Электризация неорганических диэлектриков при импульсном электронном облучении

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Электризация неорганических диэлектриков при импульсном электронном облучении

Общая характеристика работы

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

При изучении радиационного заряжения основное внимание уделено электризации материалов под действием коронного разряда, низкоинтенсивных квазистационарных потоков заряженных частиц и г - квантов. Установлено, что накопление заряда при облучении органических соединений, стекол, керамики связано с локализацией заряженных частиц центрами захвата. Характерными особенностями заряжения диэлектриков слаботочными электронными пучками являются высокая напряженность электрического поля, значения которой могут достигать пробивной (более~10⁶ В/см), и медленные процессы релаксации заряда с характеристическим временем до суток и более. Однако указанные исследования не исчерпывают наши потребности в знаниях о возможном поведении диэлектриков в поле радиации. Требуют оценки процессы электризации материалов при высоких уровнях инжекции электронов. Стимулом к таким исследованиям служит создание и интенсивное использование сильноточных электронных ускорителей. Сильноточные электронные ускорители обеспечивают мощное ~10⁹-10¹⁰ Гр/с и сверхмощное свыше ~10¹⁶ Гр/с радиационное воздействие и применяются для накачки газовых и твердотельных лазеров, радиационно-термической обработки материалов в технологических целях, генерации СВЧ колебаний, в термоядерных экспериментах и т.д.

Состояние вопроса. Имеющиеся к началу 1980-1985 годов сведения об электризации диэлектриков под действием высокоинтенсивных пучков электронов были малочисленны и имели противоречивый характер. Это объясняется, в первую очередь, отсутствием прямых экспериментальных измерений напряженности электрического поля и накопленного заряда в процессе облучения. Так, из анализа результатов исследования радиационно - индуцированной проводимости (РИП) был сделан вывод о том, что электрический заряд в условиях высокоинтенсивного импульсного облучения не может существовать заметное время вследствие высоких значений проводимости и в результате релаксационных процессов напряженность поля не превышает ~10⁴ - 10⁵ В/см (Вайсбурд Д.И. с сотр. 1982 г.). С другой стороны, при воздействии импульсного электронного пучка (ИЭП) в диэлектриках надежно регистрируются электрические пробои (Лисицын В.М., Штанько В.Ф., Олешко В.И., Бойко В.И., Евстигнеев В.В., Соловьев Ю.А. 1983, 1985 г.). Отрывочный характер данных по заряжению является также следствием сложных процессов, происходящих в материалах при воздействии ИЭП, и их взаимным влиянием друг на друга. Высокие скорости инжекции электронов приводят к возникновению термоупругих напряжений, генерации акустических и ударных волн, образованию плазмы, что существенно усложняет изучение процесса электризации.

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

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

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

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

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

Достижение поставленной цели потребовало решения следующих основных задач.

1. Экспериментальное и теоретическое исследование процесса электризации диэлектриков при мощном импульсном электронном облучении, включая: измерения и теоретическое моделирование пространственных, амплитудно-временных характеристик напряженности электрического поля, оценки соотношения захваченного и свободного зарядов первичных термализованных электронов пучка, зависимости напряженности поля от плотности тока пучка, геометрических размеров образца, сопротивления утечки.

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

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

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

Основными материалами исследований служили кристаллический и плавленный кварц, Al₂O₃, стекло, широкозонные полупроводники, ЩГК, полиметилметакрилат (ПММА). Эти материалы широко используются в современных оптических и электронных приборах и конструкциях, представляют интерес при решении проблемы радиационной стойкости и радиационной технологии. ЩГК применяются как сцинтилляторы в быстродействующих детекторах ядерных излучений, являются модельными системами с хорошо изученными физическими свойствами.

Научная новизна работы

1. В процессе облучения диэлектриков импульсным электронным пучком в диапазоне значений мощности дозы (10⁹ - 10¹⁰) Гр/с с наносекундным временным разрешением сделаны оценки амплитудно-временных значений напряженности электрического поля в некоторых щелочно-галоидных кристаллах, стеклообразном и кристаллическом кварце, полиметилметакрилате. Для широкозонного полупроводника ZnSe получено пространственное распределение напряженности электрического поля с учетом функций пространственных распределений: термализованных электронов пучка и наведенной радиационной проводимости. Эти данные необходимы для воссоздания реальной картины накопления избыточного заряда и построения динамической модели электризации диэлектрических материалов.

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

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

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

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

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

Положения, выносимые на защиту

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

2. Возникающий при облучении диэлектрика мощным электронным пучком эффект опустошения ловушек, захвативших термализованные электроны, за счет ионизационного процесса под действием первичных электронов пучка и вторичных электронов, указывающий на определяющую роль свободных термализованных электронов пучка в явлении электризации диэлектрика.

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

4. Модель формирования канала электрического пробоя в щелочно-галоидных кристаллах, основанная на механизме генерации первичных электронов в зону проводимости диэлектрика посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла. Модель позволяет сделать прогноз кристаллографической направленности канала пробоя в этих диэлектриках.

Практическая значимость работы

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

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

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

Апробация работы. Результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на: V, VI, и VII Всесоюзных и XIII, IX, X, XI Международных конференциях по радиационной физике и химии ионных кристаллов (Рига, 1983, 1986, 1989, Томск 1993, 1996, 1999, 2000, 2003), Всесоюзном семинаре «Интерференционно-оптические методы механики твердого деформируемого тела и механики горных пород» (Новосибирск, 1985), Прибалтийских семинарах по физике ионных кристаллов (Рига, 1985, 1989), Всесоюзной научно-технической конференции «Материаловедение в атомной технике» (Свердловск, 1986), Всесоюзных совещаниях по радиационным гетерогенным процессам (Кемерово, 1986, 1990, 1995), Международных конференциях «Физико-химические процессы в неорганических материалах» (Кемерово, 1998, 2001), VI Всесоюзной конференции по физике диэлектриков (Томск, 1988), I Региональном семинаре «Физика импульсных радиационных воздействий» (Томск, 1989), Международных конференциях «Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц» (Свердловск, 1991, Томск, 1994, 1996, 2003), Всесоюзной научно-практической конференции по НИР «Электризация» (Томск, 1990), III Всесоюзном семинаре по нелинейной физике твердого тела при сильных радиационных воздействиях (Томск, 1991), IX Совещании по дозиметрии интенсивных потоков ионизирующих излучений (Обнинск, 1992), I Международной конференции «Оптические методы исследования потоков» (Новосибирск, 1993), Международной конференции «KORUS» (Томск, 1998),» 4^th International conference on Electric Charges in Non-Conductive Materials (France, 2001), Международных конференциях по радиационно-термическим эффектам и процессам в неорганических материалах (Томск, 1998, 2000, 2002, 2006).

Публикации. Материалы диссертационной работы опубликованы в 61 работе. В коллективных работах автору принадлежат результаты и выводы, изложенные в диссертации.

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

Содержание работы

ионный проводимость импульсный радиационный

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

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

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

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

В ионных кристаллах сильное электрон-фононное взаимодействие ограничивает длину свободного пробега электронов и их подвижность. В результате в генерируемых парах пространственное разделение электронов и дырок на стадии термализации достаточно мало. За счет кулоновского взаимодействия велика вероятность их парной рекомбинации, что может существенно снизить выход и время жизни свободных носителей заряда.

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

Основная часть экспериментов выполнена с использованием методики измерения импульсной проводимости. Генерация рентгеновского излучения осуществлялась при облучении Аl мишени толщиной 300 мкм сильноточным электронным пучком ГИН-400. Для оценки поглощенной энергии рентгеновского излучения в образцах ЩГК строился калибровочный график зависимости интенсивности свечения исследуемого кристалла от флюенса энергии электронного пучка. Затем при возбуждении рентгеновским излучением по интенсивности свечения определялась удельная плотность энергии, поглощенная в образце ДW₀. Скорость генерации носителей G₀ =W₀/tW_eh в щелочно-галоидных кристаллах составляла ~ 10²³ cм^-3с^-1 (W_eh -средняя энергия, расходуемая на создание в данном веществе одной электронно-дырочной пары).

Исследовалась также фотопроводимость в кристаллах KBr, KCl при возбуждении F^- и F - центров окраски излучением соответственно первой (=1.06 мкм, W ~ 0.04 Дж/см², t₂ ~30 нс) и в второй гармоники (=0.53 мкм, эффективность преобразования ~20%) лазера на YAG: Nd.

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

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

f=exp(-W_a/kT), (1)

где W_a - энергия активации процесса термического разделения носителей.

При квазистационарном процессе и квадратичном характере рекомбинации носителей (np) эффективная скорость генерации носителей G_e=G₀f имеет вид:

G_e=n²sv_T, (2)

где s - сечение захвата электрона дыркой, v_T-тепловая скорость электрона.

Экспоненциальным зависимостям: низкотемпературной и высокотемпературной для кристаллов CsI и NaCl можно сопоставить два типа концентрации неравновесных электронов с различной скоростью генерации и вероятностью теплового разделения. Для этих компонент закон изменения концентрации носителей n₁, n₂ с температурой запишется

, (3)

, (4)

где . Сравнивая (3), (4) с экспериментальными данными для CsI, находим: W_a1 = 0.0250.003 эВ, W_a2 = 0.10.01эВ, G₀₂/G₀₁ 85, относительный выход свободных носителей при T=300K для первой и второй компонент составляет f₁0.37 и f₂0.02. Значение f находится из условия , откуда f0.04.

Используя зависимость (1), представленную в виде f=exp(-r_c/r₀), (где r_c - радиус Онзагера, r₀-расстояние между генетически связанными электроном и дыркой после процесса термализации), можно оценить пространственное распределение термализованных носителей в электронно-дырочных парах. В нашем случае при возбуждении рентгеновским излучением CsI имеем два пространственных пика термализованных электронов: низкоинтенсивный пик с r₀₁10 нм и высокоинтенсивный с r₀₂ 2.5 нм.

Для NaCl получаем W_a1 = 0.030.004 эВ, W_a2 = 0.140.015 эВ, G₀₂/G₀₁ 200, при T=300K f₁0.3, f₂ 0.004, f 0.01, r₀₁8 нм, r₀₂ 1.7 нм. Вероятно, наличие пиков обусловлено существованием максимумов в структуре плотности электронных состояний N_c в зоне проводимости кристаллов. Можно предположить, что в кристалле NaCl пики с r₀₂ 1.7 нм и r₀₁ 8 нм связаны с электронами, заселявшими максимумы в N_c на 4 и 6 эВ, в CsI пик с r₀₂ 2.5 нм обусловлен электронами, заселявшими максимум на ~ 5 эВ.

Полученные значения выхода свободных носителей при комнатной температуре составляют в CsI ~4% и~ 1% в NaCl, что не превышает аналогичных оценок в KCl при электронном возбуждении ¹⁾.

Для ЩГК методика оценки времени жизни электронов зоны проводимости, основанная на изучении кинетики спада амплитуды проводимости после окончания импульса возбуждения, ограничена временным разрешением аппаратуры ~210^-10с ¹⁾.

В диссертационной работе предложена методика оценки времени жизни носителей в зоне проводимости диэлектрика , используя, с одной стороны, экспериментально измеренную концентрацию носителей n по данным тока проводимости,

i = eм n E, (5)

и с другой - зависимость

n = G_e. (6)

Для кристалла CsI ДW₀=4.2 10^-3 Дж/см³, при T= 300К, =46 см²/Вс, E=10⁴ В/см находим из ВАХ n=1.1 10¹³ см^-3, G₀=2.9 10²³ см^-3с^-1, f0.04, G_e1.16 10²²см^-3с^-1, 1.1 10^-9 с.

Для NaCl при T= 300К =20 см²/Вс, n=1.15 10¹² см^-3, G₀=2.9 10²³см^-3с^-1, f0.01, G_e2.9 10²¹см^-3с^-1, 4 10^-10 с.

При фотовозбуждении в F - полосе поглощения образца KBr из ВАХ (Е = 10⁴ В/cм) n=2.2510¹³ cм^-3. По данным эксперимента после возбуждения импульсом рентгеновского излучения концентрация F - центров составляет N_F= 310¹⁴cм^-3. В предельном случае, полагая, что светом возбуждаются все F - центры находим G_0F=N_F/t₂= 10²²cм^-3 с^-1, ф = 2 10^-9 с.

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

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



Рис.1. Вольт-амперные характеристики при возбуждении рентгеновским излучением образцов: 1 - кристаллический кварц, 2 - стекло К-208, 3 - поликристаллический Al2O3

На нелинейном участке ВАХ представлением (E) может служить эмпирическая формула

у(E)=у₀ +у₁ exp (-b /E), (7)

где у₀ - значение проводимости до E~10⁴ В/см, b-параметр, определяющий наклон функции у(E); у₁-приращение проводимости на нелинейном участке. Такой закон изменения проводимости соответствует ударному механизму освобождения носителей из ловушек электронами проводимости.

Можно предположить, что в электрических полях 10⁴-10⁵ В/cм способность для ионизации имеют те электроны, чья длина свободного пробега l превышает l₀ (l₀ - средняя длина свободного пробега электрона между столкновениями с фононами). Доля таких электронов определяется распределением ~ exp (-l /l₀) exp(-W_t/el₀E), где W_t = elE - энергия активации центров захвата. Сопоставляя (7) и зависимость (E), находим W_t = еl₀b. В ионных кристаллах l₀ 10 a. Для ЩГК значения W_t лежат в диапазоне 0.025-0.05 эВ. При полях выше E~5810⁴ В/см вольт-амперные характеристики становятся линейными. Полагая, что при этих значениях напряженности поля ловушки опустошаются, их концентрация составляет ~ 10¹³ -10¹⁴ см^-3.

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

В группе материалов: кристаллический кварц, стекло К208 электроны, вероятно, захватываются на хвосты функций плотности электронных состояний. Хвосты состояний есть результат модуляции краев разрешенных зон флуктуациями плотности или напряженности внутренних электрических полей. Энергия активации центров составляет ~ 0.1-0.2 эВ, концентрация, видимо, не превышает ~ 10¹⁴-10¹⁵ см^-3.

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

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

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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

В работе использовались монокристаллы KВr, CsI в виде тонких пластинок с поперечными размерами 15х15 мм² и толщиной ~300-350 мкм. На образцы напылялись Pt или Al электроды либо наклеивались c помощью герметика (кремнийорганическое соединение) электроды из Al фольги и охранное кольцо для предотвращения поверхностного протекания тока. В последнем случае, при наличии зарядов в металлическом электроде 4 и диэлектрике, возникает фиксированная емкость C₁. Идентичным образом Al электрод наклеивался на металлическую подложку, и определялось значение емкости C₁ 2.510^-11 Ф. Толщина слоя герметика d60 мкм.

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

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

₁ +_s +_v +_R =V, (8)

где ₁, _s, _v, _R - снижение потенциала в слое герметика, значение потенциала на поверхности образца, падение потенциала в объеме образца и на сопротивлении R соответственно. В первом приближении для описания переходных процессов в системе можно ввести эффективный конденсатор C_e, образованный положительным зарядом в образце и отрицательным зарядом электронов на металлическом электроде 4. Для структуры с наклеенным электродом пренебрегаем величиной _s по сравнению с ₁, и падение потенциала в эффективном конденсаторе _{e 1}, для напыленного электрода _{e s}. После окончания действия облучения и внешнего напряжения на электроде 4 находится отрицательный заряд, компенсирующий положительный заряд в объеме образца. Падение потенциала _e можно измерить, например, разряжая C_e через последовательно соединенные сопротивления R_v и R. В диэлектриках даже при облучении R_v >>R и на сопротивлении R выделится небольшая часть _e. В данном случае для оценки _e можно воспользоваться зависимостью _e=Q_s/C_e, где Q_s - плотность заряда на электроде 4. Плотность заряда Q_s определяется интегрированием по времени плотности разрядного тока i_s, стекающего с электрода 4 при зондирующем облучении. На границе раздела металл-диэлектрик

Q_s =₁₀ E₁=₀ E_s, (9)

где ₁₀, ₀ - абсолютные диэлектрические проницаемости герметика и кристалла, E_1, E_s - напряженности поля в слое герметика и на поверхности кристалла соответственно.

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

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

Зависимости пиковой амплитуды плотности тока проводимости i₀ и разрядного тока i_sx от напряженности электрического поля E для образца CsI представлены на рис. 3.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Рис. 3. Зависимости плотности тока проводимости i₀ (1) и разрядного тока i_sx (2) от напряженности электрического поля в кристалле CsI при возбуждении рентгеновским излучением

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

Эксперимент показывает, что плотность заряда Q_0, определенного интегрированием по времени плотности тока i_0, и плотность приповерхностного заряда Q_s, оцененного с учетом суммирования заряда в импульсах тока i_s, имеют близкие, в пределах 10-30%, значения. Такой результат свидетельствует об отсутствии как значительной инжекции электронов из металлического электрода в диэлектрик на стадии генерации тока проводимости, так и накопления электронов на переходе диэлектрик-металл.

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

В образцах CsI, KBr с наклеенным электродом падение потенциала в слое герметика ₁ после протекания тока проводимости оценивалось по данным плотности зарядов Q_s, Q₀ и емкости C₁. При напряжении на структуре 1500 В в CsI значение ₁ 571 В, напряженность поля E₁ = ₁/d 10⁵ В/cм, в KBr ₁ 226 В, что составляет 15% от V, E₁ 3.710⁴ В/cм, время экранирования поля ~ 10^-7 c.

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

, (10)

, (11)

, (12)

n=n_s при x=0, (13)

где D - коэффициент диффузии электронов, n_s - поверхностная концентрация электронов. Представим концентрацию электронов в виде , где - потенциал. В стационарном случае концентрация дырок p=n₀²/n и система уравнений (10) - (12), учитывая соотношения Эйнштейна =eD/kT, может быть сведена к следующему уравнению для n

, (14)

где L=(kT₀/e²n₀)^1/2 - длина экранирования Дебая. Уравнение (14) решалось методом Булирша - Штера.

На рис. 4 для кристалла KBr n₀=p₀=4.210¹² cм^-3, L=1.27 мкм показано распределение концентрации дырок по глубине образца при различной напряженности поля на поверхности диэлектрика E_s. Значения поверхностного потенциала _s = с увеличением E_s имеют тенденцию к насыщению ~0.07, 0.16, 0.21 В. На глубине x ~ 3L концентрация pp₀, а значение E близко к нулю.



Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Рис. 4. Распределение концентрации дырок p по глубине образца KBr при различной напряженности поверхностного электрического поля E_s:10³ В/cм (1), 10⁴ В/cм (2), 10⁵ В/cм (3)

Полагая, что пространственное распределение приповерхностного заряда в динамическом и стационарном режимах отличаются незначительно для образца KBr, при E~ 510⁴ В/cм по экспериментальной оценке заряда P_s = Q₀/e 7.110¹⁰ cм^-2 находим _s 0.18 В. Если ввести для перехода напыленный контакт-диэлектрик эффективную емкость C_e = Q₀/_s 10^-8 Ф, то время экранирования поля составит ~ 10^-4 с.

В четвертой главе описаны исследования структуры пространственного распределения напряженности электрического поля и объемного заряда (ОЗ) в образце высокоомного (удельное сопротивление 1.5 10¹¹ Омсм) кубического кристалла ZnSe в зависимости от плотности тока пучка и положения заземленных электродов. Методика измерения основана на применении линейного электрооптического эффекта Поккельса. Измерения проводились в вакууме (0.13 Па) при комнатной температуре.

В разработанной оптической схеме свет от Не-Ne лазера падал нормально на боковую поверхность образца. Помещенная за образцом линза давала увеличенное изображение задней грани кристалла на экране с оптической щелью. При пятикратном увеличении и размере щели 0,1 мм разрешение в вертикальной плоскости составляло 20±2 мкм. Ошибка в пространственном разрешении определяется уровнем расходимости лазерного луча и длиной кристалла в направлении распространения света. Оптическая щель перемещалась в вертикальном направлении с помощью микрометрической подачи. Численные значения напряженности электрического поля Е (х, t) в образце ZnSe определялись из данных эксперимента по известной формуле. Электрооптическая характеристика n³r₄₁ = 12.710^-12 м/В (n - показатель преломления света в ZnSe; r₄₁ - электрооптический коэффициент) измерена экспериментально при приложении к образцу импульсного напряжения. Полуволновая напряженность поля равна 10⁵ B/см, пороговая чувствительность Е (х, t) 210³ В/см, временное разрешение фотоумножителя 7 нс.

Для анализа результатов Е (х, t) необходима информация о пространственных распределениях: наведенной радиационной проводимости (х) и плотности первичных термализованных электронов пучка ₀(х) в материале ZnSe.

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

Распределение ₀(х) есть производная от функции плотности тока первичных электронов пучка I₀(x) в материале по координате х. Экспериментальное измерение I₀(x) в ZnSe является сложной задачей. В нашем случае для используемого ускорителя получена зависимость I₀(x) в Al мишени при ослаблении пучка фольгами различной толщины. Для материалов с Z, близким к Al, кривая I₀(x) имеет почти универсальный характер. Графики функции I₀(x), ₀(x) для Al, растянутые с учетом пробега электронов пучка в кристалле ZnSe, приведены на рис. 5, б, в. Значение экстраполированного пробега электронов составляет ~200 мкм.

Форма импульса тока пучка, в пределах временного разрешения фотоумножителя, представлена кинетикой свечения экситонной люминесценции J_L в кристалле KI (кривая 6, рис. 5, а).

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

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

Образец с открытой поверхностью - электрод на необлучаемой грани образца. Измерения Е (х, t) для образца с «открытой» поверхностью выполнены при четырех значениях тока пучка I = 2, 4, 8 и 12 A/см².

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

Рис. 5. Зависимости E(t), измеренные на расстоянии 250 мкм от облучаемой грани образца ZnSe при различной плотности тока пучка I: 1 - 2 А/см²; 2 - 12 А/см²; 3 - J_L (а). Распределение Е(х), (х) через разное время после начала импульса радиации: 1 - 25 нс, 2 - 80 нс, I=2 А/см²; 3 - 17 нс I=12 А/см² (б, в); 4 - I₀(x), 5- D(x) (б); 4 - ₀(x) (в), x=0-облучаемая поверхность. Электрод на необлучаемой грани образца

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

Анализ зависимости структуры распределения Е(х), (х) от плотности тока пучка показывает, что уже при I = 2 A/см² положение максимума накопленного заряда находится в области х = 200 мкм и не совпадает с положением максимума на 150 мкм для функции ₀(х). При I = 8 и 12 A/см² повышается уровень наведенной проводимости, и распределение Е(х) определяется релаксационными процессами. В распределении Е(х) у облучаемой поверхности происходит смена знака поля, а на глубине пробега электронов наблюдается наиболее резкий переход к постоянному значению напряженности поля, которое устанавливается за границей облучения. В результате идет релаксация заряда из облученного объема и накопление заряда в области экстраполированного пробега электронов в материале.

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

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

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

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

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

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

В эксперименте образцы в виде пластин с размерами 30х30х1 мм³ облучались электронным пучком ускорителя ГИН-400 с параметрами: длительность импульса ~ 8 нс, плотность тока ~ 5 А/см². На исследуемый образец устанавливался электрооптический кристалл высокоомного кубического ZnSe с размерами основания 10х15 мм², высотой 2 мм и заземленный электрод. Для максимального накопления заряда образец устанавливался на диэлектрической подставке. Облучение проводилось в вакууме (0.13 Па) при комнатной температуре. Свет лазера проходил через электрооптический кристалл ZnSe. Напряженность электрического поля в образцах в момент импульса радиации определялась обработкой осциллограмм импульсов просветления электрооптического кристалла по известной формуле.

В данном эксперименте при облучении формируется конденсатор с отрицательным зарядом в диэлектрике и наведенным положительным зарядом в электроде, что соответствует геометрии облучения с открытой поверхностью. В образованном эффективном конденсаторе напряженность поля в исследуемом кристалле E₁ и электрооптическом ZnSe E₂ связаны зависимостью

₁₀ E₁ = ₂₀ E₂, (15)

где ₁, ₂ -диэлектрические проницаемости образца и ZnSe соответственно.

Временные зависимости плотности заряда Q(t)=₂₀E₂ в различных диэлектриках: ПММА, плавленом кварце, LiF, KI приведены на рис. 7 (кривые 1 - 4). Форма импульса тока ускорителя представлена кривой 5. Кривой 6 показана временная зависимость плотности заряда Q₀, полученная интегрированием по времени кинетики тока пучка ускорителя. Наибольшее накопление заряда происходило в ПММА и составляло ~2.5·10^-8 Кл/см². Для других материалов максимальные значения накопленного заряда близки к 210^-8 Кл/см². Это меньше соответствующего по времени расчетного значения Q₀=3.3 10^-8 Кл/см² (кривая 6) в ~1.7 раза и связано с релаксацией заряда из образца за счет наведенной радиационной проводимости. Пологий наклон графиков Q(t) на временном интервале 20-50 нс объясняется некоторым заряжением образцов низкоэнергетическими электронами, присутствующими в хвосте электронного импульса. Важно отметить, что за границей t=50 нс, при отсутствии радиационной проводимости, релаксация заряда не прекращается и идет более интенсивно для ЩГК и менее для ПММА, SiO₂. В данном случае, видимо, можно говорить о релаксации электронов, захваченных на ловушки с низкой энергией активации.