Изв. АН Латв.ССР. Сер. физич. и техн. наук. 1987. № 5. С. 68-73.

130. Гриценко Б.П., Лисицын В.М., Степанчук В.Н. Поглощение и люминесценция кристаллического кварца при наносекундном облучении электронами //ФТТ. 1981. Т.23, вып. 2. С. 393-396.

131. Пичугин В.Ф., Франгулъян Т. С. Резонанс в эффективности формирования проводящего состояния кристаллического кварца ионной бомбардировкой // Письма в ЖТФ. 2000. Т. 26, вып. 19. С. 24-29.

132. Кабышее A.B., Конусов Ф.В., Кураков А.Г., Лопатин В.В. Свойства оксидной и нитридной керамики после ионно-термической модификации //Перспективные материалы. 2001. № 1. С. 70-81.

133. Суржиков А.П., Чернявская A.B., Гынгазов С.А., Франгулъян Т.С. Диффузия магния в кристаллах LiF в условиях радиационно-термического нагрева// Перспективные материалы. 2004. № 2. С. 77-82.

134. Dannefaer S. Positron Annihilation in Colored and Uncolored KCl and NaCl: Dis. Doc. Phyl. Lyngby, Denmark, 1973. 118 p.

135. Арефьев К.П., Воробьев С.А., Прокопъев Е.П. Позитроника в радиационном материаловедении ионных структур и полупроводников. М.: Энергоатомиздат, 1983. 88 с.

136. Вайсбурд Д.И., Месяц Г.А., Наминов В.Л., Таванов Э.Г. Проводимость ионных диэлектриков при импульсном облучении электронными и рентгеновскими пучками средней плотности //ДАН СССР. 1982. Т. 265, № 5. С. 1113-1116.

137. Ламперт М., Марк П. Инжекционные токи в твердых телах. М.: Мир, 1973.416 с.

138. Детчуев Ю.А., Крячков В.А., Пель Э.Г., Санжарлинский Н.Г. Токи, ограниченные пространственным зарядом, в синтетическом полупроводниковом алмазе//ФТП. 2000. Т.34, вып. 10. С. 1166-1169.

139. Портнягин A.C., Мильман И.П., Кортов B.C. Эффект Онзагера в люминесценции кристаллов А1203 //ФТТ. 1991. Т. 33, вып. 8. С. 2258-2262.

140. Шалимова КВ. Физика полупроводников. М.: Энергия, 1976. 416 с.

141. Прикладная электролюминесценция / Под ред. М.В. Фока. М.: Сов. радио, 1974. 414 с.

142. Лисицын В.М., Корепанов В.К, Яковлев В.Ю. Эволюция первичной радиационной дефектности в ионных кристаллах // Изв. вузов. Физика. 1996. № 11. С. 5-29.

143. Гафиатулина Е.С., Чернов С.А., Яковлев В.Ю. Создание экситонов и дефектов в кристаллах Csl при импульсном электронном облучении//ФТТ. 1998. Т. 40. Вып. 4. С. 640-644.

144. Ржаное A.B. Электронные процессы на поверхности полупроводников. М.: Наука, 1971. 480 с.

145. Зуев В.А., Попов В.Г. Фотоэлектрические МДП-приборы. М.: Радио и связь, 1983. 160 с.

146. Зуев В.А., Литовченко В.Г., Попов В.Г., Сукач Г.А. Фотоэлектрические методы определения электрических характеристик МДП систем// Полупроводниковая техника и микроэлектроника. 1973. №12. С. 32-49.

147. Литовченко В.Г., Горбанъ А.П. Основы физики микроэлектронных систем металл-диэлектрик-полупроводник. Киев. Наукова думка, 1976.

148. Ковтонюк Н.Ф. Электронные элементы на основе структур полупроводник-диэлектрик. М.: Энергия, 1976. 183 с.

149. Зц С. Физика полупроводниковых приборов. М.: Мир, Книга 1. 1984. 456 с.

150. Кашерининов П.Г., Резников Б.И., Царенков Г.В. Фотоэффект в структуре металл-полупроводник-металл на основе высокоомного полупроводника//Физ. и техн. полупроводников. 1992. Т. 26, вып. 8. С.1480-1492.

151. Калеева В.А., Бобкова Я.А., Куликов В.Д., Санников В.А. Обработка поверхности германия //Электронная техника. Сер.6. Материалы. 1983. Вып.7. С.75-76.

152. Войцеховский A.B., Давыдов В.Н. Фотоэлектрические МДП- структуры из узкозонных полупроводников. Томск: Радио и связь, 1990. 328 с.

153. Войцеховский A.B., Коханенко А.П., Волошин В.О., Голъман М.Б. Радиационная физика узкозонных полупроводников. Алматы: изд-во «Гы-лым» (Наука), Казахстан, 1998. 260 с.

154. Войцеховский A.B., Коханенко А.П. Фотоэлектрические и рекомби-национные свойства МЛЭ-структур на основе HgCdTeZ/Известия вузов. Материалы электронной техники. 2000. №1. С. 65-68.

155. Ершов СТ., Кораблев В.В., Немченок Р.Л. Влияние электронного облучения на потенциал поверхности полупроводников//ЖТФ. 1986. Т. 56, вып. 11. С. 2231-2233.

156. Moore W., Silver M.I Поит. Chem. Phys. 1960. V.33. P. 1671.

157. Сигаев Г.И. Релаксация объемного заряда в диэлектриках, накопленного в результате облучения их электронами: Автореф. дис. . к. физ.-мат. наук. Свердловск, 1979. 21 с.

158. Драчев А.И., Гильман А.Б., Жуков A.A., Кузнецов A.A. Оценка глубины распределения заряда, инжектированного из плазмы разряда постоянного тока в пленки полиамида и полиэтилентерефталата// Хим. выс. энергий. 2004. Т.38, № 5. С. 387-390.

159. Куликов В Д. Ток проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл // ЖТФ. 2004. Т.74, № 10. С. 122-127.

160. Кудрявцев Е. М. Mathcad 2000 Pro. M.: ДМК Пресс, 2001. 570 с.

161. Куцов A.M., Минаев С.М. Электронный ток, ограниченный пространственным зарядом в нитевидных КВг. Деп. в ВИНИТИ №8852-В86.

162. Таблицы физических величин. Справочник /Под ред. И.К. Кикоина. М.: Атомиздат, 1976. 1005 с.

163. Выработка стандартных справочных данных о диэлектрических свойствах веществ и материалов. Отчет, Иркутск. № Б984632, 1981.

164. Введение в радиационную физикохимию поверхности щелочно-галоидных кристаллов/А.Б. Александров, Э.Д. Алукер, И.А. Васильев, А.Ф. Нечаев, С.А. Чернов. Рига: Зинатне, 1989. 244 с.

165. Месяц Г.А., Проскуровский Д.И. Импульсный электрический разряд в вакууме. Новосибирск: Наука, 1984. 256 с.

166. Дергобузов К.А., Евдокимов O.E., Кононов Б.А. Радиационная диагностика электрических потенциалов. М.: Атомиздат, 1978. 87 с.

167. Ушаков В.Я. Электрическое старение и ресурс монолитной полимерной изоляции. М.: Энергоатомиздат, 1988. 152 с.

168. Ушаков В.Я. Изоляция установок высокого напряжения. М.: Энергоатомиздат, 1994. 496 с.

169. Розно А.Г., Громов В.В. Акустическое зондирование объемного электрического заряда в облученных диэлектриках //Химия высоких энергий. 1983. Т. 17, № 3. С. 223-232.

170. Розно А.Г., Громов В.В. Акустическое зондирование новый метод измерения электрического заряда и поля в объеме диэлектрика//Известия АН. Сер. Физическая. 1986. Т. 50. №3. С. 446-454.

171. Лебедев С.М., Гефле О. С., Кузьмин А.Н., Ушаков В.Я. Устройство для акустического зондирования электрического поля в твердых диэлектриках //ГГГЭ 1988. № 6. С. 165-168.

172. Астратов В.Н., Ильинский A.B. Прямое исследование распределения электрического поля в кристалле BinGeOio с помощью поперечного электрооптического эффекта//ФТТ. 1982. Т. 24, вып. 1. С. 108-115.

173. Астратов В.Н., Ильинский A.B., Киселев В.А. Стратификация объемного заряда при экранировании поля в кристаллах// ФТТ. 1984. Т. 26, вып. 9. С. 2843-2851.

174. Фурман A.C. О стратификации объемного заряда при переходных процессах в полупроводниках // ФТТ. 1986. Т. 28, вып. 7. С. 2083-2090.

175. Корниенко Е.В., Уваров В.Л., Савченко А.Н., Сафронов Б.Г. Поляриметрическое исследование профиля пространственного заряда в диэлектриках //Вопросы атомной науки и техники. Сер. Техника физического эксперимента. 1978. № 1. С. 55-57.

176. Евдокимов O.E., Орлов В.Л. Влияние толщины образцов на релаксацию зарядов в полиметилметакрилате //Изв. вузов. Физика. 1979. № 12. С. 97-99.

177. Дырков В.А. Воздействие быстрых электронов на объемный заряд в диэлектриках: Дис. . канд. физ.-мат. наук. Томск, 1984. 154 с.

178. Hikita M., Zahn M., Wright К.A., Cooke С.M., Brennan J. II IEEE Trans. Electr. Insul. 1988. V. 23. № 5. P. 861.

179. Куликов В.Д., Лисицын В.M. Пространственное распределение электрического поля в полупроводнике ZnSe при облучении импульсным электронным пучком. Деп. в ВИНИТИ 11.06.85 № 4084-85.

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

181. Мустелъ Е.Р., Парыгин В.Н. Методы модуляции и сканирования света. М.: Наука, 1970. 295 с.

182. Ярив А. Квантовая электроника. 2-е изд. М.: Сов. радио, 1980. 488 с.

183. Нарасимхамурти Т. Фотоупругие и электрооптические свойства кристаллов. М.: Мир, 1984. С. 462.

184. Акустические кристаллы / Под ред. М.П. Шаскольской. М.: Наука, 1982. 632 с.

185. Плотников C.B., Кузминых В.А. Пространственное распределениерадиационных дефектов, генерируемых сильноточным электронным пучком// Изв. вуз. Физика. 1982. №2. С. 117-118.

186. Штанъко В.Ф., Глыбин В.Г., Толмачев В.М. Негомогенное распределение поглощенной энергии в высокоомных материалах при воздействии импульсного электронного пучка // ЖТФ. 1998. Т.68. № 4 С.53-59.

187. Dow. J., Nablo S.V. Time resolved electron deposition studies at high dose rates in dielectrics //IEEE Trans. Nucí. Sei. 1967. V. NS-14, №6. P. 231236.

188. Watson A., Dow. J. Emission processes accompanying megavolt electron irradiation dielectrics //J. of Appl. Phys. 1968. V. 39, №13. P. 5935-5940.

189. Балычев И.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Мощная эмиссия при импульсном облучении диэлектриков электронными пучками большой плот-ности//Изв. Вузов. Физика. 1975. №3. С. 157-158.

190. Балычев И.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Мощная пороговая эмиссия диэлектриков при облучении наносекундными электронными пучками большой плотности// Письма В ЖТФ. 1976. Т. 2, №7. С. 327-330.

191. Вайсбурд Д.И., Твердохлебов С.И., Тухватуллин Т.А. Критическая (взрывная) электронная эмиссия из диэлектриков, индуцированная инжекцией плотного пучка электронов// Изв. вуз. Физика. 1997. №11. С. 45-67.

192. Твердохлебов С.И. Критическая мощная электронной эмиссия из диэлектрика, индуцированная инжекцией плотного наносекундного пучка электронов: Автореф. дис. . канд. физ.-мат. наук. Томск, 1997. 30 с.

193. Боев С.Г. О способности диэлектриков накапливать электрический заряд при облучении ускоренными электронами//ЖТФ. 1984. Т. 54, вып. 12.1. С.2403-2505.

194. Little R. P., Whitney W.T. Electron emission preceding electrical breakdown in vacuum // J. Appl. Phys. 1963. Vol. 34, № 8. P. 2430-2436.

195. Бугаев С.П., Месяц Г.А. Импульсный разряд по диэлектрику в вакууме/Импульсный разряд в диэлектриках / Под ред. Г.А. Месяца. Новосибирск: Наука, 1985. С. 4-25.

196. Бугаев С.П., Исколъдский A.M., Месяц Г.А. Исследование механизма импульсного пробоя по поверхности диэлектрика в вакууме// ЖТФ. 1967. Т.37. вып. 10. С.1855-1880.

197. Авдиенко A.A., Малое М.Д. Поверхностный пробой диэлектриков в вакууме// ЖТФ. 1977. Т.47. вып. 8. С. 1703-1711.

198. Хамидов Н. Электрический разряд вдоль поверхности твердых диэлектриков в вакууме. Ташкент: Фан, 1985. 257 с.

199. Штанъко В.Ф. Неравновесные процессы в диэлектриках и полупроводниках при импульсном электронном возбуждении. Дис. . док. физ.-мат. наук. Томск, 2000. 240 с

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

201. 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.

202. Куликов В.Д. Накопление электрических зарядов в диэлектриках при электронном облучении// Тез. докл. 6-й Межд. конф. «Радиационные гетерогенные процессы». Кемерово, 1995. Т.1. С. 106-107.

203. Куликов В.Д. Заряжение высокоомных материалов при импульсном электронном облучении: Дис. . канд. физ.-мат. наук. Томск, 1989. 186 с.

204. Куликов В.Д. Особенности заполнения центров захвата электронами в диэлектрических материалах при интенсивном электронном облучении //

205. ЖТФ. 2007. Т.77, вып.5. С. 23-29.

206. Яловец А.П. Прохождение сильноточного релятивистского электронного пучка через вещество // Изв. вузов СССР. Физика. 1979. № 9. С. 67-74.

207. Чистяков С.А., Яловец А.П. Особенности поглощения энергии в тонких слабопроводящих мишенях при их облучении мощным электронным пучком// Физ. и химия обраб. материалов. 1986. №1. С.3-7.

208. Садовничий Д.Н., Тютнев А.П., Хатипов С.А., Саенко B.C., Пожи-даев ЕД Накопление объемных зарядов при облучении эпоксидного компаунда электронами в вакууме // Высокомолек. Соединения. Сер. А. 2003. Том. 45, № 2. С. 230-236.

209. Садовничий Д.Н., Тютнев А.П., Милехин Ю.М. Электризация поли-метилметакрилата при облучении высокоэнергетическими электронами // Химия высоких энергий. 2005. Том. 39, № 3. С. 183-189.

210. Попов В.К. Накопление и релаксация заряда в диэлектрике при электронно-лучевой обработке// Физ. и хим. обр. мат. 1997. №5. С.45-48.

211. Акишин А.И., Цепляев Л.И. Оптическое обесцвечивание радиацион-но-окрашенных стекол при имитации космических условий// Физ. и хим. обр. мат. 2004. №6. С. 30-33.

212. Ханефт И.Г., Ханефт A.B. Влияние длительности переднего фронта импульса напряжения на электрический пробой монокристаллов перхлората аммония //ЖТФ. 2000. Т. 70, вып. 4. С. 42^15.

213. Вершинин Ю.Н., Водичев A.B., Петрухновский С.ИЛ Докл. АН СССР. 1998. Т. 309, № 2. С. 346-350.

214. Gaspari M.E. Directional breakdown in alkali halide crystals// Phys. Rev. 1955. Vol. 98. № 6. P. 1679-1691.

215. Чернозатонский Л. А. Фононные струи-каналы стримерного пробоя кристаллов // Письма в ЖЭТФ. 1983. Т. 38, вып. 5. С. 225-228.

216. Зубрицкий В.В. "Фокусировка фононов" и ориентация неполного электрического пробоя в щелочно-галоидных кристаллах//ЖТФ.1991. Т.61, вып. 10. С. 82-85.

217. Бондаренко Е.И., Тополов В.Ю., Турик A.B. Внутренние механические напряжения и электрический пробой кристаллических диэлектриков// Кристаллография. 1992. Т.27, вып. 6. С.1572-1574.

218. Миронов А.Л., Зубарев А.И., Шпак В.Г., Быков В.В. Формирование длинных неветвящихся каналов пробоя в щелочно-галоидных кристаллах // ЖТФ. 1990. Т. 60, вып. 11. С. 203-206.

219. Уваров В.Л. О механизме стримерной стадии пробоя твердых ди-электриков//ЖТФ. 1987. Т. 57, вып. 10. С. 2004-2006.

220. Кухта В.Р., Лопатин В.В., Носков М.Д. Фрактальная модель трансформации разрядных структур в диэлектриках// Письма в ЖТФ. 1992. Т. 18, вып. 19. С. 71-73.

221. Карачинов В.А., Окунев А.О., Дикун Д.Е. Направленные эффекты пробоя в кристаллах карбида кремния//Физ. и хим. обр. мат. 1999. №6, С.63-67.

222. Акишин А.И., Тютрин Ю.И. Электрический пробой радиационно-заряженных стекол определяется ступенчатым механизмом прорастания разрядных каналов// Физ. и хим. обр. мат. 2000. №1. С. 44-46.

223. Петров Ю.В., Глебовский П.А. Критерий инкубационного времени в задачах импульсного разрушения и электрического пробоя//ЖТФ. 2004. Т.74, вып. 11. С. 53-57.

224. Вершинин Ю.Н., Ильичев Д.С. Морозов П.А. Влияние ударного сжатия твердых диэлектриков на процесс инжекции валентных электронов всильных электрических полях// ЖТФ. 2000. Т.70, вып.1. С. 85-87.

225. Вершинин Ю.Н., Плешанов A.C. О природе минимума вольт-секундной характеристики при пробое диэлектриков// Электричество. 1988. № 12. С. 54-57.

226. Перлин Е.Ю., Иванов A.B., Левицкий P.C. Предпробойная генерация неравновесных электрон-дырочных пар. Эффект многофотоннай лавины// ЖЭТФ. 2005. Т. 128, вып. 2(8). С. 411-421.

227. Лазарев С.Г. К теории электрического пробоя диэлектриков// Вопросы атомной науки и техники. Сер. Теоретической и прикладной физики. 1989. Вып.2. С. 21-29.

228. Воробьев Г.А., Дацко Л.С., Дружинин А.П., Еханин С.Г., Морев С.Н., Несмелое Н.С. Эмиссия горячих электронов из тонких монокристаллических слоев ЩГК// ФТТ. 1978. Т.20, вып.4. С. 1059-1061.

229. Воробьев Г.А., Несмелое Н.С. Электрический пробой твердых диэлектриков// Изв. вузов. Физика. 1979. № 1. С. 90-104.

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

231. Еханин С.Г., Несмелое Н.С., Солдатов Л.Ю. Влияние радиационных дефектов на электрическую прочность ЩГК//Труды 2 Межд. конф. Радиа-ционно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах. Томск. 2000. С. 95-296.

232. Еханин С.Г., Несмелое Н.С., Солдатов Л.Ю. Механизмы генерации точечных дефектов в ЩГК в сверхсильном электрическом поле//Труды 3 Межд. конф. Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах. Томск. 2002. С. 295-296.

233. Еханин С.Г. Дефектообразование, ударная ионизация и электрическая прочность микронных слоев щелочно-галоидных кристаллов. Автореф. дис. . док. физ.-мат. наук. Томск, 2002. 43 с.

234. Воробьев Г.А., Еханин С.Г., Несмелое Н.С. Электрический пробой твердых диэлектриков // ФТТ. 2005. Т.47, вып. 6. С. 1048-1052.

235. Воробьев А.А. Электрический пробой деформированных кристаллических диэлектриков// Труды СФТИ. 1945. Т. 6, вып. 2. С. 37-52.

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

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

238. Kulikov V.D. Breakdown of crystal dielectrics in pulse electrical fields. //th

239. Proceedings of 11 International conference on Radiation physics and chemistry of condensed matter. Tomsk. Russia. 2000. P. 356-357.

240. 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.

241. Куликов В.Д. Генерация носителей заряда в кристалле КВг в пред-пробойных импульсных электрических полях// Письма в ЖТФ. 2002. Т. 28, вып. 3. С. 36-41.

242. Куликов В.Д. Исследование механизма электрического пробоя ионных кристаллов в наносекундном диапазоне// ЖТФ. 2003. Т. 73, вып. 12. С. 26-30.

243. Немошкаленко В.В., Алешин В.Г. Электронная спектроскопия кристаллов. Киев: Наукова думка, 1976. 336 с.

244. Журавлев Ю.Н. Исследование электронной структуры и химической связи рядов преимущественно ионных и ионно-молекулярных кристаллов по методу подрешеток. Дис. . док. физ.-мат. наук. Кемерово, 2003. 375 с.

245. Парилис Э.С. Эффект Оже. Ташкент: Фан, 1969. С. 191.

246. Атабаев Б.Г., Раджабов Ш.С., Саидханова Н.Г. Эмиссия многозарядных ионов с кристаллов КС1, КВг, LiF при электронном облучении// Изв. АН Сер. Физическая. 1998. Т.62, № 10. С.1935-1938.

247. Perry F. L. Thermoelastik dosimetry of relativistic electron beams // Appl. Phys. Lett. 1970. Vol. 17. P. 408 411.

248. Oswald R.B., McLean Ir.F.B., Schailhorn D.R., Buxton L.D. One-Dimensional Termoelastic response of solid to pulsed energy deposition // J. Appl. Phys. 1971.Vol. 42, № 9. P. 5463 3473.

249. Калиниченко А.И., Лазурик-Элъцуфин В. Т. Возбуждение акустических колебаний пучком заряженных частиц//ЖЭТФ. 1973. Т. 65. С. 23642368.

250. Воловик В.Д., Иванов С.И К вопросу о термоупругой дозиметрии пучков заряженных частиц//ЖТФ. 1975. №. 5. С. 1789-1791.

251. Авилов A.M. Воловик В.Д., Петренко В.В., Пономарев В.Н. Возбуждение упругих волн потоками заряженных частиц в твердых телах//ФТТ. 1977.Т. 19, вып. 1. С. 320-321.

252. Балашов А.И., Селезнев С.Б., Когай Л.И. Влияния условий ввода энергии на механические повреждения твердых тел различных классов мощными импульсными пучками электронов// Физ. и хим. обр. мат. 1982. №2 С. 15-23.

253. Голота В.Н, Карась В.Н О механизмах возбуждения упругих колебаний в веществе пучками заряженных частиц// Укр. физ. журн. 1985. Т.30, №7. С. 1093-1097.

254. Аккерман А.Ф., Бушман A.B., Демидов Б.А. и др. Исследование динамики ударных волн, возбуждаемых сильноточным релятивистским электронным пучком в алюминиевых мишенях//ЖЭТФ. 1985. Т.85, вып.З. С. 852-860.

255. Аккерман А.Ф., Бушман A.B., Демидов Б.А. и др. Влияние размеразоны поглощения энергии на характеристики ударных волн, возбуждаемых сильноточным релятивистским электронным пучком в металлических ми-шенях//ЖЭТФ. 1986. Т.91, вып.5. С. 1762-1765.

256. Лямшев Л.М., Челноков Б.И. О некоторых особенностях генерации звука проникающим излучением в твердом теле// Письма в ЖТФ. 1982. Т.8, вып. 19. С. 1189-1192.

257. Лямшев Л.М., Челноков Б.И. Генерация звука в твердом теле проникающим излучением // Акуст. Журнал. 1983. Т. 29. № 3. С. 372-381.

258. Лямшев Л.М. Радиационная акустика. М.: Наука, 1996. 304 с.

259. Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений. М.: Наука, 1966. 686 с.

260. Воробьев A.A. Механические и тепловые свойства щелочно-галоидных монокристаллов. М.: Высшая школа, 1968. 270 с.

261. Беломестных В.Н. Акустический параметр Грюнайзена твердых тел // Письма в ЖТФ. 2004. Т. 30, вып. 3. С. 14-19.

262. Вайсбурд Д.И., Матлис С.Б., Суржиков В.П., Оке Е.М., Щанин U.M. Зависимость среднего порога хрупкого разрушения кристаллов KCl электронным пучком от длительности импульса облучения// ЖТФ. 1986. Т. 56, вып. 10. С. 2049-2050.

263. Блинов В.И., Геринг Г.И., Елисеев H.A. Роль статических и динамических напряжений при электронном разрушении твердых тел//ЖТФ. 1986. Т. 56, вып.11. С. 2228-2231.

264. 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.

265. Куликов В.Д., Лисицын В.М. Распределение энергии импульсного электронного пучка в щелочно-галоидных кристаллах//Тез. док. 5 Всес. конф. По радиационной физике и химии ионных кристаллов. Рига. 1983. 4.2. С. 480.

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

267. Куликов В.Д, Лисицын В.М. Пространственное распределение ко-роткоживущих центров окраски, генерированных сильноточным электронным пучком в щелочно-галоидных кристаллах. Деп. в ВИНИТИ 20.05.83, № 2714-83 Деп.

268. Куликов В.Д. Возбуждение акустических волн импульсным электронным пучком в широкозонных полупроводниках// Тез. докл. II Всесоюз. конф. «Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц». Свердловск, 1991. Т. 2. С. 112-113.

269. Куликов В Д., Ципилев В.П. Прохождение акустических волн высокой интенсивности через границу раздела сред// Тез. докл. IV Всесоюз. конф. «Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц». Томск, 1996. С. 338.

270. Гаврилов В.В., Куликов В.Д., Чернов С.А. Радиационная тряска и макроакустические волны в щелочно-галоидных кристаллах//ФТТ. 1990. Т. 32, №4. С. 1124-1127.

271. Заболотская Е.А., Хохлов Р.В. Квазиплоские волны в нелинейной акустике ограниченных пучков //Акуст. ж. 1969. № 5. С. 40-47.

272. Физическая акустика /Под ред. У. Мэзона. М.: Мир, 1967. T. I. ч. Б. 321 с.

273. Воробьев A.A., Кузьминых В.А., Воробьев С.А., Плотников C.B. Генерация вторичных электронов и радиационных дефектов в веществе при поглощении электронов с энергией выше 1 МэВ //Изв. вузов. Физика. 1977.2754. С. 105—X11.

274. Судъенков Ю.П. Релаксация упругих постоянных алюминия вблизи поверхности ударного нагружения // Письма в ЖТФ. 1983.Т. 9, вып. 23. С. 1418-1422.

275. Курс физики / Под ред. Н.Д. Папалекси. М.: ОГИЗ, 1948.Т. 1. 600 с.

276. Куликов В Д. Электризация высокоомных материалов в мощных по лях импульсной радиации. Томск: Изд. ТГУ, 2004. 176 с.