Неравновесные процессы в диэлектриках и полупроводниках при импульсном электронном возбуждении тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

На правах рукописи

РГо од

2 р ляг ?ЛЩ

Штанько Виктор Федорович

НЕРАВНОВЕСНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ДИЭЛЕКТРИКАХ И ПОЛУПРОВОДНИКАХ ПРИ ИМПУЛЬСНОМ ЭЛЕКТРОННОМ ВОЗБУЖДЕНИИ

Специальность: 01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Томск-2000

Работа выполнена в Томском политехническом университете

Научный консультант

заслуженный деятель науки РФ,

доктор физико-математических наук, профессор

Лисицын Виктор Михайлович

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор

Адуев Борис Петрович доктор физико-математических наук, профессор Боев Сергей Григорьевич доктор физико-математических наук, профессор

Брудный Валентин Натанович

Ведущая организация: Уральский государственный

технический университет, г. Екатеринбург

Защита состоится " ' " 2000 г. в ' ^часов

на.заседании на заседании диссертационного совета Д 063.80.07 в Томском политехническом университете по адресу: 634050, г.Томск, пр.Ленина, 30, ТПУ.

С диссертацией можно ознакомиться в научно-технической библиотеке Томского политехнического университета.

Автореферат разослан "_"_' 2000 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета

ДОКТОр фиЗИКО-МатРмятнчегк-иу ня^

профессор

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

АКТУАЛЬНОСТЬ ТЕМЫ. Изменение физических свойств материалов при воздействии ионизирующей радиации обусловлено накоплением стабильных при условиях облучения радиационных дефектов. Накопление стабильных дефектов является результатом сложной совокупности протекающих во времени процессов генерации, взаимодействия и распада электронно-дырочных возбуждений и первичных структурных дефектов. Прямое исследование этой совокупности процессов стало возможным с появлением методов импульсной спектроскопии с временным разрешением и импульсных источников возбуждающей радиации. В качестве таких источников нашли широкое применение импульсные электронные пучки (ИЭП), генерируемые ускорителями с взрывной эмиссией, разработанные в ИСЭ РАН под руководством Г.А. Месяца. Облучение ИЭП позволяет получать концентрации короткоживущих дефектов, достаточные для детектирования их методами импульсной оптической спектрометрии. Однако, использование высоких уровней возбуждения для решения задач радиационной физики твердого тела привело к выявлению новых проблем, характерных для мощных воздействий.

Появление малогабаритных импульсных ускорителей и наличие высокоэффективных кристаллофосфоров обеспечили реальные предпосылки для получения нового класса импульсных катодолюминесцентных источников (КЛИ) оптического излучения с высокой удельной плотностью мощности (-300 Мвт/см2). Для достижения оптимальных параметров КЛИ необходимо использовать предельно высокие уровни возбуждения. Однако, повышение плотности возбуждения приводит к увеличению скорости деградации излучательных и механических свойств вплоть до нарушения сплошности материалов. Подобная проблема радиационно-механической стойкости возникает при реализации электронно-лучевых технологий модификации свойств материалов.

Расширение сферы использования ИЭП высокой плотности для решения конкретных задач технологии и при исследовании быстропро-текающих радиационно-стимулированных процессов в диэлектриках и полупроводниках предопределяет актуальность развития представлений о физике процессов энерговыделения в высокоомных материалах.

СОСТОЯНИЕ ПРОБЛЕМЫ. Первые эксперименты с использованием ИЭП выявили специфику их воздействия на материалы. Было обнаружено хрупкое разрушение полупроводниковых материалов (Oswald R.B., 1966), а затем ионных кристаллов и стекол (Вайсбурд Д.И. с сотр., 1972, 1976), горных пород (Avery R.T., 1973). Было показано, что вероятность хрупкого разрушения щелочно-галоидных кристаллов (ЩГК) зависит от геометрии облучения и предыстории образца. Несмотря на значительное

внимание, уделявшееся исследованию этого явления, механизмы формирования разрушающих механических напряжений до сих пор изучены недостаточно. Oswald R.B. предполагал, что основной причиной возникновения разрушающих механических напряжений является импульсный нагрев материала (термоудар) вследствие ионизационных потерь энергии ускоренных электронов. Вайсбурд Д.И. (1975) предложил плазменный механизм, определяющий первую ступень в функции распределения вероятности разрушения, согласно которому наличие плотной электронно-дырочной плазмы (ЭДП) приводит к снижению порога разрушения.

В первых работах, как правило, изучение хрупкого разрушения проводилось при однократном облучении ИЭП с плотностью энергии близкой или выше некоторой пороговой величины. К началу наших исследований были определены функции распределения вероятности разрушения, пороговые плотности энергии для хрупкого разрушения целого ряда материалов, определены скорости прорастания трещины, которые, однако, не дали полного ответа на вопрос о природе доминирующих механизмов формирования разрушающих механических напряжений в наносекундном временном диапазоне. Недостаточно уделялось внимания экспериментальным исследованиям начальных стадий деградации механических свойств материалов при многократном облучении ИЭП с допороговыми энергиями. Не проводились исследования остаточных механических напряжений и их пространственного распределения, результаты которых могли бы дать важную информацию о причинах возникновения локальных разрушающих напряжений. Практически отсутствовали систематические исследования морфологии разрушения при различных уровнях электронного возбуждения. При анализе результатов исследования разрушения высокоомных материалов обычно- принималась во внимание высокая скорость ввода энергии.

Специфика воздействия ИЭП заключается в том, что одновременно с энергией с высокой скоростью инжектируется отрицательный заряд и, соответственно, формируется импульсное электрическое поле. В зависимости от свойств материалов, способа обмена зарядом облучаемого образца с окружающей средой и геометрии облучения импульсное электрическое поле может инициировать электрический пробой. Процессы инициирования развития пробоя, возможная роль электроразрядных процессов в формировании разрушающих напряжений при воздействии ИЭП почти не изучались.

Развитие деградационных процессов в полупроводниковых лазерах с электронным возбуждением связывалось со следующими причинами. Снижение мощности генерации объяснялось радиационно-стимулированной трансформацией дефектов структуры, причем в области низких температур - с перезарядкой элементов кластеров, а при высоких - с дополнительным включением диффузионных процессов. Катастрофическая деградация активных элементов при критических режимах возбуждения связывалась либо с генерацией термоупругих напряжений, либо с процес-

сом разрушения под действием собственного излучения.

ЦЕЛЬ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ. Исследование радиационно-стимулированных неравновесных процессов в диэлектриках и прямозон-ных полупроводниках при высоких уровнях импульсного электронного возбуждения, определение условий развития электроразрядных процессов и их роли в деградации механических и оптических свойств материалов.

Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:

1. Разработка импульсного спектрометра с пространственно-временным разрешением регистрируемых параметров; реализация поляризацион-но-оптического метода регистрации динамических и статических механических напряжений; разработка методики синхронного электронно-оптического возбуждения ионных кристаллов; постановка методик диагностики параметров ИЭП.

2. Изучение влияния плотности тока (энергии) ИЭП и геометрии облучения на пространственно-временное распределение поглощенной энергии и электрического поля в высокоомных материалах.

3. Исследование закономерностей формирования импульсной катодолю-минесценции прямозонных полупроводников группы А2В6 и их твердых растворов и процессов деградации механических и излучательных свойств при высоких уровнях электронного возбуждения.

4. Исследование поляризационно-оптическим методом динамических и остаточных механических напряжений, генерируемых в щелочно-галоидных кристаллах ИЭП с варьируемой плотностью энергии, изучение влияния геометрии и режима облучения на величину и пространственное распределение механических напряжений.

5. Изучение эволюции морфологии разрушения кристаллических диэлектриков и полупроводников при одно- и многократном воздействии ИЭП с варьируемой плотностью энергии и геометрии облучения.

В качестве ОБЪЕКТА исследования выбраны широко используемые в качестве модельных объектов номинально чистые и активированные щелочно-галоидные кристаллы (КС1, КВг, ЫаС1, К1, ЫР); кристаллы фторидов щелочно-земельных металлов (СаР2, БгР2, ВаР2), выращенные в ГОИ (Санкт-Петербург); монокристаллы полупроводников А2В6 и их твердые растворы, выращенные кристаллизацией из паровой фазы методом Давыдова-Маркова в НПО "ПЛАТАН" (Фрязино), НИИ МВ (Зеленоград), кристаллы СёТе, выращенные из расплава в МИСИС (Москва).

НАУЧНАЯ НОВИЗНА.

1. Проведены систематические исследования прямыми методами с пространственно-временным разрешением динамических и остаточных механических напряжений, эволюции морфологии разрушений в ЩГК, ФЩЗМ и прямозонных полупроводниках А2В6 при одно- и многократном облучении ИЭП с варьируемой плотностью энергии.

2. Установлено, что одной из причин кумуляции энергии ИЭП в высокоомных материалах, приводящей к формированию разрушающих меха-

нических напряжений, являются электроразрядные процессы, пространственная локализация которых определяется геометрией облучения и исходными структурными дефектами.

3. Впервые в ионных кристаллах обнаружены периодические структуры разрушений (ПСР), определено время образования и изучена их эволюция при увеличении плотности энергии ИЭП.

4. В кристаллах 1ЛР, подвергнутых многократному облучению ИЭП при 295 К, обнаружено пространственно-неоднородное распределение концентрации накопленных Р-агрегатных центров окраски, обусловленное совокупным действием факторов многоканального электрического пробоя (теплового и электрического полей, динамических механических напряжений и т.д.).

5. Изучен спектральный состав наведенного оптического поглощения, возникающего в области края фундаментального поглощения при облучении ИЭП и реабсорбции краевого излучения в реальных кристаллах прямозонных полупроводников А2В6 и их твердых растворов.

6. Показано, что пространственная неоднородность деградации излуча-тельных свойств полупроводников А2В6 при высоких уровнях возбуждения обусловлена неоднородностью диссипации энергии ИЭП вследствие развития электроразрядных процессов, пространственная локализация которых определяется наличием исходных дефектов и геометрией облучения. Второй причиной деградации излучательных свойств является рост наведенного оптического поглощения с увеличением дозы электронного облучения.

НАУЧНО-ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ РАБОТЫ. Проведенный в настоящей работе комплекс исследований динамических, остаточных статических механических напряжений, морфологии разрушений ионных кристаллов и прямозонных полупроводников при варьировании геометрии и режимов облучения ИЭП в совокупности с результатами математического моделирования пространственного распределения поглощенной энергии и электрического поля показал, что деградация механических свойств вьшокоомных материалов обусловлена двумя основными механизмами диссипации энергии.

Во-первых, пластическая деформация и образование макрозон остаточных напряжений возникают вследствие динамических механических напряжений, вызванных неоднородным импульсным нагревом кристалла в области торможения электронов и возбуждения изгибных волн разгрузки.

Во-вторых, динамические механические напряжения ударного характера возникают вследствие кумуляции энергии при эмиссионно-инициированном многоканальном (или плоскостном) неполном электрическом пробое. Развитие ориентированных разрядов при низких плотностях (=0,15 Дж/см2) приводит к формированию микрозон пластической деформации и остаточных механических напряжений. С ростом плотности энергии ИЭП ориентированные разряды (и плоскостные пробои в ЩГК) ини-

циируют развитие трещин и плоскостей расколов.

При экстремальных режимах облучения включается новый механизм разрушения, определяющий формирование ПСР. Установленные закономерности формирования динамических механических напряжений в ионных кристаллах и полупроводниках позволяют прогнозировать предельные радиационные нагрузки материалов при облучении ИЭП и искать способы управления радиационно-механической стойкостью материалов.

Показана возможность создания эффективного КЛИ для накачки активных сред лазеров. КЛИ использован для накачки лазера на растворе органического красителя родамина 6С. Лазер с КЛИ защищен авторским свидетельством. Макетные образцы КЛИ применялись в экспериментах по оптическому возбуждению короткоживущих дефектов в ФЩЗМ. Высокая мощность излучения КЛИ в сочетании с узким спектром и возможностью варьирования спектрального положения излучения открывают широкие возможности использования этих источников в области спектроскопии.

Разработан и защищен авторским свидетельством способ неразру-шающего контроля излучательных свойств прямозонных полупроводников А2В6 и их твердых растворов, основанный на установленных закономерностях формирования люминесценции, возбуждаемой ИЭП. Разработан и изготовлен действующий макет установки для контроля полупроводников А2В6, который внедрен в НИИ "ПЛАТАН" (г. Фрязино).

НА ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ СЛЕДУЮЩИЕ ПОЛОЖЕНИЯ.

1. Пространственно-временная неоднородность диссипации энергии ИЭП обусловлена с одной стороны известной неоднородностью потерь энергии на ионизацию среды пучком со сложным спектром электронов, а с другой, при плотности тока выше пороговой, - кумуляцией энергии электрического поля инжектированного заряда при развитии электроразрядных процессов, пространственная локализация которых определяется геометрией облучения и предысторией образцов.

2. Кумуляция энергии вследствие развития электроразрядных процессов является одним из механизмов создания динамических механических напряжений в ионных кристаллах и полупроводниках, формирующих тонкую структуру акустического излучения, вызывающих пластическую деформацию и нарушение сплошности сред при многократном облучении, а также эволюцию морфологии разрушений при увеличении плотности возбуждения.

3. Обнаружение нового явления - пространственно-модулированных • структурных разрушений (ПСР) в ЩГК (1лР, ИаС1, КС1, КВг и К1), создаваемых воздействием ИЭП высокой плотности. Экспериментально изученные закономерности образования ПСР и их эволюции в зависимости от геометрии и плотности возбуждения.

4. Модуляция спектров спонтанной и вынужденной импульсной катодо-люминесценции (ИКЛ) кристаллов полупроводников А2В6 при высоких уровнях электронного возбуждения обусловлена наведенным оп-

тическим поглощением вблизи края собственного поглощения. Рост величины оптического поглощения при увеличении дозы облучения является одной из причин деградации излучательных свойств; оптически активные центры, включают в свой состав собственные дефекты решетки, которые образуются в процессе роста кристалла, либо при отжиге в парах компонентов и вакууме. 5. Образование локальных областей тушения ИКЛ прямозонных полупроводников при многократном облучении ИЭП является следствием совокупного действия факторов (импульсного повышения температуры, динамических механических напряжений и т.д.) многоканального электрического пробоя, локализованного на исходных структурных дефектах кристалла.

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Основные результаты диссертации были доложены и обсуждены на: Всесоюзной конференции "Разработка и практическое применение.электронных ускорителей (Томск) 1975; Всесоюзных совещаниях по радиационной физике и химии неорганических материалов (Рига) 1975,1983,1986,1989; (Томск) 1993,1996; Всесоюзной научной конференции "Физика диэлектриков. Пробой и электр. старен." (Баку) 1982, (Томск) 1988; Всесоюзных конференциях по люминесценции (Рига) 1980, (Ровно) 1984, (Москва) 1991; Всесоюзном совещании "Синтез и свойства, исследования, технология и применение люминофоров" (Ставрополь) 1985; Всесоюзной конференции по сильновозбужденным состояниям в кристаллах (Томск) 1988; Всесоюзной конференции по эмиссионной электронике (Киев) 1987; Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Минск) 1985; Всесоюзной конференции "Состояние и перспективы, разработка и применение сцинтилляторов и сцинтилляционных детекторов" (Харьков) 1986; Всесоюзном совещании "Воздействие ионизирующего излучения и света на гетерогенные системы" (Кемерово) 1986, 1990, 1995, 1998; Всероссийском симпозиуме по твердотельным детекторам ионизирующих излучений (Екатеринбург) 1997.

. Содержание диссертации отражено в 72 публикациях, по результатам исследований получено 2 авторских свидетельства.

ЛИЧНЫЙ ВКЛАД АВТОРА. В диссертации обобщены результаты исследований, выполненных непосредственно автором и совместно с сотрудниками кафедры лазерной и световой техники Томского политехнического университета Толмачевым В.М., Олешко В.И., Терещенко Е.А. и сотрудниками вычислительного центра Томского государственного архитектурно-строительного университета Глыбиным В.Г. и Чинковым Е.П. Автору принадлежит выбор направления исследования, постановка задач, анализ и выбор методов решения задач, участие в разработке и постановке методов исследований, выполнение экспериментальных исследований, анализ и обобщение результатов исследований, разработка положений, выносимых на защиту.

ОБЪЕМ И СТРУКТУРА ДИССЕРТАЦИИ. Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы. Поскольку в работе затронуты разные аспекты проблемы диссипации энергии и неравновесных процессов, возбуждаемых в Диэлектриках и полупроводниках воздействием ИЭП, в начале глав приводится краткий анализ литературы по состоянию исследований. Диссертация изложена на 240 страницах, содержит 78 рисунков и общий список цитируемой литературы, включающий 207 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Введение. Обоснована актуальность темы диссертации, сформулирована цель работы, представлены научная новизна, практическое значение работы и научные положения, выносимые на защиту.

Глава 1. Приведены характеристики объектов исследования. В качестве основного метода экспериментальных исследований использован метод люминесцентной и абсорбционной оптической спектроскопии с временным разрешением, который позволяет изучать кинетику создания и эволюции центров свечения и поглощения под действием коротких импульсов возбуждающей радиации.

Установка содержит три функциональные системы: источник радиации, оптический спектрометр и систему синхронизации. Источником радиации служит ускоритель электронов типа ГИН-400 конструкции Г.А. Месяца и Б.М. Ковальчука. С целью достижения стабильности энергии ИЭП приняты меры по стабилизации параметров цепей питания и управления емкостного накопителя (термостатированный компаратор).

Измерение энергетических и спектральных характеристик ИЭП. Основными параметрами ИЭП являются его энергетический спектр, длительность, величина тока в импульсе и интегрированная за импульс энергия. Энергетический спектр ИЭП определялся по зависимости коэффициента частичного прохождения электронов через алюминиевые фольги разной толщины от энергии. Коэффициент частичного прохождения электронов рассчитывался методом Монте-Карло по схеме "укрупненных" соударений с непрерывным замедлением и измерялся экспериментально. Для измерения энергии ИЭП использовался калориметрический метод. Относительная погрешность измерения энергии ИЭП калориметром не превышала =3%. Параметры ускорителя: максимальная энергия электронов 0,28 МэВ, длительность импульса на полувысоте 3+12 не.

Измерение спектрально-кинетических параметров оптического поглощения и люминесценции. Временное разрешение при фотоэлектрической регистрации зондирующего излучения и люминесценции составляло по фронту нарастания 2+4 не, спаду -7 не и определялось типом фотоумножителя и осциллографа. Измерения проведены в спектральном диапазоне 210 + 1100 нм с использованием монохроматоров МДР-23 и МДР-12.

Относительная погрешность измерений оптической плотности составляла

»

при однократном измерении не хуже =5%, а люминесценции - =3%. Для исследования топограмм ИКЛ использовался микроскоп МПД-1, согласованный с вакуумной камерой ускорителя. Топограммы регистрировались фотографическим и фотоэлектрическим способами. Пространственное разрешение определялось чувствительностью регистрирующего тракта и составляло при импульсной фотоэлектрической регистрации топограмм не хуже 60x60x300 мкм3, при фотографической регистрации не хуже 10x10x300 мкм3. Перемещение зондируемой зоны осуществлялось по двум степеням свободы с помощью дифференциальных микровинтов. При изучении зависимости характеристик ИКЛ от плотности возбуждения использовался светоинтегрирующий шар, который размешался на выходном фланце ускорителя и вакууммировался. В установке предусмотрена возможность синхронного с облучением ИЭП оптического довозбуждения. С этой целью использовались опытные образцы излучателей КЛИ, изготовленные из кристаллов полупроводников группы А2В6 (и их твердых растворов). Набор полупроводников позволяет получать ИКЛ в спектральном интервале 1,6 +3,7 эВ. Точная регулировка положения максимума спектра КЛИ осуществляется выбором геометрии и плотности возбуждения.

Методика изучения динамических и остаточных механических напряжений. Для регистрации динамических и остаточных механических напряжений, возбуждаемых воздействием ИЭП, использовался поляриза-ционно-оптический метод. Источником зондирующего излучения являлись лазеры ЛГ-70, ЛГ-52-2. Регистрация просветления системы вследствие наведенного двулучепреломления при прохождении АИ через зондируемую область осуществлялась с помощью скоростного фотоумножителя с низко-омным делителем, питаемого от импульсного источника напряжения. Для поляризации излучения при регистрации топограмм остаточных механических напряжений, возникающих после воздействия ИЭП, использовалась призма Глана-Томсона. Регистрация топограмм осуществлялась фотографическим, а величина остаточных механических напряжений фотоэлектрическим способами.

Методика измерения наведенного оптического поглощения в полупроводниках группы А^Вг,. Для исследования спектра оптического поглощения вблизи края собственного поглощения применен способ зондирования кристалла собственным рекомбинационным излучением. Это позволяет существенно снизить влияние на результаты измерений состояния приповерхностного слоя после обработки образцов. Для изучения изменения оптического поглощения полупроводников А2В6 использовалась поперечная схема возбуждения и регистрации рекомбинационного излучения. Возбуждение кристаллов проводилось диафрагмированным ИЭП с сечением 50x50 мкм2. Спектры рекомбинационного излучения, распространяющегося вдоль облучаемой поверхности, измерялись для ряда дискретных расстояний между гранью образца и границей области облучения. Смещение образца осуществлялось под микроскопом с помощью дифференци-

ального микровинта. Величина показателя поглощения, усредненная для поглощающего слоя (-30 мкм), рассчитывалась по закону Бугера. Относительная погрешность определения показателя поглощения не превышала 14% при пятикратных измерениях интенсивности люминесценции.

Глава 2. Описаны результаты расчета пространственно-временного распределения поглощенного заряда, энергии, потенциала и напряженности электрического поля в диэлектриках и полупроводниках при воздействии ИЭП.

При расчетах распределения поглощенных электронов методом Монте-Карло нами применялся вариант схемы "укрупненных" соударений с непрерывным замедлением с угловым распределением Мольера-Бете. Ионизационные потери энергии определялись по формуле Бете-Блоха, а средний потенциал ионизации вещества - по формуле Штернхаймера. Спектральный состав ИЭП определялся по результатам экспериментального измерения и расчета коэффициента ослабления тока ИЭП при прохождении через алюминиевые фольги разной толщины.

Расчет пространственно-временного распределения поглощенной энергии инжектированного заряда, потенциала и напряженности электрического поля проводился для двух геометрий облучения: короткозамкнутая геометрия (КЗ), когда образец располагается между металлическими пластинами под нулевым потенциалом, и геометрия с вакуумным зазором (ВЗ) - когда между облучаемой и необлучаемой поверхностями образца и металлическими пластинами имеются регулируемые зазоры. В ВЗ геометрии учитывалось тормозящее действие электрического поля инжектированного заряда. Распределение потенциала находилось путем решения уравнения Пуассона, которое представлялось системой линейных уравнений в конечно-разностном исчислении и решалось методом прогонки. Получено, что воздействие ИЭП приводит к сложной пространственно-временной функции энерговыделения в образце. Время выделения энергии уменьшается с увеличением расстояния от облучаемой поверхности.

Тормозящее действие электрического поля в зазоре перед образцом приводит к смещению к облучаемой поверхности максимумов в распределении плотности заряда и поглощенной энергии при одновременном сужении их профилей. Заряжение образца в геометрии ВЗ может приводить к частичному отражению электронов заднего фронта ИЭП. Вследствие этого интегрированная за импульс облучения поглощенная энергия уменьшается, в то время как объемная плотность поглощенной энергии вблизи облучаемой поверхности становится выше, чем в КЗ геометрии при той же плотности тока пучка. Величина и скорость роста напряженности электрического поля вблизи поверхности в ионных кристаллах и полупроводниках при плотности тока 50+100 А/см2 достигают значений, удовлетворяющих условиям развития ориентированных разрядов. Присутствие во время облучения в области торможения ИЭП неравновесных электронов и дырок может существенно снизить пороговое напряжение электрического пробоя.

Наличие зазора вызывает уменьшение напряженности электрического поля на облучаемой поверхности и увеличение на необлучаемой. С ростом величины зазора напряженность поля вблизи необлучаемой поверхности образца с толщиной, обеспечивающей полное поглощения ИЭП, стремится к напряженности поля вблизи облучаемой поверхности при КЗ геометрии облучения.

Воздействие на диэлектрики и полупроводники ИЭП приводит, с одной стороны, к интенсивной генерации неравновесных электронов и дырок, с другой - понижению и сужению потенциального барьера на поверхности вследствие действия электрического поля объемного заряда, что создает благоприятные условия для автоэлектронной эмиссии (АЭЭ). Для расчета плотности тока АЭЭ использованы основные положения теории Фаулера-Нордгейма. Система уравнений для одномерной модели, включающая уравнения Пуассона, непрерывности тока и полного тока, решалась численно. Расчеты для ВЗ геометрии выполнены для группы ЩГК (KF, КС1, KBr, KI, NaCl, Nal, LiF) и CdS, отличающихся энергетическими характеристиками (энергией сродства, шириной запрещенной зоны, тормозной способностью).

Резкий рост тока АЭЭ наблюдается спустя время задержки (t3) относительно начала облучения при достижении величин напряженности электрического поля вблизи облучаемой поверхности и концентрации неравновесных электронов некоторых критических значений. Величина t3 при равных условиях облучения возрастает в ряду ЩГК с ростом величины сродства к электрону %. При плотности тока 100 А/см2 для КС1 (х = 0,2 эВ) t3 = 0,38 не, для KI (х = 1,0 эВ) t3 = 3,3 не, для Nal (% = 1,4 эВ) t3 = 7 не. Для CdS (х = 4,6 эВ) величина t} сопоставима с таковой для ЩГК при увеличении плотности тока ИЭП до 250 А/см2. При малых зазорйх условия развития АЭЭ для кристаллов с малым значением % реализуются уже при плотностях тока 20+50 А/см2.

Результаты расчетов позволяют сделать заключение о возможности развития эмиссионно-инициированного электрического пробоя при достаточно низких плотностях тока ИЭП, что находится в удовлетворительном согласии с экспериментальными результатами. Развитие ориентированного электрического пробоя непосредственно во время облучения ИЭП должно изменять пространственно-временное распределение напряженности поля в области торможения ИЭП. Расчет пространственно-временного распределения напряженности электрического поля в области торможения электронов выполнен для случая развития во время облучения разряда, ориентированного по направлению <001>.. Уравнение Пуассона в цилиндрических координатах преобразовывалось в пятиточечное матричное уравнение и решалось методом двойной прогонки. Пространственно-временное распределение потенциала и напряженности поля рассчитывались при дискретном варьировании радиуса канала разряда в пределах 0,5+5 мкм. Степень компенсации инжектированного заряда Н принималась равной 0,05; 0,1; 0,2; 0,5 и 1,0 (рис.1). При плотности тока ИЭП 100 А/см2 величина

напряженности электрического поля на фронте (на расстоянии 1 мкм от канала) разряда уже на первых наносекундах облучения превышает динамическую электрическую прочность кристалла Ед. При увеличении степени компенсации до Н = 1,0 и уменьшении радиуса канала разряда величина напряженности поля на фронте разряда возрастает и достигает значений -200 МВ/см, что значительно выше Ед и близко к величине собственного кристаллического поля. Высокие значения напряженности поля Е > 1 МВ/см наблюдаются на значительных ( до 100 мкм) расстояниях от канала пробоя.

•п

Рис. 1. Рассчитанные распределения напряженности электрического поля на расстоянии 1 мкм от канала разряда (1-5) и плотности инжектированного' заряда (Г-5') через Знс - (1, 1'), 7нс - (2, 2'), 11нс - (3, 3'), 15нс - (4, 4'), 23нс - (5, 5') от начала импульса облучения пучком с 1тах=100 А/см2. Расчет при радиусе канала 0.5 мкм и степени компенсации заряда Н=0.5.

Результаты расчетов позволяют предложить качественную схему пространственно-временного распределения поглощенной энергии и электрического поля в высокоомных материалах при воздействии НЭП. Полную исходную энергию НЭП \¥0 при взаимодействии с высокоомным материалом в ВЗ геометрии облучения можно представить в виде:

= \Упот + Шэп + \¥пог + \Уотр,

где: \¥пот - энергия отраженных и вторичных электронов; \УП0Г - энергия, выделенная в виде ионизационных потерь поглощенными электронами, \У01р - энергия, выделенная электронами, испытавшими неупругое рассеяние и отразившимися от образца; \¥эп - энергия, запасенная в электрическом поле объемного заряда.

При относительно низких плотностях ИЭП (\¥0 < 0,1 Дж/см2) "\УЭП выделяется в виде джоулевых потерь вследствие радиационной проводи-

мости. Пространственно-временная неоднородность распределения поглощенной энергии и поля определяется, в основном, спектрально-временными параметрами НЭП, геометрией облучения и тормозной способностью вещества. С ростом плотности возбуждения дополнительный вклад в негомогенность энерговыделения должны вносить электроразрядные процессы. Пространственно-неоднородное электрическое поле в окрестности ориентированных разрядов может влиять на процесс торможения электронов пучка.

Глава 3. Представлены результаты исследования динамических и остаточных механических напряжений и эволюция разрушений в ионных кристаллах при воздействии НЭП. Проблема радиационно-механической стойкости материалов в наших исследованиях обусловлена следующим. Согласно результатам наших исследований и данным использования пря-мозонных полупроводников в квантоскопах увеличение плотности возбуждения сопровождается ростом абсолютного энергетического выхода ИКЛ. Для получения предельных эксплуатационных параметров КЛИ целесообразно использовать максимально возможные плотности возбуждения. Однако, с увеличением плотности возбуждения резко возрастает скорость деградации как излучательных, так и механических свойств вплоть до хрупкого разрушения материалов, что ограничивает достижение предельных параметров приборов.

Динамические механические напряжения в материалах при воздействии ИЭП. Высокая скорость ввода энергии при воздействии ИЭП приводит в результате диссипативных процессов к увеличению температуры ионной подсистемы кристалла. Если длительность импульса облучения меньше времени акустической релаксации 1АР (определяемого как отношение характерного размера облучаемой области к продольной скорости звука), то объем, в котором поглотилась энергия, не успевает расшириться, что приводит к формированию импульса сжатия и, соответственно, распространению акустического импульса. В этом случае контур акустического импульса (АИ) сжатия совпадает с профилем энерговыделения. Для использованного нами ИЭП длительность импульса тока ^ =24 не сопоставима с временем акустической релаксации, например для КС1 ^ = 75 не. Поэтому при расчетах весь импульс возбуждения разбивался на непрерывную последовательность моноэнергетических импульсов длительностью 0,1 не, для которых рассчитывался контур АИ, а полный контур АИ в конце импульса облучения определялся на основе принципа суперпозиции звуковых волн.

Форма АИ на момент окончания возбуждения отличается от профиля энерговыделения. С течением времени облучения максимум импульса сжатия смещается вглубь кристалла. Между максимумом импульса сжатия и облучаемой поверхностью образуется область нулевых напряжений. Координаты области нулевых напряжений и максимумов импульсов сжатия и растяжения на момент окончания импульса облучения определяются тор-

мозной способностью вещества и скоростью звука. С увеличением вакуумного зазора амплитуды импульсов сжатия и растяжения уменьшаются при одновременном уменьшении их полуширин вследствие торможения электронов пучка в вакуумном зазоре. Кроме того, уменьшается расстояние между максимумами импульсов сжатия и растяжения. Подобная закономерность для положения максимумов наблюдается и при увеличении плотности тока пучка при фиксированной величине вакуумного зазора. Зависимость амплитуды АИ от плотности тока НЭП при разных фиксированных величинах зазоров сублинейная, а для КЗ геометрии - линейная.

Для экспериментального исследования динамических механических напряжений в ионных кристаллах использован поляризационно-оптический метод (ПОМ), являющийся одним из высокоинформативных методов изучения диссипативных процессов при взаимодействии мощных потоков частиц и электромагнитного излучения с веществом. При изучении формы АИ реализована поперечная схема зондирования облучаемого образца. Условия облучения обеспечивали формирование близкой к плоской волне напряжений в одномерной геометрии, использованной нами при модельных расчетах формы АИ.

Рис. 2. Форма АИ в ЫаС1 при различных плотностях энергии ИЭП: а - 0.1 Дж/см2 (1 импульс облучения); 6-0.38 Дж/см2 (1,2,3 - импульсы); в -0.65 Дж/см2 (1,2,3-импульсы).

При низких плотностях энергии ИЭП (=0,15 Дж/см2) форма АИ в 1ДГК представляет собой биполярный импульс, причем амплитуда импульса сжатия меньше амплитуды растяжений. С ростом плотности энергии ИЭП возникает тонкая структура в виде дополнительных максимумов, наложенных на основной АИ.

Пример возникновения тонкой структуры АИ в режиме много-

-2

кратного облучения приведен для ИаС1 на рис.2. В первых импульсах возникновение тонкой структуры не сопровождается возникновением трещин или других видов разрушений в области торможения электронов. При этом амплитуда импульса растяжения остается выше амплитуды импульса сжатия. При увеличении количества импульсов облучения возникают трещины, ориентированные по (100), (010) и (001) плоскостям. Резкое уменьшение амплитуды импульса растяжения АИ и появление дополнительных максимумов прямо свидетельствует о нарушении сплошности среды (нарушения акустического контакта вследствие возникновения расколов параллельных облучаемой поверхности) непосредственно во время облучения.

Увеличение плотности энергии до \У0 = 0,38 Дж/см2 приводит к увеличению количества максимумов тонкой структуры, росту общей амплитуды АИ в первом импульсе облучения. Как правило, образование трещин происходит после нескольких импульсов облучения. Однако, в некоторых образцах кристаллов ЫаС1 образование трещин происходило во время первого импульса облучения, о чем свидетельствует относительное уменьшение амплитуды импульса растяжения. Наконец, при V/,, = У/„ор наблюдаются значительные флуктуации амплитуды импульса сжатия, а образование трещин и расколов, ориентированных параллельно облучаемой поверхности, сопровождаетя резким спадом амплитуды импульса растяжения при наличии развитой тонкой структуры и увеличением общей длительности АИ.

ОЯ ОЛ Рис.3. Зависимость амплитуды плотности энергии ИЭП при 295К.

О.В\Ч„ Ажсп*

импульса сжатия в КС1 от

Зависимость амплитуды импульса сжатия от плотности энергии ИЭП, измеренная при однократном облучении КС1, приведена на рис.3. При низких плотностях < 0,6 Дж/см2) амплитуда импульса сжатия растет с ростом по закону, близкому к линейному. В диапазоне 0,35+0,55 Дж/см2 наблюдается значительная нестабильность общей амплитуды импульса сжатия, обусловленная временными и амплитудными флуктуация-

ми вклада тонкой структуры.

При более высокой плотности (\У0> 0,6 Дж/см2) наблюдается спад амплитуды и наличие развитой тонкой структуры АИ, что является следствием образования расколов и трещин. При экстремальных режимах (\У0 > 0,8 Дж/см2) однократное воздействие приводит к снижению амплитуды АИ и образованию множественных трещин в области торможения ИЭП с отколом отдельных фрагментов.

Импульсный нагрев образца в области торможения ИЭП, последующее во времени перераспределение температуры вследствие теплопроводности и связанное с ним пространственно-неоднородное расширение кристалла возбуждает изгибные волны разгрузки. Вследствие этого возникают поля механических напряжений, релаксирующие в микросекундном временном диапазоне. Величина и форма напряжений в микросекундном временном диапазоне определяются геометрическими размерами образца, соотношением площадей сечения пучка и облучаемой грани кристалла.

Появление тонкой структуры в форме АИ позволяет сделать однозначное заключение о том, что формирование динамических механических напряжений в ЩГК в интервале плотностей энергий ИЭП 0,15+0,85 Дж/см2 обусловлено, по крайней мере, двумя механизмами диссипации энергии. При низких плотностях основной причиной является импульсный нагрев за счет ионизационных потерь энергии. По мере увеличения плотности энергии ИЭП включается второй механизм, вызывающий формирование локальных динамических напряжений во время облучения, о чем свидетельствует временное положение максимумов тонкой структуры. Совокупность результатов изучения АЭЭ и формы АИ дает основание полагать, что таким механизмом является негомогенное выделение энергии вследствие электроразрядных процессов в области термализации электронов пучка

Остаточные механические напряжения в ионных кристаллах после импульсного электронного облучения. Для получения дополнительной информации о природе разрушающих механических напряжений нами изучена топография остаточных механических напряжений в ЩГК после одно- и многократного облучения ИЭП с фиксированной плотностью энергии с использованием ПОМ.

Остаточные механические напряжения в ионных кристаллах в виде макро- и микрозон (рис.4) возникают при плотностях энергии ИЭП, существенно меньших, чем пороговые для хрупкого разрушения. Механические напряжения в макрозоне имеют сложное пространственное распределение, включающее две подзоны. Одна локализована в области торможения электронов пучка. Вторая представляет собой четырехлепестковую структуру, которая отделена от первой зоной нулевых напряжений. Лепестки во второй подзоне имеют ось симметрии, проекция которой на облучаемую поверхность ориентирована по направлению <110>. Линейные размеры мак-розон определяются геометрией облучения (соотношением площадей облучаемой и необлучаемой поверхностей, толщины образца и величины экс-

траполированного пробега электронов), плотностью энергии ИЭП и

в г

Рис. 4. Пространственное распределение остаточных механических напряжений в КС1 (а, б, в) и ЫИ (г) после облучения ИЭП с \У0=0,34 Дж/см2: а)-макрозоны остаточных механических напряжений в окрестности облученной области; в)- распределение остаточных напряжений при зондировании светом с Е || [001] в направлении, перпендикулярном падению электронного пучка; в) - микрозоны остаточных механических напряжений в КС1; г) - микрозоны и макрозоны остаточных напряжений в 1лР.

механическими свойствами кристалла.

На рис.5 представлено пространственное распределение остаточных напряжений в КС1 для случая, когда облучению подвергается вся поверхность образца, а его толщина больше пробега электронов. Однократное облучение при W0 = 0,2 Дж/см2 приводит к возникновению остаточных механических напряжений в объеме, существенно превышающем область торможения ИЭП. Величина остаточных напряжений в области торможения близка к пределу упругости (=105 Па). Эпюры напряжений показыва-

Рис. 5. Пространственное распределение остаточных механических напряжений в КС1 после облучения электронным пучком: 1 - один импульс с = 0.2 Дж/см2; 2 - один импульс с = 0.6 Дж/см2; 3-10 импульсов с = 0.6 Дж/см2.

ческих механических напряжений превышают область торможения электронов пучка. Увеличение \У0 до 0,6 Дж/см2 приводит к увеличению зоны сжатия и незначительному росту механических напряжений вблизи облучаемой поверхности.

В зоне облучения КС1 наблюдается образование микрозон остаточных механических напряжений, представляющих собой четырехлепест-ковую звезду с ориентацией лепестков в направлениях семейства <110>. Линейные размеры лепестков микрозон после однократного облучения и их распределение по облучаемому объему подвержены существенной флуктуации. Микрозоны механических напряжений по форме подобны зонам пластической деформации, возникающим в кубических кристаллах при действии сосредоточенной нагрузки. При многократном облучении в центре микрозоны остаточных напряжений формируется ориентированный след деструкции, вызванный неполным электрическим пробоем.

Таким образом, воздействие НЭП с плотностью энергии W0 < У/ПОр приводит к пластической деформации ЩГК, вызванной двумя основными механизмами формирования динамических механических напряжений: неоднородным нагревом области торможения электронов вследствие ионизационных потерь и локальными динамическими напряжениями, обусловленными ориентированными разрядами.

Эволюция морфологии разрушения. Изучение морфологии разрушений в ионных кристаллах, выполненное в режимах однократного и многократного облучения для ряда дискретных плотностей энергии ИЭП, по-

зволило выявить следующие основные закономерности. При низких плотностях энергии НЭП в КЗ или ВЗ геометриях (область малых < 0.5мм зазоров) многократное облучение ионных кристаллов (ЫИ, КС1, №0, Са¥2, ВаР2) приводит к образованию ориентированных следов деструкции в области торможения электронов пучка, обусловленных многоканальным электрическим пробоем.

Кристаллографическая ориентация разрядов при воздействии НЭП с относительно низкой плотностью энергии (=0,2 Дж/см2) близка к наблю; дающейся ориентации при инициировании их высоковольтным импульсным напряжением. На начальной стадии прохождение разряда не приводит к возникновению цепочки пор или полого канала, но проявляется вследствие отжига центров окраски (рис.6). При высоких (>0,6 Дж/см2) плотностях энергии ИЭП, например в 1ЛР, разряды могут изменять направление распространения с <110> на <001>.Развитие ориентированного разряда начинается в локальных местах облучаемой поверхности с возникновения характерного плазменного факела с сплошным спектром излучения. В КЗ геометрии эмиссионные центры локализуются на контакте металл-диэлектрик. Многократное облучение приводит к испарению электрода в области эмиссионного центра. При ВЗ геометрии их распределение факелов по облучаемой поверхности обусловлено неоднородностью эмиссионных свойств, связанной с исходными структурными дефектами.

По мере увеличения количества импульсов облучения увеличивается длина канала деструкции и, соответственно, интенсивность излучения в сплошном спектре. Количество импульсов облучения, при которых происходит насыщение интенсивности плазменного свечения, уменьшается с ростом плотности энергии ИЭП. При достаточно высоких плотностях (\У0 > 0,3 Дж/см2) многократное облучение приводит к- возникновению трещин в плоскости множественного ветвления разряда и резкому тушению плазменного свечения.

Трещины развиваются от облучаемой поверхности в объем тремя основными способами (рис.7): а) развитием плоскостного пробоя по семейству плоскостей (100), образующегося при .слиянии фронтов близкорасположенных разрядов, либо от одного разряда, ориентированного вдоль семейства <100> направлений (в КС1, ЙаС1); б) при распространении серии ориентированных или неориентированных разрядов, расположенных в плоскости (010); в) при ответвлении от основного разряда серии неориентированных разрядов, развивающихся в плоскости (001), расположенной на расстояниях 50+80 мкм от облучаемой поверхности.

В УР образование плоскостей раскола вызвано преимущественно разрядами, ориентированными по семейству направлений <110>. Пространственное расположение трещин и следов деструкции разрядов зависит от величины вакуумного зазора перед облучаемой поверхностью. При малых зазорах ( < 350 мкм) при V/,, = 0,22 Дж/см2 зарождение и развитие разрядов и плоскостных пробоев происходит от облучаемой поверхности, а при больших (350+650) - от необлучаемой и облучаемой поверхностей.

Рис. 6. Следы ориентированных разрядов в ЩГК после многократного облучения ИЭП: а) - след неразрушающего разряда'в NaCl; б) след деструкции после многократного инициирования разряда в NaCl, ориентированного по [100] направлению; в) - след деструкции разряда, ориентированного по [100] направлению, в области торможения электронов пучка в KCl; г) - следы ориентированных разрядов в LiF; а, г - вид в направлении падения электронов пучка, б, в - в направлении, перпендикулярном направлению падения электронов пучка.

По мере увеличения количества импульсов облучения наблюдается рост диаметров остаточных следов деструкции и инициирование ими трещин, прорастание которых в конечной стадии приводило к расколу образца на несколько фрагментов.

Качественно подобные закономерности деструкции характерны для KBr, NaCl и LiF, а также для CaF2, BaF2. Время образования трещин в области торможения ИЭП определялось с помощью поперечной схемы зондирования области торможения ИЭП излучением лазера. Установлено, что начало нарушения сплошности материалов в области торможения ИЭП

к........ " " д * """ ' е

Рис. 7. Формирование трещин в ионных кристаллах:

а) - плоскостным пробоем в KCl по семейству плоскостей (100);

б) - ориентированными и неориентированными разрядами в плоскостях (100) в NaCl в) - серией неориентированных разрядов в KCl, развивающихся в плоскости (001) на расстояниях 50+80 мкм от облучаемой поверхности; г, д) - ориентированным разрядом в KCl; е) - серией разрядов, ветвящихся по [110] направлениям в LiF.

при W0 = Wnop, приводящее к рассеянию зондирующего излучения, в CaF2 и NaCl с точностью до 1+2 не совпадает с импульсом тока пучка, тогда как в ZnSe наблюдалась задержка примерно на 7 не. Полученные результаты прямо свидетельствуют о том, что разрушающие напряжения формируются непосредственно во время действия пучка и удовлетворительно согласуются с возникновением тонкой структуры и изменением формы АИ.

Периодические структуры разрушений. При предпороговых плотностях НЭП в кристаллах KCl, NaCl, KBr, KI и LiF впервые обнаружено, что однократное воздействие НЭП приводит к возникновению упорядо-

ченных разрушений в виде дисковой зоны с характерными кольцевыми структурами, названные периодическими структурами разрушения (ПСР) (рис.8). Область локализации ПСР зависит от геометрии облучения. Как правило, при величинах зазоров перед облучаемой поверхностью < Я™ (экстраполированный пробег электронов с максимальной энергией) ПСР локализованы преимущественно в области торможения НЭП, однако, при зазорах = И™ и более = \УПОр )ПСР могут создаваться и вблизи необлу-чаемой поверхности. Для получения информации о природе разрушающих напряжений нами определено время формирования ПСР в кристаллах КВг. ПСР вблизи необлучаемой тыльной поверхности создавались однократным облучением пучком с плотностью энергии 1,23 Дж/см2. Толщина кристалла выбиралась таким образом, чтобы обеспечить контролируемую временную задержку в 620+650 не для прихода в область зондирования АИ из области торможения НЭП.

Рис. 8. Периодические структуры разрушений в ЫаС1 - (а, б) и 1лР - (в, г) после однократного облучения НЭП с плотностью энергии 0.58 Дж/см2: а, в - в области торможения электронов пучка, б, г -вблизи необлучаемой поверхности.

Установлено, что изменение интенсивности зондирующего излучения лазера, обусловленное образованием ПСР у необлучаемой поверхности начинается с точностью 2+4 не синхронно с временем действия ИЭП, а АИ проходит область зондирования после завершения разрушения. Полное время разрушения превышает длительность импульса тока пучка. Полученный факт исключает возможность участия в формировании ПСР АИ, генерируемого в области торможения электронов. Одиночные ПСР возникают центрально-симметрично относительно следа разряда. Диаметр остаточного следа деструкции, вызванного прохождением ориентированного разряда при >У„ = Шгор, имеет форму, близкую к цилиндрической с переходом в вершинной части в коническую. ПСР локализованы в областях нарушения однородности остаточного следа разряда. Четко выраженная картина ПСР реализуется в узком диапазоне плотностей энергии = >УП0р) и наблюдается в кристаллах с малым содержанием исходных структурных дефектов.

Экспериментально установлено, что период кольцевых структур в ПСР при пороговых плотностях энергии их образования закономерно изменяется в ряду кристаллов ЫР, ЫаС1, КС1, КВг и К1. Величины эффективных длин волн Хпср Для указанного выше ряда кристаллов составляют соответственно: 34 ±4; 58 + 4; 74 ±4; 86 ±6 и 100±6мкм. ПриЧУ0>ШП0р количество ПСР возрастает, периодичность становится менее выраженной, а их перекрытие приводит к образованию раскола с общей ориентацией, параллельно облучаемой поверхности (рис.9). Одновременно формируются откольные разрушения вследствие развития множественных разрядов и плоскостных пробоев.

При экстремальных плотностях Wo > 1,23 Дж/см2 ПСР преобразуется в дисковую* зону с характерной поровой структурой. Возникновение поровой структуры происходит по механизму, подобному тому, который реализуется в случае образование цепочки пор после прохождения ориентированного разряда или плоскостного пробоя: за время действия пучка в локальной дисковой зоне происходит выделение энергии, обеспечивающее расплав дисковой зоны и возникновение механических напряжений, вызывающих пластическую деформацию прилегающего объема кристалла. Кристаллизация расплава происходит в увеличенном объеме, в результате чего образуются поры.

Физический механизм диссипации энергии должен удовлетворять следующей совокупности закономерностей возникновения ПСР и эволюцию их в зоны расплава: 1) образование ПСР происходит в результате однократного воздействия ИЭП; 2) формирование разрушающих напряжений запаздывает на 2+4 не от начала импульса и определялось точностью измерений; 3) пространственно ПСР локализованы центрально-симметрично относительно характерного участка разряда; 4) факт возможности образования вне области торможения электронов пучка позволяет сделать заключение о независимости процесса формирования ПСР и зон расплава от наличия неравновесных электронов и дырок в образце; 5) морфология разру-

шений предполагает волновую природу процесса диссипации энергии с участием ионной полсистемы кристалла.

Рис. 9. Эволюция периодических структур разрушения в кристаллах КС1 при увеличении плотности энергии возбуждающего электронного пучка: а) - 0.52 Дж/см2 ; б) - отдельная ПСР при \Уо=0.68 Дж/см2; в) - образование раскола, параллельного облучаемой поверхности, и трещин группой ПСР, при \1Уо = 0.68 Дж./см2 ; г) - поровая структура при \¥„= 1.2 Дж/см2.

Этой совокупности закономерностей может соответствовать следующие физические представления о процессах формирования динамических напряжений. Высокая скорость инжекции заряда при воздействии ИЭП приводит к формированию пространственно-неоднородного электрического поля. Выполненные расчеты показали, что пространственное распределение напряженности электрического поля определяется геометрией облучения и, в случае облучения с малыми размерами вакуумного зазора, максимальная напряженность поля реализуется вблизи облучаемой поверхности.

Высокие значения напряженности электрического поля (107 В/см) в сочетании с высокой скоростью его нарастания (до 1014 + 1015 В/см-с) и наличие в процессе облучения неравновесных электронов приводит к инициированию АЭЭ. Сверхлинейный рост тока АЭЭ при близком к линейному закону инжекции заряда приводит к стохастическим колебаниям напряженности поля в зазоре и самого тока АЭЭ с частотой до 1012 Гц.

Результаты прямых измерений АЭЭ показали, что в первых импульсах облучения ток эмиссии действительно имеет высокочастотную модуляцию, что приводит к методическим сложностям его регистрации даже на скоростном осциллографе И2-7. С увеличением числа импульсов, по мере формирования эмиссионного канала, осциллограмма тока АЭЭ сглаживалась. При этом, величина тока составляла -20 А на один канал, что при диаметре эмитирующей поверхности 1+10 мкм дает значение плотности тока 107 + 108 А/см2. Возможность развития нестационарных автоколебаний в разряде при инициировании их в полупроводниках внешним полем рассмотрена Владимировым В.В. с соавторами (1989). Показано, что при насыщении дрейфовой скорости носителей тока процесс запаздывания туннельной ионизации приводит к возбуждению автоколебаний плотности плазмы и электрического поля в головке разряда в области частот субмиллиметрового диапазона. ПСР в ионных кристаллах локализованы центральносимметрично относительно локальной области ориентированного разряда с характерным изменением (разрывом, либо изменением диаметра и формы) следа разряда и ориентирована в перпендикулярной к нему плоскости. Таким образом, возникновение ПСР можно представить как результат возбуждения оптических колебаний решетки воздействием мощного направленного электромагнитного излучения с амплитудой напряженности поля, превышающей электромеханическую стойкость кристаллов. Источником электромагнитного излучения является локальная область разряда с токовой неустойчивостью. С ростом плотности тока ИЭП увеличение мощности электромагнитного излучения и, возможно, изменение его спектра приводит к локальному разогреву вещества выше температуры плавления и соответствующему изменению морфологии.

Глава 4. Представлены результаты исследования зависимостей спектрального состава импульсной катодолюминесценции прямозонных полупроводников А2В6 и А3В5 (СаАв) от предыстории и уровня возбуждения. Выбор материалов был определен тем, что они являются высокоэффективными катодолюминофорами и. обеспечивают возможность получения оптического излучения в широком спектральном диапазоне (от 3,75 до 0,041 эВ). Выбранные материалы являются наиболее перспективными для применения в качестве преобразователей энергии в КЛИ. Экспериментальная оценка возможных параметров КЛИ выполнена с использованием кристаллов СёБ, выращенных из паровой фазы статическим методом Давыдова-Маркова.

Впервые получена генерация излучения при использовании КЛИ для накачки активной среды жидкостного лазера на основе красителя родамина 6в. Лазер с КЛИ защищен авторским свидетельством. При оценке предельных характеристик КЛИ проявился ряд проблем, известных из практики использования полупроводников в приборах с электронным возбуждением (лазеры с поперечной накачкой, квантоскопы). Во-первых, энергетический выход ИКЛ полупроводников зависит от предыстории кри-

сталлов: метода выращивания, свойств исходных веществ, способов препарирования, температуры, времени и атмосферы отжига. Во-вторых, к началу исследований отсутствовал надежный способ отбраковки образцов по излучательным свойствам, что затрудняло отбор высококачественных образцов. В-третьих, недостаточно изучена интенсивная деградация излуча-тельных свойств и катастрофическое разрушение материалов при высоких уровнях возбуждения.

245

Рис.10. Зависимости спектров ИКЛ от плотности энергии возбуждающего ИЭП и геометрии регистрации кристалла CdS(105): Ii при 1 -0.028, 2 - 0.058, 3 - Ó.1 Дж/см2; 4 - 1р при 0.028 Дж/см2; 5, 6 -1, после отжига в парах серы при ps = 42,2 кПа, Т = 795К в течение t = 4 часов; 7- о^ (расчет). На врезке схема облучения и регистрации ИКЛ полупроводников: 1 - образец; 2 - алюминиевая фольга (~10 мкм); 3- металлическая диафрагма; 4 - зеркало; 5 - диафрагма, задающая размеры области облучения 1

Для исследования характеристик ИКЛ прямозонных полупроводников разных предысторий использован метод импульсной спектроскопии с пространственно-временным разрешением, в котором источником возбу-

ждения является импульсный ускоритель электронов с максимальной энергией Е = 0,26 МэВ.

Как при уменьшении температуры кристаллов АгВ6 при облучении (295 К—>80 К), так и увеличении плотности возбуждения при фиксированной температуре происходит смещение спектра рекомбинационного излучения в коротковолновую область и локализация его вблизи края собственного поглощения. Такого рода зависимости хорошо известны и связаны с тем, что при увеличении плотности возбуждения интенсивность полос излучения, соответствующих далеким донорно-акцепторным парам (дол-гоживущие конфигурации), насыщаются быстрее из-за меньшей вероятности соответствующего междефектного перехода. Основной вклад в спектр излучения начинают вносить полосы, обусловленные переходами в более близких парах. Как при увеличении плотности возбуждения, так и при понижении температуры более коротковолновым переходам соответствуют меньшие времена спада свечения. Данные закономерности характерны для всей серии использованных для исследований кристаллов разных предыс-торий. Отличие заключается лишь в соотношении интенсивностей полос в спектрах рекомбинационной люминесценции при равных условиях возбуждения. При плотностях энергии НЭП \У0 > 0,005 Дж/см2 спектр ИКЛ локализован вблизи края фундаментального поглощения, а интенсивность длинноволнового излучения резко уменьшается. На рис.10 представлены спектры ИКЛ образца Сс18(105) (цифра-номер партии), измеренные в момент окончания импульса при 295 К (схема возбуждения и регистрации ИКЛ показана на врезке). Исследования зависимости спектрального состава и интенсивности ИКЛ от плотности энергии ИЭП, выполненные для серии образцов разных партий, выращенных одним способом, позволили выявить следующие закономерности:

1) наблюдаемые спектры спонтанной люминесценции 1р(1го) не могут быть описаны совокупностью элементарных полос;

2) интенсивность в максимуме спектра, как и само его спектральное поло-

жение подвержены значительным изменениям от образца к образцу;

3) с ростом плотности энергии ИЭП наблюдается неоднородный по спек-

тру рост интенсивности ИКЛ и флуктуации в положении максимума спектра;

4) при достижении плотности энергии ИЭП некоторой пороговой величи-

ны ^пор) происходит резкое увеличение интенсивности в узком спектральном интервале и появление явно выраженной направленности распространения излучения с одновремным уменьшением времени релаксации, что позволяет сделать заключение о вынужденном характере излучения;

5) при прочих равных условиях облучения величина \Упор является характерным параметром каждого образца;

6) полуширина и положение максимума вынужденного излучения 1в(Ьу) определяются предысторией образца и проявляют значительные флуктуации (в некоторых образцах вынужденное излучение не наблюдалось

даже при высоких (= 1,23 Дж/см2) плотностях возбуждения, тогда как в лучших образцах оно наблюдалось уже при 0,035 Дж/см2; 7) при W0 = \Vnop вынужденное излучение возникает в области спектра, соответствующего излучательному распаду экситона с рождением двух фононов (А-2Ш фононного повтора), а увеличение плотности возбуждения приводит к смещению максимума вынужденного излучения в длинноволновую сторону и локализации его в области границы А-ЗЬО фононного повтора.

Выраженная зависимость спектра ИКЛ от геометрии возбуждения и регистрации, плотности возбуждения и предыстории характерна для Сс15х8е|.х, СсШе, СёТе и ОаАз. Основные отличия заключаются в том, что в твердых растворах Сс^Бе^ спектр спонтанной и вынужденной ИКЛ подвержены дополнительным флуктуациям, обусловленными отклонениями состава раствора. Проведенный анализ спектров 1р(Ьу) и спектров вынужденного излучения 1в(Ь\>) позволяет сделать заключение об искажении спектрального распределения интенсивности спонтанной ИКЛ перепоглощением излучения в облучаемом объеме кристалла.

Для нелегированных А2В6 показатель поглощения (Ос(Ьу)) описывается правилом Урбаха. Анализ спектров Ь (Ъу) для образцов разной предыстории, измеренных при равных условиях возбуждения и регистрации ИКЛ показал, что объяснить наблюдаемые отличия нормированных спектров только реабсорбцией, обусловленной ссс(Ьу), не представляется возможным. Предположено, что возбуждение ИЭП приводит к возникновению в А2В6 и их твердых растворах наведенного оптического поглощения ан(Ьу,\¥0) вблизи края собственного поглощения. Показатель полного поглощения возбужденного кристалла в общем случае можно представить как а(Ьу,Ш0) = ас(Ьу,\У0) + ан(Ьу^0). Изменение спектрального положения, формы и полуширины спектра вынужденного излучения от образца к образцу при \¥0 = \Vnop позволяют сделать заключение о том, что величина показателя полного поглощения а(Ьу,\У0) сопоставима с коэффициентом оптического усиления у0(Ьу).

Формирование внешнего излучения реальных кристаллов. В связи с отсутствием надежных данных о величине, спектральном распределении и зависимости от уровня возбуждения оптических потерь в полупроводниках при их возбуждении ИЭП проведен феноменологический анализ влияния геометрии и плотности возбуждения и параметров кристалла (внутренней квантовой эффективности, оптических потерь) на интенсивность ИКЛ, регистрируемой в направлении, параллельном облучаемой поверхности 1,(1пМ,\У) (рис.11).

Рассчитаны зависимости интенсивности 11 от линейных размеров облучаемой области для фиксированных значений коэффициента оптического усиления у0(Ьу) и показателя поглощения а(Иу). При сс(Ьу) > Уо(Ьу) с увеличением линейных размеров возбуждаемой области интенсивность излучения стремится к насыщению при некотором 1 = 1н. При у0(Иу) = ос(Ьу)

ч 29

интенсивность растет линейно с ростом 1 (усиление компенсируется оптическими потерями излучения), а при у0(1ту) > а(Ьу) (случай У/0 > WПOp) -сверхлинейно. Проведены оценки влияние параметров кристалла и условий возбуждения на величину \Упор. Результаты расчета показали, что величина \УП0р для фиксированной частоты излучения растет с уменьшением линейных размеров возбуждаемой области и с увеличением а(Ьу).

Наведенное оптическое поглощение в прямозонных полупроводниках. При экспериментальном изучении зависимостей 1|(Ьуь1) использовалась геометрия измерения, представленная на рис.11 при с1 = 0. Для исключения возможности усиления излучения в поперечном направлении ширина возбуждаемой области выбиралась значительно меньше, чем величина 1 (обычно » 20 мкм). На рис. 11,а,б представлены характерные экспериментально измеренные зависимости 1|(ЬУ(,1) при \У0 < \Упор = АУпор для Сё8(105). Анализ зависимостей показал, что декремент ослабления излучения, рассчитанный по значениям 1, соответствующих насыщению ЦЬуьО, существенно превышает Ос (Ьу), рассчитанный по правилу Урбаха.

Количественная оценка величины и спектрального распределения наведенного оптического поглощения выполнена с использованием метода зондирования кристалла собственным рекомбинационным излучением. Реабсорбция ИКЛ приводит к появлению наведенного оптического поглощения с сложным спектральным составом. Величина показателя наведенного оптического поглощения сопоставима с коэффициентом оптического усиления и определяется предысторией образцов, режимом отжига кристаллов в парах компонентов и вакууме, уровнем возбуждения. Результаты изучения влияния отжига в парах компонентов состава и вакууме на величину аи(Ьу,\У0) позволили сделать предположение о включении в состав центров, ответственных за наведенное оптическое поглощение, собственных дефектов.

Деградационные процессы в прямозонных полупроводниках при воздействии НЭП. В разделе представлены результаты проведенных исследований деградационных процессов в полупроводниках группы А2В6 (Сс18, 2пБе и ЕпоиСс^овЗе, Сс18х8е|'_х) в режимах одно- и многократного облучения ИЭП с фиксированной плотностью энергии.

Исходное пространственное распределение светосуммы ИКЛ монокристаллов регистрировалось фотоэлектрическим и фотографическим способами. Установлено, что распределение светосуммы ИКЛ характеризуется разными уровнями пространственной неоднородности: макроскопическим радиальным распределением (особенно характерно для твердых растворов), обусловленным технологией роста; распределением, связанным с макроструктурным разупорядочением (границы кристаллитов, макровключения, области механических нарушений, вызванных обработкой); распределением в пределах объема кристаллита. Изучено влияние режимов отжига на пространственное распределение светосуммы ИКЛ.

Отжиг кристаллов Сс15 в парах кадмия приводит к появлению протяженных зон тушения ИКЛ, декорирующих тонкую структуру границ зе-

рен и вызванных пространственно-неоднородной диффузией кадмия в объем. Тушение люминесценции в области границ блоков в исходных образ-

0 0.2 0Л 0.5 0.6 С, МИ

Рис. 11. Зависимости 1| от линейных размеров возбуждаемой области для дискретных длинн волн образца Сс1Б(105) при облучении ИЭП с \У0 = 0.034 Дж/см2 (а) (1-530, 2-514, 3-525, 4-523, 5-528 нм) и 0.068 Дж/см2 (б) (1-514, 2-523, 3-525, 4-528 нм) при 295К.

цах и отожженных в парах кадмия, обусловлено одной причиной - сверх-стехиометричным содержанием кадмия. Результат отжига в атмосфере серы зависит от предыстории образца и параметров отжига. Для ряда образ-

цов отжиг приводил к росту светосуммы ИКЛ в областях границ блоков, проявлявшихся тушением люминесценции в исходных образцах.

При плотностях = 0,14 Дж/см2 на облучаемой поверхности образцов СёБ, подвергнутых механической полировке на алмазной пасте, возникают локальные области с яркостью свечения, значительно превышающей яркость объемной ИКЛ. Вспышки свечения локализованы на некоторых исходных макродефектах, как правило, на границах блоков. С ростом плотности до >У0 = 0,64 Дж/см2 количество вспышек и размеры зон интенсивного свечения увеличиваются. Для кристаллов, подвергнутых ХМО обработке, обнаружено появление излучающих разрядов (рис.12), ориентированных под углом -5+7° к облучаемой поверхности и соответствующих разрядам типа е)+, возбуждаемых в СёБ импульсным электрическим полем положительной полярности.

Рис.12. Излучение приповерхностных ориентированных разрядов в области торможения ИЭП (\У0= 0.65 Дж/см2) в СёБ, подвергнутого химико-механической полировке, - (а) и следы деструкции после многократного облучения - (б).

С увеличением количества импульсов облучения наблюдались два эффекта. Во-первых, при относительно низких плотностях энергии ИЭП происходит уменьшение интенсивности интегрированной ИКЛ с одновременным изменением ее спектра. Во-вторых, возникновение и рост линейных размеров зон тушения ИКЛ, локализованных на границах блоков, на которых возникали вспышки свечения. Последующая выдержка образца в течение 24 часов и повторная регистрация распределения ИКЛ при низкой плотности энергии ИЭП (\У0 = 0,014 Дж/см2) показала, что интенсивность интегрированной ИКЛ частично восстанавливается, хотя линейные размеры сформировавшихся зон тушения ИКЛ сохраняются (рис.13).

а

б

а б

Рис.13. Пространственное распределение светосуммы ИКЛ кристалла Сс18(51) исходного (а) и после многократного облучения ИЭП (40 импульсов, \У0= 0.64 Дж/см2 ) и выдержки кристалла при 295К в течение 24 час. (б), зарегистрированные за один импульс облучения при \У0= 0.014 Дж/см2.

Зоны тушения ИКЛ формируются вблизи нитеобразных (< 1 мкм) параллельных следов деструкции, распространяющихся с облучаемой поверхности в объем кристалла, вызванных ориентированными разрядами. Формирование зон тушения ИКЛ в области границ блоков, по-видимому, определяется несколькими процессами.'

Во-первых, локальное выделение энергии в разрядах приводит к резкому увеличению температуры и, как следствие, к динамическим механическим напряжениям. Резкий рост давления может приводить к известному для СёБ полиморфному переходу вюрцит—► решетка КаС1, который сопровождается резким тушением рекомбинационного излучения.

Во-вторых, локальное увеличение температуры стимулирует диффузию избыточного кадмия из области границ блоков в объем, что сопровождается тушением люминесценции.

В-третьих, как и в ионных кристаллах, динамические механические напряжения, приводят к пластической деформации, сопровождающейся эффективной генерацией дислокаций, что приводит к росту показателя поглощения в спектральной области, обусловленной крупномасштабными дефектами и усилению безызлучательного канала рекомбинации.

Другой причиной снижения интенсивности ИКЛ после многократного облучения ИЭП кристаллов СёБ является рост наведенного оптического поглощения. Максимальный рост показателя наведенного поглощения приходится на коротковолновую область спектра ИКЛ. Рост показателя наведенного поглощения в этой области наблюдался также после отжига кристаллов в вакууме и парах кадмия, а уменьшение - в атмосфере серы.

Качественно подобные закономерности неоднородного по спектру снижения интенсивности ИКЛ с ростом дозы импульсного электронного облучения установлены для Сс18е, СсШ^е^ и Сс1Те.

Анализ совокупности результатов изучения спектров ИКЛ, наведенного оптического поглощения, зависимостей от геометрии облучения, предыстории образцов кристаллов А2В6 и их твердых растворов позволил определить набор параметров, характеризующих излучательных свойства материалов, которые положены в основу неразрушающего способа отбраковки монокристаллов для приборов с электронным возбуждением. Способ защищен авторским свидетельством.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

Исследования, выполненные с применением численных методов, метода импульсной и стационарной оптической спектроскопии с пространственным разрешением, поляризационно-оптического метода регистрации динамических и остаточных механических напряжений позволили получить прямую информацию о развитии электроразрядных процессов, протекающих в кристаллических диэлектриках и полупроводниках при воздействии ИЭП. Совокупность полученных результатов позволила выявить общие для диэлектриков и полупроводников причины возникновения пространственно-временной неоднородности распределения поглощенной энергии ИЭП.

1. На основании модельных расчетов проведен анализ влияния геометрии облучения (КЗ и ВЗ) и параметров ИЭП на пространственно-временного распределения поглощенных заряда и энергии, потенциала и напряженности электрического поля инжектированного заряда в высокоомных материалах. Показано, что относительная доля энергии электрического поля инжектированного заряда в ВЗ геометрии растет с увеличением плотности тока ИЭП и величины вакуумного зазора.

2. В ВЗ геометрии облучения (в случае малых величин вакуумного зазора < 0,5 мм) уже при относительно низких плотностях тока ИЭП ( = 70 100 А/см2) величина Напряженности электрического поля в вакуумном зазоре достаточна для развития АЭЭ и эмиссионно-инициированного многоканального электрического пробоя. В КЗ и ВЗ (при величине зазора до <= 0,6 мм) геометриях электроразрядные процессы развиваются с облучаемой, а при больших зазорах - с необлу-чаемой поверхностей.

3. Кумуляция энергии при развитии электроразрядных процессов приводит к дополнительному усложнению пространственно-временного распределения поглощенной энергии.

4. Электрическое поле с пространственно-временной неоднородностью, возникающее в окрестности разрядов во время облучения при высоких (более 0,15 Дж/см ) плотностях энергии, может влиять на процесс торможения электронов пучка. В связи с этим, расчет профилей распределения поглощенных электронов методом Монте-Карло по схеме "ук-

рупненных" соударений с непрерывным замедлением следует использовать при плотностях тока ИЭП, ниже пороговых для развития многоканального электрического пробоя.

5. Рассчитана и экспериментально изучена форма АИ, возбуждаемого в ЩГК воздействием ИЭП, зависимость формы АИ от плотности энергии (тока) и геометрии облучения. Показано, что локальное выделение энергии при развитии электроразрядных процессов определяет возникновение тонкой структуры и нелинейное поведение амплитуды АИ с ростом уровня возбуждения.

6. В широком диапазоне плотностей энергий ИЭП (0,1+1,15 Дж/см2) изучены закономерности формирования динамических и остаточных механических напряжений в ЩГК и эволюция морфологии разрушений ионных кристаллов и полупроводников при однократном и многократном облучении. Установлена доминирующая роль кумуляции энергии ИЭП при развитии электроразрядных процессов в формировании разрушающих динамических напряжений в объемных диэлектриках и полупроводниках.

7. Впервые обнаружено пространственно-модулированное разрушение ионных кристаллов - периодические структуры разрушений (ПСР), и изучены закономерности их образования при высоких (> 0.55 Дж/см2) плотностях энергии. Предложен качественный физический механизм, в соответствие с которым создание ПСР и их эволюция в зоны расплава с ростом плотности тока ИЭП обусловлены возбуждением оптических фононных колебаний решетки электромагнитным излучением токовых неустойчивостей, возникающих при развитии ориентированных разрядов.

8. С использованием метода импульсной спектроскопии изучены спектры спонтанной и вынужденной ИКЛ прямозонных полупроводников А2В6 и их твердых растворов разной предыстории. Установлено, что при плотностях энергии выше 10"3 Дж/см2 спектр ИКЛ в области края собственного поглощения сложен и определяется наложением спектра излучения, обусловленного рекомбинацией электронов и дырок на исходных дефектах, и спектра, обусловленного излучательным распадом экситонов при непрямых переходах с рождением фононов.

9. Обнаружено наведенное оптическое поглощение со сложным спектральным составом, возникающее в реальных кристаллах прямозонных полупроводников А2Вб и их твердых растворов в области края фундаментального поглощения при облучении ИЭП и реабсорбции краевого излучения. Результаты изучения влияния отжига в парах компонент состава и вакууме на величину и спектральное распределение показателя наведенного поглощения для кристаллов С<18 позволило сделать предположение о включении в состав центров, ответственных за наведенное оптическое поглощение, собственных дефектов.

10. Спектр вынужденного излучения при 295К кристаллов СсВ модулируется спектральными распределениями коэффициента оптического уси-

ления и показателя поглощения, включающего показатели исходного и наведенного возбуждением оптического поглощения. Вынужденное излучение обусловлено излучательным распадом экситонов в результате непрямых переходов с рождением фононов. С ростом плотности возбуждения или линейных размеров возбуждаемой области максимум вынужденного излучения смещается из области A-2LO фононного повтора в область A-3LO. Вынужденное излучение в области A-4LO фононного повтора не обнаружено.

11. Рост величины наведенного оптического поглощения в облучаемом объеме с увеличением дозы импульсного электронного облучения является одной из причин деградации излучательных свойств монокристаллов прямозонных полупроводников А2В6. Образование локальных областей тушения ИКЛ прямозонных полупроводников является следствием совокупного действия факторов (локальной температуры, динамического механического и электрического полей и т.д.) многоканального эмиссионно-инициированного электрического пробоя, локализованного на исходных структурных дефектах.

12. Совокупность результатов изучения спектров ИКЛ, наведенного оптического поглощения, зависимостей пороговой плотности возбуждения для вынужденного излучения от геометрии облучения, предыстории образцов кристаллов А2В6 и их твердых растворов положены в основу неразрушающего способа отбраковки монокристаллов для приборов с электронным возбуждением, защищенного авторским свидетельством. Действующий макет установки, реализующей способ отбраковки, внедрен в НИИ "ПЛАТАН" (г. Фрязино).

13. Показана возможность создания высокоэффективного КЛИ для накачки активных сред лазеров. КЛИ использован для накачки лазера на растворе органического красителя родамина 6G. Лазер с КЛИ защищен авторским свидетельством.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Спицын В.И., Медведев A.C., Громов В.В., Штанько В.Ф. Радиационные нарушения в селенатах двухвалентных металлов. // Докл. АН СССР. Физ. хим., -1970. -Т. 195, № 3. -С.643-645.

2. Лисицын В.М., Штанько В.Ф. Температурная зависимость накопления радиационных дефектов в легированных кристаллах CaF2. // Изв. ВУЗов, -1975. № 5. -С.116-118.

3. Завадовская Е.К., Жапарова С., Лисицын В.М., Штанько В.Ф. Накопление радиационных дефектов в кристаллах CaF2 с примесью натрия. // Труды ФПИ. -1975, В.85. -С.45-50.

4. Штанько В.Ф., Лисицын В.М. Радиационно-стимулированные процессы в легированных кристаллах CaF2. // Деп. в журнале "Изв. ВУЗов". -1976. Т.7. per. № 1388-76.

5. Лисицын В.М., Штанько В.Ф. РА-центры в CaF2. // Опт. и спектр. 1977.

-Т.42. -С.433-434.

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

7. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Толмачев В.М. Динамические и остаточные напряжения в KCl при воздействии импульсного электронного пучка. // ФХОМ. 1991. -№ 2. -С.53-56.

8. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Инякин В.Н. Пластическая деформация щелочно-галоидных кристаллов, облученных плотным электронным пучком наносекундной длительности. // ФХОМ. -1988. -№ 6. -С.11-13.

9. Лисицын В.М., Олешко В.И., Штанько В.Ф. Образование периодической структуры разрушений в NaCl под действием мощного электронного пучка наносекундной длительности. // Письма в ЖТФ.-1985.-Т.11, В.24.-С.1478-1481.

10. Олешко В.И., Штанько В.Ф. О природе периодических структур разрушения в ионных кристаллах, возбуждаемых мощным электронным пучком.// ЖТФ. -1987. -Т.57, В. 12. -С.2401-2403.

11. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Эволюция периодических структур разрушения при высоких уровнях импульсного электронного возбуждения. // Тез. докл. 9-й Межд. конф. по рад. физ. и хим. неорг. материалов. Томск. -1996. -С.410.

12. Лисицын В.М., Олешко В.И., Штанько В.Ф. Кумуляция энергии сильноточных электронных пучков в твердом диэлектрике. // ЖТФ. -1985. -Т.55, В.9. -С.1881.

13. Штанько В.Ф., Олешко В.И. Роль электрического поля объемного заряда в процессе преобразования энергии СЭП в ионных кристаллах. // ЖТФ. 1989. -Т.59, В.З. -С.99-105. 1

14. Олешко В.И., Штанько В.Ф. О природе акустических волн, генерируемых в ионных кристаллах сильноточными электронными пучками. // ЖТФ. 1987. -Т.57, В.9. -С. 1857-1858.

15. Толмачев В.М., Глыбин В.Г., Штанько В.Ф. Акустическое излучение в щелочно-галоидных кристаллах при импульсном электронном облучении. // Тез. докл. 7-й Межд. конф. по физико-хим. процессам в неорган, материалах. Кемерово. -1998. -Ч. 1. -С. 153.

16. Лисицын В.М., Штанько В.Ф., Яковлев В.Ю. Катодолюминесцентные импульсные источники света. // ЖТФ. -1985. -Т.55, В.6. -С.1187-1188.

17. Олешко В.И., Штанько В.Ф. Спектрально-временные параметры свечения электрических разрядов в ионных кристаллах при воздействии СЭП. // ЖТФ. 1987. -Т.57, В.9. -С. 1816-1818.

18. Олешко В.И., Штанько В.Ф. Эмиссия плотного электронного пучка из канала электрического пробоя в твердом диэлектрике. // ЖТФ. -1990. -Т.60, В.2. -С.185-186.

19. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Намм A.B., Толмачев В.М., Терещенко Е.А. Импульсная катодолюминесценция CdS и CdSo,83Se0,i7. выращенных кристаллизацией из газовой фазы. // ЖПС. -1991. -Т.55, № 5. -

С.788-793.

20. Олешко В.И., Штанько В.Ф. Механизм разрушения высокоомных материалов под действием мощных электронных пучков наносекундной длительности. //ФТТ. -1987. -Т.29, В.2. -С.320-324.

21. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Распределение электрического поля в высокоомных материалах при воздействии импульсного электронного пучка. // Деп. в журнале "Изв. ВУЗов". -1995. per. № 3452-В95.

22. Корепанов В.И., Лисицын В.М., Олешко В.И., Штанько В.Ф. Атомный абсорбционный анализ металлов и горных пород с использованием электронно-пучкового атомизатора. // В сб. "Твердотельные детекторы ионизир. излучений". Под ред. B.C. Кортова, Б.В. Шульгина. Екатеринбург. -1998. -235 С.

23. Чинков Е.П., Штанько В.Ф. Спектрально-кинетические характеристики переходного поглощения в кристаллах фторида кальция. // ФТТ.-1997. Т.39, В.7.-С. 1197-1201.

24. Штанько В.Ф., Глыбин В.Г., Толмачев В.М. Негомогенное распределение поглощенной энергии в высокоомных материалах при воздействии импульсного электронного пучка. // ЖТФ. -1998. -Т.68, В.4. -С.53-59.

25. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Пространственно-временное распределение поглощенной энергии в диэлектриках и полупроводниках при облучении импульсным электронным пучком. // Тез. докл. 1 Всерос. симп. по твердот. детекторам ионизир. излучений. Екатеринбург. -1997. -С.176.

26. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Пространственно-неоднородное распределение дефектов в ионных кристаллах при импульсном электронном облучении. // Тез. докл. 9-й Межд. конф. по рад. физ. и хим. неорг. матер-ов. Томск: Изд. ТПУ. -1996. -С.407.

27. Лисицын В.М., Штанько В.Ф., Олешко В.И. Импульсные катодолюми-несцентные источники света. // Межвуз. сб. "Материалы для источников света и светотехнических изделий". Саранск: Морд.ГУ. -1990. -С.20-26.

28. Лазер с катодолюминесцентной накачкой. //A.C. № 1683464 (СССР). Кл.Н 01, S 3/093. (1991). В.Ф. Штанько, В.М. Толмачев, В.И. Олешко.

29. Штанько В.Ф., Толмачев В.М. Наведенные оптические потери в полупроводниках А2В6. // Тез. докл. 8-й Межд. конф. по рад. физике и химии неорг. материалов. Томск. -1993. -4.2. -С.134.

30. Способ отбраковки кристаллов соединений А2В6 и их твердых растворов для приборов с электронным возбуждением. // A.C. № 1639344 (СССР). Кл.Н 01 L 21/66. (1990). В.Ф. Штанько, В.М. Толмачев, В.И. Олешко, A.B. Намм.

31. Чинков Е.П., Штанько В.Ф. Оптически детектируемая исходная дефектность в CaF2. // Тез. докл. 6-й Межд. конф. по рад. гетерогенным процессам. Кемерово. -1995. -4.1. -С. 125.

32. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Авто- и термоэлектронная

эмиссия диэлектриков и полупроводников при воздействии импульсного электронного пучка.// Тез. докл. б-й Межд. конф. по рад. гетерогенным процессам. Кемерово. -1995. -4.1. -С.127.

33. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Распределение электрического поля при пробое высокоомного материала импульсным электронным пучком.// Тез. докл. 8-й Межд. конф. по рад. физике и химии неорг. материалов. Томск. -1993. -4.2. -С.135.

34. Лисицын В.М., Гриценко Б.П., Серикова Г.Н., Штанько В.Ф. Энергия образования дефектов в CaF2. // ФТТ. -1978. -Т.20, В.9. -С.2610-2614.

35. Чинков Е.П., Штанько В.Ф. Люминесценция автолокализованных эк-ситонов во фториде кальция при импульсном облучении электронами.// ФТТ. 1998. -Т.40, В.7. -С.1226-1227.

36. Штанько В.Ф., Чинков Е.П. Структура спектров короткоживущего поглощения и свечения фторидов бария и кальция при импульсном облучении электронами. // Письма в ЖТФ. -1997. -Т.23, В.21. -С.45-50.

37. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Терещенко Е,А. Динамические механические напряжения в высокоомных материалах при воздействии импульсным электронным пучком. // Тез. докл. 8-й Межд. конф. по рад. физике и химии неорг. матер-лов. Томск. -1993. -4.2. -С.133.

38. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г., Лисицын В.М. Эволюция морфологии разрушения кристаллических диэлектриков при облучении импульсным электронным пучком. // ФХОМ. -1998. -№ 3. -С.38-48.

39. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Чинков Е.П., Глыбин В.Г. Пространственно-неоднородное разупорядочение высокоомных твердых тел при воздействии импульсных электронных пучков. // Тез. докл. конф. по рад.-терм. эффектам и процессам в реорг. материалах. Томск. -1998. -

С.74-76. •

Отпечатано на участке оперативной полиграфии Редакционно-издательского отдела ТГУ Лицензия ПД № 00208 от 20 декабря 1999 г.

Заказ № 2.01 «2Д> иЮЦЯ 2000 г. Тираж 100 экз.

СПИСОК СОКРАЩЕНИЙ.

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА 1. ОБЪЕКТЫ И МЕТОДИКИ ИССЛЕДОВАНИЙ

1.1. Объекты исследований.

1.2. Методики исследовании.

ШПАЦИЯ ЭНЕРГИИ ИМПУЛЬСНЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ ПУЧКОВ

В ЕЫСОКООМНЫХ МАТЕРИАЛАХ.

ГЛАВА 2. ДИС

2.1. Расчет пространственного распределения поглощенного заряда в высокоомных материалах.

2.2. Расчет распределения потенциала и напряженности электрического поля.

2.3. Пространственно-временное распределение поглощенной энергии ИЭП в высокоомных материалах.

2.4. Автоэлектронная эмиссия диэлектриков и полупроводников в условиях импульсного электронного облучения.

2.5. Распределение электрического поля при развитии электрического пробоя в процессе облучения.

АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ. Изменение физических свойств материалов при воздействии ионизирующей радиации обусловлено накоплением стабильных при условиях облучения радиационных дефектов. Накопление стабильных дефектов является результатом сложной совокупности протекающих во времени процессов генерации, взаимодействия и распада электронно-дырочных возбуждений и первичных структурных дефектов. Прямое исследование этой совокупности процессов стало возможным с появлением методов оптической спектроскопии с временным разрешением и импульсных источников возбуждающей радиации. В качестве таких источников нашли широкое применение импульсные электронные пучки (НЭП), генерируемые ускорителями со взрывной эмиссией конструкции Г. А. Месяца и Е.М. Коваль чу ка (ИСЗ РАН). Облучение ИЭП позволяет получать концентрации короткоживущих дефектов, достаточные для детектирования их методами импульсной спектрометрии, что обеспечило в последние десятилетия значительный прогресс в развитии радиационной физики твердого тела. Однако, использование высоких уровней возбуждения ставит и новые проблемы, а именно необходимость изучения и учета особенностей механизмов диссипации энергии ИЗП в высокоомных материалах.

Разработка малогабаритных импульсных ускорителей и наличие высокоэффективных кристаллофосфоров обеспечили реальные предпосылки для получения нового класса импульсных катодолюминесцентных источников (КЛИ) оптического излучения с высокой (-300 МВт/см2) удельной плотностью мощности. Для достижения оптимальных параметров КЛИ необходимо использование предельно высоких уровней возбуждения. Однако, увеличение плотности возбуждения сопровождается увеличением скорости деградации излучателькых и механических свойств вплоть до хрупкого разрушения материалов. Подобная проблема радиационно-механической стойкости возникает также при реализации электронно-лучевых технологий модификации свойств материалов, в частности при отжиге ионноимплантированных полупроводников, радиационной полимеризации ненасыщенных олигомеров.

Воздействие ИЗП обладает рядом специфических особенностей по сравнению о низкоинтенсивными источниками радиации. Одновременно с генерацией неравновесных электронно-дырочных пар в облучаемом материале формируются сильное электрическое поле и динамические механические напряжения, способные, наряду с исходными свойствами материалов, влиять на эффективность создания и распада электронно-дырочных возбуждений и первичных структурных дефектов, а также на пострадиационные процессы. Эффективность влияния этих факторов изучена явно недостаточно, что затрудняет их корректный учет при анализе результатов исследований.

Изучение динамики неравновесных радиационно-стимулированных процессов с пространственным разрешением необходимо для установления эффективностей каналов диссипации энергии ИЭП в диэлектриках и полупроводниках и построения адекватных физических моделей прогнозирования поведения материалов в интенсивных радиационных полях, разработки методов контроля свойств материалов с использованием ИЭП.

СОСТОЯНИЕ ПРОБЛЕМЫ.

Интенсивное использование импульсных электронных пучков высокой плотности для исследования быстропротекающих радиационно-стимулированных процессов в диэлектриках и полупроводниках предопределило необходимость развития представлений о физике процессов диссипации энергии ИЭП в высокоомных материалах. В радиационной физике, как правило, используются ИЭП средней плотности, обеспе

- — чивающие объемную плотность мощности возбуждения до -109 Вт/см3 и ограниченные радиадионно-механической стойкостью материалов. Впервые хрупкое разрушение твердых тел под действием ИЭП было обнаружено для полупроводниковых материалов (Oswald R.B., 1968), а затем для ионных кристаллов и стекол (Вайсбурд Д.И. с сотр., 1872, 1376), горных пород (Avery R.T., 1973). Было установлено, что вероятность хрупкого разрушения щелочно-галоидных кристаллов (ЩГК) зависит от геометрии облучения и предыстории образца. Несмотря на значительное внимание, уделявшееся исследованию этого явления, механизмы формирования разрушающих механических напряжений являются до сих пор недостаточно изученными. Oswald R.B. предполагал, что основной причиной возникновения разрушающих механических напряжений является импульсный нагрев материала (термоудар) вследствие ионизационных потерь энергии ускоренных электронов. Вторым предлагавшимся механизмом являлся "плазменный" (Вайсбурд Д.И., 1975), согласно которому наличие плотной электронно-дырочной плазмы (ЭДП) может приводить к понижению порога разрушения. В первых работах, как правило, изучение хрупкого разрушения проводилось при однократном облучении НЭП с плотностью энергии близкой или выше некоторой пороговой величины.

К началу наших исследований были определены функции распределения вероятности разрушения, пороговые плотности энергии для хрупкого разрушения целого ряда материалов, определены скорости прорастания трещины, которые, однако, не дали полного ответа на вопрос о природе доминирующ©: механизмов формирования разрушающих механических напряжений в наносекундном временном диапазоне.

Недостаточно было экспериментальных исследований начальных стадий деградации механических свойств материалов при многократном облучении ЙЭП с допороговыми энергиями. Не проводились иссле Q i-J давания остаточных механических напряжений и их пространственного распределения, результаты которых могли бы дать важную информацию о причинах возникновения локальных разрушающих напряжений.

Практически отсутствовали систематические исследования морфологии разрушения при различных уровнях электронного возбуждения, в то время как такие результаты в совокупности с результатами по пространственному распределению остаточных механических напряжений могли бы служить важным критерием механизмов разрушения.

При анализе результатов исследования разрушения диэлектриков и полупроводников в основном принималась во внимание высокая скорость ввода энергии. Специфика воздействия НЭП заключается в том, что одновременно с энергией с высокой скоростью (4011 Кл/м3-с) инжектируется отрицательный заряд и, соответственно, формируется импульсное электрическое поле. В зависимости от свойств материалов, способа обмена зарядом облучаемого образца с окружающей средой и геометрии облучения импульсное электрическое поле может инициировать электрический пробой. Процессы инициирования развития электрического пробоя, возможная роль злектроразрядных процессов в формировании разрушающих напряжений при воздействии ИЭП почти не изучались.

Развитие деградационных процессов в полупроводниковых лазерах с электронным возбуждением связывалось со следующими основными причинами. Снижение мощности генерации объяснялось радиацион-но-стимулированной трансформацией дефектов структуры, причем в области низких температур - с перезарядкой элементов кластеров, а при высоких - с дополнительным включением диффузионных процессов. Катастрофическая деградация активных элементов при критических режимах возбуждения связывалась либо с термоупругими напряжениями, либо с процессом разрушения под действием собственного излучения. Возможность участия электроразрядных процессов в катастрофической деградации и снижении мощности генерации практически не рассматривались. Несмотря на то, что катастрофическая деградация активных элементов носила выраженный локальный характер, вопрос об участии и влиянии исходных структурных дефектов на процесс локализации электроразрядных процессов подробно не анализировался, в основном, принималась во внимание возможность поглощения генерируемого излучения.

Возможность варьирования плотности энергии ИЭП в широких пределах открывает широкие перспективы в исследовании механизмов рекомбинации неравновесных электронов и дырок. Именно использование ИЭП в совокупности с лазерным излучением в качестве источников возбуждения позволили исследовать свойства электронно-дырочных конденсатов в полупроводниках, установить закономерную смену механизмов рекомбинации с ростом плотности возбуждения и их связь с исходной дефектностью структуры. В то же время, плотностные зависимости выхода короткоживущих первичных радиационных дефектов в ионных кристаллах методом импульсной оптической спектроскопии выполнены лишь на отдельных объектах и не дают ясной картины влияния режимов возбуждения на элементарные радиационные процессы.

При исследовании короткоживущих дефектов методом импульсной спектроскопии с традиционно использованными геометриями облучения спектральные и временные характеристики оптического поглощения и люминесценции являлись интегрированными для всего облучаемого объема. Значительное расширение информативности метода возможно путем дополнительного введения пространственного разрешения, поскольку появляется дополнительная возможность учета влияния исходной структуры материалов на эффективность каналов рекомбинации неравновесных электронов и дырок, получения важной информации для оптимизации технологии получения материалов.

ЦЕЛЬ РАБОТЫ - исследование радиационно-стимулированных неравновесных процессов в диэлектриках и прямозонных полупроводниках при высоких уровнях импульсного электронного возбуждения, определение условий развития электроразрядных процессов и их роли в деградации механических и оптических свойств материалов.

ЗАДАЧИ ИССЛЕДОВАНИЯ.

- разработка импульсного спектрометра с пространственно-временным разрешением регистрируемых параметров; реализация поляри-зационно-оптического метода регистрации динамических и статических механических напряжений; разработка методики синхронного электронно-оптического возбуждения ионных кристаллов; постановка методик диагностики параметров ИЗП;

- изучение влияния плотности тока (энергии) НЭП и геометрии облучения на пространственно-временное распределение поглощенной энергии и электрического поля в высокоомных материалах;

- исследование закономерностей формирования импульсной катодо-люминесценции прямозонных полупроводников группы АоВе и их твердых растворов и процессов деградации механических и излучательных свойств при высоких уровнях электронного возбуждения.

- исследование поляризационно-оптическим методом динамических и остаточных механических напряжений, генерируемых в ЩГК ИЭП с варьируемой плотностью энергии, изучение влияния геометрии и режима облучения на величину и пространственное распределение механических напряжений.

- изучение эволюции морфологии разрушения кристаллических диэлектриков и полупроводников при одно- и многократном облучении ИЭП с варьируемой плотностью энергии;

НАУЧНАЯ НОВИЗНА.

1. Проведены систематические исследования прямыми методами с пространственно-временным разрешением динамических и остаточных механических напряжений, эволюции морфологии разрушений в ЩГК, ФЩЗМ и прямозонных полупроводниках А^Вв при одно- и многократном облучении ИЭП с варьируемой плотностью энергии.

2. Установлено, что основной причиной кумуляции энергии ИЭП в высокоомных материалах, приводящей к формированию разрушающих механических напряжений, являются электроразрядные процессы, пространственная локализация которых определяется геометрией облучения и исходными структурными дефектами.

3. Впервые в ионных кристаллах обнаружены периодические структуры разрушений (ПСР), локализованные центрально-симметрично относительно следа деструкции ориентированного разряда, определено время образования ПСР и изучена их эволюция при увеличении плотности энергии ИЭП.

4. В кристаллах подвергнутых многократному облучению ИЭП при 295 К, обнаружено пространственно-неоднородное распределение концентрации накопленных Р-агрегатных центров окраски, обусловленное совокупным действием факторов многоканального электрического пробоя (теплового и электрического полей, динамических механических напряжений и т.д.).

5. Изучен спектральный состав наведенного оптического поглощения, возникающего вблизи края фундаментального поглощения при облучении ИЭП и реабсорбции краевого излучения в реальных кристаллах прямозонных полупроводников АаВе и их твердых растворов. Установлено сложное пространственное распределение наведенного оптического поглощения, обусловленное предысторией образцов (технологией роста, режимами отжига в парах компонент и вакууме).

-1 о ~ б. Показано, что резкая пространственная неоднородность деградации излучательных свойств полупроводников А^Ве при высоких уровнях электронного возбуждения, обусловлена неоднородностью диссипации энергии ИЭП, связанной с развитием электроразрядных процессов, локализующихся на исходных структурных дефектах. Второй причиной деградации излучательных свойств является рост наведенного оптического поглощения с увеличением дозы электронного облучения в структурно однородных областях кристалла.

ОСНОВНЫЕ ЗАЩИЩАЕМЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ

1. Пространственно-временная неоднородность диссипации энергии ИЭП в диэлектрика}-: и полупроводниках обусловлена, с одной стороны известной неоднородностью потерь энергии на ионизацию среды пучком со сложным спектром электронов, а с другой, при плотности тока выше пороговой, - кумуляцией энергии электрического поля инжектированного заряда при развитии электроразрядных процессов, пространственная локализация которых определяется геометрией облучения и предысторией образцов.

2. Кумуляция энергии вследствие развития электроразрядных процессов является одним из механизмов создания динамических механических напряжений в ионных кристаллах и полупроводниках, формирующих тонкую структуру акустического излучения, вызывающих пластическую деформацию и нарушение сплошности сред при многократном облучении, а также эволюцию морфологии разрушений при увеличении плотности возбуждения.

3. Обнаружение нового явления - пространственно-модулированных структурных разрушений (ПОР) в ЩГК (ЫР, N301, КС1, КВг и КЛ), создаваемых воздействием ИЭП высокой плотности. Экспериментально изученные закономерности образования ПСР и их эволюции в зависимости от геометрии и плотности возбуждения. о

- АО

4. Модуляция спектров спонтанной и вынужденной импульсной ка-тодолюминесценции (ИКЛ) кристаллов полупроводников А2В6 при высоких уровнях электронного возбуждения обусловлена наведенным оптическим поглощением вблизи края собственного поглощения, рост величины которого при увеличении дозы облучения является одной из причин деградации излучательных свойств; оптически активные центры, включают в свой состав собственные дефекты решетки, которые образуются в процессе роста кристалла, либо при оташге в пара:-; компонентов и вакууме.

5. Образование локальных областей тушения ИКЛ прямозонных полупроводников при многократном облучении ИЭП является следствием совокупного действия факторов (импульсного повышения температуры, динамических механических напряжений и т.д.) многоканального электрического пробоя, локализованного на исходных структурных дефектах кристалла.

ПРАКТИЧЕСКАЯ ЦЕННОСТЬ РАБОТЫ.

Проведенный в настоящей работе комплекс исследований динамических, остаточных статических механических напряжений, морфологии разрушений ионных кристаллов и прямозонных полупроводников при варьировании геометрии и режимов облучения ИЭП в совокупности с результатами теоретического анализа пространственного распределения поглощенной энергии и электрического поля показал, что деградация механических свойств высокоомных материалов обусловлена двумя основными механизмами диссипации энергии. Во-первых, пластическая деформация и образование макрозон остаточных напряжений возникают вследствие динамических механических напряжений, вызванных неоднородным импульсным нагревом кристалла в области торможения электронов и возбуждения изгибных волн разгрузки. Во-вторых, динамические механические напряжения ударного характера возникают вследствие кумуляции энергии при змиосионно-инициированном многоканальном (или плоскостном) неполном электрическом пробое. Развитие многоканального пробоя приводит при низких плотностях (--0.1 Дж/см2) к формированию микрозон пластической деформации и остаточных механических напряжений. С ростом плотности энергии 13П многоканальный разряд (и плоскостные пробои в ЩГК) инициируют развитие трещин и плоскостей расколов. При экстремальных режимах облучения включается механизм электромеханического разрушения с формированием ПСР. Усталовленные закономерности формирования динамических механических напряжений в ионных кристаллах и полупроводниках позволяют прогнозировать предельные радиационные нагрузки материалов при облучении ИЭП и искать способы управления ради-ационно-механической стойкостью материалов.

Показана возможность создания высокоэффективного КЛИ для накачки активных сред лазеров. КЛИ использован для накачки лазера на растворе органического красителя родамина 60. Лазер с КЛИ защищен авторским свидетельством. Макетные образцы КЛИ использованы в экспериментах по синхронному оптическому возбуждению короткожи-вущих дефектов во ФЩВМ, которые показали, что высокая мощность излучения КЛИ в сочетании с узким спектром и возможностью варьирования спектрального положения излучения открывают широкие возможности использования этих источников в области спектроскопии.

Разработан и защищен авторским свидетельством способ неразру-шающего контроля излучательных свойств прямозонных полупроводников АгВб и их твердых растворов. Действующий макет установки внедрен в НИИ "ПЛАТАН" (г. Фрязино).

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Основные результаты диссертации были доложены и обсуждены на: Всесоюзной конференции "Разработка и практическое применение электронных ускорителей (Томск) 1975, Всесоюз

- 15 ных совещаниях по радиационной физике и химии неорганических материалов (Рига) 1975,1983,1985,1989; (Томск) 1993,1995, Всесоюзной научной конференции "Физика диэлектриков. Пробой и электр. старен. "(Баку) 1982, (Томск) 1988; Всесоюзных конференциях по люминесценции (Рига) 1980, (Ровно) 1984, (Москва) 1991; Всесоюзном совещании "Синтез и свойства, исследования, технология и применение люминофоров" (Ставрополь) 1985; Всесоюзной конференции по сильновозбужденным состояниям в кристаллах (Томск) 1988; Всесоюзной конференции по эмиссионной электронике (Киев) 1987; Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Минск) 1985; Всесоюзной конференции "Состояние и перспективы, разработка и применение сщштилляторов и сцинтилляционных детекторов" (Харьков) 1986; Всесоюзном совещании "Воздействие ионизирующего излучения и света на гетерогенные системы" (Кемерово) 1985, 1990, 1995, 1998; Всероссийском симпозиуме по твердотельным детекторам ионизирующих излучений (Екатеринбург) 1997.

ОБЪЕМ И СТРУКТУРА.

Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения и общего списка литературы. Поскольку в работе затронуты разные аспекты проблемы диссипации энергии и неравновесных процессов, возбуждаемых в диэлектриках и полупроводниках воздействием НЭП, в начале глав приводится краткий анализ литературы по состоянию исследований.

Основные результаты работы следующие.

1. На основании выполненных расчетов пространственно-временного распределения поглощенных заряда и энергии, потенциала и напряженности электрического поля инжектированного заряда с учетом геометрии (КЗ и ВЗ) облучения и параметров ИЗП (плотности и формы импульса тока, спектра электронов) сделано заключение о том, что в рамках принятых допущений основная доля энергии ИЗП выделяется благодаря ионизационным потерям, часть уносится отраженными и вторичными электронами, а часть преобразуется в энергию электрического поля инжектированного заряда. Относительная доля последней в 333 геометрии растет с увеличением плотности тока ИЭП и величины вакуумного зазора и становится сопоставимой, а в веществах с малой плотностью и эффективным зарядом (в частности, в 13ММА), может превышать величину ионизационных потерь энергии.

Характерной особенностью воздействия ИЭП является наличие временной зависимости удельной объемной плотности выделенной энергии слоя, как и полного времени облучения, от его расстояния до облучаемой поверхности. При низких (< 0.1 Дж/см2) плотностях энергии ИЭП и КЗ геометрии эта зависимость определяется спектральным составом электронов и собственными параметрами вещества. При ВЗ геометрии увеличение вакуумного зазора и плотности энергии ИЭП сопровождается изменением временных зависимостей удельной объемной плотности энергии и уменьшением времени облучения.

2. В ВЗ геометрии облучения (в случаях малых величин вакуумного зазора -100 мкм) уже при относительно низких плотностях тока ИЭП (-70 А/см2) величина напряженности электрического поля в вакуумном зазоре вблизи облучаемой поверхности и наличие неравновесных электронов и дырок обеспечивают условия для развития АЭЭ и эмиссионно-инициированного многоканального или плоскостного электрического пробоя (ориентированных разрядов в кристаллах и древовидных разрядов в полимерах). Высокая чувствительность АЭЭ к структурным несовершенствам кристаллов наряду с влиянием геометрии облучения определяют пространственную локализацию электроразрядных процессов. В КЗ и ВЗ (при величине зазора до - 0.6 мм) геометриях электроразрядные процессы развиваются с облучаемой, а при больших зазорах - с необлучаемой поверхностей. При равных условиях облучения стойкость кристалла к эмиссионо-инициированному пробою в основном определяется энергией сродства, что определяет близкие значения плотностей токов ИЗП, обеспечивающих условия развития пробоя в таких кристаллах, например, как ЫР и Май, существенно отличающихся электрической прочностью. Кумуляция энергии при развитии электроразрядных процессов приводит к дополнительному усложнению пространственно-временного распределения поглощенной энергии.

3. Электрическое поле с пространственно-временной неоднородностью, возникающее в окрестности ОР во время облучения при высоких (более -0.15 Дж/см2), может влиять на процесс торможения электронов пучка, поэтому расчет профилей распределения поглощенных электронов методом Монте-Карло по схеме "укрупненных" соударений с непрерывным замедлением может быть использован при низких плотностях тока ИЭП.

4. Теоретически и экперименталъно изучена форма АИ, возбуждаемого в ЩГК воздействием ИЭП, и ее зависимость от плотности энергии (тока) и геометрии облучения. Показано, что при низких плотностях энергии ИЭП (< 0.1 Дж/см2) и длительности импульса тока, сопоставимой с временем акустической релаксации, АИ обусловлен в основном неоднородным импульсным нагревом области торможения электронов вследствие ионизационных потерь и представляет собой асимметричный биполярный шпульс, разделенный зоной нулевых напряжений. В момент окончания облучения максимумы шпульсов сжатия и растяжения расположены в области торможения ИЭП.

Возникновение в ЩГК на фоне контура основного АИ тонкой структуры и увеличение ее вклада с увеличением плотности энергии ИЭП выше -0.15 Дж/см2 в ВЗ геометрии (при малых величинах зазоров) обусловлено динамическими механическими напряжениями, вызванными локальным выделением энергии при развитии электроразрядных процессов (ориентированных разрядов и плоскостных пробоев). Факт временного наложения импульса сжатия основного АИ и тонкой структуры прямо сведете ль ствует о том, что злектроразрядные процессы развиваются непосредственно во время облучения.

5. Изучена эволюция морфологии разрушения ионных кристаллов и полупроводников в широком диапазоне плотностей энергий ИЭП (0.1-1.15 Дж/см2). Установлено, что при многократном облучении ИЭП с допороговой плотностью энергии остаточные механические напряжения (макро- и микрозоны) в ионных кристаллах возникают вследствие пластической деформации, обусловленной двумя механизмами формирования динамических механических напряжений: пространственно-неоднородного импульсного нагрева вследствие ионизационных потерь и диссипации энергии, запасаемой в электрическом поле объемного заряда, посредством электроразрядных процессов. Многократное инициирование ориентированных разрядов приводит к образованию следов деструкции, пространственное расположение которых определяется геометрией облучения в соответствие с пространственным распределением напряженности электрического поля инжектированного заряда.

Методами оптического зондирования с временным разрешением установлено, что формирование трещин и расколов в ионных кристаллах при многократном облучении ИЭП с плотностью энергии вше 0.2 Дж/см2 и Ь > Рт обусловлено динамическими механическими напряжениями, вызванными диссипацией энергии при развитии электроразрядных процессов.

Качественно подобные процессы пространственно-неоднородного выделения энергии ИЭП вследствие развития 0Р с формированием динамических механических напряжений наблюдаются и в прямозонных п-1 ГЧ ~ / ~ полупроводниках группы А285 и их твердых растворов. Основные отличия заключаются в более высоких пороговых плотностях энергии НЭП, что, по-видимому, обусловлено более высокими значениями энергии сродства, определяющей развитие АЗЗ.

Впервые обнаружено пространственно-модулированное разрушение ионных кристаллов - периодические структуры разрушений (ПОР), и изучены закономерности их образования при высоких (> 0.55 Дж/см2) плотностях энергии. Предложен качественный физический механизм, в соответствие с которым создание ПОР и их эволюция в зоны расплава с ростом плотности тока ЙЭП обусловлены возбуждением оптических фононных колебаний решетки электромагнитным излучением токовых неустойчивостей, возникающих при развитии 0Р.

Исследование остаточных механических напряжений, пространственно- неоднородное распределение центров АЭЗ и инициируемой ею разрядов по облучаемой поверхности, эволюции морфологии разрушений позволяет сделать вывод о том, что диссипативные процессы в системе ЙЭП - твердое тело следует рассматривать во взаимосвязи: параметры пучка и геометрия облучения с одной стороны, твердое тело - с другой.

6. С использованием метода импульсной спектроскопии изучены спектры спонтанной и вынужденной ЙКЛ прямозонных полупроводников А2В6 и их твердых растворов разной предыстории. Установлено, что при плотностях энергии выше 10~,э Дж/см2 спектр ЙКЛ в области края собственного поглощения сложен и определяется наложением спектра излучения, обусловленного "3-центрами", связанными с исходными дефектами структуры, и спектра, обусловленного излучательным распадом экситонов при непрямых переходах с рождением фононов. Обнаружено наведенное оптическое поглощение со сложным спектральным составом, возникающее в реальных кристаллах прямозонных полупроводников А£Вб и их твердых растворов в области края фундаментального поглощения при облучении ИЭП и реабсорбции краевого излучения. Установлено сложное пространственное распределение наведенного оптического поглощения в кристаллах, обусловленное предысторией образцов. Результаты изучения влияния отжига в парах компонент состава и вакууме позволило сделать предположение о включении в состав центров, ответственных за наведенное оптическое поглощение, собственных дефектов.

8. Спектр .вынужденного излучения при 295 К кристаллов Сс15 модулируется спектральными распределениями коэффициента оптического усиления и показателя поглощения, включающего показатели исходного и наведенного возбуждением оптического поглощения. Вынужденное излучение обусловлено излучательным распадом экситонов в результате непрямых переходов с рождением фононов. С ростом плотности возбуждения или линейных размеров возбуждаемой области максимум вынужденного излучения смещается из области А-230 фононного повтора в область А-ЗШ. Вынужденное излучение в области А-4113 фононного повтора не обнаружено.

9. Рост величины наведенного оптического поглощения в облучаемом объеме с увеличением дозы импульсного электронного облучения является одной из причин деградации излучательных свойств монокристаллов прямозонных полупроводников АаВб. Образование локальных областей тушения ИКЛ прямозонных полупроводников является следствием совокупного действия факторов (локальной температуры, динамических механических напряжений, электромагнитного излучения) многоканального эмиссионно-инициированного электрического пробоя, локализованного на исходных структурных дефектах кристалла.

10. Совокупность результатов изучения спектров ИКЛ, наведенного оптического поглощения, зависимостей пороговой плотности возбуждения для вынужденного излучения от геометрии облучения, предыстории образцов кристаллов АгВе и их твердых растворов положены в основу неразрушающего способа отбраковки монокристаллов для приборов с электронным возбуждением, защищенного авторским свидетель ством.

11. Показана возможность создания высокоэффективного КЛИ для накачки активных сред лазеров. КЛИ использован для накачки лазера на растворе органического красителя родамина 60. Лазер с КЛИ защищен авторским свидетельством. Макетные образцы КЛИ использованы нами в экспериментах по синхронному оптическому возбуждению ко-роткоживущих дефектов, которые показали, что высокая мощность излучения КЛИ в сочетаний с узким спектром и возможностью варьирования спектрального положения излучения открывают широкие возможности использования этих источников в области спектроскопии.

В заключение считаю своим приятным долгом выразить глубокую благодарность научному консультанту и соавтору д.ф.-м.н., профессору Лисицыну В.М. за поддержку и внимание к исследованиям, вошедшим в диссертационную работу. Автор глубоко признателен своим соавторам Толмачеву В.М., Глыбину В.Г., Чинкову Е.П., Олешко В.И. и Терещенко Е.А. за большую помощь в проведении исследований и обсуждении результатов, представленных в диссертации. iCiCL/

1. Быстропротекающие радиационно-стимулированные процессы в ще-лочно-галоидных кристаллах. Алукер З.Д., Газрилов В.В., Дейч

2. Р.Г., Чернов С.А. Рига: Зинатне. -1987.1. Л QO loo

3. Месяц Г.А. Генерирование мощных накосекундных импульсов. М.: Советское радио. -1974. -256 С.

4. Месяц Г.А. Мощные наносекундные импульсные источники ускоренных электронов. Новосибирск: Наука. -1974. -167 С.

5. Месяц Г.А. Разработка и применение источников интенсивных электронных пучков. Новосибирск: Наука. -1976. -237 С.

6. Сильноточные импульсные электронные пучки в технологии. Новосибирск: Наука. -1983. -169 С.

7. Абрамян Е.А., Алътеркоп В.А., Кулешов Г.Д. Интенсивные электронные пучки. М.: Знергоатомиздат. -1984. -231 С.

8. Шпак В.Г. Измерение энергетических характеристик наносекунд-ного электронного пучка, выведенного в воздух через фольгу. // ПТЗ. -1980. -N 3. -С.165-167.

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

10. Бойко В.И., Евстигнеев В.В. Введение в физику взаимодействия сильноточных пучков заряженных частиц с веществом. М.: Знергоатомиздат. -1988. -136 С.

11. Баранов В.Ф. Дозиметрия электронного излучения. М.: Атомиз-дат. -1974. -232 С.

12. Аккерманн.Ф., Никитушев Ю.М., Ботвин В. А. Решение методом Монте-Карло задач переноса быстрых электронов в веществе. Аляпг ut -1 г,г,о -1 с о с\иа нТЭ; пЗуí\3„ xüí¡с. ido с-.s-|lп-л ~ ic-tc. x ~

13. Воробьев А.А,, Кононов Б,А, Прохождение электронов через ве-.rr,-r-. ТТЛ? .1 пер -1 >-iri rtщеигви, 1 ими К; и. -з , ±Уио. I/ïj и.

14. Tabata Т. , Ito R. An algorithm for the energy deposition by•P i—14- r-.l .-.-nfy.^.r, it м, Cv-.r-n -1 rt>-j a \t со о о op oori1.tbL- eiriulfuiiù, // NLujI. ли. ia/^ь. v.uo. "Г-ййО-йоз.

15. Отчет по НИР N гос. per. 01829036538. Взаимодействие сильноточных электронных пучков с твердым телом./ Науч. рук. Дергобузов К.А. Челябинск: ЧелГУ. -1986. -90 С.

16. Stemheimer R.M. Density effect for ionisation loss of charged partiels. // Phys. Rev. -1966. -V.145, N 1. -P. 247-,250.

17. Кольчужкин A.M., Учайкин В.В, Введение в теорию прохождения

18. Ttr. m -г » т т т т ■ г. I-, .—. чг» л mfirn/n К j . A m *т » п чт л m -1 f| d ET С

19. Чс±иТущ Череб ¡зещеихви, ш. ; АхимшздЗТ. "i'dio. "¡tuu о.

20. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В,Г. Распределение электрического поля в высокоомных материалах при воздействии импульсного электронного пучка.// Деп. в "Изв.ВУЗов". per.N 352-В95 от 26.12.95.

21. Штанько В.Ф., Глыбин Ег.Г., Толмачев В.М. Негомогенное распределение поглощенной энергии в высокоомных материалах при воздействии импульсного электронного пучка.// ЖТФ. -1998. -Т.68, N4.1. НО D » .

22. Алукер З.Д., Лусис Д.Ю., Чернов С.А. Электронные возбуждении и радиолюминесценция щелочно-галоидных кристаллов. Рига: Зинатне. -1979. -252 0.

23. Богданкевич 0.В. Полупроводниковые лазеры с накачкой электронным пучком.// КЗ. -1994. -Т.21, N 12. -С.1113-1136.

24. Фок М.В. Введение в кинетику люминесценции кристаллофосфо-рОБ. М.: Наука. -1964. -284 С.

25. Нолле З.Л. Экситоны в полупроводниковых кристаллах при больt rmn^TTrriT т-иг-гт .-.ТТТТГТ t f Ттм .тт. j Л Î 7 -1ftCi*t Т* -ton (~\ О И ПОшил уриВНЯл .вОаиуЖДннИЯ. // 1рудЫ ыйхнп. ~i30i. ~ i . ± ,оо. ~u.o~j.UiC-,

26. Высокоэнергетическая электроника твердого тела. / Под редакциен Д.И. Вайсбурда. Новосибирск: Наука. -1982. -225 с.

27. Гурский А.Л., Луценко Е.В., Яблонский Г.П. Кристаллографическая ориентация путей электрического пробоя в диэлектриках и полупроводниках. Препринт N 607. ИФ АН БССР. Минск. -1990. -47 С.

28. Воробьев A.A. Физические свойства ионных кристаллических диэлектриков. Томск: Мзд.ТГУ. -1960. -Т.1. -331 С.

29. Воробьев A.A., Воробьев Г.А. Электрический пробой и разрушение твердых диэлектриков. М. : Высшая школа. -1966. -224 С.

30. Желудев И.С. Физика кристаллических диэлектриков. М. : Наука. -1968. -464 С.

31. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г., Лисицын В.М. Эволюция морфологии разрушения кристаллических диэлектриков при облучении импульсным электронным пучком.// ФХОМ. -1998. -N 3. -С. 38-48.

32. Милявский В.В., Скворцов В.А. Особенности генерации волн сжатия в диэлектриках импульсным электронным пучком.// Хим. физика. -1995. -Т.14, N 1. -С.100-107.

33. Dance W., Rester D., Parmer D. et al. Bremsstrahl un g1 produced in thick aluminium and iron targets by 0.5 to 2.8 MeV electrons.// J. Appl. Phys. -1968. -V.39, N 6. -P.2881.

34. Окулов E.B. О зависимости интенсивности тормозного излучения от энергии ускоренных электронов././ Атомная энергия. -1968. -Т.25, В.5. -С.426-431.

35. Кузнецов П.й. О зависимости дозы тормозного излучения от энергии электронов.// Атомная энергия. -1990. -Т.69, В.2. -С.103-104.

36. Фишер Р., Пойман X. Автоэлектронная эмиссия полупроводников. М: Наука. -1971. -216 С.

37. Добрецов Л.Н., Гомоюнова М.В. Ненакаливаемые катоды. М.:twiCrO1. Энергия. -1974. -238 С.

38. Елинсон М.й., Васильев Г.Ф. Автоэлектронная эмиссия. М. : Гос. изд. ШЯ. -1958. -227 С.36. -Еонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников. М.: Наука. -1990. -668 С.

39. Шалимова К.В. Физика полупроводников. М. : Энергия. -1976. -415 С.

40. Поттер Д. Вычислительные методы в физике. М. : Мир. -1975. ~~ 39 te С «

41. Ельчанинов А.С., Загулов Ф.Я., Ковальчук Б.М., Яковлев В.П. Мощные наносекундные импульсные источники ускоренных электронов. М.: Наука. -1974. -123 С.

42. Штанько В.Ф., Толмачев В.М. , Глыбин В.Г. Авто- и термоэлектронная эмиссия диэлектриков и полупроводников при воздействии импульсного электронного пучка.// Тез. VI межд. конф. по радиац. гетерогенным процессам. Кемерово: КРУ. -1995. 4.1. 0.127.

43. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Инякин В.Н. Пластическая деформация щелочно-галоидных кристаллов, облученных плотным электронным пучком наносекундной длительности.// ФХОМ. -1988. -N 6. -С.11-13.

44. Олешко В.й., Штанько В.Ф. Генерация сильных электрических полей в области пробега мощного электронного пучка в LiF.// ЖТФ. -1986. -Т.56, В.6. -С.1235-1236.

45. Лисицын В.М., Олешко В.И., Штанько В.Ф. Возбуждение сильных электрических полей в ЩГК при облучений импульсными электронными пучками.// Тез. докл. V Всес. сов. по рад. физ. и хим. ионн. кристаллов. Рига: Оаласпилс. -1983. 4.1. -С.201.

46. Лисицын В.М., Олешко В.И., Штанько В.Ф. Стримерные разряды в CdS, возбуждаемые мощными электронными пучками.// Тез. V всес. сов. по синтезу, свойствам иссл., техн. и примен. люминофоров.rjr^ ,1 —

47. Ставрополь -1985. -Ч. 1. -С.28.

48. Олешко В.И., Штанько В.Ф. Электрический пробой и разрушение диэлектриков под действием плотных электронных пучков наносекунд-ной длительности.// Тез. VI всес. конфер. по физике диэлектриков. томск: изд. ТГУ. -1988. -4.1. -С.104-105.

49. Олешко В.И., Штанько В.Ф. Эмиссия плотного электронного пучка из канала электрического пробоя в твердом диэлектрике.// ЖТФ. -1990. -Т.80, В.2. -С.185-186.

50. Фрохт М. Фотоупругость. М-Л.: ОГИЗ. Т.1. -1948. -432 С. 43. Александров А.Я., Ахметзянов М.Х. Поляризационно-оптическиеметоды механики деформируемого тела. М.: Наука. -1973. -576 С.

51. Куликов В.Д., Лисицын В.М. Акустическая дозиметрия импульсных электронных пучков.// Томск. -1987. Рук. деп. в ВИНИТИ. N 2044-87. -С.37.

52. Лисицын В.М., Штанько В.Ф., Олешко В.И. Импульсные катодолю-минесцентные источники света. В сб. "Материалы для источников света и светотехнических изделий". Саранск. МГУ. -1990. -С.20-26.

53. Лисицын В.М., Штанько В.Ф., Яковлев В.Ю. Катодолюминесцент-ные импульсные источники света.// ЖТФ. -1985. -Т.55, В.6. -С.1187-1188.

54. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Намм А.В., Толмачев В.М., Терещенко Е. А. Импульсная катодолюминесценция CdS и CdSo, ез~"Зео, 17» выращенных кристаллизацией из газовой фазы.// ЖПС. -1991. -Т.55, N 5. -С.788-793.

55. Королев C.B., Олихов И.М., Петров Д.М. Электронное возбуждение полупроводниковых лазеров.// Электронная промышленность. -19/3. ""Ы S л -С- tCiw"~3o*

56. Уласюк В.Н. Квантоскопы. М. : Радио и связь. -1988. -256 С.

57. Богданкевич О.В. Полупроводниковые лазеры с накачкой электронным пучком.// КЭ. -1994. -T.SI, N 12. -С.1113-1135.

58. Aritome H., Masuda К. Time duration of output pulse in electron-beam-pumped CdS laser.// IEEE J. Quant. Electron. -1971. -V.QE-7, N 3. -P.118-122.

59. Молчанов А.Г., Попов Ю.М., Трунилин A.M. Усиление света в полупроводниках при рекомбинации зкситонов высокой концентрации.// КЗ. -1974. -Т.1, N 5. -С.1258-1281.

60. Klein С.A. Power efficiency and quantum efficiencies of electron-beam-pumped lasers.// IEEE J. Quant. Electron. -1988. -V.QE-4, N 4. -P.186-194.

61. Леванюк А.П., Осипов В.В. Краевая люминесценция прямозонных полупроводников.// УФН. -1981. -Т.133, В.З. -С.427-477.

62. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Распределение электрического поля при пробое высокоомного материала импульсным электронным пучком.// Тез. VIII межд. конференции по радиационной физике и химии неорг. матер-в. Томск: ТГУ. -1993. -4.2. -С.135.

63. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Пространственно-неоднородное распределение дефектов в ионных кристаллах при импульсном электронном облучении.// Тез. IX межд. конф. по рад. физ. и хим. неорг. материалов. Томск: ТГУ. -1998. -С.407.

64. Грибковский В.П. Полупроводниковые лазеры. Минск: "Университетское". -1988. -304 С.

65. Олешко В.И., Штанько В.Ф. Механизм разрушения высокоомных материалов под действием мощных электронных пучков нанооекундной- 226 длительности.// ФТТ. -1987. -Т.29, В.2. -С.320-324.

66. Еогданкевич О.В., Дарзнек С.А., Елисеев П.Г. Полупроводниковые лазеры. М.: Наука. -1976. -415 С.

67. Штанько В.Ф., Олешко В. И. Роль электрического поля объемного заряда в процессе преобразования энергии СЗП в ионных кристаллах.// ЖТФ. -1989. -Т.59, В.З. -С.99-105.

68. Штанько В.Ф., Олешке- В.И. Преобразование энергии сильноточных электронных пучков в кристаллофосфорах.// Тез. докл. 9 Всес. конф. по состоянию и перспективам разраб. и применения сцинтилля-торов и стинцил. детекторов. Харьков: ХГУ. -1986. -С.24.

69. Oswald R.B. Practure of silicon and germanium induced by pulsed electron irradiation.// IEEE Trans. Nuol. Soi-, -1966, -V.NS-13, N 6. -P.63-69.

70. Вайсбурд Д.И., Еалычев И.H. Разрушение твердых тел в результате сверхплотного возбуждения их электронной подсистемы. // Письма в ЖЗТФ. -1972. -Т.15, В.9. -С.537-540.

71. Вайсбурд Д.И., Геринг Г.Й., Кондратов В.Н. Хрупкое разрушение стекол при импульсном облучении пучками электронов большой плотности.// ЖТФ. -1976. -Т.46, В.5. -С.1071-1072.

72. Avery R.T., Keefe D. Shattering: rock with intense bursts of energetic electrons. // IEEE Trans. Nucl. Soi. -1973. -V.20. -P.1010-1017.

73. Вайсбурд Д.И., Каратеев В.П., Матлис С.Б., Месяц Г. А. Масштабный эффект при хрупком разрушении ионного кристалла мощным импульсом электронного облучения. // Письма в ЖТФ. -1989. -Т.15, -В.13. -С.69-72.

74. Еалычев I.H., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.й. и др. Разрушение нитевидных и тонких кристаллов под действием наносекундных импульсов облучения электронными пучками большой плотности. //neyriiwic /*

75. Письма в ЖТФ. -1875. -Т.1, В.9. -С.423-424.

76. Олешке В.И., Штанько В.Ф. О природе акустических волн, генерируемых в ионных кристаллах сильноточными электронными пучками. // ЖТФ. -1987. -Т.57, В.9. -С.1857-1858.

77. Барденштейн А.Л., Беопалько А.А., Бугаев С.П., Быков В.й., Вайсбурд Д.И. йзгибные волны, возбуждаемые в пластинах плотным электронным пучком наносекундной длительности.// Докл. РАН. -1994. -Т.336, N 2. -0.186-190.

78. Барденштейн А.Л., Быков В.И., Вайсбурд Д.И. Генерирование изгибных волн в твердом теле плотным электронным пучком наносекундной длительности.// Письма в ЖЗТФ. -1995. -Т.61, В.2. -0.98-100.

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

80. Лисицын В.М., Олешко В.й., Штанько В.Ф. Кумуляция энергии сильноточных электронных пучков в твердом диэлектрике.// ЖТФ. -1985. -Т.55, В.9. -С.1881.

81. КухтаВ.Р., Лопатин В.В., Носков М.Д. Влияние внедренного объемного заряда на формирование разрядной структуры в диэлектриках.// Письма в ЖТФ. -1993. -Т.19, В.23. -0.39-44.

82. Бондаренко Е.И., Тополев В.Ю., Турик А.Б. Внутренние механические напряжения и электрический пробой кристаллических диэлектриков.// Кристаллография. -1992. -Т.37, В.6. -0.1572-1574.

83. White R.M. Generation of elastik waves by transient surface heating. // J. Appl. Phys. -1963. -V.34, N 12. -P.3559-3567.

84. White R.M. Elastic wave generation by electron bombardment, or electromagnetic wave absorbtion.// J. Appl. Phys. -1963.1Г n ,1 rt <TM £"H ¡Л И-v.crtb. г . j. ico 1 ic± ,оопiC-iOO

85. Graham R.A., Hatchison R'.E. Thermoelastic stress pulses resulting- from pulsed electron beams. // Appl. Phys. Lett. -1967. -V.ll. -P.69-71.

86. Oswald R.B., McLean J. P. В., Sohallhom D.R., Buxton L.D. One-dimensional thermoelastic response of solids to pulsed energy deposition.// J. Appl. Phys. -1971. -V.42, N 9. -P.3463-3473.

87. Perry F.C. Thermoelastic dosimetry of relativistic electron beams.// Appl. Phys. Lett. -1970. -V.17, N 9. -P.408-411.

88. Исакович M. А. Общая акустика. M.: Наука. 1973. -496 С.

89. Беспаль ко А. А., Геринг Г.й. Радиационно-акустический метод исследования материалов при облучении электронными пучками нано-секундной длительности./ В сб. Сильноточные импульсные электронные пучки в технологии. Новосибирск: Наука. -1983. -169 С.

90. Акустические кристаллы. Справочник. / Влистанов А.А., Бонда-ренко B.C., Чкалова В.В. и др./ Под ред. М.П. Шаскольской. М.: Наука. -1982. -632 С.

91. Магомедов М.Н. Расчет температуры Дебая для ШГК.// Теплофиз. высоких температур. -1992. -Т.30, N 6. С.1110-1117.

92. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Толмачев В.М. Динамические и остаточные напряжения в КС1 при воздействии импульсного электронного пучка.// ФХОМ. -1991. -N 2. -С.53-56.

93. Штанько В.Ф., Олешко В.И., Толмачев В.М. Динамические и статические механические напряжения в ионных кристаллах при воздействии импульсного электронного пучка.// Тез. V всес. сов. по радиационным гетерогенным процессам. Кемерово: КРУ. -1990. -С.28.

94. Смирнов Б. И. Генерация вакансий и изменение плотности щелоч-но-галоидных кристаллов при пластической деформации.// ФТТ. -1991. -Т.33, N 9. -С.2513-2526.

95. Ботаки A.A., Воробьев A.A., Ульянов В.Л. Радиационная физика ионных кристаллов. М. : Атомиздат. -1980. -208 С.

96. Деформирование кристаллов при действии сосредоточенной нагрузки./ Под ред. Симашко С.Г., Кишинев: Штиница. -1978. -С.128.

97. Ушаков В.Я., Торбин Н.М.// В кн.: Пробой диэлектриков и полупроводников. М-Л.: Энергия. -1954. -С.124-127.

98. Вершинин Ю.Н. Электрический пробой твердых диэлектриков. Новосибирск: Наука. -1968. -211 С.

99. Олешко В.И., Штанько В.Ф. 0 природе периодических структур разрушения в ионных кристаллах, возбуждаемых мощным электронным пучком././ ЖТФ. -1987. -Т.57, В. 12. -С.2401-2403.

100. Лисицын В.М., Олешко В.И., Штанько В.Ф. Образование периодической структуры разрушений в NaCl под действием мощного электронного пучка наносекундной длительности.// Письма в ЖТФ. -1985. -Т.И, В.24. -С. 1478-1481.

101. Блинов В.Й., Геринг Г.И., Ковивчак B.C. Эволюция периодической структуры разрушения ионных кристаллов при электронном облучении.// Письма в ЖТФ. -1986. -Т.12, N 19. -С.1194-1197.

102. Войтиков C.B., Грибковский В.П. Наклонные межзонные переходы в кристаллах, возбуждаемых быстрыми и узкими фронтами электрического поля.// Докл. АН БССР. -1984. -Т.28, N 12. -С. 1074-1077.

103. Владимиров В.В., Горшков В.Н., Константинов О.В., Кускова H.ïl. Возбуждение высокочастотных автоколебаний в стримерных полупроводниковых лазерах.// Докл. АН СССР. -1989. -Т.305, N 3. -С.586-589.

104. Лазер с катодолюминесцентной накачкой: A.C. N1683464

105. СССР). Кл.Н Ol, S 3/033. (1991). В.Ф. Штанько, В.М. Толмачев, В.Ж. Олешко.

106. Давыдов A.A., Марков Е.В. Выращивание ориентированных монокристаллов сульфида кадмия из паровой фазы.// Изв. АН СССР. Сер. неорг. матер. -1976. -Т.11, N 10. -С.1755-1759.

107. Давыдов A.A., Ермолов В.Н., Неустроев С.В. Выращивание из паровой фазы ориентированных монокристаллов CdS и CuSe диаметром до 100 мм.// Неорг. материалы. -1992. -Т.28, N 1. -С.42-48.

108. Мартовицкая H.A., Пендюр С.А., Таменский О.Н. Люминесценция CdS в зависимости от места кристаллов в зоне роста. // Труды ФМ-АН. -1987. -Т.187. С.160-166.

109. Акимова И.В., Березина Т.И., Печенов А.Н., Решетов В.И., Решетова Л.Е., Шапкин П.В. Влияние избыточного давления серы при выращивании кристаллов CdS на характеристики лазеров, возбуждаемых электронным пучком.// КЗ. -1985. -Т.12, N 6. -С.1307-1309.

110. Козловский В.И., Насибов A.C., Резников П.В. Характеристики излучения лазерного экрана из CdS при 300К.// КЗ. -1981. -Т.8, N 11. -С.2493-2500.

111. Красавина Е.М., Крюкова й.В. Исследование процессов деградации в лазерах на сульфиде кадмия при электронном возбуждении.// КЗ. -1976. -Т.З, N 11. -С.2475-2477.

112. Канеев М.А., Мащенко В.Е., Ниязова О. Р. О радиационных изменениях кристаллов CdS в процессе возбуждения в них когерентного излучения.// ФТП. -1969. -Т.З, В.5. -С.760-763.

113. Киселев В.А., Новиков Б.В., Чередниченко А.Е. Зкситонная спектроскопия приповерхностной области полупроводников. Л.: Изд. ЛГУ. -1987. -160 С.

114. Холстед P.E. Излучательная рекомбинация в области края полосы поглощения. В сб. Физика и химия соединений AIXBIV./ Ред.mr-j.1 iûl

115. М.Авен, Ж.С, Пренер. М. : Наука. -1970. -С.£95-333.

116. Физические основы полупроводниковой электроники./ Под ред. О.В. Снитко. Киев,: Наук, думка. -1985. -304 С.

117. Физика и химия соединений AgBe*/ Под ред. С. А, Медведева. М.: Мир. -1970. -829 С.

118. Гросс Е.Ф. Исследования по оптике и спектроскопии кристаллов и жидкостей. Избр.труды. Л.: Наука. -1976. -447 С.

119. Ермолович И. Б., Матвиевская Г. И., Пекарь Т.О., Шейнкман М.К. Люминесценция монокристаллов CdS, легированных различными донорами и акцепторами.// УФЖ. -1973. -Т.18, N 5. -С.732-741.

120. Шейнкман М.К., Ермолович И.Б., Беленький Г.Л. Механизмы оранжевой, красной и инфракрасной фотолюминесценции в CdS и параметры соответствующих центров свечения.// ФТТ. -1968. -Т.10, В.9.п пспопепп L.'. С,U£,0 iGUOO .

121. Эмиров Ю.Н., Остапенко С,С., Ризаханов М.А., Шейнкман М.К. Структура центров "оранжевого" свечения в сульфиде кадмия.// ФТП. -1982. -Т.16, В.8. -С.1371-1376.

122. Broser I., Gutowski J., Riedel R. Excitation spectroscopy of the donor-acceptor-pair luminescence in CdS.// Solid State Comm. -1984. -V.49, N 5. -P.445-449.

123. Ризаханов M.А., Шейнкман M.K. Детальные механизмы электронных переходов краевого излучения в широкозонных соединениях АгВб-// ФТП. -1984, -Т.18, В.10. -С.1788-1794.

124. Fan X.W., Woods J. Green electroluminescence and photoluminescence in CdS././ Phys. Stat. Sol. -1982. -V.a70. -P.325-334.

125. Миколайчук А.Г., Чиж Б. P., Смитко E.B. Температурные зависимости оптических свойств пленок CdSxSei-x.// ЖПС. -1988. -Т.45, N 6. -С.1020-1022.

126. Еулах Б.М., Джумаев Б.Р., Корсунекая Н.Е. и др, Влияние от- гзе жига в парах собственных компонентов на параметры локальных центров CdSe.// УФЖ. -1992. N 4. -С.622-629.

127. Оконечников А.П., Мельник H.H. Влияние отжига на спектр глубоких центров захвата в ZnSe.// ФТП. -1992. N 9.-С.1659-1661.

128. Козловский В.И., Коростелин Ю.В., Крыса A.B. Роль водорода в катодолзоминесценции монокристаллов ZnTe.// ЖПС. -1994. -Т. 60,ы и ¡r¡ п Л Г\С А Л г1im i .c. о. xuu íjls.

129. Гросс Е.Ф., Пермогоров O.A., Разбирин Б.С. Движение свободных экситонов и их взаимодействие с фононами.// ФТТ. -1966. -T.S, N 5. -С.1483-1492.

130. Гросс Е.Ф., Пермогоров O.A., Разбирин B.C. Аннигиляция экситонов и экситон-фононное взаимодействие.// УФН. -1971, -Т.103, В.З. -С.431-446.

131. Mott N. F. Transition to the metallic state.// Phil. Mag. -1961. -V.6, N 62. -P.287-309.

132. Нолле З.Л., Маринко Г.й., Фазилов А. Взш-шодействие между экситонами и обусловленное им вынужденное излучение в OdTe. В кн. Зкситоны в полупроводниках. М.: Наука. -1971, -0.104-118.

133. Лысенко В.Г., Ревенко В,И., Тратас В.Б., Тимофеев В.Б. Излучатель ная рекомбинация в условиях экранирования кулоновского взаимодействия в кристаллах Ods.// Письма в ЖЗТФ. -1974. -Т.20, N 3. -0.180-185.

134. Крицкий A.B., Крупа Н.й., Купченко Г.А. Лазерное излучение монокристаллов Ods при однофотонном возбуждении.// ЖЭТФ. -1978. -Т.74, В.2. -0,483-489.

135. Днепровский B.C., Климов В.й., Мартыненко Е.Д., Стадник В.А. Механизмы излучательной рекомбинации экситонов высокой плотности в кристаллах CdS.// ФТТ. -1983. -Т.25, N 11. -С.3243-3249.

136. Hayashi М,, Saito Н., Shionoya S. Highly excited CdSe andпоп1coo —

137. CdS.// Sol. State Commun. -1977. -V.24, N 12. -P.833-840.

138. Балтрамеюнас P., Жукаускас A., Куокштио 3. Разогрев фотовозбужденной электронно-дырочной плазмы в соединениях группы АгВб-// ЖЭТФ. -1982. -Т.83, В.3(9). -С.1215-1222.

139. Daly Т., Mahr Н. Time-resolved luminescence spectra in highly photo-excited CdSe at 1,8 K.// Sol. State Commun. -1978. -V.25. -P.323-326.

140. Yoshikun Y., Saito H., Shionoga S. Luminescence of high density electron-hole plasma in CdSe at elevated temperature.// Sol. State Commun. -1979. -V.32, N 8. -P.665-668.

141. Балтрамеюнас P., Куокштис Э. Электронно-дырочная жидкость в монокристаллах ZnSe.// ЖЭТФ. -1980. -Т.79, В.4(10). -С.1315-1322.

142. Лукашевич П.Г., Иванов В.А. Краевое излучение сильно возбужденных кристаллов ZnTe.// ЖПС. -1980. -Т.32, В.1. -С.160-163.

143. Лукашевич П.Г., Грибковский В.П., Иванов В.А. Стимулированное излучение нелегированного теллурида цинка при однофотонном оптическом возбуждении.// ЖПС. -1980. -Т.32, В.6. -С.1073-1078.

144. Cornet A., Arnand Т., Pugnet М., Brousseau М. Spot size effects in picosecond luminescence experiments.// Sol. State Commun. -1982. -V.43, N 2. -P.147-151.

145. Батырев А.С., Калмыкова И.П., Чередниченко А.Е. Широкие полосы излучения при лазерном возбуждении кристаллов CdSe. /./ ФТТ. -1990. -Т.32, В.2. -С.598.

146. Чередниченко А.Е., Батырев А.С., Калмыкова И.П. Люминесценция локализованных экситонов, вызванная изменениями температуры в кристаллах CdSe.// ФТТ. -1988. -Т.30, N5. -С.1515-1517.

147. Permogorov S., Reznitski A. Effect disorder on the optical spectra of wide-gap II-VI semiconductor solid solutions.// J. Luminescence. -1992. -V.52, N 1-4. -P.201-223.пол iC о<±

148. Коршунов B.B., Лебедев М.В., Лысенко В.Г. Изменение оптических свойств кристаллов CdS в условиях мощного оптического возбуждения.// ФТТ. -1985. -Т.£7, В.5. -С.1518-1523.

149. Днепровский B.C., Климов В.И., Названова Е.В., Фуртичев А.И. Зкситон-экситонное взаимодействие. Абсорбционная бистабиль-ность в CdS при низких уровнях оптического возбуждения.// Письма в ЖЗТФ. -1987. -Т.45, В.12. -С.580-582.

150. Стадник В.А. Домены (автоволны) зкситонного поглощения в CdS.// Письма в ЖЗТФ. -1989. -Т.49, В.11. -С.633-636.

151. Лисицам.П., Кулиш Н.Р., Мазниченко А.Ф. Влияние интенсивного лазерного излучения на спектр краевого поглощения CdSe в поляризации El1С.// ФТП. -1980. -Т.14, N 10. -С.2033-2036.

152. Кулиш Н.Р., Лисица М.П., Малыш И.И. и др. Нелинейность краевого поглощения CdSe.// ФТП. -1990. -Т.24, В.1. -С.25-28.

153. Colak С., Fitzpatrick B.J., Bhargava R.N. Electron beam pumped 11-VI lasers.// J. Crystal Growth. -1985. -V.72, N 1-2. -P.504-511.

154. Еорович Л.Н., Дуденкова A.B., Попов Ю.У., Талат Г.Х. и др. Влияние поверхностной обработки на катодолюминесценцию монокристаллов CdS.// КЭ. -1977. -Т.4, N 1. -С.58-62.

155. Фок М.В. Разделение сложных спектров на индивидуальные полосы при помощи обобщенного метода Аленцева.// Труды ФИАН. -1972. -Т.59. -С.3-24.

156. Козловский В.И., Насибов A.C., Печенов Ä.H., Попов Ю.М. Омеханизме генерации в лазерных экранах., выполненных из полупроводниковых соединений AnBVI.// КЭ. -1979. -Т.6, N 1. -С. 189-196.

157. Физика соединений AgBg-/ Под редакцией А.Н. Георгобиани, М.К. Шейнкмана. М.: Наука. -1986. -320 С.

158. Гнатенко Ю.П., Курик М.В. Экситок-фононное взаимодействие в CdS.// ФТТ. -1970. -Т.12, N 4. -С.1143-1146.

159. Гнатенко Ю.П., Курик М.В. Экспериментальные закономерности правила Урбаха для экситонов в полупроводниках AoBq.// ФТП. -1971. -Т.5, N 7. -С.1347-1350.

160. Toyozawa J. A proposed model for the explanation of the Urbach rule.// Prog. Theor. Phys. -1959. -V.22, N 3. -P.455.

161. Штанько В.Ф., Толмачев В.М. Наведенные оптические потери в полупроводниках AgB&.// Тез. VIII межд. конф. по радиац. физ. и химии неорг. материалов. Томск: ТПУ. -1993. -4.2. -С. 134.

162. Власенко H.A., Витриховский Н.И,, Денисова 3.Л., Павленко В.Ф. О природе центров свечения в чистом сернистом кадмии.// Опт. и спектр. -1966. -Т.21, N 4. -С.466-475.

163. Honig Т., Gutowski J. Optical nonlineariti and bistabiliti in the bound exciton energy range of CdS.// Phys. Stat. Sol. B. -1988. -V.150, N 2. -P.833-838.

164. Днепровский B.C., Климов В.И., Шень Ли, Окороков Д.К. Влияние нестационарного разогрева на характер нелинейного пропускания CdS.// ФТТ. -1991. -Т.33, N 9. -С.2663-2668.

165. Кочелап В.А., Кулиш Н.Р., Лисица М.П. и др. Влияние частоты управляющего излучения на параметры оптических ключей на основеone1..OUэффекта насыщения оптического поглощения.// УФЖ. -1990. -Т.35, N 9. -С.1319-1324.

166. Грибковский В.П. Теория поглощения и испускания света в полупроводниках.// Минск: Наука и техника. -1975. -464 С.

167. Насибов А. С., Печенов А.Н., Попов Ю.М., Решетов В. И. Исследование деградации лазерного экрана электронно-лучевой трубки.// КЗ. -1930. -Т.7, N 5. -С.1058-1062.

168. Богданюк Н.С., ДавидюкГ.Е., Шаварова А.П. Центры красной люминесценции в монокристаллах CdS и CdS:Си и их преобразование при электронном облучении.// ФТП. -1995. -Т.29, В.2. -С.357-360.

169. Богданюк Н.С., ДавидюкГ.Е., Шаварова А. П. Отжиг центров зеленой люминесценции сульфида кадмия.// ФТП, -1995. -Т.29, В.2. -С. 201-208.

170. Claybourn М., Brinkman A., Russell G., Woods J. Electron traps in single crystal CdS.// Phil. Mag. -1987. -V.B55, N 3. -P.385-395.

171. Achour S., Talat G. Effect of thermal annealing on the cat-hodoluminescence of evaporated CdS films. // Thin. Sol. Pilrns. -1986. -V.144, N 1. -P.1-6.

172. Jsshiki M., Kyotani T., Masumoto K., Uchida W., Suto S. Emissions related to donor-bound excitons in highly puritied ZnSe single crystals.// Phys. Rev. B: Condens. Matter. -1987. -V.36, N 5. -P.2568-2577.

173. Terne R., Mariette H., Levi-Clement C., Jager-Waldan R. Photoluminescence of CdSe: evidence for selective etching of donor states.// Phys. Rev.B: Condens. Matter. -1987. -V.36, N 2. -P.1204-1207.

174. Nesheva D., Vatera E., Korsunskaya N., Markevich L. Infly-ence of annealing on photoinduced phenomena in CdS.// J. Phys. D:ico /■ ~

175. Appl. Phys. -1385. -V.18, N 4. -P.577-683.

176. Верещагин Л.Ф., Кабалкина С.С. Рентгеноструктурные исследования при высоком давлении.// М.: Наука. -1970. -174 С.

177. Nahum J., Wiegand D. Optical properties of some F aggregate centers in LiF.// Phys. Rev. -1967. -V.154, N 3. -P.817-830.

178. Nahum J. Optical properties and mechanism of formation of some aggregats centers in LiF.// Phys. Rev. -1967. -V.158, N 3. -P.814-825.

179. Farge Y., Lambert M., Srnoluchowski R. Mechanism de formation des centres M et R.// Solid State Comm. -1966. -V.4, N 7. -P.333-336.

180. Адуев Б.П., Вайсбурд Д.И. Исследование переноса дырок валентной зоны в LiF при наносекундном облучении плотными пучками электронов. // ФТТ. -1978. -Т.20, В.12. -С.3739-3740.

181. Адуев Б.П., Вайсбурд Д.И. Создание и разрушение F£+-центров в кристаллах LiF при импульсном облучении плотными пучками электронов. // ФТТ. -1981. -Т.23, В.6. -С.1869-1871.

182. Штанько В.Ф., Толмачев В.М., Глыбин В.Г. Пространственное распределение F-агрегатных центров в LiF.- Шестая международная конференция "Радиационные гетерогенные процессы". Кемерово: Куз-бассвузиздат. -1995. -4.1. -С.128.

183. Дмитренко К.А., Тараненко Л.В., Шевель С.Г., Маринченко

184. A.В. Температурная зависимость (4.2-300 К) резонансных энергий экситонных переходов в монокристаллах А2Вб. // ФТП. -1985. -Т.19,1. B.5. -С.788-799.

185. Штанько В.Ф., Чинков Е.П. Структура спектров короткоживуще-го поглощения и свечения фторидов бария и кальция при импульсном облучений электронами.// Письма в ЖТФ. -1997. -Т.23, В.21. -С.45-50.1. ООП

186. Чинков Е.П., Штанько В.Ф. Спектрально-кинетические характеристики переходного поглощения в кристалла;-: фторида кальция.// ФТТ. -1997. -Т.39, В.7. -С.1197-1201.

187. Чинков Е.П., Штанько В.Ф. Люминесценция автолокализованных экситонов во фториде кальция при импульсном облучении электронами.// ФТТ. -1998. -Т.40, В.7. -С.1228-1227.

188. Штанько В.Ф., Чинков Е.П. Время-разрешенная спектроскопия автолокализованных экситонов во фторидах щелочно-земельных металлов при импульсном облучении электронами.// ФТТ. -1998. -Т.40, В.7. -0.1228-1234.

189. Способ отбраковки кристаллов соединений А2Вб и их твердых растворов для приборов с электронным возбуждением.// А.С. N1639344 (СССР). Кл.Н 01 L 21/66. (1990). В.Ф. Штанько, В.М. Толмачев, В.И. Олешко, А.В. Намм.

190. Котляревский Г.И., Усов Ю.П. Временная структура энергетического спектра сильноточного релятивисткого электронного пучка. // 1ТФ. -1976. -N 7. -С.1550-1552.

191. Крастелев Е.Г., Месхи Г.О., Яблоков Б.И. Измерения энергетического спектра сильноточных электронных пучков. // ПТЗ. -1976. -N 3.- 0.39-41.

192. Thoma E.D., Yochum Н.М., Williams R.T. Subpicosecond spectroscopy of hole and exciton self-trapped in alkali-halide crystals.// Phys. Rev. -1997. -V.B56, N 13. -P.8001-8011.

193. Lackner H., Kohlberg I., Nablo S.V. Production of large electric fields in dielectrics by electron injection.// J. Appl. Phys. -1965. -V.36, N 6. -P.2064-2065.

194. Williams R.T. Optically generated lattice defects in halide crystals. //Opt. Eng. -1989. -V.28, N 10. -P.1024-1033.

195. Tokizaki Т., Makirnura Т., Akiyama H., Nakamura A., Tanimura

196. К. and Itoh N. Femtosecond cascade-excitation spectroscopy for nonradiative deexcitation and lattice relaxation oi the self-trapped exciton in NaCl. // Phys. Rev. Lett. -1991. -V.67, N 19. -P.2701-2704.

197. Shi Chao-shu, Kloiber T., Zimmerer G. Time resolved spectra of intrinsic emission from crystaline BaFjj.// Phys. scr. -1990.-V.41, N 6. -P.1022-1034.

198. Aduev B.P., Aluker E.D., Belokurov G.M., Shvayko V.N. Radiation-stimulated conductivity of some alkali halides induced by 50 ps electron pulse irradiation.// Phys. Stat. Sol. (b) -1998. -V. 208. -P.137-143.

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

200. Адуев Б.П., Фомченко В.М., Швайко В.К. Влияние температуры на импульсную проводимость кристалла КС1 при возбуждении пикосекундными пучками электронов.// ФТТ. -1999. -Т.41, N 3. -С.429-430.

201. Вайсбурд Д.И., Королева 0.С., Харитонова С.В. "Мгновенный"спектр ионизационно-пассивных электронов в диэлектрике, который облучается мощным электронным пучком. // Язв. вузов. Физика. -1996. -N 11. -С.136-144.

202. Елинсон М.И., Васильев Г.Ф. Автоэлектронная эмиссиия. М.: Гос. изд. М. -1958. -227 С.

203. Мойжес Б.Я. Физические процессы в оксидном катоде. М. .* Наука. -1968. -480 0.

204. Шульман А.Р., Фридрихов О.А. Вторично-эмиссионные методы исследования твердого тела. М.: Наука. -1977. -552 0.

205. Dow J.} Mablo S.V. Time resolved electron deposition studies at high dose rates in dielectrics.// IEEE Trans. Nucl. Sci. -1967. -V.NS-14, N 6. -P.231-237.

206. Watson A., Dow J. Processes of emission, accompanying an irradiation of dielectrics by electrons with energy 2 MeV.// J. Appl. Phys. -1968. -V.39, N 13. -P.5935-5942.

207. Еалычев Й.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Мощная пороговая эмиссия диэлектриков при облучении наносекундными электронными пучками большой плотности.// Язв. ВУЗов, Физика. -1975. -N 3. -0.157-158.

208. Вайсбурд Д.И., Твердохлебов О.й., Тухватуллин Т.А. Критическая (взрывная) электронная эмиссия из диэлектриков, индуцированная инжекцией плотного пучка электронов.// Изв. ВУЗов. Физика. -1997. -N 11. -0.45-67.

209. Ржанов А.В, Электронные процессы на поверхности полупроводников. М.: Наука. "1972. -480 0.

210. Поверхностные свойства твердых тел./ Под. ред. М.Грина. М,: Мир. 1972. -432 0.