Регистрация ионизирующего излучения структурой полупроводник-металл-диэлектрик. Курсовая работа (т). Физика.
💣 👉🏻👉🏻👉🏻 ВСЯ ИНФОРМАЦИЯ ДОСТУПНА ЗДЕСЬ ЖМИТЕ 👈🏻👈🏻👈🏻
Вы можете узнать стоимость помощи в написании студенческой работы.
Помощь в написании работы, которую точно примут!
Похожие работы на - Регистрация ионизирующего излучения структурой полупроводник-металл-диэлектрик
Скачать Скачать документ
Информация о работе Информация о работе
Нужна качественная работа без плагиата?
Не нашел материал для своей работы?
Поможем написать качественную работу Без плагиата!
Регистрация ионизирующего излучения структурой
полупроводник-металл-диэлектрик
Осаждённые тонкие плёнки были
впервые получены в 1857 г. Фарадеем при проведении им опытов по взрыву
металлических проволочек в инертной атмосфере. Дальнейшие эксперименты по
осаждению плёнок были стимулированы в 19-м столетии интересом к оптическим
явлениям, связанным с тонкими слоями вещества, исследованиями кинетики и
диффузии газов. В 1887 г. Нарволд на примере проволок из платины
продемонстрировал возможность осаждения тонких металлических плёнок в вакууме с
использованием джоулева тепла. Годом позже Кундт применил этот же метод для
измерения показателя преломления плёнок металлов. В последующие десятилетия
тонкие плёнки использовались для чисто физических исследований. Только с
совершенствованием вакуумного оборудования, которое позволило организовать
массовое производство и контроль свойств осаждённых плёнок, последние нашли
промышленное применение. За последнюю четверть века области применения тонких плёнок
значительно расширились. В качестве примера можно привести просветляющие
покрытия, зеркала, интерференционные фильтры, солнечные очки, декоративные
покрытия на пластиках и тканях, использование тонких плёнок в
электронно-лучевых трубках, в производстве микроэлектронных схем. Именно
наиболее широкое применение они нашли в электронике при создании приборов и
целых электронных схем. Плёнки металлов и сплавов, полупроводников и
диэлектриков используют в качестве соединительных элементов, резисторов, конденсаторных
электродов, детекторов излучений, транзисторов, различных оптических покрытий.
В космической технике плёнки применяют в качестве покрытий для регулирования
температуры спутников и т.д.
Исследование пленок позволяет
получать новую и ценную информацию о физических свойствах различных материалов,
веществ, углублять наши знания по многим вопросам в разных областях физики.
Например, изучение тонких пленок существенно расширило представления о
физической природе анизотропии ферромагнетиков, позволило выявить и исследовать
разнообразные процессы перемагничивания, обнаружить новые физические явления.
Одно из таких явлений - гигантское магнитосопротивление, которое привлекло
особенно большое внимание и в последние несколько лет стало предметом
всестороннего исследования. Также очень важно, что в пленках можно реализовать
структурные состояния, которые трудно или невозможно получать в обычных
(массивных или объемных) образцах. Это существенно расширяет возможности
исследования связи между структурными характеристиками и физическими свойствами
различных материалов.
При исследовании необлученных тонких
пленок было обнаружено взаимопроникновение атомов металла и полупроводника. В
облученных обычным светом тонкопленочных структурах это взаимопроникновение
более выражено. Предполагается, что облучение ионизирующим излучением,
состоящим из частиц с более высокой энергией чем у фотонов приведет к
значительным изменениям в тонкопленочных структурах. Также предложен возможный
способ регистрации ионизирующего излучения с помощью структуры
полупроводник-металл-диэлектрик.
Ионизирующее излучение - поток
заряженных или нейтральных частиц и квантов электромагнитного излучения,
прохождение которых через вещество приводит к ионизации и возбуждению атомов
или молекул среды. Они возникают в результате естественных или искусственных
радиоактивных распадов веществ, ядерных реакций деления в реакторах, ядерных
взрывов и некоторых физических процессов в космосе.
Ионизирующие излучение состоит из
прямо или косвенно ионизирующих частиц или смеси тех и других. К прямо
ионизирующим частицам относятся частицы (электроны, α-частицы, протоны и др.),
которые обладают достаточной кинетической энергией, чтобы осуществить ионизацию
атомов путём непосредственного столкновения. К косвенно ионизирующим частицам
относятся незаряженные частицы (нейтроны, кванты и т.д.), которые вызывают
ионизацию через вторичные объекты.
В настоящее время известно около 40
естественных и более 200 искусственных α-активных ядер. α-распад характерен для тяжелых элементов (урана, тория, полония,
плутония и др.). α-частицы - это положительно заряженные ядра гелия. Они обладают
большой ионизирующей и малой проникающей способностью.
β-излучение
- это поток отрицательно заряженных частиц (электронов), которые испускаются
при β-распаде радиоактивных
изотопов. Бета-частицы при взаимодействии с атомами среды отклоняются от своего
первоначального направления. Поэтому путь, проходимый β-частицей в веществе,
представляет собой не прямую линию, как у α-частиц, а ломаную. Наиболее высокоэнергетические β-частицы могут пройти
слой алюминия до 5 мм, однако ионизирующая способность их меньше, чем у α-частицы.
γ-излучение,
испускаемое атомными ядрами при радиоактивных превращениях, обладает энергией
от нескольких тысяч до нескольких миллионов электрон-вольт. Ионизирующая
способность γ -
излучения значительно меньше, чем у α- и β - частиц. γ - излучение - это электромагнитные излучения высокой энергии. Оно
обладает большой проникающей способностью, изменяющейся в широких пределах.
Все ионизирующие излучения по своей
природе делятся на фотонные (квантовые) и корпускулярные. К фотонному
(квантовому) ионизирующему излучению относятся гамма-излучение, возникающее при
изменении энергетического состояния атомных ядер или аннигиляции частиц,
тормозное излучение, возникающее при уменьшении кинетической энергии заряженных
частиц, характеристическое излучение с дискретным энергетическим спектром,
возникающее при изменении энергетического состояния электронов атома и рентгеновское
излучение, состоящее из тормозного и / или характеристического излучений. К
корпускулярному ионизирующему излучению относят α-излучение, электронное, протонное, нейтронное излучения.
Корпускулярное излучение, состоящее из потока заряженных частиц (α-, β-частиц, протонов,
электронов), кинетическая энергия которых достаточна для ионизации атомов при
столкновении, относится к классу непосредственно ионизирующего излучения.
Нейтроны и другие элементарные частицы непосредственно не производят ионизацию,
но в процессе взаимодействия со средой высвобождают заряженные частицы
(электроны, протоны), способные ионизировать атомы и молекулы среды, через
которую проходят. Соответственно, корпускулярное излучение, состоящее из потока
незаряженных частиц, называют косвенно ионизирующим излучением.
Нейтронное и гамма излучение принято
называть проникающей радиацией или проникающим излучением.
Ионизирующие излучения по своему
энергетическому составу делятся на моноэнергетические (монохроматические) и
немоноэнергетические (немонохроматические). Моноэнергетическое (однородное)
излучение - это излучение, состоящее из частиц одного вида с одинаковой
кинетической энергией или из квантов одинаковой энергии. Немоноэнергетическое
(неоднородное) излучение - это излучение, состоящее из частиц одного вида с
разной кинетической энергией или из квантов различной энергии. Ионизирующее
излучение, состоящее из частиц различного вида или частиц и квантов, называется
смешанным излучением.
2. Взаимодействие
ионизирующих излучений с веществом
.1 Взаимодействие
электронов с веществом
При движении через вещество быстрые
электроны взаимодействуют с электронными оболочками атомов и атомными ядрами
среды. Взаимодействие осуществляется кулоновскими силами. Основными типами
взаимодействия являются упругое рассеяние, неупругое рассеяние и радиационное
торможение. В результате упругого рассеяния электрон после столкновения с
атомом изменяет направление и скорость движения, но суммарная кинетическая
энергия электрона и атома не меняется. При неупругих соударениях за счет
кинетической энергии электронов происходит возбуждение или ионизация атомов.
Потери энергии электронов на
ионизацию и возбуждение атомов среды называют ионизационными потерями.
Ионизационные потери на единицу пути электрона пропорциональны числу электронов
в кубическом сантиметре вещества п. Количество электронов в 1 см 3
определяется выражением:
где -
число Авогадро, ρ - плотность, А - массовое число, Z
- атомный номер элемента. Так как отношение мало изменяется при
переходе от одного элемента к другому, а величина L постоянна, в первом приближении можно считать, что ионизационные
потери электронов на единицу пути пропорциональны плотности вещества ρ.
Отсюда следует, что слои различных веществ с одинаковой массовой
толщиной ρ. d вызывают примерно одинаковые ионизационные потери.
Удельные ионизационные
потери электронов в области малых и средних энергий уменьшаются с увеличением
энергии электронов, около 1 МэВ проходят через минимум и при дальнейшем
увеличении энергии нарастают по логарифмическому закону.
Взаимодействие быстрых
электронов с кулоновским полем атомных ядер приводит к торможению электронов с
испусканием тормозного излучения. Радиационные потери растут пропорционально
энергии электронов и квадрату атомного номера тормозящей среды. Энергия, при
которой ионизационные потери равны радиационным, называется критической.
Величина критической энергии для электронов определяется приближенно
соотношением:
где m - масса электрона, Z
- атомный номер среды, с - скорость света.
Полные потери энергии
электронами при энергиях ниже критической определяются в основном
ионизационными потерями, при энергиях электронов выше критической преобладают
радиационные потери.
2.2 Поглощение
электронов в веществе
Ионизационные и
радиационные потери энергии определяют пробег электрона в среде. Под длиной
пробега электрона обычно понимается толщина слоя вещества по прямой
первоначального движения электрона, проходимая электроном при торможении до
тепловых скоростей. Эта величина существенно отличается от истинной длины пути
электрона в веществе, так как при каждом соударении электрон изменяет
направление движения и движется в веществе по ломаной линии. Поглощение
электронов бета-распада в веществе довольно точно описывается экспоненциальным
законом:
где N 0 - начальная интенсивность пучка бета-частиц, N d -
интенсивность пучка после прохождения слоя вещества толщиной d сантиметров,
μ - линейный коэффициент поглощения в см -1 ,
ρ - плотность вещества, - массовый коэффициент
поглощения. Линейный коэффициент поглощения μ для
различных веществ имеет различные значения, массовый коэффициент поглощения для
одного бета-излучателя имеет примерно постоянное значение в различных
веществах, так как (как указано выше) слои одинаковой массовой толщины вызывают
примерно одинаковые ионизационные потери независимо от состава поглощающего
вещества. Часто поглощение бета-частиц характеризуют не коэффициентом
поглощения, а толщиной слоя поглотителя, ослабляющего первоначальную
интенсивность пучка бета-частиц вдвое. Связь величины слоя половинного
поглощения Δ в мг/см 2 с массовым коэффициентом поглощения ,
как легко установить, определяется выражением:
Отсюда закон поглощения
бета-излучения в веществе может быть представлен выражением:
Толщина половинного
поглощения бета-излучения в веществе определяется величиной максимальной
энергии бета-спектра.
Радиационные потери
заряженной частицы в веществе обратно пропорциональны квадрату массы частицы.
Поэтому величина критической энергии частицы даже для самых легких атомных ядер
значительно выше величины критической энергии для электронов и составляет 10 13
- 10 14 эВ. Следовательно, в большинстве случаев радиационные
потери атомных ядер ничтожны и торможение их определяется лишь ионизационными
потерями.
Ионизационные потери
заряженной частицы определяются величиной ее заряда и скоростью. При одинаковых
скоростях электроны и протоны, например, имеют одинаковые ионизационные потери.
При одинаковых энергиях
атомное ядро и электрон обладают различными пробегами в веществе. Пробег
атомного ядра значительно меньше пробега электрона из-за того, что при равных
энергиях тяжелая частица обладает меньшей скоростью и потому большими удельными
ионизационными потерями.
Пути альфа-частиц в
веществе обычно прямолинейны. Объясняется это тем, что при столкновениях с
электронами альфа-частицы благодаря большой массе испытывают рассеяние на очень
малые углы, столкновения же альфа-частиц с ядрами очень редки. Пробеги
альфа-частиц с одинаковыми начальными энергиями отличаются не более чем на
3-4%.
Связь длины пробега
альфа-частицы в воздухе при нормальных условиях с ее начальной энергией в
диапазоне энергий от 4 до 7 МэВ дается соотношением:
где R - длина пробега альфа-частицы в сантиметрах, Е - энергия
альфа-частицы в миллионах электрон-вольт.
2.4 Взаимодействие
нейтронов с веществом
Нейтроны при движении в веществе не
производят ионизации и возбуждения атомов. Объясняется это тем, что, не обладая
электрическим зарядом, они практически не взаимодействуют с электронами.
Взаимодействуют нейтроны лишь с атомными ядрами среды посредством ядерных сил.
Основными видами взаимодействия
нейтронов с атомными ядрами являются рассеяние и захват нейтронов. Рассеянием
называется всякое взаимодействие нейтрона с атомным ядром, приводящее к
изменению его скорости. Рассеяние, при котором часть энергии нейтрона
затрачивается на возбуждение атомного ядра, называется неупругим. Рассеяние, не
сопровождающееся превращением кинетической энергии в потенциальную, называется
упругим.
Благодаря процессам
рассеяния нейтроны движутся по сложным траекториям, теряя при каждом соударении
свою энергию. При уменьшении энергии эффективные сечения взаимодействия
нейтронов с ядрами вещества растут, так как вероятность взаимодействия нейтрона
с ядром пропорциональна времени пребывания его в поле ядра или обратно
пропорциональна скорости (закон ), длина свободного
пробега нейтрона уменьшается в результате замедления. Уменьшение энергии
нейтрона продолжается до тех пор, пока не установится тепловое равновесие между
нейтронами и атомами среды. Нейтроны, находящиеся в тепловом равновесии с
атомами среды, называются тепловыми. При температуре среды 18°С средняя энергия
теплового нейтрона составляет около 0,025 эВ. Нейтрон с такой энергией
обладает скоростью 2200 м/с.
В любой среде после
некоторого числа актов рассеяния (или при первом же взаимодействии) происходит
захват нейтронов ядрами. В случае захвата ядром медленного нейтрона одним из
наиболее вероятных типов ядерных превращений является радиационный захват -
реакция типа (п, γ). При
радиационном захвате составное ядро, образовавшееся после захвата нейтрона,
путем испускания гамма-квантов переходит в нормальное состояние. Результатом
радиационного захвата нейтрона является возникновение ядра с тем же атомным
номером, что и исходное ядро, и массовым числом, на единицу большим массового
числа исходного ядра. Захват нейтрона ядром может приводить также к ядерным
реакциям с испусканием заряженных частиц - протонов (п, р), дейтронов (п,
d ), альфа-частиц (п, α) и,
в случае некоторых тяжелых ядер, к делению ядра ( n , f ).
2.5 Прохождение
гамма-излучения через вещество
При прохождении через
вещество гамма-кванты взаимодействуют в основном с электронами атомных
оболочек. Энергия электромагнитного излучения переходит при этом в другие виды
энергии, число гамма-квантов в пучке убывает по закону:
где I 0 - интенсивность пучка гамма-лучей перед слоем вещества, I - интенсивность пучка после прохождения слоя вещества толщиной d сантиметров, μ - линейный
коэффициент ослабления, -
массовый коэффициент ослабления. Из выражения (7) следует, что при толщине слоя
вещества см
интенсивность пучка убывает в е раз. Коэффициент ослабления
электромагнитного излучения зависит от энергии фотонов и атомного номера среды.
Основными типами
взаимодействия гамма-квантов с веществом являются когерентное и некогерентное
рассеяние на электронах, фотоэлектрическое поглощение и образование пар.
Рассеяние фотонов на
электронах без потерь энергии называется когерентным или классическим.
Классическое рассеяние играет заметную роль среди других типов взаимодействия
гамма-квантов с веществом лишь при малых энергиях фотонов, до 10 - 100 кэВ. При
более высоких энергиях фотонов эффективное сечение комптоновского рассеяния
значительно превышает эффективное сечение классического рассеяния. В результате
комптоновского рассеяния на электроне фотон изменяет направление движения и
теряет часть своей энергии. Так как энергия фотона пропорциональна частоте:
частота фотона в
результате комптоновского рассеяния уменьшается. Электрон, получивший энергию в
результате комптоновского взаимодействия с фотоном, называется электроном
отдачи. Распределение электронов отдачи по энергиям при различных начальных
энергиях рассеивающихся фотонов приведено на рисунке 1. Рисунок показывает, что
спектр энергий электронов отдачи при комптоновском рассеянии непрерывный, с
максимумом на краю спектра (комптоновский край).
Элементарный акт
взаимодействия фотона с электроном атомной оболочки, при котором вся энергия
фотона передается электрону, называется фотоэлектрическим поглощением.
Кинетическая энергия освобожденного электрона - фотоэлектрона - равна энергии
поглощенного фотона за вычетом энергии связи электрона в оболочке атома.
Фотоэлектрическое поглощение с наибольшей вероятностью происходит при энергиях
фотонов, немного превышающих энергию связи электрона. С ростом энергии фотонов
вероятность фотоэлектрического взаимодействия во всех веществах убывает.
Для одновременного
выполнения этих законов при фотоэлектрическом поглощении необходимо участие
третьего тела.
Фотон, энергия которого Е γ
превышает удвоенную полную энергию покоя электрона тс 2 :
может при прохождении
вблизи атомного ядра превратиться в пару частиц - электрон и позитрон.
Кинетическая энергия образующихся частиц Е к равна разности между
энергией фотона Е γ и удвоенной энергией покоя электрона:
Рис. 1. Распределение
электронов отдачи по энергиям при различных начальных энергиях рассеивающихся
фотонов
Вероятность превращения
фотона в пару электрон-позитрон примерно пропорциональна квадрату атомного
номера среды и растет с увеличением энергии фотона.
Быстрые позитроны в
веществе производят ионизацию и возбуждение атомов подобно электронам. После
замедления до тепловых скоростей позитрон при одной из встреч с электроном
аннигилирует, т.е. пара частиц электрон и позитрон превращается в два или три
гамма-кванта. Моменты «рождения» позитрона и его аннигиляция в твердом веществе
разделены очень коротким интервалом времени, в 10 -9 - 10 -10
с.
Рассмотрение возможных
процессов взаимодействия гамма-квантов с веществом показывает, что полный
коэффициент ослабления гамма-излучения μ является
суммой коэффициентов комптоновского рассеяния σ ,
фотоэлектрического поглощения τ и
образования пар ϰ:
Вклад каждой из составляющих полного
коэффициента ослабления зависит от энергии фотонов и атомного номера вещества.
При малых энергиях фотонов во всех веществах преобладает фотоэлектрическое
поглощение. С увеличением энергии фотонов величина фотоэлектрического
коэффициента поглощения убывает. Убывает с ростом энергии фотонов и коэффициент
комптоновского рассеяния, но значительно медленнее.
Это приводит к тому, что при достижении
некоторого определенного, характерного для каждого вещества значения энергии
преобладающим становится комптоновское рассеяние. При энергиях фотонов выше
1,02 МэВ становится возможным образование пар. Вероятность этого
процесса растет с ростом энергии, и при достаточно высокой энергии фотонов он
делается преобладающим. На рисунке 2 в качестве примера представлена
зависимость полного коэффициента ослабления и составляющих его компонент от
энергии фотонов для свинца.
Рис. 2. Зависимость линейного
коэффициента ослабления гамма-излучения в свинце от энергии фотонов
3. Диффузия в структуре
полупроводник-металл-диэлектрик
ионизирующий излучение полупроводник
металл
Для получения информации о
распределении химических элементов по глубине светочувствительной структуры SnI 2 -Cd-стекло, использовался электронный сканирующий оже-спектрометр (Scanning Auger Multiprobe) PHI-660 фирмы Perkin Elmer (США).
Предполагалось, что фотографическая
чувствительность структур полупроводник-металл-диэлектрик определяется тем, что
в результате облучения светом области контакта полупроводника и металла
происходит перенос (диффузия) частиц металла в слой полупроводника. В
результате такого переноса должен образоваться промежуточный слой с достаточно
высокой концентрацией частиц металла.
Исследования области контакта слоев
полупроводника и металла в структуре SnI 2 -Cd-стекло, проведенные
методом электронной оже-спектроскопии, показали, что атомы кадмия
обнаруживались даже на поверхности полупроводникового слоя. На оже-спектре
кроме линий олова и йода присутствуют линии кадмия. Присутствие ионов кадмия на
поверхности структуры SnI 2 -Cd-стекло можно объяснить
их тепловой диффузией.
Рис. 3. Оже-спектр поверхности исходной
структуры SnI 2 -Cd-стекло
Чтобы зарегистрировать результат
фотостимулированных превращений в системе полупроводник-металл-диэлектрик, было
проведено облучение структуры интегральным потоком от ртутной лампы ПРК-2 с
расстояния 20 см в течение 15 мин. Оже-спектр образовавшихся продуктов засветки
имеет вид, представленный на рисунке 4. Видно, что двойная линия йода в этом
случае заменена одинарной линией кислорода.
Рис. 4. Оже-спектр поверхности
облученной структуры SnI 2 -Cd-стекло
Распределение химических элементов
по глубине для системы SnI 2 -Cd-стекло в результате
облучения представлено на рисунке 5.
Видно, что продуктами облучения
структуры SnI 2 -Cd-стекло являются олово,
кадмий и кислород, концентрация которых до определенной толщины практически не
меняется. При более глубоком (точнее, более длительном) стравливании в
оже-спектре обнаруживаются линии кремния. Концентрация кремния с глубиной,
естественно, растет. Характерно, что кривые, соответствующие кадмию и олову,
при этом не спадают резко до нулевой концентрации. Это свидетельствует о
взаимодиффузии частиц структуры полупроводник-металл и подложки (кремния).
Рис. 5. Распределение элементов по
глубине в структуре SnI 2 -Cd-стекло после облучения
4. Радиационные
повреждения в материалах
В технике используются
полупроводниковые материалы, имеющие чаще всего кристаллическую структуру. Если
кристалл совершенен, то атомы в нем занимают строго определенные положения и
физические свойства (электрические, оптические, механические) его также строго
определены. При воздействии на кристалл ядерных излучений атомы в нем могут
быть смещены из положения равновесия (смещенные атомы называют атомами отдачи).
Если таких смещенных атомов много, то свойства кристалла изменятся. Кроме
смещений при воздействии излучений может происходить ионизация атомов. При
ионизации от атома отрываются электроны и он превращается в положительный ион.
В результате образуются избыточные носители заряда, которых в кристалле до
облучения не было.
Взаимодействие различных видов
ядерных излучений с атомами кристаллической решетки имеет свои особенности.
Обусловлено это тем, что ядерные частицы имеют различную структуру. Нейтрон,
например, не имеет заряда, протон несет элементарный положительный заряд,
электрон - элементарный отрицательный, гамма-кванты - излучение
электромагнитной природы. Все это вызывает различия в характере изменения
свойств полупроводников при облучении их разными видами радиации.
Каждый атом состоит из положительно
заряженного ядра, в котором сосредоточена почти вся масса атома, и электронов,
вращающихся по орбитам вокруг ядра и в совокупности образующих так называемую
электронную оболочку атома. Внешний слой оболочки содержит электроны,
сравнительно слабо связанные с ядром. При бомбардировке атома частицей,
например протоном, один из внешних электронов может быть оторван от атома, и
атом превращается в положительно заряженный ион (рис. 6, а). Именно
этот процесс и называется ионизацией.
В кристалле полупроводника, где
атомы занимают строго определенные положения, в результате ионизации образуются
свободные электроны и положительно заряженные ионы (дырки).
Таким образом, возникают избыточные
электронно-дырочные пары, которых ранее в кристалле не было. Концентрацию таких
неравновесных пар можно даже подсчитать по формуле:
где е - заряд электрона;
φ - мощность дозы (плотность потока) радиации; с -
коэффициент преобразования, зависящий от вида радиации и ее энергетического
спектра; τ - время жизни неосновных носителей заряда.
Значительное увеличение концентрации
носителей заряда нарушает функционирование полупроводниковых приборов, особенно
работающих на не основных носителях.
Ионизационные токи через p-n-переход при ядерном взрыве могут
достигать большой величины (10 6 А/см 2 ) и приводить к
выходу из строя полупроводниковые приборы. Для снижения токов ионизации
необходимо по возможности уменьшить габариты p-n-переходов.
Рис. 6. Схемы радиационных
нарушений: а - ионизация атома; б - кристаллическая решетка до
облучения; в- образование радиационного дефекта в кристалле; 1 -
нормальное положение атома; 2 - атом смещен в междоузлие; 3 -
образовавшаяся вакансия; 4 - бомбардирующая частица
4.2 Образование
радиационных дефектов
При воздействии на полупроводники
ядерных излучений (нейтронов, протонов, гамма-квантов и др.) кроме ионизации,
на которую расходуется примерно 99% энергии излучения, происходит образование
радиационных дефектов. Радиационный дефект может возникнуть в том случае, если
энергия бомбардирующей частицы достаточна для смещения атома из узла
кристаллической решетки в междоузлие. Например, атом кремния смещается, если он
получает от бомбардирующей частицы энергию примерно 15 - 20 эВ. Эта энергия
обычно называется пороговой энергией смещения. На рис. 6, в представлена
простейшая схема образования первичных радиационных дефектов в полупроводнике.
Налетающая частица 4, взаимодействуя с атомом решетки, смещает
его в междоузлие 2. В результате образуется вакансия 3. Вакансия
и междоузельный атом - простейшие радиационные дефекты, или, как их еще
называют, пары Френкеля. Смещенный атом 2 , если ему
передана энергия выше пороговой, может в свою очередь вызывать вторичные
смещения. Образовывать новые смещения может также и бомбардирующая частица.
Процесс этот будет продолжаться до тех пор, пока частица и смещенный атом не
растратят всю свою энергию на ионизацию и смещения или не покинут объем
кристалла. Таким образом, при бомбардировке ядерной частицей в кристалле может
возникнуть целый каскад атомных смещений, нарушающих его строение.
Энергия, передаваемая атому решетки
нейтроном или тяжелой заряженной частицей (ионом, протоном), в случае лобового
столкновения рассчитывается на основе закона соударения твердых шаров по
формуле:
где m - масса нейтрона; М - масса ядра атома
полупроводника; Е m - энергия нейтрона. Из выражения видно, что чем меньше масса ядра
атома, с которым сталкивается нейтрон, тем больше энергия, передаваемая этому
атому.
При определении кинетической энергии
атомов отдачи, возникающих под действием легких заряженных частиц (электронов,
позитронов), учитывают электрический потенциал кристаллической решетки и
изменение массы частицы в зависимости от се скорости. Для случая облучения
быстрыми электронами выражение имеет вид:
где E max -
наибольшая кинетическая энергия смещенного атома; Е э -
кинетическая энергия электрона; m - масса покоя электрона; с - скорость света; М
- масса ядра атома полупроводника.
При облучении
полупроводников гамма-квантами вероятность образования смещений в результате
непосредственного взаимодействия гамма-квантов с ядрами атомов очень мала.
Смещения в данном случае будут возникать за счет электронов, образующихся в
полупроводнике под действием гамма-квантов. Следовательно, появление смещений в
полупроводнике при облучении гамма-квантами следует рассматривать как вторичный
процесс, т.е. вначале образуются быстрые электроны, а затем под их воздействием
происходят смещения атомов.
Кроме того, при
облучении частицами высоких энергий (нейтроны, протоны, электроны) в кристаллах
полупроводников могут образовываться также целые области радиационных нарушений
- разупорядоченные области. Происходит это потому, что бомбардирующая частица,
обладающая большой кинетической энергией, значительную ее часть передает
смещаемому атому, который и производит сильные нарушения. В дальнейшем
бомбардирующая частица может вообще оставить кристалл, вылететь из него.
Смещенный же атом, обладая большими геометрическими размерами по сравнению с
бомбардирующей частицей и, кроме того, являясь электрически заряженным (ион),
так как при смещении от него отрывается часть валентных электронов, так
свободно, как например нейтрон, вылететь из кристалла не сможет. Этому мешают
малые расстояния между атомами в кристалле и электрическое поле. Всю свою
огромную кинетическую энергию смещенный атом вынужден тратить в маленьком
объеме на расталкивание атомов кристаллической решетки. Так образуется область
радиационного нарушения, по форме близкая к сфере или эллипсоиду.
Как установлено, для
образования области разупорядочения в кремнии энергия атома отдачи (смещения)
должна быть более 5 КэВ. Размеры области будут возрастать с увеличением его
энергии. По результатам электронно-микроскопических исследований, размеры
областей разупорядочения лежат в пределах 50 - 500Ǻ. Установлено, что
концентрация носителей заряда в области разупорядочения во много раз меньше,
чем в ненарушенной области полупроводника. В результате на границе
разупорядоченной области и основной матрицы полупроводника возникает контак
Похожие работы на - Регистрация ионизирующего излучения структурой полупроводник-металл-диэлектрик Курсовая работа (т). Физика.
Реферат На Тему Типы Организационных Структур
Русский Егэ Сочинение 36 Вариант
Контрольная работа по теме Касетні автовідповідачі
Реферат: Жуков - полководец
Да Святится Имя Твое Сочинение Тема Любви
Нормирование Курсовая
Реферат: Автоматизированный контроль качества вод. Скачать бесплатно и без регистрации
География 5 Класс Полярная Звезда Контрольные Работы
Контрольная работа по теме Британська монархія
Реферат: Электронный учебник
Древняя Греция Реферат Кратко
Контрольная работа по теме Методы социального управления
Курсовая работа: Внешняя среда организации, её особенности и влияние
Курсовая работа по теме Анализ маркетинговой среды предприятия (на примере ООО Гостиница 'Белгород')
Сочинение Думай О Хорошем
Курсовая работа по теме Права на жизнь и смерть. Эвтаназия
Структура силовой подготовленности пловцов высокой квалификации на этапе базовой подготовки
Дипломная Работа На Тему Процессы И Методы Управления Предприятием
Контрольная работа по теме Проблемы инфляции
Дипломная работа по теме Статистический исследование инфляционных процессов в Кыргызстане
Похожие работы на - Водоснабжение и водоотведение жилого дома на 70 квартир
Похожие работы на - Получение сплавов железа с ультрадисперсными частицами оксидов
Курсовая работа: Нетрадиционные уроки при преподавании технологии в школе