Критическая мощная электронная эмиссия из диэлектрика, индуцированная инжекцией плотного наносекундного пучка электронов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

Я4

Твердохлебов Сергей Иванович

КРИТИЧЕСКАЯ МОЩНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ ИЗ ДИЭЛЕКТРИКА, ИНДУЦИРОВАННАЯ ИНЖЕКЦИЕЙ ПЛОТНОГО НАНОСЕКУНДНОГО ПУЧКА ЭЛЕКТРОНОВ

01.04.07 — физика твёрдого тела

Автореферат диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

Томск — 1997

Работа выполнена в Лаборатории нелинейной физики при кафедре теоретической и экспериментальной физики Томского политехнического университета.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор Вайсбурд Д.И.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Лопатин В.В.

доктор физико-математических наук, профессор Проскуровский Д.И.

Ведущая организация: Институт электрофизики Уральского

отделения Российской Академии наук (г. Екатеринбург)

Защита состоится << № » /г&х^ф** 1997 г. в ^ час. на заседании диссертационного совета К 063.53.05 в Томском государственном университете по адресу: 634010, г. Томск, пр. Ленина, 36.

С диссертацией можно ознакомиться в Научной библиотеке ТГУ.

Автореферат разослан « ^ >-> 1997 г.

Ученый секретарь диссертационного совета,

кандидат физико-математических наук И. Н. Анохина

Общая характеристика работы

Диссертация посвящена экспериментальному исследованию явления ощной критической электронной эмиссии из диэлектрика, индуцирований инжекцией плотного электронного пучка наносекундной длительно-

:и.

Актуальность темы. Современные источники радиационного воздей-:вия можно разделить на три класса по их мощности [1]: слабые, умеренна и мощные, сверхмощные. К первым относятся реакторы, изотопные ;точники, микротроны, бетатроны, электронные и ионные ускорители, 5еспечивающие плотность тока не более 0,1 А/см2. Вторые — лазеры и шьноточные ускорители с плотностью тока 10_1-г104 А/см2. Третьи — 5ерхмощные лазеры и ускорители с плотностью тока до 107 А/см2. Соответственно, радиационная физика твердого тела часто подразделяется а, три области: 1) слабых радиационных воздействий с мощностью до-.1 до 107 Вт/кг; 2) умеренных и мощных; 3) сверхмощных радиационных »действий с мощностью дозы больше 1016 Вт/кг.

При слабых радиационных воздействиях происходит создание и накоп-зние точечных дефектов, которые приводят к постепенной деструкции атериала. Основным видом электронной эмиссии является вторичная, ри мощном радиационном воздействии твердое тело ведет себя иначе. На-иодается ряд катастрофических процессов типа неравновесных фазовых эреходов: хрупкий раскол, пробой, неравновесное плавление и кипение, ощная эмиссия. Наиболее интенсивно эта область физики твердого тела :ала развиваться после создания в 60-х годах сильноточных электронных жорителей. Основными составляющими воздействия плотных электрон-ых пучков, получаемых с помощью этих ускорителей, является: 1) вы-жий уровень и плотность ионизации; 2) высокий уровень электронно-арочной (ЭД) плазмы; 3) сильные электрические поля, создаваемые в ззультате прохождения и поглощения пучка; 4) высокий уровень мощно-ги, отдаваемой решетке, и высокие скорости нагрева; 5) сильные механи-эские поля.

Исследования воздействия плотных электронных пучков наносекунд-эй длительности на диэлектрики проводятся в лабораториях нелинейной изики Томского политехнического университета и Института сильноточ-эй электроники СО РАН начиная с 1970 г. Исследованы следующие финские явления: генерация акустических импульсных продольных и избных волн, хрупкое разрушение диэлектрических кристаллов и стекол, П'тризонная радиолюминесценция диэлектриков, высокоэнергетическая

проводимость и критическая мощная электронная эмиссия из диэлектриков, многоканальный электрический пробой. Подробный обзор открытых явлений и экспериментальных результатов, полученных до 1980 г., дан в монографии [2]. Настоящая работа является продолжением этих исследований.

Критическая мощная электронная эмиссия из диэлектрика была обнаружена в нашей лаборатории случайно, когда в ионных диэлектриках велись поиски явления, подобного келдышевкой конденсации электронов в полупроводниках. Ожидалось, что плотная электронно-дырочная плазма 1016-=-1018 см-3 теряет устойчивость против экранированного кулоновского притяжения и сжижается в сверхплотные сгустки — конденсат Френкеля

— с равновесной плотностью порядка 1022 см-3. Одним из проявлений могло быть резкое уменьшение числа свободных носителей и соответственно электронно-дырочной проводимости. В первых экспериментах измеряли заряд, протекающий через пластинку диэлектрика под действием внешнего напряжения в результате импульса облучения плотным электронным пучком наносекундной длительности, источником которого служил нано-секундный ускоритель электронов ГИН-600 [2]. Постепенно увеличивая плотность тока пучка, ожидали, что при некоторой критической амплитуде импульса облучения произойдет резкое уменьшение величины протекшего через диэлектрик заряда. Такие спады были действительно обнаружены. Однако они оказались следствием совершенно другого явления

— мощной критической эмиссии электронов с поверхности диэлектрика, которая существенно изменяет баланс зарядов [3, 4] и приводит к выбросу ионно-электронной плазмы в вакуумный промежуток, вакуумному раз-раду между диэлектриком и металлическим анодом, объемному пробою диэлектрика.

Это явление представляет большую опасность для изоляционных материалов, которые подвергаются облучению плотным электронным пучком. С другой стороны, оно таит в себе потенциальные возможности практического применения.

Первые экспериментальные исследования этого явления проводились с использованием гальванометрической схемы измерений, которая дает информацию только о порогах эмиссии и не позволяет проследить за последовательностью и развитием процессов во времени [3, 4].

Цель работы — исследование временных характеристик мощной критической электронной эмиссии из диэлектрика, индуцированной импульсным облучением плотным электронным пучком наносекундной длитель-

:ости.

Конкретные задачи работы

1. Разработать методику исследования мощной критической электрон-юй эмиссии из диэлектрика, индуцированной инжекцией импульсного плотного электронного пучка.

2. Создать экспериментальную установку, позволяющую за короткое ремя вносить в диэлектрик критическую плотность заряда и определять арактеристики эмиссии.

3. Исследовать собственные характеристики мощной критической элек-ронной эмиссии из диэлектрика, индуцированной инжекцией плотного лектронного пучка наносекундной длительности.

4. Качественно описать процессы, приводящие к мощной критической лектронной эмиссии из диэлектрика, индуцированной инжекцией плот-ого электронного пучка наносекундной длительности.

Научпая новизна

1. Впервые выполнено экспериментальное исследование собственных ременных характеристик мощной критической электронной эмиссии ди-лектрика, индуцированной инжекцией плотного электронного пучка.

2. Обнаружено, что мощная критическая эмиссия реализуется в форме [оноимпульса длительностью 2-10 не, причем токи эмиссии и инжекти-ованного пучка одного порядка. Коэффициент эмиссии (отношение эмитированного заряда к инжектированному) 0,7 - 1.

3. Впервые обнаружено, что ток эмиссии может запаздывать относи-ельно импульса облучения на 1 - 20 не, то есть эмиссионная неустойчи-ость диэлектрика способна интенсивно развиваться после прекращения блучения. '

4. Обнаружена сильная поперечная неоднородность мощной критиче-кой эмиссии.

5. Предложена качественная модель мощной критической эмиссии.

Практическая значимость

1. Мощная критическая электронная эмиссия представляет большую пасность для изоляционных материалов, которые подвергаются воздей-твию потоков заряженных частиц. Это явление способно инициировать высокой эффективностью многие виды электрического пробоя: вакуум-

ный разряд между диэлектриком и металлическими предметами, разряд по поверхности (АаэЬоуег) и объемный пробой диэлектрика. Результаты выполненного исследования позволяют прогнозировать поведение диэлектриков в таких условиях и конструировать соответствующие установки так, чтобы уменьшить опасность возникновения критической эмиссии.

2. Достигнутый уровень понимания этого явления позволяет развивать его применение. Предложен управляемый вакуумный разрядник на основе критической эмиссии (а.с. 1353261).

Защищаемые положения

1. Методика осциллографического исследования мощной критической эмиссии диэлектрика, индуцированной инжекцией плотного электронного пучка, позволяет определять критические параметры эмиссии, амплитудные и временные характеристики, исследовать эффекты накопления, переход критической эмиссии в вакуумный разряд, объемный пробой и пробой по поверхности диэлектрика, индуцированные критической эмиссией.

2. Результаты экспериментального исследования мощной критической электронной эмиссии под действием плотного электронного пучка наносе-кундной длительности:

- при достижении некоторой критической напряженности поля инжектированного заряда, диэлектрик совершает неравновесный фазовый переход в устойчивое эмиссионное состояние, в результате которого из диэлектрика выбрасывается заряд приблизительно равный инжектированному,

- критическая эмиссия обладает сильной пространственной неоднородностью, она происходит из эмиссионных центров,

- критическая эмиссия способна вызвать выброс ионно-электронной плазмы из эмиссионных центров,

- если обеспечить приток свободных электронов к эмиттирующим центрам (либо по поверхности, либо из объема диэлектрика), то критическая эмиссия переходит в устойчивый вакуумный разряд между диэлектриком и анодом,

- импульс эмиссии имеет длительность несколько наносекунд и отстает от импульса облучения на время запаздывания, которое уменьшается с ростом плотности инжектированного в образец заряда,

- критическая эмиссия способна индуцировать внутренний объемный пробой диэлектрика.

3. Качественная модель мощной электронной эмиссии, индуцированной инжекцией плотного электронного пучка, рассматривает это явление

как последовательность следующих элементарных процессов: поглощение энергии й заряда электронного пучка в диэлектрике, образование поглощенным зарядом электрического поля, генерация носителей тока в диэлектрике электронным пучком, ионизация донорных уровней в сильном электрическом поле, движение свободных электронов к поверхности диэлектрика и вылет их в вакуум.

Апробация работы. Основные результаты работы доложены и обсуждены на VI, VII и VIII Всесоюзном симпозиуме по сильноточной электронике (Томск, 1986, 1988 гг.; Свердловск, 1990 г.); IV и V Всесоюзном совещании "Воздействие ионизирующего излучения и света на гетерогенные системы" (Кемерово, 1986, 1990 гг.); Совместном заседании секции научных советов АН СССР "Научные основы электрофизики и электроэнергетики" и "Проблемы мощной импульсной энергетики" (Томск, 1986 г.); Конференции молодых ученых г. Томска (Томск, 1989 г.); VII Всесоюзной конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов (Рига, 1989 г.); XIV и XVII Международном симпозиуме по разрядам и электрической изоляции в вакууме (Санта-Фэ, США, 1990 г.; Беркли, Калифорния, США, 1996 г.); 8 конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов РФХ-8 (Томск, 1993 г.); 2 Международной конференции по объемному заряду в твердых диэлектриках (Антиб — Жуан-ле-Пан, Франция, 1995 г.); 9 Международной конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов РФХ 9 (Томск, 1996 г.); 11 Международной конференции IEEE по мощной импульсной технике (Балтимор, Мэриленд, США, 1997 г.).

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, раздела "Основные результаты и выводы" и списка цитируемой литературы. Общий объем работы 154 страниц. Из них основной текст с 38 рисунками и 2 таблицами занимает 138 стр., список литературы из 111 наименований — 12 стр., оглавление — 3 стр., титульный лист — 1 стр.

Содержание диссертации

Введение посвящено общей характеристике работы. Рассмотрена актуальность темы, цель и задачи работы, структура и содержание глав диссертации. Сформулированы защищаемые положения..

Первая глава — краткий обзор исследований по явлению электронной

эмиссии диэлектриков под действием электронных пучков.

Анализ литературных данных показывает, что критическая электронная эмиссия под действием электронных пучков обладает рядом особенностей, отличающих ее от других видов эмиссии. Впервые эмиссия, индуцированная сильным электрическим полем, наблюдалась на тонких слоях диэлектриков. Она была обнаружена Малтером в 1936 г. при исследовании вторичной электронной эмиссии слоев окиси алюминия А^Оз, покрытых окисью цезия СзгО и находящихся на алюминиевой подложке [5]. Измеряемый в эксперименте коэффициент вторичной эмиссии достигал значений порядка нескольких сотен и даже тысяч. Позднее аналогичное явление было обнаружено и для слоев из многих других диэлектриков.

Критическая электронная эмиссия диэлектриков впервые наблюдалась под действием малоинтенсивных импульсных электронных пучков еще в конце 60-х годов. Авторами [6, 7] при облучении диэлектриков электронными пучками с параметрами: 1-2 МэВ, 1-6мА/см2, 40-50мкс было обнаружено, что внешнее к образцу электрическое поле при определенной дозе облучения претерпевает "коллапс". Этот процесс сопровождается резкой вспышкой слабой электронной эмиссии при отсутствии каких-либо разрушающих повреждений. По фамилиям авторов [6, 7] в дальнейшем она называется ДНВ-эмиссией. До критической величины электрического поля и 105В/см происходит устойчивый рост поля, что соответствует полному сохранению внесенного в образец заряда. Выше этого уровня внесенного заряда включается ДНВ-эмиссия и образец теряет заряд, приблизительно равный поглощенному. Диэлектрик в целом нейтрализуется. При этом поле вне его резко падает почти до нуля. За время импульса облучения (40 мкс) циклы «заряжение-эмиссия» повторяются много раз. Длительность одного цикла составляет единицы микросекунд. ДНВ-эмиссия неустойчивое явление. Как показали Ватсон и Дау [7], положительные флуктуации плотности эмиссионного тока создают положительные флуктуации положительного заряда на поверхности диэлектрика. Поле внутри диэлектрика возрастает, а вне его падает. При этом возрастает приток электронов к эмиттирующей поверхности, но уменьшается вероятность их выхода в вакуум. У большинства диэлектриков дно зоны проводимости лежит ниже уровня вакуума на 0,5 Ч- 1 эВ. Это приводит к тому, что туннельный выход электронов зоны проводимости имеет сравнительно высокую вероятность уже в полях порядка 105 В/см. В отличие от металлов, ток эмиссии диэлектрика ограничен прежде всего притоком электронов из объема к эмиттирующей поверхности, а не барьером для выхода в вакуум. Рост тока ДНВ-эмиссии прекращается только тогда, когда уменьшение вероят-

ности выхода электронов с поверхности диэлектрика в вакуум начинает ограничивать ток эмиссии. Это происходит, когда положительный заряд на эмиттирующей поверхности приблизительно сравняется с отрицательным зарядом поглощенного пучка.

Похожие повторяющиеся вспышки электронной эмиссии из различных диэлектриков наблюдались и при других условиях слаботочного облучения, когда достигалась определенная критическая доза поглощенного образцом заряда.

Мощная критическая электронная эмиссия диэлектриков под действием плотных наносекундных пучков электронов была обнаружена в Лаборатории нелинейной физики ТПУ авторами [3, 4]. Ими впервые для инициирования электронной эмиссии из диэлектриков всех классов (кристаллов, стекол, полимеров, керамик) были применены плотные электронные пучки наносекундной длительности. Скорость инжекции зарядов в диэлектрик, плотность электронно-дырочной плазмы и скорость нарастания электрического поля на поверхности образца была в 105-г106 раз выше, чем в экспериментах Дау, Набло и Ватсона [6, 7]. Использовалась гальванометрическая схема измерений [4] в плоской геометрии с кольцевым анодом-коллектором эмиттированных электронов, который был расположен перед облучаемой поверхностью диэлектрика. В качестве источника первичного электронного пучка применялся ускоритель типа ГИН-600 [2] со следующими параметрами пучка: верхняя энергия электронов 0,3-5 МэВ; плотность тока (0,01 4- 1,5) • 103А/см2; длительность импульса 24-30 не. При столь высоких плотностях облучения диэлектрика эмиссия из него обладает рядом особенностей. Так для всех классов исследованных диэлектриков были найдены критические плотности пучка, поглощенного за импульс, начиная с которых возникала мощная эмиссия, переходящая в вакуумный разряд между облученной поверхностью диэлектрика и анодом. Критические плотности пучка для исследованных диэлектриков лежат в интервале 10~7-г10~8 Кл/см2. Авторы [3, 4] предположили, что они наблюдали "взрывную" эмиссию с диэлектриков при достижении порогового поля на поверхности диэлектрика.

Ранее полученная информация о критической эмиссии была интегральной и явно недостаточной для понимания механизма явления и построения количественной модели. Не были известны характеристики эмиссионного поля ,7е(г, ¿):

1) временные — форма импульса, длительность, время запаздывания,

2) пространственные — поперечная и продольная неоднородность,

3) амплитудные — максимальная плотность тока эмиссии.

Анализ результатов предшествующих исследований и реальных возможностей позволил сформулировать требования к методике и технике эксперимента и конкретные задачи работы, изложенные выше.

Вторая глава посвящена описанию техники и методики эксперимента. Исходя из требований к технике и методике эксперимента была разработана методика исследования критической мощной электронной эмиссии, индуцированной инжекцией плотного наносекундного пучка электронов, создана экспериментальная установка, основными частями которой являются малогабаритный ускоритель электронов типа ГИН-600, экспериментальная камера, вакуумная система, осциллограф с субнаносекундным временным разрешением. В главе подробно описывается конструкция и принцип работы малогабаритного сильноточного ускорителя электронов типа ГИН-600, экспериментальная камера, методика эксперимента и калибровка методик.

Схема измерений показана на рис. 1. Образцы 6 — пластинки различных диэлектриков: кристаллов, стекол, пластиков, керамик, композитов с размерами 15 х 15 X (0,5 ... 3,0) мм3. В ряде экспериментов облучаемая грань 15 х 15 мм2 была свободной и изолированной. При необходимости на нее напыляли электрод из платины или серебра, который в одних экспериментах заземлялся, в других на него подавали напряжение от внешнего источника 12. На противоположную грань напыляли для одних экспериментов — сплошной электрод, а для других — внедряли в образец острийный электрод (иглу), который достигал облученной области образца (рис. 1). Коллектор эмиттированных электронов 4 и монитор 3 падающего на образец пучка изготовлены из алюминиевой фольги толщиной 14мкм. Вакуумный промежуток «образец-коллектор» варьировали в интервале 0,54-3,0 мм, а промежутки «коллектор-монитор» и «монитор-коллиматор» — в интервале 0,5-г1,0 мм (рис. 1).

Параметры пучка варьировались в интервалах 0,25-0,35 МэВ; 0,01-1,5 кА/см2; 2-30 не. Заряд, инжектированный в образец электронным пучком 1 за импульс, измеряли гальванометром 10. Эта схема калибровалась в абсолютных единицах с помощью цилиндра Фарадея 9, который помещался вместо образца (рис. 1). Все сигналы передаются по коаксиальным кабелям и измеряются осциллографом 11. Паразитные емкости и индуктивности сведены к минимуму и не искажают сигналы длительностью больше 0,2 не. Пучок электронов 1 проходил через коллиматор 2, пронизывал две фольги (монитор 3 и коллектор 4) и проникал в образец 6 на глубину 0,25-гО,5 мм. При достижении критической плотности заряда, инжектиро-

4 —

3 -¡а^-^-а

12

п

Охи

10

Рис. 1: Схема эксперимента при осциллографических измерениях, (а) - плоская геометрия, (б) - геометрия с острийным электродом. 1 - первичный электронный пучок, 2 -коллиматор, 3 - монитор, 4 - коллектор, 5 - лицевой электрод, 6 - образец, 7 - контактные пленки, 8 - тыльный электрод, 9 - цилиндр Фарадея, 10 - гальванометр, 11 -осциллограф, 12 - источник напряжения.

ванного в диэлектрик пучком электронов, возникает критическая эмиссия. Заряд, перенесенный током эмиссии, собирался коллектором.

Методика измерения импульсов электронной эмиссии и определение порогов критической мощной электронной эмиссии проводились в геометрии, показанной на рис. 1. Полный ток в рабочем промежутке «коллектор + вакуум Н- диэлектрик + тыльный электрод» (рис. 1) зависит только от времени и не зависит от координаты. Он складывается из четырех токов: пучка, эмиссии, проводимости и смещения -

J(t) = Jь(x,t) + Je(x,t) + Jc(x,t) + д(£0eE)/дt, (1)

где {7} — усредненные по поперечному сечению плотности соответствующих токов. Это следует из решения уравнений Пуассона и непрерывности. Если облучаемая поверхность образца электрически изолирована, а пробег пучка меньше толщины образца, то ток проводимости не влияет прямо на изменение суммарного заряда диэлектрика, а только перераспределяет его внутри. Измеряемые импульсы тока поступали на осциллограф по двум независимым каналам — с коллектора и тыльного электрода (рис. 1). Длины кабелей подобраны так, что сигналы обоих каналов наблюдаются на каждой осциллограмме, но хорошо отделены друг от друга (рис. 2).

Входящие в (1) составляющие полного тока могут вносить вклад двух полярностей в ток, снимаемый с каждого электрода. Как обычно, положительным считается ток, который приносит на электрод положительный заряд (или уносит отрицательный). Полный ток второго канала 1ч,

снимаемый с тыльного электрода, состоит только из тока смещения, который согласно уравнению Пуассона пропорционален скорости изменения суммарного заряда диэлектрика (dq/dt), равной сумме токов эмиссии и инжектированного пучка:

• /2-=const-(/e+/6). (2)

При этом за "положительное направление токов в рассматриваемом промежутке принято направление тока смещения, вызываемого в тыльном электроде импульсом эмиссии. Вышесказанное хорошо видно на осциллограмме 2 рис. 2. Сигнал второго канала (справа) состоит из двух импульсов: первый, отрицательной полярности, — ток пучка; второй, положительной полярности, — ток эмиссии. Они измерены в одинаковых единицах, что позволяет найти коэффициент эмиссии как отношение интегралов (площадей) этих импульсов:

I +оо , +00

Ке = ] Iedt / f Ibdt

(3)

^ ,-V ,--Рис. 2. Типичные осциллограммы коллек-

V торного тока (импульсы слева) и тока сме-

_ —/ щения (импульсы справа). 1 - ток первично-

\1 \1 г\ 143 пУчка> эмиссии нет; 2 - импульс эмиссии

_ | \__следует за импульсом инжекции; 3-эмиссия

\/ переходит в вакуумный разряд при отрица-

3~\ ------------тельном напряжении на кольцевом электроде; 4 - то же самое при отрицательном налря-

/ жении на острийном электроде; 5 - то же са-

V _____________мое при положительном напряжении на кол-

~\гУ ~ лекторе; 6 - то же самое при отрицательном

бду______________напряжении на коллекторе.

После калибровки тока пучка по цилиндру Фарадея определяли оба тока в абсолютных единицах. Полный ток первого канала снимаемый с коллектора, состоит из двух импульсов отрицательной полярности (осциллограммы 2, 3, 5, 6 на рис. 2). Первый импульс пропорционален току пучка. Он складывается из двух составляющих отрицательной полярности — малой части электронного пучка, поглощенной коллекторной фольгой, и части тока смещения, вызванной изменением заряда диэлектрика при поглощении пучка. Обе составляющие пропорциональны току пучка. Второй импульс пропорционален току эмиссии. Он равен разности двух составляющих: первая — большая часть тока эмиссии, идущего с поверхности

диэлектрика на коллектор, она имеет отрицательную полярность; вторая — часть тока смещения, вызванная изменением заряда диэлектрика током эмиссии, она имеет положительную полярность. Обе составляющие пропорциональны току эмиссии, но отрицательная, как правило, больше. В отсутствие эмиссии оба каната естественно передают только импульс тока пучка (осциллограмма 1 на рис. 2). Импульс эмиссии передается по обоим независимым каналам: по первому в отрицательной полярности, а по второму в положительной.

Методика исследования врелгенных характеристик в геометрии, приведенной на рис. 1, основана на том, что импульс тока смещения повторяет форму импульса тока переноса зарядов. В этой же геометрии проводилось исследование вакуумного разряда, инициируемого эмиссией. При этом на коллектор 4 или электрод на облучаемой поверхности образца 5 подавали напряжение от внешнего источника 12.

Эксперименты по определению коэффициента эмиссии и восстановлению импульса эмиссии в чистом виде при условиях, когда время задержки импульса эмиссии было малым, и он накладывался на импульс облучения, проводились в геометрии с хорошо заземленным коллектором. В этом случае изменение заряда диэлектрика (Лц/гИ) не могло через ток смещения влиять на мониторный ток и наоборот.

Используемые методики позволяют измерять основные характеристики критической эмиссии, ее временные и амплитудные свойства, определять заряды.

Параметры экспериментальной установки и методик измерения:

Максимальная энергия электронов 0,35 Мэв

Длительность импульса тока пучка 2-f- 30 не

Длительность фронта импульса 1 не

Максимальная плотность тока пучка 1500 А/см2

Длительность импульса облучения на уровне 0.5 2 не

Диапазон внешних напряжений ±(0 6) кВ Давление остаточных газов в рабочей камере

достигалось не хуже 5-10~6 Topp

Чувствительность измерения тока пучка и эмиссии 0,02 А

Чувствительность измерения заряда не хуже 5-Ю-11 Кл

Временное разрешение 0,2 не Относительная случайная погрешность измерения тока

(пучка, эмиссии) и заряда, поглощенного образцом 20 %

Третья глава посвящена описанию основных экспериментальных ре-

зультатов. Критические параметры эмиссии. Для ряда диэлектриков определены критическая плотность инжектированного заряда р1г и критическое поле Есг. Они приведены в табл. 1. Для сравнения в этой же таблице даны результаты, полученные авторами [3, 4] в гальванометрической схеме. Разброс рсвг существенно больше, чем разброс Есг, которое является первичным критическим параметром эмиссии. Есг порядка полей, при которых начинается электрический пробой диэлектрика. Напряженность электрического поля на эмиттирующей поверхности диэлектрика сильно зависит от граничных условий на его гранях, толщины образца (1 и расстояния от образца до коллектора а (см. рис. 3). Для оценки величины электрического поля предполагаем, что инжектированный пучок создает в диэлектрике заряженный слой с поверхностной плотностью заряда р8 и толщиной г, равной пробегу первичных электронов в образце. С учетом граничных условий из уравнения Пуассона получаем выражение для критического поля, определяемого в осциллографической схеме:

Есг = М/е0е){* - г/2) - + еа) . (4)

В гальванометрической схеме на облучаемую грань кристалла всегда были нанесены заземленные кольцевые металлические электроды, толщина образца й и расстояние до коллектора а были постоянны. В этом случае:

Е^ = М/е0е){й-т12)-У,]1й (5)

Е Ц>'+ *

ъ Е,

1 \ Ео 1л к

3 К 2

-Л -г 0 а X

Рис. 3: Рабочий промежуток. 1 — коллектор, 2 — вакуумный промежуток длиной а, 3 — диэлектрик толщиной с1, 4 — тыльный электрод, г — толщина заряженного слоя.

Эффекты накопления наблюдались на диэлектриках, способных удерживать инжектированный заряд в течение длительного времени (1лР, оргстекло ПММА). На этих материалах эмиссия возникала после нескольких субкритических импульсов облучения, причем инжектированный за-

ряд каждого был меньше, а суммарный больше критического. Число необходимых для возникновения эмиссии импульсов облучения сокращалось с ростом плотности пучка, и при критической плотности эмиссия наблюдалась после каждого импульса облучения. Заземленный кольцевой металлический электрод на эмиттирующей поверхности повышает р°/, так как диэлектрик частично разряжается током наведенной проводимости за время импульса облучения, и для достижения Есг, необходимо внести в диэлектрик больший заряд.

Таблица 1. Критическая плотность инжектированного заряда рс/ и критическое поле Есг.

Параметр р7, ю- г Кл/см2 Есг, 10 5 В/см

Материал гальван. осцилл. гальван. осцилл.

полиэтилен 1 2.5

фторопласт 3 4 8.5 6.5

орган, стекло (ПММА) 6 6.5

поливинил 7 5.6

LiF 3 6 1.9 2.1

NaF 4 4.5

NaCl 6 12 5.7 6.6

KCl 7 8.4

кварц и кварцевое 8 13 12 11

стекло

Амплитудные свойства. Критическая мощная электронная эмиссия из диэлектрика, индуцированная инжекцией плотного наносекундного пучка электронов, наблюдалась в виде гигантского моноимпульса, следующего за импульсом облучения (рис. 2). Ток эмиссии примерно той же величины, что и ток первичного пучка, т.е. десятки ампер и более.

Коэффициент эмиссии (без вакуумного разряда) К" = 0,7 — 1,0. У материалов, на которых наблюдались эффекты накопления, коэффициент эмиссии может превышать единицу (для LiF достигает значения 1,2).

Высокое запирающее напряжение вплоть до -6 кВ в геометрии с открытой облучаемой поверхностью (без каких-либо электродов) не изменяло величину тока эмиссии. Расстояние «образец-коллектор» при этом было 0,5 - 1 мм. Следовательно, внешнее электрическое поле при этих условиях не способно запереть эмиссию, так как в условиях эксперимента поле диэлектрика по меньшей мере на порядок больше задерживающего поля.

Вакуум в интервале 10~5 -г Ю-3 Topp не влиял заметно на порог критической эмиссии и амплитуду эмиссионного тока. В вакууме хуже 10~3 Topp появляется газовый разряд.

Временные свойства. Между импульсом эмиссии и облучения есть время запаздывания. Время запаздывания ¿зал лежит в интервале 1 -г 20 нс (рис. 2). При критической плотности i3an составляет, например, для LiF — 5 не, для кварца — 17 не . Оно сильно зависит от плотности инжектированного заряда и геометрии эксперимента, в частности, от длины вакуумного промежутка между диэлектриком и коллектором. Время запаздывания с ростом плотности инжектированного заряда уменьшается (рис. 4) и в условиях эксперимента сильно флуктуирует, что характерно для критических явлений. Существенно, что импульс критической эмиссии часто наблюдался после импульса облучения (осциллограммы 2 рис. 2), когда в диэлектрике исчезала мгновенная составляющая тока неравновесной проводимости, время релаксации которой меньше Ю-10 с [2].

Рис. 4. Зависимость времени запаздывания i,an от плотности инжектированного заряда рз для образца LiF при различных геометриях. * - вакуумный зазор г = 0,5 мм, толщина образца d = 2,1мм; о - г = 1,6 мм, d = 2 мм; • - г = 0,8мм, d = 1,5мм; Д - между образцом и коллектором на расстоянии 0,5 мм размещена заземленная сетка, d = 1,2 мм.

зависит от плотности инжектированного заряда. При плотности близкой к критической, импульс эмиссии имеет симметричную колоколообразную форму с полушириной 3-10 не. С ростом р$ и соответствующим уменьшением £зап импульс эмиссии укора-

4"

ч

\

ч

У 3- о ч

к

а

о

С5

Ю j.

\

\

О N Дй

* N

\

• Ъ

2 4 6 8

ps, ю'7Кл/см2 Форма импульса тока эмиссии •

*

чивается до 2-4 не, и его передний фронт становится значительно круче заднего."

Пространственная неоднородность критической эмиссии. На фотографиях вакуумного промежутка в случае критической эмиссии зафиксированы яркие вспышки света, локализованные на поверхности диэлектрика. Эти вспышки локализованы на эмиссионных центрах. Оценки показывают, что диаметр одного эмиссионного центра составляет « 40 мкм. Площадь эмиттирующей поверхности определяется числом эмиссионных центров: 5ЭМ « пср ■ 5Эмлс.ц, где 5эмис.д — площадь одного эмиссионного центра. Если коэффициент критической эмиссии близок к единице, то ток пучка приблизительно равен току эмиссии. Даже, если считать ток эмиссии однородным, то в условиях эксперимента при критических плотностях он был порядка 50 А и выше. С учетом неоднородности тока эмиссии плотность тока эмиссии получается примерно на 4 порядка больше плотности первичного пучка. Как видно из осциллограмм (рис. 2), амплитуда импульса тока эмиссии соизмерима с амплитудой импульса тока электронного пучка сильноточного ускорителя, плотность тока которого составляет 101500 А/см2. Если же учесть сильную поверхностную неоднородность тока эмиссии, то плотность тока эмиссии оказывается значительно больше. Такие большие токи могут быть обеспечены только высокой концентрацией носителей, что обеспечивается в диэлектрике либо плотным электронным пучком, либо генерацией носителей. Неслучайно, полевой порог эмиссии порядка порога электрического пробоя. Ток критической эмиссии настолько велик, что он приводит к "взрыву" на поверхности диэлектрика и ин-жекции ионно-электронной плазмы в вакуумный промежуток.

Переход критической эмиссии в вакуумный разряд. Известно, что ин-жекция ионно-электронной плазмы в вакуумный промежуток является необходимым условием вакуумного разряда [8, 9]. Если обеспечить приток электронов к эмиссионным центрам, то критическая электронная эмиссия индуцирует неравновесный фазовый переход возникновения вакуумного разряда между поверхностью диэлектрика и металлическим коллектором. Использовали два способа снабжения эмиссионных центров электронами — по поверхности и через объем. Первый способ снабжения эмиссионных центров электронами. На поверхность диэлектрика напыляли кольцевые металлические электроды, соединенные с землей или источником отрицательного потенциала (рис. 1, а). Эмиссия индуцирует поверхностный разряд (АаэЬоуег) между кольцевым электродом и эмиссионными центрами. Приток электронов обеспечивается током проводимости поверхностной плазмы. Во времени вакуумный разряд, индуцированный критиче-

ской эмиссией, всегда следует за импульсом эмиссии (рис. 2). Ток разряда, являющийся квазистационарным, пропорционален внешнему напряжению на кольцевом электроде либо коллекторе. Следует отметить, что инжекция ионной плазмы из диэлектрика в вакуум и вакуумный разряд происходят как при положительном, так и отрицательном напряжении на коллекторе (осциллограммы 5, б, рис. 2 ). При отрицательном потенциале на коллекторе ток вакуумного разряда меняет знак на противоположный. Вакуумный разряд не наблюдался при положительном напряжении на кольцевом электроде, так как не было условий для поддержания электронейтральности образца. Если диэлектрик облучается последовательностью субкритических импульсов, то эмиссия либо возникает благодаря эффекту накопления заряда, или не возникает, если этот эффект не существен. Вакуумный разряд возникает только в первом случае, т.е. индуцируется эмиссией. Наконец, вакуумный разряд никогда не возникает даже при плотностях облучения значительно больше критической, если образец диэлектрика заменить металлической пластинкой. Если на коллектор или сетку, расположенную между ним и образцом, подавалось внешнее напряжение, то критическая эмиссия индуцировала вакуумный разряд между сеткой и коллектором. И в этом случае ток разряда пропорционален внешнему напряжению. Если вместо сетки была 14 мкм-алюминиевая фольга, то вакуумный разряд между двумя фольгами не наблюдался. Второй способ снабжения эмиссионных центров электронами. Металлический острийный электрод (игла) внедрялся с тыльной стороны в диэлектрик так, что достигал облученного слоя образца (рис. 1, б). В этом случае эмиссия индуцировала инжекцию электронов с острия в диэлектрик. В случае, когда в диэлектрик внедрен острийный электрод, порог эмиссии приблизительно тот же, что и в табл. 1. Критическая эмиссия происходит с открытой поверхности диэлектрика, на которой нет никаких металлических электродов. Она переходит в вакуумный разряд, который сопровождается пробоем объема диэлектрика между острийным электродом и эмиссионными центрами. Чтобы индуцировать переход эмиссии в вакуумный разряд и пробой диэлектрика, необходимо было приложить к внедренному острию отрицательный потенциал не меньше (200 -f- 250 В).

Пробой по поверхности диэлектрика (flashover). В геометрии с открытой облучаемой поверхностью без кольцевых электродов при плохом вакууме (Ю-3 Topp.) и высоком внешнем напряжении на коллекторе (-6 кВ) в результате эмиссии может произойти пробой вакуумного промежутка и перекрытие по поверхности диэлектрика. В этом случае ток разряда виден на сигнале с коллектора и с тыльного электрода.

Объемный пробой диэлектрика, индуцированный критической эмиссией. В результате неоднократных актов эмиссии диэлектрик может пробиться. В результате последующих импульсов облучения и эмиссии канал прорастает сильнее, иногда в области облучения может возникнуть ответвление от основного канала пробоя. Более подробно пробой диэлектрика, индуцированный критической эмиссией, исследовался на ЩГК в геометрии с внедренным острийным электродом (иглой), приведенной на рис. 1, б. При наличии отрицательного напряжения на острийном электроде пробой образца всегда сопровождался вакуумным разрядом, ток которого измерялся осциллографом с коллектора. Вакуумный разряд всегда следовал за импульсом эмиссии (осциллограмма 4 на рис. 2). Пробой кристаллов происходил после нескольких (5 -г 20) импульсов облучения при плотностях инжектированного в образец заряда приблизительно полутора рс/. Пробой не зависел от величины приложенного к электроду напряжения. В случае хорошо проросшего канала пробоя, что происходило после нескольких импульсов (1 4- 4), ток вакуумного разряда становится постоянным и зависит только от величины внешнего напряжения. Если облучаемая грань кристалла накрывалась заземленной металлической фольгой, то критическая эмиссия не возникала. В этом случае пробой диэлектрика не наблюдается и после 50 4- 60 импульсов облучения при напряжении на острие до 2,5 кВ. Учитывая то обстоятельство, что вакуумный разряд в результате критической эмиссии наблюдался при минимальном напряжении между коллектором и острийным электродом равном 2004-250 В (сквозной пробой диэлектрика при столь низких внешних полях порядка 104 В/см не возникает), можно сделать вывод, что пробой диэлектрика в условиях эксперимента индуцируется критической эмиссией, а не наоборот. Подтверждением этому служит и тот факт, что на ЩГК толщиной порядка 200 мкм в однородном поле и поле отрицательного острия время разряда не бывает меньше Ю-8 с. В случае критической эмиссии в геометрии с острийным электродом при тех же толщинах кристаллов вакуумный разряд наблюдается сразу после импульса эмиссии, т.е. до возникновения сквозного канала пробоя. Доказательством того, что объемный пробой — следствие эмиссии, а не наоборот, служат осциллограммы тока эмиссии и вакуумного разряда. Видно, что пробой всегда запаздывает относительно эмиссии.

В четвертой главе обсуждается и сравнивается с экспериментом модель критической мощной электронной эмиссии из диэлектрика, индуцированной инжекцией плотного наносекундного пучка электронов. Модель

рассматривает это явление, как последовательность элементарных процессов: поглощение энергии и заряда электронного пучка в диэлектрике, образование поглощенным зарядом электрического поля, генерация носителей тока в диэлектрике электронным пучком, ионизация донорных уровней в сильном электрическом поле, движение свободных электронов к поверхности диэлектрика и вылет их в вакуум (автоэлектронная эмиссия). В главе эти процессы вначале рассмотрены по отдельности, потом дано качественное описание всех процессов, приводящих к эмиссии.

Теоретическое исследование критической эмиссии, индуцированной ин-жекцией плотного наносекундного пучка электронов, составление сглемы уравнений модели и ее численное решение выполнено в лаборатории нелинейной физики ТПУ Т. А. Тухфатуллиным.

Качественное описание процессов, приводящих к критической эмиссии, состоит в следующем. При облучении диэлектриков электронными пучками большой плотности создается высокий уровень ионизации: максимальная энергия образующихся электрон-дырочных пар намного больше удвоенной ширины запрещенной зоны. Электроны и дырки высоких энергий (ионизационно-активные) производят соответственно ударную и оже-ионизацию среды. При этом за Ю-15 — Ю-14 с они создают электрон-дырочные пары. Число электрон-дырочных пар быстро растет, а их энергия уменьшается. Этот процесс продолжается до тех пор, пока ионизационно-активные электроны и дырки не потеряют способность ионизовать среду и становятся ионизационно-пассивными.

Объемная скорость образования ионизационно-пассивных электронов и дырок дпь/дЬ определяется выражением:

п< я я /я* Мв(х,г)-р • (¿Ее/6х)ср. с(х,1) = дпе/т = дпк/т= <Еек> =-(1>5еД,} (6)

где Мо — мощность дозы [Вт/кг], р — плотность вещества [кг/м3], ^(х, £) — плотность тока пучка, поглощенного образцом, [А/м2], йЕе/йх — распределение линейных потерь энергии по глубине проникновения пучка [эВ/м] (один из наиболее удобных алгоритмов вычисления поглощенной энергии пучка предложен в работе [10], он позволяет вычислить —(йЕе/6х) и пробеги с точностью 1 %), < Ееи > — средняя энергия, необходимая для создания одной ионизационно-пассивной электрон-дырочной пары [эВ] (обычно принимают < Еен >« 1,5Ед, где Ед — ширина запрещенной зоны диэлектрика [2]).

Ионизациошю-пассивные электроны и дырки отдают энергию решетке путем испускания фононов. Скорость релаксации их энергии уменьшается в 103 — 105 раз по сравнению с ионизационно-активными.

Спектр неравновесных носителей в ионизационно-пассивной области состоит из двух основных частей — низкоэнергетической (НЭ) и высокоэнергетической (ВЭ)[2]. НЭ занимает узкую полосу у дна зоны. Средняя энергия носителей в ней равна |кТ, где Т — температура решетки, к — постоянная Больцмана. ВЭ простирается от границы НЭ вверх до границы пассивной зоны. Соотношение между числом ВЭ и НЭ электронов определяется только временем жизни НЭ электронов на дне зоны проводимости (на дне зоны подвижности в неупорядоченных материалах). Время жизни высокоэнергетических носителей порядка Ю-12 с.

Подвижные электроны и дырки пробегают некоторый путь и локализуются. В некоторых материалах, например в ЩГК, дырки автолокализуют-ся и образуют VK - центр. Пробег дырок до автолокализации мал и модель пренебрегает их вкладом в процессы переноса. Электроны локализуются путем захвата на всевозможных собственных и примесных дефектах. При средних и высоких плотностях ионизации одним из главных каналов стока электронов с дна зоны проводимости становится захват дырками. В совершенных кристаллах преобладает прямой захват электронов дырками валентной зоны или самозахваченными дырками. Электрон, захваченный дыркой, образует экситон, а электрон, захваченный автолокализованной дыркой (VK - центром), — автолокализованный экситон. Процесс локализации электронов на дырках и образование экситонов описывается уравнением:

(dnA (dnk\ (dneh\

где пе,щ — концентрация электронов и дырок [1/м3], neh — концентрация экситонов [1/м3], ci — константа скорости захвата электрона дыркой в экситонное состояние [м3/с] (оценка дает ci « Ю-7 -f 10~6 см3/с).

Электроны и дырки, связанные в экситоны (eh - центры), способны прорекомбинировать. Этот процесс приводит к убыванию концентрации экситонов по закону:

= f (8)

ИГ / рек. Teh

где reh — время рекомбинации экситона (оценка для NaCl при 300 К дает reft» Ю-8 е.).

Рекомбинацией электронов и дырок на других центрах модель пренебрегает.

В материалах с высокой концентрацией уровней захвата (ловушек), образовавшихся в результате ионизирующего облучения, происходит ин-

тенсивная локализация электронов на этих уровнях. Глубина залегания уровней захвата 0,1 -г 0,6 эВ.

Анализ экспериментальных результатов показывает, что, рассматривая кинетику электронно-дырочных процессов в диэлектрике при мощном электронном облучении, необходимо учитывать не только рождение электронов и дырок и их бинарные столкновения с образованием эксито-нов, донорно-акцепторных пар, рождением френкелевских дефектов типа F + Н - центры, но и тройные столкновения типа захвата электрона эк-ситонами и образования eeh - центра или захвата электрона парой F + Н - центр и образования F1 + Н - центр. Наиболее однозначный экспериментальный результат, требующий учета тройных столкновений, — это зависимость проводимости от мощности дозы (или плотности тока) пучка электронов, измеренная в нашей лаборатории А. М. Котляревским, который показал, что а = const, то есть концентрация носителей формируется в результате тройных столкновений типа оже-рекомбинации.

Вся совокупность электрон-дырочных центров, возникших в результате тройных столкновений, обозначается условно: "ее/i", включая в их число экситоны, захватившие второй электрон, F1 + Н - пары и т.д.

Процесс образования eeh - центров приводит к уменьшению концентрации электронов и экситонов по следующему закону: _ (dnA ^ _ /dneh\ _ /dneeh\ _

\ dt ) eeh V dt J eeh \ dt J eeh ' * ' где C2 — константа скорости захвата электрона нейтральным центром в eeh - центр [м3/с] (оценка сг « Ю-8 -f Ю-7 см3/с).

Электроны и дырки, связанные в eeh - центры, способны прорекомби-нировать. Этот процесс приводит к убыванию их концентрации по закону:

MwA = _neeh ^ (10)

V Ctt / рек- T~eeh

где Teeh — время туннельной рекомбинации внутри eeh - центра. Время туннельной рекомбинации в диэлектриках простирается от Ю-8 с до макроскопических времен (минуты, часы). Модель ориентируется на наиболее неблагоприятный случай — время рекомбинации минимальное, т.е. Ю-8 с.

Кроме обычной туннельной рекомбинации внутри eeh - центров с пространственно разделенными электронами и дырками, возможна туннельная оже-рекомбинация. Вероятность собственно оже-перехода очень высока, если выполняется закон сохранения энергии. Поэтому время туннельной оже-рекомбинации того же порядка, что и время туннельной рекомбинации. Туннельной рекомбинацией внутри eeh - центров пренебрегается. В

результате оставшейся туннельной оже-рекомбинации концентрация ееЛ -центров убывает, а концентрация свободных электронов в зоне проводимости увеличивается по закону (10).

Уровень захвата с локализованным на нем электроном является донор-ным уровнем. При наличии в диэлектрике электрического поля Е, потенциальная диаграмма атома (ловушки, уровня захвата) искажается, и энергия ионизации <5 уменьшается на величину Д<3 = 2^{егЕ)/(Атт£0е). В электрическом поле уровень захвата становится источником свободных электронов благодаря эффектам типа Пула-Френкеля. Эффект Пула-Френкеля становится заметен при полях Е равных 103 -г 104 В/см. Скорость ионизации донориых уровней определяется выражением:

^ = ^ехр(-(д-Дд)/кТ)М = 1(Е)Ы , (И)

где N — число центров захвата, способных к ионизации, (в модели ее/г -центры), 7(Е) — частота ионизации у(Е) = г^ехр(—(¿/кТ), V — частотный фактор, равный частоте колебания электрона, и — 1015 [1/с], Т — температура.

Таким образом, концентрация свободных электронов в диэлектрике увеличивается за счет тока пучка, объемной генерации в результате каскадной ионизации вещества (описывается уравнением (6)), ионизации донор-ных уровней (ее/г - центров) в сильных электрических полях в результате эффектов типа Пула-Френкеля (описывается уравнением (И)), туннельной оже-рекомбинации ее/г - центров по закону (10), уменьшается за счет процессов образования экситонов и ее/г - центров по закону (7) и (9), соответственно.

Квазисвободные электроны, созданные в диэлектрике первичным пучком, переносятся током проводимости к поверхности диэлектрика. Как показали исследования, проводимости диэлектриков, при импульсном облучении плотными наносекундными пучками электронов в образце наблюдается несколько видов неравновесной электронно-дырочной проводимости. Проводимость — сложное явление, она зависит от температуры, плотности пучка, содержания примесных и собственных дефектов, от структуры материала, внешних и внутренних полей. Импульс тока проводимости в диэлектрике при импульсном облучении плотными электронными пучками состоит из двух составляющих — мгновенной и инерционной. Вклад в эти составляющие вносят различные неравновесные электроны, подвижность которых определена экспериментально [2]. Для КаС1 подвижность неравновесных электронов лежит в интервале (3-^9) • Ю-4 м2/В-с. В модели берется усредненная подвижность электронов це. Поэтому, плотность

тока проводимости определяется выражением Jc(x, t) = епецеЕ.

Электрическое поле в диэлектрике образуется объемным зарядом pv{x) и вычисляется согласно уравнению Пуассона. Поле достигает наибольшей величины в приповерхностном слое иве раз увеличивается при выходе из диэлектрика в вакуум (см. рис. 3). Объемный заряд в диэлектрике создают свободные дырки с концентрацией щ, свободные электроны — пе и электроны, локализованные на центрах захвата, — neeh- Таким образом, получаем pv = (п/, — пе — neeh)e-

Через некоторое время после начала облучения поле в диэлектрике достигает критической величины, достаточной для того, чтобы электроны зоны проводимости диэлектрика могли образовать заметный автоэмиссионный ток из образца. Вероятность выхода электронов в вакуум описывается обобщенной теорией Фаулера-Нордгейма [9]. Плотность тока автоэмиссии из диэлектрика вычисляется по формуле, учитывающей эмиссию электронов только из зоны проводимости [11]:

2ж

£тах

d£ ,

(12)

Je = ~ I № ¡dip ] D(£x)d£x £=0 Lo о

где h — постоянная Планка, £ — полная энергия электрона, /(£) — распределение электронов в зоне проводимости, D(£x) — коэффициент прозрачности потенциального барьера, £х — нормальная составляющая кинетической энергии электрона, £™ах — максимальное значение £х при данной полной энергии £.

Коэффициента прозрачности D(£x) для диэлектрика (полупроводника) при наличии электрического поля имеет вид [11]:

D(£x) = ехр

87г\/2m

(■■Ф■

(13)

3е£(+0)й ^ 7 \ф где -ф — работа выхода в вакуум, Агр — уменьшение работы выхода в электрическом поле, О(Аф/(ф — £х)) = 0(и) — функция Нордгейма.

В эмиссии участвуют низкоэнергетические электроны, занимающие узкую полосу у дна зоны проводимости шириной |кТ. С учетом спектра низкоэнергетических электронов в зоне проводимости ток эмиссии будет:

d£ ,

(14)

I [I т)*£х

где коэффициент прозрачности 0(£х) вычисляется по формуле (13). Следовательно, плотность автоэмиссионного тока из диэлектрика определяется полем на его поверхности и концентрацией электронов у поверхности

диэлектрика, которая поддерживается током проводимости в приповерхностной области.

В главе приведены основные результаты расчета системы уравнений, описывающих критическую эмиссию. Рассчитанная плотность тока эмиссии ,/е(£) представляет собой гигантский моноимпульс, который возникает во время облучения, когда поле под поверхностью диэлектрика превосходит Е(—0,£) и 5 • 105 В/см. Это соответствует экспериментальным результатам. Расчет показывает, что при коэффициенте эмиссии Ке = 0,5 4- 0,7 амплитуда плотности тока эмиссии для КаС1 примерно той же величины, что и амплитуда плотности тока первичного пучка. Временные свойства эмиссии (время запаздывания, форма импульса эмиссии), полученные в результате расчета, имеют те же закономерности, которые были определены в ходе экспериментальных исследований критической эмиссии. Расчетные зависимости временных свойств эмиссии не имеют флуктуаций, свойственных экспериментальным результатам и связанных с неустойчивым характером эмиссии, как критического явления.

Модель не учитывает пространственную неоднородность эмиссии. Хотя, вероятность выхода электрона из диэлектрика возрастает на микронеровностях и выступах, всегда имеющихся на поверхности диэлектрика, на которых происходит усиление поля. Поперечная неоднородность эмиссии, обнаруженная экспериментально, приводит к значительному увеличению плотности тока из эмиссионных центров по сравнению со средней плотностью тока, и, как следствие, к взрыву поверхности диэлектрика и выбросу иоино-электронной плазмы в вакуумный промежуток. Время, необходимое для разрушения и испарения диэлектрика при воздействии импульсного напряжения, не превышает примерно Ю-10 с [12].

Тем не менее, модель, основанная на изложенных выше качественных представлениях о механизме критической мощной электронной эмиссии диэлектриков, дает удовлетворительное объяснение основных характеристик эмиссионного поля, обнаруженных экспериментально.

Основные результаты и выводы

1. Разработана методика н создана экспериментальная установка для исследования мощной критической электронной эмиссии из диэлектрика под действием плотных электронных пучков. Установка включает нано-секундный сильноточный ускоритель электронов типа ГИН-600, экспериментальную камеру, вакуумную систему, регистрирующую аппаратуру с субнаносекундным временным разрешением. Используемые методики по-

зволяют измерять основные характеристики критической эмиссии, ее временные и амплитудные свойства, определять заряды.

2. Выполнено первое исследование собственных характеристик мощной критической электронной эмиссии из диэлектрика, индуцированной инжекцией плотного электронного пучка наносекундной длительности. В частности обнаружено следующее.

2.1. При достижении некоторой критической напряженности поля инжектированного заряда (105-106В/см), диэлектрик совершает неравновесный фазовый переход в устойчивое эмиссионное состояние, в результате которого из диэлектрика выбрасывается заряд приблизительно равный инжектированному.

2.2. Мощная критическая эмиссия реализуется в форме моноимпульса длительностью 2-10 не, причем токи эмиссии и инжектированного пучка одного порядка. Коэффициент эмиссии (отношение эмиттированного заряда к инжектированному) 0,7 - 1.

2.3. Ток эмиссии может запаздывать относительно импульса облучения на 1 - 20 не, то есть эмиссионная неустойчивость диэлектрика способна интенсивно развиваться после прекращения облучения. Время запаздывания уменьшается с ростом плотности инжектированного в образец заряда.

2.4. Критическая эмиссия обладает сильной пространственной неоднородностью, она происходит из эмиссионных центров. Плотности тока из эмиссионных центров настолько велика, что она может привести к взрыву поверхности диэлектрика и выбросу ионно-электронной плазмы в вакуумный промежуток. Если обеспечить приток свободных электронов к эмитти-рующим центрам (либо по поверхности, либо из объема диэлектрика), то мощная критическая эмиссия переходит в устойчивый вакуумный разряд между диэлектриком и анодом. Критическая эмиссия способна индуцировать поверхностный разряд (АавЬоуег).

2.5. Мощная критическая эмиссия способна индуцировать внутренний объемный пробой диэлектрика.

3. Критическая эмиссия наблюдается из различных диэлектриков под действием как слабых, так и мощных электронных пучков, когда электрическое поле инжектированного заряда достигает определенной критической величины порядка 105-106В/см. Она является эффектом нелинейной физики, который имеет особенности при слабом и сильном радиационном воздействии. В основе понимания механизма мощной критической электронной эмиссии из диэлектрика, индуцированной инжекцией плотного электронного пучка наносекундной длительности, лежат результаты проведенных ранее исследований воздействия на диэлектрики плотных

электронных пучков наносекундной длительности. Это явление рассматривается как последовательность следующих элементарных процессов: поглощение энергии и заряда электронного пучка в диэлектрике, образование поглощенным зарядом электрического поля, генерация носителей тока в диэлектрике электронным пучком, ионизация донорных уровней в сильном электрическом поле, движение свободных электронов к поверхности диэлектрика и вылет их в вакуум. Теоретическая модель явления (разработана Т. А. Тухфатуллиным), основанная на таком качественном представлении о механизме критической мощной электронной эмиссии, дает удовлетворительное объяснение амплитудных и временных характеристик эмиссионного поля, обнаруженных экспериментально.

Список работ, опубликованных по теме диссертации

1. Вайсбурд Д.И., ПичугинВ.Ф., Таванов Э.Г., Твердохлебов С.И., Чмух В.Н. Эмиссия из диэлектриков под действием электронных пучков высокой плотности //VI Всесоюзный симпозиум по сильноточной электронике. Тезисы докладов. Томск. - 1986. - часть 1. - с. 9-11.

2. Вайсбурд Д.И., ПичугинВ.Ф., Таванов Э.Г., Твердохлебов С.И., Чмух В.Н. Физические процессы на границе диэлектрик-вакуум при импульсном воздействии электронных пучков высокой плотности // IV Всесоюзное совещание. Воздействие ионизирующего излучения и света на гетерогенные системы. Тезисы докладов. Кемерово. - 1986. - часть 1. - с. 165-166.

3. Вайсбурд Д.И., Пичугин В.Ф., Пичугина М.Т., Твердохлебов С.И. Инициирование разряда в вакууме электронным пучком // Совместное заседание секции научных советов АН СССР "Научные основы электрофизики и электроэнергетики" и "Проблемы мощной импульсной энергетики". Тезисы докладов. Томск. - 1986.

4. Вайсбурд Д.И., Пичугин В.Ф., Твердохлебов С.И. Пороговая эмиссия диэлектриков при их облучении импульсными электронным потоками // VII Всесоюзный симпозиум по сильноточной электронике. Тезисы докладов. Томск. - 1988. - часть 1.-е. 76-77.

5. Вайсбурд Д.И., Твердохлебов С.И., Чмух В.Н. Пробой и разрушение диэлектрика как следствие мощной пороговой эмиссии его под действием импульсного облучения плотным пучком электронов // VII Всесоюзная конференция по радиационной физике и химии неорганических материалов. Тезисы докладов. Рига. - 1989. часть 1. - с. 130-131.

6. Вайсбурд Д.И., Твердохлебов С.И. Критическая электронная эмиссия

из диэлектриков под действием плотных электронных пучков наносекунд-ной длительности // Ред. журн. "Изв. ВУЗов. Физика". - Томск, 1989. -28с. - Деп. в ВИНИТИ 12.12.89. No 7365-В89.

7. Вайсбурд Д.И., Твердохлебов С.И. Коэффициент мощной критической электронной эмиссии диэлектриков, индуцированной плотным электронным облучением // VIII Всесоюзный симпозиум по сильноточной электронике. Тезисы докладов. Свердловск. - 1990. - часть 1.-е. 61-63.

8. Вайсбурд Д.И., Твердохлебов С.И. Критическая электронная эмиссия из диэлектрика, инициированная плотным электронным пучком // V Всесоюзное совещание. Радиационные гетерогенные процессы. Тезисы докладов. Кемерово. - 1990. - часть 1. - с. 112-113.

9. Vaisburd D., Tverdokhlebov S. and Kotlyarewski A. Powerful critical emission of electrons from dielectric into vacuum initiated by pulsed injection of dense electron beam into the emitter // Ргос. XIV Intern. Symp. on Discharge and Electrical Insulation in Vacuum. Santa-Fe. New-Mexico. USA. - 1990. - p. 395-399.

10. Вайсбурд Д.И., Твердохлебов С.И., Тухфатуллин T.A. Нелинейная модель интенсивной критической электронной эмиссии, индуцированной импульсной инжекцией плотного пучка электронов в диэлектрик // 8-я конференция по радиационной физике и химии неорганических материалов РФХ-8. Тезисы докладов. Томск. - 1993. - часть 1.-е. 82.

11. Tverdokhlebov S., Vaisburd D. Critical high-power electron emission from dielectric induced by high-density electron beam injection // Proc. 2 Int. Conf. on Space Charge in Solid Dielectrics. Antibes. Prance. - 1995. - pp. 118125.

12. Твердохлебов С.И. Пространственная неоднородность критической мощной электронной эмиссии из диэлектриков под действием плотного пучка электронов // 9-я международная конференция по радиационной физике и химии неорганических материалов РФХ-9. Тезисы докладов. Томск. - 1996. - с. 371-372.

13. Vaisburd D., Tverdokhlebov S., Tukhfatulin Т. High-power critical electron emission from dielectric induced by high-current-density electron beam injection and its transition to vacuum dreakdown // Proc. XVII Intern. Symp. on Discharge and Electrical Insulation in Vacuum. Berkeley. California. USA. - 1996.- V. I - p. 435-438.

14. Vaisburd D., Tverdokhlebov S., Tukhfatulin T. High-power critical electron emission from dielectric induced by injection of high-current-density electron beam // Proc. 11-th Intern. Pulsed Power Conf. Baltimore. Maryland. USA. - 1997. - 6 p. - in press.

Литература

[1] Вайсбурд Д.И., Месяц ГЛ., Сёмин Б.Н. Малогабаритные ускорители и радиационная физика // Всесоюзное совещание "Диэлектрические материалы в экстремальных условиях". Тезисы докладов. Суздаль. - 1990. - том. 1. - с. 25-33.

[2] Вайсбурд Д.И., Сёмин Б.Н., Таванов Э.Г. и др. Высокоэнергетическая электроника твердого тела. - Новосибирск: Наука, 1982. - 227с.

[3] Балычев И.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Мощная эмиссия при импульсном облучении диэлектриков электронными пучками большой плотности // Изв. ВУЗов, Физика. - 1975. - № 3. - с. 157-158.

[4] Балычев И.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Мощная пороговая эмиссия диэлектриков при облучении наносекундными электронными пучками большой плотности // Письма в ЖТФ. - 1976. - том. 2, № 7. - с. 327-330.

[5] Мalter L. Thin film field emission // Phys. Rev. - 1936. - V. 50, №. 1. -pp. 48 - 58. Malter L. // Phys. Rev. - 1936. - V. 49, №. 11. - pp. 879-880.

[6] Dow J., Nablo S.V. Time resolved electron deposition studies at high dose rates in dielectrics // IEEE Trans. Nucl. Sci. - 1967. - V. NS-14, №. 6. -pp. 231-236.

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

[8] Фурсей Г.Н., Воронцов-Вельяминов П.Н. Качественная модель инициирования вакуумной дуги // ЖТФ. - 1967. - том. 37, № 10. - с. 1870-1888.

[9] Месяц Г.А., Проскуровский Д.И. Импульсный электрический разряд в вакууме. - Новосибирск: Наука. Сиб. отделение, 1984. - 256с.

[10] Tabata Т., Ito R. An algorithm for the energy deposition by fast electrons // Nucl. Sci. and Eng. - 1974. - V. 52. - pp. 226-239.

[И] Фишер P., Нойман X. Автоэлектронная эмиссия полупроводников. Современные проблемы физики. - М.: Наука, 1971. - 215с.

[12] Месяц Г.А. Эктоны. - Екатеринбург: УИФ "Наука", часть 1, 1993; часть 2, 3, 1994.