Действие проникающей радиации на изделия электронной техники - Кулаков В.М., Андреев Ю.Н., Ладыгин Е.А., Шаховцов В.И., Вологдин Э.Н.

Author: Кулаков В.М. Андреев Ю.Н. Ладыгин Е.А. Шаховцов В.И. Вологдин Э.Н.

Tags: электротехника электричество электрический ток электрокинетика электроника радиация издательство советское радио

Year: 1980

Similar

Детекторы элементарных частиц

Неорганические сцинтилляторы. Новые и традиционные материалы

Воздействие радиации на интегральные микросхемы

Мир электроники. Современные датчики

Text

ДЕЙСТВИЕ
ПРОНИКАЮЩЕЙ РАДИАЦИИ
НА ИЗДЕЛИЯ
ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕХНИКИ
Под редакцией
докт. техн, наук
Е. А. Ладыгина
Москва
«Советское радио»
1 980
ББК 32.85
Д 27
УДК 621.38:537.312.5
Действие проникающей радиации на изделия
Д27 электронной техники/ В. М. Кулаков, Е. А. Лады-
гин, В. И. Шаховцов и др.; Под ред. Е. А. Лады-
гина.— М.: Сов. радио, 1980.—224 с., ил.
В пер.: 1 р. 20 к.
В книге обобщены и изложены результаты отечественных и зару-
бежных исследований радиационных эффектов в различных изделиях
электронной техники. Рассматриваются физические механизмы радиа-
ционных повреждений, природа и свойства радиационных дефектов
в материалах и изделиях электронной техники. Даются основные
расчетные соотношения, большое число экспериментально полученных
зависимостей изменения параметров основных классов изделий элек-
тронной техники и материалов при воздействии нейтронов, протонов,
электронов и у-квантов.
Книга предназначена для специалистов, занимающихся кон-
струированием изделий электронной техники и исследованиями их
радиационной стойкости, и может быть полезна преподавателям и
студентам вузов.
„ 30407—033
Д----------- 31-79
046(01)—80
2403000000
ББК.32.85
6Ф0.Э
В. М. Кулаков, Е. А. Ладыгин, В. И. Шаховцов, Э. Н. Вологдин, Ю. Н. Андреев.
Редакция литературы по электронной технике
© Издательство «Советское радио», 1980 г.
ВВЕДЕНИЕ
Широкое применение изделий электронной техники в са-
мых различных объектах космической и ядерной техники,
усложнение условий эксплуатации этих объектов при одновре-
менном росте требований к их качеству и надежности и
расширение выполняемых функций выдвинуло в качестве од-
ной из первоочередных проблему обеспечения радиоэлект-
ронной аппаратуры материалами и изделиями электронной
техники, устойчивыми к воздействию проникающей радиации.
Особенностью изделий электронной техники является исклю-
чительное разнообразие применяемых в них материалов.
Характер и степень воздействия различных излучений на эти
материалы и, следовательно, изделия на их основе зависят
от большого числа физико-технологических факторов. К на-
стоящему времени накоплена обширная теоретическая и экс-
периментальная информация о радиационных эффектах в ма-
териалах и изделиях электронной техники.
Разработчикам радиоэлектронной аппаратуры зачастую
трудно получить необходимую в каждом конкретном случае
информацию для оптимального выбора требуемых элемен-
тов и узлов, способных обеспечить заданную радиационную
стойкость аппаратуры.
В книге рассмотрены и систематизированы данные, опуб-
ликованные в отечественной и зарубежной печати, о радиа-
ционных эффектах в полупроводниках, неорганических и ор-
ганических диэлектриках и основных классах изделий элект-
ронной техники (полупроводниковых приборах, интегральных
микросхемах, изделиях пьезотехники, радиодеталях и радио-
компонентах), накопленные к настоящему времени, и сведе-
ния об основных принципах и путях повышения радиацион-
ной стойкости изделий электронной техники.
Книга состоит из 5 глав и приложения.
В главе 1 на основе опубликованных данных приведены
сведения о видах и уровнях радиации радиационных поясов
Земли, вблизи ядерных силовых и энергетических установок,
возникающей при ядерных взрывах. Дан обзор источников
ионизирующих излучений, используемых в экспериментах.
В главе 2 приведены сведения о взаимодействии различ-
ных видов ядерных излучений с веществом и образовании
радиационных дефектов в различных материалах электрон-
ной техники, а также данные об изменении электрофизиче-
ских параметров полупроводниковых, неорганических и ор-
ганических материалов при облучении и об эффективности
воздействия различных видов излучений.
з
Главы 3—5 посвящены воздействию радиации на полу-
проводниковые приборы, интегральные микросхемы, кварце-
вые изделия, радиодетали и радиокомпоненты.
В приложении приведены некоторые сведения об особен-
ностях работы изделий электронной техники в условиях воз-
действия факторов космического пространства.
При написании книги некоторые разделы даны очень крат-
ко из-за невозможности полно отразить в пределах ограни-
ченного объема книги все сложные вопросы, имеющие от-
ношение к проблеме радиационной стойкости материалов и
изделий электронной техники. Основное внимание было уде-
лено рассмотрению общих закономерностей изменений элект-
рофизических параметров материалов и изделий электрон-
ной техники при воздействии ионизирующих излучений.
Глава 1
Виды проникающей радиации и их основные характеристики
1.1. Радиационная обстановка
Радиоэлектронное оборудование современных объектов космиче-
ской и ядерной техники работает в условиях воздействия ионизирую-
щих излучений. По составу частиц ионизирующие излучения подразде-
ляются на следующие основные виды: у-излучение (у), нейтронное
(/г), электронное (е), протонное (р).
Кроме этих видов излучения, заметное воздействие на материалы
и изделия могут оказывать также альфа-частицы (а), осколки деления
Fp и другие частицы, возникающие в ядерном реакторе или в зоне ядер-
ного взрыва, однако тяжелые частицы обладают очень малой прони-
кающей способностью и на изделия действовать не будут. Действием
других частиц (нейтрино, мезоны и др.), имеющих место в космических
условиях или в активной зоне ядерного реактора, можно практически
пренебречь из-за их крайне незначительного уровня воздействия.
Основными характеристиками ионизирующих излучений являются
энергия частиц, выражаемая в электрон-вольтах (эВ), и плотность по-
тока частиц, выражаемая числом частиц, проходящих через единицу
площади в единицу времени. В настоящее время как у нас, так и за
рубежом в качестве меры плотности потока частиц <р принято исполь-
зовать число частиц, проходящих через площадку в 1 см2 за 1 с.
В реальных условиях ионизирующие излучения имеют обычно
сложное распределение частиц по энергиям — энергетический спектр.
Уровень воздействия проникающей радиации зависит от времени воз-
действия излучения с данной плотностью потока на вещество и выра-
жается числом частиц, прошедших через площадку в 1 см2 за время
облучения интегральным потоком Ф.
Другими характеристиками воздействия на вещество излучения со
сложным энергетическим спектром являются доза D и мощность дозы Р.
Доза излучения — это количество энергии, переданное веществу излу-
чением в расчете на единицу массы, мощность дозы — значение дозы,
отнесенное к единице времени.
Действие ионизирующих излучений на материалы и изделия мож-
но разделить на импульсное (протекающее очень короткое время) и
непрерывное (длительное).
Между влиянием импульсной радиации, возникающей в результате
ядерного взрыва, и непрерывной радиации, действующей на объектах
с ядерными энергетическими установками и космических объектах, су-
ществует большое различие,
5
Воздействие непрерывной проникающей радиации приводит к по-
степенному необратимому изменению электрических параметров изде-
лий электронной техники, вызываемому в основном смещениями ато-
мов, т. е. нарушениями в структуре материала, а также незначительным
изменением химического состава (активацией).
Импульсная радиация, действующая короткое время (10-7—10-3 с),
наряду с необратимым изменением электрических параметров изделий
электронной техники аналогично воздействию непрерывной проникаю-
щей радиации, создает очень большую плотность ионизации как в са-
мих облучаемых изделиях, так и вокруг изделий (ионизация воздуха).
Это, как правило, приводит к обратимому изменению электрических
параметров изделий.
Поэтому в условиях воздействия ионизирующих излучений необра-
тимые изменения электрических параметров материалов и изделий
электронной техники изучаются в зависимости от интегрального пото-
ка частиц или дозы облучения, а обратимые — в зависимости от плот-
ности потока или мощности дозы.
Радиационная обстановка при ядерном, взрыве
Рис. 1.1. Энергетический спектр
нейтронов деления U235
При ядерном взрыве поражающее действие радиации на радио-
электронную аппаратуру определяется мгновенными нейтронами и мгно-
венными у-квантами, Количество выделяющихся нейтронов и у-кван-
тов в результате цепной реакции деления пропорционально мощности
взрыва (количеству актов деления тяжелых ядер делящегося вещест-
ва). На один акт деления приходится 2—3 нейтрона и 6—7 у-квантов.
При ядерном взрыве с энергией 1000 т
тротилового эквивалента происходит де-
ление 1,45-1023 ядер [1]. Образующиеся
при делении ядер нейтроны называются
мгновенными. Кроме того, некоторая
часть нейтронов испускается за счет фо-
тоядерной реакции при воздействии у-
квантов на ядра материалов оболочки
заряда, но их количество невелико (ме-
нее 1 %). Мгновенные нейтроны деления
имеют широкий энергетический спектр,
примерно от 0 до 14 МэВ со средним зна-
чением энергии около 2 МэВ.
Спектр нейтронов деления урана
(U235) приведен на рис. 1.1, где N(En)
энергией Еп. Такой же спектр нейтронов
с
означает число нейтронов
деления имеет плутоний (Ри239). Основную часть спектра деления со-
ставляют быстрые нейтроны с энергией более ОДМэВ [2].
Время, которое требуется нейтронам для пролета некоторого рас-
стояния, определяется их энергией и для различных расстояний от эпи-
центра взрыва приближенно (без учета влияния среды) может быть
определено по формуле [3]
^ = Л/?(1,38-104-Еу2)"1,
где Еп— энергия нейтрона, эВ; R — расстояние от эпицентра взрыва,
м; t — время, с; Л — константа.
6

Запаздывание нейтронного импульса относительно импульса
у-излучения характеризуется временным интервалом (А/, с):
______А__________1_\
1,38-10</Е^ с J»
где £«макс — максимальная энергия излучаемых нейтронов, эВ; с — ско-
рость света, м/с.
Поток нейтронов на различных расстояниях от эпицентра взрыва
(для атмосферы с рв/рво = 0,9) можно приближенно определить по фор-
муле [3]
Ф„=7-^^-’ехр (-/<>/190),
где Фп — интегральный поток, нейтр./м2; q?— тротиловый эквивалент, кт.
При высотных взрывах потоки нейтронов можно рассчитать по фор-
муле
7,5.1022<7т
R2
ехр
(_ ^рв )
170Рвв ) >
Ф
п
где рво — плотность воздуха при температуре 0°С и атмосферном дав-
лении 105 Па (760 мм рт. ст.); рв — плотность воздуха на высоте взры-
ва, кг/м3.
Таблица 1.1
Энергетическое распределение
Y-излучения при делении
ядер урана U238
Диапазон энергии, МэВ Число 7-квантов на акт деления в данном интерва- ле энергии
0,25—0,75 3,1
0,75—1,25 1,9
1,25—1,75 0,84
1,75—2,25 0,55
2,25—2,75 0,29
2,75—3,25 0,15
3,25—3,75 0,062
3,75—4,25 0,065
4,25—4,75 0,024
4,75—5,25 0,019
5,25—5,75 0,017
5,75—6,25 0,007
6,25—6,75 0,004
Рис. 1.2. Изменение потока нейтронов
ядерного взрыва мощностью 1 Мт в за-
висимости от расстояния до центра
взрыва
Потоки нейтронов на различных расстояниях от эпицентра взрыва
ядерного заряда 1 Мт в космосе показаны на рис. 1.2 [3].
Основными источниками у-излучения при ядерном взрыве явля-
ются цепная реакция деления ядер делящегося вещества (мгновенное
у-излучение), неупругое рассеяние, а также захват нейтронов ядрами
окружающей среды (в основном азотом воздуха — захватное у-излуче-
ние) и у-излучение радиоактивных ядер осколков деления (осколочное
у-излучение). Мгновенное у-излучение представляет собой импульс дли-
тельностью порядка 0,1 мкс со средней энергией у-квантов 1,1 МэВ.
7
Энергетическое распределение у-излучения при делении ядер U235
приведено в табл. 1.1 [2].
Мгновенное у-излучение является основным фактором мощности
дозы у-излучения. Мощность дозы в импульсе мгновенного у-излучения
для различных расстояний при длительности импульса 0,1 мкс (без уче-
та ослабления атмосферой) будет приблизительно равна [3]
Р7==2,58.Юп7т/Я% (1.1)
в импульсе мгновенного у-излучения, А/кг.
где Р^ — мощность дозы
Рис. 1.3. Изменение экспо-
зиционной дозы D., (/) и мощ-
ности экспозиционной дозы
у-излучения (2) ядерного
взрыва мощностью 1 Мт в
зависимости от расстояния
до центра взрыва
где Р — мощность дозы
Для взрыва атомного заряда в атмосфе-
ре (без учета влияния ударной волны) мощ-
ность экспозиционной дозы мгновенного у-из-
лучения будет определяться выражением
п 2,58-Ю11 ( Я \
<7Texpf—, (1.2)
где (ХЭфф —эффективная длина поглощения
энергии у-излучения, т. е. расстояние, на ко-
тором доза у-излучения ослабляется в е =
=2,718 раза.
При ядерном взрыве полная экспозицион-
ная доза (D;) будет складываться из доз
мгновенного (DMrH), захватного (D3) и оско-
лочного (Dock) у-излучений:
= Dma -ф- D3 -ф- D0CK.
Экспозиционная доза мгновенного у-излу-
чения определяется из соотношения
D — Pt
•^мгн--х у’
мгновенного у-излучения, находится из (1.1) или
(1.2); t — длительность импульса взрыва (^10-7 с).
Экспозиционную дозу осколочного у-излучения с учетом ослабле-
ния атмосферой можно определить по формуле [3, 4]
з.б.ю^ми-о.а#’5) / Rft \ г кл
-------Я--------ех₽ (-30^7 | "кГ
Для захватного у-излучения экспозиционная доза может быть опре-
делена по формуле [3, 4]
tj _,3- Ю5<7т \ Г . I
^3- R2 exp - 410р^ у [ кг ] •
Установлено [4], что в течение 1 мин после воздушного ядерного
взрыва количество запаздывающих и захватных у-квантов оказывается
примерно в 100 раз больше, чем количество мгновенных у-квантов. Та-
ким образом, мощность дозы у-излучения при ядерном взрыве будет
определяться в основном мгновенным у-излучением, а экспозиционной
дозы — захватным и осколочным у-излучениями. Значения экспозицион-
ной дозы (1) и мощности экспозиционной дозы (2) на различных рас-
стояниях от эпицентра взрыва боеприпаса мощностью 1 Мт приведены
на рис. 1.3 [3].
Результаты сравнительной оценки воздействия различных поража-
ющих факторов ядерного взрыва на электронное оборудование пока-
8
зывают, что радиоэлектронная аппаратура и комплектующие элементы
электронной техники могут подвергаться воздействию импульса радиа-
ции ядерного взрыва с характеристиками, значения которых приведе-
ны в табл. 1.5.
Радиационная обстановка на объектах с ядерными энергетическими
установками
За последние годы все более широкое использование находит ра-
диоэлектронная аппаратура на объектах с энергетическими ядерными
установками. Построены и дают промышленный ток мощные атомные
электростанции (АЭС): Ленинградская, Кольская, Билибинская. По-
явились первые кораб’ли-атомоходы с энергетическими ядерными уста-
новками на борту, применение которых дает большое преимущество
перед энергетическими установками на обычном топливе. Использова-
ние ядерных силовых установок в качестве двигателей дает существен-
ный выигрыш в массе и экономию пространства, занимаемого топли-
вом.
Оценки показывают [3], что также перспективно использование
ядерных энергетических установок в космической технике. Однако
используемая на таких объектах радиоэлектронная аппаратура и ее
комплектующие элементы могут подвергаться воздействию ионизиру-
ющих излучений. В качестве энергетических ядерных установок исполь-
зуются ядерные реакторы различной конструкции. По общепринятой
классификации они подразделяются на три класса [5] :
реакторы на тепловых нейтронах, в которых практически все акты
деления происходят на тепловых нейтронах (со средней энергией око-
ло 0,025 эВ);
реакторы на промежуточных нейтронах, в которых деление ядер-
ного горючего происходит на нейтронах с энергией в промежуточной
области от 100 эВ до 100 кэВ;
реакторы на быстрых нейтронах, в которых подавляющая часть
актов деления вызывается быстрыми нейтронами (с энергией выше
100 кэВ).
Эти классы реакторов отличаются друг от друга наличием или от-
сутствием материала замедлителя в активной зоне, а также материала-
ми теплоносителя, используемыми для охлаждения активной зоны.
В реакторах на тепловых нейтронах есть замедлитель, в котором основ-
ная доля быстрых нейтронов, образующихся при делении, в результате
упругого рассеяния замедляется до тепловой энергии. В реакторах на
быстрых нейтронах отсутствует замедлитель, а в качестве теплоносите-
ля используются легкоплавкие смеси металлов или ртуть, чтобы энер-
гетический спектр нейтронов существенно не ослаблялся. Реакторы на
промежуточных нейтронах занимают среднее положение между реак-
торами на тепловых и быстрых нейтронах. В качестве замедлителя и
теплоносителя в этих реакторах используется органическая жидкость.
Все типы реакторов по своей конструкции подразделяются на гомо-
генные и гетерогенные. В гомогенных реакторах делящиеся материалы
(«горючее») равномерно распределены в активной зоне реактора в сме-
си (в растворе) с другими материалами, а в гетерогенных реакторах —
неравномерно (ячейками).
Поток нейтронов для любого реактора в первом приближении про-
порционален мощности реактора (количеству актов деления «горючего»
9
в активной зоне в единицу времени), при этом существенное значение
имеет также тип реактора и его размеры. Реакторы по их тепловой
мощности подразделяют на мощные и маломощные.
Сводные данные о характеристиках нейтронов и у-излучения мощ-
ных и маломощных реакторов различного Таблица 1.2 Характеристики реакторов назначения приведены в табл. 1.2 [3]. В табл. 1.3 приведены некоторые дан- ные о характеристиках ядерных энергетических
Излучение в активной зоне
Вид реактора Тепловая мощность, МВт Плотность потока нейтронов, Мощность экспозицион- ной дозы ‘(-излучения установок США [6]. В зависимости от ти- па и конструкции реакто- ра энергетические спек- тры нейтронов и у-излу- чения могут иметь раз- личные распределения, при этом самые жесткие
нейтр./(см2-с) Р/с 2,58 А/кг
Мощный Маломощ- ный 10—5000 10-6—10 1012—1015 106—1012 о 9 О о 1—103 ю-3—1
Таблица 1.3
Характеристика ядерных энергетических установок США
Название установки Тип реактора Тепловая мощность, МВт Электри- ческая мощность, МВт Средняя плотность потока нейтронов в активной зоне, 10»з нейтр/(см2-с)
Ториевый реактор компании „Консоли- дейтид Эдисон ком- пани" Тепловой, гетерогенный, водо-водяной под давлением на обогащенном уране, с вос- производством 500 275 1,6
АЭС „ Янки атомик электрик компани" Тепловой, гетерогенный, водо-водяной на обогащен- ном уране 392 134
Армейский транс- То же 10 2 2,7—7
портабельный реак- тор № 1 Валлентосская АЭС компании „Дженерал Прямоточный с кипящей водой на обогащенном уране 30 6
электрик1 Дрезденская АЭС компании „Коммору- элс Эдисон компани" Тепловой, гетерогенный, водо-водяной на природном уране 626 192
АЭС компании „Нортерн стейтс пау- ®Р* ~ Кипящий реактор с прину- дительной циркуляцией на природном уране 164 66 10
АЭС компании „Консьюмерз паблик пауэр дистрикт оф Не- Тепловой гетерогенный, теплоноситель органический на обогащенном уране 245 75 2
браска" АЭС в г. Пиква Реактор с органическим теплоносителем и замедли- телем на слабообогащенном уране 45,5 Н,4 1
АЭС „Энрико Фер- ми" Гетерогенный реактор-раз- множитель на быстрых ней- тронах с натриевым охлаж- дением на обогащенном уране 300 100
АЭС компании „Чу- геч электрик ассо- шиэйшн" Реактор с натриевым ох- лаждением и тяжелой водой в качестве замедлителя на обогащенном уране 40 10
10
спектры нейтронов будут у реакторов на быстрых нейтронах (близ-
кие к спектру деления нейтронов), а энергетическое распределение
у-излучения, в зависимости от используемых материалов в активной
зоне реактора, защиты и т. д., может быть в той или иной степени
сдвинуто в жесткую часть спектра у-излучения деления. Уровни
потока нейтронов и экспозиционной дозы у-квантов, воздействующие
на радиоэлектронную аппаратуру и ее элементы на объектах с энер-
гетическими ядерными установками, определяются, в основном, место-
расположением аппаратуры на объекте, степенью защищенности, про-
должительностью работы реактора, его тепловой мощностью, а в неко-
торых случаях при выключенном реакторе приходится учитывать у-фон
реактора.
Следует иметь в виду, что около активной зоны реактора могут
использоваться только отдельные датчики (ионизационные камеры, тер-
мопары и др.) для контроля режима и управления реактором, а сама
аппаратура располагается на некотором удалении от активной зоны.
Грубая оценка показывает [7, 11], что при удалении на несколько мет-
ров от активной зоны реактора плотность потока нейтронов значитель-
но уменьшается от величины 1013—1015 нейтр./(см2-с) до величины по-
рядка 106—107 нейтр./(см2-с). Применение защиты существенно снижа-
ет уровни воздействующей радиации (биологическая защита снижает
эти уровни до предельно допустимых для человека ^20 нейтр. / см2-с).
Ориентировочные оценки воздействующих потоков нейтронов и доз
у-квантов, которые могут иметь место около энергетических ядерных
установок (при эксплуатации аппаратуры примерно один год), приве-
дены далее в сводной табл. 1.5.
Радиационная обстановка на космических объектах
Источниками космических излучений в околоземном пространстве
являются:
— потоки космических лучей, включающие в себя первичное кос-
мическое (галактическое) излучение и космическое излучение Солнца,
возникающее при интенсивных хромосферных вспышках на Солнце;
— радиационные пояса Земли (естественные и искусственные), рас-
положенные на расстояниях от нескольких сот до нескольких десятков
тысяч километров от поверхности Земли.
Первичные галактические лучи, движущиеся в межзвездном прост-
ранстве, представляют собой ядра различных химических элементов.
В настоящее время состав частиц галактического излучения хорошо изу-
чен— основную часть излучения составляют протоны (около 85%), око-
ло 15%—ядра гелия (а-частицы) и совсем небольшое число ядер бо-
лее тяжелых элементов [8]. Частицы галактических лучей обладают
очень высокой энергией: от 108—109 эВ до 1019—Ю20 эВ, но плотность
потока этих лучей очень мала —1—2 част./(см2-с), что будет состав-
лять дозу облучения на объекте за год не более 10-2—10-1 Дж/кг (1 —
10 рад).
Солнечное космическое излучение наблюдается только в период сол-
нечной активности (вспышки) и продолжается короткое время (до
4 суток). Оно состоит в основном из протонов (85%) и небольшого
количества а-частиц и ядер легких элементов и имеет энергию до
108 эВ. Плотность потока протонов для больших вспышек равна при-
мерно 106 пр./(см2-с). За время солнечной вспышки, длительность ко-
11
Таблица 1.4
Дозы ионизирующих излучений внутреннего и внешнего радиационных
поясов Земли
Воздействую- щий фактор радиационный пояс Тип излучения Энергия частиц, МэВ Годовая экспозиционная доза излучения
поверхностный слой слой в 1 г/см»
рад/год Дж/(кг-год) рад/год Дж/(кг-год)
Внутренний Протоны 0,001—700 =5=10!» 108 108 103
Электроны Тормозное <0,02—1 =5=1012 101° 0 0
излучение <0,02—1 =5=105 103 Ю8—10е 103—104
Внешний Электроны Тормозное 0,02—5 ЩИ — 1Q13 10’—10” 103 10
излучение 0,02—5 105—107 103—105 104—106 102—104
торой составляет одни сутки, поток протонов с энергией более 30 МэВ
достигает величины 1010 пр./см2, а с энергией более 5 МэВ — величины
10й пр./см2 [3]. Максимально возможные годовые дозы для протонов
солнечных космических излучений могут составлять величину порядка
10—102 Дж/кг (103—104 рад) на поверхности объекта и 1—10 Дж/кг
(102—103 рад) за слоем защиты 1 г/см2 [3].
Радиационные пояса Земли делятся на естественные и искусствен-
ные. Искусственные радиационные пояса образуются в результате ядер-
ных взрывов в верхних слоях атмосферы и имеют определенный период
существования.
Естественные радиационные пояса Земли в свою очередь делятся
на внутренний и внешний [8]. Внутренний радиационный пояс состоит
главным образом из протонов с энергией примерно 1—700 МэВ. Распо-
ложен этот пояс на высоте 600—1500 км от поверхности Земли. Внеш-
Характеристика радиационной обстановки при эксплуатации радиоэлектронной
Характер радиационной обстановки Вид излучения Обозначе- ния Энергия (спектр), МэВ Поток, част./см» Плотность потока, част./(см»-с)
Импульсное облучение Нейтроны п 0—14 ЩИ — Ю15 101’—Ю21
у-кванты Y 0,1—10 — —
Излучение ядерных Нейтроны п 0—14 1011—1015 Ю3—10s
энергетических установок у-кванты Y 0,1—10 — —
Излучение естествен- Протоны Р 0,001—700 — До Ю6
ых и искусственных ра- диационных поясов Земли Электроны е 0,02—5 — До 10’
* Экспозиционная доза и мощность экспозиционной дозы
даны в Дж/кг (рад) и Вт/кг (рад/с) по погло
12
ний радиационный пояс состоит из
электронов с энергией примерно 0,1—
5 МэВ, при этом большая часть элек-
тронов имеет энергию порядка сотен
килоэлектрон-вольт.
Состав, плотности потоков и энер-
гетические спектры частиц в естествен-
ных радиационных поясах Земли за-
висят от временных вариаций, связан-
ных в основном с процессами, проис-
ходящими на Солнце, при этом вну-
тренний радиационный пояс мало под-
вержен временным изменениям, а
внешний, наоборот, очень сильно [8].
При определении уровня воздей-
ствия космических ионизирующих из-
лучений на радиоэлектронную аппара-
туру и изделия электронной техники
необходимо также учитывать степень
их защищенности (обшивка аппарата,
наличие экранов и т. д.), поскольку
защита может служить не только для
Рис. 1.4. Изменение мощности дозы
электронов во времени после ядер-
ного взрыва мощностью 1,4 Мт на
высоте 400 км (для круговой поляр-
ной орбиты)
ослабления потоков частиц, но
и являться генератором вторичных излучений, особенно при воздейст-
вии протонов с высокой энергией (более 50 МэВ).
В табл. 1.4 приведены ориентировочные данные максимально воз-
можных годовых экспозиционных доз ионизирующих излучений (по
поглощению в NaJ) внутреннего и внешнего радиационных поясов Зем-
ли [3]. Из таблицы видно, что электроны естественных радиационных
поясов Земли будут вносить незначительный вклад в общую экспозици-
онную дозу за защитой в 1 г/см2.
Искусственный радиационный пояс в основном состоит из элект-
Таблица 1.5
аппаратуры и комплектующих элементов [3, 293]
Экспозиционная доза Мощность экспозиционной дозы
Р 2,58 Кл/кг fP/c 2,58 А/кг
— — — —
10-1—108 10-5—Ю2 102— 1Q12 10-2—108
— — — —
107 10s 10-»—10 10-U—10-3
105* 10s* 0,01—0,1* %ю-«— ’С-кг3^
10’* 105— 10е* 1—10* =5=10-2— * —10-’’
щению в NaJ за защитой 1 г/см’ {3].
ронов, источником кото-
рых является 0-распад
осколков деления ядер,
при этом каждый осколок
деления в течение не-
скольких секунд испуска-
ет примерно 1 электрон,
а в течение нескольких
сотен секунд — 3 элек-
трона [8].
В зависимости от ме-
ста, характера и мощно-
сти взрыва искусственные
радиационные пояса бу-
дут иметь различное про-
странственное располо-
жение, интенсивность и
время существования.
Наиболее мощный ис-
кусственный радиацион-
ный пояс был образован
9 июля 1962 г. после
13
взрыва в верхних слоях атмосферы термоядерного заряда мощ-
ностью 1,4 Мт (операция «Старфиш») [3]. Максимальная плот-
ность потока электронов с энергией более 0,04 МэВ в образовав-
шемся поясе достигала значений примерно 109 э/(см2-с). Средняя часть
пояса находилась на высоте 800 км, толщина его составляла 650 км,
а ширина — около 6500 км. Уменьшение мощности экспозиционной дозы
электронов (по поглощению в NaJ) во времени после взрыва показано
на рис. 1.4. Грубая оценка на основании этих данных показывает, что
максимально возможная годовая доза электронов, воздействующая на
объект, проходящий через этот пояс, может составлять величину на
поверхности объекта порядка 106—107 Дж/кг (108—109 рад), а с учетом
корпуса объекта (порядка 1 г/см2) примерно 103—106 Дж/кг (105—
108 рад).
Таким образом, радиационная обстановка на борту околоземных
космических объектов будет определяться в основном протонами внут-
реннего радиационного пояса и электронами искусственного радиаци-
онного пояса Земли, характеристики которых приведены в сводной
табл. 1.5.
1.2. Источники радиации, применяемые
при экспериментальных исследованиях
Для исследований радиационной стойкости изделий и схем радиоэлектронной аппа-
ратуры в качестве источников нейтронного, электронного, протонного и у-излучений
широкое применение получили различные исследовательские ядерные реакторы им-
пульсного и непрерывного действия, импульсные рентгеновские установки, ускорители
электронов и протонов и у-установки непрерывного действия.
Источники нейтронов
Нейтроны образуются только в результате ядерных реакций. Первыми источни-
ками нейтронов являлись радиево-бериллиевые источники, в которых образование ней-
тронов происходило в результате ядерной реакции взаимодействия ядер бериллия,
с а-частицами радия с образованием ядер углерода и нейтронов — Ве9(а, п)С12.
В качестве источников нейтронов можно использовать еще ядерные реакции,,
возникающие при бомбардировке некоторых материалов (дейтерий, бериллий, литий)
заряженными частицами (дейтонами, а-частицами и др.) на ускорителях заряженных
частиц, например H2(d, n)He3, Li7(d, п)Ве8 и т. д. Однако эти источники нейтронов
моноэнергетичны и имеют относительно малый выход нейтронов на полный телесный
угол: от 107—108 нейтр./с для радиево-бериллиевых источников до 1012—1013 нейтр./с
при использовании ускорителя.
Наиболее мощными источниками нейтронов являются исследовательские ядерные
реакторы на тепловых, промежуточных и быстрых нейтронах.
По принципу работы все реакторы делятся на импульсные (развивающие боль-
шую мощность при очень коротком времени функционирования, порядка 10-5—10-2 с)
и статические (длительного действия).
Для испытаний и исследований материалов и изделий электронной техники на
воздействие импульсной радиации ядерного взрыва и непрерывного воздействия ра-
диации ядерных энергетических установок широко используются исследовательские
ядерные реакторы как импульсного, так и статического действия. Следует отметить,
что за последние годы для проведения испытаний и исследований материалов и изде-
14
лий электронной техники на импульсное воздействие радиации кроме импульсных
реакторов широко применяются импульсные сильноточные электронные ускорители —
генераторы коротких импульсов жесткого рентгеновского излучения высокой интенсив-
ности [83, 130].
Т а блица 1.6
Основные характеристики импульсных ядерных
реакторов США
Реактор Поток нейтронов за импульс, нейтр./см» Максимальная мощ- ность дозы т-излу- чения Длитель- ность им- пульса на половине амплиту- ды, мкс
Р/с 2,58 А/кг
«Годива 1* >2,5-10“ >107 >10® 50
«Годива 2“ >2,5-10“ >Ю7 >10® 40—50
«Трига* 10“ 3-10» 3-10» 10*
ФБП 10“ — — 40
«Сандиа“ 10“ 2-108 2-10* 50
«Молли-Г* 2-10“ — 50
«Кукла* 1,4-10“ ю»—10“ 108—10® 60
ОРН-1 — ==10s =5=104
ГЕПР 7-10“ 7,14-10® 7,14-10’ 38
АЛЛА =5=10“ — — <40
В табл. 1.6 и 1.7 приведены основные характеристики исследовательских импульс-
ных и статических реакторов США и Англии (см. [9, 10]).
Типовым статическим реактором для исследовательских целей является водо-во-
дяной реактор бассейного типа на тепловых нейтронах с мощностью 1—10 МВт и
Таблица 1.7
Основные характеристики статических ядерных
реакторов
Реактор Мощ- ность реак- тора, МВт Максимальная плот- ность потока нейтронов, нейтр./(см2-с; Максимальная мощ- ность дозы т-из лучения
Юз р/с 2,58 А/кг
ФНП (канал Д) 1 2,7-10“, тепловые 2,5-10“, £>0,5 МэВ 7,2.10», £>2,9 МэВ 2,3-10», £>5,3 МэВ 3,9-108, £>8,6 МэВ 1,2 0,12
СП-5 2 2,4-10“, тепловые 5,4-109, £>1 МэВ 10s, £>2,5 МэВ 0,75 0,075
МТР 40 2-10“,^тепловые 1,3-10“£>1 МэВ 10® 10
БЕПО 6 1,5-10“, тепловые — —
дидо 10 8-10“, тепловые — —
максимальной плотностью потока тепловых нейтронов 1013—1014 нейтр./(см2-с) [7].
Замедлителем и теплоносителем в таком реакторе является вода, топливом — обога-
щенный уран-235. Такие исследовательские реакторы [5] отличаются от других реак-
торов на тепловых нейтронах сравнительно большим отношением потока быстрых к по-
15
току тепловых нейтронов. Характерный спектр быстрых нейтронов для исследователь-
ского водо-водяного реактора приведен на рис. 1.5. Спектр нейтронов в реакторе, как
видно из рисунка, вследствие рассеяния и поглощения нейтронов в конструкционных
материалах активной зоны заметно отличается от спектра нейтронов деления U235.
Конструкционные материалы активной зоны реактора существенно ослабляют и
изменяют спектр у-излучения. Кроме того, активная зона реактора сама является
источником захватного излучения, связанного с поглощением тепловых нейтронов в ма-
териалах активной зоны и воде и распадом радиоактивных изотопов с излучением
у-квантов.
Рис. 1.5. Спектр нейтронов для исследо-
вательского водо-водяного реактора
Рис. 1.6. Спектр у-излучения исследова-
тельского водо-водяного реактора
Характерный спектр у-излучения работающего водо-водяного исследовательского
реактора приведен на рис. 1.6.
Особенностью испытаний и исследований материалов и изделий электронной тех-
ники на воздействие ионизирующих излучений является необходимость применения
дистанционной измерительной аппаратуры для измерения временных и остаточных
изменений их электрофизических параметров как при импульсном, так и непрерывном
воздействии радиации. В каналах ядерных реакторов на изделия и материалы кроме
ионизирующих излучений одновременно могут воздействовать температура, влажность»
ионизованная окружающая среда. Чтобы исключить влияние этих побочных факто-
ров, применяют различные контейнеры (пеналы), охлаждение изделий с помощью
обдува, заливку открытых контактов изделий и т. д. Поэтому экспериментальные ка-
налы реакторов, предназначенные для проведения испытаний и исследований материа-
лов и изделий электронной техники на воздействие радиации, должны обеспечивать:
— дистанционные измерения параметров изделий в канале работающего реакто-
ра, а также возможность помещения измерительной аппаратуры на входе канала»
быструю смену аппаратуры и ее регулировку;
— быстрое помещение контейнеров с объектом облучения и измерительными ли-
ниями внутрь канала и перемещение их в канале с помощью дистанционных ручных
или автоматизированных механических приспособлений, а также возможность быстрой
смены контейнеров;
— охлаждение объекта облучения в канале реактора и проведение низкотемпера-
турных исследований;
— установку сменных фильтров и коллиматоров в канале (для уменьшения
у-фона и фильтрации тепловых нейтронов).
Схематическое изображение экспериментального канала статического реактора
для исследований материалов и изделий электронной техники приведено на рис. 1.7.
Требования к испытательным каналам статических реакторов в равной мере отно-
16
сятся и к импульсным источникам проникающей радиации. Кроме того, при работе
на импульсных источниках радиации появляются дополнительные трудности, связанные
с дистанционными измерениями и автоматической регистрацией кратковременных изме-
нений электрических параметров изделий электронной техники в момент действия
импульса радиации и регистрацией остаточных изменений этих параметров изделий
после воздействия импульса радиации. Необходимы также дополни'гр пкные меры для
защиты изделий электронной техники от электромагнитных наводок.
Типовым импульсным реактором для исследовательских целей является реактор
«Годива», представляющий собой
с максимальной мощностью 1 кВт
за импульс [10]. Для проведения
экспериментальных работ реактор
имеет центральный канал диаме-
тром 2,5 ом, идущий внутрь уста-
новки, энергетический спектр ней-
тронов в нем приведен в табл. 1.8
и на рис. 1.8. Для сравнения
в этой же таблице и на рисунке
(штриховая линия) приведен энер-
гетический спектр нейтронов деле-
ния U235.
При испытаниях материалов
и изделий электронной техники
в каналах исследовательских
ядерных реакторов или в зоне об-
лучения других источников на них
могут воздействовать потоки ней-
тронов и у-квантов со спектрами
излучений и плотностью потока,
существенно отличающимися от со-
критическую сборку из обогащенного урана U235
Рис. 1.7. Разрез экспериментального канала реак-
тора [7, 11]:
1 — активная зона; 2 — свинцовый фильтр; 3 — шибер;
4 — отстойник облученных образцов; 5 — контейнер; 6 —
загрузочные приспособления; 7 — защита; 8 — ловушка;
9 — дверь в защите
ответствующих характеристик ра-
диационной обстановки, имеющейся в условиях эксплуатации. Особенно суще-
ственно могут различаться спектры нейтронов в низкоэнергетической области (до
0,1 МэВ). Высокоэнергетические части спектров нейтронов обычно не столь зна-
чительно отличаются друг от друга. Поскольку вклад доли нейтронов с низкой энер-
гией в радиационное повреждение материалов обычно невелик относительно воз-
действия быстрых нейтронов, на практике при испытаниях материалов и изделий
Рис. 1.8. Энергетический спектр нейтро-
нов в центральном канале реактора «Го-
дива»
электронной техники принято уровни
воздействия нейтронов от различных
источников оценивать по потоку быст-
рых нейтронов с энергией выше 0,1 МэВ.
Таблица 1.8
Энергетическое распределение
нейтронов при делении ядер U23s
в центральном канале импульсного
реактора „Годива"
Диапазон энергии, МэВ Доля нейтронов в диапазоне энергии, %
спектр деления спектр реактор
0—0,4 10 21
0,4—1,4 34 41
1,4 56 38
2—510
17
В тех случаях, когда требуется более высокая точность оценки и спектр нейтро-
нов при испытаниях значительно отличается от требуемого, вводят поправку на несо-
ответствие энергетических спектров нейтронов (коэффициент эффективности воздей-
ствия) путем умножения на этот коэффициент величины потока быстрых нейтронов
с энергией выше 0,1 МэВ, полученной при испытаниях.
Уровни воздействия у-квантов при испытаниях материалов и изделий электронной
техники с достаточной для практики точностью принято оценивать по экспозиционной
дозе облучения (по NaJ), поскольку средние энергии у-излучения различных реакторов
не столь существенно отличаются и составляют величину около 1 МэВ. Но при испы-
таниях изделий электронной техники поток быстрых нейтронов и экспозиционная доза
у-квантов испытательной установки могут отличаться от требуемых. В этих случаях,
чтобы учесть вклад экспозиционной дозы у-излучения в изменение параметров мате-
риалов и изделий электронной техники, проводят дополнительное облучение па
у-установке.
Дозиметрия потоков нейтронов и у-излучения в каналах реактора
Определение распределения потоков нейтронов по энергий и экспозиционных доз
V-квантов в экспериментальных каналах ядерного реактора представляет большие
трудности, поскольку спектр нейтронов и соотношение потоков нейтронов и у-квантов
могут заметно изменяться при перемещении вдоль канала. Кроме того, спектр нейтро-
нов и величина экспозиционной дозы у-излучения существенно зависят от степени за-
грузки экспериментального канала образцами легких или тяжелых материалов.
Измерение потоков тепловых нейтронов. Для измерения используют метод акти-
вации тонкой фольги из золота, индия, кобальта или сурьмы. Облучают фольгу (обыч-
но из золота, имеющего простую схему распада) с экраном из кадмия и без экрана
одновременно и измеряют их абсолютные активности Аса и А. Для этого используют
установку совпадений, включающую у- и Р-счетчики. Абсолютную активность фольги
(как А, так и Аса) на основании соответствующих измерений на установке совпаде-
ний радиоактивных излучений измеряют по формуле
А__
^сл «ял О е *) зт
где и — число импульсов от у- и ^-счетчиков; —число импульсов у-сов-
падений; Уф и Д^ф— число импульсов, соответствующих у- и jl-фонам; ^тф — число
импульсов, соответствующих фону у-совпадений; Дслсовп— число импульсов случай-
ных совпадений, обусловленных нестабильностью установки; X—постоянная распада
Au198; ti, t2 и t3— время облучения, время после облучения до начала измерений и
время измерений, с; т — масса образца, г; К — поправка в схеме распада (А=0,995
для Au198).
Поток тепловых нейтронов определяют по разности абсолютных активностей Аса
и А по формуле
(D=(M/tfAo)(A-ACd), (1.1)
где Ф — поток тепловых нейтронов, нейтр./ (см2-с); М — массовое число облученной
фольги (Л4=197 для Au197); NA — постоянная Авогадро; о —сечение активации для
тепловых нейтронов (для Au197 о=0,988• 1022 см2).
Вклад в наведенную активность промежуточных нейтронов учитывается кадмие-
вым отношением 7?=А/Аса- Если Я = 10, то это означает, что поток нейтронов содер-
жит 10% промежуточных нейтронов и ошибка в определении потока тепловых нейтро-
нов составляет приблизительно 10%.
18
Измерение потоков быстрых нейтронов. Для измерения используется метод поро-
говых детекторов, позволяющий получить достаточные для инженерной практики дан-
ные об энергетическом спектре быстрых нейтронов [5, 12].
В табл. 1.9 приведены характеристики некоторых наиболее часто применяемых
пороговых детекторов, для определения абсолютной активности которых применяется
4л-счетчик. Ошибка в определении потока быстрых нейтронов достигает 30%.
Измерение поглощенных доз. Для
измерения поглощенных доз нейтронов и
у-излучения в канале реактора используют
дифференциальные ионизационные камеры,
материал которых и газовое заполнение яв-
ляются тканеэквивалентными. Поглощенная
суммарная доза пропорциональна току
в камере и связана с ним соотношением
D=/en/prV, где I — число пар ионов, обра-
зовавшихся в камере; еп — работа обра-
зования одной пары ионов для данного га-
за; рг — плотность газа, наполняющего ка-
меру; V — объем камеры.
Для разделения дозы нейтронов и до-
зы у-излучения в канале реактора исполь-
зуются две ионизационные камеры, изготов-
ленные из водородсодержащих материалов
с различным количеством водорода [13].
Для измерения поглощенных доз в ка-
нале реактора можно использовать химиче-
Таблица 1.9
Характеристики пороговых
детекторов
Хими- ческий эле- мент Ядерная реакция Поро- говая энер- гия. МэВ Период полураспада
In In113 (n, n) 0,45 4,5 ч
S S32 (n, p)P32 1,7 14,3 дня
Р P31 (n, p} Si31 1,8 2,6 ч
А1 Al27 (n, p) Mg27 2,6 10 мин
Сг Cr32 (n, p} Vs2 2,8 3,9 мин
Si > Si2s (n, p} Al28 4,4 2,27 мин
Fe Fe36 (n, p) Mn38 5,0 2,6 ч
Mg Mg24(n, /?) Na24 6,3 15 ч
Al Al27 (n, d) Na24 6,5 15 ч
Sb Sb121 (n,
2n) Sb120 9,3 16 мин
Cu Cu83 (n, 2n) Cu82 11,4 10 мин
ские методы, в частности метод ферросульфатной дозиметрии, основанный на переходе
ионов железа двухвалентного состояния в трехвалентное с регистрацией выхода ионов-
трехвалентного железа на спектрофотометре [14].
Ускорители заряженных частиц
Ускорители — это устройства, в которых используется эффект ускорения заряжен-
ных частиц под действием электрического поля; при этом энергию в 1 эВ приобретает
частица с единичным электрическим зарядом (электрон, протон) при прохождении
участка поля с разностью потенциалов £7=1 В. Кинетическая энергия, сообщаемая
заряженной частице электрическим полем с разностью потенциалов (£7), равна
E=eU,
(1-2)
где Е и е — энергия и заряд частицы [15].
На практике пользуются единицами энергии заряженных частиц, производными
от 1 эВ, т. е. 1 кэВ=103 эВ, 1 МэВ =10® эВ.
Основными характеристиками ускорителя являются энергия ускоренных частиц и
ток пучка частиц. Например, при токе 1 мА для однозарядных частиц поток частив
за 1 с составит величину 6,24-1015 част./с.
Первыми наиболее простыми типами ускорителей заряженных частиц были элек-
тростатические генераторы, основанные на использовании метода прямого ускорения
заряженных частиц в электрическом поле [16]. Некоторые конструкции электростати-
ческих ускорителей (вакуумные ускорительные трубки, генераторы Кокрофта—Уолтона,
генераторы Ван-де-Граафа) широко используются и в настоящее время. Недостатком
электростатических ускорителей является трудность получения заряженных частиц
с высокими энергиями (выше нескольких МэВ). Дальнейшее развитие и совершенство-
15
2*
Основные типы ускорителей и их характеристики
Тип ускорителя Ускоряемые частицы Вид орбиты Магнитное поле во времени Частота ускоряющего электрического поля
Высоковольтные ускорители Электронный ли- нейный ускоритель Протонный линей- ный ускоритель Циклотрон Изохронный цикло- трон Бетатрон Микротрон Синхроциклотрон Синхротрон (сла- бая фокусировка) Синхрофазотрон (слабая фокусировка) Ускорители с сильной фокусировкой То же Любые частицы Электроны Протоны, тяже- лые частицы То же Я я Электроны Протоны, тяже- лые частицы Электроны Протоны Я Электроны Прямоли- нейная п Спиральная Круговая Спиральная Я Круговая Я я я Постоянное Нарастаю- щее Постоянное Я , Нарастаю- щее Я я я Постоянная п п Постоянная Модулированная Постоянная Нарастающая Нарастающая, затем постоянная Постоянная
* Грубая оценка.
вание техники ускорения заряженных частиц шло по пути использования метода их
ускорения с помощью высокочастотного электрического поля [17].
По общепринятой классификации все типы ускорителей в зависимости от способа
ускорения подраздзляются на два класса [18]:
— ускорители, основанные на прямом ускорении заряженных частиц с помощью
постоянного электрического поля;
— ускорители, основанные на ускорении заряженных частиц с помощью высоко-
частотного электрического поля (они в свою очередь подразделяются на линейные
и циклические).
Кроме того, ускорители подразделяются по виду орбиты частиц, ускоряющему
электрическому полю, приложенному магнитному полю (для циклических ускорите-
лей). Основные типы ускорителей и их краткая характеристика с указанием предельно
достижимой энергии частиц для каждого типа ускорителя, среднего тока ускоренных
частиц и характера ограничения для получения максимальной энергии частиц приведе-
ны в табл. 1.10 [15].
Типы ускорителей, которые можно использовать в качестве источников электро-
нов для проведения испытаний и исследований материалов и изделий электронной тех-
ники, указаны в табл. 1.11. В этой же таблице приведены характеристики некоторых
зарубежных конкретных установок [5, 19].
В табл. 1.12 приведены характеристики ускорителей, которые можно использовать
в качестве источников протонов для исследований радиационных эффектов в материа-
лах и изделиях электронной техники с указанием некоторых широко известных зару-
бежных установок.
В зависимости от типа ускорителя пучок заряженных частиц, выходящих из уско-
рителя, может быть непрерывным, импульсным и состоящим из одного или большего
числа сгустков, следующих один за другим с большой частотой. Непрерывные пучки
дают генераторы Ван-де-Граафа и высоковольтные ускорительные трубки. Источника-
20
аолица
Непрерывное или импульс- ное ускорение Средний ток ускоренных частиц*, А Максимальная энергия, МэВ
Непрерыв- ное Ю-з =40
Импульсное IO'3 =-5-10*
IO-6 <Ю3
Непрерывное IO'3 =25
IO-3 =103
Импульсное 10~в 300
10-3 = 100
я 10-6 =103
я 10-7 = 103
я ю-7 =10*
я ю-7 106
я 10-7 10*
ми импульсных пучков служат импульсные
ускоряющие трубки и индукционные уско-
рители. В резонансных и циклических уско-
рителях пучки частиц состоят из сгустков,
которые могут следовать непрерывно (цик-
лотроны, микротроны непрерывного дей-
ствия) или импульсами (линейные ускори-
тели, импульсные микротроны).
Особенностью испытаний и исследова-
ний материалов и изделий электронной
техники на воздействие заряженных частиц
(электронов и протонов) является необхо-
димость дистанционных измерений электро-
физических параметров материалов и изде-
лий при облучении, за исключением неко-
торых испытаний на воздействие электро-
нов с энергией до 3—5 МэВ, при которых
Активации материалов не происходит.
Пучки электронов и протонов должны
удовлетворять следующим основным тре-
бованиям:
— пучок должен быть выведен из ка-
меры в воздух (за исключением пучка про-
тонов с энергией ниже 30 МэВ, который
выводится в вакуумную камеру с вакуум-
ным шлюзом и со съемным фланцем, обес-
печивающим возможность облучения изделий и измерение их параметров при облу-
чении, не нарушая вакуум в ускорительной камере);
— пучок должен иметь достаточно большие размеры (не менее 5—10 см по диа-
метру) и хорошую равномерность по сечению, при этом плотности потоков (в пучке)
не должна превышать (2—5)-1011 част./(см2-с)—для электронов и (1—5)-1010
част./(см2-с)—для протонов (чтобы ограничить радиационный нагрев изделий).
Следует отметить, что условия облучения при испытаниях материалов и изделий
электронной техники на воздействие моноэнергетических пучков электронов и протонов
существенно отличаются от радиационной обстановки, имеющей место в космических
условиях, где протоны и электроны имеют сложный энергетический спектр. В этих
случаях принято оценивать уровень воздействия моноэнергетических электронов и про-
тонов на материалы и изделия электронной техники по величине экспозиционной дозы
излучения (по Nal) с учетом поправок на собственную защиту (корпус) изделия и на
соответствие повреждающей способности моноэнергетических частиц и частиц, имеющих
сложный энергетический спектр в условиях космоса.
Дозиметрия пучков электронов и протонов
Для количественной оценки действия ионизирующих излучений на материалы и
изделия электронной техники очень важно точно измерять величину интегральных по-
токов частиц (дозу облучения) [20].
При проведении испытаний на воздействие электронов и протонов в основном
применяют метод дозиметрии, основанный на измерении тока частиц в пучке с по-
мощью цилиндра Фарадея. Для определения неравномерности по сечению пучка элек-
тронов широко используют метод дозиметрии, основанный на потемнении стекла. Не-
равномерность пучка протонов с энергией до 30 МэВ обычно контролируют с помощью
тонкого зонда (методом измерения тока частиц), а с энергией порядка 600 МэВ —
методом активации тонкой фольги.
21
Таблица 1.11
Таблица 1.12
Характеристика источников
электронов высокой энергии
Характеристики источников
протонов высокой энергии
Источник энергии Энергия, МэВ Диапазон тока в пуч- ке, А
Гене ратор Ван- де-Г раафа 1—6 0—4-Ю-3
Генератор в г. Сакле, Франция 5
Бетатрон 6—30 0—10-6 (выведен- ный из камеры)

Ускоритель фирмы Джене-

рал Электрик, США 30
Линейный уско- ритель 3—25 0—ЗЛО-4
Ускоритель Массачусет-
ского техноло- гического ин-
ститута, США 18 —
Микротрон 0—50 0—10-®
Ускоритель университет- ского коллед- жа, Лондон, модель I То же, мо- 5,5 5-10-7
дель II Ускоритель 30 —
управления
военно-морских исследований, США 3,8 10-8—10-9 * *
Источник энергии Энергия, МэВ Ток в вы- веденном пучке, мкА
Генератор Ван-де- Г раафа 1—6 0—100
Ускоритель ин- ститута атомной энергии, Англия; 3,8 <250
Калифорнийс кого университета, США 4 <1500
Линейный ускори- тель протонов 50 0—1
Ускоритель в г. Харуэлл, Англия; 10 5
Калифорнийского университета, США 31,5 0,37
Циклотрон 6—30 0—10»
Ускоритель Ок- ридже кой нацио- нальной лабора- тории, США; Бирмиягамского университета 24
10 40—7»
Синх роциклот рон 100—800 0—1
Ускоритель Кали- форнийского уни- верситета, США Ускоритель ЦЕРН, Швейцария 730 <1
600 <0,3
Ускоритель в г Харуэлл, Англия 175 =5=1
Генераторы коротких импульсов жесткого рентгеновского излучения
высокой интенсивности
В настоящее время для различных исследований радиационных эффектов в мате-
риалах и изделиях электронной техники при импульсном воздействии радиации широ-
ко используются мощные генераторы коротких импульсов рентгеновского излучения,
основой которых являются сильноточные импульсные электронные ускорители. Такие
генераторы при диапазоне рабочих напряжений (2—18)-10е В и импульсных токах
через рентгеновские трубки порядка 104—106 А дают возможность получать импульсы
рентгеновского излучения продолжительностью 5-Ю-7—2-10~8 с при мощности дозы
вблизи выходного окна рентгеновской трубки до 108 А/кг (1012 Р/с) [83]. В США уже
длительное время работают установки с диапазоном напряжений (5—7)-10® В, обес-
печивающие получение импульсов рентгеновского излучения с мощностью дозы
(0,2—1)-106 А/кг [(1—5)*109 Р/с] на расстоянии 1 м от анода рентгеновской труб-
ки [83].
22
Мощные импульсные генераторы рентгеновского излучения включают в себя источ-
ник высокого напряжения (электростатический генератор по схеме Маркса или резо-
нансный импульсный трансформатор со связанными контурами типа Тесла) и импульс-
ную рентгеновскую трубку. Для получения прямоугольных импульсов напряжения при-
меняются формирующие линии в виде высоковольтной коаксиальной линии либо
металлического цилиндра (кондуктора).
На рис. 1.9 приведено условное изображение генератора коротких импульсов
жесткого рентгеновского излучения, в котором в качестве источника высокого напря-
жения используется трансформатор Тесла [130]. Данный генератор включает в себя
импульсную рентгеновскую трубку, формирующую линию (кондуктор) и резонансный
импульсный трансформатор,
помещенные в стальной бак
диаметром 1,8 м и длиной 5 м.
Вне корпуса установки разме-
щены конденсаторная батарея
С и управляемый воздушный
разрядник (тригатрон), через
который батарея разряжается
на первичную обмотку резо-
нансного импульсного транс-
форматора.
Генерирование импульса
рентгеновского излучения про-
исходит при разряжении кон-
дуктора через газоразрядный
Рис. 1.9. Схематический разрез генератора:
1 — бак; 2 — импульсная рентгеновская трубка; 3 — кондук-
тор; 4 — разрядник; 5 — первичная обмотка трансформатора;
6 — вторичная обмотка трансформатора; 7 — спусковой про-
межуток; 8 — электрод трубки; 9 — автокатод; 10 — анод
(спусковой) промежуток на импульсную рентгеновскую трубку с автокатодом при по-
даче на ее запускающий электрод (катод) электрического импульса в момент, когда
напряжение на кондукторе достигает установленного малсимального значения. Такой
генератор импульсов рентгеновского излучения позволяет получать импульсы продол-
жительностью менее 50 нс при мощности дозы вблизи выходного окна рентгеновской
трубки 5-Ю7 А/кг (2. :10й Р/с) [130].
Объекты облучения помещаются перед выходным окном рентгеновской трубки.
Параметры материалов и реакции изделий электронной техники (фототоки) на воз-
действие импульса радиации измеряются дистанционно с помощью измерительных
коммуникаций. Управляют установкой также дистанционно и синхронизированно с за-
пуском измерительных приборов (осциллографов). Для дозиметрии импульсов рентге-
новского излучения при работе на этих установках обычно используются ионизацион-
ные камеры. В качестве дополнительных средств дозиметрии, как правило, используют-
ся химические методы дозиметрии (например, ферросульфатный метод) или стеклянные
дозиметры.
Гамма-установка
В качестве источников у-излучения в настоящее время могут применяться радио-
активные изотопы химических элементов (либо их смесь), излучающие моноэнергетиче-
ские группы у-квантов, и ускорители электронов, излучающие тормозное у-излучение
с непрерывным спектром при торможении электронов в поле ядер мишени.
Широкое применение для различных исследований радиационных эффектов в ма-
териалах и изделиях электронной техники получили изотопные источники у-излучения,
у которых в качестве излучателей используются радиоактивные изотопы Со60 с пе-
риодом полураспада 5,3 года.
Гамма-кванты Со80 состоят из двух моноэнергетических групп с энергиями 1,173
и 1,332 МэВ, но поскольку их выход одинаков и энергии достаточно близки, обычно
23
считают, что энергия у-излучения Со60 составляет 1,25 МэВ (т. е. среднее значение этих
величин). Получают изотопы Со60 при облучении металлического Со59 в реакторе по
реакции (п, у).
Кобальтовые установки в зависимости от назначения и решаемых задач имеют
различную конструкцию [21—23]. Отличием кобальтовых установок, предназначенных
для исследований радиационных эффектов в материалах и изделиях электронной тех-
ники, а также радиационно-химических исследований, является наличие измерительных
коммуникаций, позволяющих производить различного рода измерения в облучаемом
объеме и проводить облучение в различном температурном режиме. Основными тре-
бованиями к исследовательским у-установкам являются:
максимально возможная мощность дозы излучения порядка 0,1 А/кг (500 Р/с);
равномерно облучаемый рабочий объем порядка 1—2 л;
степень неравномерности дозного поля в рабочем объеме не должна превышать
10—30%;
возможность проведения дистанционных измерений электрических параметров при
облучении.
Рис. 1.10. Значение мощ-
ности дозы у-излучения
внутри (---) и снару-
жи (-------- ) цилинд-
рического--облучателя
установки с актив-
ностью 3,7-1014 расп./с
(10 000 г-экв. радия) по
среднему сечению ци-
линдра
Наиболее удачными конструкциями исследовательских у-установок являются уста-
новки типа К, разработанные в научно-исследовательском физико-химическом институ-
те им. Л. Я. Карпова [21]. Эти установки построены с активностью 7,4-1014 и
2,22-1015 расп./с (20 000 и 60 000 г.-экв. радия). Кобальтовые у-установки типа К-20000
имеют цилиндрический облучатель, внутрь которого помещаются объекты облучения,
в установке К-60000 можно менять форму и размеры облучения. Мощность дозы
у-излучения, которую можно получить в рабочем объеме величиной в 0,5 л установ-
ки К, имеет величину 0,284 А/кг (1100 Р/с) для К-20000 и 0,645 А/кг (2500 Р/с) для
К-60000.
Установки типа К с высокой активностью облучателя размещаются в бетонных
защитных кабинах. При активности облучателя 7,4-1014 расп./с (20 000 г.-экв. радия)
толщина бетонных стен кабины достигает 1,5—2 м. Вход в кабину для установки
образцов на облучение осуществляется через лабиринт.
Благодаря большому объему камеры в ней размещают подъемный механизм и
вспомогательные устройства для обслуживания камеры облучения. В качестве контей-
нера для кобальтовых излучателей используют бетонное хранилище, из которого источ-
ники подаются в камеру для облучения по изогнутым трубкам с помощью гибких
шлангов.
Объекты облучения помещаются внутрь объема облучателя, после чего с по-
мощью подъемных механизмов источники подаются в камеру для облучения. Управ-
24
ляют установкой дистанционно. Наряду с центральной зоной облучения в установке
можно использовать и у-излучение от облучателя с внешней стороны.
Характер изменения мощности дозы у-излучения внутри и снаружи цилиндриче-
ского испытательного объема-установки по среднему сечению (с внутренним диаметром
160 мм и высотой 156 мм, активностью 10 000 г.-экв. радия) приведен на рис. 1.10.
Для дозиметрии у-квантов обычно применяют химический ферросульфатный ме-
тод. Результаты измерений по этому методу хорошо воспроизводимы и дают достаточ-
ную для практики точность.
Глава 2
Действие 'радиации на конструкционные материалы изделий
электронной техники
2.1. Краткая характеристика основных типов
радиационных дефектов в твердых телах
Всем кристаллическим структурам присуще наличие определенного
количества дефектов разного происхождения. Кратко охарактеризуем
лишь те из них, которые возникают под действием высокоэнергетиче-
ских ядерных излучений и являются стабильными по времени в рабо-
чем диапазоне температур изделий электронной техники.
Простые (точечные) дефекты, или пары Френкеля [26—28], могут
существовать в термодинамическом равновесном состоянии в кристал-
лах при Т>0. При этом число вакансий в единице объема кристалла
определяется соотношением
Nv=n,Q exp (—fv/kT),
где п0 — число атомов в единице объема кристалла; fv — свободная
энергия образования изолированной вакансии; k — постоянная Больц-
мана (1,38-10-23 Дж/К); Т — температура, К. Число междуузельных
.атомов определяется соотношением
Ni=qnQ exp (—fi/kT),
где q — число позиций внедрения, приходящихся на один нормальный
узел; fi — свободная энергия образования одного атома внедрения.
Простые дефекты могут образовывать комплексы, количество ко-
торых в единице объема кристалла можно определить по формуле
(2.1)
где рп — число различных ориентаций комплекса; Nv — наиболее веро-
ятное число вакансий, соответствующее данным термодинамическим
условиям; fn — энергия образования комплекса с п-ориентациями.
Из (2.1) видно, что вероятность образования комплексов высших
.порядков («^>1) в равновесном состоянии очень мала.
25
В настоящее время установлено [26—36], что фундаментальные
параметры реальных кристаллов (электро- и теплопроводность, меха-
нические, оптические и магнитные свойства, коэффициенты диффу-
зии и др.) связаны с точечными дефектами. Следовательно, эти дефек-
ты (и их вторичные образования ) будут определять комплекс электри-
ческих параметров тех элементов электронной техники, основой которых
является кристаллическая структура.
В результате воздействия ядерных излучений во всех твердых те-
лах независимо от типа структуры могут происходить смещения ато-
мов с образованием вакантных узлов и внедренных атомов. По мере на-
копления этих дефектов, когда их количество становится сравнимым
с исходным количеством, присущим этому материалу или изделию,
электрофизические свойства начинают существенно «Изменяться.
Основы теоретических представлений о процессе возникновения
радиационных дефектов изложены в работах Бора [28], Зейтца [29],
Динса и Виньярда [30, 37], Кинчина и Пиза [31], Кейвелла [38, 39],
Харрисона [40], Вавилова [27, 32, 41] и других исследователей. Боль-
шинство этих теорий при подсчете полного числа смещений основано
на упрощенных представлениях (модель взаимодействия твердых ша-
ров) и, как правило, не учитывает влияния неупругих процессов. В тео-
рии Линдхарда [42], развитой Стейном [43], эти процессы учтены.
Основным исходным положением теории радиационных нарушений
в твердом теле является предположение об образовании первичных де-
фектов типа пары Френкеля (вакансия и междуузельный атом) в кри-
сталлической решетке в результате упругого столкновения движущейся
частицы с ядром атома или с атомом вещества. Считается, что атом
всегда смещается, приобретая энергию Еа, которая больше некоторой
«пороговой энергии» Ed(Ea~>-Ed) [30]. Зейтц [29] качественно оценил
вероятную величину пороговой энергии смещения атома. В предположе-
нии, что процесс носит динамический (ударный) характер, энергия Ed
должна примерно в 2 раза превышать энергию адиабатического пере-
мещения атома из нормального положения в междуузлие, т. е. в твер-
дых телах с сильными связями £^^25 эВ. Полное количество смещений
при Ea^Ed всегда превышает число актов взаимодействия вследствие
развития каскадных процессов. Бор [28] и Зейтц [29] рассмотрели про-
цессы прохождения атомов с большой энергией через вещество. Было
установлено, что в начальный момент, когда смещенный атом вещества
имеет энергию Еа, превышающую порог ионизации Ei(EaZ>Ei), преоб-
ладают неупругие столкновения. По мере торможения атома вероят-
ность упругих столкновений возрастает. При EaZ>Ei потеря энергии
движущимся атомом на образование дефектов смещения незначитель-
на.
Согласно Зейтцу [29] для диэлектрика
E^Mi&i/Sm, (2.2)
где Ei — пороговая энергия ионизации; Mi— масса движущегося атома;
т — масса электрона; 8г- — минимальная энергия возбуждения электро-
нов, совпадающая с шириной запрещенной зоны диэлектрика.
Для металлов в работе [29] принято
Ei=MiEFj 16 tn,
26
где Ef — энергия Ферми, для большинства металлов равная 2—12 эВ.
Поскольку для большинства диэлектриков &г=4 эВ, уравнение (2.2)
примет вид [эВ].
Согласно [30] полное число смещенных атомов в единице объема
твердого тела при облучении
(2.3)
где «о — число атомов в единице объема твердого тела; Ф — интеграль-
ный поток частиц или квантов; — поперечное сечение столкновений,
приводящих к смещениям; v — среднее число смещенных атомов, при-
ходящихся на каждый первично смещенный атом.
Определение у связано с большими трудностями и производится
на основании упрощенных каскадных моделей приближенно.
Согласно кЛ5дели Кинчина и Пиза [31]
v = v(Е) = 1 при Ed<Ea< 2Ed; 1
v(E} = Ea!2Ed при 2Ed <£„<£,; (2.4)
V (Е) = Ei/ZEa при Еа > Eh I
Основные предпосылки модели Кинчина и Пиза здесь не рассмат-
риваются, так как в настоящее время она широко известна и является
общепринятой. Отметим только, что в этой модели, как и в других по-
добных моделях, столкновения считаются парными; атомы не преодо-
леют потенциальный барьер, пока их энергия не станет больше 2Ed;
первично смещенный атом теряет энергию только на ионизацию, если
Ea>Ei.
В моделях Зейтца и Харрисона [44, 45], Снайдера и Нейфельда
[46] предполагается, что первично смещенный атом теряет часть кине-
тической энергии Еа до того, как получит возможность смещать другие
атомы. При этом считается, что налетающий атом не может остаться
в узле вместо смещенного. Согласно [44, 45] при Ea~>2Ed величина
у (£)«^0,56 l-j-0,56\Еа1 Ed. Согласно [46] асимптотическое значение
у(Е) определяется по формуле v(E)^0,35£a/£4
Следует отметить, что в качестве лучшего приближения для расче-
та v(£) можно использовать выражение [30]: v (E)=G (£) /2Ed, где
G(E) —часть энергии первично выбитого атома, расходуемая на упру-
гие столкновения.
Величина G(E) может быть определена из выражения
Е
(Z(p\_ С_____(dE/dx)c____
1” ) (dE/dx)c 4- (dE/dx,)i u ’
6
где (dE[dx)c и (dEfdxji — потери энергии на единицу пути в результа-
те упругих столкновений и ионизации соответственно.
Отмечается [30, 32], что ввиду принятых приближений и упроще-
ний результат расчета количества смещенных атомов на основе при-
веденных каскадных моделей может в 2—3 раза отличаться от их истин-
ного числа.
Имеется теория каскадного процесса образования дефектов в твер-
дом теле [30, 47], которая наряду со смещениями атомов в междуузлия
учитывает их переход в новые узлы решетки за счет обмена движущих-
27
ся атомов с атомами решетки. Механизм этого процесса может сущест-
вовать только в многоатомных веществах, где имеется резкое разграни-
чение областей ионизационных потерь и упругих столкновений и при-
менимы законы упругого столкновения твердых шаров.
Согласно изложенной модели среднее число замещений ц(£'), вы-
зываемых первичным атомом с кинетической энергией Еа (при Еа>
>Еа), определяется по формуле
>Г(£)=^-0’6141п^7 + 1)’
где Ег—пороговая энергия замещения. Как и в рассматриваемых кас-
кадных моделях, увеличение числа дефектов возможно лишь в случае,
когда налетающий и выбитый атомы после столкновения имеют энер-
гию выше Ed; однако число перемещений атомов в решетке при возра-
стании соотношения Ed[Er будет увеличиваться.
В последнее время получила признание модель фокусирующих
соударений [48], согласно которой процессы упругого смещения ато-
мов определяются структурными особенностями твердого тела. Пред-
полагается, что в кристалле в направлениях с плотной упаковкой
атомов имеются условия для облегченного перемещения смещенных
атомов и при облучении кристалла в этих направлениях образуются
области уплотнения, а вдоль трека — область разрыхления. Эта
модель подтверждается экспериментом по облучению пластинок золота
протонами [49].
Варли показал [50], что при воздействии на вещество ионизирую-
щего излучения в результате многократной ионизации отдельные от-
рицательно заряженные ионы (анионы) будут лишаться двух или более
электронов и на некоторое время приобретут положительный заряд.
Образовавшийся при этом положительный ион оказывается в очень
неустойчивом состоянии в окружении остальных положительных ионов
и может быть смещен в междуузлие. Многократная ионизация может
происходить вследствие прямого взаимодействия излучения с несколь-
кими внешними электронами или посредством каскадного эффекта Оже
[26, 27].
Основными условиями для реализации механизма Варли являются:
— ионный характер кристаллической решетки;
— большая величина времени жизни многократно ионизованного
состояния атома по сравнению с периодом колебания решетки;
— достаточно большое поперечное сечение многократной иони-
зации;
— достаточная устойчивость атома по отношению к немедленному
возврату в свой прежний узел.
Авторами работы [51] на основании механизма Варли был прове-
ден анализ процесса образования смещения атомов при воздействии
заряженных частиц (электронов) посредством каскадного эффекта Оже.
Известен также механизм, с помощью которого можно объяснить
фотодиссоциацию ионных кристаллов [52]. Согласно этому механизму
освобождающиеся при облучении электроны при перемещении по
кристаллу захватываются уровнями прилипания. Захваченные электро-
ны притягивают к себе подвижные катионы, и таким образом проис-
ходит деструкция кристаллической решетки.
Помимо рассмотренных каскадных механизмов образования сме-
щенных атомов, когда происходит передача энергии отдельным атомам,.
28
имеются модели образования дефектов, основанные на механизмах
передачи энергии частиц большому количеству атомов, — так называе-
мые тепловые клинья [45], пики смещения [53], области разупорядоче-
ния. Образование тепловых клиньев объясняется процессом возбужде-
ния колебаний атомов решетки в направлении плотной упаковки при
получении ими значительной энергии в момент взаимодействия. Это
возбуждение будет передаваться соседним атомам и может рассматри-
ваться как быстрый нагрев до высокой температуры ограниченной обла-
сти твердого тела. Если же возбуждение так велико, что многие атомы
в клине смещаются из своих узлов и перемещаются в этой области,
нарушение называется пиком смещения [30].
Для расчета тепловых клиньев применяются макроскопические
уравнения теплопроводности, хотя, строго говоря, из-за небольших
размеров нагретых областей законы передачи тепла не те, что в макро-
среде.
Важное физическое следствие модели пиков смещения [)53] состоит
в том, что высокая степень перемешивания атомов в таких пиках мо-
жет усиливать атомную диффузию в веществе.
В реальных условиях во всех монокристаллах наряду с дефектами
типа пар Френкеля существуют различного типа дислокации, плотность
которых может достигать 108 см-2. Представления о влиянии этих де-
фектов на ряд механических и электрофизических свойств кристаллов
были развиты в работах [54, 55].
Вопрос о возникновении дислокаций в процессе облучения в на-
стоящее время остается открытым, так как существующие точки зрения
резко противоречивы. Наиболее вероятен процесс «размножения», а не
возникновения дислокаций при облучении [56]. В работе [57] пока-
зано, что облучение быстрыми нейтронами монокристаллов бездисло-
кационного кремния не привело к появлению дислокаций. Показано,
что наличие дислокаций существенным образом влияет на поведение
кристаллов под облучением и на скорость изменения их свойств
[42, 58].
Образование областей разупорядочения в кристаллах при облуче-
нии изучено впервые Госсиком [59]. В настоящее время проводится
интенсивное исследование этих дефектов, преимущественно образую-
щихся при облучении быстрыми нейтронами и протонами высоких
энергий. Согласно Госсику, такой дефект представляет собой область
кристалла с высокой плотностью дефектов типа скопления вакансий.
Истинные размеры этой области равны 30—50 нм. В германии и крем-
нии область разупорядочения окружена облаком пространственного
заряда протяженностью в 50—60 нм и более в зависимости от концен-
трации основных носителей. В работах [34, 56, 57, 60] эксперименталь-
но подтверждено наличие таких областей. Однако нельзя считать окон-
чательно выясненным микроскопический состав и структуру такого
дефекта, его размеры и свойства.
Наличие химических примесей в кристаллах может привести к воз-
можности взаимодействия с ними простых радиационных дефектов и
образования чрезвычайно стабильных при комнатных температурах
комплексных дефектов. Действительно, в ряде работ по изучению ра-
диационных дефектов в полупроводниках [27, 32, 41, 56, 61, 62] пока-
зано, что существует тенденция взаимодействия вакансий и междуузель-
ных атомов с химическими примесями (остаточными и основными леги-
рующими) .
29
В работах [56, 61, 63—65] показано, что при облучении в образ-
цах кремния, содержащих кислород в концентрациях ~ 1018 атомов/см3
(полученных по методу Чохральского), образуются стабильные во вре-
мени комплексы кислород — вакансия (Л-центры). В образцах крем-
ния, содержащих достаточно большое количество донорной примеси
(фосфора, сурьмы и др.), при облучении образуются центры донор —
вакансия (Е-центры).
В целом можно констатировать, что абсолютное большинство
радиационных дефектов, устойчивых при Т=300 К, в германии и крем-
нии, арсениде галлия и других материалах являются результатом
взаимодействия составляющих компонентов пар Френкеля между собой
и с атомами химических примесей, имеющихся в кристалле до его
облучения.
Различные виды излучений (нейтроны, протоны, электроны, у-кван-
ты и др.) образуют дефекты, отличающиеся своей структурой, ско-
ростью образования, свойствами и распределением по объему облучае-
мого материала. При этом энергетические уровни, создаваемые этими
дефектами, характеризуются различными сечениями рекомбинации и
захвата свободных носителей тока.
2.2. Взаимодействие излучений с веществом
Нейтроны. Быстрые нейтроны при взаимодействии с веществом
образуют структурные радиационные дефекты в основном в результате
упругого взаимодействия с ядрами атомов вещества. Хотя нейтрон
обладает магнитным моментом и его взаимодействие с электронами не
исключено, сечение такого взаимодействия мало и оно практически не
влияет на поведение нейтрона внутри вещества по сравнению с упругим
взаимодействием с ядром. При таком взаимодействии быстрый нейтрон
передает ядру атома часть своей кинетической энергии, зависящей от
угла упругого соударения, в результате чего ядро увлекает с собой
электронную оболочку атома.
Быстрое смещение атома в процессе отдачи может привести к его
ионизации, если скорость атома будет больше скорости орбитальных
электронов. Энергия, передаваемая быстрыми нейтронами ядрам ато-
мов мишени при упругом взаимодействии, имеет значение от 0 до
Еа макс- Из законов сохранения энергии и момента количества движения
(в модели твердых шаров) следует
с 4MtM2 п . г О
Еа~~ + Ms)2 £«Sln Г-
При угле 0= 180чС (лобовое столкновение)
р________4-М\Л42 р /9 51
а макс—Д42)2 ' '
где Mi и М2 — масса нейтрона и атома; Еп — энергия нейтрона. Так,
при Еп = ^ МэВ и М2 = 28 (атом Si) Еа Макс=270 кэВ, что приводит
к развитию сильных каскадных процессов.
30
Полное число смещенных атомов в веществе при облучении нейт-
ронами определяется соотношением
макс
f Qn9cd(E)v(E)dE,
6
где cfd(E) —поперечное сечение столкновений, вызывающих смещение
первичных атомов; у(Е)—среднее число смещенных атомов, приходя-
щихся на каждый первично смещенный атом.
Вычислить этот интеграл по всему спектру Еп затруднительно. На
практике для переменных величин, входящих в подынтегральное вы-
ражение [ddCE) и v(£)], определяют их средние значения по спектру
энергий. Так, например, спектр быстрых нейтронов реактора, бомбар-
дирующих вещество, близок к спектру нейтронов деления U235 (0,1 —
14 МэВ). Однако средняя энергия быстрых нейтронов реактора
£п=1,5—2 мэВ и слабо зависит от конструкции реактора и типа за-
медлителя. Поэтому полное число смещений при облучении нейтронами
реактора можно рассчитать в предположении, что все нейтроны обла-
дают одной эффективной энергией, равной средней энергии. Подобный
способ расчета оправдан тем, что в диапазоне энергий быстрых нейтро-
нов спектра деления переменные величины, входящие в подынтеграль-
ное выражение, изменяются в незначительных пределах, а обусловлен-
ная этим приближением ошибка меньше ошибки, вносимой
дозиметрией.
Тепловые нейтроны, имеющиеся в спектре реакторного излучения,
вызывая ядерные превращения, могут привести к своеобразному транс-
мутационному легированию некоторых материалов (например, полу-
проводниковых). Это может вызвать значительные изменения электро-
физических свойств материалов. Помимо этого, в реакциях захвата
(п, у), (п, а) и др., имеющих место при облучении тепловыми нейтро-
нами, также могут возникать ядра отдачи с энергией, превышающей Ed.
Однако вклад смещений от этого процесса мал по сравнению с упругим
рассеянием быстрых нейтронов. При упругом рассеянии сечение столк-
новения нейтронов с ядрами атомов вещества в диапазоне энер-
гий спектра деления U235 равно полному поперечному сечению
рассеяния нейтронов на ядрах <тг(£), поскольку оно считается связан-
ным в основном только с упругим рассеянием. Сечение cst(E) для Ge
и Si [66] в диапазоне энергий 0,5—10 МэВ практически не изменяется
и имеет величину порядка (2—3) «10~24 см2 [30].
Спектр энергий ядер отдачи связан с распределением угловых
отклонений 0. Однако при изотропном рассеянии средняя энергия Еа,
передаваемая нейтроном атому вещества при столкновении, будет равна
Еа = Еа макс/2. В действительности быстрые нейтроны рассеиваются не
изотропно, а предпочтительно в направлении распространения, поэтому
более _точное значение средней энергии вычисляется по формуле
E'a=fEa, где f — поправочный множитель, учитывающий анизотропию
рассеяния быстрых нейтронов. Значения f для веществ с атомными
весами Л = 9—63 и Еп=\—2 МэВ [30, 32] лежат в интервале
0,56—0,84.
Величина v(£), определенная по моделям Кинчина и Пиза [31],
Зейтца [29], Снайдера и Нейфельда [46] и Харрисона [40], примерно
одинакова и равна 3«102 на один падающий нейтрон с £п = 2 МэВ.
31
Р
Основными типами (первичных и вторичных структурных) дефек-
тов в материалах при облучении быстрыми нейтронами являются:
1) пары Френкеля с широким набором расстояний, разделяющих
вакансию и междуузельный атом;
2) области разупорядочения, размер которых может достигать
30—50 нм и более;
3) сложные дефекты, являющиеся следствием взаимодействия ва-
кансий и междуузельных атомов между собой и с атомами исходных
химических примесей (ярким примером могут служить дивакансии
в различных зарядовых
состояних, А- и ^цен-
тры в облученном крем-
нии и ряд центров в
германии и арсениде
галлия);
4) тепловые клинья
и пики смещения, про-
являющиеся при боль-
ших интегральных по-
токах быстрых нейтро-
нов;
5) дислокации, ес-
чи их исходная плот-
ность в кристалле
^102 см~2.
.ооооооооооооооооооо. оооооо
. ооооооооооооооооо. ооооооо
ОО .00000000000000.0 ’ФООООООО
ООО “0000000000.0.02*4000000000
оооо ‘.оооооо.о.од:,:,.. _&ооообоооо
ооооо *о.о.о.о® * * ФООООООООООООО
ОООООО. ооооооооооооооооо
ООООООФ* ©’ооооооооооооооооооо
ооооооооюоооооооооооооооооооо
ооооооооюоооооооооооооооооооо
ооооооооюоооооооооооооооооооо
ооооооооюоооооооооооооооооооо
ооооооооюоооооооооооооооооооо
ооооооор^юооооооооооооооооооо
оооооооооЪсюооооооооооооооооо
000000(00000000000000000000000
ООООООЮОООООО\£ЮООрОООООООООО
000000(00 ООООООООФОЮОООООООООО
ООООООЮО OOOOOOOiOOOOOOOOO ООООО
000000000000ООООООООООООООООО
ООООООООООООООООООООООООооооо
00.000000000000000000000000000
©QjOOOO 000.000000000000000000
0Ф0000.0000000000000
Ф'ооооФ’оЮФДКтооооаоооо ооооооооо
' ООФ.ОО.ФОООООФ.ООииШихООЮРООООО
s ООООООООООООООООООООООСЮООООО
ооооооооооооооооооооооооооооо
ооооооооооооооооооооооооооооо
Рис. 2.1. Схематическое изо-
бражение взаимодействия
частиц излучения с атомами
облучаемого вещества
Из-за высокой проникающей способности быстрых нейтронов в ве-
ществах со средним атомным весом распределение указанных дефектов
по объему кристалла является равномерным. Кроме того, при облуче-
нии тепловыми нейтронами в материалах могут возникать химические
примеси вследствие ядерных превращений. Это весьма убедительно
показано в работе [67], где облучению тепловыми нейтронами под-
вергался сульфид кадмия.
Протоны. При взаимодействии с веществом протоны теряют свою
кинетическую энергию за счет упругого рассеяния на атомах и ядрах
вещества и неупругого взаимодействия с ядрами и электронными обо-
лочками атомов (см. рис. 2.1). При упругом взаимодействии атомы
облучаемого вещества увеличивают свою кинетическую энергию при
достаточно большой полученной энергии (Ea^2Ed) и становятся
источником вторичных дефектов смещения и ионизации в веществе.
При неупругом рассеянии протонов протекают ядерные реакции, в ре-
зультате которых образуются «звезды» из нейтральных и заряженных
частиц, а также возникают электромагнитные излучения. Механизм
взаимодействия вторичных частиц с веществом аналогичен механизму
рассеяния первичных частиц.
32
Роль каждого из указанных процессов в образовании первичных
дефектов типа пар Френкеля будет определяться величиной энергии
воздействующих протонов. Анализ и количественная оценка процессов
образования дефектов показывают, что в диапазоне энергии протонов
до 50 МэВ в основном необходимо учитывать упругое резерфордовское
рассеяние на кулоновском потенциале, а в диапазоне энергий свыше
50 МэВ необходимо учитывать как упругое, так и неупругое рассеяние.
По мере роста энергии протонов роль упругих и неупругих процессов
становится соизмеримой за счет дефектов, возникающих при упругом
рассеянии вторичных частиц (нейтронов, протонов) и у-квантов. По
мере снижения энергии протона сечение образования первичных смеще-
ний растет.
При облучении протонами с энергией до 50 МэВ значение пере-
даваемой атому твердого тела максимальной энергии £амаКс можно
определить из соотношения (2.5). Однако важной особенностью яв-
ляется то, что при применяемом в этом случае законе упругого рас-
сеяния Резерфорда [28, 30] более вероятна передача атомам малых
количеств энергии (т. е. мала вероятность рассеяния протонов под
большими углами 0 к первоначальному направлению). При этом сред-
няя энергия, передаваемая протонами атому мишени и приводящая
к его смещению за счет резерфордовского рассеяния, будет опреде-
ляться выражением
£__
£а макс
макс 1п ^а макс
-С/ Ed
(2.6)
Расчет показывает, что быстрые протоны с энергией £р = 2,5 МэВ
в среднем передают при столкновении атомам кремния и германия
сравнительно небольшую энергию (£а = 130 эВ), что резко отличается
от случая нейтронного облучения (при £п = 1,5 МэВ для кремния и гер-
мания соответственно £а^100 кэВ и 40 кэВ). Это свидетельствует,
с одной стороны, о слабой роли вторичных каскадных процессов при
облучении протонами малых энергий (до 50 МэВ) и, с другой,—
о возможности создания большого числа первично смещенных атомов
при передаче быстрым протоном небольших порций энергии (незначи-
тельно превышающих пороговые энергии смещений £д) атомам ре-
шетки. Сказанное хорошо подтверждается данными табл. 2.1 и яв-
ляется прямым следствием различия механизмов упругого рассеяния
нейтронов на ядрах и заряженных частиц на кулоновских потенциалах
атомов и ядер.
Согласно теории Кинчина и Пиза [31] среднее число смещенных
атомов, приходящихся на каждый первично выбитый атом, будет
определяться из соотношений (2.4). Полное поперечное сечение упру-
гого резерфордовского рассеяния протонов, приводящего к смещениям
атомов, определяется следующим выражением [30, 42]:
В
а макс
0™>(£) = С * ----„Д— W
d Г J (IQ у Ed Еа Макс J
Ed
где ао—боровский радиус; Z\ и Z2— заряды протона и ядра атома
мишени соответственно; Afi и М2— массы протона и атома мишени
3—510
зз
соответственно; ER — постоянная Ридберга; Q — телесный угол откло-
нения протонов в результате упругого резерфордовского рассеяния.
Так же, каки для нейтронов, Гамаке определяется из формулы (2.5).
Из (2.7) видно, что при снижении энергии бомбардирующих протонов о^р
увеличивается, что характеризует рост эффективности образования сме-
щений (табл. 2.1) [30]. Найример, о^пр для кремния (Ed = 12,9 эВ), опреде-
ленное по формуле (2.7), для Ер=1 МэВ имеет величину порядка
1,5-10-20 см2.
Рис. 2.2. Распределение числа смеще-
ний по глубине пробега частицы
в кремнии, облучаемом протонами
(/) и электронами (2)
Таблица 2.1
Число первично смещенных атомов
в 1 см3 вещества в зависимости от вида
и энергии излучения (в расчете на,
одну быструю частицу)
Материал Ней- троны £„ = =2 МэВ Протоны Электроны Е =2 МэВ е
Ег> =2 МэВ Ер =5 МэВ
Кремний (Ed = =12,9 эВ) 42 341 148 2,8
Германий (Ed~ =14,5 эВ) 62 482 213 1,2
В конце пробега протон захватывает электрон (по Зейтцу [29] для
водорода Ei=\ кэВ) и, превращаясь в атом водорода, эффективно
производит смещение атомов с сечением, равным боровскому (8,5X
ХЮ-17 см2) [130, 56]. При этом в отличие от равномерного распре-
деления пар Френкеля по объему кристалла при больших значениях
Ер, на глубине х максимального пробега протонов при £р^1 кэВ
образуется узкая область с существенно неравномерным распределе-
нием этих дефектов, что наглядно показано на рис. 2.2.
Когда энергия атома водорода снизится до нуля, он останавли-
вается в кристалле, легируя кристалл [28, 30].
Эффективность введения дефектов смещения, образованных за
счет упругого рассеяния атомов водорода на атомах облучаемого
вещества, может быть оценена по соотношению (2.3).
Как указывалось выше, преобладающим механизмом взаимодей-
ствия протонов с атомами вещества в диапазоне энергий протонов вы-
ше 50 МэВ является неупругое рассеяние на ядерном потенциале ато-
мов мишени, сопровождающееся образованием «звезд» (каскада вто-
ричных частиц — нейтронов и протонов), а также у-квантов. Полное
сечение рассеяния протонов на ядерном потенциале можно вычислить
из модели сферического ядерного потенциала (UR) [55, 68] с радиусом
п — 4-10-13 см и глубиной потенциальной ямы £70~50 МэВ, причем
Z/r=50 МэВ при и 0 при rZ>a.
Решая задачу в боровском приближении, можно получить следу-
ющее выражение для сечения упругого рассеяния протонов с энер-
34
гией Е на ядрах:
vnp п [sin (2Koasin 6/2) 2Koasin 9/2 cos (2K0asin 0/2)2]2 _______
%=2,t4ad ------------------------(2Kosln0/2)a--------------------
__ 2т: 2 Г i 1 I sin 4K0a sin2 2£oa ]
~ ~K\a [ Г (2£0a)2 (2£0a)* ]’
(2.8)
где Ko = \/'2MlE!ft\ а=.Мгиоа21Н; — масса протона (936 МэВ), ft —
приведенная постоянная Планка.
Среднюю энергию, передаваемую протоном ядру атома облучае-
мого вещества при упругом рассеянии на ядерном потенциале
(Еа, МэВ), на основе тех же рассуждений можно определить по следу-
ющей формуле:
£„=0,55 -0,55^^-, (2.9)
а К2оа М2а2 ’ ' '
где Mi — масса протона; Мч— масса атома вещества.
Определив из выведенных соотношений оупр (£) и Еа по формулам
(2.8) и (2.9), можно определить среднее число смещенных атомов
в единице объема вещества за счет рассеяния на ядерном потенциале,
а также число ядерных реакций. Используя приведенные выше соотно-
шения, можно также рассчитать число смещенных атомов в единице
объема вещества за счет ядерного и резерфордовского рассеяния вто-
ричных нейтронов и протонов.
Выражение для оценки полного числа смещенных атомов, обра-
зующихся под действием протонов с учетом вторичных частиц,
возникающих в ядерных реакциях, и различных механизмов рассеяния
первичных протонов и вторичных частиц, можно в общем виде пред-
ставить:
= f ФИ.О™ (£) V, (£) d£ + J Фп.а™ (£) V, (£) dE +
0 Е !
Ег _ Еп
4- J Ф«о°*яд (£) nndE J noad (Е) V (Еп) dE +
Е, 0
Ei Ер
+ f Ф»ЛД (£) »pd£ f n.o™ (£) V (E„) dE +
0
£» _ En
+ j Фя.Лл (E) nndE f (£) v (£) rf£ +
£, 0
+ (’ (E) n„dE ( n.o™ (£) V (£) dE +~n„ f Фл,а™ (£) v (£) dE, (2.10)
Ei 0 0
где £i — граничная энергия протона, до которой преобладает резер-
фордовское рассеяние на кулоновском потенциале ядра (до 50 МэВ);
Еч — граничная энергия протона, выше которой преобладает рассеяние
на ядерном потенциале и возможно образование вторичных излучений
(до 1000 МэВ); £3 — граничная энергия протона, ниже которой пре-
обладает упругое рассеяние атомов водорода на атомах мишени;
3* 35
о^р (£); о^пЯд(£) — полные сечения упругого резерфордовского рассеяния
протона на кулоновском потенциале иона атома и ядра соответственно;
<з*ял(Еу, <?пр (£) —полные сечения ядерных реакций и атомного упругого
рассеяния протона атома вещества соответственно; Ф«оО*яд(£)—кон-
центрация вторичных нейтронов (пп) или протонов (пр), образующихся
за счет ядерных реакций (пп = 2—3; пр = 1—2 для Si и Ge соответст-
венно) ; Еп и Ер — энергия вторичных нейтронов и протонов, возни-
кающих в ядерных реакциях.
Первый член уравнения (2.10) учитывает число дефектов, обра-
зовавшихся в результате упругого резерфордовского рассеяния первич-
ных протонов, второй — в результате ядерного упругого рассеяния пер-
вичных протонов с высокой энергией. Третий и четвертый члены опре-
деляют число дефектов в результате ядерного упругого рассеяния
вторичных нейтронов и протонов, пятый и шестой — резерфордовского
рассеяния вторичных протонов, седьмой — упругого рассеяния первич-
ных и вторичных (пр) атомов водорода на атомах облучаемого ве-
щества.
Каждый из рассматриваемых механизмов смещения имеет преоб-
ладающее значение в определенном диапазоне энергий протона. По-
этому решение уравнения (2.10) может быть существенно упрощено
для конкретного диапазона энергий протонов.
Расчет числа дефектов, возникающих при облучении вещества про-
тонами, можно производить так же, как и для быстрых нейтронов,
применяя понятие средней эффективной энергии в данном диапазоне
протонов (Ei либо £2)- Такой метод может быть оправдан тем, что
обусловленная этим приближением ошибка по своей величине сравнима
с ошибкой дозиметрии потоков протонов (порядка 30—40%). Известно
также, что сечение как упругого, так и неупругого рассеяния, а также
число смещенных атомов, приходящихся на каждый первично выбитый
атом, в достаточно широком диапазоне энергии изменяется незначи-
тельно и может быть определено на основе выведенных соотношений
для средней энергии [69]. Исходя из вышеизложенного, приближенный
подсчет среднего числа смещенных атомов в единице объема вещества
Уд при бомбардировке протонами можно произвести по следующему
соотношению:
ЛГ __(Т)И LynP 1„упР пупр п и Еп !
— Фп0 ^аЛ{. 2Ed -|-а ядо/?адПппо 2Е^ -f-
_ £ _ ~р
4" °*яд.°^ядПРПо 2£7 + °*яд°Я1РплПо ~2Ё~У~^
+ °*яд°£>1Р ПрПо '^"4' ПР°а Р ’
где Ёп, Ер — средняя энергия вторичных нейтронов и протонов, обра-
зующихся при ядерных реакциях в результате неупругих столкновений
первичного протона с ядром облучаемого вещества (£п=1 МэВ, Ер —
= 10 МэВ в Si и Ge. Первичная энергия протонов £р^50 МэВ).
Основными типами первичных и вторичных структурных дефектов
при облучении веществ протонами в широком диапазоне энергий яв-
ляются:
1) простые дефекты типа пар Френкеля,
2) области разупорядочения;
36
3) сложные дефекты типа комплексов «простой дефект + химиче-
ская примесь», дивакансий и др.
Следует отметить, что равномерное распределение дефектов в ма-
териале будет иметь место только в случае, когда величина пробега
протонов много больше размеров облучаемого материала. Если пробег
протона меньше толщины образца, то наблюдается скопление дефектов
в конце пробега.
Электроны. При взаимодействии с веществом энергия электронов
расходуется главным образом на неупругое рассеяние на атомах, что
вызывает их ионизацию. Наряду с этим определяющим процессом
имеется некоторая возможность упругого рассеяния, связанного с куло-
новским взаимодействием электрона с ядром атома. Этот процесс может
приводить к смещению атомов в междуузлия.
Максимальная энергия, которая может быть передана ядру элек-
троном с массой т и кинетической энергией Ее при лобовом столкнове-
нии (угол 0=180°), составляет величину [30]:
F _____ 2 (£., + 2/ис2) р
макс ^е’
где Л12 — масса атома вещества; с—скорость света. Как и для
протонов, при упругом взаимодействии электрона с атомом вещества
наиболее вероятна передача малых количеств энергии. Средняя энер-
гия, передаваемая в резерфордовских столкновениях, приводящих
к смещению атома, будет определяться выражением (2.6).
Полное поперечное сечение od столкновений, создающих смещения
атомов в случае рассеяния релятивистских электронов, вычисляется по
формуле [32]
+ 1) + (рг + ™₽)1пхф (2.11)
где
°0 2/ис у р4 ’ а he ’
х0=]/ей/^; 1 —[wc7(£e+wc2)2].
Если £a>2£d, возникают вторичные дефекты смещения. Среднее
число этих дефектов, приходящихся на каждый первично смещенный
атом, можно определить согласно теории Кинчина и Пиза [31]:
v=Eal2Ed.
Распределение атомов по полученным энергиям при электронном
облучении имеет вид [27]
„ /р f Еа макс \2
п V^a) р \ F I >
^а макс \ /
где Od дается выражением (2.11); Еа — кинетическая энергия атома
отдачи.
Полное число смещенных атомов в веществе при бомбардировке
электронами с различной энергией определяется выражением
^а макс __
Nd = f (£)v (Е) dE.
37
1 рудность подсчета числа смещенных атомов при упругом рассеянии
электронов на ядрах связана с тем, что пробег электрона в веществе
определяется в основном ионизационными потерями. В связи с этим
необходим учет зависимости cfd от энергии электронов. При проведении
упрощенных расчетов допускают, что толщина слоя вещества значи-
тельно меньше или больше среднего пробега электрона в данном ве-
ществе.
Проведенный анализ позволяет считать, что электронное облучение
создает в основном в качестве первичных дефектов простые дефекты
с равномерным распределением их по объему облучаемого материала.
Распределение их по толщине облучаемого образца может оказаться
сильно неравномерным при торможении электронов в мишени. При
электронном облучении может происходить образование сложных де-
фектов типа комплексов «простой дефект + химическая примесь», ди-
вакансий и др. При больших интенсивностях электронного излучения
наблюдается сильная ионизация в веществах с малой плотностью
свободных электронов.
Гамма-кванты. При прохождении у-квантов через вещество наряду
с определяющим процессом ионизации материала может происходить
смещение атомов при упругих столкновениях комптоновских электро-
нов с атомами вещества. Взаимодействие у-квантов с веществом в ин-
тервале энергий Е| — 0—10 МэВ осуществляется за счет трех
механизмов: фотоэффекта, эффекта Комптона и эффекта образования
пар.
Первый эффект преобладает при низких, второй — при промежу-
точных и третий — при очень высоких значениях энергии у-квантов.
В результате всех трех процессов возникают электроны с энергиями,
сравнимыми с энергиями воздействующих у-квантов. Поэтому у-облуче-
ние приводит к внутренней бомбардировке вещества быстрыми электро-
нами. Энергия комптоновских электронов зависит от энергии падающего
у-кванта и атомного веса мишени.
На рис. 2.3 приведена диаграмма, характеризующая области энер-
гии, где преобладает каждый из указанных эффектов. Как видно, для
большинства материалов электронной техники (с атомным весом
А = 30—50) и значений энергий, характерных для у-излучения атомного
реактора, ядерного взрыва и различных изотопных источников (E.f =
= 0,1—10 МэВ), преобладающим является эффект Комптона. Таким
образом, действие у-излучения на вещество может приводить к сме-
щению атомов в результате внутреннего облучения комптоновскими
электронами. Электроны образуются при взаимодействии у-квантов
с атомами и тормозятся в веществе, причем считается, что размеры
облучаемого образца велики по сравнению со средним пробегом элек-
трона и имеют величину порядка 1 мм.
Если равномерный поток у-лучей с плотностью <рт и энергией
проходит сквозь образец без ослабления, то в образце создается моно-
энергетический поток комптоновских электронов с ПЛОТНОСТЬЮ Фе и
энергией Ее. Число электронов с энергией Ее+АЕе, образующихся
в результате эффекта Комптона в 1 см3 в 1 с в единичном интервале
энергий, составляет величину
= (Е),
38
где вс(Е) —поперечное сечение образования комптоновских электронов
с энергией Е, отнесенное к одному атому. Число электронов, у которых
энергия становится меньше Ее вследствие процесса замедления в среде,
составляет величину
фе(£) (—dEjdx) [см-з.с-1], (2.12)
где (—dEjdx)—потери'энергии на 1 см пути электронов. Из условий
сохранения общего числа электронов следует, что производная от
(2.12) должна быть равна сре(£) с обратным знаком:
VA(£>-
(2.13)
Рис. 2.3. Диаграмма, показывающая области энергии, в которых преобладают различ-
ные основные процессы при взаимодействии у-лучей с веществом:
А — фотоэлектрический эффект; В — образование пар; С — эффект Комптона
Откуда можно определить
р
макс
?е(£) = ?7«о (—1 [ °c(E)dE
Е
(2.14)
При 0<^£^£^макс«
Если поперечное сечение процесса смещения атома электроном
с энергией Е равно Od(£), то число смещенных атомов в единице
объема вещества в 1 с может быть записано [30, 32]:
р Е
макс макс
= О’Л£)(-#)'’ v<E>dE I ’c(£')dE'. (2.15)
6 Е
dE n 4 7 г 1 + Е/тс2
где ;
Le — коэффициент, зависящий от энергии электронов и природы об-
лучаемого вещества (Lt?~10).
39
Поперечное сечение комптоновского рассеяния определяется фор-
мулой Бете и Ашкина (см. [30, 32])
<2-16>
где £ = £’/£‘т; у-Е^тс2', a9==itr20Z2mc2/E2.(, г0—е2/тс— классический
радиус электрона, Z2 — атомный номер облучаемого вещества.
Упрощенно расчеты среднего количества смещенных атомов при
облучении моноэнергетическим пучком у-квантов можно производить
в предположении, что все комптоновские электроны обладают одной
эффективной энергией, равной средней энергии комптоновских электро-
нов [26]. При облучении вещества немонохроматическими у-квантами
часть у-квантов, имеющих энергию ниже пороговой, не учитывается,
а для оставшейся части у-квантов оценку количества дефектов для
упрощения расчета можно производить по средней энергии. Среднее
число смещенных атомов в единице объема вещества при облучении
у-квантами можно определить по формуле
= ?,/>’• (-#)”><• (£) °“<1 (£) Д- (2-17>
где Д, —средняя энергия комптоновских электронов. Значения Ее при-
водятся в работе [)26].
Из приведенных соотношений (2.12) — (2.17) можно определить,
что энергия, передаваемая атомам комптоновскими электронами (в ин-
тервале £ — 0—10 МэВ), незначительно превышает Ed. Кроме того,
из-за малого поглощения у-излучения в веществе комптоновские элек-
троны генерируются равномерно по всему объему облучаемого вещест-
ва. Следовательно, при у-облучении основными типами первичных и
вторичных дефектов будут:
1) пары Френкеля, однородно распределенные (в отличие от элек-
тронного облучения) по объему образца;
2) сложные дефекты типа комплексов «простой дефект+химиче-
ская примесь».
При больших значениях мощности дозы у-излучения происходит
сильная ионизация вещества и окружающей его газовой среды, что
может вызвать значительное изменение электрофизических свойств
облучаемого образца. В материалах со сложной химической структурой
(особенно органических), стеклах разных марок, керамических и дру-
гих диэлектрических материалах электронной техники существенную
роль в образовании необратимых повреждений, помимо непосредствен-
ных смещений атомов, играют ионизационные эффекты [26, 70], на
которые в основном расходуется вся энергия у-излучения, заряженных
частиц и нейтронов. Проведенные отечественные и зарубежные ис-
следования показали, что стабильные структурные изменения, возни-
кающие в этих материалах, будут определяться поглощенной дозой
независимо от вида излучения.
Ионизационные потери в материалах при нейтронном облучении
могут быть определены по формуле [80, 32]
Еп=ФпПоСГй (Еа—Ei) ,
(2.18)
40
а энергия, поглощенная в веществе при 7-облучении, — по формуле
£7 = Ф7пваД, (2.19)
где п0 — число атомов в 1 см3 вещества; <ус — поперечное сечение об-
разования комптоновских электронов; Ее—средняя энергия комптонов-
ских электронов отдачи [70].
Суммарная поглощенная энергия при реакторном облучений Еп ? =
= En-j-E^f где Еп, Е^ определяются из выражений (2.18) и (2.19).
Для протонов и электронов космического пространства расчет по-
терь на ионизацию производится по формуле
ДЕ=^[1п-де^--₽=+1,112], (2.19)
где
/ Mr2 \2
а=2ice4n0Z; р2 = 1 — ( £ + + с2 ) ;
Е — энергия воздействующих заряженных частиц; Л — нормировочный
коэффициент, зависящий от энергий падающего протона или электрона;
М\ — масса покоя воздействующих заряженных частиц; х0 — толщина
облучаемого образца; с — скорость света.
В работе [71] приведены удельные потери электронов на иониза-
цию для некоторых химических элементов и веществ.
2.3. Влияние радиации на электрофизические свойства
полупроводниковых материалов
В силу особенностей энергетической зонной структуры полупроводниковых кри-
сталлов их электрофизические свойства особенно сильно изменяются при воздействии
излучений.
Основными электрофизическими характеристиками полупроводниковых материа-
лов, определяющими электрические параметры полупроводниковых приборов, являются:
концентрация носителей заряда и; подвижность р,; время жизни носителей заряда т
и их диффузионная длина L. Важность того или иного из вышеперечисленных пара-
метров определяется типом полупроводникового прибора и электрическим режимом
его работы.
Характер возникающих радиационных нарушений в полупроводниковом материале
и их влияние на основные свойства облучаемых кристаллов определяются, помимо
структуры решетки, природой и энергией бомбардирующих частиц. Если энергия, пере-
даваемая атому решетки налетающей частицей, незначительно превышает пороговую
энергию Ец, то следует ожидать в основном образования простых изолированных де-
фектов типа пар Френкеля (вакансий и междуузельных атомов) и сложных комплексов
«простой дефект-)-химическая примесь». Когда же эта энергия достаточно велика
(EcE§>Ed), то первично смещенный атом способен создать целый каскад вторичных,
третичных и т. д. смещений. Ряд экспериментов, действительно, показывает, что при
облучении полупроводниковых материалов быстрыми нейтронами и тяжелыми заря-
женными частицами высоких энергий наряду с изолированными дефектами, которые
в основном создаются электронами с энергией до 10 МэВ и у-квантами, могут образо-
вываться скопления простых дефектов в ограниченном объеме кристалла, называемые
«областями разупорядочения».
41
Указанные дефекты кристаллической решетки полупроводниковых материалов,
обусловленные воздействием радиации, приводят к образованию центров рекомбинации
в запрещенной зоне, которые и определяют изменение всех электрофизических харак-
теристик материала.
Влияние облучения на время жизни неосновных носителей заряда
Возникновение радиационных дефектов, имеющих глубокие энергетические уровни
в запрещенной зоне полупроводника, приводит к возрастанию скорости объемной ре-
комбинации, т. е. к снижению времени жизни пар неравновесных носителей заряда
в полупроводнике. Это связано с тем, что в большинстве случаев время жизни нерав-
новесных носителей заряда в полупроводнике определяется не прямой рекомбинацией,
а через энергетические уровни, введенные облучением в кристалл.
Рекомбинационные энергетические уровни (центры захвата) разделяются на:
а) центры прилипания. Захваченный носитель в этом случае имеет большую
вероятность обратного термического выброса в свободную зону по сравнению с вероят-
ностью рекомбинации через центры с носителем противоположного знака;
б) рекомбинационные центры. Наиболее вероятной для захваченного носителя
является рекомбинация с носителем противоположного знака. Эффективность рекомби-
нации через такой центр определяется в первую очередь вероятностью захвата элек-
трона или дырки этим центром.
Захват носителя центром прилипания приводит к возрастанию эффективного вре-
мени жизни пары носителей заряда, а рекомбинация через центры — к снижению вре-
мени жизни носителей.
Еще в ранних работах, касающихся влияния облучения на свойства германия
[81—84], было обнаружено, что все виды жесткой радиации создают обширный спектр
уровней в запрещенной зоне германия. Обсуждение полученных в этих работах ре-
зультатов проводилось в рамках модели Джеймса и Ларк-Горовица [77], поэтому одна
часть возникших уровней приписывалась вакансиям, а вторая — междуузельным ато-
мам. В частности, вакансиям приписаны уровни £«+0,01 эВ и £«+0,07 эВ, а между-
узельным атомам — уровни £«+0,18 эВ и Ес—0,20 эВ. По этой модели уровень
Ферми в германии в принципе мог находиться ниже экспериментально наблюдаемого
предельного положения, соответствующего £«+0,123 эВ для облучения быстрыми ней-
тронами, £«+0,24 эВ — быстрыми электронами и £«+0,27 эВ — у-квантами. Однако
в последующие годы был обнаружен еще целый ряд уровней в запрещенной зоне
облученного германия и было показано, что их многообразие и сам факт существова-
ния при 7=^300 К нельзя объяснить в рамках модели Джеймса и Ларк-Горовица.
В работах [27, 85, 86] была показана значительная миграция простых дефектов
в германии при очень низких температурах. В настоящее время считается установлен-
ным, что разнообразие радиационных дефектов в Ge обусловлено сложностью исход-
ных несовершенств кристалла (легирующие примеси, кислород, дислокации).
Современные данные ‘[27, 32, 56, 85—92] позволяют составить?картину энергети-
ческого спектра уровней в запрещенной зоне облученного Ge (рис. 2.4). Наибольшую
скорость введения имеют уровни £с—0,2 эВ, £«+0,18 эВ, £«+0,07 эВ и £«+0,01 эВ.
Наибольшими сечениями рекомбинации неосновных носителей тока обладают уровни
£с—0,20 эВ и £«+0,25 эВ [56]. Анализ данных, приведенных на рис. 2.4, показывает,
что при облучении германия различными видами частиц и у-квантами в основном
возникают одинаковые уровни. Имеющиеся различия в энергетических спектрах могут
быть обусловлены разнообразными исходными параметрами образцов германия, по-
скольку данные собраны из большого количества работ.
Число работ, в которых изучался спектр радиационных дефектов в кремнии,
весьма значительно. Возможность применения для кремния метода электронного пара-
магнитного резонанса (ЭПР) позволило глубоко исследовать электронную структуру
42
ряда центров и определить их состав. При этом с еще большей очевидностью было
показано, что подавляющая часть уровней в кремнии принадлежит сложиым дефектам
типа «первичный дефект±примесь». Энергетический'спектр уровней радиационных де-
Центов в кремнии не менее сложен, чем в германии, однако число идентифицированных
уровней больше.
На рис. 2.5 приведена схема уровней радиационных дефектов в кремнии, облучен-
ном различными видами ядерных частиц и у-квантами. Она построена на основе
данных, полученных в рабо-
тах [27, 32, 56, 63, 65, 93— 98]. Как видно из рисунка, число. уровней, являющихся общими для всех видов из- . лучений, намного больше* с - зона 7/////////////////////////А Ьс - 0,0)эВ Ес - 0,09эВ с-зона
чем в германии. Одной из причин этого является тот " Ес - 0,11 эВ Ес - 0,18 эВ Ее -0,18эВ Рп -0 ?0зВ
—- Ес ~ 0,20эВ
факт, что кремний, облу- ченный протонами и дей- тронами, изучался намного " Eq 0,21 эВ Ес~0,29эВ Ес- 0,92эВ Г J. п 1 О р Ес - 0,23эВ
интенсивнее, чем германий. С наибольшей ско- Еу + 0,30эВ Е у + 0,29 эВ
Еу + 0,э0Эи Еу + 0,26 эВ
ростью вводятся уровни Ес—0,16 эВ, Ес—0,40 эВ, £о±0,45 эВ, £„±0,30 эВ и Еу-'- 0,29эВ
"" Е у+ 0,20 эВ "" "" L yr ' и, си 3d
Е у+ 0,1В эВ Еу+0,10эВ Еу+0,01эВ v-зона 5 с-зона Ес- 0,0? эВ Ес - 0,10эВ Eq ~ 0,18эВ
£о±0,01 эВ. В основном " — Cir'tV,Ul3u Е&+0,02+0,01 зВ
этими уровнями и опреде- ляются электрофизические свойства облученного крем- ния (концентраций основных носителей тока и время жизни неосновных). По- движность может зависеть от концентрации областей разупорядочения. Согласно данным наи- более современных исследо- и-зона, а с -зона Ес- 0,13эВ П sR
ваний индентификация уров- ней в облученном кремнии такова [27, 32, 56]: : = cq Uj£U3b - Ес-0,21 эВ Ес - 0,23эВ . , — — 0г35эВ
Ес- 0,28эВ Г +П 3/7 9в
Ес — 0,16 эВ (±0,02 эВ) — комплекс вакансия± -(-кислород; Ес—40 эВ комплекс вакансия±атом донора; С. у ' Uf J v JU Еу+0,2бэВ Ev+0,29aB Еу+0,20эВ Еу+ 0,30эВ Ev+ 0,20эВ Еу+ 0,08эВ Е у + 0, 09эВ Е у + и,01 эВ
£„±0,45 эВ — комп- лекс вакансия±атом акцеп- торной примеси; £„±0,35 эВ — сложный
v -зона 6 v -зона г
дефект, в состав которого
входит атом кислорода;
Ее—0,4 эВ, £„±0,28
и Ес—0,55 эВ (или £»±
Рис. 2.4. Энергетический спектр радиационных дефектов
в германии при различных видах облучения:
а — электронами с энергией 1, 2, 5 я 25 МэВ; б — быстрыми
нейтронами; в — у-квантами; а —протонами и дейтонами с £-
-10 МэВ
43
с - зона с - зона
'777///7//777/7/777/777//777/.
-----------------Ес - 0,02+0,03эВ ------------------- Eq ~ 0,01 эВ
Ес~ 0,16 о В
Ес - 0,21 эВ
Ес- 0,40эВ
--------------- Ес -0,16эВ
--------------- Ес -0,26эВ
--------------- Ес -0,30эВ
--------------- Ес -0,36эВ
--------------- Ес-0,40эВ
---------------- Ev + 0,45 эВ
---------------- Еу + 0,38эВ
---------------- Еу-+ 0,39 эВ
Eif + 0,30 эВ
Еи + 0,21эВ
===== Еу + 0,21 эВ
Ejf +0,19 эВ
---------------- Еу+0,05эВ
ir-зона
а
______________ £с -0,55эВ
—~+=^- Еу+ 0,55эВ
-------------- Ed + 0,49эВ
~ Еу+0,45эВ
Еу+0,42эВ
-------------- Ev + 0,35эВ
-------------- Е»+0,28эВ
-------------- Еу + 0,24эВ
EV+O,213B
ШШШШШ
и-зона
6
с - зона 777777777777777777777777777 с-зона 7////////////////////////7/Л
Е^ ~ 0,01 эВ Ес ~0,02эВ Ес -0,025 эВ
Ес- 0,16 эВ Ес- 0,16 эВ
Г П ЗПчН
Ес - 0,40 эВ Ес~0,55эВ Ес-0,38(0,40)эВ
1 — 1 « —
L. ]}• U] U jdu Еу + 0,45эВ
Еу+0,35эВ Еу + 0,26эВ Еу + 0,30эВ
Еу+0,21эВ Еи+0,06эВ
Еу-+ 0,01 эВ
У7//77У7/7/77777У7У/77/7/7/7/, У77/777/777777777/777777777
и- зона iz -зона
Рис. 2.5. Энергетический спектр радиационных дефектов в кремнии при различных ви-
дах облучения:
а — быстрыми электронами; б — быстрыми нейтронами; в — у-квантами; г — протонами и дей-
тонами
-|-0,55 эВ)—уровни, принадлежащие дивакансии, которая может являться как слож-
ным первичным, так и вторичным дефектом; возникающим при взаимодействии двух
вакансий. !
Предельное положение уровня Ферми в облученном Si одинаково при различных
видах излучений и составляет Eg/2 (Eg — ширина запрещенной зоны). Исключение
представляет сверхчистый кремний, в котором предельное положение уровня Ферми
может находиться в нижней половине запрещенной зоны.
Несмотря на то, что при облучении в запрещенную зону полупроводника вво-
дится целая система энергетических уровней, многие из которых могут быть рекомби-
национными, время жизни в облученном кристалле, как показывают эксперименты,
определяется лишь одним-двумя доминирующими рекомбинационными центрами. Со-
гласно рекомбинационной статистике Шокли — Рида — Холла [72, 73], если концентра-
ция рекомбинационных центров достаточно мала по сравнению с концентрацией
равновесных носителей заряда, то время жизни носителей заряда может быть вычис-
лено из следующего выражения:
G/Cp) (^о + ^i) 4- (1/с^> (Ро + а)
Л^г («о + А)
где сп~crnvn; cP = oPvP— постоянные захвата электронов и дырок соответственно,
Оп, (Тр — сечения захвата электронов и дырок, vn, vP— тепловые скорости электронов
и дырок; по, ро — равновесные концентрации электронов и дырок; Nr— концентрация
рекомбинационных центров; п\, р\ — равновесные концентрации электронов и дырок,
когда уровень Ферми совпадает с рекомбинационным центром, т. е.
/21 = exp ^7^; Pl = лу-1 exp —
(2.20)
Р — фактор спинового вырождения; Ег — энергетическое положение рекомбинационных
центров; Nc, Nv—эффективные плотности состояний в зоне проводимости и в валент-
ной зоне; Ес — нижняя граница энергии свободных электронов в зоне проводимости;
Ev — верхняя граница энергии свободных электронов (дырок) в валентной зоне.
Из уравнения (2.20) видно, что в случае одного доминирующего уровня обратное
время жизни 1/т будет пропорционально концентрации рекомбинационных центров Nr.
Поэтому при постоянной температуре изменение 1/т может характеризовать собой
изменение вводимых облучением рекомбинационных центров. Тогда уравнение (2.20)
для интересующего нас случая может быть представлено в виде [74—76]:
& ( ~ “ "7 т & (Е^) (Ег Ер)ф, (2.21)
где т0 — время жизни неосновных носителей заряда до облучения, х — время жизни
неосновных носителей заряда после облучения; A(f6)—вероятность образования ре-
комбинационного центра бомбардирующей частицей; Ф — интегральный поток облуче-
ния; fb(Er—Ef) —вероятность того, что рекомбинационный центр занят основным но-
сителем; Ef — уровень Ферми; Nr= А(£’&)Ф — концентрация рекомбинационных цен-
тров; осу — постоянная захвата рекомбинационным центром неосновных носителей.
Таким образом, из выражения (2.21) видно, что изменение обратного времени
А (1/т) при облучении пропорционально концентрации рекомбинационных центров или
интегральному потоку облучения
Д(1./т) = (1/т-1/т0)-^ф, (2.22)
где — коэффициент радиационного изменения времени жизни неосновных носителей
заряда, зависящий от концентрации основных носителей заряда, скорости введения
радиационных центров, их рекомбинационных свойств (сечений захвата электронов и
дырок), а также от их эффективности (степени заполнения их электронами, завцсящей
от положения уровня Ферми по отношению к энергетическим уровням этих центров).
45
Рис. 2.6. Изменение времени жизни не-
основных носителей тока в образцах
кремния р- и n-типов в процессе облу-
чения нейтронами:
] — бор, Ро=6,21 Ом • см, Ло—2,63 • 101В см-3;
2—фосфор, Ро—11,75 Ом • см, Ло—7,7 • 1014см-э
Рис. 2.7. Зависимость времени жизни
носителей заряда от потока облучения
зонного и тигельного кремния /г-типа
(ро=5О—100 Ом-см):
1 — Y-квантами; 2 — электронами 2,5 МэВ;
3 — электронами 30 МэВ; 4 — быстрыми ней-
тронами
Рис. 2.8. Зависимости времени жизни носителей заряда от интегрального потока у-кван-
тов (а) и потока быстрых нейтронов (б) для германия п-типа
46
Как видно из приведенных соотношений, на существенное влияние оказывает ве-
личина Ер, а также целый ряд других параметров.
Типичный вид зависимости т(Ф) приведен на рис. 2.6 и 2.7 для кремния, облу-
ченного нейтронами, а также у-квантами и электронами. Зависимости времени жизни т
для германия от интегрального потока у-квантов и быстрых нейтронов приведены на
рис. 2.8.
В некоторых случаях удобно пользоваться коэффициентом радиационного изме-
нения диффузионной длины носителей заряда Кь. Так как т и L связаны соотноше-
нием L = j/Dr (Р — коэффициент диффузйи неосновных носителей заряда), выраже-
ние (2.22) можно представить в виде
1/£2==1/£2о+КьФ,
где То — диффузионная длина носителей заряда до облучения.
Влияние облучения на удельное электросопротивление
Единой зависимости удельного электрического сопротивления р(Ф) для широкого
класса полупроводниковых материалов не существует. Наиболее простой вид этой
зависимости реализуется в кремнии (любого типа проводимости) в определенном
интервале Ф (рис. 2.9):
р = р0 ехр (/Срф). (2.23)
При /<рФ< 1 зависимость р = р0 (1 + /Срф). Константа Кр = (1/л0) (Дл/ф) так же, как
и К,, является функцией ^'исходных свойств материалов и вида излучения, чрезвычайно
резко зависит от п и при нейтронном облучении может принимать значения 10-18—
10~13 см2/нейтр.
Рис. 2.9. Изменение удельного сопротивле-
ния кремния с различными исходными свой-
ствами в процессе облучения нейтронами:
I—3 и 6 — л-типа (ро=О,6; 5; 6; 50 Ом • см) 4 и
5 —p-типа (р0=15; 24 Ом • см)
Рис. 2.10. Зависимости удельного со-
противления германия п- и р-типов от
интегрального потока быстрых ней-
тронов (Т=300 К)
У германия, как правило, зависимость р(Ф) более сложная (рис. 2.10). Это свя-
зано с инверсией электронного типа проводимости в дырочный.
' В работе [77] была предложена модель, объясняющая наблюдаемые эксперимен-
тальные результаты. Согласно этой модели облучение приводит к образованию дефек-
тов типа пар Френкеля, которые создают в запрещенной зоне донорные и акцепторные
уровни. Предполагалось также, что вакансиям соответствуют уровни акцепторного
47
характера, а междуузельным атомам — донорного. Исходя из водородоподобной моде-
ли, было показано, что в запрещенной зоне кремния должны появляться четыре энер-
гетических уровня. Несмотря на приближенность, эта модель позволила, тем не менее,
объяснить наблюдаемые экспериментальные результаты по зависимости электропрово-
димости кремния от потока облучения быстрыми частицами.
В более поздних работах по исследованию удельного сопротивления кремния
р- и n-типов от интегрального потока быстрых нейтронов было показано, что при
облучении вводятся также сложные дефекты как донорного, так и акцепторного ха
Рис. 2.11. Температурная зависимость
подвижности в кремнии n-типа, облучен-
ном потоками нейтронов и электронов:
1) Ф=0; 2) Фп = 5,3-1013 нейтр./см2; 3) Фп =
= 1,6-10й нейтр./см2; 4) Фе=9,7 • Ю15 э/см2;
5) Фп=3,3-1014 нейтр./см2
в облученном протонами кремнии п-типа
рактера, при этом введение сложных ком-
пенсирующих центров приводит к компенса-
ции основной легирующей примеси.
Вид зависимости р(Ф) при облучении
в основном определяется характером изме-
нения концентрации основных носителей то-
ка, а не подвижности, поскольку подвиж-
ность при высокой температуре (порядка
300-К) при облучении изменяется незначи-
тельно. Исключение составляет облучение
быстрыми нейтронами, которые создают
области разупорядочения, вследствие чего
подвижность даже в области температур,
где преобладает рассеяние на колебаниях
решетки, может значительно изменяться.
На рис. 2А1 приведены температур-
ные зависимости подвижности в образцах
кремния n-типа, облученных нейтронами и
электронами.
На рис. 2.12 приведены зависимости по-
движности носителей заряда для кристаллов
кремния, облученных быстрыми нейтронами,
электронами (10 МэВ) и у-квантами Со60.
Анализ зависимостей показывает, что на-
блюдаемые иа опыте изменения подвижно-
сти обусловлены не только лишь рассеянием
на вводимых облучением ионизованных
центрах, но и на фононах. Это тем более
справедливо при облучении кремния прото-
нами, нейтронами и электронами (от 10 до
100 МэВ). Поэтому для объяснения экспе-
риментальных результатов приходится при-
влекать другие механизмы рассеяния: на
нейтральных центрах, скоплениях дефек-
тов, областях разупорядочения.
На рис. 2.13 приведены температурные
зависимости подвижности электронов
(кривые 2 и 3) и для сравнения — в необлу-
ченном (кривая /). Видно, что в облученных кристаллах подвижность сильно зависит
от температуры в низкотемпературной области (до 250 К). Расчеты показывают, что
здесь р,^Т5>5. Можно предположить, что такая зависимость объясняется рассеянием
на сложных дефектах типа областей разупорядочения, вводимых протонами с энергией
660 МэВ.
При облучении германия сравнительно большими интегральными потоками про-
никающей радиации (вызывающими значительные изменения концентрации носителей)
48
наблюдается изменение подвижности носителей. При комнатных температурах измене-
ние подвижности носителей заряда вследствие рассеяния на дефектах будет заметным
при концентрации дефектов более 1016 см-3. Характерной особенностью нейтронного
облучения германия, как и кремния, является введение областей скопления радиацион-
Рис. 2.12. Зависимость подвижности электронов в зонном кремнии (р0=3 Ом-см) от
потока облучения при Т=300 К:
1 — уквантами; 2 — электронами 10 МэВ; 3 — быстрыми нейтронами
ных дефектов и существенное влияние их на изменение холловской подвижности. На
рис. 2.14 изображены температурные зависимости подвижности носителей заряда
в облученном быстрыми реакторными нейтронами германии n-типа с концентрацией
сурьмы 5-Ю15 см-3 [78].
В целом ряде работ [27, 32, 34, 56, 57 и др.] было показано, что облучение
любыми видами ядерных частиц приводит
в полупроводниках к уменьшению времени
жизни неосновных носителей тока (см.
рис. 2.6—2.8). Скорость этого уменьшения
согласно соотношению (2.22) определяется
величиной К,. Используя данные работ
[79, 80], можно получить параметры корре-
ляции между эффективностью воздействия
различных видов излучений, принимая в ка-
честве основной константу для нейтронов
спектра деления (К, ):
п
/К* (ЕР = 68,9 МэВ) =5=0,55;
пр
/С /Кх (Ео = 96,5 МэВ) = 0,7;
п р и
К' ^7.103.
Параметром корреляции можно счи-
тать также величину скорости удаления
основных носителей тока (Дп/Ф). При по-
мощи этой константы можно рассчитывать
скорость изменения удельного сопротивле-
ния при облучении и сравнивать эффек-
тивность различных излучений.
На основе современных теорий, коли-
чественно описывающих работы диодов и
транзисторов, может быть точно
Рис. 2.13. Температурная зависимость
подвижности электронов в кремнии п-ти-
па (ро=15 Ом-см), облученном потока-
ми протонов с энергией 660 МэВ:
/) Фр—0; 2) фр = 1014 пр./смг; 3) Фр=*
=6 • 1014 пр./см2
определена физическая связь между параметрами
полупроводника и полупроводникового прибора. Поэтому в принципе можно утверж-
дать, что показанная выше эквивалентность воздействия различных видов ядерных
4—510
49
Рис. 2.14. Зависимость холловской под-
вижности от температуры до (а) и по-
сле (б) п—р-конверсии для германия
n-типа с концентрацией сурьмы
5-Ю15 см~3, облученного различными по-
токами нейтронов:
/) Фп=0; 2) Фп=4,3 • 10м нейтр./см2; 3) Фп-
—8,5-1014 нейтр./см2; 4) Фп=1,25-1015 нейтр./см2;
5) Фп = 1,4 • 10,в нейтр./см2; б) Фп —
=2,3 • 10,s нейтр./см2; 7) Фп—5 • 1015 нейтр./см2;
3) Фп = 1,4- 101в нейтр./см2; 9) Фп — 4,2Х
ХЮ1® нейтр./см2
излучений на полупроводниковые материалы будет иметь место и в полупроводнико-
вых приборах. Однако нельзя не учитывать и того факта, что специфические различия
ядерных излучений и технологические особенности различных типов транзисторов и
диодов могут привести и к ряду эффектов, неодинаковых для различных излучений.
Так, излучения, способные сильно ионизировать среду, окружающую активный элемент
полупроводникового прибора (электронное и у-излучения), могут привести к аномаль-
ному возрастанию роли состояния поверхности кристалла.
2.4. Влияние радиации на электрофизические свойства
неорганических материалов
Неорганические материалы нашли широкое применение при конструировании и
при производстве изделий электронной техники различных классов. По своим электро-
физическим свойствам, эксплуатационным характеристикам и назначению эти материа-
лы электронной техники делятся на следующие основные классы: стекло электрова-
куумное, керамика вакуум-плотная, керамика радиотехническая, ситаллы, слюда.
В условиях эксплуатации при воздействии различных внешних факторов (темпе-
ратуры, влажности, агрессивных сред, механических нагрузок, проникающих излуче-
ний) электрофизические характеристики неорганических материалов (механические, теп-
лотехнические, электрические, магнитные, оптические) претерпевают значительные
изменения.
Опыт исследований, накопленный за последние годы, показывает, что наибольшее
влияние на изменение электрофизических параметров неорганических материалов ока-
зывают температура и проникающие излучения. Температура обусловливает число ре-
лаксирующих частиц и частиц в зоне проводимости, а при длительном воздействии —
структурные нарушения (старение материала); проникающие излучения влияют на
кристаллическую структуру материалов: смещают атомы кристаллической решетки,
50
вызывают превращения атомов при ядерных реакциях, возбуждают электронные обо-
лочки при ионизации.
Теоретические основы радиационных повреждений неорганических материалов
обсуждались во многих работах [99—108].
Вследствие многообразия химического состава неорганических материалов весьма
затруднительно привести всеобъемлющую теорию радиационных повреждений и дать
обобщающие соотношения, устанавливающие взаимосвязь физических характеристик
с их электрическими параметрами (диэлектрическая проницаемость е, удельное объем-
ное сопротивление pv, тангенс угла диэлектрических потерь tg 6, магнитная проницае-
мость р,, коэффициент поглощения тп и др.).
Вместе с тем имеются определенные закономерности, являющиеся общими для
всех классов изоляционных материалов сложного химического состава. К таким зако-
номерностям, например, можно отнести дозовый эффект и радиационную проводи-
мость. В работах [106—108] показано, что радиационная стойкость большинства клас-
сов неорганических материалов, в частности керамических, определяется, как правило,
поглощенной дозой. По мере роста поглощенной дозы в материалах происходит на-
копление структурных дефектов.
В работах [104—106] по исследованию электроизоляционных свойств стекол и
керамических материалов в процессе воздействия излучений было установлено, что ра-
диационная электропроводимость прямо пропорциональна интенсивности излучения.
Роузом [99] была создана количественная феноменологическая теория фотопро-
водимости неорганических материалов в присутствии ловушек и центров рекомбинации
различной природы, которая достаточно успешно объясняет зависимость радиационной
электропроводимости от интенсивности излучений.
В работе [99] Роуз теоретически обосновал модель диэлектрика, в котором свет
создает некоторое количество электронно-дырочных пар, причем электропроводимость
обусловлена в основном носителями одного знака (электронами либо дырками), реком-
бинация идет через зону проводимости. В соответствии с теорией Роуза с точностью,
достаточной для инженерных целей, вызываемая у-облучением радиационная электри-
ческая проводимость в может быть оценена аналитическим путем при использовании
следующего соотношения:
а'= [См/см],
где — коэффициент пропорциональности, См-кг/(см-А), Р^— мощность дозы, А/кг;
Д— постоянная, характеризующая скорость рекомбинации избыточных носителей тока.
Для плавленого" кварца и стекла Д^=5-10~17 См-кг/(см-А). Примерно такое же
значение имеет этот коэффициент для слюды и ситалла. Из теоретических соображе-
ний и экспериментальных данных установлено, что для стекол и керамики можно при.
нять Д= 1. Замечено также, что имеет, как правило, такой же порядок величин,
как*и удельная электрическая проводимость а0 в нормальных условиях. Эксперимен-
тально установлено, что соотношение А^Р-^ сохраняется в широком интервале интенсив-
ностей облучения.
С повышением температуры радиационная электропроводимость растет. Исследо-
вания показали, что электрическая проводимость материала при облучении зависит от
мощности дозы и температуры следующим образом:
о = о 0 ехр (—ea/Z?T) Р* ,
где Со — удельная электрическая проводимость необлученного материала, См/см; еа —
энергия активации носителей заряда, эВ; Т — абсолютная температура, К.
Влияние температуры обусловливается преимущественно тем, что вероятность
рекомбинации через возбужденные уровни уменьшается с ростом температуры. Уста-
новлено экспериментально, что почти у всех изоляционных материалов Ор зависит от
4*
51
приложенного к образцу напряжения (изменение напряжения от 0 до 600 В). Однако
при мощности дозы больше 2,58 А/кг (104 Р/с) удельное объемное сопротивление
перестает зависеть от напряжения.
Одной из основных эксплуатационных характеристик изоляционных материалов,
определяющих возможность применения их в изделиях электронной техники, является
тангенс диэлектрических потерь tg6. Диэлектрические потери при высоких напряже-
ниях и высоких частотах вызывают нагрев диэлектриков. При этом чем меньше вели-
чина диэлектрических потерь в изоляционных материалах, применяемых в конденсато-
рах, кабельных изделиях, колебательных контурах, тем более точной становится на-
стройка и более высокой добротность контура [109].
Рис. 2.15. Температурная зависимость диэлектрической проницаемости е рутиловой (а)
и стеатитовой (б) керамики при разных частотах:
1) 102 Гц; 2) 103 Гц; 3) 104 Гц; 4) 10е Гц; 5) и 6) 107 Гц; 7) 1010 Гц
Потери в диэлектриках обусловливаются, с одной стороны, процессами, завися-
щими от поляризации самого диэлектрика, а с другой стороны, — процессами, связан-
ными со сквозной электрической проводимостью. К поляризационным относятся элек-
тронно- и ионно-релаксационные, электронно- и ионно-резонансные потери, а также
потери, обусловленные спонтанной поляризацией.
Электронные резонансные потери возникают при радиочастотах (1—100 МГц),
близких к характеристической частоте возбужденных тепловой энергией электронов,
ионные — при частотах свыше 104 МГц. Ионно-релаксационные потери при поляриза-
ции обусловливаются наличием в решетке диэлектрика «свободного» пространства,
в котором могут осуществляться тепловые перебросы слабо закрепленных собственных
или примесных ионов из одного неравновесного состояния в другое, когда в решетке
материала много вакансий. Такие дефекты возникают при повышенных температурах
или в результате воздействия проникающих излучений.
В ходе изменения диэлектрических потерь от температуры и частоты наблю-
даются резонансные максимумы. Этот эффект возникает тогда, когда частота электри-
ческого поля приближается к собственной частоте колебания электронов или ионов.
Как правило, резонансные потери в диэлектриках сопровождаются характерными изме-
нениями диэлектрической проницаемости (вначале незначительным монотонным ее
уменьшением или увеличением, а затем резким уменьшением).
52
На рис. 2.15 приведена температурная зависимость диэлектрической проницаемо-
сти рутиловой (Т-80) и стеатитовой керамики при разных частотах [109].
Зная температуры 7\ и Т2, при которых потери имеют максимумы на частотах ft
и f2, и полагая, что время релаксации тр равно обратному значению частоты поля f,
можно вычислить величину энергии активации еа [109]:
7\Т2
еа = k _ -г- (1П Д — 1П f2),
где fi, fs — частоты 1-го и 2-го резонансов при температурах 7\ и Т2 соответственно;
k — постоянная Больцмана.
Для большинства видов стекол и керамических материалов количество ионов,
участвующих в релаксационной поляризации, непрерывно возрастает с температурой.
Температурная зависимость tg 6 подобно температурной зависимости электрической
проводимости в первом приближении имеет экспоненциальный характер tgS=Aea#,
где А и а — коэффициенты, зависящие от физико-химических особенностей материала
и частоты электрического поля [109].
Оценку изменения тангенса угла диэлектрических потерь неорганических материа-
лов, обусловленную сквозной проводимостью, при любой круговой частоте со и темпе-
ратуре можно произвести, используя следующее соотношение [104, 105, НО]:
tg б = /сое, где а — коэффициент пропорциональности. Как отмечалось выше,
для стекол и керамики можно принять Д=1. При релаксационных диэлектрических
потерях максимальное значение tg6MaKc рассчитывается по формуле [109]
где е — диэлектрическая проницаемость при постоянном напряжении; £<» — диэлектри-
ческая проницаемость, соответствующая оптическим частотам.
Зная зависимости е и от интегрального потока ф и мощности дозы радиации ,
можно произвести оценку максимальных значений радиационных потерь диэлектрика
по приведенной выше формуле. Полученные в результате проведенных исследований
зависимости показывают, что закономерность изменения тангенса угла диэлектрических
потерь от мощности дозы в диапазоне до 2,58 -104 А/кг (108 Р/с) имеет тенденцию
к монотонному увеличению, а при мощности дозы 2,58-10е А/кг (1010 Р/с) наступает
насыщение [104, 105, ПО].
В настоящее время накоплен значительный экспериментальный материал по воз-
действию различных видов излучения на необратимые изменения электрофизических
характеристик неорганических материалов.
Фундаментальное значение для понимания природы радиационных эффектов имеет
установление связи свойств материалов с дефектами структуры. Однако если для
материалов со строго упорядоченной кристаллической структурой типа кристалличе-
ского кварца и щелочно-галоидных соединений можно установить количественную
взаимосвязь физических и электрических параметров, то для материалов со сложной
химической структурой такие соотношения найти в настоящее время невозможно вслед-
ствие сложности происходящих радиационных процессов при воздействии различных
видов излучений.
Анализ радиационных нарушений в неорганических диэлектриках показывает, что
простые структуры высокой симметрии (кристаллический кварц) имеют лучшую радиа-
ционную стойкость, чем анизотропные. В то же время изменение физических свойств
у стекол, как правило, меньше, чем у керамических материалов. Возможно, это являет-
ся следствием относительно высокой степени разупорядоченности структуры стекол до
облучения.
53
Радиационные нарушения в различных окислах и минералах показывают, что
устойчивость связей катион — кислород к облучению уменьшается в такой последова-
тельности: бериллий — кислород; алюминий — кислород; цирконий — кислород; крем-
ний— кислород. Более устойчивой оказывается ионная, затем ковалентная и наименее
устойчивой — молекулярная связь.
Рассмотрим характер радиационных процессов по основным классам неорганиче-
ских материалов.
В табл. 2.2 приведен перечень основных технических характеристик различных
классов неорганических материалов, нашедших наиболее широкое применение в изде-
лиях электронной техники.
Стекла относятся к аморфным твердым телам. Основным компонентом большин-
ства стекол является SiOj, но специальные стекла, как правило, содержат большое
число разных добавок. Стекла, как и другие твердые тела, изменяют свои свойства под
воздействием ионизирующих излучений. Наиболее важными параметрами при примене-
нии стекол в изделиях электронной техники в зависимости от выполняемых ими функ-
ций являются механические (модуль упругости Е), тепловые (температурный коэффи-
циент линейного расширения ТКЛР, температурный коэффициент емкости ТКЕ), элек-
трические (8, р«, tg 6, t/np) и оптические (коэффициент поглощения тп, величина
уровня люминесценции тл и фосфоресценции Тф, абсолютный коэффициент преломле-
ния Лабе). Характерные закономерности изменения рассматриваемых величин просле-
живаются на основных классах стекол: силикатных, боросиликатных, свинцовых и
плавленого кварца.
Силикатное, боросиликатное и свинцовое стекла по изменению структурных
свойств при облучении охватывают все возможные композиции стекол, поскольку из
других исследованных стекол лишь у немногих обнаружено более сильное изменение
плотности. В частности, натрий-боросиликатное стекло занимает промежуточное поло-
жение. Полученные результаты позволили многим авторам [108] постулировать также
существование двух радиационных эффектов с равными скоростями «усадки» и рас-
ширения, влияние которых на плотность носит противоречивый характер.
При воздействии импульсной радиации электрические параметры (р«, tg 6) стекол
претерпевают значительные обратимые изменения, при этом, как правило, pv с увели-
чением мощности дозы излучения уменьшается, a tg 6 возрастает. Эта тенденция изме-
нений особенно хорошо проявляется в процессе облучения при высоких температурах.
В табл. 2.3 приведены значения удельного сопротивления стекол различных марок при
воздействии импульсной радиации.
Пеймел [ЮЗ], измеряя электрическое сопротивление силикатного, боросиликатно-
го и свинцового стекол после облучения нейтронами, обнаружил, что сопротивление
изоляции уменьшается примерно в 1,5—2 раза, причем наиболее сильное уменьшение
происходило при значительных интегральных потоках ([порядка (2—3) -1018 нейтр./см2].
Тангенс угла диэлектрических потерь при этих потоках увеличивался в 2—3 раза.
В табл. 2.4 приведены значения удельного сопротивления и тангенса угла диэлектриче-
ских потерь стекол рассматриваемых марок при облучении интегральным потоком ней-
тронов 1013, 1015 и 1018 нейтр./см2. При облучении стекол интегральным потоком
нейтронов в диапазоне 1015—1018 нейтр./см2 диэлектрическая проницаемость увеличи-
вается всего лишь на 3—5%. Измеренные на частоте 900 МГц зависимости диэлек-
трических потерь стекол от интегрального потока нейтронов прн нормальной темпера-
туре по характеру близки сложным зависимостям электрического сопротивления [108].
При применении стекол в изделиях электронной техники не последнюю роль
играют такие физические показатели, как показатель преломления, коэффициент погло-
щения и уровень люминесценции.
Изменение показателя преломления исследованных стекол при воздействии дозы
105 Дж/кг (107 рад) и выше не превышает обычно нескольких сотых долей процента
[108, 111, 112]. Исключение составляет кварцевое стекло, показатель преломления
54
Основные технические характеристики неорганических материалов [295, 296]
Таблица 2.2
Наименование и группа материала Химический состав, вес. % Термо- стойкость, °C TKJIP, I0"« град"1 Удельное объемное сопротив- ление рц, Ом-см Тангенс угла диэлектрических пртерь tg 8 10* Диэлек- трическая проницае- мость с ТКЕ, 10-»/К
при температуре, °C при частоте, Гц
20 | 100 | 200 10» 10» | 10’
Стекло эл ект реваку у мн ое: силикатное платини- товой группы (1) SiO2 55,3 А12О3 1,7 Na2O 3,8 К2О 9,2 РЬО 30,0 100 8,7 1015 1013 7-Ю10 12 12 10 5,0 —
алюмосиликатное мо- либденовой группы (2) SiO2 54,0+2,0 ZnO 6,o+f’o А12О3 18,5+1,0 BaO 8 + 1,0 CaO 13,5+1,0 150 4,8 1017 1016 1014 13 13 11 6,95 —
боросиликатное мо- либденовой группы (3) SiO2 68,2+1,2 в2о3 ю.о+о’J A12O3 3,5+0 CaO 0,5 Na2O 4,8+0,7 K2O 4,5+0,7 Fe2O3 0,2 180 4,9 10’8 1012 1010 30 26 23 5,8 —
боросиликатное вольфрамовой группы (4) SiO2 68,8+1,0 B2O3 26,5+1,5 A12O3 1,6+0,5 Na2O 2,5+0,5 K2O 0,6+0,1 240 3,8 1016 1014 3-1011 12 10 8 5,1 —
СЛ
О
Наименование и группа Материала Химический состав, вес. % Термо- стойкость, °C ТКЛР, 10"e град"1
алюмоборосиликат- ное вольфрамовой груп- пы (5) SiO2 74,8+1,5 В2О3 18,0+1,0 А12О3 1,4+0,3 Na2O 4,2+0,5 К2О 1,6+0,3 260 4,0
алюмоборосиликат- ное молибденовой груп- пы (6) SiO2 64,4 А12О3 3,5 В2О3 22,3 Na2O 3,0 К2О 5,0 NaCl 0,8 Fe2O3 0,3 — —
цериевое молибдено- вой группы (7) SiO2 64,5 А1гО3 3,5 Na2O 3,5 K2O 5,2 CeO2 1,0 — —
цериевое молибдено- вой группы (8) SiO2 53 ZnO 5,0 CaO 1,5 PbO 32 A12O3 1,5 MgO 1,5 Na2O 1,5 K2O 2,0 CeO2 2,0 — —
Продолжение табл. 2.2
Удельное объемное сопротив- ление р0> Ом-см Тангенс угла диэлектрических потерь tg а -10* Диэлек- трическая проницае- мость S ТКЕ, 10-е/К
при температуре, °C при частоте, Гц
20 | 100 | 200 10» 10« 107
1014 Т.Ю12 7-10’ 22 18 16 5,1 —
1016 1012 10” 30 26 23 — —
10” IO12 10” 30 26 23 — —
Ю’4 10” 4-10” 13 13 И — —
Наименование и группа материала Химический состав, вес. % Термо- стойкость, °C
кварцевое (9) SiO2 99,5 Fe2O3 0,005 500
Ситалльг.
1 группа А12О3 13,6 SiO2 58,5 CaO 10,73 MgO 8,1 240
2 группа A12O3 22,18 SiO2 58,38 MgO 10,8 Na2O 0,26 280
Керамика еакуум-плотная
форстеритовая MgO 45,7 SiO2 42,9 BaO 7,5 A12O3 3,9 —
высокоглиноземи- стая A12O3 94,4 SiO2 2,76 Cr2O3 0,49 MnO 2,35 1240
высокоглиноземи- стая A12O3 99,7 MgO 0,3 1100
Продолжение табл. 2.2
ТКЛР, 10-« град"1 Удельное объемное сопротив- ление рц, Ом-см Тангенс угла диэлектрических потерь tg б-10» Диэлек- трическая проницае- мость С ТКЕ, 10-в/К
при температуре, °C при частоте, Гц
20 100 200 10» 10» 107
0,5 1014 1012 10й 1,1 1,0 1,0 3,81 —
5,0 1016 1013 8-Ю11 16 15 13 8,5 —
5,0 1018 1013 101а 197 194 150 6,4 —
8,0 10” 10’5 1014 2,0 2,0 1,5 6,9 —-
6,0 101в 5-103 1012 5,0 3,0 2,0 9,8 —
8,0 5.1016 1014 3-1013 0,8 0,7 0,5 10,5 —
Наименование и группа материала Химический состав, вес. % Термо- стойкость, °C ТКЛР, 10"® град*1
алюмооксидная А12оз 97,0 SiO2 1,0 СаО 1,0 В2О3 1,0 1120 6,5
Керамика радиот ех ниче ская: титанат кальция — 155 12,0
титанат стронция — 85 12,0
титанат кальция и алюминат лантана — 300 12,0
титанат кальция, цирконат кальция — 155 12,0
титанат кальция, цирконат кальция и станолит кальция — 300 12,0
тетратитанат бария — 125 12,0
ортотитанат магния, титанат кальция — 85 12,0
Продолжение табл. 2.2
Удельное объемное сопротив- ление р0, Ом-см Тангенс угла диэлектрических потерь tg S-101 Диэлек- трическая проницае- мость е ТКЕ, 10-в/К
при температуре, °C при частоте, Гц
20 100 200 105 10» 10’
1017 1015 1014 0,95 1,8 2,1 Ю.,2 —
5-10” 1010 (при 155°С) 10» 7,0 4,0 2,5 130 —1500
5-10’2 10” — 8,0 5,0 3,0 —3300 ±1000
1014 10” — 4,0 3,0 2,0 65 —750
— 10” — 6,0 4,0 3,0 45 —470 ±90
— 10” (при 155°С) — 7,0 4,5 2,5 18 —75 ±30
—- 10” — 8,0 6,0 3,0 28 —47 ±20
— 10” 7,5. 6,0 4,0 13 ±33 ±20
Наименование и группа материала Химический состав, вес. % Термо- стойкость, °C ТКЛР, Ю'в град"1
титанат стронция, титанат висмута — 125 12,0
титанат бария, тита- нат висмута — 125 12,0
ниобаты свинца, стронция и кальция — 125 12,0
стеатитовая 1 группа *— 125 (5-7)
стеатитовая 2 группа — 125 (5-7)
Сюлда „Мусковит* А12О3 38,1 SiO2 46,21 Fe2O3 1,97 MgO 0,06 Na2O 0,73 K2O 8,98 500—600 —
сл
со
Продолжение табл. 2.2
Удельное объемное сопротив- ление ру, Ом-см Тангенс угла диэлектрических потерь tg 6-Ю1 Диэлек- трическая проницае- мость S ТКЕ, Ю-’/К
при температуре, °C при частоте, Гц
20 100 200 10» 10’ 107
— 10й — 26 20,0 13,0 900 —
— 1010 (при 125°С) — 300 250 200 1400 —
— 1010 (при 155°С) — 700 500 350 2500 —
2-1015 1012 (при 125°С) 1012 13 10 8,0 7,5 +100 +30
3-1013 1013 (при 125°С) 5-Ю12 12 10 7,0 7,5 + 100 +30
1018 3,5-Ю16 8-Ю13 2,0 2,0 1,0 — —
Таблица 2.3
Удельное сопротивление стекол и ситаллов при воздействии импульсной радиации
Наименование и группа материала Мощность дозы 7-излу- чения Удельное сопротивление р , Ом-см, при температуре, °C
А/кг Р/с 20 100 200
Стекло электровакуумное силикатное платинитовой труп- 2,58 Ю4 5-Ю12 2-Ю12 Ю12
пы (1) 2,58-102 10® Ю10 Ю19 Ю19
2,58-Ю4 10s Ю9 Ю9 Ю9
2,58-10е Ю10 10s Ю8 10s
алюмосиликатное молибденовой 2,58 Ю4 6-Ю14 1,5-10“ 1,1. ю1*
группы (2) 2,58-Ю2 10® 10“ 10“ 10“
2,58-Ю4 Ю8 Ю19 Ю19 Ю19
2,58.10е Ю19 Ю9 Ю9 Ю9
боросиликат ное молибденовой 2,58 Ю4 10“ 3-Ю19 4-Ю19
группы (3) 2,58-102 10® Ю9 10* Ю9
2,58-Ю4 10s Ю8 10® Ю8
2,58-Ю6 Ю10 Ю7 Ю7 Ю7
боросиликатное вольфрамовой 2,58 Ю4 5-10“ 10“ 5-10“
группы (4) 2,58-Ю2 10® 10“ 10“ 10“
2,58-Ю4 10s Ю10 Ю19 Ю19
2,58-10® Ю10 Ю8 Ю8 Ю8
алюмоборосиликатное вольфра - 2,58 Ю4 2.Ю12 5-10" 2-Ю19
мовой группы (5) 2,58-Ю2 10® 3-Ю9 Ю9 109
2,58-Ю4 Ю8 Ю8 10s Ю8
2,58-10® Ю10 Ю7 Ю7 Ю7
алюмоборосиликатное молибде- 2,58 Ю4 10“ 3-Ю19 4-Ю19
новой группы (6) 2,58-Ю2 10® Ю9 Ю9 Ю9
2,58-Ю4 Ю8 Ю8 Ю8 Ю8
2,58-10® Ю10 Ю7 Ю7 Ю7
цериевое молибденовой группы 2,58 Ю4 10“ 3-Ю19 4-Ю19
(7) 2,58-Ю4 10s 108 Ю8 10s
2,58-10® Ю10 Ю7 Ю7 Ю7
цериевое молибденовой группы, 2,58 Ю4 6-Ю13 1,5-Ю13 1,1-Ю13
(8) 2,58-Ю2 10® 10“ 10“ 10“
2,58-Ю4 10s Ю10 Ю19 Ю19
2,58-10® Ю10 Ю9 10’ Ю9
кварцевое (9) 2,58 Ю4 Ю14 5-Ю13 2-Ю13
2,58-Ю2 10® Ю12 8-10" 4-10“
2,58-Ю4 Ю8 10“ 10“ 10“
2,58-10® Ю19 Ю9 Ю9 Ю9
Саталлы: 1 группа 2,58 Ю4 5-Ю12 2-Ю12 5-Ю12
2,58-Ю2 10® 10“ Ю19 6-Ю9
2,58-Ю4 Ю8 Ю9 Ю9 Ю9
2,58-10® Ю10 10s Ю8 Ю8
2 группа 2,58 104 Ю13 Ю10 4-Ю7
2,58-Ю2 10® Ю12 Ю8 5-10®
2,58-Ю4 Ю8 Ю19 Ю7 10s
2,58-Ю® Ю19 10е 10® Ю4
60
Таблица 2.4
Удельное сопротивление и тангенс угла диэлектрических потерь стекол
и ситаллов при облучении интегральным потоком нейтронов
Наименование и группа материала Интеграль- ный по- ток, нейтр/сма Удельное сопротивление р0, Ом-см, при температуре, °C Тангенс угла диэлек- трических потерь tg а-10* при частоте, Гц
20 I 100 | 200 105 | 10» 10*
Стекло:
силикатное платинитовой 1013 1016 10” 10” 12 12 10
группы (1) 1015 1016 10” 10” 12 12 10
1018 10” 10” 10” 30 15 20
алюмосиликатное молиб- 1013 10” 10” 10” 13 13 11
деновой группы (2) 1015 1017 10” 10” 13 13 11
1018 1017 10” 10” 18 16 28
боросиликатное молибде- 1013 1015 10” 10” 30 26 23
новой группы (3) 1015 1015 10” 10” 30 26 23
1018 5-10” 5-10” 5-10’ 65 47 47
боросиликатное вольфра- 1013 1017 10” 3-10” 12 10 8
мовой группы (4) 1015 5-10” 5-10” 10” 12 10 8
1018 10” 10” 3-10” 12 10 8
алюмо боросиликатное ю13 10” 7-Ю13' 7-10” 22 18 16
вольфрамовой группы (5) 1015 1018 7-10” 7-10” 22 18 16
1018 5-10« 7-10” 2-10” 30 25 16
алюмоборосиликатное мо- ю13 10” 10” 10” 30 26 23
либденовой группы (6) 1015 10” 10” 10” 30 26 23
1018 5-10” 5-10” 5-10® 65 47 47
цериевое молибденовой 1013 1015 10” 10” 30 26 23
группы (7) 10” 1018 10” 10” 30 26 23
1018 5-10” 5-10” 5-10® 65 47 47
цериевое молибденовой 1013 1017 10” 10” 13 13 11
группы (8) 10” 10” 10” 10” 13 13 11
1018 10” 10” 10” 18 16 28
кварцевое (9) ю13 10” 10” 10” 1,1 1 1
10” 10” 10” 10” 1,1 1 1
Сшпаллы: 1018 Ю2О 10” 10” 18 5 3
1 группа 1013 10” 2-10” 8-10” 16 15 3
10” 10” 2-10” 8-10” 16 15 13
1018 10” 2-10” 8-10” 140 70 13
2 группа 1013 10” 10” 4-10® 197 174 150
10” 10” 10” 4-10® 197 174 150
1018 10” 10” 4-10® 570 495 461
которого меняется в довольно широких пределах [П2]. Незначительное изменение по-
казателя преломления обычных стекол может быть связано со слабым влиянием излу-
чения на поляризуемость ионов кислорода.
В системах ориентации космических кораблей важным элементом являются
фотоэлектрические приборы. Входные окна этих приборов, изготавливаемые из раз-
личных сортов оптического и электровакуумного стекла, подвержены воздействию
космической радиации. Это может существенно повлиять на работоспособность систем
ориентации.
Природа изменений оптических свойств стекол различна, но чаще всего заклю-
чается в окрашивании (в видимой части спектра) и появлении полос поглощения
61
(в инфракрасной и ультрафиолетовой областях спектра). При этом также возрастает
оптическая плотность стекол.
Процессы, происходящие в стеклах при облучении, различны для «мягкого» и
«жесткого» излучений. При облучении «мягкими» -у-квантами окрашивание происходит
за счет захвата возбужденных электронов дефектами, существующими в кристалле
в термодинамическом равновесии. Если же при облучении появляются в большом
Рис. 2.16. Зависимости величины коэффициента пропускания цериевого стекла груп-
пы (7) (см. табл. 2.2) от интегрального потока нейтронов (а), протонов (б), электро-
нов (в), у-квантов (г) на длинах волн:
1) 418 нм; 2) 408 нм; 3) 395 нм; 4) 390 нм; 5) 370 нм
количестве дефекты смещений (при облучении нейтронами и протонами высоких энер-
гий), то окрашивание происходит также и за счет захвата электронов этими новыми
дефектами. Если природа излучения такова, что она создает как сильную ионизацию,
так и смещение атомов, то в совокупности изменения оптических свойств стекол при
таком воздействии будут намного выше.
Поскольку все без исключения виды излучений вызывают и те, и другие процессы,
можно предполагать, что в стеклах количественные различия эффективности воздей-
ствия разных излучений (нейтроны, протоны, электроны, у-кванты) должны стать
менее резкими, чем это имеет место в полупроводниковых материалах и приборах.
Сравнительная эффективность воздействия различных видов излучения на оптиче-
ские свойства стекол хорошо прослеживается по коэффициенту поглощения тп.
62
Для примера на рис. 2.16—2.18 приводятся функциональные зависимости тп сте-
кол разных марок от интегрального потока различных видов излучений. Указанные
стекла принадлежат к боросиликатным, молибденовым, свинцовым группам и приме-
няются в ФЭУ, окнах вариконов, суперортиконов и т. д. Эти зависимости были по-
строены по спектральному распределению пропускания стекол, измеренному после
получения различных интегральных потоков и доз облучения.
Рис. 2.17. Зависимости величины коэффициента пропускания образцов алюмобороси-
ликатного стекла группы (6) (см. табл. 2.2) от интегрального потока нейтронов (а),
протонов (б), электронов (в), у-квантов (г) на длинах волн:
1) 390 нм; 2) 380 нм; 3) 360 нм; 4) 330 нм
Общим для этих зависимостей является следующее. Во-первых, максимум погло-
щения с возрастанием интегральных потоков облучения сдвигается в красную область.
Во-вторых, характер зависимостей тп(Ф) для всех видов излучений одинаков: при
малых дозах происходит плавное уменьшение тп> при некоторых значениях Ф, харак-
терных для каждого вида излучения, скорость уменьшения тп возрастает, а при боль-
ших дозах происходит насыщение тп- Стекла различны по своей радиационной стой-
кости. Коэффициент поглощения кварцевого стекла и боросиликатного стекла молибде-
63
новой группы наиболее резко растет при облучении. Стекло молибденовой группы
с примесью церия является очень устойчивым к действию излучения. Эти особенности
разных стекол проявляются при любом виде облучения и объясняются влиянием
добавки церия (СеО2) на радиационную стойкость стекол.
Рис. 2.18. Зависимости величины коэффициента пропускания кварцевого стекла груп-
пы (9) (см. табл. 2.2) от интегрального потока нейтронов (а), протонов (б), электро-
нов (в), у-квантов (г) на длинах волн:
1) 390 нм; 2) 380 нм; 3) 370 нм; 4) 360 нм
Подавление окрашивания в цериевых стеклах происходит из-за присутствия иона
Се4+, который, являясь мощным акцептором электронов, нейтрализует образующиеся
при облучении свободные электроны и тем самым не дает им возможности участвовать
в создании центров окраски. В некоторых работах '[108—112] показано, что добавка
к алюмосиликатным, боросиликатным, свинцовым стеклам 1—2% двуокиси церия СеО2
позволяет получать стекла с приемлемыми оптическими свойствами после дозы
у-излучения Со80, равной 5-10® Дж/кг (5-10® рад). В обычном состоянии эти стекла
64
темнеют при дозе 102 Дж/кг (104 рад), а при 104 Дж/кг (10е рад) становятся почти
непригодными. Аморфная двуокись кремния высокой чистоты обладает, как и церий-
содержащие стекла, высоким сопротивлением окрашиванию вплоть до доз 106 Дж/кг
(108 рад).
Опыты с цериевой защитой от окрашивания показывают, что в видимой части
спектра наблюдается смещение порога пропускания света к несколько большим длинам
волн. Хотя добавка двуокиси церия к стеклу повышает его сопротивление к радиа-
ционному окрашиванию, СеО2 следует применять с осторожностью, так как при слиш-
ком большом количестве церия стекло приобретает желтый оттенок [108].
Та блица 2.5
Удельная
радиолюминесценция
стекол при воздействии
импульсной радиаций*
Группа
стекла
1
2
3
4
5
6
7
8
9
Абсолютный выход
радиолюминесцен-
ции за импульс,
приведенный д
I Дж энерговыде-
ления'реактора,
ХЮ'14
11,35
3,67
4,03
4,03
4,03
4,4
11,35
1,7
1,9
* Номера групп стекол
в соответствии с табл. 2.2.
Рис. 2.19. Данные об уровне люминесценции основных
групп стекол при облучении у-квантами Со60
При применении стекол в выходных окнах приемопередающих электронно-лучевых
приборов необходимо учитывать такое их свойство, как уровень радиолюминесценции.
У различных марок стекол уровень радиолюминесценции неодинаков и линейно связан
с мощностью дозы у-излучения. На рис. 2.19 приведены данные по уровню люминес-
ценции (яркости излучения) основных классов стекол при облучении у-квантами Со80
с интенсивностью 3*10-3 А/кг (11,6 Р/с). Данные по яркости радиолюминесценции
(Lv) стекол нормированы на 1 см толщины образцов и облучение 2,58-Ю-4 А/кг
(1 Р/с). Из рисунка видно, что наибольшей люминесценцией обладают, как правило,
стекла с большим коэффициентом поглощения и малой добавкой церия.
Соотношение уровней люминесценции стекол остается практически одинаковым
при переходе от непрерывного излучения к импульсному, при этом кривая люминесцен-
ци истекла точно следует за кривой импульса и их максимумы совпадают; остаточного
послесвечения не наблюдается.
В табл. 2.5 приведены данные удельной радиолюминесценции основных марок
исследуемых стекол, позволяющие производить количественную оценку уровня генери-
руемых у-излучением в стеклах световых помех и степень их воздействия на полезный
сигнал.
5—510
65
Керамика. Керамические материалы находят широкое промышленное применение
благодаря таким свойствам, как высокое электрическое сопротивление, относительно-
малые диэлектрические потери, высокая термостойкость, теплопроводность и механи-
ческая прочность.
В отличие от органических и полупроводниковых материалов, керамические ма-
териалы при облучении сохраняют высокие изоляционные свойства вплоть до инте-
гральных потоков 1018 нейтр./см2 и по своей радиационной стойкости занимают сле-
Рис. 2.20. Температурная зависимость тангенса угла диэлектрических потерь вакуум-
плотной (а) и титаносодержащей радиотехнической (б) керамики (номера кривых соот-
ветствуют группам керамики в табл. 2.6)
находят вакуум-плотная и радиотехническая (конденсаторная и установочная) кера-
мика. На изменение электрических параметров керамических материалов наибольшее
влияние оказывают температура и проникающие излучения. В результате воздействия
температуры и проникающих излучений удельное сопротивление монотонно снижается,,
а тангенс угла диэлектрических потерь возрастает. Температурная зависимость танген-
са угла диэлектрических потерь хорошо проявляется в области низких частот. При
этом чем меньше частота поля, тем более резко tg 6 изменяется с температурой.
На рис. 2.20 приведены температурные зависимости тангенса угла диэлектрических
потерь стеатитовой и титаносодержащей керамики различных групп.
При воздействии ионизирующих излучений в керамике, как и в любых материа-
лах, возникают ионизационные процессы и структурные нарушения, приводящие
к изменению электрофизических характеристик обратимого и необратимого характера.
В результате нарушения структуры происходят различные изменения свойств,
вещества. Внедрение атомов в междуузлия решетки и перемещение их внутри аморф-
ных областей приводит к образованию сложных комплексов и ассоциаций. Комплексы
66
м ассоциации, возникающие в материале в результате облучения, со временем могу1,
развиваться и вызывать изменения характеристик материала даже после облучения.
Дефекты структуры понижают теплопроводность керамики. Термические пики, особен-
но образующиеся в конце пути пробега частиц и атомов отдачи, представляют собой
локализованные области высоких температур. Быстрый нагрев и охлаждение в этих
областях могут усилить диффузию и привести к образованию метастабильных фаз.
Так как нарушенная при облучении решетка термодинамически неустойчива, во
многих случаях возможно восстановление свойств облученных керамических материа-
лов отжигом. Чрезвычайно существенно, что степень нарушения структуры материала
можно уменьшить, если выдерживать образец во время облучения при повышенных
температурах.
В результате ядерных реакций при облучении керамических материалов нейтро-
нами, протонами и электронами высоких энергий могут образовываться новые примеси.
Отметим, что для большинства неорганических диэлектриков этот эффект не очень су-
ществен, за исключением случаев ядерных реакций с последующим газовыделением
(например, при реакции нейтронов с бериллием образуется гелий). Газы в решетке
могут накапливаться, образуя пузырьки, что приводит к сильному разбуханию образ-
цов материала. Атомы примесей, не приводящих к газовыделению, могут существенно
менять свойства керамических материалов, аналогично тому, что наблюдается в полу-
проводниковых материалах и активных элементах лазеров.
Облучение керамических материалов потоками импульсной радиации вызывает
существенное изменение электрических параметров при мощности доз порядка 2,58 А/кг
(104 Р/с) и выше.
В табл. 2.6 приведены данные по удельному объемному сопротивлению основных
классов керамических материалов при различных значениях мощности воздействующих
доз импульсной радиации.
В табл. 2.7 приведены значения удельного объемного сопротивления и тангенса
угла диэлектрических потерь керамических материалов при различных величинах инте-
гральных потоков нейтронов. Из таблицы видно, что керамика группы (1) по сравне-
нию с другими материалами менее радиационно-стойкая. При потоке 1018 нейтр./см2
и частоте 104 Гц значение tg б у этой керамики увеличивается в 40 раз. У керамики
группы (7) и слюды типа «мусковит» значение tg б начинает незначительно возрастать
во всем диапазоне измеряемых частот (104—107 Гц) только после облучения потоком
5-Ю18 нейтр./см2.
У керамики группы (2) не изменяется значение tg б во всем диапазоне частот,
вплоть до потока 1019 нейтр./см2.
Приведенные в табл. 2.2—2.6 данные показывают, что:
— до облучения в нормальных условиях удельное объемное сопротивление (рс)
и тангенс угла диэлектрических потерь (tg б) стекол находятся в пределах pt>=1010—
1015 Ом-м, tgб=10_3—10~4, причем у большинства этих материалов высокие диэлек-
трические свойства сохраняются в широком интервале частот (104—108 Гц) и темпе-
ратур (от —60 до -}~200оС);
— температурная зависимость tg б, подобно температурной зависимости электро-
проводимости, в первом приближении имеет экспоненциальный возрастающий характер;
— экспоненциальное возрастание ро и tg6 при увеличении температуры обуслов-
лено увеличением числа свободных носителей (электронов, ионов) в зоне проводимо-
сти, а также числом центров рекомбинаций;
— замечено, что чем меньше частота поля, тем более резко она изменяется
с температурой за счет увеличения числа низкочастотных центров рекомбинаций и но-
сителей тока в зоне проводимости;
— при воздействии проникающих излучений в неорганических диэлектриках на-
блюдается экспоненциальное возрастание проводимости и диэлектрических потерь за
счет роста числа центров рекомбинации и свободных носителей в зоне проводимости,
5*
67
Таблица 2.f>
Удельное объемное сопротивление керамики и слюды при воздействии
импульсной радиации
Наименование и группа материала Мощность дозы ^-излуче- ния Удельное сопротивление рр, Ом-см, при температуре, °C
А/кг Р/с 10 100 200
Керамика:
форстеритовая (1) 2,58 Ю4 5-Ю13 2-1013 5-Ю12
2,58-Ю2 Ю6 1012 8-Ю11 6-101*
2,58-Ю4 Ю8 Ю10 Ю1® Ю10
2,58-10® Ю1® 10® 109 Ю9
высокоглиноземистая (2) 2,58 Ю4 3,2-Ю12 1,5-Ю12 7-Ю1*
2,58-Ю2 Ю6 10" 8-Ю1® 5-Ю1®"
2,58-Ю4 Ю8 Ю10 Ю1® Ю1®
2,58-Ю6 Ю1® Ю9 10® Ю9
высокоглиноземистая (3) 2,58 Ю4 5-Ю12 2-Ю12 ю12
2,58-Ю2 Ю6 5-Ю11 5-Ю11 5-Ю1*
2,58-Ю4 Ю8 Ю10 Ю1® Ю1®
2,58-Ю6 Ю10 Ю9 Ю9 Ю9
алюмооксидная (4) 2,58 Ю4 Ю13 8-Ю12 3-Ю12
2,58-Ю2 Ю6 Ю12 Ю12 Ю12
2,58-Ю4 Ю8 3-Ю11 2-Ю11 Ю11
2,58-Ю6 Ю1» Ю9 109 Ю9
титанат кальция (5) 2,58 Ю4 3-Ю1® 2,5-Ю9 2- 10s
2,58-Ю2 10s 109 Ю9 Ю8
2,58-Ю4 108 3-Ю8 Ю8 J5-107
2,58-Ю6 101в Ю8 Ю8 г Ю7
титанат кальция, алюминат тан- 2,58 Ю4 6-Ю1® Ю10 5-Ю9
тала (6) 2,58-Ю2 Ю6 3-Ю9 Ю10 3-Ю9
2,58-Ю4 10s Ю9 Ю9 109
2,58-Ю6 Ю10 10s Ю8 Ю8
титанат кальция, цирконат каль- 2,58 Ю4 7-Ю1® 7-Ю9 7-Ю¥
ция, станат кальция (7) 2,58-Ю2 Ю6 3-Ю9 109 5-Ю®
2,58-Ю4 Ю8 Ю9 5-Ю8 3-10®
2,58-Ю6 Ю10 5-Ю8 Ю8 Ю8
титанат бария, титанат висмута 2,58 Ю4 6-Ю10 6-Ю8 6-Ю7
(8) 2,58-Ю2 Ю6 7-Ю9 2-Ю8 Ю7
2,58-Ю4 Ю8 5-Ю8 10s Ю7
2,58-Ю6 1016 Ю8 7-Ю7 107
стеатитовая (9) 2,58 104 5-Ю11 2-Ю1® 5И019
2,58-Ю2 Ю6 Ю1® 8- Ю8 6-10»
2,58-Ю4 Ю8 108 108 Ю8
2,58.10е Ю1» Ю7 Ю7 107
стеатитовая (10) 2,58 Ю4 3-Ю11 2-101® 5-Ю9
2,58-Ю2 10е 3-Ю1® 8-108 6-10s
2,58-Ю4 108 Ю8 Ю8 10s
2,58-Ю6 Ю1® 107 Ю7 107
муллиткорундовая из классов 2,58 104 5-Ю12 8-Ю1® Ю1®
ультрафарфоров (11) 2,58-Ю2 106 5-Ю11 8-Ю8 8-10s
2,58-Ю4 Ю8 108 Ю8 108
2,58-Ю6 Ю10 Ю7 Ю7 107
Слюда
„Мусковит* 2,58 Ю4 5-Ю14 3,5-Ю14 8-Ю11
2,58-Ю2 106 5-Ю13 3.5-1012 8-Ю1®
2,58-Ю4 Ю8 5-Ю11 5-Ю11 5-Ю11
2,58-Ю6 Ю1® 101® Ю1® 101®
68
Таблица 2.7
Удельное объемное сопротивление и тангенс угла диэлектрических потерь
керамики и слюды при облучении интегральным потоком нейтронов
Наименование и группа материала Интеграль- ный поток, нейтр./см1 рр. Ом-см, при температуре, °C tg 8 • 104 при частоте, Гц
20 100 200 10» 10’ 10’
Керамика:
форстеритовая (1) 1015 5-Ю13 2-Ю13 5-Ю12 4 4 3
1016 5-Ю13 2-1013 5-1012 8 8 6
1018 4,7-Ю13 1,7-1013 4,7-1012 120 58 18
высокоглиноземистая 1015 3,2-1012 1,5-1012 7-10" 5 3 2
(2) 1016 3,2-1012 1,5-Ю12 7-10" 5 3 2
1018 3,2-1012 1,5-Ю12 7-10" 5 3 2
высоко глиноземистая 1015 5-1016 1014 3-Ю13 1,6 1,4 2
(3) 1016 5-1016 1014 3-Ю13 3,2 2,8 2
1018 5-Ю14 1012 3-10" 6,4 5,6 4
алюмооксидная (4) 1015 1017 1015 1014 1,9 3,6 4,2
1016 1017 1015 1014 2,3 4,3 5,0
1018 1018 1013 10" 3,5 6,4 7,5
титанат кальция (5) 1O1S 3-Ю10 2,5-109 2-108 25 15 10
1016 7-10® 7-108 7-Ю7 30 18 12
1017 5-10» 5-108 5-Ю7 43 27 18
титанат кальция, алю- 1015 6-1010 1010 5-10® 25 15 10
минат лантана (6) 1016 6-1010 1010 5-10® 30 18 12
1017 5-1010 1010 5.10» 55 27 18
титанат, цирконат и 1015 7-Ю10 7-109 7-Ю8 — 12 4,5
станат кальция (7) 1016 6-Ю10 6-109 6-109 12 4,5
1017 5-Ю10 5-Ю9 5-109 — 12 4,5
титанат бария и висму- 1018 6-Ю10 6-108 6-107 50 30 20
та (8) 1016 5,5-Ю9 5,5-Ю8 5,5-Ю7 40 37 25
1017 4-109 Э- 10s 4-Ю7 40 37 25
стеатитовая (9) 1015 2-1015 1012 1012 26 20 16
1016 7-Ю14 7-Ю11 7-10" 29 22 18
1018 2-1013 1010 1010 58 44 36
стеатитовая (10) 1015 3-1015 1013 5-Ю12 24 20 14
1016 7-Ю14 7-Ю12 7-10” 27 22 16
1018 3-1013 10" 5-Ю19 54 44 32
муллиткорундовая из 1015 5-Ю16 1012 1012 48 40 28
классов ультрафарфоров 101в 7-Ю15 7-10" 7-10" 58 44 31
(П) 1018 5-Ю14 1010 101* 96 80 56
Слюда
.Мусковит* 1015 1Q18 . 3,5-Ю16 8-Ю13 2 2 1
Ю16 1018 3,5-1016 8-1013 3 3 2
1018 1018 3,5-1016 8-Ю13 5 3 2
69
при этом характер изменения ро и tg 6 в результате воздействия излучений инвариан-
тен температурным изменениям;
— по мере роста поглощенной радиационной дозы tg 6 изменяется (за счет уве-
личения числа низкочастотных центров рекомбинаций и носителей тока в зоне прово-
димости) тем сильнее, чем меньше частота воздействующего на материал поля;
— у исследованных стекол и керамических материалов при интегральных потоках
у-нейтронной радиации порядка 1018 нейтр./см2 и поглощенной дозе 107 Дж/кг
(Ю9 рад) электрические (рс, tg 6) и оптические (тп, тл) характеристики претерпевают
изменения в допускаемых пределах. В условиях воздействия импульсной п—ураДиаиии
мощностью дозы 2,58(103—Ю5) А/кг (107—109 Р/с) указанные параметры в момент
воздействия радиации претерпевают изменения от 30 до 80%;
— наблюдаемое при воздействии нейтронов, протонов и электронов высоких энер-
гий увеличение тангенса угла диэлектрических потерь у неорганических диэлектриков
при дозах 107 Дж/кг (109 рад) и выше связывается с большим накоплением в мате-
риалах разупорядоченных областей;
— сравнительные экспериментальные данные по эффективности воздействия раз-
личных видов излучения (п, р, е, у) на неорганические диэлектрики показывают, что,
как и у органических диэлектриков, степень изменения электрофизических характери-
стик зависит только от поглощенной веществом энергии излучения — дозы облучения.
2.5. Влияние радиации на электрофизические свойства
органических материалов
Органические (полимерные) материалы нашли также широкое применение в изде-
лиях электронной техники. По своим физико-техническим свойствам, эксплуатационной
характеристике и назначению эти материалы можно разделить на термопласты, пле-
ночные диэлектрики, слоистые пластики, лакоткани, компаунды, резины, клеи, лаки, по-
крытия.
В табл. 2.8—2.10 приведен перечень основных электрофизических и механических
характеристик полимерных материалов, нашедших широкое применение в изделиях
электронной техники: удельное объемное сопротивление рг, тангенс угла диэлектриче-
ских потерь tg 6, диэлектрическая проницаемость 8, пробивное напряжение С/Проб,
разрушающее напряжение при растяжении ор, относительное удлинение при разрыве
бр, разрушающее напряжение при изгибе ои, блеск покрытия Б, адгезия пленки Ар,
прочность покрытия при изгибе по шкале гибкости орэ, прочность покрытия при ударе
«у, изгиб покрытия Эг, твердость покрытия по маятниковому прибору Нм [294, 295].
Полимеры, как и полупроводниковые материалы, наиболее чувствительны к воз-
действию радиации. В поле радиации в полимерах возникают следующие эффекты:
нарушение структуры (деструкция и сшивание), ионизация, радиационный нагрев,
активация. Дефекты радиации в полимерах вызывают различные изменения физико-
химических свойств. Излучения индуцируют ряд химических реакций, изменяющих
строение полимерных молекул, что, в свою очередь, ведет к изменению их физических
свойств.
Степень изменения структуры органических материалов, как указывалось многи-
ми авторами ([29—31, 37], не зависит от вида ионизирующего излучения при равно-
значных коэффициентах передачи энергии и определяется, в основном, дозой поглощен-
ной энергии. Это объясняется тем, что воздействие любого излучения на органическое
вещество приводит к процессам ионизации полимерных молекул. Причем несмотря на
то, что энергия излучения может поглощаться любым электроном атома полимерной
молекулы с одинаковой вероятностью, химические изменения молекул полимера носят
явно выраженный селективный характер. Малая подвижность высокополимерных мо-
70
Таблица 2.8
Основные электрофизические и механические характеристики
полимерных материалов [294, 295]
Наименование материала ру, Ом-см tg S В ^проб' кВ/мм стр %. % стя
10= Па кгс/см2 105 Па | кгс/см
Т е рмопласты: полистирол 2-Ю16 2,5-10-4 2,5 62 392 400 896 914
сополимер САМП 1,8 • 1016 4,6-Ю"4 2,8 44 735 750 — — —
полиэтилен высо- 2-Ю16 1,8-10“* 2,2 — 118 120 420 — —
кого давления полиэтилен низ- 6-Ю16 1,8-10-4 2,2 82 353 360 45 —
кого давления фторопласт 6-Ю16 2,1-Ю"4 2 40 260 265 -
полиэтилентере- 2,3-1016 5,6-Ю"3 3 59 — —• 56 —
фталат (лавсан) поликарбонат 1,5-1016 2,6-10~3 3,4 32 549 560 80 98 100
полиметилмета- 2-1014 2,5-10-2 3,5 30 628 640 — 1157 1180
крилат (органиче- ское стекло) полиамид 5,5-Ю14 3,0-10-2 4,8 22 569 580 330
полиформальдегид 3-1014 4,0•10-3 4,2 22 569 580 13 — —
поливинилхлорид 1G15 1,5-10-2 3 — — — .— — —
полипропилен 1016 1,6-10-3 3,5 — — —. 150 —
мекапол 4-Ю16 2-10-3 3 40 225 230 7,5 — —
Диэлектрики пленочные: полистирол 3.101в 10"4 2,4 130 588 600 2,5
САМП 1,8- 101в 410"* 2,6 240 785 800 3,3 —
полиэтилен низ- 1016 2,5-10-4 2,6 120 755 770 510 — —
кого давления фторопласт 6-Ю16 2,5-10-4 2,2 200 490 500 45 —
лавсан 4-Ю16 3,1•10-3 3 200 1245 1270 175 — —
поликарбонат 1,3-1018 2-10-3 2,75 240 1255 1280 82 — —
полипараксили- 5-1015 2,6•10-3 4,4 120 — — — — —
новая пленка триацетатная 9-10*3 1,6-Ю-3 3,7 85 1079 1100 10,5 — —
пленка конденсаторная 4-1013 2-10-2 2,4 — 1147 1170 —
бумага гибкий фольгиро- Ю17 6-Ю"3 2,7 150 — — — —
ванный диэлек- трик, ФД1-1
Слоистые пластики» стеклопластики, лакоткани
Стеклотекстолиты: СТК-41 4-Ю13 4-Ю-2 4,9 49 2280 2325 8
СКМ-1 2,1 • 1013 9,4-10-3 5,0 39 — ——. — — —
КАСТ-В 1015 4,2-10-3 5,3 — 3040 3100 — 2059 2100
СТЭФ 6-1017 4,2-Ю-3 5,5 — ЗОН 3070 -— 3677 3750
гетинакс, Гв 4,4-Ю12 4,4-10-2 5,2 60 — — — 1177 1200
стеклолакоткань, лек 2,1 -101* 5,1-10-2 4,2 46 1922 1960 8 — —
текстолит марки — 6,5-Ю"2 3,7 — 588 600 — 834 850
лакоткань, лхем 2-Ю13 7,8-Ю"1 4,3 — — — — — —
лакоткань шелко- вая, ЛШС 4-Ю12 — 52
71
Продолжение табл. 2.8
Наименование материала р0, Ом-см tg s е ^проб’ кВ/мм ср V % °и
10s Па | <гс/см5 10» Па | кгс/сма
П ре сс-мате риалы: АГ-4 1,7-Ю12 7-Ю-2 6,5 45
ДАИФ-С 2-Ю18 7-10-3 5,2 26 255 260 —— 490 500
К-78-51 3-Ю14 1,1'10-2 — — — — 490 500
К-123-47 Ю14 2,8-Ю-2 5 — — — 677 690
К-124-50П — — —— — — — — 735 750
К-214-2 2-1014 2-Ю"2 6,5 490 500 — 588 600
К-214-52 5-Ю15 ю-2 5 14 — — — 431 440
ДСВ-2Р-2М 2,8-Ю14 —— 5,5 28 — — 3432 3500
СНК-2-27 2-1012 7-Ю-3 3 — — — 588 600
КФ-9 1016 4-Ю"3 3 — — —— 214 218
КФ-Ю 101в 3,2-10-3 3,5 — — — —— 210 214
РТП-ЮО 5-Ю13 1,5-10"» 6,5 — — — ——
РТП-170 1013 2-10-2 5,8 — —- —— — 1024 1044
РТП-200 6-Ю14 2-10-2 4,5 — —— —— — —-
ФКПМ-15Т Ю12 9-Ю-2 — 20 — — — 490 500
Компаунды: ЭК-16Б 5,3-Ю14 1,4-10-» 4,2 294 300
экм 3-Ю14 io-2 4,9 27 402 410 — 783 798
ЭФП-61 2-Ю14 1,5-Ю-2 5,2 38 588 600 — 610 622
ЭКАМ-60 101в 6,8-10-» 4,2 36 —— — 1069 1090
КП-18 1,5-Ю13 —— — 25 114 116 4 — —
КП-34 8-101а 10-3 — 26 — —- 353 360
ЭЗК-9 3-Ю18 2,8-Ю-2 — — 226 230 120 — —
ЭЗК-67 1015 2-Ю"2 5,2 26 118 120 — —
ЭЗК-105 ЗЮ1® 2,4-Ю-2 5 30 343 350 —— — —
КТ-103 4-Ю4 — — —. — —- — —
КЭТО-41 3,5-Ю18 3-Ю"2 5,5 34 343 350 — ——
КЖ-25 Ю1’ —— — — 392 400 — 485 495
ЭКБТ 1018 6-Ю-3 4,6 35 667 680 — 1275 1300
Резина: 14Р-2 1,2-Ю14 1,8-10-» 6,3 40,6 41,4 273
НО-68-1 — — — — 110 112 255 — —
ИРП-1267 1,7-Ю15 10-1 5,7 15 31,4 32 200 — —
лекул может приводить к передаче энергии возбуждения вдоль главной цепи и к раз-
мывам наиболее слабых связей [113].
В отличие от диэлектриков неорганического происхождения и полупроводниковых
материалов, физико-химические нарушения у полимеров возникают в основном за счет
однократной ионизации. Поэтому как деструкция — разрыв главной цепи полимерной
молекулы, так и сшивание — отрыв боковых групп с последующим образованием свя-
зей с соседними молекулами — в сильной степени зависят от общей поглощенной дозы
и определяются первоначальной структурой молекул полимера. Чаще всего оба про-
цесса протекают одновременно, хотя один из них может превалировать. Например,
у полиэтилена, полистирола, полиэтилентерефталата, поликарбоната, сополимера САМП
преобладает сшивание, а у политетрафторэтилена — деструкция.
Деструкция приводит к резкому изменению свойств: возрастает растворимость и
текучесть, падает прочность и разрывное удлинение, в результате полимер превращает-
ся в вязкую жидкость. Сшивание уменьшает растворимость и текучесть, сначала обра-
зуются разветвленные молекулы и растет молекулярный вес, а затем при достаточном
72
числе сшивок образуется сплошная прост-
ранственная сетка, т. е. возникает нераст-
воримый гель. Начало гелеобразования от-
вечает условию, когда на каждую среднюю
весовую молекулу полимера приходится
одно сшитое звено.
При облучении в активных средах
в присутствии кислорода окислительная де-
струкция начинает преобладать над сшива-
нием. Кислородные молекулы при этом,
продиффундировав внутрь образца, начина-
ют реагировать с образующимися радика-
лами. Влияние кратковременного воздей-
ствия радиации на относительно массивные
образцы почти одинаково как в воздухе,
так и в вакууме и в инертной среде. Для
объяснения сшивания и деструкции в ра-
ботах [19, 107, ИЗ—115] предложены схе-
мы реакций, различные для разных полиме-
ров. Отмечено некоторое общее правило, со-
гласно которому в полимерах винилового
ряда, имеющих строение СН2—CHR, на-
блюдается преимущественно сшивание, а в
полимерах, имеющих строение СН2—
CRi • R2, — деструкция.
При облучении полиэтилена от исход-
ной молекулы отрывается один атом водо-
рода, который затем отрывает второй атом,
образуя молекулу Н2 возникшие полимерные
ем связи между собой:
Таблица 2.9 Механическая характеристика клеев
Марка клея Предел прочности при сжатии ~сж
IO® па кгс/см»
к-300-61 109,8 112,0
К-400 159,8 163,0
БФ-2 198,1 202,0
БФ-4 115,7 118,0
ВИАМ-Ф9 51,0 52
ЭПН-20 164,7 168,0
Эпоксидный ЭР 131,4 134,0
эт 106,9 1.09,0
ЭМН-150 158,9 162
К-139 76,5 78,0
ВС-ЮТ 116,3 118,0
ПУ-2 148,1 151,0
ПУ-2-12 94,1 96,0
ВК-1 209,8 214,0
ВК-1М 235,4 240,0
вк-з 48,1 49,0
ВК-4 49,0 50,0
ВК-5 78,5 80,0
ВК-9 187,3 191,0
КЛН-1 168,7 172,0
4НБ 7,8 8,0
88-НП 12,3 12,5
Лейконат 94,1 96,0
ОК-1 116,7 119,0
радикалы рекомбинируют с образовани-
В политетрафторэтилене, аналогичном по структуре полиэтилену, при облучении
происходит не сшивание, а деструкция, что связано, очевидно, с большой напряжен-
ностью связи углерод — фтор. При отрыве одного атома фтора образуется не сшивка
между углеродными атомами, а перекисные радикалы по схеме:
F|
CF2 — GF — CFZ
\ ^неспаренныи электпрон
' -на атоме кислорода
0 — 0
Перекисные радикалы образуются за счет наличия в политетрафторэтилене не-
большого количества кислорода в растворенном виде. Эти радикалы стабильны, устой-
чивы к действию температуры, медленно релаксируются и могут сохраняться в течение
нескольких месяцев.
73
Малая интенсивность образования радикалов в полистироле и сополимере САМП
объясняется тем, что для разрыва связей типа С—Н в бензольном кольце нужна
значительно большая энергия, чем для разрыва подобных связей в других полимерах.
Бензольное кольцо является как бы аккумулятором энергии. На снижение концентра-
ции радикалов влияет присутствие кислорода, способствуя их окислению. Количество
образующихся свободных радикалов в полимерах зависит от химической природы и
структуры материала и для каждого материала пропорционально дозе облучения.
Таблица >2.10
Основные электрофизические и механические характеристики лаков и эмалей
Марка материала Б. % Др, балл стрэ’ мл ау, Дж Э , ми нм- ус л. ед. Он-си
Лаки'.
УР-2, УР-31 48 1 6,1 4,0 1 0,5 1016
Этиноловый 29 4 51 — 10 0,72 —
Э-4100 35 1 4,0 4,0 3 0,8 1018
КО-815 33 2 4,2 5,0 3 0,75 Ю18
ХСЛ 6 2 5,2 5,0 3 0,45 —
Эмалевые покрытия,'.
ПФ-115 49 1 7,8 5,0 1 0,2 —
ПФ-133 23 1 5,5 5,0 1 0,25
ПФ-218Г 23 1 5,5 5,0 1 0,25
ПФ-223 1 8,0 4,5 — 0,54
НКО-6 — 1 — 3,0 15 0,53 —
НЦ-11-56 14 2 4,2 5,0 -— — —
МЛ-12-00 56 2 8,4 5,0 5 0,64 —
МЛ-12-61 56 2 10 5,0 5 0,57 —
МЛ-12-71 52 2 8,5 5,0 5 0,62 —
МЛ-165 35 1 8,5 5,0 3 0,42 —
ХСЭ-23 — — 10,0 4,3 5 0,3 —
ХВ-124 14 1 4,4 5,0 1 0,45 —
ХВ-527 3 2 8,5 5,0 3 0,57 —
ВЛ-515 4 1 7 5,0 1 0,61 —
ЭП-74Т 45 1 6,3 4,0 5 0,40 —
ОЭП-4173-1 16 1 9,0 5,0 3 0,81 —
ЭП-51 1 26 4,5 5,0 3 0,48 —.
ЭП-525 11 2 — 3 0,47 -—
ЭП-531 13 2 8,6 5,0 3 0,44 —
ЭП-572 27 1 4,7 5,0 3 0,45 —
ЭП-711 26 1 4,8 5,0 3 0,63 —
ПЭ-126 26 2 4,4 4,0 10 0,52 —
КЧ-749 20 1 7,2 5,0 1 0,4 "1 —
КЧ-172 45 2 7,0 4,0 1 0,32 —
Выход радиационно-химических реакций в полимерах того же порядка, что и
в низкомолекулярных веществах аналогичного строения. Однако при равном количе-
стве химических изменений (например, разрыв молекул) у полимеров оказывается
затронутым значительно большее количество молекул благодаря их большим разме-
рам. В результате даже небольшие химические изменения могут сильно влиять на
физические свойства полимеров: вязкость, растворимость и т. д.
Направление радиационно-химических изменений, как правило, не зависит от
вида излучения и определяется в первую очередь строением полимерной молекулы и
энергией, идущей на ее разрушение.
74
ov, Ом-см
Рис. 2.21. Зависимость изменения удельного объемного сопротивления полимеров от
интегрального потока нейтронов (п), протонов (б), электронов (в), у-квантов (г):
1— полиэтилен низкого давления; 2—лавсан; 3 — сополимер; 4— полистирол; 5—фторопласт; 6 —
поликарбонат
Рис. 2.22. Зависимость изменения тангенса диэлектрических потерь полимеров от интег-
рального потока нейтронов (а), протонов (б), электронов (в), у-квантов (г):
(обозначения кривых те же, что и на рис. 2.21)
В полиэтилене на разрыв связи С—Н требуется энергия 364,5 кДж/моль
(87 ккал/моль), а при образовании связи Н—Н выделяется 419 кДж/моль
(100 ккал/моль), т. е. сшивание по этой схеме энергетически выгодно. В тефлоне на
разрыв связи С—F требуется 448,3 кДж/моль (107 ккал/моль), а при образовании
связи F—F выделяется всего 163,4 кДж/моль (39 ккал/моль), т. е. процесс сшивания
энергетически невыгоден.
Влиянию радиации на полимерные материалы посвящено много работ. В них
в основном исследовались физико-химические и механические свойства полимеров,
а также проблемы радиационной технологии. В работах [19, ИЗ] исследовалось влия-
ние всех основных видов ионизирующих излучений на электрофизические параметры
полимерных диэлектриков: полиэтилен (ПЭНД), полистирол (ПС), политетрафторэти-
лен (ПТФЭ), полиэтилентерефталат (ПЭТФ), поликарбонат (ПК), сополимер САМП.
Эти диэлектрики принадлежат к основным классам полимеров винилового и арома-
тического ряда полиэфиров и поликарбонатов и применяются в конденсаторах, транс-
форматорах и других изделиях электронной техники. Оценка эффективности воздей-
ствия излучений на эти полимеры производилась по данным изменения основных элек-
трических параметров (tg б и рс).
На рис. 2.21 и 2.22 приведены зависимости изменения tg б и р® при воздействии
р, е, у-излучений.
Анализ графиков показывает, что под действием излучений электрические пара-
метры полимеров ухудшаются. Так, при поглощенной дозе в 104 Дж/кг (1 Мрад)
тангенс угла диэлектрических потерь у полимеров типа САМП уменьшается почти
в два раза, а при 107 Дж/кг (1000 Мрад) становится равным 10-2, у полимеров ти-
пов ПЭТФ и ПК при дозе 1,54-106 Дж/кг (154 Мрад) снижается в два раза и при
дозе 107 Дж/кг (1000 Мрад) достигает величины 10-1. Двукратное изменение tg 6
у полимеров ПЭНД и ПТФЭ наступает при поглощенной дозе (1—2)-105 Дж/кг
(10—20 Мрад). При дозе, равной (5—8)-106 Дж/кг (500—800 Мрад), тангенс угла
.диэлектрических потерь у этих полимеров резко снижается.
Характер изменения удельного объемного сопротивления исследуемых диэлектри-
ков от поглощенной дозы такой же, как и для тангенса угла диэлектрических потерь.
Высокая радиационная стойкость ПС и САМП обусловлена наличием бензольного
кольца в структуре полимера. Низкая радиационная стойкость ПЭНД и ПТФЭ обу-
словлена тем, что физико-химические процессы в этих полимерах протекают в энерге-
тически невыгодных условиях. Так, например, у ПЭНД энергия связи С—Н равна
364,5 кДж/моль (87 ккал/моль), а связи Н—Н равна 452,5 кДж/моль
(108 ккал/моль) у ПТФЭ вся энергия идет на образование перекисных радикалов
(т. е. происходит деструкция), поскольку энергия связи С—F очень мала.
Достаточно высокая радиационная стойкость ПЭТФ и ПК обеспечивается боль-
шим содержанием дипольных групп типа О=С—О, отсутствием боковых ответвлений,
симметричностью молекулы полимера и наличием бензольного кольца.
Таким образом, по результатам воздействия проникающих излучений на поли-
мерные материалы было установлено, что изменение электрических характеристик
(tg б, рв) полимерных материалов происходит пропорционально поглощенной дозе
для всех основных видов излучений. Поэтому по величине потерь энергии можно
проводить сравнение эффективности воздействия на полимеры различных видов иони-
зирующих излучений, имея в своем распоряжении данные по какому-либо одному виду
излучения. Следовательно, можно проводить оценку эффективности воздействия раз-
личных видов ионизирующих излучений на изделия, у которых работоспособность
определяется каким-либо органическим материалом, по результатам воздействия одно-
го вида излучения.
Глава 3
Действие радиации на полупроводниковые приборы
и интегральные микросхемы
3.1. Биполярные транзисторы
В настоящее время имеется значительное количество работ, по-
священных исследованию механизмов деградации биполярных тран-
зисторов при воздействии проникающего излучения. Часть из них
широко обобщена, например в монографиях В. С. Вавилова, Н. А. Ухи-
на [27] и Ф. Ларина [116].
Экспериментально доказано, что при облучении большинство пара-
метров биполярных транзисторов изменяется. Однако среди них можно
выделить основной — статический коэффициент передачи тока, умень-
шение которого при облучении ограничивает радиационную стойкость
многих классов схем на транзисторах [27, 116]. В общем случае изме-
нение этого параметра обусловлено изменением как объемных, так и.
поверхностных свойств полупроводников. Как показано выше, излуче-
ния, теряющие основную часть своей энергии в процессе упругого
рассеяния, создают, главным образом, радиационные дефекты в объеме
полупроводника, что приводит к изменению времени жизни, концентра-
ции и подвижности носителей заряда. Излучения, которые при прохож-
дении через вещество теряют свою энергию за счет неупругого рассея-
ния, ионизируют газ в корпусе прибора, генерируют и возбуждают
свободные носители заряда, что может привести к изменению поверх-
ностных свойств полупроводников вследствие захвата генерируемых
носителей поверхностными уровнями или осаждения заряженных ионов,
на поверхность кристалла.
Для бездрейфовых транзисторов с однородной достаточно толстой
базой при наличии только объемных изменений, используя известную
из теории связь между граничной частотой коэффициента передачи
тока в схеме с общим эмиттером [гр и рекомбинационными потерями:
в базе [117], а также соотношение (2.22), можно получить выражение,
описывающее изменение при облучении статического коэффициента
передачи тока в схеме с общим эмиттером Л21Э;
у Л21Э0 2п/гр J
(З.Ц
где соответствует материалу и уровню инжекции в базе транзистора;.
Л2]э —величина Л21э до облучения.
Если же изменение Л21Э не только обусловлено уменьшением времени,
жизни в объеме базы, но и определяется другими механизмами, в част-
ности, изменением при облучении скорости поверхностной рекомбинации,
то в выражении (3.1) заменяется некоторым эффективным коэффи-
циентом Кэфф, который в общем случае может зависеть от интеграль-
ного потока облучения. С учетом этого, а также связи между [гр и
временем пролета от эмиттера и коллектора /эк получаем
Д(1 (%,) = t, Л,ффф. (3.2>
78
Формально соотношение (3.2) может использоваться и для дрей-
фовых транзисторов. Однако с целью выявления связи величины Лэфф
с конструктивно-технологическими особенностями структуры приборов
для современных дрейфовых транзисторов необходим более детальный
теоретический анализ радиационного изменения h219. Такой анализ
был проведен в работе [118].
По определению
1 __ + ^ЭБГ + /эБ_$ + + ^кан
^21Э
(3.3)
где /к — ток коллектора, а ток базы /Б разделен на ряд составляющих:
токи рекомбинации в активной базе /А и пассивной базе /п, токи реком-
бинации в объеме /ЭБ7 и на поверхности /SBS слоя пространственного
заряда эмиттерного перехода, ток инжектируемых неосновных носителей
из базы в эмиттер /и, ток за счет образования каналов на поверхности
базы вблизи эмиттерного перехода /кан.
Член /А учитывает рекомбинационные потери в лежащем между
эмиттером и коллектором объеме активной базы. Из условия непре-
рывности заряда базы можно записать ЛЛк^а/та, где та — усреднен-
ное значение времени жизни носителей в активной базе; /а — время
пролета носителей через активную базу.
Член /п//к учитывает рекомбинационные потери неосновных носите-
лей, инжектируемых из эмиттера в пассивную базу — область, примыкаю-
щую к боковой поверхности эмиттера. Величина /п//к определяется вы-
ражением
Jn___aFt (1Л„) + СМ/(1 + М)
'к а Г(1Л„)+с ’
где
Л/f S sins ( ХЕП \ , f \Е„ , s \
74 = -^--—-Wnexp -----£ctgs = —
f ра (x) dx,
о__________
waP6b
l = qikT.
Здесь Tn — усредненное значение времени жизни носителей в пассивной
базе; /7Э и Лэ — периметр и площадь эмиттерного перехода соответ-
ственно; ауп и wa — толщины пассивной и активной базы соответственно;
DTI — среднее значение коэффициента диффузии неосновных носителей
в пассивной базе; s — скорость поверхностной рекомбинации в пассив-
ной базе; Еа — среднее значение напряженности электрического поля
в пассивной базе; — концентрация инжектированных неосновных
носителей в базе со стороны эмиттера; ра(х) —распределение концен-
трации инжектированных носителей в активной базе; q — заряд элек-
трона; k — постоянная Больцмана; Т— температура, К-
79
Рассмотрим составляющие базового тока, связанные с рекомбина-
цией в объеме и на поверхности эмиттерного перехода. Согласно [119]
т qnjW^As 2 sh (^эб/2)
ЭБГ~ *(<рк-^ЭБ)
(3.4}
где
_____dz
z2 + 2bz + 1 ’
/ Л^эб 1 ( Et — Ei
6 = ехр(^-----—J ch -------------1.
1 In v
2 1П у >
(3.5}
а пределы интегрирования
21.2 = 1/Г -^ехр[±Л(<рк —(7эб)].
J тпо
Здесь шЭб — ширина перехода эмиттер — база; гц— концентрация носи-
телей тока в собственном материале; тРо и тпо — время жизни дырок
и электронов в сильно легированном материале; <рк— контактная раз-
ность потенциалов между базой и эмиттером; (7ЭБ— напряжение
между базой и эмиттером; Et — энергетический уровень рекомбинаци-
онных центров в эмиттерном переходе; Ei — уровень Ферми для мате-
риала с собственной проводимостью.
В работе [120] было показано, чю для кремниевых транзисторов,
токи /ЭБу, /ЭБ5 и /кан можно представить эмпирическими экспоненциаль-
ными зависимостями
ЭБУ ЭБУ еХР (^Эб/ nv)f (3.6)
9BS ~ ЭБЗ еХР (^ЭбМз)» (3.7}
кан кан ^Xp (2f7Лкан), (3.8)
где nv и ns = l — 2, а лКан>2 [120, 121]. Чтобы получить значение
/'ЭБИ, сопоставим выражения (3.4) и (3.6). Для U3E>6kT/q гиперболи-
ческую функцию в выражении (3.4) можно заменить экспонентой. Тогда
J qtijW^ (ЦЭБ) А ехр (ШЭБ/2)
Vzp<Ano h (?к ^эв)
/ (6) / ехр (Я,£7эб/а).
Формально при (7эб = 0 получаем
г, qnjWtf (0) A9f [Ь (0)]
1 ЭБУ— I/----
Л<Рк '
причем из выражения (3.5)

80
В работе [119] приведен график функции f(b), которая изменяется-
от л,/2 до 0,06 при изменении b от 0 до 100.
Таким образом, в некотором диапазоне напряжений ток I3BV
можно представить в виде
/эбу
(0) Лэ
----г-----------ехр
ЛТктэб
где н — численное значение функции f(b) при £7ЭБ = 0; тэб = —
„эффективное" время жизни носителей тока в эмиттерном переходе.
Коллекторный ток также подчиняется экспоненциальной зависимо-
сти от напряжения U3B
/к = /,кехР(Я/эБ)- <3-9)
Величину /'к для дрейфовых транзисторов можно получить, решив
уравнение непрерывности. В общем случае для переменного поля в базе
это решение весьма сложно. Чтобы определить тенденции в изменении
/'к при облучении, воспользуемся решением для транзистора, имеющего,
постоянное поле в базе [121]:
к 7УбэД ехр (йУа/7)) sh (t0a/v;) н v ЭБ'
где т] = 2/ЯЕа; 1/Д2= 1/т]г-[-1/L2a; Ьа = Увач.а, Da— среднее значение-
коэффициента диффузии неосновных носителей в активной базе;
Л^бэ — значение концентрации примеси в активной базе со стороны
эмиттера; Еа— величина напряженности электрического поля в актив-
ной базе.
Таким образом,
р ______i-^э_____________________________J________________
К- 2Убэ Д ехр (teia/TQ) sh (о>а/Д)
(3.10)-
Это выражение можно использовать и при переменном поле в базе, если
вместо Еа подставлять среднее значение напряженности поля в актив-
ной базе Еа.
Из выражений (3.6) — (3.8) с учетом (3.9) получаем
hbv ^ЭБУ fj и, ч(1/пу—О ^ЭБ$ E3BS (Г x(l/ns—1)
/ — I' Чк/У к) ’ IK — I' к) ’
I\ 1\ t\ I\
Еан __ ^иан у I Jr \^/лкаи—
zK K K
Рассмотрим воздействие на транзисторы быстрых нейтронов, кото-
рые вызывают только объемные изменения параметров полупроводни-
ков. Известно, что наиболее радиационно-чувствительным параметром
материала транзисторов является время жизни неосновных носителей
тока т [27]. Радиационные изменения концентрации и подвижности
обычно незначительны по сравнению с изменениями т.
В результате облучения в объеме транзисторной структуры обра-
зуются дополнительные центры рекомбинации, что приводит к росту со-
6—892 81
вставляющих /Б в выражении (3.3). Подставляя в выражения для токов
/А, ^эви зависимость т (Ф) из (2.22), получаем
д(-гМ=М<.ф.
\ к /
ЛпФ •
1
тпо
Д ( ) = aF . - /ш.._ ___
Vk J I И1Лпо) + С + КПФ
1
тпо) + б + КпФ
\ 7 к
х^/О'эб (0) Лэ „ / /к MVhv-1)
—7^----------7--)
(3.11)
где Ка, Кп, Лэб — коэффициенты, характеризующие снижение т при
облучении в активной и пассивной базе и эмиттерном переходе соот-
ветственно.
При выводе соотношения (3.11) предполагалось, что nv и Лк не
зависят от Ф. Независимость nv от Ф подтверждается эксперименталь-
но. Что касается величины Лк, то она должна слабо зависеть от Ф, так
как с ростом ф значение Д в выражении (3.10) уменьшается,
a sh(aya/A) возрастает.
Члены ^3BS/^K и /кан//к при облучении нейтронами меняются слабо,
потому что они определяются состоянием поверхности, которое по на-
шему допущению при нейтронном облучении не претерпевает существен-
ных изменений. Слабо меняется при облучении и член /и//к, поскольку т
в сильно легированной области эмиттера уже до облучения достаточно
низкое. Кроме того, в высокочастотных транзисторах область эмиттера
весьма тонкая, так что радиационные изменения т могут происходить
лишь при достаточно высоких Ф, когда диффузионная длина в эмит-
тере станет меньше его толщины. Следует также учитывать, что в об-
ласти эмиттера современных диффузионных транзисторов имеется
сильное электрическое поле, ослабляющее зависимость между током,
инжектируемым в эмиттер, и временем жизни носителей в нем.
Таким образом, зависимость Д(Л~э) = /(Ф) при нейтронном облуче-
нии транзисторов имеет вид [118]
ЛпФ
Л21э | K(l/xnt)4-C4-«> т
1 л- см \ Г_____!____________1
па "П + mJ [Гч/^ + с + КпФ ’ УОАпо) + с
+----Мт?)
(3.12)
В правой части выражения (3.12) первое слагаемое определяет
радиационные изменения в активной базе, второе — в пассивной базе,
третье—в области слоя пространственного заряда эмиттерного пере-
хода транзистора.
82
Используя полученное выражение (3.12), проанализируем механизм»
радиационного снижения коэффициента передачи тока /г21э за счет объем-
ных процессов в германиевых и кремниевых биполярных транзисторах и
установим, какие области транзисторной структуры ответственны за сни-
жение А21э и определяют величину Кэфф в соотношении (3.1). Для гер-
маниевых транзисторов можно пренебречь членом рекомбинации в слое
пространственного заряда эмиттерного перехода [третье слагаемое
в (3.12)], так как отношение диффузионного и рекомбинационного
компонентов тока пропорционально величине пг-, которая для германия
примерно в 1,5-103 раз больше, чем для кремния [117]. Кроме того,,
германиевые транзисторы не используются для работы в микрорежи-
мах, где основной вклад в радиационное изменение Л21э дает со-
ставляющая рекомбинация в слое пространственного заряда
эмиттерного перехода.
Второе слагаемое, характеризующее радиационные изменения
в пассивной базе, можно упростить, так как для большинства тран-
зисторов
1/тпо«С, (3.13)
Л4<1. (3.14}
Тогда выражение (3.12) принимает вид
1 = / к ф -J—‘ а_~) ---
Л21э а а КС [Г1 + (*ПФ/О
(J-4-слЛ Г -.....— ill (з.15>
ДГ1 + (КпФ/С) J/
и для потоков нейтронов, при которых
ЛпФ/С<1, (3.16>
с учетом (3.13) и (3.14) выражение (3.15) принимает вид
<317>
Л21Э \ V С J
Следовательно, для германиевых транзисторов, наряду с реком-
бинационными потерями в активной базе, линейно зависящими от Ф,
существенным является механизм радиационных изменений в пассив-
ной базе, рекомбинационные потери в которой в общем случае нели-
нейны.
Линейность зависимости /г“э = /(Ф) может наблюдаться лишь при
небольших Ф, для которых выполняется условие (3.16).
На рис. 3.1 приведены типичные зависимости (h21sJh213) = f (Ф) для
германиевых маломощных дрейфовых транзисторов при реакторном об-
лучении [118], которые подтверждают полученные из теории выводы
о нелинейности рекомбинационных потерь в высокочастотных герма-
ниевых транзисторах от потока нейтронов Ф.
Выбранная форма представления кривых, соответствующая умноже-
нию выражения (3.15) на не зависящую от облучения величину А21?, бо-
лее удобна, так как позволяет начинать зависимости для приборов с раз-
6* 83
личными исходными Л21Э из одной точки. Естественно, что кривые для
транзисторов с большими А21э идут, как правило, выше.
Из соотношений (3.2) и (3.15) можно получить выражение
для ТСэфф*
is ____IS । ________I (У^по) + С Г_________1_____
эфф а -И I!/! + г ф [/1 + (КпФ/С)
1
или при выполнении условия (3.16):
•Кэфф +(aF[yrC)Kn.
Рис. 3.1. Зависимость коэффициента передачи тока четырех германиевых диффузион-
ных транзисторов от интегрального потока быстрых реакторных нейтронов при
^21Э0 G) > ^21Э0 У) > ^21Э0 У) > ^21Э0 У)-
Таким образом, эффективный коэффициент радиационных повреж-
дений в германиевых транзисторах определяется не только величинами
Kz в активной и пассивной базах, но и конфигурацией, а также гео-
метрическими размерами этих областей и эмиттера (ГЦ, Аэ, w&, ауп),
рекомбинационными параметрами (тпо, $), величиной встроенного
в пассивной базе поля (Еп) и уменьшается с увеличением интеграль-
ного потока облучения Ф [118].
Значительное уменьшение вклада пассивной базы в изменение /г21Э
при облучении может быть достигнуто обработкой приэмиттерной
поверхности базы транзисторов ускоренными ионами или конструи-
рованием германиевых планарных приборов с очень тонкими эмиттером
и пассивной областью базы. При этом можно получить выполнение
условия Кэфф^Ка и, соответственно, линейность зависимости
(Ф). Следовательно, в приборах, где единственным механизмом
радиационных изменений является снижение времени жизни неосновных
носителей т в активной базе, коэффициент Лэфф имеет конкретный физи-
ческий смысл и соответствует усредненному коэффициенту радиацион-
ного изменения времени жизни неосновных носителей в материале
базы транзистора 7Са [118, 310].
84
Для кремниевых планарных транзисторов рекомбинационные по-
тери в пассивной базе незначительны [второе слагаемое в выражении
(3.12)] и зависимость Д (/z21g)=f (ф) имеет линейный характер
Д^=у1|»-г
х7л^эб(0)Лэ v [ 7К \(1/"г !)
..А”ФДГ)
(3.18)
На рис. 3.2J приведены типичные экспериментальные зависимости
(^21эв/^21э)=/ (ф) Для кремниевых планарных транзисторов[118]. Прямолиней-
ный характер этих зависимостей
[соотношение (3.18)].
также подтверждает вывод теории
Рис. 3.2. Зависимость коэффициента пе-
редачи тока пяти кремниевых планар-
ных транзисторов от интегрального по-
тока быстрых нейтронов при
^21Э0 (7) > ^21Э0 (2) > /г21Э0 (5) >
>^21Э0 (^) > ^21Э0 И)-
Величина /Сэфф Для кремниевых транзисторов определяется радиа-
ционными процессами в активной базе и области пространственного
заряда эмиттерного перехода. При этом из выражения (3.18) следует,
что Лэфф с уменьшением коллекторного тока возрастает, что подтвер-
ждается экспериментальными данными, приведенными в табл. 3.1 для
Таблица 3.1
Значения ЛГЭфф кремниевых~транзисторов при различных
токах коллектора и £7КЭ = 5 В
Тип тран- зистора Кэфф-105, cm2/RDM* при
ZK — =3-10-« А ZK~ =1-10-3 А ZK =3-10-3 А ZK~ = 1-10-2 А ZK” =3-10-2 А
2N1613 4,10 3,02 2,16 1,50 1,10
2N3300 3,40 2,51 1,71 1,20 0,92
2N918 1,73 1,25 0,92 0,73 —
* RDM—условная единица измерения, эквивалентная по воздействию
одному нейтрону спектра деления.
ряда типов кремниевых транзисторов [122]. В табл. 3.2 указаны основ-
ные характеристики этих транзисторов. Они могут быть использованы
для расчета изменения коэффициента передачи тока приборов при об-
лучении.
85
Приведенный выше теоретический анализ зависимости (Ф)
справедлив для случая малых и средних уровней инжекции и не слиш-
ком высоких значений Ф, так как для транзисторов, работающих при
больших плотностях тока или облученных значительными интеграль-
ными потоками, время пролета ta нельзя уже считать величиной, не
зависимой от интегрального потока.
Таблица 3.2
Основные характеристики транзисторов
Характеристика Тип транзистора
2N1613 2N3300 2N918
Конструкция Площадь эмиттера, 10“6 см2 Концентрация примеси в кол- лекторе, 1015 ат., см3 Плотность тока эмиттера, А/см2 (при токе 10 мА) Максимальный ток коллекто- ра ^Кмакс’ МА Время пролета носителей че- рез активную базу, 10“9 с Планарная 1140 4,5 8,76 50 1,0—2,0 Эпитакси- ально-пла- нарная 296 5,0 33,8 50 0,15—0,25 Эпитакси- ально-пла- нарная 6,45 7,0 1550 8,0 0,10—0,25
Известно, что в дрейфовых транзисторах при больших уровнях,
инжекции происходит сдвиг границы коллекторного перехода в сто-
рону коллектора из-за компенсации заряда ионизированных примесей
зарядом подвижных носителей (и соответственно рост /а и снижение
/г21э), причем чем выше удельное сопротивление рк тела коллектора,
тем значительнее этот эффект [‘123].
Так как облучение кремниевых транзисторов р—п—р- и
п—р—п-типов и германиевых п—р—n-типа приводит к некоторому
увеличению рк, то время пролета на больших токах может существенно
возрасти, что вызовет более резкое снижение Л21Э. С другой стороны,
в высокочастотных транзисторах с однородной слаболегированной ба-
зой после значительных доз облучения наблюдается снижение /а вслед-
ствие расширения коллекторного перехода о?Кб в область базы. Этот
процесс подтверждается косвенно снижением емкости коллекторного
перехода при облучении и может быть описан соотношением [27]:
Wk6=Wk60 ( 1 + V 5г?) ’
где о?кбо—ширина коллекторного р—ц-перехода до облучения; п0 — на-
чальная концентрация основных носителей в базе; К — коэффициент
радиационного изменения удельного сопротивления материала базы
при облучении.
Отметим, что в низкочастотных транзисторах, в отличие от высоко-
частотных, уменьшение ta с ростом Ф происходит в основном из-за
изменений условий диффузии неосновных носителей в базе в резуль-
86
тате снижения их времени жизни, причем скорость этого процесса
определяется соотношением [27]:
dt& 2 is
C/ф — 3 4 аоЛа’
На рис. 3.3, 3.4 представлены экспериментальные зависимости отно-
сительных значений коэф-
фициента передачи тока
кремниевых и германие-
вых транзисторов малой и
средней мощности, раз-
личных по технологии
изготовления и частотным
параметрам, от величины
интегрального потока (п,
р, е, у)-излучений. Из
приведенных зависимо-
стей видно, что последо-
вательность расположе-
ния транзисторов по ра-
диационной стойкости, со-
ответствующая повыше-
нию их частотных свойств,
сохраняется при всех ви-
дах проникающих излуче-
ний и существует опреде-
ленная корреляция между
различными видами из-
лучений по их повре-
ждающему воздействию
на биполярные транзи-
сторы. При этом природа
и свойства радиационных
дефектов в полупроводни-
ковых структурах при
различных видах излуче-
ний могут быть разными
(области разупорядоче-
ния, изолированные ра-
диационные дефекты
и др.).
Отмеченные законо-
мерности позволяют про-
водить ориентировочную
оценку стойкости тран-
зисторов к любому виду
излучений на основе экс-
периментальных данных,
полученных на одном типе
источника (реактор, уско-
ритель электронов и т. д.),
а также проводить в усло-
виях производства на до-
Рис. 3.3. Зависимость коэффициента передачи тока
кремниевых транзисторов малой и средней мощно-
сти от величины интегрального потока:
1 и 2 — сплавные транзисторы р-п—р- и п—р~п-типов; 3 —
планарный транзистор п—р—п-типа
87
ступном источнике излучения (например, на ускорителе электронов
с энергией 2—5 МэВ) при минимальных затратах оперативную про-
верку эффективности различных конструктивно-технологических реше-
ний, направленных на повышение радиационной стойкости приборов.
Следует отметить аномальное поведение коэффициента передачи
тока сплавных германиевых транзисторов
/{/ /и /</ W/;,нси1пуц;п~
Рис. 3.4. Зависимость коэффициента передачи тока
германиевых транзисторов малой и средней мощно-
сти от величины интегрального потока:
1 и 2 — сплавные, п—р—п- и р—п—р-типов; 3 — диффузион-
но-сплавной р—п—р-типа; 4 — планарный п—р—п-типа
(рис. 3.4) при облучении
у-квантами Со60, которое
можно объяснить процес-
сами, происходящими на
поверхности полупровод-
никовых структур при
воздействии ионизирую-
щих излучений.
Кратко проанализи-
руем поверхностные ра-
диационные процессы в
полупроводниках, пред-
ставляющие значитель-
ный интерес, так как в ря-
де случаев при ионизи-
рующем облучении имен-
но поверхностные измене-
ния определяют радиаци-
онную стойкость приборов
и стабильность их пара-
метров после облучения,
например, для германие-
вых непассивированных
транзисторов, кремние-
вых транзисторов в мик-
рорежимах, МДП-транзи-
сторов (подробно см.
в § 3.2). Теоретическое
количественное рассмо-
трение этих процессов за-
труднительно из-за слож-
ности явлений, происхо-
дящих на поверхности
полупроводников при воз-
действии ионизирующего
излучения. В общем слу-
чае основные первичные
процессы на поверхности
полупроводников при об-
лучении можно класси-
фицировать следующим
образом [118]:
— образование до-
полнительных быстрых
поверхностных состояний,
играющих роль новых
центров рекомбинаций,
что ведет к росту ско-
88
рости поверхностной рекомбинации 5;
— возбуждение имеющихся на поверхности состояний или захват
генерируемых облучением носителей ловушечными центрами, что ведет
к изменению заряда поверхностных состояний и величины поверхност-
ного потенциала <ps;
— ионизация газа в корпусе прибора при облучении и осаждение
заряженных ионов на поверхности кристалла, что также может приве-
сти к изменению поверхностного потенциала <ps-
Отмеченное на рис. 3.4 аномальное поведение зависимостей Л21Э(Ф)
для транзисторов при у-облучении (кривые 1 и 2) можно качественно
объяснить, исходя из наличия одновременно по крайней мере двух
процессов на поверхности при облучении: увеличения скорости поверх-
ностной рекомбинации s за счет образования новых центров рекомби-
нации и изменения (как увеличения, так и уменьшения) величины s
за счет изменения поверхностного потенциала при этом одинаковый
по величине дополнительный поверхностный заряд, созданный облуче-
нием, может привести к противоположному изменению s на материалах
п- и р-типов.
Так как для современных полупроводниковых приборов с пасси-
вированной поверхностью (в частности, для планарных транзисторов
с пленкой SiO2 на поверхности) ионизация газа в корпусе при облуче-
нии практически не сказывается на изменении их параметров [{27],
здесь мы ограничимся лишь рассмотрением радиационных эффектов
в пассивирующих покрытиях и приповерхностных слоях полупроводни-
ка. В ряде работ [125—127] показано, что под действием ионизирую-
щего излучения, независимо от способа выращивания пленки SiO2 и
вида излучений, в пленке формируется дополнительный положительный
заряд, что в совокупности с ростом плотности быстрых поверхностных
состояний приводит к изменению параметров приборов.
Заметим, что планарная технология, решив ряд вопросов защиты
и стабильности транзисторов, поставила новые задачи по управлению
электрофизическими свойствами окислов кремния. К числу важнейших
параметров пленки окисла относятся величина и расположение заряда
в окисле, удельное сопротивление и пробивное напряжение. Было
установлено, что при выращивании окисла в нем образуется «встроен-
ный» положительный заряд, локализированный в узкой области у гра-
ницы раздела Si—SiO2 и практически не зависящий от процесса окис-
ления, толщины пленки SiO2, проводимости и ориентации кремниевой
подложки, наблюдалось также образование дополнительного положи-
тельного заряда в окисле под действием низкотемпературных нагревов,
тазовой среды, освещения, электрического смещения и других факто-
ров. Очевидно, проникающая радиация является в этом плане новым
и важным эксплуатационным фактором, что необходимо, в первую
очередь, учитывать при конструировании радиационно-стойких МДП
полевых и микромощных биполярных транзисторов.
Природа и механизм образования положительного заряда в плен-
ках окисла в настоящее время окончательно не установлены. Есть по-
пытки объяснить наблюдаемые явления привлечением гипотезы
о наличии кислородных вакансий в окисной пленке, играющих роль
ловушек для дырок, в то же время отмечается большое влияние оста-
точных ионов, главным образом, ионов щелочных металлов и водорода
на величину и подвижность заряда пленки [1125—127].
89
Согласно модели, предложенной в работе [125], образование по-
ложительного заряда в окисле планарных структур при облучении
можно объяснить следующим образом. Ионизирующая радиация гене-
рирует пары электрон—дырка в окисле. Электроны либо рекомбини-
руют с дырками, либо покидают окисел за счет диффузии или дрейфа
в электрическом поле, что вполне вероятно в силу их высокой подвиж-
ности. Дырки же, гораздо менее подвижные, чем электроны, остаются
в окисле, где взаимодействуют с присутствующими в нем ловушками,,
заряжая их положительно, в результате чего в окисле накапливается
дополнительный положительный заряд. Предельное значение этого за-
ряда зависит от концентрации ловушек в окисле, определяемой спосо-
бом его выращивания.
Основываясь на рассмотренной выше модели [125],, можно качест-
венно объяснить изменение параметров биполярных планарных тран-
зисторов при облучении. Потенциал поверхности <ps кремния р-типа
(база транзистора п—р—n-типа), покрытой слоем окисла и имеющей
до облучения суммарный заряд поверхностных состояний, близкий
к нулю, при воздействии ионизирующего излучения будет стремиться
к нулевому значению, т. е. скорость поверхностной рекомбинации будет-
возрастать.
Этот процесс совместно с образованием на поверхности при облу-
чении новых рекомбинационных центров ведет к росту s (соответственно
росту 7?Б5) в соотношении (3.3) и к уменьшению Л21э транзисторов типа
п—р—п, особенно при малых уровнях инжекции и небольших Ф, что.
подтверждается экспериментально [118].
На поверхности кремния n-типа, покрытой пленкой окисла, при об-
лучении следует ожидать снижения 5 за счет роста <ps, чем можно-
объяснить начальный рост /г2]Э у кремниевых транзисторов р—п—/2-типа
в случае малого увеличения при облучении концентрации поверхност-
ных рекомбинационных центров.
Отметим, что на германиевых приборах не планарной конструкции
не наблюдается определенной зависимости s от типа проводимости при
облучении; это видно на примере транзистора, облученного у-квантами
(кривая 1 на рис. 3.4), и объясняется, вероятно, одновременным дейст-
вием трех указанных выше первичных процессов на поверхности при
облучении.
Количественно влияние поверхностных эффектов при облучении на
изменение коэффициента передачи тока можно характеризовать вели-
чиной изменения поверхностных рекомбинационных потерь ARsr
равных разности Д(1/Л21Э) и величины изменения объемных рекомби-
национных потерь Д/?г. Экспериментально наблюдается факт насыще-
ния величины ARS при облучении. Тогда при линейной зависимости
Д7?у от интегрального потока можно выделить величину ARs, как это
было сделано в работе Брауна [124]. Результаты такого разделения
вклада объемных и поверхностных радиационных эффектов в Д }
приведены на рис. 3.5 для случая облучения кремниевых транзисторов,
типа 2N1613 электронами с энергией 0,53 МэВ (в пассивном режиме)
[124]. Для аналитического представления изменения поверхностных
рекомбинационных потерь при облучении Браун предложил использо-
вать экспоненциальную функцию
= ARS нас [1 - ехр (—К.. ф)|,
90
где Д^знас — величина Д/?з при насыщении; Ks— некоторый коэффи-
циент, характеризующий скорость выхода A/?s на насыщение.
Следует отметить, что при различных видах излучений ход зави-
симостей A^s=f(O) аналогичен, при этом если по оси абсцисс
Рис. 3.5. Вид зависимости приращения величины 1/Л21Э (кривая /) от интегрального
потока электронов с энергией 0,53 МэВ для кремниевых п—р—n-планарных транзисто-
ров типа 2N1613, обусловленных объемными (2) и поверхностными (3) повреждениями
(В-10,рад)
Рис. 3.6. Зависимость изменения поверхностных рекомбинационных потерь от погло-
щенной дозы для различных видов излучений
91
откладывать не интегральный поток, а поглощенную дозу излучения,,
то они практически совпадают, что показано на рис. 3.6 для кремние-
вого планарного транзистора п—р—/г-типа. Эти данные подтверждают
ионизационный механизм поверхностных радиационных эффектов в би-
полярных транзисторах.
Следствием изменения поверхностного потенциала cps полупровод-
До облучения
После облучения
Рис. 3.7. Схематическое изображение образования
канала в планарных транзисторах п—р—п-типа,
под действием ионизирующего облучения:
1 — контакт; 2 — эмиттер; 3 — зона пространственного
заряда; 4 — база; 5 — коллектор
ника при облучении может
быть не только изменение
скорости поверхностной ре-
комбинации s, но и образо-
вание инверсионных слоев
и каналов на поверхности
структуры, например в об-
ласти эмиттерного перехода
транзистора (рис. 3.7), что
может вызвать рост состав-
ляющей /кан в соотношении
(3.3) или в области коллек-
торного перехода, что дока-
зывает влияние на обратный
ток коллектора /КБО (осо-
бенно на транзисторах р—п—р-типа [128], который может ката-
строфически возрастать, как это отмечалось в работе [129] (рис. 3.8,
кривая 1). В этой же работе показано, что облучение транзисторов без
коллекторного смещения или без газа в корпусе не приводит к таким
большим изменениям /КБО (рис. 3.8, кривая 2). Для приборов, имею-
щих защитное покрытие кристалла
(в частности, для планарных),
ионизация газа в корпусе практи-
чески не сказывается на изменении
параметров.
Известно [Н7] , ЧТО ТОК /КБ0
состоит из ряда компонентов, отли-
чающихся своей природой, видом
зависимости от температуры и при-
ложенного напряжения: диффузион-
ного компонента, обусловленного
процессом тепловой генерации не-
основных носителей в объеме, огра-
ниченном диффузионной длиной от
плоскости р—/г-перехода (или тол-
щиной базы); генерационного ком-
понента, обусловленного процессом
генерации электронов и дырок
в слое пространственного заряда
р—«-перехода; поверхностного ком-
понента, обусловленного скоростью
поверхностной рекомбинации,
102 10 3 104 10 5 Uj,pad
Рис. 3.8. Зависимость /КБ0 кремниевых:
транзисторов^от дозы у-облучения;
1 — герметизированные в атмосфере какого-
либо газа; 2 — герметизированные в вакууме
или облучавшиеся без приложения напряже-
ния к коллекторному переходу.
утечками тока по окислу, образованием
инверсионных слоев и каналов на поверхности.
При нормальных температурах в германиевых приборах в величине
/кво преобладает диффузионный компонент, в кремниевых — генерацион-
ный; а характер изменения обоих компонентов за счет объемных эф«
92
фектов нарастающий [27, 116]' (расчетные соотношения даны в разделе
диодных структур). Как отмечено выше, количественное рассмотрение
поверхностных процессов в полупроводниках при облучении затруд-
нительно, что не позволяет достаточно точно прогнозировать поведение
/КБО при облучении, так как изменение поверхностного компонента
присуще как германиевым транзисторам, так и кремниевым.
Рис. 3.9. Поведение германиевого диффузионно-сплавного транзистора в процессе-
облучения (/) и термообработки (2, 3, 4) после облучения при температуре 70, 85 и
115°С соответственно
КакЧтравило, 7КВО растет при облучении. Существенная роль при-
этом принадлежит поверхностным процессам, так как 7КБО после пре-
кращения облучения даже при нормальной температуре уменьшается в ря-
де случаев до норм, установленных ТУ, а прогрев транзисторов после
облучения при повышенной температуре почти полностью восстанавливает
величину /КБ0 до исходного значения (рис. 3.9).
Генерационная природа /КБ0 в кремниевых транзисторах в сочетании*
с пассивированной поверхностью является основной причиной весьма ма-
лых значений /кво для современных планарных транзисторов (как до, так
и после облучения). Для германиевых непланарных приборов может на-
блюдаться рост /КБО до значительных величин и тогда изменение этого
параметра при облучении наряду с изменением /г21Э принимают за кри-
терий радиационной стойкости, однако по абсолютной величине 7КБО,
после облучения, как правило, на 1—3 порядка меньше рабочих токов.
В зависимости от области применения транзисторов, наряду с коэф-
фициентом передачи тока Л21э при облучении необходимо учитывать из-
менение и других параметров, в частности, при применении транзисторов
в импульсных схемах —увеличение напряжения насыщения коллектор —
эмиттер {/КЭнас; во входных каскадах ВЧ и СВЧ усилителей —уменьше-
ние модуля коэффициента передачи тока на высокой частоте |/г21Э| и»
увеличение коэффициента шума
98-
В табл. 3.3 приведены значения некоторых параметров крем-
ниевого высокочастотного эпитаксиально-планарного транзистора
п—р—n-типа до и после облучения потоком электронов Ф=1015 э/см2
с энергией 2,5 МэВ. Изменение параметров транзисторов при облучении
хорошо согласуется с современными представлениями о механизмах их
радиационных повреждений и может быть расчетным методом прогно-
зировано с учетом изменения электрофизических параметров (т, п, ц)
.в соответствующих областях транзисторной структуры.
Таблица 3.3
Параметры кремниевых высокочастотных эпитаксиально-планарных
транзисторов до и после облучения потоком электронов
верхняя строчка — до облучения, нижняя — после о5лучения)
№ тран- зи стора Электрические параметры
А21Э ZKBO’ мкА ;ЭБО’ мкА БЭ нас В ^КЭ нас’ В ^КЭО гр’ В t , рас’ нс Ск’ пФ Сэ’ пФ
1 152 0,6 0,4 0,830 0,257 14 29 4,8 2,8
39 0,12 0,08 0,845 0,300 22 16 4,1 2,6
2 136 0,5 0,25 0,827 0,244 21 30 4,8 2,8
41 0,36 0,5 0,847 0,301 24 15 4,1 2,7
3 159 0,38 0,25 0,826 0,239 13 27 5,0 2,8
51 0,05 0,04 0,840 0,274 22 15 4,4 2,6
4 143 0,35 0,02 0,822 0,246 16 30 4,8 2,8
37 0,07 0,04 0,843 0,306 24 15 4,0 2,6
Наряду с отрицательным действием облучения на такие параметры»
как /г21Э, (7КЭнас, напряжение насыщения база—эмиттер ИБЭнас, следует
отметить некоторое улучшение других параметров: времени рассасыва-
ния Zpac, граничного напряжения 1/КЭОгр, емкости коллекторного (Ск) и эмит-
терно го (Сэ) переходов.
Наиболее существенно положительный эффект облучения прояв-
ляется на импульсных параметрах транзисторов и диодов (дискретных
и в составе интегральных микросхем) [118]. Иногда облучение в комп-
лексе с отжигом может быть полезно и для регулирования коэффи-
циента передачи тока Л21Э (рис. 3.10), в том числе в области малых
уровней инжекции (рис. 3.11) [118].
Отметим, что для большинства транзисторов изменение (/КЭнас в про-
цессе облучения незначительно до тех пор, пока транзистор находится
в насыщении. Уменьшение /г21Э до величины, при которой не обеспечи-
вается условие насыщения бАю > Ас нас^в нас)’ приводит к резкому воз-
растанию £7КЭнас (рис. 3.12). Относительно большие изменения С7КЭнас в
режиме насыщения наблюдаются у кремниевых высоковольтных транзи-
сторов (рис. 3.13) [118].
Для СВЧ малошумящих транзисторов существенным при облуче-
нии может быть изменение коэффициента шума Кш, что связано
49
с уменьшением низкочастотного коэффициента передачи тока тран-
зисторов.
Некоторые общие рекомендации по выбору исходных полупровод-
никовых материалов при разработке стойких к облучению приборов и
микросхем следуют из рассмотренных в гл. 2 механизмов образования»
природы и свойств радиационных дефектов в полупроводниках: спектра
энергетических уровней, скорости образования, влияния на электрофи-
зические параметры, температурной устойчивости. Например, наиболее
Рис. 3.10. Диаграмма изменения коэффициента передачи тока /?21Э кремниевого планар-
ного транзистора в результате технологического облучения и отжига (N — количество
транзисторов в данном интервале значений й21э)
Рис. 3.11. Зависимость относительного
изменения коэффициента передачи тока
й21э кремниевого планарного транзистора
от /к До (/) и после (2) технологиче-
ского облучения потоком электронов
фе=Ю15 э/см2 и отжига при <=125°С
в течение 4 ч
Рис. 3.12. Зависимость статического ко-
эффициента передачи тока (/) и напря-
жения насыщения коллектор — эмиттер-
(2) кремниевого планарного транзистора
от интегрального потока быстрых ней-
тронов
95.
•очевидный путь повышения радиационной стойкости полупроводнико-
вых приборов и микросхем заключается в использовании исходных
материалов с высокой степенью легирования «мелкими» химическими
примесями, что подтверждается данными по высокой радиационной
стойкости туннельных диодов, стабилитронов. Важное значение могут
иметь также такие факторы, как тип основной легирующей примеси
в материалах (германии, кремнии и т. д.), содержание кислорода,
Рис. 3.13. Зависимость напряже-
ния насыщения коллектор — эмиттер
кремниевого высоковольтного тран-
зистора от интегрального потока бы-
стрых нейтронов
высокой радиационной стойкости
лития, золота, меди, углерода и
других примесей, плотность дисло-
кации, гомогенность кристалла [27,
56, 116, 135]. Как показано выше,
при прочих равных условиях значе-
ния в германии ниже по срав-
нению с кремнием, а в кремнии
р-типа — ниже по сравнению с и-ти-
пом, что используется, например,
при конструировании радиационно-
стойких германиевых транзисторов
планарной конструкции, кремние-
вых транзисторов п—р—n-типа, сол-
нечных батарей на базе кремния
р-типа [27, 116].
Разработка радиационно-стой-
ких полупроводниковых приборов и
микросхем в общем является комп-
ромиссной задачей, так как достичь
можно, как правило, только при усло-
вии снижения норм на определенные электрические характеристики
приборов, которые в свою очередь регламентированы условиями при-
менения (например, питающими напряжениями и др.).
Из анализа выражений (3.12), (3.17) и (3.18) можно сделать вывод,
что для уменьшения влияния облучения на параметры Л21э нужно уве-
личивать рабочие частоты транзисторов. Технологически это достига-
ется путем уменьшения толщины базовых (wa, ^п) и эмиттерных (иуэ)
областей и увеличения градиентов концентрации примесей в них (по-
следнее приводит к снижению пробивных напряжений р—п-переходов)
[27]. Для этой же цели следует выбирать приборы с низким исходным
значением Л21э, малыми константами для базовых и эмиттерных
областей, минимальными отношениями Пэ/Аэ и wn/wa и пассированной
поверхностью [27, 118, 300, 310].
Для повышения частотных свойств и, следовательно, радиационной
стойкости перспективным, по-видимому, является технология ионного
легирования [302], с помощью которой можно получить очень тонкие
(менее 0,1 мкм) базовые области и резкие эмиттерные переходы. Воз-
можным путем повышения радиационной стойкости транзисторов может
•оказаться также получение исходных структур с минимальным време-
нем пролета носителей от эмиттера к коллектору и, как следствие, вы-
сокими значениями /гр и Л21Э с последующим снижением Л21э до нуж-
ных величин (с сохранением при этом величины frp) путем обработки
приборных структур быстрыми электронами или низкоэнергетическими
ионами [118, 302, 310].
96
В транзисторах, работающих в режимах малых токов, основным кри-
терием радиационной стойкости является уменьшение Л21Э в микроампер-
ном диапазоне токов. Как отмечено выше, в этом диапазоне исполь-
зуются только кремниевые транзисторы, и разработка таких транзис-
торов с повышенной радиационной стойкостью должна основываться,
как это следует из выражения (3.18), на структурах, имеющих пре-
дельно малую площадь эмиттера Аэ и предельно резкий эмиттерный
переход; кроме того, сохраняются рассмотренные выше требования,
характерные для маломощных радиационно-стойких транзисторов.
Решению проблемы повышения стойкости биполярных транзисто-
ров к воздействию ионизирующих излучений должно способствовать
использование новых диэлектрических покрытий, в том числе много-
слойных (AI2O3, SisN4, SiOg—SigNb SiOa—AI2O3, SiC^’PaOs—AI2O3
[136], и др.), применение различных вариантов термических отжигов
(в том числе с приложением электрического поля), в определенных
газовых средах (N2, Н2, N2 + H2 и т. д.) после предварительного облу-
чения [118, 310].
Если к транзисторным схемам предъявляется требование высокой
радиационной стойкости, то, по-видимому, целесообразно обеспечивать
режимы больших рабочих токов (так как при этом возрастает кон-
станта стойкости по времени жизни [27]) и повышенную температуру
(для частичного отжига радиационных дефектов [298]). Однако в этом
случае потребуется оптимизация по другим эксплуатационным парамет-
рам таких схем.
В последние годы значительно возрос интерес к мощным и сред-
ней мощности СВЧ биполярным транзисторам и к конструированию
схем на их основе. Это связано с тем, что достигнутый уровень техно-
логии позволяет создавать транзисторы, отдающие в нагрузку от
нескольких десятков ватт на частотах порядка сотен мегагерц до не-
скольких ватт на частотах в единицы гигагерц. Использование таких
транзисторов в выходных каскадах позволило создавать схемы пере-
датчиков аппаратуры, в которых ранее применялись электровакуумные
приборы. При этом к транзисторам предъявляются требования обеспе-
чения в схемах высокого коэффициента усиления по мощности КУр,
высокого уровня выходной мощности Рвых и максимального коэффи-
циента полезного действия на рабочей частоте. Использование тран-
зисторов в схемах автогенераторов налагает требование обеспечения
высокой максимальной частоты генерации (fmax) [300, 303].
Большинство типов СВЧ мощных транзисторов изготовляются по
типовой технологической схеме. Основные различия, определяющие
отдаваемую мощность и частотный диапазон, заключаются в размерах
структур и уровнях легирования отдельных областей, а также в кон-
струкциях корпусов. Исходным материалом для создания транзисторов
обычно служит пластина кремния n-типа толщиной несколько сотен
микрометров с низким удельным сопротивлением (рте+~0,01—
0,005 Ом-см), с выращенным на ней эпитаксиальным высокоомным
слоем (рте=1—5 Ом «см). В процессе создания прибора производится
диффузия или ионное внедрение бора для создания коллекторного
перехода и фосфора — для создания эмиттерного перехода. Геометрия
базового и эмиттерного контактов — полосковая. Примерное распреде-
ление примеси в таком транзисторе показано на рис. 3.14 [300, 301,303].
7—510 97
Одной из важнейших характеристик структуры мощных СВЧ тран-
зисторов является отношение периметра эмиттера к его площади.
Стремление получить большую мощность на высоких частотах приводит
к необходимости увеличивать это отношение, так как в этом случае
удается повысить РВых, не увеличивая при этом существенно емкость
коллекторного перехода Ск, величина которой в основном определяет
величину К . Это достигается использованием многоэмиттерных
структур (типичный пример — транзистор типа 2N3375) [300, 301, 303].
Рис. 3.14. Распределение примеси в кремниевом мощном СВЧ эпитаксиально-планар-
ном транзисторе п—р—п-типа [300]:
Nq и а — донорные и акцепторные примеси
Для улучшения тепловой стабильности приборов при больших плот-
ностях токов желательно применение стабилизирующих сопротивлений
в эмиттерной цепи. Несмотря на то, что мощные СВЧ транзисторы
работают, как правило, в режиме большого сигнала (класс В или С),
для расчета их эксплуатационных параметров можно использовать си-
стему малосигнальных параметров. Существенное отличие мощных
СВЧ транзисторов от усилительных и переключательных транзисторов
заключается в том, что ни один из основных параметров СВЧ транзи-
сторов не зависит от такой важной электрофизической характеристики
полупроводникового материала, как время жизни носителей заряда.
Полная система параметров мощных СВЧ транзисторов включает
следующие параметры [301, 303]:
fгр max — максимальное значение граничной частоты коэффициента
передачи тока /гр;
/ко — критический ток, соответствующий спаду /гр max на 3 дБ при
данном Скэ;
Ск и Сэ — емкости коллекторного и эмиттерного переходов соот-
ветственно;
Гб — сопротивление базы;
тк — постоянная времени цепи обратной связи на высокой частоте;
Лэ — индуктивность эмиттерного вывода;
Рк max — максимально допустимая постоянная рассеиваемая мощ-
ность коллектора;
98
^квтах—максимально допустимое постоянное напряжение коллектор—
— база.
Граничная частота передачи тока frp определяется в общем случае
полным временем пролета носителей от эмиттера к коллектору /эк,
представляющим сумму четырех задержек: времени перезарядки эмит-
терного перехода /э, времени пролета носителей через активную базу ta,
времени пролета области объемного заряда коллекторного перехода /Кб
и времени перезарядки коллекторного перехода tK, т. е. frp=i/2nt3K.
Экспериментально замечено, что величина frp существенно зависит
от тока коллектора /к и напряжения (7КЭ. С ростом /к Ггр вначале рас-
тет из-за снижения t9, достигая некоторой максимальной величины f тах
(при данном UK3), а затем начинает падать (в основном, из-за роста Q,
Для объяснения спада frp Кирк [123] предложил механизм, в осно-
ву которого положено допущение о том, что скорость пролета носителей
через область объемного заряда коллекторного перехода не бесконечна,
как это полагалось ранее, а зависит от величины поля в этой области
и не может превышать некоторой максимальной величины, называемой
скоростью насыщения. Вследствие этого величина заряда в области
коллекторного перехода в любой момент времени равна алгебраической
сумме статического заряда, определяемого концентрацией ионизиро-
ванной примеси, и динамического заряда, определяемого величиной
тока через переход и скоростью пролета носителей.
Появление динамического заряда подвижных носителей при боль-
ших уровнях инжекции приводит к компенсации заряда ионизированной
примеси и соответственно к сдвигу границ перехода коллектор — база.
Направление и скорость перемещения границ перехода определяются
в первую очередь характеристиками областей базы и коллектора,
прилегающих к технологическим границам перехода: типом проводи-
мости, относительным и абсолютным уровнями легирования.
В транзисторе п—р—/г-типа с высокоомным коллектором границы
перехода будут сдвигаться в направлении коллекторного контакта. При
этом зависимость положения границ коллекторного перехода от /к
будет тем сильнее, т. е. скорость перемещения границ будет тем боль-
ше, чем выше удельное сопротивление тела коллектора (при прочих
равных условиях). Следствием такого перемещения при увеличении /к
будет расширение областей базы и объемного заряда коллекторного
перехода, что приводит к росту /а и /Кб (в транзисторах, работающих
на частотах до 1 ГГц, в основном, к росту /а) и соответственно па-
дению frp. Что касается зависимости frp(£7K3) при ZK = const, то рост frp
с ростом (7КЭ определяется как зависимостью скорости носителей от (7КЭ,
так и эффектом Ирли (см. [117]).
Рассмотренные специфические особенности мощных СВЧ биполяр-
ных транзисторов показывают, что при оценке их радиационной устой-
чивости необходимо учитывать конкретную структуру прибора, вид
радиационного воздействия и конкретную схему применения.
Анализ распределения примеси в кремниевом мощном СВЧ эпи-
таксиально-планарном транзисторе п—р—n-типа (рис. 3.14) с учетом
данных гл. 2 по воздействию радиации на полупроводниковые мате-
риалы показывает, что наиболее сильно при облучении увеличивает-
ся р высокоомной области коллектора, причем относительное увеличе-
ние р тем больше, чем выше его исходное значение.
7*
99
Известно [132], что это должно привести к росту (/КБ и снижении?
Ск и тк (тк=/',бСк), если г'б остается неизменным. Что касается изме-
нений [гр при облучении, то еще в работе [133]; было указано на то,
что в результате облучения эффект расширения базы у транзисторов
с высокоомным эпитаксиальным слоем должен проявиться сильнее. Так
как в результате облучения область коллектора становится более вы-
сокоомной, существенное увеличение ta начнется с меньших плотностей
тока. При этом величина /гр max уменьшается по абсолютной величине
и максимум должен сдвинуться в сторону меньших токов. Величина /щ>
тоже должна уменьшиться, так как скорость расширения базы тем
больше, чем больше удельное сопротивление коллектора.
Таким образом, радиационно-чувствительными параметрами СВЧ мощ-
ных транзисторов являются frp тах ,/кр, Q, тк и ^КБ- Причем уменьшение
/гр тах и /кр приводит к ухудшению работы любой схемы из-за снижения
усилительных свойств транзисторов при работе на высокой частоте.
В конкретных схемах применения могут играть существенную роль
и другие параметры. Например, в схемах резонансных усилителей и
генераторов уменьшение Ск может привести к расстройке выходной
цепи, что приведет к уменьшению отдаваемой мощности в схеме уси-
лителя или уходу частоты в схеме генератора, если Ск является эле-
ментом резонансного контура. В то же время увеличение //КБ и
уменьшение тк не ухудшает работу обеих схем.
На рис. 3.15 показаны типичные экспериментальные зависимости гра-
ничной частоты /гр от тока /к и напряжения (7КЭ для мощного СВЧ
транзистора п—р—n-типа эпитаксиально-планарной конструкции, облу-
ченного нейтронами. Качественно аналогичные закономерности
наблюдаются при облучении мощных СВЧ транзисторов высокоэнерге-
тичными протонами и электронами, так как физической причиной
уменьшения /гр в области высоких уровней /к в этих случаях также
является рост удельного сопротивления коллектора.
На рис. 3.16 приведены экспериментальные зависимости относи-
тельных изменений тока /кр(Ф) для мощного СВЧ транзистора при
различных видах облучения. Анализ зависимостей позволяет устано-
вить эквивалентность воздействия различных видов излучения на пара-
метр /кр-
Так как изменение /кр мощных СВЧ транзисторов при облучении
обусловлено изменением концентрации основных носителей в эпитакси-
альном слое коллектора, оно может быть представлено с достаточной
точностью следующим выражением:
= ехр (— К Ф) и = 1 — К Ф при К Ф < 1,
'кро Р кРо Р Р
где Кр — соответствующий коэффициент изменения удельного сопротив-
ления эпитаксиального слоя коллектора; /кро—значение/кр до облучения.
На рис. 3.17 приведены типичные зависимости Ск((/КБ) мощного СВЧ
транзистора п—р—/г-типа эпитаксиально-планарной конструкции до и после
облучения различными потоками быстрых нейтронов. Видно, что после
облучения величина Ск уменьшается, причем особенно сильно при ^КБ =
= 0—5 В. Для транзисторов, изготовленных на основе эпитаксиальных
100
пленок с меньшим сопротивлением высокоомной «-области, радиацион-
ные изменения Ск меньше. Расчет радиационных изменений коллек-
торной емкости можно проводить по формуле для ступенчатого
р—«-перехода [132}. В ряде случаев при ионизирующем облучении при
оценке радиационных изменений Ск надо учитывать изменения заряда
в пассивирующих покрытиях.
Не останавливаясь подробно на рассмотрении специфики воздейст-
вия ионизирующего излучения (протонное, электронное, у-излучение)
на мощные СВЧ транзисторы, можно по аналогии с маломощными
Рис. 3.15. Зависимости граничной частоты frD от тока и напряжения мощного
СВЧ транзистора п—р—n-типа эпитаксиально-планарной конструкции:
до (----) и после (---) облучения
Рис. 3.16. Зависимость относительных изменений тока /кр мощного СВЧ транзистора
п—р—п-типа при облучении протонами (/), электронами (2) и нейтронами (5).
101
транзисторами сказать, что изменение свойств границ раздела Si—SiO2
при облучении повлияет на токи утечки переходов, на пробивные на-
пряжения, на значения емкостей переходов при небольших напряже-
ниях смещения. Меньшее влияние поверхностные радиационные эффек-
ты окажут на граничную частоту frp и емкость коллекторного перехода
при больших напряжениях.
Анализируя основные параметры мощных СВЧ транзисторов [301—
303], можно предположить, что наиболее радиационно-чувствительными
параметрами могут быть ток /кр, максимальная граничная частота frpmax
и емкость коллекторного перехода Ск, относительные изменения кото-
Рис. 3.17. Зависимость
СК(СКБ) мощного СВЧ
транзистора п—р—п-ти-
па эпитаксиально-пла-
нарной конструкции до
(———)и после (--------)
облучения различными
потоками быстрых ней-
тронов Ф1<Фг<Ф3
рой существенно зависят от величины приложенного к коллектору
напряжения [27].
Мощные СВЧ транзисторы с повышенной радиационной стойкостью
должны, по-видимому, разрабатываться на базе эпитаксиальных струк-
тур [300, 303]. Очевидное преимущество имеют структуры на основе
эпитаксиальных пленок с пониженным удельным сопротивлением, кото-
рые характеризуются повышенными значениями /кр и емкости Ск и
пониженным значением пробивного напряжения. Для тех условий при-
менения транзисторов, где 'сохранение больших frp в широком диапазоне
рабочих токов является решающим, использование указанных структур
перспективно. Однако в ряде случаев достигнутый таким образом вы-
игрыш в радиационной стойкости может привести к сильному проигрышу
в других электрических характеристиках. Например, в схеме усилителя
весь выигрыш, достигнутый за счет увеличения /Кр, будет ликвидирован
уменьшением коэффициента усиления по мощности Кур в той степени,
в которой увеличилась емкость Ск. С другой стороны, потеря в величине
^квтах снижает отдаваемую в нагрузку СВЧ мощность и может быть
недопустимой, если прибор работает при строго заданной величине
напряжения коллекторного питания [27,301].
Для получения максимального эффекта с точки зрения радиацион-
ной стойкости и минимальных потерь в электрических параметрах
можно идти по пути оптимизации толщины и удельного сопротивле-
ния высокоомной эпитаксиальной пленки и, возможно, по пути использо-
вания различных многослойных структур [303].
102
Важный класс биполярных транзисторов — мощные ключевые
транзисторы. Основным методом изготовления мощных ключевых гер-
маниевых транзисторов являются методы сплавления и сплавления —
диффузии. Современные мощные кремниевые транзисторы изготавли-
ваются по мезапланарной диффузионной технологии. Общим в струк-
туре мощных ключевых транзисторов является гребенчатая геометрия
базового и эмиттерного контактов, которая продиктована особенностью
таких транзисторов, работающих при больших плотностях тока, а имен-
но, так называемым концентрационным эффектом, заключающимся
в неравномерности инжекции эмиттера по площади [300, 301].
Теоретический анализ и экспериментальные исследования показы-
вают, что облучение, независимо от его вида, может вызывать в мощных
ключевых транзисторах значительное снижение коэффициента передачи
базового тока А21Э и повышение напряжения насыщения £/КЭнас
[27, 118].
Обратные токи переходов (/ЭБО и /КБО) могут возрастать при облу-
чении, но по абсолютной величине остаются небольшими и не лимити-
руют радиационную стойкость этого класса биполярных транзисторов
[27, 298].
Как правило, зависимость — f (Ф) для мощных ключевых
транзисторов до определенного значения Ф имеет линейный характер
(нелинейность может наблюдаться при малых потоках ионизирующего
излучения за счет поверхностных эффектов [118, 298].
На линейном участке снижение Л21Э при облучении обусловлено
уменьшением объемного времени жизни в базе и только при больших
потоках начинают играть роль другие факторы, среди которых наибо-
лее вероятным является увеличение ширины базы, т. е. рост пролетного
времени ta за счет компенсации заряда ионизированной примеси в кол-
лекторном переходе зарядом подвижных носителей [123] при увеличе-
нии удельного сопротивления коллектора.
Естественно ожидать, что эффект перемещения границ коллектор-
ного перехода в сторону коллектора будет наблюдаться заметнее, когда
концентрация заряда подвижных носителей сравнима с концентрацией
примесей в теле коллектора, т. е. у транзисторов с низкой концентра-
цией примесей в коллекторе и высокой плотностью тока [134].
В силу этого линейность зависимости Л21Э | Л21Э=/ (Ф) при меньших
токах сохраняется в большом диапазоне интегральных потоков облуче-
ния.
Для оценки радиационной стойкости мощных ключевых транзисторов
на линейном участке зависимости h2X3Jh2X3 = f (Ф) можно, в принципе,
использовать расчетные соотношения, приведенные выше при анализе
поведения при облучении транзисторов малой и средней мощности.
Для мощных ключевых транзисторов, работающих при облучении
в условиях высокого уровня инжекции, необходимо при определении
Кэфф учитывать экспериментально наблюдаемое увеличение пролетного
времени ta с облучением (/йо —значение ta до облучения):
103
Так как в этом случае влияние рекомбинационных потерь в эмит-
терном переходе на изменение незначительно, а ширина базы боль-
ше, чем у маломощных дрейфовых транзисторов, можно считать, что
основные рекомбинационные потери — это потери в активной базе, и
принять /СЭфф = Ка- Расчеты показывают, что при этом величина Дэфф
сильно зависит от уровня инжекции (рис. 3.18) и не зависит практиче-
ски от интегрального потока облучения во всем диапазоне рабочих
токов.
Кратко проанализируем причины, приводящие к росту при облучении
^кэнас (радиационно-чувствительного параметра мощных ключевых транзи-
сторов). В состоянии насыщения коллекторный переход смещен в пря-
Кз<р<р, ТО 6см 2/(нейтр. -с)
2,0
7/
1,0
ТО 2 ' 4 6Фп, нейтр./см2
1к = 0,1А

0,5-
1 п

I —I |_
Рис. 3.18. Зависимость величины Кэфф
для мощных ключевых транзисторов
при различных токах /к от интеграль-
ного потока быстрых нейтронов
мом направлении», поэтому можно считать, что 17КЭнас представляет собой
разность напряжений на эмиттерном (£7ЭБ) и коллекторном (17КБ) перехо-
дах плюс падение напряжения в теле коллектора.
При облучении с уменьшением Л21э транзистор стремится выйти из
насыщения, т. е. величина £7КБ уменьшается, а разность 6/ЭБ— £7КБ воз-
растает, помимо этого происходит увеличение падения напряжения
в теле коллектора, так как при облучении величина его удельного
сопротивления повышается. С другой стороны, в открытом транзисторе
(режим насыщения) проводимость тела коллектора может модулиро-
ваться подвижными носителями (чем больше Л21э, тем выше степень
модуляции), что уменьшает падение напряжения в теле коллектора.
Степень модуляции зависит от соотношения диффузионной длины
подвижных носителей и размеров высокоомного слоя тела коллектора,
а также от величины прямого смещения коллекторного перехода.
Поэтому при облучении, с уменьшением Л21э и уменьшением диффу-
зионной длины в теле коллектора, модуляция ослабевает и £/КЭнас возра-
стает. При дальнейшем увеличении потока облучения этот механизм
становится все менее существенным и на первый план начинает вы-
ступать увеличение удельного сопротивления тела коллектора, которое
меняется с потоком по экспоненциальному закону.
Кроме рассмотренных причин роста ^КЭнас> в мощных транзисторах
из-за неравномерности инжекции эмиттера, обусловленной концентра-
ционным эффектом, могут существовать локальные области коллектор-
ного перехода, в которых не соблюдается условие насыщения.
104
Этот эффект частичного насыщения может дать определенный вклад
в увеличение ПКЭнас, так как при облучении концентрационный эффект
усиливается. Отметим, что^меньший рост ПКЭнас при облучении наблюда-
ется у транзисторов с большими исходными значениями Л91Э и малыми
ДЛ21Э(Ф), у которых превалирующим остается механизм модуляции про-
водимости тела коллектора подвижными носителями.
Таким образом, радиационная стойкость мощных ключевых тран-
зисторов по аналогии с обычными транзисторами должна определяться
как снижением Л21Э, так и ростом. £/КЭнас при облучении, поскольку
для обеспечения достаточных £/Проб коллекторного перехода материал
коллектора должен быть достаточно высокоомным и, следовательно,
быть достаточно чувствительным к облучению [27].
Повышение радиационной стойкости мощных ключевых транзисто-
ров, по-видимому, также должно осуществляться путем оптимизации
структуры прибора с учетом сохранения после облучения достаточных
величин Л21э и не слишком высоких значений ПКЭнас. Возможно, эти
условия могут быть обеспечены за счет применения структур с тонкой
базой и эпитаксиальным коллектором. Однако с уменьшением толщины
базы трудно получить малые градиенты концентрации примеси в кол-
лекторном переходе, необходимые для обеспечения высоких пробивных
напряжений. Кроме того, уменьшение толщины базы (до 0,5 мкм и
менее) повышает вероятность возникновения вторичного пробоя тран-
зистора [303].
По аналогии с СВЧ мощными транзисторами в мощных ключевых
транзисторах целесообразно использование эпитаксиальных пленок
с пониженным удельным сопротивлением, а также многослойных
структур.
Подбирая толщину и удельное сопротивление слоев, можно, видимо,
не теряя существенно в пробивном напряжении, получить малые значе-
ния (7КЭнас и добиться сохранения достаточно высокого коэффициента
передачи тока Л21э в большом диапазоне изменения токов из-за ослабле-
ния сдвига границ коллекторного перехода. При этом используемые
пленки должны иметь наименьший разброс по исходной величине
удельного сопротивления.
В качестве материала для мощных ключевых транзисторов крем-
ний предпочтительнее германия (возможность получения больших про-
бивных напряжений и малых обратных токов, большие рабочие темпе-
ратуры). Вряд ли возможно обеспечить необходимую радиационную
стойкость таких транзисторов на основе германия при сохранении вы-
соких рабочих напряжений. Что касается выходной мощности, то ее
повышение в германиевых приборах такого типа возможно только за
счет увеличения рабочего тока (т. е. рабочих площадей). Очевидно,
преимущество должны иметь германиевые р—п—р-структуры, так как
сопротивление p-областей слабо меняется вплоть до интегральных по-
токов нейтронов порядка 1 • 1015 нейтр/см2 [298, 304].
3.2. Униполярные транзисторы
Полевые транзисторы относятся к группе так называемых унипо-
лярных транзисторов, поскольку в основе их принципа действия лежит
использование носителей заряда только одного знака (электронов или
дырок). По своей конструкции они делятся на транзисторы с затвором
в виде р—/г-перехода и транзисторы с изолированным затвором
(МДП-структуры).
Полевые транзисторы с затвором в виде р-п-перехода
Основными электрическими параметрами полевых транзисторов с
р—«-переходом являются: 6’ЗИотс— напряжение отсечки, т. е. напряже-
ние, при котором происходит перекрытие канала (ток стока уменьшается
до определенного заданного уровня); /Снач— начальный ток стока, т. е.
ток стока при нулевом напряжении между затвором и истоком; S —
крутизна характеристики; I Зут— ток утечки затвора (при (7СИ—0); Ссио,
Сзсо, Сзио—емкости сток—исток, затвор—сток, затвор—исток.
Выпускаются кремниевые полевые транзисторы с затворами в виде
р—и-переходов с каналами р- и /г-типов. Приборы с «-каналом имеют
лучшую проводимость канала (и крутизну) за счет более высокой
подвижности электронов, чем приборы с p-каналом при идентичном
уровне легирования. Использование гребенчатой структуры канала
позволяет, резко увеличив ширину канала, достигнуть более высоких
значений начального тока стока и крутизны при сравнительно неболь-
шом увеличении междуэлектродных емкостей.
Рис. 3.19. Структура полевого транзи-
стора с затвором в виде р—п-перехода
и каналом п-типа
/Ля omc/UjH omcO’ SjSg ; Iснач /^снач0
Рис. 3.20. Зависимость напряжения от-
сечки (/), крутизны (2) и начального
гока стока (5) полевых транзисторов от
интегрального потока быстрых нейтро-
нов
Структура полевого кремниевого транзистора с диффузионным
затвором в виде р—«-перехода и каналом «-типа схематически изобра-
жена на рис. 3.19.
Экспериментальные данные показывают, что радиационно-чувстви-
тельными параметрами полевых транзисторов с р—«-переходом яв-
ляются начальный ток стока, крутизна характеристики, напряжение
отсечки и ток утечки затвора. На рис. 3.20 показаны типичные зависи-
те
мости параметров /снач, S и (7ЗИотс полевых транзисторов от воздейст-
вующего потока быстрых нейтронов. Изучение процессов восстановле-
ния указанных параметров транзисторов после облучения и дополни-
тельные данные об их неизменности при рентгеновском облучении
(когда энергия квантов недостаточна для образования объемных де-
фектов) убеждают в том, что эти параметры не зависят от состояния
поверхности и их изменения при облучении определяются целиком
процессом радиационного дефектообразования в объеме структуры при-
бора. Качественно одинаковый ход зависимостей этих параметров от
потока облучения наблюдается при различных видах излучения (быст-
рые нейтроны, протоны, электроны).
Так как параметры /Снач, S и (7ЗИотс не зависят от времени жизни
их изменение при облучении связано с радиационным изменением
электрической проводимости кремния.
Для приближенного описания изменения указанных параметров
полевых транзисторов при облучении можно использовать следующие
соотношения:
сравнению с изменением напря-
Рис. 3.21. Изменение обратного тока
утечки затвора у полевых транзисто-
ров при нейтронном облучении
^ЗИотс'^ЗИотсо еХР ( -КрФ)>
5/5, = ехр(-ХрФ), (3.19)
где /Ср—усредненный коэффициент радиационного изменения удельного
сопротивления канала транзистора; [/ЗИотСо, 50, /СнаЧо — соответствующие
параметры до облучения.
Наблюдаемое экспериментально более сильное относительное из-
менение крутизны при облучении, по
жения отсечки, можно объяснить
вкладом в изменение крутизны ра-
диационного уменьшения подвиж-
ности.
Ток утечки затвора растет при
облучении вне зависимости от ис-
ходного, и при равных напряжени-
ях на затворе относительно быстрее
у транзисторов с более качествен-
ным окислом. Радиационные изме-
нения тока утечки затвора опреде-
ляются как поверхностными эф-
фектами (при ионизирующем облу-
чении), так и объемными, связанны-
ми с появлением генерационных
центров в области объемного пере-
хода. Причем при нейтронном облучении в отсутствие поверхностных
изменений зависимость /3ут(Ф) должна иметь линейный характер, что
подтверждается экспериментально (рис. 3.21).
При оценке радиационной стойкости полевых транзисторов надо
учитывать схему, в которой они применяются. Например, во входных
каскадах усилителей, работающих с высокоомным генератором на вхо-
де, радиационная стойкость определяется изменением таких параме-
тров, как ток утечки затвора, крутизна, начальный ток стока и напря-
107
жение отсечки. В то же время в усилительном каскаде, где не тре-
буется большое входное сопротивление, радиационная стойкость будет
определяться последними тремя параметрами, а ток утечки затвора мо-
жет увеличиваться до сравнительно больших величин.
Эксперименты и расчеты показывают, что полевые транзисторы
с высокой концентрацией примеси в канале оказываются более радиа-
ционно-стойкими. Поэтому основной путь увеличения радиационной
стойкости этого класса транзисторов — сильное легирование области
канала. Кроме того, предпочтительнее использовать приборы с кана-
лом /г-типа.
Однако увеличение степени легирования канала снижает пробивное
напряжение, которое может стать меньше напряжения отсечки. Наибо-
лее очевидный путь создания полевых транзисторов с высокой радиа-
ционной стойкостью и высокими пробивными напряжениями — исполь-
зование многослойных эпитаксиальных пленок с различными уровнями
легирования. Кроме того, следует идти по пути уменьшения толщины
канала, чтобы обеспечить его перекрытие при относительно небольших
напряжениях.
Транзисторы со структурой металл — диэлектрик —полупроводник
(МДП)
В настоящее время после появления униполярных транзисторов
с МДП-структурой и в связи с их использованием в условиях облуче-
ния повышенный интерес вызывает вопрос о влиянии радиации на свой-
ства поверхности кремния, покрытой слоем диэлектрика (в основном
SiO2). Дело в том, что изменение параметров МДП-структур связано
с процессами, происходящими либо на границе раздела кремний —
диэлектрик, либо в непосредственной близости от нее. В целом ряде
работ [138—142], в которых исследовалось влияние ионизирующего
излучения на вольт-амперные и вольт-емкостные характеристики тран-
зисторов со структурой металл — окисел — полупроводник (МОП), от-
мечаются два основных не исчезающих после прекращения облучения
эффекта: смещение порогового напряжения в сторону больших отрица-
тельных значений и изменение крутизны этих характеристик. Первый
из этих эффектов связан в основном с образованием положительного
пространственного заряда в слое диэлектрика, второй — с изменением
плотности быстрых поверхностных состояний на границе раздела крем-
ний — диэлектрик.
Одной из основных причин, вызывающих изменение параметров
приборов с МОП-структурой при воздействии ионизирующих излуче-
ний, является создание положительного пространственного заряда
в слое диэлектрика, модулирующего проводимость канала полевого
транзистора. Присутствие такого заряда приводит к смещению харак-
теристик прибора в сторону больших отрицательных напряжений. Ве-
личина и локализация пространственного заряда определяется величи-
ной и полярностью напряжения смещения на затворе в процессе облу-
чения. Такой эффект наблюдался в целом ряде работ [128, 143—151]
при облучении МОП-структур электронами, у-квантами, рентгеновски-
ми лучами и нейтронами.
Сдвиг характеристик транзисторов сопровождается обычно их ис-
кажением. Уменьшается крутизна характеристик, т. е. расширяется
область, в которой происходит изменение емкости при изменении на-
108
пряжения. Собственно сдвиг характеристик связан с созданием про-
странственного заряда в диэлектрике, а их искажение обусловлено
появлением быстрых поверхностных состояний на границе раздела
кремний — диэлектрик. С увеличением поглощенной дозы или интеграль-
ного потока облучения указанные изменения стремятся к насыщению.
Однако если абсолютное значение тока или емкости при насыщении
является функцией напряжения смещения на затворе 17зи во время
-облучения, то для величины искажения такой зависимости не наблю-
дается. Это показано прямым экспериментом по последовательному
облучению МОП-транзисторов при разных напряжениях смещения на
Рис. 3.22. Вольт-емкостные характери-
стики МОП-структуры, облученной при
разных напряжениях смещения
Рис. 3.23. Зависимость плотности заря-
да, наведенного в диэлектрике при об-
лучении, от напряжения смещения на
затворе.
затворе приборов, изменение вольт-амперных или вольт-емкостных ха-
рактеристик которых достигло насыщения при некотором фиксирован-
ном смещении. После такого облучения характеристики сдвигаются по
оси U3H в зависимости от прикладываемого смещения (рис. 3.22). В то
же время степень искажения характеристик не меняется при таком
дополнительном облучении.
На рис. 3.23 приведена зависимость плотности наведенного облу-
чением заряда от напряжения смещения на затворе во время облу-
чения.
Линейная зависимость Q, от Г/зи может быть записана: Qr = Qro-{-
4~С117ЗИ, где С,— наклон кривой, имеющий размерность емкости. При
фиксированной технологии [125] найдено, что Сх не зависит от тол-
щины окисла, если она меняется в пределах 0,1—0,5 мкм. Это означа-
ет/что плотность наведенного радиацией заряда линейно увеличивается
с напряжением, прикладываемым к затвору во время облучения, а не
с электрическим полем в слое окисла. Причина указанного явления за-
ключается в том, что все приложенное к затвору напряжение падает на
слое объемного заряда, создающегося в окисле во время облучения, а не
на всем слое окисла.
Напряжение между стоком и истоком 1/си, приложенное во время
облучения, не влияет на величину смещения порогового напряжения
транзистора.
109
Выше отмечалось, что большинство авторов [125, 141, 149, 151],
связывают изменение крутизны вольт-амперных и вольт-емкостных ха-
рактеристик (ВАХ и ВЕХ) с образованием или с увеличением плотно-
сти уже существующих поверхностных состояний на границе раздела
кремний — диэлектрик. Однако в указанных работах не содержалось
прямых доказательств этого предположения, а их авторы основыва-
лись на результатах, полученных при исследовании вольт-емкостных ха-
рактеристик образцов с различной степенью дефектности границы раз-
дела кремний — диэлектрик [141].
Рис. 3.24. Зависимость обратного тока
/Обр от напряжения на затворе для раз-
личных доз у-облучения:
/ — до облучения; 2, 3, 4, 5 и 6 — при D-j = Ю\
10*, 10s, 10е и 107 Дж/кг соответственно
Рис. 3.25. Насыщение скорости поверх-
ностной рекомбинации s с ростом дозы
облучения быстрыми электронами
Эксперименты, прямо связавшие появление быстрых поверхност-
ных состояний на границе раздела, скорость поверхностной рекомбина-
ции и изменение крутизны ВАХ и ВЕХ, описаны в работах [125, 152].
Было проведено измерение скорости поверхностной рекомбинации s
в области истощения на диодах с управляемым затвором и параллель-
но измерение вольт-емкостных характеристик. Если предположить, что-
поверхностные состояния с плотностью Nts равномерно распределены
вблизи середины запрещенной зоны, то справедливо выражение
2 ^ns^ps v^kTN'ts,
где Gns и c>pS — поперечные сечения захвата быстрыми поверхностными
состояниями для электронов и дырок соответственно; vT — тепловая
скорость электронов. Как видно, существует прямая зависимость между
плотностью уровней и скоростью поверхностной рекомбинации.
\^В данном эксперименте максимум на зависимости IO*P(U^ рис. 3.24
определяется генерацией носителей с быстрых поверхностных состоя-
ний и соответствует обеднению поверхности под затвором. Величина
ПО
этого максимума зависит от поверхностной составляющей тока гене-
рации, непосредственно связанной с s выражением
^геш—CjtliSA.
з,
где As — площадь поверхности под затвором.
/ Возрастание максимума тока с увеличением интегрального потока
облучения свидетельствует о росте s и, следовательно, об увеличении
плотности быстрых поверхностных состояний. Возрастание максимума
тока достигает насыщения при поглощенной дозе порядка 108 рад
(рис. 3.25). '/
Рис. 3.26. Зависимость /с от напряжения
на затворе (£/зи) для различных интег-
ральных потоков быстрых электронов:
J) до облучения; 2) 1014 э/см; 3) 5 • 1014 э/см.
Длительность отжига, ч
Рис. 3.27. Изменение £/ЗИпор ПРИ различ-
ном температурном отжиге]'облученных
МОП-транзисторов]
V Сравнивая изменение крутизны вольт-емкостных характеристик и за-
висимость /обр ((73) [125] при облучении, мы видим, что насыщение роста
максимума тока и искажение этих характеристик происходят в одном
и том же интервале поглощенных доз облучения. В то же время они не
зависят от величины и полярности напряжения на затворе при облу-
чении. \[
Интересно отметить, что создание быстрых поверхностных состоя-
ний происходит как при облучении высокоэнергетичными электронами,
нейтронами и у-квантами, так и при облучении ультрафиолетовым све-
том с энергией кванта около 5 эВ [151].
Остаточный ток стока возрастает при облучении как в п-, так и
р-канальных транзисторах [128, 156] У На рис. 3.26 приведены зависи-
мости /с от напряжения на затворе U3, из которых видно, что облуче-
ние приводит к возрастанию токов утечки между истоком и стоком.
111
Для р-канальных транзисторов появление токов утечки обусловле-
но инверсией p-области стока. В результате увеличивается эффектив-
ная поверхность р—n-перехода или даже появляется канал проводи-
мости между и-подложкой и контактом стока. Помимо обычных при-
чин, вызывающих инверсию в окисленном кремнии р-типа [156],
положение усугубляется образованием положительного пространствен-
ного заряда при облучении. Более того, появление этого заряда играет
основную роль, что подтверждается облучением транзисторов, у кото-
рых диэлектриком является SisN4. В таком диэлектрике скорость на-
копления заряда при облучении значительно меньше, чем в SiO2 [139,
154, 164]. В этом случае токи утечки не превышают 10-9 А.
Выше указывалось,Учто величина Пси при облучении не влияет на
изменение порогового напряжения, однако оказывает значительное воз-
действие на токи утечки транзистора в режиме отсечки. Это наиболее
четко проявляется при сильно ионизирующем излучении, поскольку
обратносмещенный переход более интенсивно разделяет электронно-
дырочные пары, образованные в пределах диффузионных длин вблизи
него.
В «-канальных транзисторах токи утечки возникают в результате
инверсии проводимости на поверхности кремния р-типа по всему образ-
цу, а не только под затвором.
Как в п-, так и в р-канальных транзисторах токи утечки уменьша-
ются при закорачивании р—«-перехода при облучении или при подаче
на него прямого смещения. V
Отжиг дефектов, созданных облучением и ответственных за обра-
зование пространственного заряда, рассматривался в работах [125,
141, 151]. Облученные электронами образцы [141] были стабильны при
комнатной температуре в различных средах и разных электрических
режимах. Восстановление заряда происходит на величину фг=10и см-2
в течение нескольких месяцев. Изохронный отжиг при различных тем-
пературах дает параллельный перенос вольт-емкостных характеристик
вправо, что указывает на уменьшение заряда в окисле. Наиболее интен-
сивно восстановление идет при температурах 150—300°С, причем ско-
рость отжига не зависит от полярности смещения на затворе во вре-
мя облучения.
Последнее утверждение не согласуется с данными термического
отжига р-канальных транзисторов, облученных рентгеновскими лучами
[12Я
V В процессе облучения пороговое напряжение £7ЗИпор изменяется,
с 3,4 до 24 В, что соответствует плотности пространственного заряда
Qr = 3,8-1012 см-2. После этого транзисторы отжигались при различных
температурах и рассматривалось изменение ПЗИпор как функции длитель-
ности отжига (рис. 3.27). Видно, что характеристики имеют [сложный
характер. В начале отжига происходит быстрое уменьшение Q и вос-
становление ПЗИпор, за которым следует более медленная стадияж)днако
из приведенных в этой работе данных не удалось вычислить энергию
активации отжига.
Восстановление заряда в окисле происходит за счет нейтрализа-
ции его электронами, заброшенными каким-либо образом в окисел. Это
может быть вызвано инжекцией электронов из металла, тогда отрица-
тельное напряжение на затворе должно ускорить отжиг. Если же ин-
112
жекция электронов происходит из полупроводника, то отжиг должен
ускоряться положительным напряжением на затворе. Если электроны
генерируются непосредственно в окисле, то зависимости скорости отжи-
га от напряжения на затворе не должно быть.
В результате специально выполненного эксперимента [125] было
выясненсткчто максимальное восстановление наблюдается на транзи-
сторах с положительным потенциалом на затворе в процессе отжига.
Это свидетельствует о том, что термический отжиг обусловлен инжек-
цией электронов из кремния. Одновременно в этом же интервале тем-
ператур отжига наблюдается восстановление скорости поверхностной
рекомбинации, причем полное ее возвращение к исходной величине про-
исходит при 300°С. I/
Рис. 3.29. Влияние технологии выращи-
вания окисла на скорость встраивания
объемного заряда при облучении пото-
ком электронов 1013 э/см2:
Рис. 3.28. Отжиг встроенного под дей-
ствием ультрафиолетового света заряда
1— в атмосфере сухого кислорода; 2 — в атмо-
сфере влажного кислорода
^Проводился отжиг пространственного заряда под действием
ультрафиолетового света [125, 151]. Если неметаллизированные плен-
ки SiO2, предварительно подвергнутые воздействию жесткой радиации,
освещать ультрафиолетовым светом, то происходит уменьшение заряда
в окисле. На металлизированных пленках такое явление не наблюдает-
сяуПредполагалось [141], что заброс электронов в окисел под влия-
нием ультрафиолетового освещения происходит из валентной зоны
кремния. Проведен прямой эксперимент с целью проверки этого пред-
положения [125]. Транзисторы с полупрозрачными затворами освеща-
лись равным числом квантов с энергиями 3,5; 4,0; 4,5 и 5,0 эВ. На
рис. 3.28 приведены результаты этого эксперимента. Как видно, лрод
цесс^отжига.. характеризуется вполне определенной энергией активации,
равно"и"4,3 эВ, значение которой хорошо согласуется с высотой потен-
циального барьера Si—SiO2, равной 4,35 эВ [153, 157]. Следовательно,
можно считать, чтонейтрализация встроенного заряда происходит
в результате инжекции электронов из валентной зоны кремнияГ
^/Как и в случае биполярных приборов, чувствительность к воз-
действию радиации униполярных транзисторов существенно зависит от
технологии их изготовления. Имеются результаты [141] облучения
транзисторов, затвор которых выращивался в различных условиях
(рис. 3.29). Было выяснено, что величина изменения ^ЗИпгри характер
8—510
113
этого изменения в зависимости от дозы облучения значительно резче
выражены при выращивании затвора в атмосфере сухого кислорода.
На чувствительность МДП-транзисторов к радиации существенное влия-
ние также оказывает толщина металлического покрытия затвора. Чем
толще пленка металла, тем значительнее изменения характеристик
[Ш].
Зависимости чувствительности транзисторов к облучению от степе-
ни легирования кремния, типа его проводимости и ориентации выра-
щенной пленки окисла не наблюдается.
Теория, объясняющая поведение МДП-транзисторов при облуче-
нии, основывается на следующих экспериментальных фактах [125, 127,
141, 305, 309]:
1) при воздействии радиации происходит образование объемного
заряда в диэлектрике;
2) величина плотности заряда стремится к насыщению с ростом
интегральной дозы облучения и зависит от напряжения смещения на
затворе во время облучения;
3) предельная величина смещения не зависит от типа кремния,
его ориентации, но зависит от условий выращивания и природы ди-
электрика;
4) эксперименты с травлением поверхности окисла показывают, что
объемный заряд расположен на расстоянии нескольких десятков нано-
метров от границы раздела кремний — диэлектрик внутри слоя окисла
[125, 141];
5) объемный заряд нейтрализуется введением электронов в диэлек-
трик из валентной зоны кремния;
6) объемный заряд не зависит от мощности дозы и определяется
только поглощенной дозой облучения.
Процесс образования объемного заряда представляется следую-
щим. В слое диэлектрика ионизирующим излучением создаются элек-
тронно-дырочные пары. Если при этом к затвору приложено напряже-
ние, то вследствие большей подвижности электронов по сравнению
с дырками они вытягиваются на положительный электрод, а дырки
захватываются дырочными ловушками или рекомбинируют с электро-
нами до выхода из окисла. Если в диэлектрик не могут поступать элек-
троны по энергетическим соображениям, в нем образуется положитель-
ный объемный заряд. Образующийся заряд с плотностью Qr уменьшает
напряженность поля в окисле относительно напряжения на затворе, что
препятствует дальнейшему росту заряда и в конечном счете приводит
к насыщению этого процесса. Заряд с плотностью Qr индуцирует обра-
зование аналогичного заряда как в кремнии Qs, так и в металлическом
электроде Qm. В результате
Qr + Qs+ Qm=0.
Возможно также, что облучение высвобождает электроны, локали-
зованные первоначально на неподвижных положительных зарядах
в кристалле с последующим их удалением из него [52]. Положитель-
ный заряд в этом случае образуется неподвижными ионами. С физи-
ческой точки зрения положительный заряд может быть обусловлен
либо точечными дефектами, которые заряжаются положительно после
их ионизации, либо дырками, захваченными на ловушки. Вероятность
захвата дырок играет определяющую роль для диэлектриков с широ-
кой запрещенной зоной, к которым относится SiO2 [153].
114
Количественный анализ, основанный на приведенных выше сообра-
жениях, выглядит следующим образом. Изменение Qr оценивается по
сдвигу вольт-емкостных характеристик. Окисел (диэлектрик) предпола-
гается до облучения электрически однородным и нескомпенсированный
объемный заряд в нем отсутствует. Контактной разностью потенциалов
и поверхностными состояниями на границе раздела кремний — диэлек-
трик можно пренебречь. Поле в окисле определяется как U3/wo
(рис. 3.30), где w0— толщина окисла. Облучение генерирует электрон-
но-дырочные пары равномерно по всему
объему диэлектрика со скоростью g
[см-з.с-1]. Электрическое поле вытяги-
вает электроны на металлический элек-
трод затвора, «поджимая» дырки к гра-
нице раздела кремний — диэлектрик.
Показано [153], что цт для дырок на по-
рядок меньше, чем для электронов. По-
этому градиент концентрации устанавли-
вается только для электронов. Этот гра-
диент можно записать в виде
п(х) =ё’т[1—ехр (—ax/Wo)], (3.20)
Рис. 3.30. Диаграмма, поясняющая
вывод соотношений (3.20) — (3.30)
для системы Si—SiOa — металл
где a = w0/’^U3 — отношение толщины окисла к длине пробега электрона
за время т.
Если U3 — 0, а = оа, то gt — n(x) по всему объему. Однако встраи"
вание объемного пространственного заряда наблюдается и при -0.
Это связано с диффузией электронов из окисла. Аккумулируемый при
этом заряд значительно меньше, чем в случае смещения на затворе 03.
Плотность захваченных дырок р(х, t) максимальна при х=0 и
уменьшается до нуля на расстоянии d от границы раздела (рис. 3.30).
В этом случае
d
Qr(t)=q р (х, t) dx,
6
d
J
6
d
QM (0 = — q f p (x, t) dx.
J
0
(3.21)
(3.23)
Решая эти уравнения относительно р (х, t), можно определить харак-
тер изменения ПЗИпор при облучении для различной поляризации затвора.
Для U3 > О
д1/+=-1/3(’(®0-^лЩ.Г1_ехр( _ чрре* W (з.24)
,) Л L \ S0SWQ 1
о
8!
115
а для U3 О
ДУ-=У3 ^л(х)Г1 — ехр(-?!^Л1</х. (3.25)
6 L J
Предельные значения соответствующих величин имеют вид
ду^=-у3(л»оМ-1). f3'26»
d
МГ =U.An (x) dx = U3. (3.27)
6
Из уравнения (3.24) видно, что At7+(Q есть функция интегрально-
го потока, которая не зависит от скорости генерации и насыщается
с ростом поглощенной дозы.
При (73<0 встраивание заряда происходит у границы раздела металл—
диэлектрик, вследствие чего в кремнии накапливается меньший заряд,.
Из уравнения (3.26) видно, что при x^>d изменение А^ЗИпор всегда
больше, чем напряжение, приложенное к затвору во время облучения.
Это подтверждается и экспериментом. При (73><0 максимальное измене-
ние А(7ЗИпор равно напряжению на затворе.
Интересно отметить, что не зависит*от распределения заряда
в окисле. Значение р(х, t) получаем из решения уравнений (3.21) —
(3.23):
р(х, 0 = У3^гМ[1-ехр(-’^-)]. (3.28)
Изложенная теория, развитая Митчеллом, объясняет большинство
экспериментальных результатов, полученных при облучении МДП-тран-
зисторов.
Теория образования объемного заряда при облучении, изложенная
в работе [125], отличается от теории Митчелла тем, что предполагает-
ся существование определенной энергетической локализации дырочных
ловушек. Рассматривается два возможных случая: однородное рас-
пределение ловушек с одним энергетическим уровнем по объему ди-
электрика и равномерное распределение ловушек по энергиям.
В первом случае толщина области объемного заряда определяется
выражением
d = V2K^qNt, (3.29)
а величина заряда, наводимого в кремнии,
Qr = qNtd = ]/2KoMAW (3.30)
где U — падение напряжения на области пространственного заряда;
Nt — плотность ловушек внутри окисла; Ко — константа, зависящая от
типа диэлектрика.
Выражение (3.29) объясняет не все экспериментальные факты.
В частности, в [154, 155] наблюдалась линейная зависимость между
плотностью объемного заряда и напряжением, приложенным к затвору
во время облучения. Кроме того, согласно этой теории, максимальный
116
заряд, образующийся в окисле, одинаков как при положительном, так
и при отрицательном смещении на затворе, что не наблюдается в экспе-
рименте.
Во втором случае теория дает линейную зависимость Qr (J73), кото-
рая выполняется до определенного значения U3.
К настоящему времени выполнено большое количество работ, по-
священных токопереносу в диэлектрических пленках, однако влияние
облучения на прохождение тока в них изучено мало. Особенно мало
сведений о механизмах переноса тока в SiO2 — основном материале
диэлектрика затвора МДП-транзисторов. Ток через диэлектрик затвора
представляет собой сумму нескольких компонентов, имеющих различ-
ную физическую природу [158—161]. Каждый из компонентов преобла-
дает в определенном интервале полей и температур. Данные, получен-
ные на структурах типа А1—SiO2—Si с толщиной слоя порядка 102нм,
показывают, что вольт-амперные характеристики этих структур и за-
висимости тока от температуры при E=const определяются электрод-
но-ограниченной эмиссией Фаулера—Нордхейма (см. [118]). В соот-
ветствии с [159] ток через пленку
I = С0Е2 : -V ехр ( -41), (3.31)
0 sin(nCfeT/Eo) Ео ’ у £0Д v '
где Ео — электрическое поле в пленке SiO2; fi, Со, С — константы, за-
висящие от характеристик границы раздела.
Следует отметить, что в области полей 106 В/см и при повышенных
температурах начинает преобладать компонент объемно-ограниченного
тока. Вольт-амперные характеристики структур в этой области описыва-
ются выражением 7 « ехр (aj/ДД, что совпадает с током, подчиняющим-
ся механизму Пуля — Френкеля. В этом выражении a = fi/kT, где р==
= (<73/itss0)1/2. Коэффициент |3, определенный из температурной зависи-
мости тока через затвор для разных значений Е (рис. 3.31), совпадает
с рассчитанным по Френкелю для Е=4. На основе механизма токопере-
носа через пленки SiO2—Si3N4 и Д12О3, рассмотренного в [158, 160],
нельзя проанализировать данные, полученные для SiO2, поскольку на-
клон кривых 1g 7 У Ео в области тока Пуля — Френкеля оказывается
значительно меньше, чем для £=4, а скорость температурного измене-
ния наклона ВАХ в этой же области полей — значительно больше. Ука-
занные противоречия можно качественно объяснить падением подвиж-
ности носителей тока в «греющих» электрических полях и наличием
неоднородностей электрического поля в слое SiO2.
Облучение у-квантами вызывает значительное увеличение тока,
обусловленного эффектом Пуля—Френкеля, и уменьшение наклона это-
го участка вольт-амперной характеристики (рис. 3.31). По-видимому,
возрастание тока связано с увеличением концентрации донорных актив-
ных центров, ответственных за данный эффект, которое может быть
обусловлено как перезарядкой под облучением ранее существовавших
в SiO2 центров, так и образованием новых центров. Последнее может
иметь место под действием у-излучения в SiO2 при наличии в нем
разупорядоченных областей с деформированными валентными связями
SiO2 [163].
117
В области полей, где доминирует ток Фаулера—Нордхейма, облу-
чение не вызывает существенного изменения тока, что подтверждает
электродную природу этого тока.
Зависимость тока от дозы стремится к насыщению при увеличении
дозы. Темп этого процесса зависит от полярности напряжения на за-
творе во время облучения.
При U3 < 0 насыщение достигается значительно раньше Dy —
= 103 Дж/кг (105 рад), чем при t/3>0 D?— 104 Дж/кг (106 рад), что
коррелирует со скоростью
Рис. 3.31 Влияние у-облучения на вид ВАХ затво-
ра с диэлектриком SiO2 в широком интервале
напряжений на затворе при Т=11 К (кривые 1—
4) и Т=300 К (кривые Г—4'):
1,1' — при > О, D-^ = 0; 2,2'— при >0, D-^ — 0; 3,3' —
встраивания пространствен-
ного заряда в МДП-струк-
турах под облучением [164].
Повышение радиацион-
ной стойкости транзисторов-
со структурой металл — ди-
электрик — полупроводник
и интегральных схем на их.
основе — одна из важнейших
задач современной микро-
электроники. Из вышеприве-
денных данных ясно, что
главными путями решения
этой задачи является нахо-
ждение способов снижения
скорости встраивания объ-
емного заряда в диэлектрик
затвора и уменьшение плот-
ности поверхностных со-
стояний на границе раздела
диэлектрик — полупровод-
ник [297, 305—310].
В настоящее время
основные усилия направле-
ны на поиски новых диэлек-
триков затвора, в которых
скорость накопления заряда
при облучении была бы ми-
нимальной. Так, в [147, 154J
было показано, что обна-
деживающие результаты да-
ет использование диэлектри-
ков со структурой SiO2—
Si3N4 и AI2O3. Скорость на-
при (?3 > о, = 3,7.ю5 дж/кг; 4,4' - при < о, копления заряда в этих ди-
=з,7-Ю5 дж/kf электриках при облучении
оказалась существенно
меньшей, чем при исполь-
зовании SiC>2 в качестве диэлектрика затвора. Одной из причин
может быть более высокая, чем у SiO2, проводимость таких диэлектри-
ков, вследствие чего возможна частичная компенсация положительного
объемного заряда дырок электронами проводимости. Во всяком случае,
в структурах типа металл — нитрид кремния — двуокись кремния —
118
кремний (МНОП) скорость накопления объемного заряда в диэлектри-
ке затвора при облучении значительно меньше, чем увеличение плот-
ности поверхностных состояний (ПС) на границе раздела полупровод-
ник— диэлектрик. Механизм возникновения ПС в МДП-структурах изу-
чен недостаточно, однако известно, что основными причинами увеличе-
ния плотности ПС при облучении могут быть [164, 165]:
— разупорядоченная структура переходной области и наличие
в ней примесей [166];
— заряды в пределах окисного слоя [167];
— наличие вакансий в переходном слое [168].
Таблица 3.4
Прирост плотности поверхностных
состояний при облучении
электронами (Фе = 51013 эусм2,
Ее — 12 кэВ) МДП-структур,
легированных ионами А1, В и Сг
Легирующий мета пл Энергия ионов, кэВ Доза ионов, ион/см2 Прирост плотности ПС ДА? , SS с .г2
А1 10 Ю13 6-Ю11
А1 10 1014 9-10”
А1 35 Ю13 8-Ю11
А1 35 1015 1-Ю12
В 18 1014 1,2-1012
Сг 65 Ю14 5-Ю10
Сг Термодиффузия при Г—400°С 4-1010
Контрольные легированные образцы 1,2-Ю12
Рис. 3.32. Сдвиг порогового
напряжения под влиянием
у-облучения для SiO2 (кри-
вые 1 и 2) и SiO2+Cr (кри-
вые 3 и 4) при нулевом и
отрицательном смещении на
затворе [165]:
J и 4 — при = 0; 2 и 3 — при
и3 = - 10 В
Была предпринята попытка снизить скорость роста плотности ПС
при облучении МДП-структур быстрыми электронами и у-квантами
путем предварительного легирования хромом и другими металлами
[165]. Хотя этим способом и не удается подавить рост t7nop при облу-
чении, плотность ПС в образцах, где SiO2 был предварительно пролеги-
рован хромом и алюминием методом ионной имплантации или термо-
диффузией, оказалась несколько меньшей (см. табл. 3.4) [128, 165].
Влияние легирования SiO2 (диэлектрика затвора) ионами хрома на
скорость встраивания объемного заряда при облучении изучалась так-
же в работе [169].
На рис. 3.32 приведены зависимости Д[7ЗИпор от дозы у-облучения,
показывающие влияние легирования SiO2 хромом. По-мнению авторов
[165, 169], легирование SiO2 хромом является перспективным методом
повышения радиационной стойкости МДП-структур.
В работе [170] было исследовано влияние легирования диэлек-
трика затвора ионами азота на скорость образования объемного заряда
при облучении. Метод легирования такой же, как описанный в [165,
169], Т; е. ионная имплантация, доза ионов 1016 см-2, их энергия
50 кэВ. На рис. 3.33 [170] приведены зависимости Д(/ПОр от электрон-
ного потока при разных смещениях на затворе. Как видно, темп роста
119
ДС7пор с облучением в образцах, легированных /V, существенно снижен.
На рис. 3.34 приведены вольт-емкостные характеристики для этих же
образцов. На основании этих данных авторы [170] делают вывод, что
ионная имплантация является эффективным методом уменьшения ско-
рости встраивания объемного заряда в SiC>2 при облучении.
Рис. 3.33. Сдвиг порогового
напряжения под влиянием
электронного облучения для
термически выращенного
SiO2 (кривые 1—3) и SiO2+
J-/V (кривые 4—6) при ну-
левом, отрицательном и по-
ложительном смещениях на
затворе:
1 и 4 — при = 0; 2 и 5 — при
— 4В; 3 и 6 — при = -f- 4В-
Интересные результаты получили авторы [171], исследовавшие
облученные МДП-структуры с оксинитридом кремния (SiON) в качест-
ве диэлектрика затвора. Ими было показано, что при отрицательном
смещении на затворе ^2,8-105 В/см и положительном ^1,5 -106 В/см
в таких структурах не происходит значительного изменения At7nop- На
Q, 101гсм~г
Рис. 3.35. Сравнение”скоростей - встраи-
вания объемного / заряда О для* SiO2 »
SiON при у-облучении:
/) SiOa (в атмосфере" сухогоJкислорода), =
= 3,5-10* Дж/кг; 2) SiO2 (в атмосфере влажного
кислорода), - ЗД-104’ Дж/кг; 3) SiON, =
= 1,6-10* Дж/кг
Рис. 3.34. Сдвиг С—U-характеристик
под влиянием облучения (смещение+
+ 8В):
/) SiOa, Z>7 =0; 2) SiO2, = 1,7-105 Дж/кг;
3) SiOa4-N, =0; 4) SiOH-N, D =1,7-10®*
Дж/кг
120
рис. 3.35 [171] приведены сравнительные данные, показывающие более
высокую радиационную стойкость структур Si—SiON по сравнению
с Si—SiC>2- В работе [171] показано, что такие структуры имеют хоро-
шую временную стабильность характеристик.
Приведенные данные свидетельствуют о том, что в принципе проб-
лема повышения радиационной стойкости МДП-транзисторов может
быть решена на основе выбора соответствующих диэлектрических по-
крытий и дополнительного легирования компенсирующими примесями
(Сг, Pt и др.).
3.3. Полупроводниковые диоды
Наряду с транзисторами диоды являются одной из наиболее рас-
пространенных разновидностей полупроводниковых приборов. Они на-
ходят самое разнообразное применение: в выпрямительных и импульс-
ных схемах, в качестве детекторов и спектрометров ядерных излучений,
переменных конденсаторов и чувствительных термометров, генераторов
электромагнитных колебаний и приемников света, стабилитронов и др.
Для большинства полупроводниковых диодов (за исключением тун-
нельных) характерна значительная чувствительность к излучениям вы-
соких энергий.
Наиболее изучены к настоящему времени радиационные эффекты
в выпрямительных диодах. Для этого класса приборов основными пара-
метрами являются выпрямленный ток /пр и напряжение пробоя /7Проб,
повышение которых ведет к увеличению эффективности использования
единичного диода. Важными параметрами диодов, определяющими их
частотные свойства, являются время жизни неосновных носителей тока
в базовой области диода тп, р, непосредственно связанное с временем
рассасывания заряда неосновных носителей тока в базе /рас и величи-
ной падения прямого напряжения U^p при заданном /пр, а также
барьерная емкость диода Спер-
При облучении кремниевого диода любыми частицами и у-кванта-
ми с достаточно высокой энергией всегда происходит деградация его
вентильных свойств, т. е. уменьшение прямой и увеличение обратной
проводимости. Скорость деградации зависит от большого количества
факторов, важнейшими из которых являются ширина базовой области
диода w, ее удельное сопротивление ро и значение прямого тока /)тр.
Существенное влияние на деградацию диода оказывают также такие
факторы, как энергия излучения, температура диода, соотношение кон-
центраций легирующих примесей в различных областях диодной струк-
туры и их градиенты.
Кремниевые диоды, прямая ветвь ВАХ. В ряде работ [27, 172]
принято оценивать радиационную стойкость диодной структуры по дву-
кратному увеличению £/пр при заданном /пр, поскольку в большинстве
случаев именно прямая ветвь вольт-амперной характеристики кремние-
вого диода претерпевает большие изменения при облучении. Анализ
прямой ветви кремниевого диода, работающего в условиях облучения,
может быть выполнен, например, на основе классических работ Са,
Нойса и Шокли [119], Р. Холла [173], В. Стафеева [174] и 3. Грибни-
кова [175]. В выводах этих теорий необходимо учесть зависимость от
дозы облучения основных параметров полупроводниковых материалов.
121
С практической точки зрения наиболее интересным является режим
работы диода в области высоких /пр [173, 174]. Вид вольт-амперной,
характеристики существенно зависит от характера тылового контакта
к базе. В работе [173] получены соотношения для случаев антизапор-
ного (скорость рекомбинации £&=0) и омического (Sfe=oo) контактов
к базе. В работе [176] рассмотрен случай тылового контакта к базе
с SA=const и учтено влияние эффективности эмиттера. Так, для £&=0
г7 2kT < I ] ^ПР q п /х (3.32)
где th (ay/2A) (3.33>
А " 1 / (b — I)2 w ’ / 1 — (b+ I)2 th 2L
4Дэ ( w А - V shV2d' [ , [ pYn f W \ | 75 ] (arctg[exP (3.34)
Для Sk—oo ckT . / I \ In 7— , 4 VxJ (3.35)
где с = 2 w b ch -j— b+ 1 (3.36)
2 ch %- L b-\
/c = 2(/s)'^( !/.,)rt6+0 (Qc|6+”; (3.37)
j qn2j s V у ~r ’ (3.38)
w ch-j— r _ kT i £_ . S1 pL (b + 1) w ’ th~T (3.39)
I = / 1 S2 л S \ ь + 1 п\]' (3.40)
В формулах (3.32) — (3.40) приняты обозначения: q — заряд трона; k — постоянная Больцмана; Т — абсолютная температура; собственная концентрация носителей заряда; Dp — коэффициент элек- Пг диф-
фузии дырок; гр — время жизни дырок в базе; L — диффузионная дли-
на дырок в базе при высоком уровне инжекции; ND — концентрация
доноров в базе; Лпер— площадь р—п-перехода.
Для диодов с w/L^A и /г+ц-тыловым контактом к базе наблюдается
наилучшее совпадение экспериментальных данных с расчетами по фор-
мулам (3.32) — (3.34) *. Для w/L^>l лучшее совпадение с эксперимен-
* Здесь и дальше рассматривается р—n-переход с электронной, проводимостью»
базы.
122
том дает расчет по формулам (3.35) — (3.40), так как в этом случае
характер тылового контакта не влияет на форму прямой ветви.
В соотношения (3.32) — (3.40) входят параметры тР, ND, рб, w и L.
Их нужно определять в образцах диодов, прошедших полный техноло-
гический цикл изготовления, включающий высокотемпературные обра-
ботки. Данные для полупроводникового материала, не прошедшего
Рис. 3.36. Зависимости в диодах на основелкрем-
ния n-типа с различным сопротивлением рб от
интегрального потока нейтронов при различных плот-
ностях тока: Jnp=35 А/см2 (а) и /Пр=3,5 А/см2 (б)
Рис. 3.37. Зависимости времени жизни носителей за-
ряда от дозы у-излучения в диодах на основе крем-
ния я-типа:
1 — зонный; 2 — тигельный (50 Ом-см)
такой цикл, для расчета радиационных эффектов в диоде применять
нельзя. Ряд авторов показали, что термообработки существенно влия-
ют на скорость изменения электрических параметров кремния при облу-
чении (например, [177]).
Время жизни дырок в базе диода может быть определено методом
инжекции — экстракции [178] в широком диапазоне /Пр- На рис. 3.36
приведены зависимости т~1(Ф)для диодов на основе кремния п-типа
с ,рб=2—80 Ом «см, на рис. 3.37—аналогичные зависимости при облу-
123
чении диодов у-квантами Со60. Как видно из рисунков, во всех случаях
достаточно хорошо выполняется соотношение
д ] =/<Ф, (3.41)
где К.— коэффициент радиационного изменения времени жизни.
В общем случае анализ коэффициента выполнен Мессенджером
и Н. Ухиным [27]. В частности, Мессенджером сделан расчет
Рис. 3.38. Зависимости при нейтронном облучении кремния п- и р-типа с различ-
ными р и уровнями инжекции х=Ап/ц0 и ъ=Ап.1ро
в кремнии п- и p-типов для случая нейтронного облучения и боль-
шого диапазона значений р, уровней инжекций и температур
(рис. 3.38). Об этих данных Мессенджер доложил на международ-
ной конференции по радиационным эффектам в полупроводниках, со-
стоявшейся в Тулузе (Франция) в 1967 г. В основу его расчетов по-
124
ложена двухуровневая модель рекомбинации на изолированных дефек-
тах, применение которой при нейтронном облучении имеет некоторые
ограничения в связи с неучетом влияния на процессы рекомбинации
величины потенциального барьера, возникающего между разупорядо-
ченной областью и неповрежденным материалом. Тем не менее, для
оценочных расчетов изменений параметров приборов при облучении они
могут использоваться. Несколько сложнее обстоит дело с определением
Рб, №б и w (Мб — количество примеси в базе). Однако при известном
методе создания р—/г-перехода
и параметрах диффузии при-
месей эти величины могут быть
определены по значениям
Мпроб- Так, при диффузионном
методе изготовления р—п-пе-
рехода распределение примеси
в нем описывается дополни-
тельной функцией ошибок
[179] и функцией Гаусса [176]
для диффузии бора и алюми-
ния в Si соответственно, и
t/проб оказывается связанным
с рб и w несколько различны-
ми соотношениями.
На рис. 3.39 приведены
расчетные зависимости напря-
жения пробоя при бесконечно
ДЛИННОЙ Моо и «ТОНКОЙ» (Мго)
базах от концентрации приме-
сей [180]. Для построения за-
висимостей Моо(Мр) были ис-
пользованы следующие вели-
чины: Md=1013—2-Ю15 см”3
(рб=2—599 Ом» см для n=Si);
Mo = 1 • 1020 СМ-3 и Хпер =8-10”3 см
(диффузия В); М0=5« 1016 см-3
и Хпер= 1,4 • 10~2 СМ (диффузия
А1). Таким образом, совокуп-
ность зависимостей, приведен-
ных на рисунке, позволяет с до-
статочной точностью по задан-
ному или измеренному С7Проб
экспериментально определить
рб и w.
Вид зависимости р удельно-
го сопротивления кремния от
интегрального потока различ-
ных частиц и у-квантов доста-
точно сложен и зависит от мно-
гих факторов. Наиболее под-
робно изучены зависимости
р(Ф) для случаев нейтронного
и электронного облучений
[181]. Известно, что доста-
500 100 10 о.Ом-си
5
Рис. 3.39. Расчетные зависимости напряжения
пробоя от концентрации примесей в базе крем-
ниевых р—n-переходов для различной толщи-
ны базы при диффузии бора (а) и диффузии'
алюминия (б):
Ux — для бесконечно длинной базы; Uw — для ба-
зы толщиной w с учетом распределения бора и алю-
миния в результате диффузии; U'w — для базы тол-
щиной w в случае резкого р—п-перехода
125-
точно хорошим приближением этих зависимостей является соотно-
шение
р = р0 ехр (КрФ), (3.42)
где р0 — удельное сопротивление кремния до облучения. Это соотноше-
ние при малых Ф (т. е. при КрФ 1) переходит в
(3.43)
Рис. 3.40. Зависимости Кр от удельного
сопротивления Si при нейтронном облуче-
нии , J ;
В формулах (3.42) и (3.43) Кр— коэффициент радиационного измене-
ния удельного сопротивления кремния, К определяется значением кон-
центрации носителей тока в полупроводнике до облучения (рис. 3.40).
Если предположить подвижность
основных носителей тока р, неизмен-
ной при облучении, можно пока-
зать, 41U
*,= % (3-44)
где А/г/Ф — начальная скорость уда-
ления носителей тока при облуче-
нии; /z0 — их концентрация до облу-
чения.
При облучении кремния у-кван-
тами Со60 при комнатных темпера-
турах наблюдается существенное из-
менение р в высокоомных образ-
цах. В низкоомных образцах (вплоть
до очень больших доз у-облучения
р изменяется незначительно [186]. Облучение кремния протонами
с энергией несколько единиц мегаэлектрон-вольт приводит к весьма
специфическим эффектам, связанным с малой длиной пробега про-
тонов в материале. В общем случае, как видно из рис. 3.41, К опре-
деляется в основном величиной р0.
В работе [180] было найдено следующее выражение для случая
облучения кремния л-типа нейтронами:
Kp=3,5-10—Рр. (3.45)
Это выражение с удовлетворительной точностью описывает наблюдае-
мые на эксперименте зависимости р(Ф) при ро=2—100 Ом-см. Величи-
ны интегральных потоков нейтронов Фп, при которых происходит удвое-
ние £7пр, были рассчитаны в [180] для различных значений р0, w и /пр
с использованием ЭВМ. При L/w2>l время жизни дырок в базе хр
заменялось временем пролета /б=^2/2Эр. При wfL<A расчет прово-
дился с использованием соотношений (3.35) — (3.45).
Сначала рассчитывалась величина падения прямого напряжения до
облучения [7про, а затем £7пр(Ф) для заданных Ф, после чего Фй определя-
лось графически из отношения Unp/U .
На рис. 3.41 приведены расчетные номограммы стойкости кремние-
вых диодов по [/пр к нейтронному облучению для различных начальных
рба при разных )пр. Эти номограммы хорошо иллюстрируют чрезвычай-
126
Рис. 3.41. Расчетные зависимости интегральных потоков Фп для диодов с различным рс от толщины базовой области при
/пр==35 А/см2 (а), /Пр=17,5 А/см2 (б) и /пр=7 А/см2 (в):
Д 2, 3, 4, 5, 6 и 7 — при Рр —100, 80, 50, 30, 15, 10 и 5 Ом • см соответственно
но^резкую зависимость Фл(да) для всех значений рбо< Стойкость диодов
возрастает по мере уменьшения р^, /пр и w, особенно это ощутимо при
наименьших значениях /цр (рис. 3.41, в).
Сравнение экспериментальных данных, полученных на диодах, изго-
товленных из кремния «-типа с рбо=12 Ом-см путем термодиффузии
В и А1, с расчетными показано на рис. 3.42 для /пр=35 А/см2 (а) и
7 А/см2 (б). Экспериментальные данные по определению Фп получены
для диодов с диффузией бора при глубине залегания р—«-перехода
Хцер=8- 10-3 СМ И алюминия — Хпер=1,1 • 10-2 см. Как видно из рис. 3.42,
расчетные значения потока нейтронов, соответствующих Фп, несколько
ниже экспериментальных. Это можно объяснить прежде всего тем, что
Рис. 3.42. Экспериментальные и расчетная зависимости величины потоков Фп (при
которых t/пр/бПро=2) от толщины w для разных рб диодов при плотности тока /пр=
=35 А/см2 (п) и /пр=7 А/см2 (б)
принятые нами постоянными коэффициенты и Кр на самом деле не-
сколько изменяются в процессе облучения.
Возможны и другие методы расчета £7Пр(Ф) или Фп (см., напри-
мер, [27]).
Следует отметить, что соотношения (3.32) — (3.34) в случае их
применения при расчете [/Пр(Ф) «тонкого» диода (w/L<A) дают по-
стоянное значение £7Пр при /np=const до значения Ф, при котором нач-
нет выполняться условие w^L. Эксперимент, однако, показывает, что
для «тонких» диодов наблюдается уменьшение £7пр при облучении до
некоторого минимального значения, после чего начинается его рост
(рис. 3.43). Падающий участок зависимости £7пр(Ф) тем протяженнее,
чем меньше /пр и w. Это расхождение эксперимента и расчета объясня-
ется тем, что в соотношениях (3.32) — (3.34) не учтен ток рекомбина-
ции в слое объемного заряда р—«-перехода. Как известно, при /цр=
=const
(/np-t7B + t/nep + t/T, (3.46)
еде иъ, [7пер и 1/т — падения напряжения на базовой области, на р — п-
лереходе и на тыловом контакте к базе.
128
Очевидно, (dUBld<&) >0, a (dUT!d<&) — Q при не слишком больших Ф.
Что касается характера изменения (7Пер при облучении, необходимо
отметить следующее.
Ток рекомбинации 1Г в слое объемного заряда толщиной wnep опи-
сывается соотношением, которое приводилось в § 3.1:
2qntwf (&) sh (qU/2kT) _Лпер
1/2? “ U^kT
Для CJnp>6 kT lq можно положить
, qU 1 qU
sh 2kTr ~ "IF exP 2kT‘
(3.47)
(3.48)
Рис.3.43. Зависимость падения прямого напряжения (£7Пр) от интегрального потока
для «тонкого» кремниевого диода с pg = 2 Ом-см и различной толщиной перехода
Известно, что для диффузионного р—«-перехода
w°e>=[ Т'3, (3.49)
L J
где ап — градиент концентрации примеси в переходе.
Принимая — — можно представить (3.47) следующим обра-
зом:
= '"тд’/Зм _[л2/з еХР ЪКГ ~ еХР 5°)
Toun Wk и)
где А — константа.
Положив в соотношении (3.32) Л7т=0, можно показать, что
/=/х exp (qU(2kT). (3.51)
Падение напряжения на переходе t/пер определяется суммой диф-
фузионного и рекомбинационного токов. Таким образом,
(3.52)
1 Г Q « Л
9—510
129
Из выражений (3.32), (3.50), (3.52) видно, что до облучения диода
вклад тока рекомбинации 1Г в полный ток /пр мал по сравнению с диф-
фузионным током /х, и выражение (3.51) переходит в (3.32).
С увеличением Ф растет доПер и падает то, вследствие чего рекомби-
национный ток резко возрастает. Диффузионный ток /х остается по-
стоянным до тех пор, пока выполняется условие Поэтому
б//7Пер/^Ф<0, a и Ut очень малы по величине и (бШпр/^Ф) <0, т. е.
полное падение прямого напряжения на таком диоде уменьшается
с облучением. Чем меньше /Пр, тем большую его часть составляет ток
рекомбинации и тем выше Ф, до которого продолжается падение U^.
Рис. 3.44. Вольт-амперная характеристи-
ка кремниевого диода в широком диа-
пазоне прямых токов при облучении по-
токами:
/) Ф=0; 2) Ф=4,4 • 10й нейтр./см2
Рис. 3.45. Распределение приложенного-
напряжения по толщине кремниевого
диода с р<5=32 Ом-см, се>лв=105 мкм,
/г=0,75 А, £/дв=0,115 В, w=230 мкм,
при облучении потоками:
1 — ф=0; 2, 3 и 4 — соответственно Ф = 10,э.
4 • 101® и 6 • 1013 нейтр./см2
Сказанное хорошо иллюстрируется рис. 3.44, где отчетливо видна
эволюция рекомбинационного тока (участок ВАХ с л^2) при облуче-
нии кремниевого диода, а также — рис. 3.45, где показано изменение
распределения падения напряжения по толщине диода после облучения
(о/ав — ширина базы).
Помимо ограничения применимости соотношений (3.32) — (3.40)
к расчету радиационной стойкости диода условием L^w, существует
еще одно обстоятельство, которое необходимо учитывать. Указанные
соотношения справедливы для высокого уровня инжекции, т. е. для
случая Рп^Пп (база с электронной проводимостью). Поскольку х?
при облучении уменьшается, рп при заданном /пр также уменьшается.
При некоторых значениях Ф условие Рп^>пп нарушается и приближе-
но
ние высокого уровня инжекции не реализуется. Это особенно заметно
должно проявляться при малых /пр и больших пп, т. е. в диодах с низ-
коомной базой.
Оценка показывает, что соотношения (3.32) — (3.40) дают хорошие
результаты для диодов с ро^З Ом-см и плотностью тока /Пр>5—
7 А/см2. Такие требования для выпрямительных диодов почти всегда
реализуются на практике.
Существенным является обнаруженное экспериментальное разли-
чие в радиационной стойкости диодов, имеющих одинаковые pg и w, но
различные градиенты концентрации примеси в переходе ап. Диоды, где
Рис. 3.46. Изменение напряжения кремниевых диодов при облучении их при темпера-
турах 20 и 125°С
в качестве диффузанта использован бор, имеют большую радиационную
стойкость, чем при использовании алюминия.
Кремниевые диоды сохраняют работоспособность при температурах
125—160°С. Следует ожидать, что облучение диодов при повышенных
температурах вызовет существенно меньшие изменения их свойств за
счет частичного отжига радиационных дефектов. На рис. 3.46 приведены
зависимости С/пр(ф) кремниевых диодов при температурах облучения
20 и 125°С. Повышение температуры резко замедляет темп возрастания
прямого падения напряжения при облучении.
Многочисленные эксперименты показали, что действие различных
видов ионизирующих излучений на кремниевые диоды эквивалентно
в том смысле, что все они приводят, в частности, к возрастанию сопро-
тивления в прямом направлении.
На рис. 3.47 приведены результаты облучения различных кремние-
вых диодов быстрыми нейтронами, электронами, протонами -у-кванта-
ми. Как видно из рис. 3.47, различия изменения С7пр заключаются лишь
в величинах интегральных потоков разных излучений, необходимых
для получения количественно равных эффектов. Если в качестве эта-
лонного воздействия принять нейтронное облучение, то потоки Ф будут
соответственно в 60 раз больше для электронов с Ее=2,5 МэВ, в 8,5х
Х103 раз — для -у-квантов с =1,25 МэВ и в 0,21 раз — для протонов
с Ер=22,5 МэВ. Эти данные полностью качественно согласуются с со-
отношениями (3.32) — (3.51) и показывают наиболее существенную
9* 131
зависимость величины Фп от толщины базовой области диодов и плот-
ности прямого тока 7Пр, при котором производится отсчет (7Пр.
Кремниевые диоды, обратная ветвь ВАХ. Обратная ветвь ВАХ облу-
ченных кремниевых диодов исследована значительно менее детально,
чем прямая, так как большинство исследователей считает, что радиа-
ционную стойкость кремниевых диодов определяет в основном прямая
ветвь ВАХ. Анализ обратной ветви ВАХ кремниевых диодов, подверг-
нутых облучению в широком диапазоне интегральных потоков и тем-

Рис. 3.47. Эквивалентность
воздействия различных из-
лучений на прямую ветвь
ВАХ кремниевых выпрями-
тельных и импульсных дио-
дов при облучении реактор-
ными нейтронами (а), про-
тонами с энергией 22,5 МэВ
(б), электронами с энергией
2,5 МэВ (в) и у-квантами
Со60 (г):
1, 2 — выпрямительные диоды;
3, 4 — импульсные диоды
з!'см2
псратур, выполнен, например, в работе [27]. Здесь рассмотрены ком-
поненты обратного тока кремниевых диффузионных диодов /Обр с до-
статочно большой площадью переходов. Как известно, в кремниевых
диодах /Обр=/диф+/ген”Ь/вут» где /диф и /ген диффузионная и генера-
ционная составляющая обратного тока; /syT — ток поверхностных уте-
чек [119, 182]. Специальная обработка поверхности в местах выхода
р—n-перехода и большая площадь переходов позволили авторам
[118] не учитывать компонент ISyT и считать /обр=/диф+/ген-
Как известно, в кремниевых диодах с достаточно большим рб при
{q компонент /ДИф не зависит от напряжения и определяется
соотношением (3.37), т. е. /диф=/з.
132
Температурные зависимости компонентов, входящих в /даф, та-
ковы:
л2;==1,5 -IO33?3 ехр (—14028/Т),
Dp=(kTlq)^p, р,р=500(Т/300)~2’3,
тр=[ 13,5+0,14 (Г—273)] -10~6
(при 7^423 К).
Генерационная составляющая /ген при U06P^>kT/q и энергетиче-
ского положения уровня рекомбинационных центров, совпадающего
с серединой запрещенной зоны Si, может быть упрощенно записана
в следующем виде [119]:
/ген—^«г^перАпер/2Тпер, (3.53)
где Допер — ширина слоя объ-
емного заряда; тПер — эффек-
тивное время жизни носите-
лей тока в слое объемного
заряда р—«-перехода. Из
этой формулы видно, что
в отличие от /ДИф, состав-
ляющая /ген существенно за-
висит от напряжения, так
как в это соотношение вхо-
дит w. Авторами была
рассмотрена зависимость
/ген(^/обр), обусловленная
ростом ширины слоя объем-
ного заряда с увеличением
t/обр, с учетом влияния ха-
рактера распределения при-
меси в переходе, глубины
залегания р—«-перехода,
концентрации примеси в ба-
зе и поверхностной концен-
трации диффузанта. Зави-
симости Wnep(t/o6p) МОЖНО
записать в виде
^перАхВпер (Uобр /Nр) с,
Рис. 3.48. Зависимость критического потока Фкр
от ро для n-Si при различных температурах
где А, В, С — коэффициенты, зависящие от закона распределения при-
меси в р—«-переходе и отношений Nq/Nd и UfNDx2nep. Расчеты дают
^пер= 4 • 103((Уобр/Ар) 0,5 ДЛЯ (U[NDX2пер) >10 3 и распределения приме-
си в переходе по функции Гаусса и wnep=3,29- 103([7Обр/Л^р)0’5 для
(^/TVpX^ep) >10~7 и распределения примеси в переходе по дополни-
тельной функции ошибок.
Что касается тпер, то его теоретический расчет чрезвычайно сло-
жен. Оно может быть экспериментально определено, например, назна-
чений /Обр при известной величине wnep, а wnep — из вольт-емкостных
характеристик. При этом предполагается /обр^/ген, что справедливо
для любых кремниевых р—«-переходов при Т^80°С.
И зз
Облучение изменяет эффективное распределение нескомпенсирован-
ной примеси вблизи р—«-перехода, т. е. влияет на величину wnep при
UO6p=const. Изменение эффективной концентрации примеси в базовой
области при облучении может быть рассчитано в соответствии с (3.42) —
(3.45) в предположении, что подвижность основных носителей тока р
остается неизменной. Изменением эффективной концентрации акцепто-
ров в диффузионном слое при облучении можно пренебречь, так как
для р+—«-перехода Na^Nd, поэтому увеличение wnep при облучении
происходит в основном в сторону базы.
Рис. 3.49. Зависимости 1 (р) (а) и 1 (Ю’/Т) (б) для n-Si при нулевом уровне
инжекции
Применяя выражение (3.42), следует учитывать, что рб при облу-
чении возрастает не безгранично, а достигает предельного значения,
близкого к pi [27, 56, 181] для данной температуры, т. е. концентрация
электронов в кремнии /г-типа падает до значения пг*. Приняв это допу-
щение, можно из (3.42) приближенно определить для любого ро зна-
чение критического интегрального потока Фкр, при котором материал
базы приобретает собственную проводимость.
На рис. 3.48 приведены рассчитанные по (3.42) зависимости Фкр
от величины рб и температуры для кремния n-типа (предполагается,
что до температур ^150°С отжига дефектов не происходит).
134
Зависимость ^(Ф) может быть принята идентичной (3.41), однако
при обратно смещенном переходе следует пользоваться данными Мессенд-
жера для нулевого уровня инжекции. По этим данным на рис. 3.49 по-
строены зависимости 1/Кт(р) и 1//С, (Ю’/Г) Для кремния n-типа с рб==
=20 Ом-см при нулевом уровне инжекции. Поскольку в области объем-
ного заряда удельное сопротивление кремния близко к собственному, зна-
чение К? для расчета хпер(Ф) согласно кривым рис. 3.49 следует при-
нять равными 10~7 смг/нейтр.
Рис. 3.50. Зависимости обратного тока /Обр от потока нейтронов для кремниевых дио-
дов с ре=2,5 Ом-см (а) и рб=15 Ом-см (б) при различных температурах и t/o6p=
=300 В (кривые 1—6) и £/Обр=Ю0 В (кривые Г—6'):
I и 1' при 18°С; 2 и 2' при 45°С; 3 и 3' при 75°С; 4 и 4' при 100°С; 5 и 5' при 125°С; 6 и 6' при 150°С
Полагая по-прежнему /Обрможно записать
v _____2______^Лен
т ^^nep^i-^nep
На основании вышеизложенного может быть выполнен расчет ве-
личин /обр для кремниевых диодов в широком диапазоне рб и темпера-
тур. Авторами данной книги был сделан расчет для кремния /г-типа
135
Рис. 3.51. Зависимости обратного то-
ка /обр от толщины базы w для крем-
ниевых диодов с р,-.=2—80 Ом-см и
£=20—150°С при t/of,p=100 В до об-
лучения (кривые 1—4) и после облу-
чения Фг,=1012 нейтр./см2 (кривые
1 и 1' при 20°С; 4 и 4' при 150°С
с рб = 2—80 Ом-см, Фп=1012—1015 нейтр./см2, хпер=140 мкм, ND = 5x
Х1016 см-3, wlL>l. На рис. 3.50 приведены кривые, построенные по
данным этого расчета для рб=2,5 Ом «см (а) и 15 Ом «см (б). Эти кри-
вые показывают, что при достаточно высоких значениях Ф и темпера-
турах необходимо учитывать существенный рост обратного тока крем-
ниевых диодов.
Важно отметить, что дозовая зависимость ширины слоя объемного
заряда й^пер при f/06p=const достаточно быстро насыщается с увеличе-
нием Ф, хотя при этом, согласно (3.42), еще должно происходить воз-
растание рб. Этот факт был учтен
при расчете /Обр(Ф) и будет обсуждать-
ся ниже.
Особый интерес при расчете /ОбР
представляют «тонкобазовые» диоды,
в которых время жизни носителей то-
ка следует заменять временем пролета
ими базовой области. Легко показать,
что уменьшение ширины квазиней-
гральной области базы w приводит
к резкому возрастанию диффузионной
составляющей /ДИф при малых значе-
ниях Ф, рис. 3.51 (принято /обр^/диф).
Как оказалось, /Обр максимален
для минимального значения w и с уве-
личением w асимптотически прибли-
жается к соответствующему значению
на аналогичной кривой рис. 3.50. Точ-
ки перегиба на кривых рис. 3.50,6 со-
ответствуют значению Ф, 'когда р=р;-
Из вышеприведенного анализа оче-
видно, что /Обр=/ген в практически
важном диапазоне температур и инте-
гральных потоков облучения. Этот
диапазон расширяется с уменьшением
Рб и для рб—2,5 Ом-см практически до
самых высоких значений Ф соблюда-
ется /Ген>/диф. Это еще раз подтвер-
ждает, что влияние радиации на об-
ратные ветви ВАХ кремниевых дио-
дов в основном определяется процес-
сами, происходящими в переходной области диода. Кратко остано-
вимся на характеристике радиационных процессов в переходной об-
ласти.
Кремниевые диоды. Изменение свойств переходной области р—п-
структуры. Переходная область диода является областью с переменным
примесным свойством и специфическими свойствами, главным из кото-
рых является наличие значительных градиентов концентрации легирую-
щей примеси и области с \Na—jVd|~0. Естественно поэтому ожидать,
что эффекты облучения здесь будут значительно отличаться от тех, ко-
торые имеют место в полупроводнике с равномерно распределенной
примесью одного типа.
Обширная информация о свойствах переходной области может
быть получена из вольт-емкостных (С—U) характеристик диода. Рас-
136
смотрим (С—U)-характеристику диффузионного перехода. Известно,
что
Спер= ^WV0/[12(?K-y)]. (3.54)
Преобразуя эту зависимость и экстраполируя ее к U—Q, полу-
чаем
фк=^^п8282о/12С3пер(0) , (З.о5)
где ап — градиент концентрации примеси в переходе
6Zn=12/tg р782820Л3пер; (3.56)
Спер(0) — барьерная ^емкость перехода при нулевом смещении; tgp =
= ДС"р/12С/; Дер-- площадь перехода-
Ширина слоя объемного заряда при [7=0
^пер(0) =88()ЛПер/Спер(0) . (3.57)
Таким образом, из зависимостей (3.54) — (3.57) определяется ряд
важнейших параметров диода: градиент концентрации примеси в пере-
ходе «п, контактная разность потенциалов на переходе <рк и соответст-
вующее ей значение барьерной емкости Спер(0).
В частности, <рк чаще всего определяется . графическим методом
экстраполяции зависимости С~р([7обр) в область положительных значений
t/обр, дающим значение [/экстр- Поскольку N& при облучении умень-
шается, фк также должно уменьшаться. Однако экспериментально из-
меренные вышеуказанным методом значения фк при облучении возра-
стают (рис. 3.52). Анализ этого эффекта, выполненный в [183], показы-
вает, что облучение приводит к образованию в области р—«-перехода
слоя с проводимостью, близкой к собственной, вследствие быстрой
дополнительной компенсации проводимости Si при облучении. В этом
случае, как показано в [183], [7экстр>>фк, а ширина слоя с компенси-
рованной проводимостью
(^экстр <p'K)/12s0s, где <р'к = <рк— \kT4q.
Полагая, что при не слишком больших интегральных потоках бы-
стрых нейтронов слой с компенсированной проводимостью образуется
симметрично по отношению к хпер, а компенсация проводимости обу-
словлена в основном областями резупорядочения, и применяя соотно-
шения (3.43) и (3.44), можно приближенно оценить wp
Wi Фрб (0) Крп, р (tylan,
где Рб(О)—сопротивление базовой области до облучения; п, р(0) —
концентрации свободных электронов и дырок вблизи р—«-перехода, со-
ответствующие эффективной концентрации доноров и акцепторов;
ап— средний градиент концентрации примесей в переходе.
Полагая, что на ширине Wi проводимость кремния является пол-
ностью компенсированной, можно схематически изобразить распределе-
ние эффективной концентрации доноров и акцепторов в переходной
области (рис. 3.53). Очевидно, даже при больших Ф изменениями про-
водимости в диффузионном слое можно будет пренебречь и рост w-i
137
будет происходить в основном за счет компенсации «-области, что
в итоге может привести к образованию структуры типа р—f—п.
Радиационные изменения в переходной области диффузионного
диода должны привести к изменению вида вольт-емкостной характе-
ристики и росту напряжения пробоя.
Исследования, выполненные авторами работы [180], показывают,
что емкость таких переходов заметно уменьшается при небольших об-
ратных смещениях (рис. 3.52; 3.54). Что же касается области £/Обр^
Рис. 3.52. Зависимости емкости Спер от
величины обратного напряжения при
малых С/обр Рб=2 Ом-см и различных
дозах облучения:
/) Ф=0; 2) фп = 1 • Ю13 нейтр./см2; 3) Фп =
—5 • 101Э нейтр./см2; 4) Фп = 1,2-10и нейтр./см2
Рис. 3.53. Схематическое изображение
распределения эффективной концентра-
ции нескомпенсированных доноров и
акцепторов вблизи переходной области
кремниевого диода до (а) и после (б)
облучения
«а^Агроб, то в ней изменения Спер практически отсутствуют. Авторы дан-
ной книги на весьма тщательно отобранных образцах установили, что
напряжение пробоя плавных переходов также практически не изменя-
ется с облучением (см. рис. 3.39).
Оба эти факта качественно могут быть объяснены следующим
предположением. Как известно, облучение приводит к образованию
дефектов, создающих в Si глубокие уровни, действующие как реком-
бинационные центры [184]. Емкость р—«-перехода определяется заря-
довым состоянием рекомбинационных центров, которое, в свою очередь,
зависит от взаимного расположения квазиуровней Ферми для электро-
нов и дырок и уровня рекомбинационного центра. Если предположить,
что при больших L706p практически во всей области объемного заряда
уровень акцепторных центров, введенных облучением, располагается
выше квазиуровня Ферми для электронов, то слой объемного заряда
оказывается образованным только ионизованными исходными донора-
138
ми, так как объемный заряд в р+-п-переходе с ростом С70бр распростра-
няется в основном в базовую область.
Рассмотренные в настоящем параграфе обстоятельства показыва-
ют, что облучение должно существенным образом влиять на характери-
стики варикапа на основе кремния.
Германиевые диоды. Радиационные эффекты в диодах на основе
Ge изучены сравнительно слабо. Это объясняется в первую очередь тем,
Рис. 3.54. Вольт-емкостные характеристи-
ки кремниевых диодов при облучении:
/) рб=80 Ом • см, Ф=0; 2) рб = 15 Ом • см, Ф=»
=0; 3) рб=2 Ом • см, Ф=0; Г—3') Ф„ =
= 8,5 • 1013 нейтр./см2
Рис. 3.55. Зависимость обратного тока
германиевого диода от потока нейтронов
при различных температурах измерения
что такие диоды имеют крайне низкую радиационную стойкость по
обратной ветви ВАХ и сильную температурную зависимость /обр. Оба
эти фактора исключают возможность применения Ge в качестве мате-
риала для создания диодов с высокой радиационной стойкостью, хотя
прямая ветвь германиевых диодов сравнительно слабо деградирует в про-
цессе облучения.
В отличие от диодов на основе кремния в германиевых диодах ос-
новной вклад в /обр вносит диффузионная составляющая, описываемая
соотношением (3.38). Если пренебречь поверхностными утечками и
139
принять /обр=/дИф, то, подставляя в (3.38) все параметры, зависящие от
интегрального потока облучения, получим
U(®)=
7/г2/Апер
Ад ехр (—ХрФ)
(3.58)
Выражение (3.58) качественно хорошо описывает поведение /Обр
германиевых диодов под облучением, а также объясняет причину
крайне резкого возрастания /Обр при их облучении, показанного на
рис. 3.55.
Рис. 3.56. Прямая ветвь
ВАХ р—i—/2-ДИОДОВ из вы-
сокоомного Si с различной
толщиной базовой области
при различных потоках
Р—i—n-диод. Работа р—i—n-диода в условиях воздействия облу-
чения представляет значительный физический и прикладной интерес
(детально рассмотрена в [185]). В отличие от диодов с низкоомной
базой при описании радиационных эффектов в р—i—п-диодах и рас-
чете их радиационной стойкости достаточно использовать только одну
радиационную константу
В работе [185] рассмотрена прямая ветвь ВАХ р—i—н-диода и
получено следующее выражение для суммарного падения напряжения
при Znp=const:
(/np = tA + 2(/nep.
где (7пер — падение напряжения на р+—i- и i — п+-переходах; 17Б — па-
дение напряжения на i-базе:
140
// __ 4 [Ь/(Ь 4- l)]sha th-1 Ь4-е“ b + e<X X'i 1/2
Б X(b2 4-2b-sha4-I)1/2 _ 1 X b— 1 Ь4- 1 Ы-е— 'ч1>+е—‘ ) 1пД4ДД!_ b 4~ ch a ’ (3.59)
где «=-^, *=j^-, ^p= pnl/’-^wl 1/2; (3.60)
р(0), р(п) —концентрации дырок возле р+—i- и i—/г+-переходов соот-
ветственно.
Рис. 3.57. Зависимость инте-
грального потока нейтронов фПа
(при котором t/np/t/npo = 2) от
толщины W диодов из низкоом-
ного кремния
Дифференцируя (3.59) и (3.60) по Ф и учитывая, что L 2 = £02-|-
-|-(^/Da)O, получаем
^пр___ ^пр с/(£~2)__ dUn? Кх zqci\
с?ф ~c?(L-2) йф d(L-*) Da V5-01)
bsh« _2 ha_2 А
с?ф 2 V Ь + ch а 1 Ь-cha-l-l У’ v >
dUft mab sha Г b (b + ch a) b-ch a 4-11 1
(1ф b 4“ 1 b2 4- 2b*ch «4-1 L b-ch a 4- 1 > b 4- ch a J ~r
, (b4- cha) (b-ch a 4- 1) Г , -i a (b + e~a)1/2 _ . , (b + е~я)1/2 1 ,
't’b4-l (ft2 _j_ 2b-cha 4-1)3^2 j (&4~ea)'/2
, ma(& —0 (b2—l)sha ~
2 (b 4- 1) (b 4~ ch a) (b-ch a + I)'
Выражения (3.62) и (3.63) условно можно записать в виде
l/C/rrn
(3.64)
поскольку единственной переменной здесь является а, или
dU-ap
~3ф
(3.65)

т. е. радиационная чувствительность р—i—п-диода по С7Пр прямо про-
порциональна квадрату толщины базовой области.
Приведенные в [185] экспериментальные данные, полученные при
облучении диодов из высокоомного Si быстрыми нейтронами, хорошо
подтверждают расчетные соотношения (3.62) — (3.65). На рис. 3.56 при-
141
ведены вольт-амперные характеристики р—i—«-диодов с различной
толщиной базовой области.
Следует только добавить, что зависимости йи^^Ф—w2 наблюда-
ются и на диодах из не слишком высокоомного Si (рис. 3.57).
3.4. Туннельные диоды
Туннельные диоды относятся к классу полупроводниковых прибо-
ров с высокой радиационной стойкостью. Активным элементом тун-
нельного диода является р—«-переход, созданный каким-либо мето-
Рис. 3.58. Вольт-амперная характеристика
туннельного диода
дом в сильно легированном полу-
проводнике. Благодаря специфи-
ческим свойствам сильно легиро-
ванных полупроводников тун-
нельные р—«-переходы резко от-
личаются по своим характеристи-
кам от переходов, выполненных
на слабо легированных мате-
риалах.
Свойства сильно легирован-
ных полупроводников и туннель-
ных р—/г-переходов на их основе
детально описаны в работах
[187—190]. В данном параграфе
отражены только те особенности
туннельных диодов, которые важ-
ны при анализе воздействия на
них ядерной радиации.
Основная особенность тун-
нельного диода состоит в перено-
се тока через р—«-переход основ-
ными носителями тока, туннелирующими через потенциальный барьер.
Необходимые условия работы туннельного перехода следующие [190]:
1) р—«-переход должен быть очень узким (порядка 10 нм);
2) полупроводник по обе стороны р—«-перехода должен быть вы-
рожденным.
Как правило, эти условия выполняются при концентрации приме-
сей в Ge, Si >и GaAs примерно 1019—1020 см-3.
На вольт-амперной характеристике туннельного диода (рис. 3.58}
различается 3 участка: туннельный ток (в области 0 — U ), избыточный
ток (в области с/п —(7В) и ток* надбарьернои инжекции (в области с/пр>
>/7В)Г где Uny UB — напряжение пика и напряжение впадины соответст-
венно.
Туннельный ток возникает в результате туннельных переходов но-
сителей между валентной (и) зоной и зоной проводимости (с), когда
смещение перехода таково, что существует перекрытие. Туннельный
ток /тун пропорционален числу туннелирующих носителей, числу сво-
бодных состояний на другой стороне перехода и вероятности туннель-
ного перехода [191]:
/тун—AtN tP t,
142
где At— постоянная; Nt — эффективная плотность состояний, соответст-
вующая условиям туннелирования; Pt — вероятность туннелирования.
Так, при положительном смещении преобладает поток электронов из
зоны проводимости на /г-стороне в валентную зону на р-стороне. Этот
поток при некотором Un является максимальным, а при дальнейшем
увеличении (7пр он убывает, так как уменьшается перекрытие зон, дости-
гая минимума при С7В.
Теории, описывающие процесс туннельного переноса тока, сложны,
так как в них приходится учитывать различные виды самих туннельных
переходов. Вид туннельного перехода зависит от типа полупроводника,
структуры его энергетических зон и степени легирования материала.
Вольт-амперная характеристика туннельного диода может приближен-
но описываться следующим выражением [192]:
I(U)^AQt+'qU jUt),
где Aot и Ut — константы, не зависящие от напряжения и определяю-
щиеся экспериментально.
При положительных смещениях U>q (&Ер -|- где ДЕр > —
положение уровня Ферми относительно краев с- и и-зон на п- и p-сто-
ронах перехода соответственно, туннельные переходы невозможны и
туннельный ток должен обращаться в нуль. Однако в реальных тун-
нельных диодах существует заметный избыточный ток /Изб- Его значе-
ние при С7В называют током впадины (7В). Природа избыточного тока
детально не изучена, однако показано, что он зависит от примесных
параметров полупроводника. Существует несколько источников обра-
зования этого тока, из которых наиболее важен туннельный переход
с участием уровней дефектов в запрещенной зоне [27, 194].
При таких положительных смещениях, когда достигается вырожде-
ние по неосновным носителям тока, через туннельный переход проте-
кает ток надбарьерной инжекции [195], который аналогичен току
в обычных диодах.
Механизм работы туннельного диода весьма сложен. Процессы
переноса тока могут параллельно происходить как непосредственно
между зонами, так и с участием уровней дефектов в запрещенной зоне,
так что радиационные эффекты в туннельных структурах сложны и раз-
нообразны. В одной из ранних работ [193] облучение электронами
использовалось авторами для проверки механизма избыточного тока,
заключающегося в туннелировании через уровни в запрещенной зоне.
Исследовались туннельные переходы, изготовленные вллавлением алю-
миния с бором в и-Si с Мо^2,Ы020 см-3, облученные электронами
с энергией 0,8 МэВ. Переходы облучались и исследовались при ком-
натной температуре, производилось измерение ВАХ в диапазоне сме-
щений от 0 до 0,5 В.
На рис. 3.59 приведена зависимость тока туннельного диода при
различных 17пр от интегрального потока электронов фе, а на рис. 3.60
показано изменение вольт-амперной характеристики диода при облу-
чении электронами [207]. Видно, что избыточный ток линейно возра-
стает с Фе. Пиковый ток /п также возрастает при облучении
(рис. 3.60). Если записать /изб=^Фе, то оказывается, что Ct зависит от
напряжения экспоненциально. Отсюда авторами был сделан вывод, что
вводимые облучением дефекты либо распределены по всей зоне с по-
143
стоянной концентрацией, либо их распределение экспоненциально зави-
сит от энергии. Однако эти предположения не соответствуют имеющим-
ся данным о дефектах, вводимых электронным облучением в Si. Тем
не менее, данные [193] показывают, что существенный вклад в избы-
точный ток дает туннелирование через уровни в запрещенной зоне.
В работе [196] изучалось влияние облучения электронами (Ее=
= 1,0 МэВ) на свойства туннельных переходов, изготовленных путем
вплавления А1 с В в Si, легированный As, Р и Sb; Nd изменялась от
3-Ю19 до 1,5-1020 cm~s a ,VA=3‘1020 см~?. Таким образом, величины
и ДЕ,/ составляли 0,11—0,37 и 0,31 эВ соответственно. Облуче-
Рп FP
Рис. 3.59. Влияние электрон-
ного облучения на ток крем-
ниевого туннельного диода
при различных напряже-
ниях смещения Unx)
ние проводилось в вакууме при температурах 300 и 78 К До пото-
ков Фе, при которых /в становился равным I. Запись ВАХ проводилась
в диапазоне смещений от 0 до 1 В. Наблюдаемые закономерности
те же, что и в [193], причем для оценки эффектов была введена ха-
рактерная величина, соответствующая потоку фе, при котором плот-
ность тока /цзб возрастала на 1 А/см2 при £7^=0,3 В. Эта величина
не зависела от температуры и оказалась в 1,5 ра’за больше для пере-
ходов с Р, чем с As и Sb. После отжига образцов, облученных при
78 К, в области (/Пр=0,376 В (для As) и 0,16 В (для Р) появлялась
так называемая структура, т. е. наличие мелких максимумов на вольт-
амперной характеристике при указанных напряжениях. В случае облу-
чения при 7=78 и 300 К структура вольт-амперной характеристики
в области /в не наблюдалась. Изучение данных изохронного отжига
(рис. 3.61) показало, что в основном форма кривых отжига согласует-
ся с данными по отжигу времени жизни в образцах кремния, получен-
ными в [197].
На основании данных отжига и предположения, что структура
вольт-амперной характеристики в области избыточного тока определя-
ется переходами из с-зоны на /г-стороне диода на уровни дефектов на
р-стороне, авторы [196] вычислили положения этих уровней. Оказалось,
что для диодов с As уровень локализован на £<,+0,27 эВ, а с Р —на
£<,+0,06 эВ.
Авторы работ [198—200], в отличие от авторов работы [190], на-
блюдали структуру вольт-амперной характеристики в области избы-
144
точного тока при низкотемпературном облучении туннельных перехо-
дов на Si, Ge, GaAs. На основании полученных данных автором [200]
предложена модель «шумового» тока. В соответствии с этой моделью
шумовой ток создается прямыми туннельными переходами электронов
из глубоких уровней дефектов на ц-стороне на свободные состояния
в о-зоне на р-стороне либо в обратном направлении, если концентра-
ция дефектов достаточно велика. Положения уровней оказались
—0,04 эВ и Ес~0,42 эВ при [/пр=0,33 и 0,65 В соответственно. Иссле-
дованные образцы были получены вплавлением алюминия и бора
в n-Si с р=6-10 4 Ом-см.
Рис. 3.60. Вольт-амперные характеристи-
ки диода, облученного через равные ин-
тервалы интегральным потоком электро-
нов в диапазоне 0—3,7-1016 э/см2 (кри-
вые 0—2]):
О — до облучения; 21 — потоком =
= 3,7 • 1016 э/см2
fu3i(t) 1изИ0
Рис. 3.61. Восстановление избыточного
тока в процессе отжига, измеренного
при С/пр=0,35 В, в кремниевых туннель-
ных диодах, облученных электронами
при различных температурах отжига
В работе [201] изучалось влияние облучения электронами с энер-
гией 2 МэВ на туннельные диоды из Ge, Si и GaAs. Облучение произ-
водилось в интервале температур от 77 до 300 К- Кремниевые диоды
изготавливались путем вплавления А1 с В (концентрация В до
5 ат. %) в Si с р^5-10~4 Ом-см; германиевые — путем диффузии
сплава In—Ga в германий п-типа, содержащий As, с /Vp-^IO19 см~3,
либо вплавлением сплава, содержащего As, в германий p-типа, леги-
рованный Ga. Для лучшего выявления структуры ВАХ образцы облу-
чались до фе^1017—1018 э/см2. Для анализа структуры использовалась
модель шумового тока с тем отличием, что авторы считали края зон
размытыми из-за сильного легирования, а уровень Ферми совпадаю-
щим по обе стороны перехода с уровнем химической примеси. Авторы
10—510 145
также предположили, что минимум шумового тока соответствует (7Пр,
при котором положение уровня дефекта на п- или р-сторонах в запре-
щенных зонах совпадает с уровнем Ферми на р- или /г-стороне.
В кремниевых диодах 'было обнаружено три шумовых тока при на-
пряжениях 0,35, 0,63 и 0,9 В. На основании приведенного выше пред-
положения с этими 17пр были связаны уровни Еи + 0,27 эВ, Ес—0,4 эВ
и Ес—0,16 эВ. При [/пр=1,0—1,2 В наблюдалось уменьшение тока
с ростом Фе, что связывалось с удалением основных носителей , и паде-
нием инжекционной составляющей тока. Пиковое напряжение
с ростом Фе не изменялось, хотя ip возрастал на 20—30% при Фе=
= (2—7) • 1017 э/см2. Шумовые токи при [/^=0,35—0,63 В отжигались
при 200°С с энергиями активации 0,8 и 1,0 эВ соответственно, а при
£/пр=0,96 В отжиг практически отсутствовал. Такое поведение диодов
коррелирует с отжигом А-центра в Si [202].
Результаты, полученные авторами [201], отличаются от ранее
рассмотренных [196]. Так, в работе [196] получен лишь один уровень
в запрещенной зоне (при С7пр=^0,376 В) после высокотемпературного
отжига. В работе [203] предполагается, что эти различия обусловлены
причинами, связанными с различной технологией изготовления образ-
цов и разными методиками исследования в работах [196 и 201]. Прин-
ципиальным различием результатов работ [196] и [201] является то,
что энергия активации отжига уровня, соответствующего С7пр=0,37 В,
равна 1,3 эВ [196] и отжиг является процессом первого порядка,
а в работе [201] она равна 0,8 эВ и отжиг не является процессом
первого порядка. Различно и время отжига. Можно предположить, что
эти различия связаны с наличием в образцах неконтролируемых при-
месей и с зависимостью температуры отжига от величины интеграль-
ного потока электронов.
Степень радиационных изменений в туннельных диодах слабо за-
висит от типа проводимости Ge и сильно — от температуры облучения.
Известно [204], что состав спектра радиационных дефектов в Ge силь-
но зависит от температуры облучения. Так, облучение Ge туннельных
диодов при Т—П К приводит к появлению структуры ВАХ в точках
£7Пр—0,23 и 0,51 В, которой соответствуют уровни £'г1 + 0,24 эВ и
Ес—0,18 эВ [201]. Если облучение велось при 7=300 К, «шум» в точке
0,23 В был выражен очень слабо, а при 0,51 В не наблюдался вообще.
Скорость введения уровня Е’щ + 0,24 эВ при 77 К в 2 раза больше, чем
при 300 К.
Изохронный отжиг германиевых диодов, облученных при 77 К, по-
казал, что эти уровни отжигаются в диапазоне температур от минус 50
до 0°С, однако в этом случае проявляется уровень Ес—0,09 эВ, исче-
зающий при отжиге в интервале 50—90°С. Это говорит о том, что при
отжиге происходит не аннигиляция, а перестройка дефектов. Энергия
активации отжига не зависит от температуры облучения и равна 1,0 эВ.
В работе [203] указывается, что отжиг германиевых туннельных
диодов хорошо согласуется с данными по отжигу образцов Ge [204,
205], но происходит при несколько меньших температурах и энергиях
активации. Поскольку в Ge отжиг сильно зависит от концентрации и
зарядового состояния примесей, то это различие можно отнести за счет
различной степени легирования и однородности распределения примеси.
Данные, полученные в [201] по диодам из GaAs, ограничены.
Облучались образцы, полученные вплавлением олова в арсенид галия
p-типа, легированный Zn с концентрацией 1020 см-3. Была обнаружена
146
структура ВАХ при £7пр=0,4 и 0,9 В, с которой связываются уровни
Ev + 0,4 и £„ + 0,09 эВ.
С ростом Фе наблюдалось уменьшение /п и /пр при ЦтР>1,3 — 1,5 В.
Изотермический отжиг приводит к восстановлению /п при 7^300 К.
Интенсивности обоих уровней при отжиге сначала уменьшаются, пере-
ходя через минимум, затем резко возрастают при 7^160°С и далее
снова уменьшаются.
Помимо исследования электрических характеристик облученных
туннельных диодов в ряде работ после облучения изучались рекомби-
национные процессы [206, 207]. В этих работах изучалась высокоэнер-
гетическая полоса рекомбинационного излучения GaAs-туннельных пе-
реходов, облученных быстрыми электронами при 77 и 300 К. Особен-
ностью исследованных образцов было то, что они легировались до не-
больших концентраций (^2-1018 см~3). При таких концентрациях
вольт-амперные характеристики диодов не имели падающего участка,
однако туннельные переходы еще давали необходимый вклад в перенос
тока. При 7=300 К положение полосы излучения не зависело от £7щ,,
а при 7^80 К наблюдалась полоса hv—-qU^. Интенсивность пика
Z^expSfC7np, где St не зависит от температуры. Поэтому был сделан
вывод, что при 7=300 К определяющим механизмом является диффу-
зионный ток, а при 7^80 К — ток, определяемый заполнением зон.
После облучения положение максимума излучения, измеренное при
7=300 К, не изменилось, интенсивность упала и ток через диод воз-
рос. В связи с этим был сделан вывод, что рекомбинационное излуче-
ние не связано с заполнением зон, а уменьшение его интенсивности и
рост тока определяются уменьшением времени жизни неосновных носи-
телей тока.
При измерении параметров рекомбинационного излучения (7ИзМ=
=77 К) после облучения также наблюдалась подвижная полоса, при-
чем интенсивность ее упала, а ток диода возрос. При фе=1016 э/см*
приращение тока диода было примерно в 10 раз больше, чем умень-
шение интенсивности излучения. На основании этих результатов авторы
[206, 207] сделали вывод, что в рамках механизма заполнения зон
можно учесть изменение избыточного тока в туннельных диодах на
основе GaAs без требования специфического распределения рекомбина-
ционных центров по энергиям.
Авторы работы [208] наблюдали эффект «потенциального» отжига
в германиевых туннельных диодах, облученных электронами с энергией
2 МэВ при 7=77 К- Диоды были изготовлены вплавлением сплава
In—Ga—Zn в и-Ge концентрацией As, равной ^3,7- 101э см-3. Подачей
на диод при 78 К смещения последовательными ступеньками по 25 мВ
в интервале 325—550 мВ удается отжечь примерно 50% наведенного
облучением тока. Аналогичный эффект наблюдается в туннельных дио-
дах на германии при 7=78 К и на кремнии при 7=78—300 К
(рис. 3.62).
Предложен следующий механизм этого эффекта. Была составлена
потенциальная диаграмма туннельного перехода с учетом наличия глу-
боких уровней радиационных дефектов в соответствии с моделью
Джеймса и Ларк-Горовица. Эти дефекты идентифицировались с близко
расположенными парами вакансия — междуузлие, которые считались
неподвижными, тогда как междуузельный атом подвижен при 78 К,
а вакансия нет. Вакансия и междуузельный атом считались нейтраль-
10*
147
ными, если уровень Ферми находился между £„4-0,08 эВ и £„4-0,20 эВ.
При подаче прямого смещения электроны туннелируют из зоны прово-
димости на /г-стороне на уровень £„4-0,35 эВ, что приводит к ослабле-
нию связи вакансии и междуузельного атома. Поэтому отрицательно
заряженный междуузельный атом, которому по модели Джеймса и
Ларк-Горовица [77] соответствует уровень £„4-0,20 эВ, может уда-
ляться большим полем туннельного перехода (106 В/см).
Рис. 3.62. Отжиг избыточного тока в об-
лученных электронами германиевых тун-
нельных диодах путем ступенчатой по-
дачи напряжения смещения по 25 мВ
в интервале 325—550 мВ (кривая 1) и
250—450 мВ (2)
Таблица 3.5
Изменение прямого тока туннельного
диода при разных прямых напряжениях
t/np (электронное облучение)
С7 , в пр’ I, мА
«Д—0 4»e=b-I015 э/см2 Фе=101в э/см
0,1 0,38 0,40 0,43
0,3 0,2 0,45 0,68
0,5 0,6 1,5 —
Отжиг такого рода наблюдает-
ся при температурах, меньших тем-
пературы облучения, а это свиде-
тельствует о том, что он термически
не активируется. Имеется началь-
ное и конечное напряжения этого
процесса. Доля отожженной части
тока, наведенного облучением, ли-
нейно связана с £цр, что опреде-
ляется линейной зависимостью увеличения числа заполненных электро-
нами состояний, удаляемых полем, при увеличении £Пр- Энергия акти-
вации рассмотренного процесса составляет примерно 0,25 эВ, тогда как
в [209] она равна 0,96 эВ, т. е. значительно больше.
Аналогичный эффект наблюдался авторами [210] в туннельных
диодах, но при высоких температурах (^430 К).
Следует заметить, что до последнего времени в туннельных диодах
радиационные эффекты были менее изучены, чем в других приборах.
Это объясняется значительными трудностями и сложностью физических
процессов, происходящих в них.
В работе [203] были достаточно полно рассмотрены механизмы,
определяющие перенос тока в туннельных диодах с учетом воздействия
радиации, и выполнены измерения вольт-амперной характеристики,
а также приведены исследования рекомбинационного излучения на
образцах германиевых и арсенид-галиевых туннельных диодов, облу-
ченных быстрыми электронами и нейтронами, вплоть до больших инте-
гральных потоков. Автором были использованы образцы, ,в которых
путем различной степени легирования можно было регулировать соот-
ношение различных механизмов переноса тока. Основные результаты
этой работы следующие. В области напряжений U< (&EFn&EFp) jq
в диодах, в которых имеют место туннельные переходы на уровни де-
фектов внутри р—/г-перехода или на одной из его сторон, определяю-
щим является туннельный ток, соответствующий механизму перекрытия
зон. В связи с этим при малых интегральных потоках облучения, когда
изменения концентрации основных носителей тока по обе стороны
148
р—«-перехода незначительны, малы и изменения туннельного тока. При
больших потоках величины концентраций удаленных носителей значи-
тельны и материал компенсируется, вследствие чего р—«-переход рас-
ширяется и поле в нем уменьшается, а вместе с ним уменьшается и
вероятность туннелирования.
В работе [203] детально прослежена корреляция между изменением
/В(Ф) и /п (Ф). Показано, что при малых потоках ZB растет линейно
с ростом Ф, а (<Яп^Ф) —>-0. При некоторых средних по величине Ф|рост
/в 'замедляется, а 1п начинает^ уменьшаться. И, наконец, при относи-
тельно больших Ф скорость роста /в резко увеличивается, а 1П падает.
По мнению автора [203], последнее легко объяснить попаданием
области разупорядочения, представляющей собой в GaAs металличе-
скую фазу, в р—«-переход и его своеобразное закорачивание. Из экспе-
римента автором определен радиус такой области: он оказался равным
5—10 нм для Ge и около 10 нм для GaAs.
В табл. 3.5 приведены некоторые данные по скорости изменения
прямого тока туннельных диодов при увеличении интегрального потока
облучения электронами.
3.5. Полупроводниковые фотопреобразователи
Наиболее распространенным типом полупроводниковых фотопреоб-
разователей являются кремниевые преобразователи или, как их чаще
всего называют, солнечные батареи. Они в настоящее время являются
одними из основных разновидностей источников электрической энергии,
питающих радиоэлектронные системы космических кораблей и спутни-
ков. В связи с тем, что солнечные батареи находятся на внешней по-
верхности космических аппаратов, они подвергаются воздействию ин-
тенсивных потоков излучений радиационных поясов Земли и солнечной
радиации. Известно [8, 211], что в спектре указанных излучений основ-
ную долю составляют электроны и протоны с энергией в несколько
МэВ, которые представляют особую опасность для солнечных батарей.
Работа фотопреобразователя основана на возникновении фото-
э. д. с. при освещении р—«-перехода светом, энергия кванта которого
превышает ширину запрещенной зоны полупроводника. Такой свет
очень сильно поглощается полупроводником, и для эффективной рабо-
ты фотопреобразователя необходимо, чтобы р—«-переход находился
вблизи от освещаемой поверхности, чтобы возможно большее число
возбужденных светом избыточных носителей тока достигло р—«-пере-
хода. Иными словами, максимальную эффективность собирания носи-
телей, а следовательно, и наибольшую эффективность фотопреобразо-
вателя можно получить, если освещаться будет либо область полупро-
водника, непосредственно прилегающая к р—«-переходу, либо одна из
областей р—«-перехода будет сделана намного тоньше диффузионной
длины неосновных носителей тока, вследствие чего будет возможно
освещение фотопреобразователя с поверхности по всей площади. Такой
подход дает возможность получить фотопреобразователи большой пло-
щади, а следовательно, и отдающие большую мощность.
Теория солнечных преобразователей развита в работах [212—214].
Если считать, что свет генерирует избыточные носители в р-области,
149
толщина которой dp<^Lp, то все носители достигают р—п-перехода.
При этом электроны свободно уходят в /г-область, а дырки задержи-
ваются потенциальным 'барьером р—/г-переход а и остаются в р-области.
Таким образом, p-область заряжается положительно, а /г-область —
отрицательно, т. е. на переходе возникает э. д. с., приложенная в пря-
мом направлении. Если цепь фотопреобразователя разомкнута, то по-
ток электронов из p-области и дырок из /г-области будет продолжаться
до того момента, пока полный ток через р—/г-переход не обратится
в нуль. Создавшаяся при этом на переходе разность потенциалов на-
зывается напряжением холостого хода С7ХХ фотопреобразователя. Если
же последний замкнут на внешнюю цепь, то дырки не могут проник-
нуть в /г-область, а электроны, попавшие в область перехода, дости-
гают внешнего контакта. В результате в цепи возникает ток, называе-
мый током короткого замыкания /кз. Напряжение холостого хода и ток
короткого замыкания в совокупности со спектральной характеристикой
являются основными характеристиками фотопреобразователя.
Общая теория фотопреобразователя, изложенная, например,
в [212], достаточно сложна. Для того чтобы иметь возможность про-
анализировать радиационные эффекты в фотопреобразователях, мож-
но воспользоваться выводами работ [213, 214]. Показано, что вольт-
амперная характеристика фотопреобразователя может быть записана
в виде
I=Is[exp(nq-^ — lj — IL, (3.66
где Is — ток насыщения; п — постоянная; Д— световой ток.
Напряжение холостого хода
const 1g ~
XX & is
т. е. £7ХХ тем выше, чем меньше ток насыщения.
Для резкого асимметричного р+—/г-перехода
г„пД qn2iA^ (DP\'/2
о QPn^nep \ х I ~ п \ т: 7 ’
\ Ч? / гчг \ /
(3.67)
(3.68)
где Лпер — площадь перехода; Dp — коэффициент диффузии дырок.
Ток короткого замыкания фотопреобразователя
^кз=<7^7/Лпер, (3.69)
где g— скорость генерации носителей тока в переходе под действием
света, зависящая в основном от физических параметров полупроводни-
кового материала; L — диффузионная длина неосновных носителей;
Dp — коэффициент диффузии дырок.
В соотношения (3.66)—<(3.69) входят параметры т, L, пп и рп, ко-
торые, как известно, существенно изменяются при облучении.
Влияние облучения электронами и протонами на характеристики
фотопреобразователей как в лабораторных, так и в натурных условиях
изучено достаточно широко [215—218]. Фотопреобразователи относят-
ся к классу полупроводниковых приборов, где особенно хорошо заметен
прогресс, достигнутый в направлении повышения их радиационной
стойкости.
150
В указанных выше работах подчеркивается, что главной причиной
деградации параметров фотопреобразователей является уменьшение
времени жизни неосновных носителей тока т и, как следствие, диффу-
зионной длины неосновных носителей тока L. В свою очередь, сниже-
ние т и L обусловлено введением в запрещенную зону полупроводни-
кового материала фотопреобразователя «глубоких» уровней радиацион-
ных дефектов, являющихся эффектив-
ными центрами рекомбинации неос-
новных носителей тока.
Рекомбинационные свойства ра-
диационных дефектов особенно хоро-
шо изучены в Si — основном мате-
риале фотопреобразователей [186, 197,
219]. Показано, что в достаточно ши-
роком диапазоне концентраций леги-
рующей примеси, уровней инжекции,
температур практически для всех ви-
дов жесткой радиации в достаточно
широком диапазоне интегральных по-
токов время жизни неосновных носите-
лей тока меняется по известному зако-
ну [27]: Д(1/т)=*хФ.
Рис. 3.63. Энергетические зависимости
Д', в л-Si (7) и p-Si (2) для протонного
излучения
Физический смысл константы довольно широк и включает в себя
характеристики как полупроводникового материала, так и воздействую-
щего на него излучения. Можно записать [27, 215]:
= [*a°d (Я) V (Е)] 2 О > fl, (3.70)
где выражение в квадратных скобках определяет скорость введения
рекомбинационных центров на единичный поток излучения, а выраже-
ние под знаком суммы — свойства этих центров. В выражении (3.70)
па — число атомов в единице объема; Od(E)—сечение образования
дефекта; v(E)—среднее число смещенных атомов, приходящихся на
каждый первично смещенный атом; гр— скорость введения /-го центра;
<Уг и fi — сечение захвата носителей центрами и функция их заполнения;
<а> — средняя тепловая скорость носителей.
Выражение (3.70) определяет^наличие существенной энергетической
зависимости К, для всех видов излучений. Для кремниевых фотопреоб-
разэвателей эти зависимости экспериментально получены (рис. 3.63)
[219, 220].
Было отмечено [219]—221], что К, кремния/?-типа значительно мень-
ше, чем и-типа. Это объясняется большей скоростью введения сложных
дефектов в n-Si, где вероятность аннигиляции вакансий и междуузель-
ных атомов меньше, чем в кремнии р-типа [222].
Уменьшение тп в базовой области кремниевых фотопреобразова-
телей под действием облучения электронами с различной энергией
[219] показано на рис. 3.64. Связанное со снижением тп уменьшение
Ln вызывает изменение спектрального распределения фототока /ф(%).
Как видно из рис. 3.65, изменяется как форма зависимости /ф(%), так
151
и величина фототока, отнесенная к выходной мощности РВых- Эти
изменения являются причиной уменьшения максимальной полезной
мощности фотопреобразователя, определяемой величиной тока корот-
кого замыкания. На рис. 3.66 приведены зависимости /Кз (я) и Ртах (б)
от интегрального потока быстрых электронов с различными энергиями.
Скорость деградации параметров фотопреобразователей сущест-
венно зависит от энергии излучения, особенно при облучении протона-
ми. Если длина их пробега такова, что основная доля образовавшихся
радиационных дефектов приходится на область р—п-перехода, то наи-
Рис. 3.64. Влияние облучения электрона-
ми с различными энергиями на время
жизни т„ в p-Si.
Рис. 3.65. Изменение спектрального рас-
пределения фоточувствительности крем-
ниевого п—р-фотоэлемента при облуче-
нии электронами с £е=1 МэВ:
1) Фе=0; 2) Фе = 3 • 10ls э/см2
более резкие изменения испытывает /7ХХ. Если же повреждается область
базы фотопреобразователя, то в основном происходит изменение /кз.
Исследования, ставящие своей целью изыскание путей увеличения
срока службы фотопреобразователей космических аппаратов, должны
быть в основном направлены на разработку методов снижения ма-
териалов. Это может быть достигнуто вариацией степени исходного ле-
гирования материала преобразователей. Известно, в частности, что
скорость уменьшения т при облучении снижается с увеличением удель-
ного сопротивления базовой области [27, 298].
Различие для р- и n-Si послужило причиной того, что сейчас
как правило, фотопреобразователи изготавливают на основе p-Si
[215], так как его радиационная стойкость оказывается значительно
большей по сравнению с n-Si. Выполнялись разработки радиационно-
стойких фотопреобразователей на основе GaAs, однако в [215] было
показано, что существенного выигрыша по радиационной стойкости этот
материал не дает.
В работе [223] были приведены данные исследований радиацион-
ной стойкости Si, легированного различными примесями, в том числе
редкоземельными элементами. По предварительным оценкам, примене-
152
Рис. 3.66. Зависимость тока 1КЯ (а) и мощности Ртах (б) кремниевого п—^-фотоэле-
мента от интегрального потока быстрых электронов с энергиями:
1) Ее = 1 МэВ; 2) £с==2 МэВ; 3) £е = 4,9 МэВ
ние последних может значительно повысить радиационную стойкость
кремниевых фотопреобразователей.
В работах [224—226] анализируется возможность применения вы-
сокотемпературного отжига для восстановления свойств облученных
фотопреобразователей. Авторы [224] приходят к выводу, что отжиг
может быть эффективным средством увеличения службы облученных
фотопреобразователей. Однако они отмечают, что существует значи-
тельная зависимость кинетики и степени отжига от типа и энергии ча-
стиц. Так, при облучении протонами полного отжига, контролируемого
Таблица 3.6
Изменение параметров солнечных батарей с ячейкой п—p-типа под
действием космических излучений, по данным спутника ATS-I (США)
Удельное сопротив- ление материала ячейки, Ом-см Диф- фузант Материал защиты Толщина защит- ного по- крытия 2,5-КГ* см Аз- мА д/ КЗ о/ / - /о КЗ Ухх, мВ ДУ „ хх о/ у ’ /о XX
в на- чаль- ный момент после пре- бывания на орбите в течение 3,3 дня в на- чаль- ный момент после пре- бывания на орбите в течение 3,3 дня
10 А1 Сапфир 30 46,4 46,8 +0,9 531 522 — 1,7
13 в Кварц 6 63,4 63,8 +0,6 554 547 —1,3
10 в 6 67,5 87,0 —0,7 567 565 —0,4
7 в 6 62,7 62,4 —0,5 573 566 —1,2
3 в 6 62,4 62,4 0 586 580 —1,0
в 6 55,5 55,9 +0,7 600 597 —0,5
1 в Нет 0 53,7 40,0 —25,5 569 474 —16,7
10 в Стекло 1 62,0 60,9 —1,8 554 545 —1,6
10 в 6 66,4 67,2 + 1,2 575 567 —1,4
10 в Кварц 60 68,0 68,5 +0,7 576 570 — 1,0
10 в 15 67,0 67,8 +0,9 572 575 +0,5
10 в Нет 0 69,5 60,2 —13,4 559 431 —22,9
10 А1 Квар ; 30 66,9 67,5 +0,9 570 561 —1,6
10 В 30 68,4 68,9 +0,7 570 565 —0,9
10 А1 » 6 64,0 63,0 — 1,4 568 557 —1,9
153
по параметру L в интервале температур 20—420°С, достичь не удается.
При отжиге облученного электронами p-Si [225] в этом же интервале
температур происходит полное восстановление L.
В [224] была также изучена возможность применения Li в качест-
ве примеси, увеличивающей радиационную стойкость Si, и показано,
что Li существенно нейтрализует рекомбинационные центры, вводимые
облучением.
Следует, однако, констатировать, что в настоящее время основным
и наиболее эффективным методом увеличения срока службы кремние-
вых фотопреобразователей в реальных условиях является применение
защитных оптических покрытий, предотвращающих интенсивное по-
вреждение поверхностных слоев фотопреобразователей низкоэнергети-
ческим компонентом космического излучения. В табл. 3.6 приведены
данные натурных испытаний стабильности кремниевых фотопреобра-
зователей, полученные при запуске спутника ATS-I (США). Эти дан-
ные свидетельствуют о большой эффективности защитных покрытий.
3.6. Интегральные микросхемы
Удельный вес интегральной микроэлектроники в общем объеме
элементов твердотельной электроники возрастает с каждым годом.
В связи с перспективностью применения интегральных микросхем
(ИМС) в радиоэлектронных системах ядерно-энергетических устройств
и аппаратах космической техники, в настоящее время уделяется боль-
шое внимание вопросам, связанным с изучением радиационной стойко-
сти ИМС, а также изысканию методов ее повышения [293, 305—310].
Основными разновидностями ИМС являются следующие:
А . По выполняемой логической функции:
— комбинированные схемы одноуровневой логики (И, И—НЕ,
ИЛИ—НЕ);
— ' комбинированные схемы многоуровневой логики (И—ИЛИ—НЕ,
дешифраторы, полусумматоры);
— триггеры и регистры;
— усилительные схемы.
Б. По физико-техническим принципам исполнения:
— транзисторная логика с непосредственной связью (НСТЛ);
— резисторно-транзисторная логика (РТЛ);
— резисторно-емкостная транзисторная логика (РЕТЛ);
— диодно-транзисторная логика (ДТЛ);
— транзисторно-транзисторная логика (ТТЛ);
— транзисторная логика с дополнительной симметрией (ДСТЛ);
— логические схемы со связью по эмиттеру (ЭСЛ);
— транзисторная логика на переключателях тока с дополнитель-
ной симметрией (ТДСТЛ).
Конструктивно-технологическое построение ИМС определяется ви-
дом логической функции, требованиями к схеме в целом и внешними
условиями, в которых та или иная система будет функционировать.
154
Исключительно большое разнообразие функций ИМС определяет боль-
шое количество типов их конструкций и затрудняет выработку общего
подхода к анализу радиационных эффектов в них. Поэтому анализ
влияния радиации можно проводить только по отношению к конкретной
разновидности ИМС.
Основными параметрами, которые используются при определении
радиационной стойкости ИМС к воздействию непрерывного и импульс-
ного излучения, являются:
— статический коэффициент передачи тока транзисторов в схеме
с общим эмиттером й21Э
— напряжение насыщения коллектор—эмиттер (7КЭнас;
— сопротивление базы гд;
— распределенное сопротивление коллектора гк;
— емкость эмиттерного перехода Сэ;
— емкость коллекторного перехода Ск;
— выходной ток закрытой схемы /вых;
— входной ток открытой схемы /вх;
— выходное напряжение открытой схемы £7°Вых;
— выходное напряжение закрытой схемы {/‘вых;
— ток коллектора закрытой схемы /к;
— остаточное напряжение между эмиттерами £/э1 Э2;
— напряжение насыщения база — эмиттер £/БЭнас;
— сопротивление между эмиттерами г0;
,1 о
— время задержки включения t* ;
— время нарастания /нар;
— время рассасывания /рас;
— время спада /сп;
— помехоустойчивость £/п;
— логический перепад напряжений АСУ, равный AU=UlBX—и1вых
и определяемый по передаточным характеристикам;
— • коэффициент насыщения /СНас;
— относительный разброс сопротивлений AR;
— напряжение на входных диодах открытой схемы 1/ДВх-
Выбор и количество параметров, по которым оценивается радиа-
ционная стойкость ИМС, зависит от функционального назначения
ИМС в радиоэлектронной системе. ИМС является сложной неоднород-
ной системой, включающей в себя материалы с металлическими, ди-
электрическими и полупроводниковыми свойствами.
Из самых общих соображений, а также на основе эксперименталь-
ных данных по дискретным элементам, можно заключить, что по от-
ношению к воздействию радиации «слабыми» местами таких и подоб-
ных им систем являются:
— диодные и, в особенности, транзисторные элементы, параметры ко-
торых (t/np, Л21Э) будут резко изменяться при облучении из-за уменьшения
времени жизни неосновных носителей тока;
— полупроводниковые слои с низкой концентрацией легирующей
примеси, в которых облучение будет быстро изменять концентрацию
«основных носителей тока, а также их подвижность;
155
— диэлектрические слои, в которых при облучении может накап-
ливаться объемный заряд [127], а также возникать дефектные локаль-
ные состояния, резко увеличивающие сквозные токи через диэлек-
трик [127];
— переходные области металл — диэлектрик, металл— полупровод-
ник, полупроводник — диэлектрик и р—и-переходы. В этих областях и
в непосредственной близости от
Рис. 3.67. Эквивалентная схема ИМС
в виде четырехслойной структуры
с четырьмя выводами
них облучение будет создавать центры
рекомбинации и захвата носителей за-
ряда. Последние чрезвычайно сильно
влияют на свойства этих областей
из-за наличия в них сильных электри-
ческих полей. Здесь также могут воз-
никать локальные поверхностные со-
стояния и существенно изменяться
профиль распределения пескомпенси-
рованных доноров и акцепторов [127].
Математические соотношения,
определяющие рабочие параметры
ИМС, можно вывести для конкретных
схем, режимов работы этих схем и их
элементов, однако’ они весьма сложны.
Поэтому для анализа влияния радиа-
ции следует рассматривать те соотно-
ИМС-тран-
шения, которые связаны с поведением активных элементов
зисторов, диодов и их переходных слоев, а также изолирующих слоев и
1раниц раздела.
Рассмотрим основные соотношения, определяющие параметры
ИМС, работающих в ключевом режиме. Если представить ИМС в виде
четырехслойной структуры с четырьмя выводами (рис. 3.67), то можно
записать следующую систему уравнений, связывающих токи выводов
и напряжений на переходах:
---0 aLv) 0 a2iVa2/) ^ЭБО? (^эв) (1 ^П^КБО1? (^Кб)
a2N \ * а 1 Na 1 /) Ащо*? кг) ’
(3.71)
Д^К -aiN (1 a2Na2l) ^ЭБО^/^Эб) 0 а2/) (Ц<б)
10 ка2к) (1 ai;vai/) Аото^Цсе)» (3.72)
a2I^VBO(? (^кв) (1 а1/ а1Лг) ^кгю? (^кп)» (3.73)
^Б---^к ---3,
(3.74)
где а 1 а1д?а1/ a'2Na2i’ ? exp (U/UT) ь1, UT—^kTIq., /^БО, /ЭБ0,
/кпо — обратные токи коллектора, эмиттера *и перехода коллектор-под-
ложка при U^>UT\ alv ц а1;, a2/V и а2/— нормальные и инверсные коэф-
фициенты передачи тока эмиттера п—р— п- и р—tn— /^-транзисторных
структур соответственно; [75Б, ЙКБ, [/кп — напряжение на эмиттерном,
коллекторном и изолирующем (коллектор—подложка) переходах соответ-
ственно.
156
В режиме насыщения возможны случаи незаземленного (/п=:0) и за-
земленного (/п=^=0) изолирующего переходов. Первый случай более прост,
и соотношения (3.71), (3.72) записываются в следующем виде:
к = Т-Х,, - - l-X,, <3'75)
— 1 — а,^ 4'БО? (^Эб) + 1—а1ууа1/ АщО? (^Эв)* (3.76)
где а*ц=ап/(1—«2лта2г)-
При /п = 0 изолирующий переход влияет только на а1р а так как
уровень легирования коллектора значительно выше, чем подложки, мож-
но считать a2(V < 1 и а*1; ~ а1г Если изолирующий переход заземлен
(Zn=^=0), то напряжение на этом переходе £/кп — (7КЭ = иЭБ — (7КБ. Для
случая насыщения (/к > /кпо, /Б > /кпо)
К с. нас Т
1 ~ а2/
а1/
+ С/Г1п 1 +
(1 — «1/)/к
(1 — а2у) 1Б
— UT In 1 —
(1 — «i/у) /к
al,V ^Б
4“ ^КГк'
(3.77)
Соотношения (3.75) — (3.77) иллюстрируют существенное влияние изо-
лирующего (четвертого) р—«-перехода на функционирование ИМС, и
его поведение при облучении должно учитываться при анализе работы
облученных ИМС.
Вывод соотношений, описывающих динамические параметры ИМС,
очень сложен и, как правило, производится для эквивалентных схем
конкретных ИМС -с рядом существенных допущений. Например, для
ИМС типа ТТЛ при заземленном изолирующем переходе (7пт^0) время
задержки включения
,1,о_ z^2'> < Asi — 4г
%д— D6 Ш (/К/Ь21Э)-/Б2 ’
(3.78)
где D$ — коэффициент диффузии неосновных носителей в базе; w6 — тол-
щина базы транзистора; /Б1, /Б2 — токи до и после включения соответст-
венно; А — постоянная.
На динамические и частотные свойства ИМС существенно влияет
и барьерная емкость, образованная изолирующим р—«-переходом Сп,
служащая дополнительной емкостью. Эту емкость нужно учитывать при
расчете времени задержки включения ИМС В этом случае
/ in ______[JO \
,1,0 I 1 /, пор w вых\ . /О
*3Д =г2 + ^1п -------g-----J— 1, (3.79)
где Ti и Т2 — постоянные времени, определяемые величинами емкостей
Ск, Сп, Сэ и сопротивлений RK и R&, [/’пор—пороговое напряжение
открывания; Е — напряжение питания.
157
Время задержки включения ИМС определяется процессами переза-
рядки емкостей Сэ, Сп, Ск> а также изменением напряжения на базе от О
до С/ЭБ и на коллекторе от Нк до 0,9 Нк, пролетом неосновных носите-
лей тока через базу транзистора и перераспределением заряда в базовой
области.
Время включения ИМС Ажл = ^° + Аир» причем связано с элек-
трическим режимом работы ИМС и параметрами транзисторных эле-
ментов ИМС следующим соотношением:
^нар = 'Мф1п ьКнас —0,9 ’ @
ГД6 тэфф = Тэ-|--|-Tg, ^3:=h2iSC9rs^1, \r== ^21Э^*К^н^2» ==^^Г'/(7^Кнас)’
£1 — коэффициент усреднения для сопротивления эмиттера ^2,5 при
Хнас^2, — коэффициент усреднения для емкости коллектора
^1,5—2, /к нас — коллекторный ток насыщения, /?н— сопротивление
нагрузки; то — время жизни неосновных носителей тока в базе.
Таким образом, время нарастания /Нар зависит от степени насыще-
ния /(нас, резистивных и емкостных параметров активных элементов
ИМС иЛ2]Э транзисторов ИМС.
Время рассасывания /рас — основной импульсный параметр при вы-
ходе из режима насыщения
fp>e^ln*7+/p” (3.81)
1 Т Арас
где тбк — постоянная времени, зависящая от времени жизни неосновных
носителей заряда в базе и коллекторе. Для транзисторов с толстыми
коллекторными областями она равна времени жизни носителей в кол-
лекторе; /(рас— степень рассасывания транзистора.
Время спада tCII формируется аналогично времени нарастания, но
процесс протекает в обратном порядке, поэтому
^сп ~ хэфф In X'Haci 0-1 ’ (3.82)
где тЭфф при малой емкости нагрузки определяется временем жизни но-
сителей в базе Тб, барьерной емкостью коллекторного перехода и вели-
чиной Л21Э, а ПРИ большой — параметрами нагрузки (емкостью Сн и
сопротивлением 7?н).
При анализе воздействия радиации на параметры ИМС используются
радиационные константы и /(р, как и при расчете параметров облу-
ченных дискретных транзисторов и диодов. Влияние облучения на харак.
теристики ИМС будет проявляться через уменьшение времени жизни не-
основных носителей заряда т, связанное с ним падение коэффициента
передачи тока А21Э и, как следствие, выход транзистора из режима на-
сыщения. Это может проявиться в падении коллекторного тока /к и ро-
сте коллекторного напряжения насыщения ?7КЭнас до недопустимых зна-
чений, по достижении которых произойдет отказ ИМС. На основе при-
веденных соотношений можно определить критический пороговый инте-
158
тральный поток излучения Фкр, например для ИМС типа РТЛ и РЕТЛ,
при котором:
т. е. Л21Э<7К/7Б, (3.83)
1 / F^ + ^п + ^вых^ 1—2Д7?
крРТЛ—^21эКнас £к J 1|+2(п-1)Д/?/П
(’m 1) n/?j (t/’nop ^вых) (^пор + £Б) 1 /о адх
^нас^г^к Араз^к^3 ^219^219
где K^2ig = /Ci./2'7cfrp — коэффициент радиационного повреждения транзи-
стора; Ек — напряжение коллекторного источника питания; U1^ — поро-
говое напряжение открывания; £7КЭна/—коллекторное напряжение насы-
щения; Ев— значение напряжения на базе; К^с — степень насыщения;
Яб, Як— сопротивление внешней нагрузки в цепи базы и коллектора
соответственно; К^аз—‘.коэффициент разветвления; т и п— число мик-
росхем, подключенных ко входу и выходу соответственно.
Например, для ИМС типа ДТЛ критический пороговый интеграль-
ный поток облучения можно записать в виде
_ 1 Л ^+^п+^вых + ^вх^ о дпч
фкрд™ - пАнас%э ;1--------------------------) (1 ~ 2*R> -
(£б + t/'пор) а, 1
Анас£КЯг ^19S19 ‘ '
Соотношения (3.71)—(3.85) позволяют качественно объяснить ход
изменения статических и динамических параметров конкретных ИМС
в условиях облучения.
Рассмотрим некоторые экспериментальные данные по влиянию об-
лучения на основные параметры ИМС.
На рис. 3.68 приведены зависимости нормированного коэффициента
передачи тока Л21э транзисторов (кривая 7) и нормированного коэффици-
ента усиления напряжения /Су,и (кривая 2) для усилительных ИМС от
интегрального потока облучения нейтронами реактора.
Эти зависимости по форме аналогичны зависимостям /г2]Э(Ф) дискрет-
ных транзисторов и иллюстрируют монотонное уменьшение коэффициен-
та усиления по мере набора интегрального потока. Такие параметры
этих же ИМС, как LL., (7ВЫ„, изменяются незначительно в том же
диапазоне потоков, в котором значительно изменяется Л21Э. Более резкое
изменение параметров может испытывать при облучении ИМС типа
РТЛ, включающая в себя 8 транзисторов и 12 резистивных элементов
(см. рис. 3.69).
Заметное изменение в процессе облучения испытывают также ди-
намические параметры ИМС. Как правило, такой важный параметр,
как быстродействие логических ИМС, выполненных на насыщенных
транзисторах, несколько улучшается на начальных стадиях облучения
(за счет уменьшения глубины насыщения), но при больших дозах об-
лучения начинает ухудшаться. При значительных дозах происходит
резкое увеличение времени нарастания /НаР, времени задержки включе-
ния Д° и времени спада /Сп-
159
Возрастание в процессе облучения происходит из-за изменения
крутизны нарастания фронта и незначительного изменения постоянной
заряда паразитных емкостей ИМС. Увеличение /Нар выходного импуль-
са объясняется уменьшением коэффициента усиления активных тран-
зисторных элементов.
Импульсные параметры ИМС при облучении /нар, tpac, tcn .у раз-
личных видов ИМС могут быть весьма разнообразны. Однако имеется
существенная общая особенность — всегда происходит незначительное
увеличение и резкое уменьшение £рас. В конечном счете это
приводит к увеличению времени включения Скл и уменьшению времени
выключения /Выкл ИМС.
Рис. 3.68. Зависимость нормированного коэффи-
циента передачи тока транзисторов ^21э/^21Э0 U)
и нормированного коэффициента усиления напря-
жения Ау. и//<у,И)) (2) для усилительной ИМС от
интегрального потока нейтронов реактора
Рис. 3.69. Зависимость выход-
ного напряжения С/°Вых откры-
той микросхемы типа РТЛ от
интегрального потока нейтро-
нов (-----------среднеквадра-
тичное отклонение параметра)
На рис. 3.70 показан характер изменения импульса выходного на-
пряжения ИМС типа РТЛ, облученной различными интегральными
потоками протонов. Как видно из рисунка, при облучении /рас умень-
шается более чем на порядок, a —возрастает на 25%. Существен-
ное изменение испытывает также форма выходного импульса ИМС.
В настоящее время не существует единой точки зрения в вопросе
о выборе методов повышения радиационной стойкости ИМС. В одном
из обзоров по этой проблеме [270] сделана попытка сформулировать
следующие наиболее общие требования при разработке радиационно-
стойких микросхем:
— уменьшение отношения числа активных элементов ИМС к числу
пассивных;
— уменьшение рассеиваемой в ИМС мощности, т. е. в конечном
счете уменьшение уровней инжекции в активных элементах;
— повышение универсальности ИМС, т. е. расширение (особенно
для логических ИМС) числа функциональных возможностей;
— снижение зависимости выходных параметров ИМС от величины
коэффициентов усиления входящих в ее состав транзисторов.
160
Несомненно, однако, что создание радиационно-стойких микросхем
является комплексной задачей, решаемой схемотехническими, конструк-
тивными и технологическими путями.
В качестве примеров схемотехнических методов можно привести
фототоковую компенсацию изменения параметров ИМ.С в процессе воз-
действия на нее импульса проникающей радиации большой мощности.
Генерация избыточных носителей заряда приводит к возникновению
первичного фототока через коллекторный переход интегрального
транзистора. Если транзистор включен, то за 'счет эффектов умножения
в области объемного заряда происходит усиление первичного фототока,
которое может привести к возникновению недопустимо большого вто-
В работе [271] описаны некоторые разновидности компенсирую-
щих цепочек. На рис. 3.71 [271] приведены схемы компенсации первич-
ного фототока 1ф1 в коллекторной нагрузке и базо-эмиттерной ком-
пенсации вторичного фототока 1ф2. В первом случае (рис. 3.71,а) ком-
пенсирующий элемент (обведен штриховой линией), представляющий
собой переход база — коллектор транзистора, включен параллельно
коллекторной нагрузке и шунтирует г’фь возникающий в транзисторе.
Во втором случае (рис. 3.71,6) для компенсации вторичного фототока
используют включение дополнительного перехода база — коллектор
между базой и эмиттером транзистора. При этом первичный фототок
7ф1 почти полностью выходит во внешнюю цепь транзистора, поэтому
/ф2 снижается до очень малых величин.
Эффективность компенсации может быть значительно увеличена
комбинированием указанных способов. Они были применены, например,
при конструировании радиационно-стойкой микросхемы [272], которая
нормально функционировала при импульсном воздействии радиации до
значений мощности дозы 2,58-Ю6—4-107 А/кг (1-ЮВ * 10—1,6-10и Р/с).
В работе [273] сообщается о разработке на основе компенсационных
11—510 161
методов серии микросхем типа ТТЛ, устойчиво работающих при воздей-
ствии импульса радиации с мощностью дозы (2,8—5,8) • 106 А/кг
[(1,1—2,3) -1010 Р/с].
Эффективный метод повышения радиационной стойкости ИМС за-
ключается в применении схемы Дарлингтона, приведенной на рис. 3.72,
в которой обеспечивается очень малое сопротивление в цепи базы вы-
ходного транзистора за счет использования транзисторов в режиме на-
сыщения. Этот метод дает наилучшие результаты для логических
микросхем [274].
Рис. 3.71. Схема компенсации первично-
го фототока в коллекторной нагрузке
(а) и базо-эмиттерной компенсации вто-
ричного фототока (б)
Рис. 3.72. Схема Дарлингтона с фото-
токовой компенсацией

Для повышения радиационной стойкости ИМС к импульсному воз-
действию радиации применяются также балансные и дифференциаль-
ные схемы включения компенсирующих транзисторов [275, 276]. Инте-
ресен также метод отключения интегральных микросхем на время
воздействия импульса проникающей радиации [271, 274, 277]. Пере-
численные методы применимы для случая импульсного воздействия
излучений.
Для повышения стойкости ИМС к непрерывному воздействию про-
никающей радиации большую эффективность дают технологические и
конструктивные методы, которые включают в себя:
— достижение максимально возможной радиационной стойкости
активных и пассивных элементов ИМС;
— применение проводящих и диэлектрических материалов с высо-
кой радиационной стойкостью;
— обеспечение надежной электрической изоляции элементов ИМС
в условиях облучения.
Поскольку наиболее существенные изменения при облучении ИМС
испытывают параметры полупроводниковых элементов, основное вни-
мание при разработке ИМС с повышенной радиационной стойкостью
уделяется прежде всего повышению радиационной стойкости этих эле-
ментов. Методы повышения радиационной стойкости полупроводнико-
вых приборов достаточно полно изложены в работах [27, 116]. Допол-
нительным методом, применяемым в последнее время, является ионное
легирование, обеспечивающее минимальные размеры активных элемен-
тов микросхем, в сочетании с локальным легированием золотом [280].
162
Значительное внимание уделяется также методам повышения ра-
диационной стойкости пассивных элементов микросхем, хотя в основном
их радиационная стойкость существенно выше стойкости активных эле-
ментов. С этой целью предпочтительнее использовать тонкопленочные
резисторы по сравнению с диффузионными [273, 281, 282], а также при-
менять тонкопленочные конденсаторы на основе AI2O3 [283].
Для обеспечения радиационно-стойкой электрической изоляции
между элементами микросхем в настоящее время наиболее перспектив-
ным является применение изолирующей пленки SiO2 и поликристалли-
ческой кремниевой подложки [285—287]. Возможности изоляции об-
ратносмещенным переходом, по-видимому, уже исчерпаны [274, 275, 281].
Для создания радиационно-стойких межэлементных соединений
рекомендуется применять металлы с малым атомным номером, что
уменьшает поглощение в них энергии излучений, например алюминий
вместо золота [162].
Проблема повышения радиационной стойкости пассивирующих
диэлектрических пленок чрезвычайно сложна. По-видимому, оптималь-
ным решением является применение диэлектрических многослойных
пленочных систем А120з—SiO2, SisN4—SiO2 и монослоев SiON, S13N4,
А12О3 [270].
Определенное значение для повышения радиационной стойкости
микросхем имеет также и оптимизация конструктивных решений их
компоновки.
Глава 4
Действие радиации на пьезокварцевые материалы и изделия
4.1. Действие радиации на кристаллический кварц
Пьезокварцевые изделия являются наиболее ответственными функ-
циональными элементами радиоэлектронной аппаратуры. Благодаря
удачному сочетанию механических, электрических и оптических
свойств кристаллический кварц занял исключительное положение
в науке и технике (кварцевые высокостабильные генераторы, электри-
ческие фильтры, ультразвуковые устройства). Кварц (SiO2) является
соединением атомов кремния с атомами кислорода. Хотя окись крем-
ния— широко распространенное на земле соединение, однако прозрач-
ные кристаллы кварца, пригодные для использования в электронной
промышленности, встречаются довольно редко.
В природе существуют две модификации прозрачного кристалличе-
ского кварца: а-кварц (с температурой образования до 573°С) и 0-
кварц (с температурой образования от 573 до 880°С). Эти модифика-
ции кварца отличаются своей структурой и обладают совершенно раз-
личными электрофизическими свойствами. Свойством пьезоэффекта
обладает только а-кварц. Структура а- и p-кварца основана на трех,
вставленных одна в другую, гексагональных решетках, при этом 13-
кварц имеет гексагональную симметрию, а а-кварц — тригональную.
И* 163
Схематическое расположение атомов кремния в решетках а- и р-квар-
ца показано на рис. 4.1. Атомы кислорода лежат в слоях между ато-
мами кремния. Каждый атом кремния связан с четырьмя атомами
кислорода, два из которых лежат выше него, а два — ниже. Четыре
атома кислорода образуют тетрагональную группу. При нагревании вы-
ше 573°С в результате полиморфного превращения а-кварц необратимо
переходит в р-кварц.
В производственных условиях кристаллический кварц получают ме-
толом выращивания.
Рис. 4.1. Расположение атомов крем-
ния в проекции решеток а- и 3-квар-
ца на плоскость, перпендикулярную
оптической оси
Таблица 4.1
Изменение параметров решетки
кварца принагревании
Темпера- тура, °C а, нм С, нм с/а
18 0,49126 0,54042 1,1001
567 0,49782 0,54465 1,0941
579 0,49960 0,54574 1,0924
В электронной промышленности для изготовления пьезокварцевых
изделий применяется природный и синтетический а-кварц. Номенклату-
ра кварцевых резонаторов и фильтров весьма обширна и разнообразна
и охватывает диапазон частот от единиц килогерц до 100 и более ме-
гагерц. В резонаторах и фильтрах используются пьезоэлементы раз-
личных срезов относительно кристаллографических осей а-кварца, мно-
гообразного конструктивно-технологического оформления.
До недавнего времени считалось, что кварц не может деформиро-
ваться пластически. Однако затем было установлено, что при высоких
давлениях ^=403 Па (1000 атм) и высоких температурах кварц можно
пластически деформировать в плоскостях скольжения (1011) и (0111)
[228—230].
При нагревании решетка кварца расширяется и ее параметры (а
и с) увеличиваются (см. табл. 4.1).
Как показывают исследования [231, 232], линейный и объемный
коэффициенты теплового расширения кварца существенно изменяются
с ростом температуры, испытывая заметный скачок при температуре
а ^|3-перехода.
Большое значение в кварце имеют атомы примесей, которые
в структуре кварца могут либо занимать междуузельное положение,
либо изоморфно замещать атомы кремния или кислорода. Особенно
важную роль в решетке реальных кристаллов кварца играют примеси
алюминия, германия, щелочных металлов (Na, К, Li), а также железа,
кальция, магния и гидроксильной группы (ОН). Алюминий является
наиболее важным и наиболее хорошо изученным типом примеси в квар-
це. Он может входить в решетку кварца в виде структурной и не-
структурной примеси (в виде коллоидно-дисперсных включений) [233].
Алюминий в виде структурной примеси в кварце является потенциаль-
ным центром окраски кристаллов, которая выявляется при воздействии
164
ионизирующих излучений и определяет во многом радиационную стой-
кость пьезоэлементов.
Изучение влияния излучений на кварц представляет интерес как
с точки зрения определения возможных изменений параметров кварце-
вых изделий (резонаторов, фильтров, линий задержки и других), рабо-
тающих в условиях интенсивного облучения, так и с точки зрения воз-
можности направленного изменения физических свойств кристаллов
кварца и параметров готовых изделий путем введения дозированных
количеств радиационных дефектов.
К числу электрофизических свойств кварца, чувствительных к воз-
действию ионизирующих излучений, относятся:
механические (константы упругости, внутреннее трение);
электрические (стабильность частоты, диэлектрическая проницае-
мость, проводимость, тангенс угла диэлектрических потерь, пьезоэлек-
трические свойства);
магнитные (магнитная проницаемость, парамагнитный резонанс);
оптические (образование дополнительных полос поглощения света,
появление центров окраски, вращение плоскости поляризации и т. д.);
тепловые (коэффициент теплопроводности).
Прохождение излучений через кристаллический кварц сопровожда-
ется рядом сложных процессов, среди которых основную роль играют
следующие:
смещение атомов Si и О бомбардирующими частицами;
электронно-дырочные или ионизационные процессы (генерация и
рекомбинация электронно-дырочных пар, захват электронов и дырок
ловушками, образование центров окраски);
радиационно-стимулированная диффузия точечных дефектов (при-
месей, вакансий), сопровождающаяся изменениями концентраций раз-
личных электронных и дырочных центров;
замещение в процессе облучения щелочных ионов-компенсаторов
вблизи Al-центров ионами водорода;
разрушение коллоидно-дисперсных включений неструктурной при-
меси, распространенных в синтетических кристаллах.
В последующем будет показано, что степень влияния каждого из
этих процессов на образование радиационных дефектов в кварце будет
зависеть от концентрации в исходном сырье структурных дефектов и
их природы.
Изменение параметров кварца в результате воздействия излучения
носит обратимый и необратимый характер. Необратимые изменения па-
раметров обусловлены процессами смещения атомов, а обратимые — их
ионизацией.
Число смещенных атомов кремния (Si) и кислорода (О) определя-
ется типом и энергией бомбардирующих частиц, а также пороговыми
энергиями смещения атомов Ed, si и Ed, о- При этом для определения
числа смещенных атомов могут быть использованы расчетные соотно-
шения, приведенные в гл. 2. В частности, при облучении быстрыми
протонами с энергией Ер число смещенных атомов Nd кремния и
кислорода, образующихся в единице объема, в расчете на один падаю-
щий протон можно оценить с помощью соотношений [234]:
кт _ 4,7-10’ _ 4,1-10’
о “ Ер (МэВ) EdS) (эВ) ’ Nd,si — Ер (МэВ)Т^ SI (эВ) ’
165
Аналогичные соотношения при облучении быстрыми нейтронами
с энергией Еп>10 кэВ имеют вид [234, 235]:
V _23,3^»^, N Si=3,0
d>° * ’ ЕйО(эВ) ’ d.Si Ed,st№)
При облучении кварца быстрыми электронами число смещенных
атомов Si и О, создаваемых каждым бомбардирующим электроном до
его полной остановки, можно оценить из графика на рис. 4.2 [278].
Смещения атомов возможны также при у- и даже рентгеновском
облучении либо за счет образования быстрых электронов отдачи в ре-
зультате эффекта Комптона и образования пар, либо за счет ионизации
(механизма Варли и Оже) [236].
Рис. 4.2. Расчетная зависимость числа
смещенных атомов в кварце от энергии
бомбардирующих электронов при раз-
личных Ed
Рис. 4.3. Зависимость сечения смещения
атомов комптоновскими электронами
в кварце от энергии у-кванта
На рис. 4.3 приведен график зависимости сечения смещения ато-
мов кислорода в кварце при у-облучении за счет эффекта Комптона от
энергии у-кванта (при Ed=25 эВ) [278].
В процессе импульсного у-облучения основное влияние на свойства
кварца и параметры кварцевых изделий оказывает радиационная элек-
тропроводимость, обусловленная генерацией свободных электронов и
дырок. •
Когда радиационная электропроводимость достаточно велика, она
будет вызывать изменения всех физических свойств кварца. Поскольку
параметры большинства кварцевых изделий (резонаторов, фильтров)
определяются в основном модулями упругости (сП) р), константами
гибкости (sn,P) [237, 238, 241], пьезоэлектрическими константами еп<р
и модулями dn> р, появление свободных носителей в процессе облучения
приводит к снижению эффективных значений пьезомодулей, а следова-
тельно, к изменению тех упругих модулей, которые зависят от пьезо-
электрических свойств.
Однако наиболее сильное влияние на параметры кварцевых изде-
лий в процессе ионизирующего излучения оказывают эффекты элек-
тронно-фононного взаимодействия, т. е. эффекты взаимодействия сво-
бодных носителей с электрическими полями, которыми сопровожда-
166
ются упругие волны в пьезоэлектрических средах резонаторов и филь-
тров. Влияние электронно-фононного взаимодействия на относительную
скорость изменения &v/v и затухание 0 упругих волн, т. е. на резонанс-
ные частоты и добротность кварцевых резонаторов, в общем виде мож-
но описать с помощью следующих формул [237, 238, 241]:
Ди _ 2лЛел
v — pv2o [е2п+ (16л2а2п/со2)] ’
R___________А 8^п ' '
Р s2n + (16т1га2п/со2) ри20 ’
где А — некоторая тензорная пьезоэлектрическая поправка, зависящая
существенно от поляризации упругой волны; Vo — скорость упругой вол-
ны в данном направлении без учета пьезоэффекта, см/с; со — круговая
частота, Гц; р — плотность, г/см3; еп, ап — значения тензоров диэлек-
трической проницаемости и электропроводимости в направлении рас-
пространения волн.
Для наиболее распространенных пьезоэлементов с У-срезами [237]
электронно-фононное взаимодействие при облучении приводит к изме-
нению резонансных частот /0 [с учетом соотношения (4.1)]
__ 1 Г_______2кЛгя______1 ,д
/о ~ 2 [pt>2o[e2n+(16n2aWW2)]J
и добротности Q кварцевых резонаторов:
AQ~1 = сР^/со,
где ол=ап sin2p-]-a33 cos2 р; sn = eusin2p4-s33cos2p;y—уход резонанс-
ной частоты; р — угол поворота среза вокруг оси х; Р.( — мощность дозы из-
лучения; с — коэффициент, зависящий от типа среза, подвижности сво-
бодных носителей и т. д. (близок к единице).
При проведении расчетной оценки в формуле (4.2) следует брать
начальное значение еп вследствие малой зависимости величины от
мощности воздействующей дозы радиации. Формула (4.2) получена
с использованием зависимости между скоростью упругой волны и
упругими модулями [237]: и==Усп р[?.
Таким образом, при больших мощностях дозы (например, при
импульсном облучении) колебания кварцевых резонаторов могут в зна-
чительной степени изменяться по частоте или вообще срываться из-за
резкого уменьшения добротности, обусловленного электронно-фононны-
ми взаимодействиями. Через некоторое время после прекращения облу-
чения число свободных носителей уменьшается настолько, что доброт-
ность становится достаточной для того, чтобы резонатор вновь зара-
ботал.
Кинетика восстановления параметров резонаторов после облучения
будет в значительной степени зависеть от соотношения концентрации
дефектов структуры.
Механические свойства облученного кварца
Кристаллический кварц характеризуется сильной взаимосвязью
констант упругости (сп, р; sn, р), по которым можно оценивать частотные
характеристики пьезоэлементов различного конструктивного оформле-
ния, типа среза, вида пьезокварцевого сырья.
167
Таблица 4.2
Значения констант упругости природного и синтетического кварца [237]
Вид пьезокварцевого сырья Значение констант упругости
С«в> 10е Па 10» Па Сзз, 10* Па Си, 10* Па С12, 10* Па с13, 10* Па 10» Па
Природный, „Волын- ский" Синтетический, 40,56 58,51 81,70 86,81 5,69 16,81 —18,25
С-772 Синтетический, 40,60 58,74 93,10 86,68 5,48 17,10 —18,26
С-808 Природный, „Южно- Уральский П1“ 39,86 58,27 105,44 86,52 6,80 — —18,06
39,35 58,40 105,55 86,20 7,5 — —
Примечание. Приведенные в таблице данные определены резонансным методом с погрешностью,
не превышающей 1%.
Т а б лиц а 4.3
Изменение параметров природного и синтетического кварца после о5лучения [237]
Вид сырья Вид излучения и энергия частиц Интеграцион- ный поток п-, р-, е-излу- чений, част./см* Доза 7-кв Кл/кг антов Р Относитель- ное измене- ние доброт- ности Q/Qo Относительное изменение поло- жения темпера- турного макси- мума ^макс^Омакс Относительное изменение ди- электрической проницаемости е/е0 при 100°С
j Природный „Волынский" Нейтроны Еп 1,2 МэВ Протоны Ер = 660 МэВ Электроны Ее = ЮМэВ у-кванты Е^ =5s 1 МэВ 1,7-Ю12 1,4-1014 5,7-1015 1012 3.2-1013 1015 3,2-1012 3,2-1013 3,2-1015 2,58-Ю2 2,58-103 2,58-10s 106 107 109 0,61 0,59 0,22 0,46 0,43 1,23 0,39 0,43 0,22 1,09 1,38 1,65 0,98 1,24 0,94 1,30 1,04 1,61 1,87 0,92 1,09 1,42 0,87 0,85 1,52 0,89 1,10 1,31
Синтетический, С-772 Нейтроны Еп 1,2 МэВ Протоны £р = 660 МэВ Электроны Ее = 10 МэВ Y-кванты 1 МэВ 1,7-Ю12 1,4-1014 5,7-Ю15 1012 1013 1015 3,2.1012 3,2.1013 3,2-1013 2,58-102 2,58•103 2,58-Ю5 10s 107 109 0,56 0,83 0,58 0,44 1,004 0,97 1,37 0,91 1,31 1,62 0,99 1,09 1,41 1,00 1,10 0,93 1,16 0,97 1,14 1,26 0,87 0,92 1,22 0,85 0,90 0,82 0,94 0,95 1,42
168
Для кристаллического кварца связь между константами упругости
и гибкости, исходя из закона Гука, записывается в виде следующих
соотношений [238]: 2«и=сзз/;а,+с44/р,> 2$12=сзз/а'—Si3=Ci3/a/,
5зз=(£11 + С12) /о/, S14=£14/p/, S44=(C11—£12) /{У, «в6=2(5ц—Sj2) =25^1$',
где az=C33(cn+Ci2)—2с213; Р'=С44(сц—ci2)— 2c2i4.
В технике при изготовлении резонаторов преимущественно исполь-
зуются пьезоэлементы с X- и У-срезами. В пьезоэлементах с Х-срезом
можно возбудить несколько типов колебаний, но наиболее распростра-
ненными типами колебаний в резонаторах с Х-срезами являются про-
Рис. 4.4. Изменение констант упругости синтетического кварца при воздействии у-излу-
чения (/), реакторных нейтронов (2), протонов (3) и электронов (4)
дольные колебания по длине и изгибные колебания. В резонаторах
с пьезоэлементами У-среза используются в основном колебания типа
сдвига по толщине или по контуру. Реже применяются резонаторы,
в которых возбуждаются другие типы колебаний или которые
более сложным образом ориентированы относительно осей х, у, z.
Однако в любом типе резонаторов резонансная частота определяется
константами упругости и размерами пьезоэлемента. Резонансную ча-
стоту пьезоэлемента с X- и У-срезами через константы упругости мож-
но определить, используя следующие соотношения [237, 238]:
а) пьезоэлементы с Х-срезами (продольные колебания)
f 1/ZIZ,
,0 21 у s'22p ’
169
где fo — резонансная частота; I — длина бруска; р — плотность кварца
(2,65 г/см3); s'22 = $ц cos4 а + $зз sin4 а + (2si3-4-s44)sin2acos2a—
—2s14 sin a cos3 а; а — угол поворота брусков относительно оси у.
Для пьезоэлементов с Х-срезами (изгибный тип колебаний)
где А — константа, зависящая от длины I, толщины d и ширины w
бруска;
б) пьезоэлементы с У-срезами
где a=d для пьезоэлементов с типом колебаний — сдвиг по толщине;
a=w для пьезоэлементов с типом колебаний — сдвиг по контуру; с'ве=
=с?б cos2 Р + С44 sin2 |3 + 2c44Sin fJcos Р; с6б=1/2(сц—С12); Р— угол поворота
брусков относительно оси z.
В табл. 4.2 приведены значения констант упругости наиболее рас-
пространенных видов марок пьезокварцевого материала [237],
а в табл. 4.3 — относительные изменения различных параметров двух
видов сырья после облучения различными видами излучений (Qo,
Уэмакс, со — значения параметров до облучения). При воздействии про-
никающих излучений наблюдается существенное изменение констант f
упругости и их резонансных частот. j
170
Теория дает следующие соотношения между изменением резонанс-
ных частот и механическими свойствами пьезоэлементов [237, 238]:
а) пьезоэлементы с ^-срезами
А/ ____1_ As'22
fo 2 sz22 ’
где AsZ22 и Af— изменение константы упругости и резонансной частоты;
б) пьезоэлементы с У-срезами
fo 2 с'66 *
где Ас'66 — изменение константы упругости.
Используя приведенные соотношения, можно аналитическим путем
производить количественную оценку изменения резонансных частот пье-
зоэлементов по изменению их констант упругости.
На рис. 4.4 и 4.5 приведены функциональные зависимости измене-
ния констант упругости от интегральных потоков реакторных нейтро-
нов, электронного, протонного и у-излучения природного и синтетиче-
ского кварца; дополнительные шкалы для больших изменений пара-
метров на графиках приведены только для кривых (5).
Электрические свойства облученного кварца
Влиянию проникающих излучений на электрические свойства кри-
сталлического кварца посвящено много исследований. В работах [237,
240, 245] изучались изменения проводимости и тангенса угла диэлек-
трических потерь в кварце, облученном рентгеновскими и у-лучами..
При дозе 7,74 Кл/кг (3-104Р) tg5 увеличивается на порядок, диэлек-
трическая проницаемость увеличивается на 10%, проводимость увели-
чивается с 6,7-10~16 См/см до 1,7-10-13 См/см. Все изменения при облу-
чении такими дозами обратимы и восстанавливаются после прекраще-
ния действия излучения.
Предполагается, что изменения электрических свойств под лучом
проявляются благодаря дополнительному поляризационному процессу,
происходящему в кварце при захвате ловушками комптоновских элек-
тронов и фотоэлектронов, образующихся при облучении.
Ряд исследований [239, 244] показывает, что электроны и дырки,
захваченные ловушками, влияют на диэлектрическую поляризацию и ди-
электрические потери, особенно при низких температурах. В естествен-
ном кварце максимум диэлектрических потерь, обусловленный диполя-
ми в центрах окраски, проявляет себя при температуре 10 К. Наличие
в кварце примеси натрия при облучении приводит к пику потерь при
38 и 95 К, а примеси калия при 140 К [240].
В работах [242—244] изучалось действие рентгеновского и у-излу-
чения на диэлектрическую проницаемость и диэлектрические потери
кварца в процессе облучения и обнаружено, что величины этих пара-
метров при облучении сначала быстро возрастают, а затем рост их пре-
кращается. Установившееся значение tgd связано с интенсивностью
облучения эмпирической формулой
tgAcT = a
где Р — мощность дозы облучения; а — коэффициент пропорциональности,,
зависящий от свойств облучаемого образца.
171
В работах [104, 105, НО] было установлено, что радиационная
электропроводимость прямо пропорциональна интенсивности облучения.
С точностью, достаточной для практических целей, можно считать, что
вызываемая у-облучением радиационная электропроводимость опреде-
ляется соотношением 0=0^^» гДе ап — коэффициент пропорционально-
сти, зависящий от свойств облучаемого образца: для плавленого кварца
ап==3,87« 10—20 См-кг/А-см (15-10-17 См-с/см-Р).
На рис. 4.6, 4.7 приведены зависимости изменения р и tg6 природ-
ного и синтетического кварца при воздействии у-излучения.
Рис. 4.6. Типичная зависимость удель-
ного сопротивления синтетического
кварца от мощности дозы у-излучения
Рис. 4.7. Изменение tg б природного (/)
и синтетического (2) кварца
Рис. 4.8. Зависимость е природного
кварца от температуры и дозы облу-
чения:
/ и 2 — до облучения; 3 и 4 — у-облучение
дозами 4 • 10s и 2 • 1010 Р соответственно; 5 и
б —облучение потоками нейтронов 6 1018 и
в • 10** нейтр./см2
Рис. 4.9. Зависимость tg б синтетическо-
го кварца от температуры: до облучения
(/), при облучении электронами (2) и
у-квантами (3)
172
Наряду с обратимыми изменениями параметров по мере накопле-
ния поглощенной дозы наблюдается монотонное изменение е, tg 6, р,
Стародубцев и Чубаров [245] исследовали температурную зависимость
диэлектрической проницаемости 8 пластин природного кварца среза
АТ и обнаружили, что у образцов, облученных нейтронами и у-лучами,
температура, при которой начинается рост 8, выше чем у необлученных
образцов. Это связано с появлением дефектов в структуре решетки кри-
сталла, вызываемых облучением. Результаты измерений представлены
на рис. 4.8.
Волгер и Стевелс [246—248] измеряли тангенс угла диэлектриче-
ских потерь синтетического кварца в интервале температур 20—150 К
на частоте 32 кГц и обнаружили увеличение его значения на порядок
при облучении рентгеновскими лучами и электронами дозой 2,58X
Х102 Кл/кг (107 8Р). У образцов, изготовленных из окрашенного квар-
ца, при таком же облучении tg б меняется меньше. На рис. 4.9 изо-
бражена зависимость tg б от температуры до и после облучения.
Магнитные свойства облученного кварца
Магнитная восприимчивость кварца у необлученных образцов не
зависит от температуры, а у облученных резко уменьшается с умень-
шением температуры, что указывает на образование парамагнитных
центров [249]. Изменение магнитной восприимчивости с температурой
при различных потоках нейтронного облучения показано на рис. 4.10,
а изменение концентрации парамагнитных центров в зависимости от
потока нейтронов — на рис. 4.11.
Изучались парамагнитные дефекты в синтетическом кварце, облу-
ченном нейтронами [250]. Статиче-
ское магнитное поле было приложе-
но параллельно оптической оси кри-
сталла. Наблюдаемый спектр имел
интенсивную центральную линию, ок-
руженную парами сателлитов с рас-
щеплением 4-10 2; 9-Ю"4; 8-10~4;
1 •J0~5 Тл. Предполагаемая интер-
Лк, 10~7см3/г
Рис. 4.10. Зависимость парамагнитной
константы Дх от температуры и интег-
рального потока нейтронов:
Рис. 4.11. Зависимость концентрации па-
рамагнитных центров -V от потока ней-
тронов
7) 5 • 10” нейтр./см2; 2) 8 • 10” нейтр./см2;
5) 3,3 - 1020 нейтр./см2; 4) 2 • 10” нейтр./см2;
5) 2,4 • 10” нейтр./см2
173
претация спектра: электроны концентрируются на атомах Si (расщепле-
ние 4-10~2 Тл) и слабо взаимодействуют с двумя соседними атомами Si
(расщепление 9-10-4, 8-10—4 Тл). С изменением направления статиче-
ского магнитного поля на противоположное каждая из этих линий
расщепляется на шесть. Это объясняется наличием неспаренных элек-
тронов в атомах кремния. Эти электроны активны, и нестабильность ре-
шетки кварца, возникающая при высоких дозах облучения, является
следствием высокой концентрации таких дефектов.
Оптические свойства облученного кварца
При облучении в кварце возникает ряд полос поглощения в види-
мой и ультрафиолетовой областях спектра. Эти полосы обусловлены
захватом электронов и дырок дефектными центрами, представляющими
собой, как правило, комплексы и ассоциации атомов кремния и кисло-
рода с атомами примесей (Al, Ge, Na, К, Li, Fe) и вакансиями [249—
251]. В соответствии с этим в настоящее время установлено, что ОСНОВ-
Рис. 4.12. Зависимость коэффи-
циента поглощения света (в поло-
се А 2) кристаллов природного
марки П-1 (/) и синтетического
марки С-10 (2) кварца от дозы
у-излучения
ную роль в оптических свойствах кварца
играют дефекты трех типов: А-, С-, D-
центры.
A-центры представляют собой комп-
лексы, т. е. соединения атомов кислорода
с атомами примеси алюминия АЮ4, воз-
никающие в результате замещения Si4+
на А13+ в решетке кварца [252], С-цен-
тры — комплекс в виде электрона, лока-
лизованного на вакансии кислорода,
D-центры — комплекс в виде положи-
тельной дырки, захваченной междуузель-
ным кислородом.
A-центры являются потенциальными
центрами радиационной дымчатой окрас-
ки кварца, характеризующейся двумя
широкими полосами поглощения при
625 нм (полоса AJ и 460 нм (полоса А2).
Эти полосы обусловлены захва-
том дырок атомами кислорода, входя-
щими в тетраэдры АЮ4. С- и D-центрьг
характеризуются полосами поглоще-
ния 207—218 и 163 нм соответственно.
Полосы поглощения в ультрафиолетовой
области обусловлены захватом электро-
нов и дырок дефектами, содержащими
вакансии и внедренные атомы кислорода. Кинетика радиационно-
ю окрашивания, а также механических и диэлектрических
свойств кварца существенно зависит от соотношения концентраций А-,
С- и D-центров, т. е. от Ад, Nc, Nd. Как показали исследования, по
динамике изменения коэффициента поглощения света и расчетным дан-
ным концентраций центров окраски можно производить определение
функциональных зависимостей изменения основных параметров кри-
сталлического кварца от интегральных потоков различных видов излу-
чений. На рис. 4.12 приведены экспериментальные и соответствующие
им теоретические зависимости (штриховые линии) коэффициента погло-
174
шения в полосе А2. Результаты расчета концентраций А-, С- и D-цен-
тров но кривым (7 и 2) радиационной окраски кристаллов природного
и синтетического кварца приведены в табл. 4.4.
Таблица 4.4
Концентрация радиационных дефектов в облученном кварце
Вид кристалла N см"3 А^, см’з N, см"3 nag’ см’3 N /V А AC
Природный, марки П-1 Синтетический, марки С-10 1,8- Ю18 1017 1,2-Ю19 1,1- 101s 1,1-Ю19 1,1 • 1018 l,8.10is 1,3-lQi7 1 0,6
Таким образом, кристаллы марок П-1 и С-10 отличаются не только
концентрацией дефектов, но и характером вхождения примеси алюми-
ния (основной примеси) в решетку. В природный кварц, интенсивно
окрашивающийся при облучении, алюминий входит в основном струк-
турно, т. е. замещает кремний, а в синтетический кварц С-10 более
Рис. 4.13. Зависимость коэффициента поглощения света (в полосе Л2) в кристаллах
природного (а) и синтетического (б) кварца от интегрального потока излучения:
/ — протоны (£р=20 МэВ); 2 — нейтроны; 3 — электроны <£"е=30 МэВ); 4 — электроны (£е=10МэВ)
ВО % примеси алюминия входит неструктурно, т. е. не входит в состав
A-центров, а, вероятно, образует коллоидно-дисперсные включения алю-
мощелочных силикатов, распространенных в синтетическом кварце.
В отличие от у-облучения при облучении быстрыми частицами,
кроме электронно-дырочных процессов, в кварце имеет место ряд дру-
гих сложных процессов, указанных выше и оказывающих влияние на
кинетику радиационного окрашивания, которая приобретает более
сложный характер (рис. 4.13) [237]. Из приведенных на рисунках кри-
вы I следует, что при всех видах излучений зависимость радиационной
окраски, как правило, имеет два максимума. Первый максимум, соот-
ветствующий меньшему уровню облучения, можно объяснить электрон-
но-дырочными процессами, но при условии, что концентрация С- и D-
центров меняется вследствие процессов радиационно-стимулированной
175
диффузии точечных дефектов. Наличие второго максимума радиацион-
ной окраски свидетельствует о сложных процессах перестройки и изме-
нения концентраций различных дефектных центров при облучении
кварца.
Теплофизические свойства облученного кварца
Авторы работы [253] обнаружили, что при облучении реакторны-
ми нейтронами, коэффициент теплопроводности не имеет максимума
(у необлученных образцов он наблюдается при 12К). С увеличением
дозы облучения теплопроводность уменьшается и по характеру зави-
Рис. 4.14. Коэффициент тепло-
проводности кварца в интер-
вале температур 5—100 К:
1 — плавленый; 2, 3, 4 — облучен-
ный в реакторе с соотношением
доз 6:1, 5 : 1, 4 : 1; 5 — необлучен-
ный кристаллический
симости от температуры приближается
к теплопроводности плавленого кварца. На
рис. 4.14 приведены изменения коэффициен-
тов теплопроводности облученного и необ-
лученного образцов кварца в диапазоне
температур 5—100 К. Высокотемператур-
ный отжиг почти полностью восстанавлива-
ет значение коэффициента теплопровод-
ности.
В общем случае зависимость измене-
ний диэлектрических и механических
свойств кварца от дозы излучения имеет
немонотонный характер, что обусловлено
влиянием на эти изменения совокупности
простых и сложных процессов, рассмо-
тренных выше. Однако при не очень боль-
ших дозах любого излучения основную роль
в изменениях механических и диэлектриче-
ских свойств играет совокупность ионизаци-
онных процессов. Влияние ионизационных
эффектов облучения на свойства кварца
можно объяснить тремя основными меха-
низмами [237, 308]:
— разрывом химических связей;
— образованием центров окраски, т. е.
захватом электронов и дырок ловушками;
— смещением ионов компенсаторов от
A-центров после их превращения в центры
дымчатой окраски.
Если рассматривать изменения свойств
спустя достаточно длительное время после облучения, то разорванные
химические связи (т. е. свободные дырки в валентной зоне) либо вос-
станавливаются (дырки рекомбинируют с электронами), либо локали-
зуются на дырочных А- и £)-ловушках.
Поэтому относительное изменение любого параметра кварца (у),
вызванное облучением, можно в конечном счете представить в виде
Аг/ /у—^2X2+ 63X3+ (Аг//у) ион>
(4.3)
где 62, бз — относительные изменения параметра у, обусловленные из-
менениями на единицу концентраций х2 и х3 соответственно А- и D-
центров, захвативших дырки; (Az//г/) ион— изменения у, обусловленные
смещениями ионов-компенсаторов от центров радиационной окраски.
176
В первом приближении можно считать, что число смещенных
ионов-компенсаторов равно числу центров радиационной окраски х2,
т. е. (Ay Iу) ион=бх2, где 6 — относительное изменение у, обусловленное
смещением ионов-компенсаторов.
Таким образом, формулу (4.3) можно записать в виде
Az//#^6*2X263X3,
где 6*2=62+6.
Зная кинетику заполнения дырочных А- и D-ловушек при облуче-
нии, т. е. зная х2(Ф) и х3(Ф), где Ф — доза или интегральный поток,.
можно найти функциональную зави-
симость изменений основных свойств
кристаллического кварца от дозы
излучения Ау/у=}(Ф).
На рис. 4.15 показаны три воз-
можных типа функциональных за-
висимостей изменения параметров
кварца, содержащего различные со-
отношения А- и D-ловушек (/С=
=NaINd) при облучении.
Ф ।_____।----1------1----i----
10у юв 101 Ю8 Dj,pad
Рис. 4.15. Функциональная зависимость
изменения основных свойств кристалли-
ческого кварца от дозы излучения при
различных значениях 7<=./VA/#D
Рис. 4.16. Влияние у-облучения на плот-
ность природного (/) и синтетического
(2) кварца. Значения Ар/р отложены
в % [237]
Сильные изменения свойств кварца при облучении обусловлены
появлением центров дымчатой окраски, что подтверждается результа-
тами изменений плотности рассмотренных выше кристаллов марок П-1
и С-10 при у-облучении. Из рис. 4.16 видно, что плотность окрашиваю-
щегося кристалла марки П-1 уменьшается примерно пропорционально
коэффициенту поглощения в полосе А2, т. е. числу центров радиацион-
ной окраски, тогда как характер изменения плотности синтетического
кварца, слабо окрашивающегося при облучении, совершенно иной [237].
Из вышеизложенного следует, что для повышения радиационной
стойкости кварцевых изделий необходимо применять технологические
приемы, снижающие концентрацию точечных дефектов (примесей, ва-
кансий и внедренных атомов) в исходных кристаллах. Особенно важно
добиться существенного уменьшения концентрации структурной примеси
алюминия, которая, как было отмечено выше, вызывает наиболее силь-
ные изменения свойств кварца при ионизирующих облучениях. По-
12—510 177
скольку возможности очистки от примесей исходной шихты, используе-
мой для выращивания кристаллов кварца, очень ограниченны, следует
искать другие способы уменьшения концентрации структурного алюми-
ния в кристаллах кварца. В частности, поскольку алюминий склонен
образовывать коллоидные соединения, то некоторого уменьшения кон-
центрации структурного алюминия в кристаллах кварца можно, по-ви-
димому, достичь при добавлении примеси лития в шихту, из которой
выращивают кварц [237].
Кроме примесей, концентрацию которых в кристаллах можно опре-
делить методами химического или спектрального анализа, на радиа-
ционную стойкость кварца сильное влияние оказывают также непри-
месные дефекты, т. е. неравновесные концентрации вакансий, внедрен-
ных атомов и их комплексы. Некоторого уменьшения числа этих де-
фектов можно достичь путем снижения температуры роста кристаллов
кварца и уменьшения скорости роста. Однако число непримесных де-
фектов в готовых кварцевых изделиях может существенно возрасти
по сравнению с их числом в исходном кристалле кварца в процессе
обработки. Поэтому радиационно-стойкие кварцевые изделия должны
проходить дополнительную технологическую обработку с целью значи-
тельного снижения концентрации непримесных дефектов. Для этого
можно применять отжиг при высокой температуре, однако скорость от-
жига точечных дефектов при температуре менее 550°С очень мала,
а при более высоких температурах, выше 573°С, кварц имеет тенден-
цию к двойникованию. Поэтому в качестве технологического приема
повышения радиационной стойкости готовых кварцевых изделий можно
рекомендовать их облучение быстрыми электронами (£>=Д0—30 МэВ)
при повышенных температурах (до 500°С) [237].
Исследования показывают, что при облучении быстрыми частицами
резко возрастают скорости процессов радиационно-стимулированной
диффузии точечных дефектов. Вместе с тем, электронное облучение по-
токами менее 1016 э/см2 не вызывает существенного увеличения числа
вакансий и внедренных атомов за счет смещения атомов. Поэтому при
электронном облучении кварца потоками порядка 1015 э/см2 концен-
трация непримесных дефектов должна резко упасть, особенно, если
облучение производить при повышенной температуре, чтобы еще боль-
ше увеличить скорость радиационно-стимулированной диффузии [237].
Что касается проблемы разбраковки кристаллов, то она, по су-
ществу, сводится к методам оценки концентраций дефектов в кристал-
лах, а поэтому может быть, в принципе, решена с помощью рассмо-
тренного выше метода оценки концентрации точечных дефектов в квар-
це по кинетике его радиационного окрашивания.
4.2. Действие радиации на пьезокварцевые изделия
Пьезокварцевые изделия являются элементами прецизионных вы-
сокоселективных приемно-передающих, ультразвуковых и оптических
устройств. Наибольшее применение в радиоэлектронной аппаратуре
получили резонаторы и фильтры.
Основой пьезокварцевых изделий является пьезоэлемент, вырезан-
ный из природного или искусственного кристалла а-кварца (низкотем-
пературной модификации) с определенной ориентацией относительно
кристаллографических осей. Выбор среза определяется предъявляемыми
178
к пьезоэлементу требованиями: частотным диапазоном, температурным,
коэффициентом частоты, добротностью, пьезоэлектрическим эффектом.
Ориентация типовых срезов относительно осей кристалла кварца
приведена на рис. 4.17 [288]. Основные характеристики наиболее рас-
пространенных нормализованных срезов приведены в табл. 4.5.
Одной из величин, характеризующих пьезоэлемент, является его
частотный коэффициент для данного вида колебаний Kf=foa, где fo —
резонансная частота колебаний; а — размер пьезоэлемента, определяю-
12*
z
Рис. 4.17. Ориентация
типовых срезов относи-
тельно осей кристалла
кварца
Рис. 4.18. Основные виды колебаний пьезоэлементов, используемых при конструирова-
нии пьезокварцевых изделий:
а — продольные по длине; б — сдвиг по толщине; в — сдвиг по контуру для прямоугольных пьезо-
элементов; г — сдвиг по контуру; д — изгиб по грани
179-
Рис. 4.19. Эквивалентная
схема кварцевого резона-
тора:
С» и Ci — собственная емкость
иьезоэлемента и емкость кри-
сталлодержателя; LK, Ск и
RK — эквивалентные динамиче-
ские индуктивность, емкость и
сопротивление
щий частоту колебаний. Например, для продольных колебаний а=1—
длина пьезоэлемента; для колебаний по толщине a=d — толщина пье-
зоэлемента и т. д.
Основные виды колебаний пьезоэлементов, используемых при кон-
струировании пьезокварцевых изделий, при-
ведены на рис. 4.18 [279].
Важнейшей характеристикой пьезоэле-
мента, зависящей в основном от типа среза,
является температурный коэффициент частоты
(ТКЧ) и температурно-частотная характери-
стика (ТЧХ). Для большинства кварцевых ре-
зонаторов ТЧХ описывается параболой, вер-
шина которой может быть перемещена за счет
изменения ориентации пьезоэлемента. Исклю-
чение составляют АТ- и GT-срезы, ТЧХ ко-
торых описывается уравнением третьего по-
рядка.
Радиационная стойкость пьезокварцевых
изделий определяется как стойкостью пьезо-
элементов, так и стойкостью других конструк-
тивных элементов.
Кварцевые резонаторы могут быть пред-
ставлены эквивалентной схемой, приведенной
на рис. 4.19. Параметры эквивалентного контура пьезокварцевого резо-
натора дают возможность определить:
— частоту, соответствующую последовательному резонансу,
f„ = (2zrZS)-’;
— частоту, соответствующую параллельному резонансу,
= j/1 + -^-
Таблица 4.5
Типовые срезы кварцевых резонаторов
Тип среза Углы ориентации Частотный коэффициент, кГц-мм Диапазон частот, МГц, и область применения
<Р | 0 ф
X 90° 0 0 2870 Генераторы ультразву- ковых частот
Y 0 0 0 1954 —
ВТ 0 49’ (48—50) 0 2580 3—12
АТ 0 —35’15' (34’30'—35’30') 0 1700 0,25—3*
СТ 0 —38’36' 0 3080 0,1—0,4
DT 0 +52’ 0 2060 0,07—0,5
СТ 0 51’07' +45° 3292 0,1—0,5
МТ 90° +34* +8’30' 2700 0,05—0,2 а
NT 90° +38° +8*30' 283** 0,004—0,05 1 Фильтры и
О’ 90’ 0 0 2720 0,05—0,15 | генераторы
90’ 0 +5 2815
—18’30' 90° 0 —18’30' 2554 0,05—0,5 Фильтры
* При использовании гармоник резонатор со срезом АТ применяется до 40 МГц.
>* Частотный коэффициент зависит'от отношения ширины пластины к ее длине. ,
180
Частота, эквивалентное сопротивление, индуктивность и емкость
являются важнейшими характеристиками, определяющими качество ре-
зонатора и его использование в радиотехнических схемах.
Важной характеристикой резонатора является также добротность
Q='voLK>RK. Поскольку cD = 27cf01 и f01 = 1 /]/^ЛкСк, то можно записать,
что
Q = VLJCK/RK.
Основными источниками потерь кварцевого резонатора являются:
потери в кристалле на внутреннее трение, потери в поверхностном слое,
разрушенном при механической обработке пьезоэлемента, потери в си-
стеме крепления пьезоэлемента в резонаторе, потери на связанные ко-
лебания, а также потери на акустическое излучение.
Таблица 4.6
Характеристики некоторых кварцевых резонаторов
Класс ре- зонатора* Конструктивное исполнение Вид сырья Тип среза Вид колебаний Номер гармоники ткч, 10-в/К
Р-15000 Герметизиро- Синтетический АТ Сдвиг по тол- 1 0,6
ванный щине
Р-15000^ То же Природный АТ То же 3 0,9
Р-500 Синтетический DT Контурный 1 0,6
Р-500 Природный DT 1 0,9
Р-100 Вакуумный Синтетический X Изгибный 1 0,9
Р-100 я я NT Продольный 1 0,9
* Частота указана в килогерцах.
В табл. 4.6 приведены основные характеристики некоторых типов
кварцевых резонаторов, используемых в радиоэлектронной аппаратуре.
Значение и стабильность их параметров существенно зависят от уровня
его возбуждения или, точнее, от мощности, рассеиваемой на резона-
торе.
Впервые изменение частоты кварцевых резонаторов при облучении
рентгеновскими лучами исследовал К. Фрондель [255, 256]. Он устано-
вил, что наиболее чувствительными к облучению являются резонаторы
из пластин ВТ- и Х-срезов. В работе [257] измерялся уход частоты по-
мещенного в реактор резонатора ВТ-среза, работающего на частоте
7 МГц. После облучения потоком нейтронов 1019 нейтр./см2 его частота
изменилась на 50 кГц.
Было обнаружено линейное уменьшение частоты с увеличением
дозы. Предполагалось, что в рассматриваемом процессе участвовали
два типа эффектов: смещение атомов решетки и ионизация. В работе
[237] было отмечено, что в резонаторах, изготовленных из кварца бо-
лее совершенной структуры, уходы частоты (А///о) намного меньше,
ч$м у резонаторов из обычного кварца. В резонаторах с частотой 5 МГц,
изготовленных из очищенного специального синтетического кварца, под-
вергнутых у- и электронному облучению дозой 104 Дж/кг (106 рад),
181
уход частоты составлял 8-10 , а в резонаторах из неочищенного квар-
ца— порядка 9-10-6. Добротность резонаторов, изготовленных из при-
родного кварца, уменьшилась в 2—4 раза, в то время как у резонато-
ров из очищенного синтетического кварца — всего на несколько про-
центов [258].
На рис. 4.20 приведена зависимость ухода частоты резонатора ив
естественного кварца от дозы облучения. Эта зависимость имеет экспо-
ненциальный характер. Установлено^
Рис. 4.20. Уход частоты резонатора
из природного кварца в зависимости
от дозы облучения
что на изменение частоты не влияет
вид воздействующего излучения (элек-
троны или у-кванты).
В работе [237] отмечено влияние
рентгеновского облучения на констан-
ты упругости кварца; по мере увели-
чения дозы облучения у некоторых
кварцевых пластин уменьшается резо-
нансная частота. Величина изменения
частоты зависит от ориентации пла-
стин по отношению к кристаллографи-
ческим осям, т. е. от типа среза. Это
явление, которое обычно связывают
с изменением упругих констант, со-
провождается изменением окраски
кварца. Было обнаружено, что рентге-
новское облучение дозой 102 Дж/кг
(104 рад) изменяет упругие константы
кварца:
Си — на 0,07%; с44— на 0,08%;
Сбб — на 0,02%.
Чи [259] изучал воздействие рентгеновских лучей на ход ТЧХ ре-
зонаторов АТ-среза в интервале температур от —65 до +125°С. Рабо-
чая частота резонатора 29 МГц. Погрешность измерения температуры
составила 0,1°С, а уход частоты 10~7. Исследовался природный и син-
тетический кварц, выращенный на зародышах различных срезов с раз-
личными добавками (Al, Ge). Результаты измерений представлены на
рис. 4.21 и 4.22. Чи обнаружил, что легирование кристалла примесью
алюминия и германия приводит к разного рода эффектам облучения.
В случае АТ-среза, вырезанного из кварца с большим содержанием
примеси алюминия, наблюдалось, что при облучении изменение ТЧХ
достигало некоторого постоянного уровня, тогда как при легировании
примесью Ge этого не наблюдалось, а при продолжительном облучении
резонаторов с примесью Ge наблюдался эффект восстановления ТЧХ
до первоначального вида (до облучения).
Измерялись изменения частоты и добротности кварцевых резона-
торов АТ-среза при облучении их в реакторе. Отмечалось [237], что
частота изменялась линейно с интегральным потоком нейтронов, уход
ес составил 9-Ю-4 при потоке 1,2-1018 нейтр./см2, а значение доброт-
ности резонатора при этом уменьшилось на порядок. Согласно иссле-
дованиям Джонсона и Пиза [257] радиационные дефекты типа сме-
щений в твердом теле отжигаются при 800°С в течение 15 мин на 98%.
По результатам отжига при различной температуре авторы определи-
ли энергию активации смещенных атомов, которая оказалась равной
182
Рис. 4.21. Изменение ТЧХ резонатора из синтетического
кварца с добавками германия (3000 атомов Ge на 10s
атомов Si):
1 и 2 — до и после облучения; 3 — после отжига в течение 2 ч
при /=420°С
Рис. 4.22. Изменение ТЧХ резонатора из синтетического
кварца с добавкой AI (200 атомов А1 на 10е ато-
мов Si):
/ и 2, 3 и 4 — природный и синтетический кварц до и после
облучения соответственно
в кварце около 0,7 эВ. При продолжительном облучении при потоках
3-Ю18 нейтр./см2 кристалл полностью обесцвечивается (что соответ-
ствует эффекту отжига дефектов структуры), но при последующем у-
облучении снова темнеет, что сопровождается увеличением частоты
резонаторов, тогда как первоначально она уменьшилась. Величина из-
менения частоты при насыщении составляет около 0,2% в случае
рентгеновского облучения дозой около 14,5-104 Дж/кг (14,5-Ю6 рад)
и около 1,4% при контрольном облучении дозой 4,8-104 Дж/кг
(4,8-106 рад).
Рис. 4.23. Уход частоты резонаторов (заштрихованная область) на основе синтетиче-
ского (а) и природного (б) кварца при воздействии п, у-радиации
Были выполнены исследования радиационной стойкости вакуумных
кварцевых резонаторов [237, 245]. Резонаторы с диапазоном частот
10 кГц — 75 МГц подвергались облучению непрерывным потоком п-,
у-излучения. Поток нейтронов с энергией 3 МэВ составлял
1015 нейтр./см2, экспозиционная доза у-излучения не превышала
106 Дж/кг (108 рад), средний уход частоты резонаторов (3—160)-10-6.
Резонаторы, изготовленные из природного кварца, имели отрицатель-
ный, а резонаторы с пьезоэлементами из искусственного кварца — как
положительный, так и отрицательный уходы частоты. Изменение часто-
ты прецизионных кварцевых резонаторов на 5 МГц с пьезоэлементами
АТ-среза при непрерывном воздействии потока у-излучения (6—8) -1015
у-кв/см2 составляло 40—50 Гц, при этом отмечено уменьшение доброт-
ности резонатора в 3—4 раза. На рис. 4.23 приведены типовые функ-
циональные зависимости ухода частоты резонаторов от интегральных
потоков у-нейтронной радиации.
Проводились также испытания резонаторов на воздействие им-
пульсной у-нейтронной радиации. При длительности импульса 2—3 мс
поток нейтронов составлял 5-Ю13 нейтр./см2, экспозиционная доза у-
излучения 80 Кл/кг (3,5-105 Р), уход частот вакуумных кварцевых ре-
зонаторов в момент воздействия импульса находился в пределах от
184
+ 0,5-10~6 до —12,5-10-6. Установлено, что через несколько часов после
воздействия импульса излучения частота восстанавливается.
Пол и Риджвей [258] исследовали влияние импульсного облучения
на резонаторы АТ-среза с частотой 5 МГц, вырезанные из природного
и синтетического кварца. Действие электронов и у-лучей при одной и
той же поглощенной дозе одинаково. При дозах импульсного облуче-
ния до ЗИО3 Дж/кг (3-105 рад) относительное изменение частоты
резонаторов из естественного кварца в расчете на единицу дозы ока-
залось примерно равным 2-10— 11 1/К с тенденцией к насыщению. Было
Рис. 4.24. Уход частоты резонаторов (заштрихованная область) в зависимости от вре-
мени при импульсном воздействии п, у-радиации для резонаторов на основе синтети-
ческого (а) и природного (б) кварца
обнаружено явление постепенного отжига облученных резонаторов, на-
ходящихся при комнатной температуре. В течение нескольких недель
изменение частоты, вызванное облучением, уменьшалось примерно на
30%. Изменение частоты резонаторов из очищенного искусственного
кристалла достигало насыщения при дозах около 30 Дж/кг (3000 рад)
и было примерно на 2 порядка ниже, чем у резонаторов из естествен-
ного кварца.
На рис. 4.24 приведены характерные зависимости изменения часто-
ты резонаторов во времени при импульсном воздействии у-нейтронной
радиации с длительностью импульса 3 мс и мощностью дозы^1,ЗХ
Х103 А/кг 5• 106 Р/с). При импульсном воздействии радиации вслед-
ствие резкого увеличения числа свободных носителей заряда в кварце
и связанного с этим резкого уменьшения добротности наступает вре-
менная потеря работоспособности резонаторов (срыв колебаний). Ха-
рактер изменения добротности различных резонаторов оказался анало-
гичным характеру изменения резонансных частот. Различие действия
облучения на природный и синтетический кварц приписывается различ-
нотг концентрации электронных ловушек в этих кристаллах.
Действие облучения электронами с энергией 10,5 и 2,5 МэВ изуча-
лось на резонаторах с NT- и DT-срезами; при потоках облучения око-
ло 1016 э/см2 наблюдается насыщение ухода частоты на уровне 1,9Х
Х10-5. Действие облучения электронами на резонаторы с DT-срезами
характеризуется сначала уменьшением, а затем увеличением резонанс-
ной частоты. Минимум резонансной частоты имел место при потоке
около 5-1014 э/см2. Такой характер изменения частоты можно объяс-
нить тем, что при электронном облучении в кварце образуются дефек-
ты двух типов, которые оказывают различное влияние на параметры
185
резонатора. Предположение о двух типах дефектов в облученном элек-
тронами кварце также высказывается в работе [261], где на основа-
нии изучения отжига дефектов определены энергии активации этих
дефектов, равные £'i=0,3±0,l эВ и £,2=1,3±0,3 эВ.
Протонное облучение резонаторов с энергией 680 МэВ потоком
5-1013 пр./см2 вызвало необратимое изменение ухода частоты в преде-
лах (175—30)-10-6.
Так как уход частоты кварцевого резонатора обусловлен типом
среза, то для повышения его радиационной стойкости можно использо-
вать срезы нового типа (комбинацию двух срезов), из которых один
дает отрицательный уход частоты при облучении, а другой — положи-
тельный (например, АТ- и ВТ-срезы).
Та блица 4.7
Основные характеристики кварцевых полосовых фильтров
Класс фильтра Ширина голосы пропускания д?, гн Средняя частота, кГц Относительная ширина полосы пропусканий Wcp-iOO Коэффициент Прямоу! ОЛЬ- ности % ф AQ, дБ QBH’ дБ
Ф-1СЮ 30 100 0,08
Ф-300 500 300 0,17 6 2,5
Ф-3000 10000 3000 0,33 6 3 —
Ф-5000 1700 5000 0,04 — —
Ф-6500 3500 6500 0,054 — — —
Ф-13000 14000 13000 0,14 1,8 6 6
Ф-24000 100000 24000 0,41 4 3 —
Кварцевые фильтры, как и фильтры LC, могут быть полосовыми и
режекторными. Полосовые фильтры обычно классифицируются по сред-
ней частоте и ширине полосы пропускания. Как правило, параметры
любого фильтра определяют по его амплитудно-частотной и фазовой
характеристикам.
Кварцевые фильтры по принципу выполнения разделяются на два
класса: фильтры с отдельными конструктивно оформленными кварце-
выми резонаторами и монолитные фильтры. Последние представляют
собой по существу интегральную схему с частотой селекции, в которой
па кварцевую пластину наносится система точечных кварцевых резо-
наторов с гальванической или акустической связью между собой. Эти
фильтры также могут включать в себя емкостные и индуктивные эле-
менты в виде отдельных навесных деталей или нанесенные методами,
пленочной технологии.
В табл. 4.7 приведены основные характеристики кварцевых полосо-
вых фильтров, подвергнутых исследованию на радиационную стой-
кость.
На рис. 4.25 представлены типовые амплитудно-частотная (а) и
фазовая характеристики полосового фильтра (б).
Для всех типов фильтров при всех видах воздействия радиации
изменение амплитудно-частотной характеристики лежит в пределах по-
грешности измерений. Исключение составляют фильтры, содержащие
подстроечные конденсаторы с воздушным диэлектриком, где при им-
пульсном излучении имеет место полная ионизация и потеря работо-
186
a
Рис. 4.25. Амплитудно-частотная (а) и фазовая (б) характеристики полосового
фильтра:
«1 и а2 — нижний и верхний уровни относительного затухания, определяющие полосу пропуска-
ния; Да — неравномерность затухания в полосе пропускания; /С1 и /с4 — минимальная частота по-
лосы пропускания по уровню сч и уровню а2; fc2 и Аз— максимальная частота полосы пропуска-
ния по уровню ai и уровню а2; /ном — номинальная частота (фильтра); fcp — средняя частота (по-
лосы пропускания); fa мин — частота минимального затухания; Д/ и Д/ч — ширина полосы пропу-
скания по уровню at и а2
Таблица 4.8
Максимальные относительные изменения параметрэв кварцевых полосовых
фильтрэз при воздействии радиации
Класс фильтра Нейтроны Электроны Прогоны
непрерывного воздейст- вия ИхМпульсного воздей- ствия
ширина полосы про- пускания, % неравномер- ность зату- хания в по- лосе про- пускания, дБ ширина полосы про- пускания, % неравномер- ность зату- хания в по- лосе про- пускания, дБ ширина полосы про- пускания, % неравномер- ность зату- хания в по- лисе про- пускания, дБ ширина полосы пропуска- ния, % неравномер- ность зату- хания в по- лосе про- пускания, ДБ
Ф-100 2 1 5 0 4 0 1 0
Ф-300 3 0,4 20 0 8 0 4 0
Ф-3000 2 0,2 0,5 0 0 0 5 0
ф-5000 1,8 1 3 0 4,5 0 1 0,5
Ф-6500 8 0,1 0 0 1 1,2 — —
-Ф-13000 0,3 0,5 — — 1,5 2,1 — -
Ф-24000 2 0,5 — — 1 1,2 — —
-способности, а также узкополосные фильтры, где более существенно
сказывается уход частоты кварцевых резонаторов на изменение АЧХ
фильтра.
В табл. 4.8 приведены относительные изменения ширины полосы
пропускания и неравномерности затухания в полосе пропускания филь-
тров, подвергнутых облучению нейтронами и протонами до
5-1013 част./см2 и электронами до 1016 э/см2 [237].
Из рассмотрения экспериментальных и теоретических работ по
исследованию пьезокварцевых материалов, резонаторов и фильтров
аиожно сделать следующие основные выводы:
187
— решение задачи создания радиационно-стойких резонаторов
с малым относительным изменением частоты при воздействии радиа-
ции в наибольшей мере определяется созданием технологии выращи-
вания радиационно-стойкого кварца, т. е. кварца, содержащего мини-
мальное количество примесных и структурных нарушений;
— особенно стойким сырьем является кварц с минимальным содер-
жанием примеси алюминия, а также кварц, полученный при малых ско-
ростях выращивания, обладающий пониженной концентрацией вакан-
сий и примесного алюминия;
— на радиационную стойкость кварцевых резонаторов оказывают
влияние материалы, из которых выполнены электроды, и размеры бал-
лона (наиболее стойки никелевые электроды);
— у герметизированных низкочастотных резонаторов с АТ-срезом
частота изменяется в сторону ее увеличения, а у высокочастотных —
в сторону уменьшения. Это связано с особенностями температурно-ча-
стотных характеристик резонаторов. Снижение частоты у резонаторов
с АТ-срезом связано с ионизацией газовой среды, находящейся в бал-
лоне;
— вакуумные резонаторы с АТ-срезом имеют несколько меньшие
уходы частоты, чем герметизированные;
— наибольшее влияние радиация оказывает на узкополосные филь-
тры, где изменение частоты резонаторов при воздействий радиации мо-
жет существенно влиять на уход средней частоты фильтра;
— фильтры, содержащие конденсаторы с воздушным диэлектриком,
при воздействии импульсной у-нейтронной радиации с мощностью дозы
больше 103 Р/с перестают нормально функционировать из-за ионизации
воздушного промежутка.
Глава 5
Действие радиации на радиодетали и радиокомпоненты
5.1. Конденсаторы
Конденсаторы по своей конструкции представляют собой систему^
состоящую из электродов (обкладок), разделенных диэлектриком.
В зависимости от вида диэлектрика конденсаторы разделяются на сле-
дующие классы: бумажные, пленочные, слюдяные, керамические, стек-
локерамические, электролитические и оксидно-полупроводниковые
[262].
Для обеспечения необходимой стабильности характеристик и по-
вышения эксплуатационной надежности конденсаторные секции поме-
щаются в металлические или изоляционные корпусы уплотненной или
герметичной конструкции, а в необходимых случаях производится так-
же пропитка секций органическими материалами (парафином, церези-
ном, конденсаторным маслом и др.).
В качестве электродов в конденсаторах используются металличе-
ская фольга (медь, алюминий) или тонкий слой металла (цинк, алю-
188
миний), нанесенный непосредственно на диэлектрик. В качестве ди-
электрика у пленочных конденсаторов в настоящее время получили
широкое применение: триацетатцеллюлоза, полистирол, политетрафтор-
этилен (фторопласт), полиэтилентерефталат (лавсан).
Рис. 5.1. Изменение емкости (a), tg д (б) и сопротивления изоляции (в) конденсато-
ров разных типов с органическими диэлектриками при воздействии электронов:
1 — комбинированные; 2 — лакопленочные; 3 — пленочные фторопластовые фольговые; 4 — металло-
пленочные самповые; 5 — металлопленочные поликарбонатные; 6 — бумажные фольговые; 7 — стек-
лопленочные; 3 — металлопленочные полистирольные; 9 — металлопленочные полиэтилентерефта-
латные
Важнейшими электрофизическими параметрами материалов, опре-
деляющими радиационную стойкость изделий данного класса, являют-
ся: диэлектрическая проницаемость е, тангенс угла диэлектрических
потерь tg6 электрическая проводимость о, удельное объемное сопро-
тивление ру, удельное поверхностное сопротивление ps, электрическая
прочность [Дтр и механическая прочность.
Проведенные теоретические и экспериментальные исследования по-
казывают, что по характеру и величине изменения электрофизических
189
параметров материалов, используя соответствующие соотношения, мож-
но производить количественную оценку изменения электрических пара-
метров изделий.
Многочисленные экспериментальные исследования, проведенные
у нас и за рубежом [3, 9, 227, 263], показывают, что длительное воз-
действие у-нейтронной радиации, протонного и электронного излучений
приводит к устойчивым изменениям электрических параметров и ухуд-
шению эксплуатационных характеристик конденсаторов.
Таблица 5.1
Радиационная стойкость некоторых органических
диэлектриков
Материал Допустимая температу- ра, °C Максимально допустимая доза облучения по изменению свойств
электрических механических
Дж/кг рад Дж/кг рад
Фторопласт 250 2,5-107 2,5-Ю9 2,5-10* 2,5-10®
Лавсан 100 5-Ю8 5-Ю8 2,5-10® 2,5-Ю8
Полиэтилен 85 5-107 5-Ю9 2,5-10® 2,5-Ю8
Полистирол 75 5-Ю7 5-109 2,5-10® 2,5-Ю8
Поскольку радиационная стойкость конденсаторов определяется
«стойкостью диэлектрика, наименьшей радиационной стойкостью из это-
го класса изделий обладают конденсаторы с органическим диэлектриком
и электролитические, стойкость которых, как правило, не превышает
дозу облучения 105 Дж/кг (107 рад) [9]. Степень изменения парамет-
ров у этого класса конденсаторов не зависит от вида ионизирующего
излучения при равнозначных коэффициентах передачи энергии, а опре-
деляется в основном дозой поглощенной энергии, поскольку механизм
воздействия любого излучения на изделия с органическим диэлектри-
ком сводится к процессам ионизации и возбуждения атомов молекул
[106, 113, 263].
На рис. 5.1 приведены типовые зависимости изменений электри-
ческих параметров бумажных и пленочных конденсаторов от дозы об-
лучения при воздействии электронов. Наиболее сильное изменение пре-
терпевают tgS, Диз как следствие структурных нарушений.
Из-за структурных нарушений материала при облучении у конден-
саторов с органическим диэлектриком существенно изменяться будут
электрическая и механическая прочность.
Изменения структуры полимеров сопровождаются, как правило,
интенсивным газовыделением [113, 227]. Основной частью выделяю-
щихся газов обычно является молекулярный водород. Более опасны
хлор и фтор, которые выделяются из хлорированных и фторированных
полимеров. Эти газы коррозионно активны. Поэтому при использова-
нии конденсаторов, содержащих такие полимерные материалы, необ-
ходимо учитывать и оценивать возможное влияние коррозии как на
элементы самих конденсаторов, так и на элементы конструкций радио-
электронных устройств, в которых они используются. Для фторопла-
стовых конденсаторов массу выделяющегося фтора на один грамм
фторопласта в первом приближении можно определить по формуле
190
<7=3-IQ-10/), где D — поглощенная доза излучения, Дж/кг [264]. Эту
формулу рекомендуется применять в пределах до 2-Ю6 Дж/кг
(200 Мрад).
К проблеме оценки работоспособности и надежности работы кон-
денсаторов с органическим диэлектриком в условиях облучения необ-
ходимо подходить очень осторожно. В ряде случаев можно допустить
Рис. 5.2. Изменение емкости (a), tgб (б) и сопротивления изоляции (в) конденсаторов
с неорганическим диэлектриком при воздействии электронов:
1 — слюда; 2— керамика; 3 — стеклокерамика.
серьезную ошибку при определении радиационной стойкости конденса-
торов, если исходить из обычных методов оценки работоспособности по
изменению электрических параметров, так как механическая прочность
полимерных материалов, как показывают данные табл. 5.1 [9, 227],
изменяется катастрофически при значительно меньших поглощенных
дозах.
Появление механических нагрузок в процессе эксплуатации может
вызвать быстрый выход из строя конденсаторов вследствие нарушения
механической прочности.
В связи с высокой стойкостью неорганических материалов к воз-
действию ионизирующих излучений, конденсаторы с неорганическим
диэлектриком (слюдяные, керамические, стеклокерамические, стеклян-
ные) обладают высокой радиационной стойкостью — не ниже 1015—
1016 нейтр./см2, за исключением низкочастотных керамических конден-
191
саторов, у которых значительные изменения параметров вплоть до
превышения установленных норм наблюдаются при потоке нейтронов
1015 нейтр./см2 [9]. Для конденсаторов с неорганическим диэлектриком
в отличие от конденсаторов на основе полимерных материалов важной
является не только поглощенная доза, но и интегральный поток быстрых
нейтронов.
На рис. 5.2 приведены типовые зависимости изменений электри-
ческих параметров конденсаторов с неорганическими диэлектриками
от дозы облучения при воздействии электронов.
Если в слюдяных фольговых конденсаторах используется пропит-
ка секций органическими материалами для повышения стабильности
параметров, то радиационная стойкость таких изделий становится
сравнимой с радиационной стойкостью конденсаторов с органическим
диэлектриком.
В электролитических и оксидно-полупроводниковых конденсаторах
основным диэлектриком является тонкая оксидная пленка (AI2O3,
TasOi, N12O5), получаемая в процессе производства на одном из элек-
тродов конденсатора. У электролитических конденсаторов электроли-
том служит раствор борной или серной кислоты. В оксидно-полупровод-
никовых конденсаторах роль электролита выполняет двуокись мар-
ганца (МпОг).
При действии ионизирующих излучений в электролитических кон-
денсаторах происходит радиолиз электролита, сопровождающийся вы-
делением газообразных продуктов. В результате этого наблюдается на-
рушение уплотнений и катастрофическое ухудшение электрических
параметров (в первую очередь, емкости). В жидкостных электролити-
ческих конденсаторах с объемным пористым анодом из окисей тантала
и ниобия наименее радиационно-стойким элементом является гермети-
зирующая прокладка из фтороорганической резины, которая при дозах
(2—5) -105 Дж/кг (20—50 Мрад) теряет необходимые пластические
свойства [113, 227]. В результате раствор серной кислоты может вы-
литься за пределы герметизированного объема и вызвать дополнитель-
ные изменения характеристик конденсаторов и даже привести к нару-
шению его работоспособности.
Причиной ухудшения электрических параметров оксидно-полупро-
водниковых конденсаторов в условиях воздействия n-y-радиации при
больших интегральных потоках (1017 нейтр./см2) является снижение
сопротивления двуокиси марганца и, соответственно, нарушение рабо-
тоспособности конденсаторов.
На рис. 5.3 показано изменение электрических параметров (С,
tg6, /Ут) электролитических и оксидно-полупроводниковых танталовых
конденсаторов при облучении.
При импульсном воздействии у-нейтронной радиации в конденса-
торах происходят обратимые изменения электрических параметров.
Причиной изменений параметров конденсаторов (емкости, сопротив-
ления изоляции, токов утечки и т. д.) во время действия импульса
радиации является ионизация диэлектрика и создание шунтирующего
пути по воздуху или какому-либо опрессовочному или заливочному ма-
териалу покрытия, окружающему конденсатор, что приводит к росту
тока утечки и снижению сопротивления изоляции, при этом уровень
изменений этих параметров определяется в основном величиной мощ-
ности дозы у-излучения [9]. Из диэлектрических параметров наиболее
чувствительными к импульсному облучению являются сопротивление
192
изоляции и тангенс угла диэлектрических потерь. Наблюдающиеся изме-
нения имеют в основном обратимый характер и обусловлены увеличе-
нием проводимости диэлектрических материалов и окружающего кон-
денсатор воздуха.
В общем виде сопротивление изоляции зависит от величины емко-
сти, типа конденсатора, конструкции и условий применения. Однако
если исключить влияние проводимости воздуха и рассматривать кон-
Рис. 5.3. Изменение емкости (d), tg д (6) и токов утечки (в) электролитических кон-
денсаторов разных типов при воздействии электронов:
1 — алюминиевые фольговые; 2 — объемно-пористые с жидким электролитом; 3 — оксидно-полупро-
водниковые танталовые >
денсаторы большой емкости (Со>О,О1 мкФ), то сопротивление изоля-
ции конденсатора будет определяться только объемными свойствами
-основных диэлектриков. В этом случае конденсаторы можно характе-
ризовать постоянной величиной времени собственной проводимости
Тк=^изС, где /?из и С — сопротивление изоляции д емкость конденса-
тора во время облучения. Ток утечки, соответствующий этой собствен-
ной постоянной времени, равен ' д ' 1
7уТ=^(7/|/?ИЗ> ; ’ ' - ‘ (5.1)
где U — напряжение на конденсаторе. >
13—510
: 193
В условиях облучения величина постоянной времени определяется
в основном изменением сопротивления изоляции, так как емкость кон-
денсатора изменяется незначительно, и в расчетах с достаточной для
практики точностью можно принимать, что она остается постоянной.
Уменьшение постоянной времени конденсаторов при импульсном
воздействии у-нейтронной радиации можно определить по формуле
/?ИЗС ^Р^макс + ^‘'м^1маКс [ 1 еХР ( ’
где #р, Д, К, d, тм — константы материала диэлектрика; ии — длитель-
ность импульса излучения; ₽7Макс— максимальная мощность дозы’у-излу-
чения в импульсе.
Рис. 5.4. Изменение постоянной времени конденсаторов с различными диэлектриками
при воздействии импульсного у-излучения:
/ — пленочные фторопластовые фольговые; 2— комбинированные; 3 — керамические высокочастот-
ные; 4 — бумажные и металлобумажные; 5 — металлоплеиочные полистирольные; 6 — металлопле-
ночные полиэтилентерефталатные; 8 — керамические низкочастотные; 9 — лакопленочные.
Процесс восстановления сопротивления изоляции (постоянной вре-
мени) в начальный период носит экспоненциальный характер, а начи-
ная примерно с 10~3 с и до достаточно большого интервала времени —
гиперболический характер [9] и описывается выражением
где В, т — константы материала диэлектрика; t — время после "оконча-
ния импульса излучения; RR3 Ct и /?ИЗС— постоянная времени до облуче-
ния и при облучении соответственно.
На рис. 5.4 и 5.5 приведены зависимости постоянной времени раз-
личных классов конденсаторов от мощности дозы у-излучения, позво-
ляющие определить относительные изменения сопротивления изоляции
и тока утечки конденсаторов в момент воздействия излучения, а на
194
рис. 5.6 и 5.7 — семейства кривых восстановления постоянной времени
конденсаторов после прекращения воздействия импульса у-излучения.
Из графиков видно, что время восстановления для конденса-
торов с органическими и неорганическими диэлектриками составляет
примерно 10-3 с, а для электролитических 10~2 с.
При малых емкостях конденсаторов (менее 1000 пФ) существенную
роль в процессе восстановления сопротивления изоляции после воздей-
ствия импульса радиации играет поверхностное сопротивление элемен-
тов конструкции конденсаторов. Поэтому, расчетную оценку сопротив-
ления изоляции конденсаторов с малой емкостью следует проводить по
величине емкости 1000 пФ. Ток утечки для рассматриваемых типономи-
налов конденсаторов, обусловленный в основном шунтирующим действи-
ем воздуха, окружающего изделие, может быть определен из выраже-
ния (5.1).
Рис. 5.5. Изменение постоянной времени электролитических конденсаторов разных ти-
пов при воздействии импульсного у-излучения:
1 — оксидно-полупроводниковые танталовые; 2 —< объемно-пористые с жидким электролитом; 3 —
алюминиевые фольговые
После импульсного облучения конденсаторов остаточные изменения
параметров С, tg 6 и 7?из конденсаторов при уровнях воздействия до
1014 нейтр./см2 малы и не превышают допустимых норм [9].
Из общей теории диэлектрических потерь [262] известно, что по-
тери в диэлектриках конденсатора складываются из потерь сквозной
проводимости и потерь, связанных с различными видами медленно
устанавливающейся поляризации. Потери сквозной проводимости осо-
бенно сильно проявляются на низких частотах. С увеличением частоты
основное значение приобретают поляризационные потери.
Экспериментальные исследования показывают, что облучение
влияет не только на процессы электропроводимости, но и на поляриза-
цию. Причем это влияние тем больше, чем выше степень кристаллич-
ности образца. В табл. 5.2 приведены результаты сравнения измерен-
ной сквозной проводимости (о) и tg6 до облучения и после облучения
(фп=1015 нейтр./см2) [9] органических диэлектриков разной степени
кристалличности.
13* 195
Облучение является дополнительным внешним фактором, который
в ряде случаев может приводить к снижению электрической прочности
конденсатора. В твердых веществах различают три вида пробоя: элек-
трический, тепловой и электрохимический. Первый вид пробоя опреде-
ляется так же, как и в воздухе, достаточной для ионизации энергией
электронов, накопленной при их движении в электрическом поле, и
взаимодействием этих электронов с атомами твердого тела. Можно
полагать, что при малых дозах (пока не произошли заметные струк-
турные изменения) при электрической форме пробоя увеличение кон-
Рис. 5.6. Характер восстановления постоянной времени пленочных полистирольных (а)
и керамических высокочастотных (б) конденсаторов после воздействия импульсного
у-излучения:
ривые 7—5 соответствуют — Р^5> гДе 1 < < ^4 < р^5
Рис. 5.7. Характер восстановления постоянной времени электролитических объемно-по-
ристых (а) и оксидно-полупроводниковых (б) конденсаторов после воздействия им-
пульсного у-излучения:
кривые 1—5 соответствуют — Р^, где P^j < Р-^ < Р^з < ^4 < ^Г>
196
центрации носителей зарядов во время облучения не должно приво-
дить к изменениям электрической прочности, так как определяющим
является энергия электронов в электрическом поле, а не их концен-
трация. Это подтверждается тем, что не замечены изменения электри-
ческой прочности диэлектриков во время и после облучения в ядерном
реакторе.
При тепловом пробое важное значение приобретает электрическая
проводимость материала. В обычных условиях основной причиной из-
менения проводимости диэлектриков является температура. При воз-
действии излучения появляется доба- Таблица 5.2
вочная проводимость в результате _
J Изменение удельной электрической
ионизационных процессов в веществе, проводимости и tgS органических
Такое повышение проводимости экви- диэлектриков после облучения
валентно дополнительному нагреву.
Тепловой пробой определяется балан-
сом тепла в диэлектрике и зависит по-
этому от конструкции конденсатора.
При воздействии у-нейтронной
радиации часть поглощенной энер-
гии излучения преобразуется в теп-
ловую, вследствие чего возможен
Степень кристал- личности диэлектри- ка, % а, См/см tg а- ю«
до об- лучения после облу- чения до об- л учения после облу- чения
0 0,003 0,05 3 10
65 0,161 0,55 5 15
значительный радиационный нагрев изделий. Степень радиационного
нагрева определяется плотностью потоков нейтронов и мощностью экс-
позиционной дозы у-излучения, объемом и плотностью материалов,
теплопроводностью материалов конструкций, условиями теплоотвода
с наружной поверхностью изделия.
Таблица 5.3
Расчетные значения коэффициента радиационного
тепловыделения
Материал Коэффициент тепловыделения, К
Вт-кг/А-см® Вт-с/см3-Р
Тантал 2,8-10-8 1,1-ю-*
Медь, сталь 1,5.10—® 0,6-10-*
Алюминий 4,6-10-® 1,8-10-5
Установочная керамика (4,1—5,2) -10-® (1,6—2) -10-s
Фторопласт-4 1,1-10-® 4,2.10-6
Полистирол 5,2-Ю-10 2.10-в
Лавсан 3,9-10-‘» 1,5-10-®
Триацета тце ллю лоза 1,8-10-10 0,7-10-®
Бумага (КОН-П) 1,3-ю-1» 5-10-7
Тепловая мощность W, выделяемая в изделиях за счет радиацион-
ного нагрева, может быть оценена по формуле [9]
i=tn
(5.2)
где Р— мощность дозы у-излучения; =Mi/pi — объем /-го материала
в изделии; и pi— масса и плотность f-го материала; т — количест-
во видов материалов, входящих в конструкцию изделия; Кг — коэффи-
циент радиационного тепловыделения /-го материала.
197
В табл. 5.3 приведены расчетные значения коэффициента радиа-
ционного тепловыделения для ряда материалов, отнесенные к единице
мощности дозы у-излучения реактора.
В соответствии с приведенными соотношениями допустимая мощ-
ность дозы у-излучения при длительном воздействии с учетом радиа-
ционного нагрева изделий может быть рассчитана по формуле
I i=m
Лда„ = [»3(Гмак-7’)1 /3W,
/ 1=1
где 5 — боковая поверхность изделий; а — коэффициент теплоотдачи
с боковой поверхности изделия при заданных значениях предельно до-
пустимой температуры Гмакс и температуры окружающей среды Т.
В заключение необходимо отметить, что хотя при импульсном воз-
действии п-у-радиации мощность дозы у-излучения может достигать очень
большой величины и возникает значительное изменение сопротивления
изоляции, теплового пробоя не происходит, так как длительность воз-
действия импульса излучения обычно не превосходит единиц милли-
секунд, а этого времени недостаточно для развития теплового пробоя
в диэлектрике конденсаторов.
5.2. Резисторы
Применяемые в настоящее время в радиоэлектронных схемах ре-
зисторы можно подразделить на три основные группы, отличающиеся
технологическими принципами их изготовления, исходными материала-
ми и соответственно техническими особенностями [265].
К первой группе относятся тонкослойные резисторы на основе тон-
ких проводящих пленок (углеродистых, бороуглеродистых, металло-
окисных, металлических), осаждаемых тем или иным способом на изо-
ляционном основании.
Вторая группа объединяет композиционные резисторы, получае-
мые на основе композиций, состоящих из механической смеси порошко-
образного проводника со связывающим его диэлектриком (органиче-
ским или неорганическим). Наиболее широко применяются компози-
ции из различного вида саж и графитов с высокополимерными
синтетическими смолами, преимущественно термореактивными.
Третью группу составляют резисторы с проводящим элементом из
проволоки и микропроволоки на основе сплавов с высоким удельным
сопротивлением (манганин, нихром, константан, фехраль) или драго-
ценных металлов.
Особую группу составляют переменные резисторы (потенциометры)
и термисторы. В качестве резистивного элемента потенциометров
используются проводящие пластмассы, лакоуглеродистые композиции,
металлоокисные и металлические пленки, металлостеклянные пленоч-
ные и объемные композиции, проволока на основе высокоомных сплавов.
В качестве оснований резисторов используются фарфор с малым
содержанием окислов щелочных металлов, циркониевая и глиноземи-
стая керамика, гетинакс, текстолит, различные пластмассы, а также
некоторые сорта стекла.
198
Для защиты резисторов от влаги применяются лаки, эмали и ком-
паунды, как правило, органического происхождения.
В качестве проводящих пленок в последнее время получают ши-
рокое распространение нитриды хрома, титана, тантала, карбиды и си-
лициды металлов. Термисторы, в противоположность обычным рези-
сторам, изготавливаются из смесей окислов различных металлов и
обладают, как правило, большой зависимостью величины активного
сопротивления от температуры.
Рис. 5.8. Относительное изменение сопротивления рези-
сторов в процессе и после воздействия импульса у-излу-
чения с мощностью дозы 2,58-103 А/кг (107 Р/с) и раз-
личным 7?НОМ-'
/) 100 Ом; 2) 1 кОм; 3) 10 кОм; 4) 100 кОм; 5) 1 МОм
Изменения параметров резисторов при воздействии ионизирующих
излучений обусловлены изменением параметров материалов конструк-
тивных элементов резистора и окружающей резистор среды в результате
ионизации и нарушения структуры в материалах, химических процес-
сов в материалах и радиационного разогрева. Процессы, вызывающие
изменения структуры материалов, приводят к необратимым изменениям
параметров резистора, а появление проводимости из-за ионизации
в изоляционных материалах и окружающей среде, а также радиацион-
ный нагрев — к обратимым изменениям параметров резистора.
Вследствие ионизации в диэлектрических материалах резистора и
в окружающем резистор воздухе возникают ионизационные токи, резко
уменьшающие омическое сопротивление резистора. Степень снижения
сопротивления зависит от номинального значения сопротивления рези-
стора, используемых материалов и конструкции и пропорциональна
мощности дозы облучения [9].
На рис. 5.8 показан характерный вид изменения омического со-
противления высокоомных резисторов в процессе и после воздействия
импульса у-излучения с мощностью дозы 2,58«103 А/кг (107 Р/с)
[266].
В табл. 5.4 приведено относительное изменение величины сопро-
тивления пленочных углеродистых резисторов в зависимости от номи-
199
рального значения при воздействии импульсного у-нейтронного излуче-
ния с мощностью дозы у-излучения 2,58 -103 А/кг [9].
Исследование сопротивлений высокоомных резисторов на импульс-
ное воздействие п, у-излучения при длительности импульса 150 мкс
и мощности дозы '—'lО7 Р/с показали, что изменения носили обратимый
характер и-время восстановления величины сопротивления до исходного
значения не превышало 1—2 мс [9].
Таблица 5.4
Относительное изменение сопротивления пленочных
углеродистых резисторов в момент воздействия
импульсной проникающей радиации с мощностью
дозы 2,58-Ю3 А/кг (107 Р/с)
Номинальное сопротивление резистора, Ом 10.3 10* 105 10’ 10’
Относительное измене- ние сопротивления, % Примечание. Знак ми ния резисторов. 0 нус указ —5 лвает на —20 уменыпе —48 ние,1 con —85 ротивле-
Аналогичный характер изменения сопротивления в процессе им-
пульсного облучения и его восстановление после прекращения импуль-
са радиации наблюдается у металлопленочных, металлоокисных, ком-
позиционных и проволочных резисторов. Изменение омического сопро-
тивления пленочного резистора в зависимости от мощности дозы им-
пульса облучения можно рассчитать по формуле:
ДЯ _
где №=R(P^ — Ra-,
R, и R(P^ — сопротивления резистора до и в момент облучения с мощ-
ностью дозы Р7; А/?— величина изменения сопротивления за счет
облучейия; Ар— коэффициент, характеризующий степень роста прово-
димости резисторов на единицу мощности дозы у-излучения (табл. 5.5).
Таблица 5.5
Экспериментальные значения коэффициента Кр для пленочных и
композиционных объемных резисторов
Резисторы Значение Кр
с/Ом-Р кг/Ом-А
Углеродистые пленочные Металлопленочные Композиционные объемные 1,1 -10-1»—3,7-10-и 3,6-ю-1»—1,7-ю-14 2,2-1О-10—0,76-10“14 2,8-10-14—9.5.10-18 9,3-10-14—4,4-10-18 5,7-Юз14—2,0-10-18
; 200
С точки зрения снижения ионизационных токов, в наиболее сильной
степени изменяющих омическое сопротивление резисторов, оптимальной
является спиральная конструкция пленочных высокоомных резисторов
(порядка 10 кОм и выше), имеющих межвитковый зазор, в котором
создаются большие напряженности поля. Уменьшение шунтирующего
ионизационного потока резисторов можно добиться путем опрессовки
каждого образца или заливки их в составе аппаратуры [9]. Во время
облучения резисторов мощным у-импульсом следует учитывать шунти-
рующее влияние окружающего образец воздуха. В условиях облучения
воздух является плохим изолятором и в ряде случаев утечки по воздуху
могут в несколько раз, а то и на несколько порядков превышать утечки
по твердым диэлектрикам резисторов.
Аналитическая зависимость для расчета величины сопротивления
ионизированного внешним источником воздуха между плоско-парал-
лельными электродами имеет вид
R = [(5,16-10-14 т/’«7+ 0,5 • 10- =) - С] - ‘,
где R — сопротивление, Ом; С — межэлектродаая емкость,'пФ; Р—мощ-
ность дозы у-излучения, А/кг.
На основе данных, приведенных в [295], можно предполагать, что
защита металлических выводов резисторов и мест пайки в схемах изо-
ляционными лаками или другими изолирующими материалами может
существенно снизить влияние высокоинтенсивного излучения на вели-
чину сопротивления. Согласно [295] можно ожидать хорошего эффекта
при опрессовке резисторов эпоксидными смолами. Поскольку величина
шунтирующего сопротивления в момент воздействия радиации прямо
пропорциональна толщине защитного покрытия эффективным спосо-
бом защиты резисторов от влияния импульсной радиации может ока-
заться простое увеличение толщины защитного покрытия резисторов и
заливка или опрессовка соответствующими материалами отдельных ре-
зистивных элементов или блоков электронной аппаратуры [295].
Ориентировочные оценки показывают, что увеличение толщины покры-
тия в 10 раз должно снизить чувствительность резистора к воздей-
ствию импульсного облучения не менее чем в 5—8 раз.
Можно также ожидать, что определенный положительный эффект
даст оптимизация геометрии резисторов (например, выбор величины
межвиткового промежутка, применение защитных материалов и др.).
Из простых физических соображений следует, что необходимо при-
менять в аппаратуре, подвергаемой воздействию импульсного облуче-
ния по возможности низкоомные резисторы, а высокоомные подвергать
опрессовке или заливке. Следует также предусматривать максималь-
ное удаление резисторов друг от друга и защиту их выводов.
Естественно, что при импульсном облучении наряду с обратимыми
эффектами (ионизация, радиационный нагрев) могут происходить и
необратимые изменения свойств резисторов, обусловленные нарушения-
ми структуры их материалов. Согласно [295], наиболее чувствительны-
ми к повреждающему действию радиации материалами могут оказаться
органические вещества — полимеры (лаки, эмали, компаунды), боро-
содержащие материалы (резистивная пленка бороуглеродистых рези-
сторов, некоторые типы обратных стекол, а также композиционные
полупроводниковые и металлоокисные материалы).
201
Рис. 5.9. Изменение сопротивления пле-
ночных углеродистых резисторов в про-
цессе длительного облучения смешанным
у-нейтронным потоком
Как отмечалось выше, необратимые радиационные изменения фи-
зико-химических свойств органических и полимерных материалов опре-
деляются прежде всего величиной поглощенной дозы, независимо от
того, наводятся ли они быстрыми электронами, протонами, у-квантами
или смешанным у-нейтронным излучением.
Таким образом, остаточные изменения параметров резисторов обу-
словлены устойчивыми изменениями характеристик материалов, исполь-
зованных в их конструкциях, и зависят от величины общей поглощен-
ной дозы.
Радиационные нарушения структуры конструкционных материалов
могут также в ряде случаев приводить к снижению стабильности основ-
ных эксплуатационных характери-
стик резисторов (срок службы и
хранения, термо- и влагостойкости,
механической и электрической проч-
ности, надежности и др.).
Ниже приводятся некоторые
данные по остаточным изменениям
параметров постоянных и перемен-
ных резисторов различных видов.
Характерным для пленочных угле-
родистых и бороуглеродистых рези-
сторов в процессе длительного у-
нейтронного облучения является по-
степенное незначительное увеличе-
ние омического сопротивления, по-
видимому, связанное с уменьшением основной проводимости пиролити-
ческого углерода за счет образования дефектов структуры и химических
изменений проводящей пленки в результате поглощения газов и
окисления [9].
Рис. 5.9 иллюстрирует характер и величину относительного изме-
нения омического сопротивления пленочных углеродистых резисторов
с номинальным сопротивлением от 100 Ом до 1 МОм в момент и после
облучения смешанным у-нейтронным потоком [227]. Несколько иной
характер изменения сопротивления в процессе длительного у-нейтрон-
ного облучения наблюдается у пленочных бороуглеродистых резисто-
ров. Их конструкция аналогична конструкции пленочных углеродистых
резисторов, с той лишь разницей, что в состав проводящей пленки для
стабилизации электрических параметров вводится элемент бор.
На рис. 5.10 показан характерный вид изменения величины сопро-
тивления бороуглеродистых резисторов при облучении смешанным
у-нейтронным потоком от потока нейтронов [9]. Для сравнения на том
же рисунке показано изменение сопротивления пленочных углеро-
дистых резисторов с номинальным сопротивлением 100 Ом. Если со-
противление бороуглеродистых высокоомных и углеродистых низкоом-
ных резисторов практически не изменяется до потоков тепловых
нейтронов 1018 нейтр./см2, то у бороуглеродистых резисторов с номи-
нальным сопротивлением 100 кОм и менее происходит значительное
увеличение сопротивления. Причиной этих изменений является нару-
шение структуры материала проводящей пленки, в состав которой
входит изотоп В10, обладающий большим сечением взаимодействия
с тепловыми нейтронами. Чем выше концентрация В10 в составе боро-
углеродистой пленки, тем значительнее влияние структурных наруше-
202
ний на величину соответствующего изменения омического сопротивле-
ния резисторов. Этим можно объяснить различие в поведении низко-
омных и высокоомных бороуглеродистых резисторов.
Поскольку бороуглеродистые резисторы применяются в аппара-
туре как стабильные элементы повышенной точности, то указанные
выше изменения их параметров в результате облучения могут приво-
дить к нарушению нормального функционирования аппаратуры. Про-
водящим элементом композиционных) резисторов являются твердые
полупроводящие материалы, получаемые из механических смесей по-
рошкообразных полупроводников и металлов с диэлектриком. Наибо-
лее распространенными конструкциями композиционных резисторов
являются лакопленочная и объемная.
Рие. 5.10. Изменение со-
противления пленочных
бороуглеродистых (/, 2,
3) и углеродистых (4)
резисторов с различным
Лвом в зависимости от
потока тепловых нейтро-
нов:
/) 100 Ом; 2) 100 кОм;
3) 1 МОм; 4) 100 Ом
Характерным эффектом влияния у-нейтронного излучения на ком-
позиционные углеродистые резисторы является постепенное уменьше-
ние сопротивления по мере увеличения дозы облучения. Остаточные
изменения сопротивлений этих резисторов после длительного у-ней-
тронного облучения до потоков порядка 1017 нейтр./см2 (сопутствую-
щих доз у-излучения ^2,58 «104 Кл/кг (108 Р)) и после облучения
на кобальтовом источнике до суммарных доз 2,58-104 Кл/кг имеют
сравнимые величины и составляют в среднем от 4 до 10% исходной
величины.
На рис. 5.11 приведены обобщенные ориентировочные зависимости
необратимого изменения омического сопротивления основных классов
резисторов от дозы облучения (при воздействии различных видов
ионизирующих излучений).
В табл. 5.6 приводятся данные о необратимых изменениях омиче-
ского сопротивления объемных композиционных резисторов после облу-
чения потоком быстрых нейтронов 1014 нейтр./см2 (сопутствующая
экспозиционная доза у-излучения 2,58«104 Кл/кг) [9].
Причиной наблюдаемых остаточных изменений параметров компо-
зиционных резисторов в результате облучения может быть необрати-
мое нарушение структуры органических диэлектриков, использован-
ных в качестве связующих в проводящей композиции.
Конструкция пленочных металлизированных резисторов подобна
конструкциям углеродистых, но проводящий слой в них выполняется
203
из металлических сплавов или окислов металлов. Пленочные металли-
зированные резисторы по стабильности и разбросу характеристик при*
ближаются к прецизионным проволочным резисторам. Имеющиеся
данные о влиянии излучения на пленочные металлизированные рези-
сторы [267] показывают, что они менее чувствительны к облучению,
чем угольные и пленочные углеродистые.
В настоящее время очень мало сведений о воздействии излучения
на печатные резисторы с напыленными в вакууме пленками. Первые
результаты показали, что печатные резисторы с пленкой из MgSi на
подложке из форстерита не изменяют параметры после интегральной
дозы у-облучения 105 Дж/кг (107 рад). Печатные бороуглеродистые и
циркониево-углеродистые резисторы на подложках из окиси алюминия
Рис. 5.11. Ориентировочные относительные изменения сопротивления резисторов от
дозы облучения:
1, 2, 3 и 4 — пленочные: бороуглеродистые, металлоокисные, композиционные и углеродистые
соответственно: 5 и 6 — композиционные: переменные и объемные; 7 — металлопленочные
Таблица 5.6
Относительное изменение сопротивления
объемных композиционных резисторов после
облучения потоком быстрых нейтронов
1014 нейтр/см2
Номинальное сопротивление резистора, Ом 10» Юз 10» 10»
Относительное изменение сопротивления, % —2 —4 —10 —9
Примечание. Знак минус указывает на уменьшение со-
противления резисторов.
и форстерита не изменялись при у-облучении до дозы 103 Дж/кг
(105 рад). Электрические свойства золотопалладиевых пленок, нане-
сенных на окись алюминия, существенно не изменялись при дозе
105 Дж/кг. Сопротивления пленок, нанесенных на сапфир и монокри-
сталлическую шпинель, после облучения дозой 105 Дж/кг изменились
примерно на 20%.
.204
Влияние импульсного у-излучения (длительностью порядка
150 мкс) при мощности дозы 1,6-104 А/кг (6,3 *107 Р/с) на металлизи-
рованные резисторы аналогично влиянию, наблюдавшемуся в случае
пленочных углеродистых резисторов. Изменение сопротивления состав-
ляет 14—16%. Сразу же после импульса происходило полное восста-
новление сопротивления до начальной величины [227].
Прецизионные проволочные резисторы обычно применяют в тех
случаях, когда от них требуется высокая стабильность, нечувствитель-
ность к температуре и высокая точность (<1%). Исследования, про-
веденные для определения влияния излучения на проволочные рези-
сторы, показали, что у них величина сопротивления не претерпевает
заметных изменений под действием облучения. Изменения сопротив-
лений, за редким исключением, были положительными. Сведения
о влиянии импульсного излучения на проволочные резисторы чрезвы-
чайно ограниченны.
В работе [9] сообщается о высокой чувствительности к импульс-
ному облучению проволочных прецизионных резисторов. Эта чувстви-
тельность связана, очевидно, с интенсивными электромагнитными по-
лями, возбуждаемыми источниками излучения. При нарастании и
спаде этого поля в спирально намотанных элементах возникает индуци-
рованная разность потенциалов.
В течение последних лет были проведены исследования с целью
разработки резисторов с пленками из окислов металлов, способных
работать длительное время под облучением при температурах от —65
до +ЗС0°С. Наибольшее практическое применение получили резисторы
на основе двуокиси олова (ЭпОг), а также резисторы, основными ком-
понентами пленки которых являются 8пОг, ЗЬзОз, ZnO. Окисные плен-
ки осаждаются на керамические или стеклянные основания. В качест-
ве защитных покрытий используются эпоксидные лаки, кремнийоргани-
ческие эмали, окись алюминия. Эти резисторы характеризуются
повышенной теплостойкостью и достаточно высокой стабильностью па-
раметров.
Металлоокисные резисторы по своим свойствам близки к металло-
пленочным резисторам. Однако они оказываются более чувствитель-
ными к у-нейтронному облучению, чем металлопленочные [268]. В ре-
зультате облучения сопротивление металлоокисных резисторов посте-
пенно увеличивается. По типу электропроводимости проводящую
пленку металлоокисных резисторов можно отнести к классу полупро-
водниковых материалов, у которых изменение электропроводимости
происходит за счет возникновения радиационных дефектоев.
Характерной особенностью переменных резисторов — потенциомет-
ров является наличие подвижного токосъемного контакта. Структурные
нарушения в материалах и сопровождающие их процессы газовыде-
ления и особенно окисления (образования токонепроводящих окисных
пленок на поверхности контактной щетки) вызывают заметное ухуд-
шение условий контактирования. В отдельных случаях (особенно у низ-
коомных потенциометров) контактное сопротивление может увеличи-
ваться настолько, что практически вызывает разрывы электрической
цепи.
Наряду с изменением контактного сопротивления у потенциомет-
ров наблюдается снижение омического сопротивления резистивного
элемента. Данные испытаний показывают, что в результате воздейст-
вия проникающих излучений доминирующую роль в изменении полцого
205
сопротивления потенциометра играет омическое сопротивление рези-
стивного элемента. Поэтому характер и степень изменения омического
сопротивления потенциометров будет в основном таким же, как и изме-
нение омического сопротивления постоянных резисторов.
Термисторы представляют собой чувствительные к колебаниям
температуры резисторы, часто используемые для измерения и контро-
ля температуры и энергии. В противоположность металлам, имеющим
небольшой положительный температурный коэффициент, термисторы
обладают большим отрицательным температурным коэффициентом.
Термисторы изготовляют из смесей окислов металлов, таких как мар-
ганец, никель, кобальт, медь, уран, железо, цинк, титан и магний, со
связующими материалами. Окислы смешивают в определенных про-
порциях, обеспечивающих получение требуемого удельного сопротив-
ления и температурного коэффициента сопротивления. Полученным
смесям придают нужную форму и спекают в контролируемых атмо-
сферных и температурных условиях. Большинство окислов, применяе-
мых в термисторах, хорошо известны как катализаторы химических
реакций.
Таблица 5.7
Радиационная стойкость резисторов
Тип резистора Интегральный поток нейтро- нов, нейтр./см’ Необратимое относительное изменение со- противления резистора, %
Бороуглеродистые пленочные 10« 10
Композиционные переменные 2-101в 5
Металлоокисные пленочные 2- 101в 3
Композиционные 2- 101в 3
Углеродистые 101в 1
Композиционные объемные 5-1016 0,3
Металлопленочные 1016 0,1
При исследовании радиационной стойкости термисторов определя-
лись зависимость вольт-амперной характеристики от температуры и
температурный коэффициент сопротивления (ТКС). При измерении
вольт-амперных характеристик окиснометаллических термисторов пос-
ле облучения интегральным потоком нейтронов 1016 нейтр./см2 не были
обнаружены изменения значений отрицательных температурных коэф-
фициентов сопротивления. Однако при потоке нейтронов 1017 нейтр./см2
происходит изменение ТКС термистора до 10% по сравнению с исход-
ной величиной.
Замечено, что наиболее критичными к радиации являются терми-
сторы, содержащие окислы урана, кобальта, цинка и меди. Всем этим
окисным материалам присущ остаточный эффект [9], вызывающий
уменьшение каталитической активности окислов.
По стойкости к облучению обширный класс резисторов в зависи-
мости от состава резистивного элемента и конструктивно технологиче-
ских особенностей можно расположить в порядке, представленном
в табл. 5.7.
206
5.3. Радиокомпоненты
Характер и степень изменения электрофизических свойств радио-
компонентов при воздействии проникающей радиации зависят от ха-
рактеристик излучения (плотности потока, мощности экспозиционной
дозы, энергетического спектра), продолжительности его воздействия,
конструктивных особенностей изделий и применяемых в них мате-
риалов.
В конструкциях радиокомпонентов широко применяются различ-
ные металлы и их сплавы, а также органические и неорганические ди-
электрики. Среди них наиболее подвержены действию у-нейтронной
радиации высокомолекулярные органические диэлектрики, у которых
в момент и после облучения уже при небольших потоках и дозах на-
блюдаются изменения основных физико-химических и механических
свойств.
Устойчивые (необратимые) изменения электрических параметров
радиодеталей и радиокомпонентов происходят вследствие нарушения
структуры применяемых в них материалов и определяются потоком
нейтронов и поглощенной дозой у-излучения. Нарушение структуры
материалов приводит к ухудшению параметров и эксплуатационных
характеристик радиокомпонентов. Обратимые изменения электрических
параметров радиокомпонентов обусловлены в основном ионизирующим
действием у-излучения. Они проявляются в увеличении концентрации
носителей заряда и в возрастании электрической проводимости в ма-
териалах, что приводит к росту тока утечки и снижению сопротивле-
ния изоляции. Степень изменения токов утечки и сопротивления изо-
ляции определяется величиной мощности дозы у-излучения.
Наряду с указанными процессами в радиокомпонентах при дли-
тельном воздействии у-нейтронной радиации часть поглощенной энер-
гии излучения преобразуется в тепловую, вследствие чего возможен
значительный радиационный нагрев изделий.
Для расчета тепловой мощности W, выделяемой радиокомпонен-
тами за счет радиационного нагрева, можно воспользоваться (5.2).
Моточные изделия. Стойкость моточных изделий к воздействию про-
никающей радиации определяется степенью изменения свойств при-
меняемых в них материалов, конструкцией и зависит от характеристик
у-нейтронного излучения. Под воздействием непрерывного у-нейтронно-
го излучения у магнитных материалов изменяются индукция, магнит-
ная проницаемость, электрическое сопротивление, упругость и другие
характеристики. При потоке нейтронов до 1015 нейтр./см2 изменение
магнитных характеристик материалов незначительно и практически не
вызывает заметных изменений параметров трансформаторов и дроссе-
лей фильтров. Значительные остаточные изменения характеристик маг-
нитных материалов происходят при потоках нейтронов порядка 1018 —
1019 нейтр./см2 и более. Монолитность конструкций из железа и меди,
обладающих сравнительно большими коэффициентами теплообразова-
ния, приводит к значительному радиационному нагреву трансформато-
ров уже при плотности потока нейтронов порядка 10п нейтр./см2«с
и мощности дозы у-излучения 0,258 А/кг (103 Р/с). При этом сопро-
тивление изоляции трансформаторов уменьшается на несколько поряд-
ков (примерно до 102—104 МОм). По прекращении воздействия излу-
чения сопротивление изоляции практически восстанавливается пол-
ностью.
207
Фирмами «Дженерал дайнемикс» и «Конвейр» [267] исследова-
лись трансформаторы силовые, накальные, промежуточной и звуковой
частоты, высокочастотные и импульсные трансформаторы и дроссели.
Образцы моточных изделий подвергались в реакторе смешанному гам-
ма-нейтронному облучению. В процессе испытаний у исследуемых транс-
форматоров и дросселей измерялись выходные характеристики (напря-
жение, ток), производилось измерение межвитковой изоляции, опре-
делялся коэффициент трансформации по напряжению и току, а также
исследовались частотные и импульсные характеристики.
Экспериментальные данные показали, что у трансформаторов и
дросселей в результате облучения интегральным потоком нейтронов
2-Ю17 нейтр./см2 и интегральной дозой у-квантов порядка 2,58 X
Х105 Кл/кг (10® Р) существенных изменений электрических характе-
ристик не наблюдается.
В работе [267] подчеркивается, что при изучении влияния излу-
чения на различные детали моточных изделий необходимо учитывать
не только способность их противостоять излучению, но и нормально
работать в условиях облучения. При нейтронной бомбардировке мно-
гих материалов появляется наведенная радиоактивность и, если детали
располагаются вблизи от людей, необходимо выбирать такие материа-
лы, в которых наводится минимальная активность. Например, кадмий
имеет большое сечение захвата тепловых нейтронов, и чтобы радиоак-
тивность изделий свести к минимуму при защите их от коррозии, он
должен быть заменен оловом.
Радиочастотные и низкочастотные разъемы. В современных элек-
тронных схемах важную роль играют радиочастотные и низкочастот-
ные разъемы (соединители). Разъемы обычно используются для под-
ключения входных и выходных цепей, источников тока и напряжения,
деталей и узлов в большинстве электронных схем. Электрические
разъемы, как правило, часто используются в наземной, корабельной,
самолетной и ракетной аппаратуре для соединения электронных
устройств с системами дистанционного контроля.
Для изготовления электрических разъемов, как правило, исполь-
зуют медные или бронзовые сплавы с гальваническим покрытием (для
контактных штырей и гнезд), а также изоляционные материалы:
пластмассы, стекло, керамику, корпусы или экраны из стали, латуни
или алюминия. Известно, что электрические характеристики облучен-
ных металлов изменяются относительно мало, поэтому наибольший
интерес представляет влияние излучения на изоляторы разъемов [269].
Встречаются два типа радиационных повреждений разъемов, связан-
ных с необратимыми и обратимыми изменениями характеристик изо-
лирующих прокладок. Повреждение, при котором изменяются физи-
ческие характеристики изоляционных материалов, может привести
к механическому ослаблению опоры штырей, о чем можно судить по
появлению хрупкости органических диэлектриков. Постоянная или
временная потеря сопротивления изоляции между контактами или по
корпусу является повреждением второго типа.
При оценке радиационной стойкости разъемов обычно рассматри-
вают следующие важнейшие параметры их работы: сопротивление
между штырями и гнездами, сопротивление изоляции между соседни-
ми штырьками и характеристики коронного разряда.
Наиболее чувствительными элементами к воздействию непрерыв-
ного и импульсного у-нейтронного излучения у радиочастотных соеди-
208
нителей и низкочастотных разъемов являются опорные шайбы и кон-
тактные промежутки из различных органических диэлектриков и пласт-
масс. Действие нейтронов вызывает структурные изменения в мате-
риалах опорных шайб и контактных промежутков, что приводит к не-
обратимым изменениям электрических параметров разъемов. Наиболее
критичным параметром при облучении является сопротивление изоля-
ции. При плотности потока нейтронов 1011 нейтр./(см2-с) и мощности
дозы у-излучения 0,258 А/кг (103 Р/с) сопротивление изоляции изде-
лий снижается на 3—4 порядка. При потоках нейтронов свыше
1015 нейтр./см2 и дозах у-излучения 2,58-104 Кл/кг (108 Р) изменение
сопротивления изоляции может превышать установленные нормы на
изделия. Величина электрической прочности разъемов снижается, но
остается в пределах допустимых норм до потока нейтронов
1016 нейтр./см2 и доз у-излучения 2,58-105 Кл/кг. Наименее радиаци-
онно-стойкими являются соединители с опорными шайбами из фторо-
пласта-4 [295].
Наряду с ухудшением электрических параметров длительное воз-
действие у-нейтронной радиации приводит к значительному сниже-
нию механической прочности некоторых изоляционных материалов.
В частности, механическая прочность опорных шайб из фторопласта-4
при потоках нейтронов 1015 нейтр./см2 и дозе у-излучения 2,58х
Х103 Кл/кг (107 Р) снижается на 60—70%, а при потоках свыше
1016 нейтр./см2 и дозах 2,58ИО4 Кл/кг они практически полностью те-
ряют свою механическую прочность. Возникающие при у-нейтронном
облучении химические процессы окисления ухудшают коррозионную
устойчивость контактных материалов и могут привести к повышению
переходных сопротивлений контактов соединителей и разъемов [295].
При воздействии импульсного у-излучения в материалах опорных
шайб и контактных промежутках за счет ионизации возникают токи
утечки, что приводит к резкому снижению сопротивления изоляции и
ухудшению электрической прочности соединителей и разъемов. Сни-
жение сопротивления изоляции на 3—5 порядков наступает уже при
мощности экспозиционной дозы у-излучения 0,258 А/кг (103 Р/с). При
мощностях доз 2580—25800 А/кг (107—108 Р/с) сопротивление изоля-
ции снижается на 6—7 порядков и может достигать 0,1—0,01 от номи-
нальной величины, установленной на изделия. Такое изменение сопро-
тивления изоляции носит обратимый характер и после прекращения
импульса излучения практически полностью исчезает [307].
На основе имеющихся экспериментальных данных можно сказать,
что стекло, пластмасса АГ-4, полиэтиленсиликоновая смола и винило-
вые изоляционные материалы с неорганическим наполнителем сохра-
няют при облучении удовлетворительные электрические и механиче-
ские свойства. Однако в органической изоляции под влиянием излуче-
ния быстрее, чем в стекле и керамике, наступает физическая
деградация их структуры и происходит выделение газа. При этом гер-
метически запаянный разъем может взорваться под давлением газа.
Данных о воздействии импульсной проникающей радиации на вы-
сокочастотные разъемы практически нет, однако, учитывая характер
изменения сопротивления изоляции, следует ожидать большие обрати-
мые изменения сопротивления изоляции разъемов при импульсном
облучении.
14—510
209
Приложение
Особенности работы электронных изделий в условиях
воздействия факторов космического пространства
Характеристика термовакуумных факторов космического пространства [291, 292]
К факторам космического пространства, наряду с космическими ионизирующими
излучениями, относятся: глубокий вакуум, лучистые тепловые потоки и невесомость.
Эти факторы, связанные с нарушением теплообмена в изделиях электронной техники
и специфическим воздействием вакуума, принято называть термовакуумными.
Глубокий вакуум космического пространства характеризуется крайне низкими
значениями концентрации частиц, плотности и давления атмосферы. На высоте 150—
200 км давление .окружающей среды составляет 10~4 Па, а на высотах более
10 тыс. км атмосферное давление в открытом космическом пространстве меньше
10-11 Па [291].
Однако характеристика условий открытого космического пространства еще не
является характеристикой условий работы аппаратуры. На поверхности космического
аппарата, в негерметизированных блоках аппаратуры и отсеках аппарата за счет
испарения материалов конструкций давление будет существенно выше давления среды,
окружающей аппарат (порядка 10-7—10-2 Па). Таким образом, аппаратура (и тем
более ее комплектующие изделия), размещенная в негерметизированных отсеках кос-
мических аппаратов, будет работать в условиях атмосферного давления не ниже
10-7 Па [292].
Тепловое воздействие вакуума проявляется в снижении теплоотвода от энерго-
выделяющих изделий из-за полного отсутствия конвективного теплообмена и резкого
падения теплопроводности газа. Поэтому учет теплового воздействия вакуума на
изделия электронной техники сводится к определению зависимости допустимых рас-
сеиваемых изделиями мощностей от давления.
Наряду с нарушением теплообмена в изделиях электронной техники, в условиях
космического пространства имеется специфическое воздействие вакуума на мате-
риалы и изделия, проявляющееся в виде потери массы материалов и окисных пленок
за счет сублимации, а также за счет разложения тех или иных соединений на ряд
веществ, часть из которых может оказаться летучей.
Испарение твердого вещества в вакууме (потери массы испаряющегося вещества
в единицу времени с единицы поверхности) обусловливается вероятностью отрыва ато-
мов от поверхности и определяется выражением о=/гм К M/2nRT, где Лм — давление
насыщенных паров материала; М — молекулярная масса; 7?— универсальная газовая
постоянная; Т — абсолютная температура.
Потери сложных органических веществ в вакууме за счет их разложения могут
быть во много раз больше потерь за счет сублимации. Сублимация и разложение мате-
риалов могут также существенно проявляться, если между различными поверхностями
имеется разность температур. В этом случае испарившийся металл может конденсиро-
ваться на более холодной электроизолирующей поверхности ,образуя пленочный про-
водящий слой. Толщина осажденного слоя определяется как произведение глубины
сублимации на отношение площадей более теплой и более холодной поверхностей.
Такой подход позволяет оценить верхний предел возможной толщины осажденного
слоя. Глубокий вакуум оказывает сильное воздействие на трущиеся и контактирующие
поверхности, приводя к эффектам сухого трения и холодной сварки.
Кроме того, в процессе изменения давления от нормального атмосферного до
глубокого вакуума между электродами изделий, находящихся под напряжением
100 В и более, могут наблюдаться такие явления, как электрический пробой, корон-
ный и тлеющий разряды, которые могут приводить к нарушению работоспособности
аппаратуры. Наиболее опасной с точки зрения проявления указанных электрических
эффектов является область давления от 10-4 до 10-1 Па.
Лучистые тепловые потоки. Основным источником лучистой энергии космического
пространства является Солнце. Плотность потока солнечного излучения на верхней
210
границе атмосферы Земли при среднем удалении от Солнца равна 0,14 Вт/см2 и
изменяется обратно пропорционально квадрату расстояния до Солнца. По спектраль-
ному составу солнечное излучение близко к излучению абсолютно черного тела с тем-
пературой около 6000°С, для которого максимум интенсивности приходится на длину
волны около 0,47 мкм.
Планеты Солнечной системы, находясь в лучистом равновесии с Солнцем, форми-
руют уходящее излучение планет, слагающееся из собственного теплового излучения
планеты и отраженного от планеты солнечного излучения. По спектральному со-
ставу собственное излучение планеты относят к длинноволновому уходящему излу-
чению. В частности, от Земли 99% энергии в спектре длинноволнового уходящего
излучения приходится на область 3—30 мкм и в спектре коротковолнового уходящего
излучения на область 0,3—3 соответственно с максимумом 9,3 и 0,47 мкм.
В состав прямого солнечного излучения входят и электромагнитное излучение
Солнца с длиной волны короче 0,3 мкм, называемое ультрафиолетовым излучением.
Плотность потока ультрафиолетового излучения на верхней границе атмосферы со-
ставляет 9% от интегральной по спектру плотности потока прямого солнечного излу-
чения.
Лучистые тепловые потоки, воздействуя на объект, вносят определенный вклад
в тепловой баланс космических аппаратов и аппаратуры. Однако ультрафиолетовое
излучение может оказывать также и сильное специфическое воздействие. Под дей-
ствием ультрафиолетового излучения могут меняться свойства оптики и терморегу-
лирующих покрытий, свойства красителей и органических материалов, поверхностная
электропроводимость и т. д. Ультрафиолетовое излучение проникает в большинстве
материалов на глубину несколько ангстрем, поэтому все повреждения ограничиваются
лишь поверхностным слоем.
Невесомость как фактор космического пространства имеет место при свободном
орбитальном полете космического аппарата и является следствием уравновешивания
силы гравитации силами инерции. С точки зрения воздействия на изделия невесомость
рассматривается только как фактор, оказывающий влияние лишь на тепловой режим
изделий. В этом смысле невесомость следует учитывать только для аппаратуры, раз-
мещаемой в герметизированных отсеках космических аппаратов. Тепловое воздействие
невесомости, так же как и вакуума, характеризуется отсутствием конвективной со-
ставляющей теплоотдачи от энерговыделяющих изделий. Использование для охлажде-
ния принудительной циркуляции газа в условиях орбитального полета практически
устраняет эффект воздействия невесомости. Однако если при этом имеются «застой-
ные» зоны, в которых скорость потока газа близка к нулю, то в них эффект невесо-
мости проявляется сильно.
Расчет тепловых режимов работы, изделий в условиях вакуума [289, 290].
Из теории теплопередачи известно, что обмен тепловой энергии нагретого тела со
средой может происходить тремя путями: конвективным переносом тепла окружающей
средой, передачей тепла через выводы или контактирующие поверхности и излучением
греющихся поверхностей.
В диапазоне давлений от 102 до 10~3 Па процесс теплообмена мало изучен,
поэтому для этой области давлений трудно произвести аналитический расчет количе-
Рис. П.1.
Рис. П.2.
Рис. П.1. Зависимость конвективной составляющей мощности от давления для рези-
стора С5-5 мощностью 10 Вт.
Рис. П.2. Распределение температур на поверхности и вдоль выводов резистора С5-5
сопротивлением 1 кОм при температуре окружающей среды 25°С.
14* 211
ства тепла, отводимого конвективным теплообменом. Однако теоретические и экспе-
риментальные оценки конвективного теплообмена для этого диапазона давлений
показывают, что его величина будет мала, а при давлении ниже 10~2 Па конвектив-
ным теплообменом практически можно пренебречь. Для иллюстрации на рис. П.1
приведена зависимость величины конвективной составляющей теплообмена от давле-
ния для резистора [292].
Тепловое излучение связано с внутренними процессами, в результате которых
тепловая энергия переходит в лучистую (электромагнитную). Лучистая энергия может
поглощаться другими телами и вновь трансформироваться в теплоту. Передача тепла
излучением может происходить как в видимом, так и в инфракрасном диапазонах
спектра. Видимый диапазон спектра охватывает участок от 0,4 до 0,76 мкм, а инфра-
красный — от 0,76 до 420 мкм. Практически в теплотехнических расчетах основная
доля лучистой энергии приходится на длины волн от 0,76 до 15 мкм, т. е. лежит
в ближней инфракрасной области. Передача тепла излучением для нагретых тел
происходит одинаково как в нормальных условиях, так и в условиях вакуума.
Расчет лучистого теплообмена между двумя произвольно расположенными тела-
ми производится по формуле [290, 292] PH=cToEnpF[(7’i/lOO)4—(Т2/100)4], где Ри—
мощность, излучаемая более нагретым телом на другое тело, Вт; о0 — коэффициент
излучения абсолютно черного тела (постоянная Стефана — Больцмана), Оо=5,67Х
Х10~8 Вт/(м2-К4); ЕПр — приведенная степень черноты поверхностей, участвующих
в теплообмене; F — взаимная поверхность облучения; Т\— температура более горя-
чего тела, К; Т2— температура более холодного тела, К.
При лучистом теплообмене между телом и замкнутым пространством, в котором
находится это тело, если Fi<^F2, то F^F\, а приведенная степень черноты ЕПр=
= [l/ei-|-(l/E2—1)Fi/F^-*, где ei и g2 — степень черноты тела, находящегося в замкну-
том пространстве, и поверхности замкнутого пространства соответственно; Fi п F2 —
поверхности тепловыделяющего тела и замкнутой системы.
Следует отметить, что при проведении испытаний изделий электронной техники
в вакуумных камерах величина поверхности изделия Fi неизмеримо мала по сравне-
нию с поверхностью камеры F2, следовательно, отношение F\/F2 близко к нулю.
В таком случае еПр^Е1, т. е. условия теплообмена зависят в основном от степени чер-
ноты изделия Еь
Определение количества тепла, отводимого за счет теплопроводности через элек-
трические выводы или контактирующие поверхности, является весьма сложной задачей.
Это обусловлено тем, что тепло, отводимое, например, через выводы к монтажной
плате, по пути рассеивается как за счет конвекции, так и за счет излучений, н рас-
пределение температуры вдоль выводов имеет сложный характер. Распределение темпе-
ратуры на поверхности резистора и вдоль выводов приведено на рис. П.2 [292].
Поскольку выводы элементов, как правило, находятся в контакте с другими элемента-
ми и длина их может меняться в зависимости от условий монтажа, заранее определить
мощность, рассеиваемую через выводы, расчетным путем затруднительно.
Оценку величины контактного теплообмена можно производить по формуле
п
Рт =-- . ^5.. Д7*,
«=1 в
где Z.B — коэффициент теплопроводности материалов вывода, Вт/(м-К); SB — поперечное
сечение вывода, м2; /в— длина вывода, м; АТ— разность температур на концах вывода
длиной /в, К; п — количество выводов у изделия.
Проведенные расчетным путем ориентировочные оценки тепловых режимов для
различных классов изделий электронной техники показывают, что для поддержания
нормальных тепловых режимов на корпусе изделий требуется снижать электрическую
нагрузку у тепловыделяющих изделий электронной техники в среднем на 20—50% от
номинальной.
В общем виде тепловой режим для изделий электронной техники можно предста-
вить следующим выражением: Р=Рк-фРт4-Г>и, где Р — полная рассеиваемая изделием
мощность; Рк — конвективная составляющая рассеиваемой мощности; Рт и Ри — мощ-
ности, отводимые за счет теплопроводности и излучения соответственно.
Теплообмен изделий в нормальных условиях осуществляется конвективным пере-
носом тепла, теплопроводностью и излучением, а в вакууме при давлении ниже
10~3 Па — теплопроводностью и излучением, поскольку конвективный теплообмен
в этих условиях практически отсутствует. Поэтому в условиях вакуума для изделий
электронной техники теплообмен можно представить в виде P=PT-j-P„ [291, 292].
212
Количество тепла, отводимого конвективным теплообменом, можно представить
в виде
Рк=а/?(/п—г'о),
где а — коэффициент теплоотдачи между поверхностью изделий и окружающей средой,
Вт/(м2>оС); F — теплопередающая поверхность изделия, м2; ta и /0— температуры по-
верхности изделия и окружающей среды, °C. Коэффициент а при нормальном давлении
окружающей среды определяется в каждом конкретном случае в зависимости от физи-
ческих условий окружающей среды, геометрической формы, пространственного поло-
жения элемента и величины температурного градиента. В общем виде через критериаль-
ную зависимость коэффициент теплоотдачи может быть выражен формулой a=Nu Х/1,
где Nu — безразмерный коэффициент теплоотдачи (критерий Нуссельта), характеризую-
щий связь между интенсивностью теплоотдачи и температурным полем в пограничном
слое; X — коэффициент теплопроводности окружающей среды, Вт/(м-°С); I — длина
изделия, м.
Коэффициент Nu определяется по формуле Nu—0,15(Gr-Pr)1/3, где Gr—крите-
рий Грасгофа; Рг — критерий Прандтля.
Критерий Грасгофа Gr= (gH3/y2)^At, где g— ускорение силы тяжести, м/с2; у —
коэффициент кинематической вязкости, м2/с; Н — высота изделия, м; ЛТ — температур-
ный перепад, °C; |3 — коэффициент объемного расширения, 1/°С.
Критерий Прандтля Рг=у/а, где а — коэффициент теплопроводности среды, м2/с.
Список литературы
1. Действие ядерного оружия. Пер. с англ. М., Воениздат, 1965.
2. Ямпольский П. А. Нейтроны атомного взрыва. М., Атомиздат, 1961.
3. Ширшев Л. Г. Ионизирующие излучения и электроника. М., «Сов. радио», 1969.
4. Лейпунский О. И. Гамма-излучение атомного взрыва. М., Атомиздат, 1959.
5. Справочник по ядерной физике. Пер. с англ. Под ред. Л. А. Арцимовича, М., Физ-
матгиз, 1963.
6. Энергетические реакторы США. Пер. с англ. Под ред. М. Е. Минашина. М.,
Атомиздат, 1960.
7. Бать Г. А., Коченов А. С, Кабанов Л. П. Исследовательские ядерные реакторы.
М., Атомиздат, 1972.
8. Радиационные пояса Земли и космические лучи. М., «Просвещение», 1970. Авт.:
С. Н. Вернов, П. В. Вакулов, Е. В. Горчаков, Ю. И. Логачев.
9. Горячева Г. А., Шапкин А. А., Ширшев Л. Г. Действие проникающей радиации
на радиодетали. М., Атомиздат, 1971.
10. Исследовательские реакторы (по материалам иностранной печати), Вып. 24. М.,
Атомиздат, 1958.
11. Альбом ядерных реакторов. Энергетические, опытные и исследовательские ядер-
ные реакторы. М., Атомиздат, 1959.
12. Крамер-Агеев Е. А., Легоньких В. П., Мартынов Ю. Н., Трошин В. С. Измерение
спектров быстрых нейтронов на горизонтальном канале ИРТ-2000 МИФИ. —
В кн.: Вопросы дозиметрии и защиты от излучений. Под ред. Л. Р. Кимеля.
Вып. 11. М., Атомиздат, 1970.
13. Нири Г. и др. Биологическое действие длительного нейтронного облучения. Пер.
с англ. М., ИЛ, 1961.
14. Верещинский И. В. Введение в радиационную химию. М., Изд-во АН СССР,
1963.
15. Ратнер Б. С. Ускорители заряженных частиц. М., «Наука», 1966.
16. Гохберг Б. М., Яньков Г. Б. Электростатические ускорители заряженных частиц.
М., Атомиздат, 1960.
17. Петухов В. А., Котов В. И. Современные ускорители частиц. М., «Наука», 1965.
18. Ускорители заряженных частиц. Основные понятия. Классификация и виды уско-
рителей. Основные узлы и детали ускорителей. Параметры, характеристики и ре-
жимы ускорителей. Терминология. М., «Наука», 1966.
19. Действие радиации на органические материалы. Сост. Р. Болт и Дж. Кэррол. Пер.
с англ. Под ред. В. Л. Карпова. М., Атомиздат, 1965.
20. Москалёв В. А., Шестаков В. Г. Контроль и измерение параметров пучков заря-
женных частиц. М., Атомиздат, 1973.
21. Бибергаль А. В., Синицын В. И., Лещинский Н. И. Изотопные гамма-установки.
М., Атомиздат, 1960.
22. Затуловский В. И. Источники ионизирующих излучений для работ по радиа-
ционной химии. — В кн.: Труды всесоюзной научно-технической конференции по
применению радиоактивных и стабильных изотопов и излучений в народном хо-
зяйстве и науке. М., Изд-во АН СССР, 1958.
23. Гусев Н. Г., Машкович В. П., Вербицкий Б. В. Радиоактивные изотопы как гам-
ма-излучатели. М., Атомиздат, 1964.
24. Анализ и расчет интегральных схем. Под ред. Д. Линна, Ч. Мейера, Д. Гамиль-
тона. Ч. 2. Пер. с англ. М., «Мир», 1969.
25. Narud I. A., Meyer С. S. Characterization of integrated logic circuits. — «Proc.
IEEE», 1964, v. 52, № 12.
26. Стародубцев В. С., Романов А. М. Взаимодействие гамма-излучения с веществом.
Ташкент, «Наука», 1964.
27. Вавилов В. С., Ухин Н. А. Радиационные эффекты в полупроводниках и полу-
проводниковых приборах. М., Атомиздат, 1969.
28. Бор Н. Прохождение атомных частиц через вещество. Пер. с англ. М., ИЛ,
1960.
214
29. Seitz F. On the disordering of solids by action of fast massive particles. — «Disc.
Farad. Soc.», 1949, № 5.
30. Динс Д., Виньярд Д. Радиационные эффекты в твердых телах. Под ред.
Г. С. Жданова. М., ИЛ, I960.
31. Кинчин Д., Пиз Р. Смещение атомов в твердых телах под действием излучения.—
УФН, 1956, т. 60, вып. 4.
32. Вавилов В. С. Действие излучений на полупроводники. М., Физматгиз, 1963.
33. Аванесян Р. Р., Попов В. И. Влияние радиации на электросопротивление высо-
коомных сплавов. М., ЦНИИ «Электроника», 1974. Обзоры по электронной тех-
нике. Сер. Материалы. Вып. 9.
34. Коноплёва Р. Ф., Литвинов В. Л., Ухин И. А. Особенности радиационного повреж-
дения полупроводников частицами высоких энергий. М., Атомиздат 1971.
35. Томпсон М. Дефекты и радиационные повреждения в металлах. Пер. с англ.
Под ред. В. Е. Юрасовой. М., «Мир», 1971.
36. Мейер Дж., Эриксон Л., Дэвис Дж. Ионное легирование полупроводников. Пер.
с англ. Под ред. В. М. Гусева. М., «Мир», 1973.
37. Виньярд Д. Динамика радиационного повреждения. — УФН, 1961, т. 74, вып. 3.
38. Keywell F. A mecanism for sputtering in the high vacuum based upon the theory
of neutron collision. — «Phys. Rev.», 1952, v. 87.
39. Keywell F. Measurements and collision-radiation damage theory of high-vacuum
sputtering. — «Phys. Rev.», 1955, v. 97, № 6.
40. Harrison D. E. Theory of the sputtering process. — «Phys. Rev.», 1956, v. 102, № 6.
41. Вавилов В. С. Природа и энергетический спектр радиационных нарушений в по-
лупроводниках.— УФН, 1964, т. 84, вып. 3.
42. Lindhard J., Schurff М. Energy dissipation by ions in the Kev region, — «Phys.
Rev.», 1961, v. 124.
43. Stein H. Energy dependence of neutron damage in silicon.—«J. Appl. Phys.», 1967,
v. 38, № 1.
44. Harrison W., Seitz F. Theory of radiation damage. — «Phys. Rev.», 1955, v. 98.
45. Seitz F., Koehler J. S. Displacement of atoms during irradiation. — «Sol. St. Phys.»,
1956, v. 2, № 4.
46. Snyder W. S., Neufeld J. J. Disordering of solids by neutron radiation. — «J. Phys.
Rev.», 1955, v. 97, № 6.
47. Kinchin G. H., Pease R. S. The mechanism of the irradiation disordering of allays.—
«J. Nucl.Energy», 1955, v. 1.
48. Silsbee R. H. Focusing in collision problems in solids. — «J. Appl. Phys.», 1957,
v. 28, № 11.
49. Nelson R. S., Thompson M. W. Atomic collision sequences in cristals of copper, sil-
ver and gold revealed by sputtering in energetic ion beams. — «Proc. Roy. Soc.»,
1961, v. 259.
50. Варли T. Механизм смещения ионов в ионной решетке. — ФТТ, 1954, № 6.
51. Стародубцев С. В., Кив А. Е. — «Изв. АН Уз. ССР. Сер. физ.-мат. наук», 1963,
№ 2.
52. Мотт, Герни. Электронные процессы в ионных кристаллах. Пер. с англ., М., ИЛ,
1950.
53. Brinkman Т. On the nature of rad. damage in metals. — «J. Appl. Phys.», 1954,
v. 25, № 8.
54. Taylor G. J. The mechanism of plastic deformation of cristals. — «Proc. Roy. Soc.»,
1934, v. 145.
55. Germain L. S. Stars in photographic emulsions initiated by photons. — «Phys. Rev.»,
1951, v. 82, № 5.
56. Ткачёв В. Д. Исследование радиационных нарушений в монокристаллах кремния,
германия и арсенида галлия. Докт. дис. Минск, БГУ, 1967.
57. Кушнир С. X., Николаева Л. Г. К вопросу о характере нарушений, возникающих
в бездислокационном кремнии при облучении быстрыми нейтронами. — ФТТ, 1966,
т. 8, № 3.
58. Коноплёва Р. Ф., Новиков С. Р., Рубинова Э. Э. Дефекты, созданные в кремнии
облучением быстрыми нейтронами при 77 К. — ФТТ, 1966, т. 8, № 2.
59. Gossik В. R. Disordered regions in semiconductors bombarded by fast neutrons.—
«J. Appl. Phys.», 1959, v. 30, № 8.
60. Коноплёва P. Ф., Новиков С. P., Рывкин С. M. Об уровнях дефектов, создавае-
мых в германии моноэнергетическими нейтронами. — ФТТ, 1964, т. 6, № 7.
61. Crawford J. Н. Radiation effects in diamond lattice semiconductors. — «IEEE Trans.
Nucl. Sci.», 1963, v. 10, № 5.
62. Watkins G., Corbett G. Defects in irradiated silicon. — «Phys. Rev.», 1965, v 138,
№ 2A.
215
63. Sonder E., Templeton J. Gamma-irradiated of silicon. — «J. Appl. Phys.», 1960, v. 3,
,№7.
64. Matsuura K., Inuishi Y. Annealing of radiation damage on lifetime in silicon. —
«J. Phys. Soc. Jap.», 1961, v. 16, № 2.
65. Bemski G. Paramagnetic resonance in electron irradiated silicon. — «J. Appl. Phys.»,
1959, v. 30, № 8.
66. Hodgson P. E. Nuclear disintegrations caused by 50—125 Mev protons. — «Phil.
Mag.», 1954, v. 45, № 361.
67. Конозенко И. Д. О некоторых вопросах радиационной физики неметаллических
кристаллов. В кн.: Труды совещания АН СССР и АН УССР. Киев, «Наукова дум-
ка», 1967.
68. Григорьев Е. Л., Соловьёва Л. П. Ядерные расщепления, производимые в фото-
эмульсии протонами с энергией 660 Мэв. — ЖЭТФ, 1956, т. 31.
69. Перфилов Н. А., Ложкин О. В., Остроумов В. С. Ядерные реакции под действием
частиц высоких энергий. М., Изд-во АН СССР, 1962.
70. Стародубцев С. В., Ниязова О. Р., Кив А. Е. Радиационные эффекты в сульфиде
кадмия. Ташкент, Изд-во АН УзССР, 1965.
71. Дирнли Д., Нортроп Д. Полупроводниковые счётчики ядерных излучений. Пер.
с англ. Под ред. В. С. Вавилова. М., «Мир», 1966.
72. Hall R. N. Electron-hole recombination in Ge. — «Phys. Rev.», 1952, v. 87, № 2.
73. Shockley W., Read W. T. Statistics of the recombinations of holes and electrons. —
«Phys. Rev.», 1952, v. 87, № 5.
74. Hirata M., Hi rata M., Saito N. The interactions of point defects with impurities in
silicon. — «J. Phys. Soc. Jap.», 1969, v. 27, № 2.
75. Loferski T. J., Rappaport P. Electron-bombardment induced recombination centers
in germanium. — «J. Appl. Phys.», 1959, v. 30, № 8.
76. Nakashima K-, Inuishi Y. Studies of recombination centers in gamma-irradiated
p-type silicon.— «J. Phys. Soc. Jap.», 1970, v. 29, № 6.
77. James H-, Lark-Horovitz K. On the electrical properties of solid with defects. —
«J. Phys. Chem.», 1951, v. 198, № 1.
78. Коноплёва P. Ф., Новиков С. P., Рывкин С. M. Энергетические уровни в герма-
нии, возникающие при бомбардировке быстрыми нейтронами. — ФТТ, 1963, т. 5,
№ 10.
79. Proton-neutron damage equivalence in Si and Ge semiconductor. — «IEEE Trans.»,
1963, v. NS-10, № 5. Aut: T. R. Bilinski, E. H. Brooks, V. Cocca, R. T. Maier.
80. Streetman B. Recombination and trapping in Co60 gamma-irradiated n-Ge.—
«J. Appl. Phys.», 1966, v. 37, № 8.
81. Ларк-Горовиц К. Полупроводниковые материалы. Пер. с англ., М., ИЛ, 1954.
82. Cleland J. W., Crawford J. Н., Pigg J. C. Fast-neutron bombardment of n-type Ge.—
«Phys. Rev.», 1955, v. 98, № 6.
83. Зеленский К. Ф., Завада Н. И., Трошкин И. А., Цукерман В. А. Мощный импульс-
ный генератор коротких вспышек рентгеновских лучей. — ПТЭ, 1969, № 4.
84. Cleland J. W., Crawford J. Н., Holmes D. К. Effects of gamma-radiation on germa-
nium.— «Phys. Rev.», 1956, v. 102, № 3.
85. Акимченко И. П., Вавилов В. С., Плотников А. Ф. Спектры фотопроводимости
кристаллов германия, легированных кислородом и облученных быстрыми элек-
тронами.— ФТТ, 1966, т. 8, № 7.
86. Акимченко И. П., Вавилов В. С., Плотников А. Ф. Некоторые вопросы о радиа-
ционных дефектах, полученные из исследований спектров фотопроводимости гер-
мания, облученного быстрыми электронами. — ФТТ, 1964, т. 6, вып. 6.
87. Новиков С. Р. Исследование некоторых электрофизических свойств германия.
Канд. дис. Л., ФТИ, 1964.
88. Cleland J. W., Crawford J. Н. Low-temperature irradiation of n-type germanium.—
«J. Appl. Phys.», 1958, v. 29, № 2.
89. Ishino S., Nakazawa F., Hasiguti R. Annealing of y-ray irradiated n-type germa-
nium.— «J. Phys. Chem. Solids», 1963, v. 24.
90. Коноваленко Б. M., Рывкин С. M., Ярошецкий И. Д. О радиационных дефектах
в n-германии, возникающих под действием быстрых электронов. — ФТТ, 1962, т. 4,
вып. 2.
91. Energy levels and photoconductivity in electron-bombarded germanium. — «Phys.
Rev.», 1954, v. 95, № 4, Aut.: H. J. Fan, W. Kaiser, E. E. Klontz, K. Lark-Horovitz
and R. R. Pepper.
92. Curtis O. L., Cleland J. W. and all. Effect irradiation on the hole lifetime on n-type
germanium. — «J. Appl. Phys.», 1957, v. 28, № 10.
216
93. Wertheim G. К. Energy levels in electron-bombarded silicon. — «Phys. Rev.», 1957,
v. 105, № 6. Electron-bombardment damage in silicon. — «Phys. Rev.», 1958, v. 110,
№ 6, 1272; Neutron-bombardment damage in silicon. — «Phys. Rev.», 1958, v. Ill,
№ 6.
94. Hill D. E. Electron bombardment of silicon. — «Phys. Rev.», v. 114, № 6.
95. Watkins G. D., Corbett J. W., Walker R. M. Spin resonance in electron irradiated
silicon. — «J. Appl. Phys.», 1959, v. 30, № 8.
96. Галкин П. H. Рекомбинация носителей тока в кремнии n-типа, подвергнутом
облучению у-лучами.— ФТТ, 1961, т. 3, вып. 2.
97. Вавилов В. С., Плотников А. Ф. Фотопроводимость в кремнии p-типа, облученном
нейтронами. — ФТТ, 1961, т. 3, вып. 8.
98. Streetman В. G. Recombination and trapping in Co60 gamma-irradiated n-type ger-
manium. — «J. Appl. Phys.», 1966, v. 37, № 8.
99. Rose A. Recombination processes in insulators and semiconductors. — «Phys. Rev.»,
1955, v. 97, № 2.
100. Воробьёв А. А. Физические свойства ионных кристаллов. Томск, ун-т, 1960.
101. Слетэр Дж. Действие излучения на материалы. —УФН, 1952, т. 47, вып. 1.
102. Захаров А. И. Действие излучения на физические свойства и структуру твердого
тела. — УФН, 1955, т. 57, вып. 4.
103 Paymel G.,Bonnaud М. Modifications des yerres sous 1’influence des rayonne-
ipents. «Sil. Industry», 1962, y. 27, № 1. >
104. Вул Б. M. Установление тока в диэлектриках при у-облучении. ДАН СССР, 1961,
т. 139, вып. 6. . ,п . : г
105. Вул Б. М. Влияние гамма-излучения на электропроводность диэлектриков. — ФТТ,
.1961, т. 3, вып. 8. ,, . - .
106. Конобеевский С. Т. Действие облучения на материалы. М., Атомиздат, 1967.
107. Стародубцев С. В. и др.-, Действие ядернык излучений на материалы. М„ Изд-во
АН СССР, 1962.
, 108. Kircher G.,: Bowman ft. E. Effects of radiations op materials and coftiponents, New
York, 1964. 1 ...........
109. Богородицкий H. ПЦ Фридберг И. Д. Электрофизические основы высокочастотной
керамики. М.—Л., Госэнергоиздат, 1958. .. . -
ПО. Валеев X. С., Костюковffth1 С, Смирнов Т. И, —«Труды ГИЭКИ», М., Госэнерго-
издат, 1962, вып. 5. . ( , Т 1
,111 . Стевеле Дж. Электрические свойства стекла. Пер. с англ. Под ред. J5. Н. Мацо-
нашвили, М., ИЛ, 1961. г
112. Действие излучений 1 на неорганические стекла. М., Атомиздат, 1968. Авт.:
Г. В. Бюргановсдая,, В, В. Варган, Н. А. Леко, Ф. И. Орлов.
,113 . Чарлзби А. Ядерные излучения й полимеры. Пер. с англ. Э. Э. Финкеля. Под ред.
Ю. С. Лазуркина и В. Л. Карпова. М., ИЛ, 1962.
114. Карпов В. Л. Действие ядерных излучений на высокополимёрные вещества.—
В кн.;.. Сессия АН СССР по мирному использованию атомной энергий. М., Изд-во
АН СрСР, 1955. . ' :
115. Сканави Г. И. Физика диэлектриков. М., Грстухиздат, 1949.
116. Larin. F. Radiation effects in semiconductors devices. New York, 1968.
117. Федотов Я. А. Основы физики полупроводниковых приборов. М., «Сов. радио»,
1969. ; , Г . ;
118. Вологдин Э. Н., Ладыгин Е. А,, Шаховцов Bi И. Некоторые вопросы физики ра-
диационных повреждений в полупроводниковых приборах. Ч. I. Транзисторы. Киев,
1972 (Препринт ИФ72-10 АН УССР).
119. Sah С,, Noyce R., Shockley' W. Carrier generation and recombination in p-n junc-
tions and p-n junction characteristics. — «Proc. IRE», 1957, v. 45, № 9.
120. Sah'C. Effects of surface recombination and channel on p-n junction and transistor
characteristics. — «Trans. IRE», 1962, v. ED-9, № 1.
121. Goben. C. A., Smits F. M., Wirth J. L. — «IEEE Trans.», 1968, v. NS-15, № 2.
122. Poblenz F. W., Taulbee C, b. Application of silicon damage to neutron exposure
measurement. — «IEEE Trans.», 1967, v. NS-14, № 6.
123. Kirk С. T. A theory of transistor cutoff frequency (ft) falloff at high current den-
sities.—«IRE Trans.»,. 1962, v. ED-9, № 2.
124. Brown R. Energy dependence of proton and electron displagement effects on silicon
. semiconductor devices.— In: Report on Intern. Conf, on Radiation effects in se-
miconductors. Toulouse, March, 1967.
125., Snowr |Fv H., Grove A. S., Fitzgerald b. J. Effects of ionizing radiation on oxidized
- silicon surfaces and planar devices. — «Proc. IEEE»,'1967, v. 55, № 7.
Г26., Holmes-Seidle A., Zaininger K- Neutron-induced damage to silicon rectifiers.—
- «IEEE Trans.», 1967, v. R-17, № 1.
217
127. Митчел Дж., Уилсон Д. Поверхностные эффекты в полупроводниковых приборах,
вызванные радиацией. Пер. с англ. М., Атомиздат, 1970.
128. Hughes Н. Effects of metallic doping on ionization damage in Si—SiO2 structu-
res.—«IEEE Trans.», 1965, v. NS-12, № 6. .
129. Blair. Surface effects of radiation on transistors. — «IEEE Trans.», 1969, v. NS-10,
N 5.
130. Абрамян E. А., Вассерман С. Б., Долгушин В. M., Моркин Л. А., Печерский О. П.»
Цукерман В. А. Генератор коротких импульсов жесткого рентгеновского излуче-
ния высокой интенсивности. — ДАН СССР, сер. Математика, физика, 1970, т. 192,
№ 1.
131. Берман Л. С. Полупроводниковые диоды и триоды. — В кн.: Полупроводники
в науке и технике. Т. 2. Под ред. А. Ф. Иоффе. М.—Л., Изд-во АН СССР, 1958.
132. Красилов А. В., Трутко А. Ф. Методы расчета транзисторов. М., «Энергия», 1964.
133. Lauritzen Р. О., Fitzgerald D. J. Design tradeoffs for a neutron radiation — tolerant
silicon transistor. — «IEEE Trans.», 1964, v. NS-11, № 5.
134. Данилин В. H., Филатов А. С., Чернявский А. А. Исследование механизма рас-
пада усиления транзистора при увеличении тока эмиттера. — В кн.: Полупровод-
никовые приборы и их применение. Под ред. Я. А. Федотова. Вып. 21, М., «Сов.
радио», 1969.
135. Corbett J. Electron radiation damage in semiconductors and metals. New York, 1966.
136. Пасынков В. В., Чиркин Л. К», Шинков А. Д. Полупроводниковые приборы. М.,
«Высш, школа», 1966.
137. Малин Б. В., Сонин М. С. Параметры и свойства полевых транзисторов. М., «Энер-
гия, 1967.
138. Stanley A. G. Effect of electron irradiation on N-channel MOS transistors. — «Proc.
IEEE», 1967, v. 12.
139. Stanley A. Charge transport and starage in MOS structures. — «IEEE Trans.», 1965,
v. NS-13, № 6.
140. Zaininger К. H. Electron bombardment of NOS capacitors. — «J. Appl. Phys.», 1966,
v. 8, № 6.
141. Zaininger К. H. Electrical properties of electron bombardment MOS structures.—
«IEEE Trans.», 1966, v. NS-16, № 6.
142. Neumark G. F. Theory of the influence of hot electron effects on insulated gate field
effect transistors. — «Sol. St. Electron.», 1967, v. 10, № 3.
143. Brucker G. J., Dennehy W., Holmes-Siedle A. G. Electron surface damage in silicon
transistors. — «Proc. IEEE», 1965, v. 53, № 11.
144. Szedon J. R., Sandor J. E. The effect of low-energy electron irradiation of metal-
oxide-semiconductor structures. — «J. Appl. Phys.», 1965, v. 6, № 9.
145. Glotin P. Effects des radiations sur les dispositifs MOS. — «L’Onde Electr.», 1967,
v. 47, № 484.
146. Influence de la technologie et de la temperature sur h teuque des MOST aux elec-
trons de 1 Mev. — In.: Colloque international sur Paction des rayonnements sur les
composants a semiconducteurs. Toulouse, 1967. Aut.: J. Borel, P. Glotin, J. Jacour,
J. Pigneret, J. Samuelt, M. Verdone.
147. Waxman A., Zaininger K. The effect of electron irradiation of MOS structures.—
«Appl. Phys. Letts.», 1968, v. 3, № 12.
148. Хьюз X., Жиро P. Влияние космического излучения на полевые транзисторы со
структурой МОП. — «Электроника», 1964, т. 37, № 32.
149. Mattauch R. J., Lade R. V. Surface state density variations on MOS structures due
to gamma radiation. — «Proc. IEEE», 1965, v. 53, № 11.
150. Kooi E. Influence of heat treatments and ionizing irradiations on the Si surface
potential in the Si—SiO2 system. — «IEEE Trans.», 1966, v. ED-13, № 2.
151. Kooi E. Influence of x-ray irradiations on the charge distributions in metal-oxide-
. ' silicon structures. — «Philips Res. Rep.», 1965, v. 20, № 3.
1, 52. Fitzgerald D. J., Grove A. S. Radiation-induced increase in surface recombination
- velocity of thermally oxidized silicon structures. — «Proc. IEEE», 1966, v. 54, № 11.
153. Goodman A. M. Photoemission of holes from silicon into silicon dioxide. — «Phys.
Rev.», 1966, v. 152, № 2.
154. Stanley A. Effects of ionizing radiation on oxidized silicon surfaces. — «IEEE
Trans.», 1966, v. NS-13, № 6.
155. Speth A. J., Fang F. F. Effects of low energy electron irradiation on Si-insulated
gate FETS. — «J. Appl. Phys. Letts.», 1965, v. 7, № 6.
156. Stanley A. G. Effects of electron irradiation on metal-oxide semiconductor transis-
tors.—«Proc. IEEE», 1965, v. 53, № 6.
157. Deal В. E., Snow E. H., Mead C. A. Barrier energies in metal-silicon dioxide-silicon
structures. — «J. Phys. Chem. Solids», 1966, v. 27, № 11.
218
158. Lenzlinger M., Snow E. H., Fowler-Nordheim. Tunneling into thermally grown
SiO2.— «J. Appl. Phys.», 1969, v. 40, № 1.
159. Frohman-Bentchkowsky D., Lenzlinger M. Charge transport and storage in metal-
nitride-oxide-silicon (MNOS) structures — «J. Appl. Phys.», 1969, v. 40, № 8.
160. Sze S. M. Current transport and maximum dielectric strength of silicon nitride
films. — «J. Appl. Phys.», 1967, v. 38, № 7.
161. Mead C. A. Electron transport mechanisms in thin insulating films. — «Phys. Rev.»,
1962, v. 128, № 5.
162. Spratt J. P., Schnable G. 1., Standeven J. D. Impact of the radiation environment
on integrated-circuit technology. — «IEEE Trans.», 1970, v. SSC-5, № 1.
163. Gwyn C. W. Model for Radiation-induced charge trapping and annearling in the
oxide layer of MOS devices. — «J. Appl. Phys.», 1969, v. 40, № 12.
164. Гирий В. А., Шаховцов В. И. Радиационные эффекты в МДП-структурах. В кн.:
Радиационная физика неметаллических кристаллов. Т. 3. Под ред. И. Д. Коно-
зенко, Киев, «Наукова думка», 1971.
165. Hughes Н. L. Radiation induced perturbations of the electrical properties of the
silicon-silicon dioxide interface. — «IEEE Trans.», 1969, v. NS-16, № 6.
166. Reveth A. G., Zaininger К. H., Evans R. J. Interface states and interface disorder
in the Si—SiO2 system. — «J. Phys. Chem. Solids», 1967, v. 28, № 2.
167. Goetzberger A., Heine V., Nicollian E. H. Surface states in silicon from charges
in the oxide coating. — «Appl. Phys. Letts.», 1968, v. 12, № 3.
168. Lane С. H. Stress at the Si—SiO2 interface and its relationship to interface
states. — «IEEE Trans.», 1968, v. ED-15, № 12.
169. Kjar R. A., Peel J. L., Wrigley С. V. Effects of metallic doping on ionozation da-
mage in MOS FETS. —«IEEE Trans.», 1969, v. NS-16, № 6.
170. Donovan R. P., Simons M., Monteith L. K. Radiation hardening of thermal oxides
on silicon via ion implantation. — «IEEE Trans.», 1969, v. NS-16, № 6.
171. Radiation-hard dielectric films for MlS-structures. — «IEEE Trans.», 1969, v. NS-16,
№ 6. Aut.: P. F. Schmidt, M. J. Rand, J. P. Mitchell, J. D. Ashner.
172. Manlief S. K. Neutron-induced damage to silicon rectifiers. — «IEEE Trans.», 1964,
v. NS-11, № 5.
173. Hall R. N. Power rectifiers and transistors. — «Proc. IRE», 1952, v. 40, № 11.
174. Стафеев В. И. Влияние сопротивления толщи полупроводника на вольт-амперные
характеристики диода. — ЖТФ, 1958, т. 28, вып. 8.
175. Грибников 3. С. Лавинный пробой в диоде с ограниченным слоем объемного за-
ряда.— ФТТ, 1960, т. 11, вып. 5.
176. Емельянова Т. С., Рабинерсон А. А., Романовская Л. В. Расчет ширины слоя
объемного заряда в кремниевых диффузионных р—n-переходах для случая гаус-
совского распределения примеси. — В кн.: Силовая полупроводниковая техника.
Вып. 12, М., Информэлектро, 1969.
177. Ухин Н. А. Модель рекомбинации в полупроводниках с разупорядоченными об-
ластями. Препринт ИАЭ, М., 1969.
178. Lax В., Neustadter S. F. Transient response of a p—n junction. — «J. Appl. Phys.»,
1954, v. 25, № 9.
179. Болтакс Б. И. Диффузия в полупроводниках. М., Физматгиз, 1961;
180. Емельянова Т. С., Кожухова Е. А., Шаховцов В. И. Влияние радиационных де-
фектов на свойства кремниевых диффузионных электронно-дырочных переходов. —
В кн.: Физические процессы в кристаллах с дефектами. Киев, ИФ АН УССР,
1972.
181. Buechler М. G. Design curves for predicting fast-neutron-induced resistivity changes
in silicon. — «Proc. IEEE», 1968, v. 56, № 10.
182. Капитонов Л. И., Тучкевич В. М., Челноков В. Е. Исследование вольт-амперной
характеристики диффузионных электронно-дырочных переходов в кремнии. —
В кн.: Электронно-дырочные переходы в полупроводниках. Под ред. Г. М. Авакь-
янца, Ташкент, 1962.
183. Opdorp van С. Evaluation of doping profiles from capacitance measurements.—
«Sol. St. Electron.», 1968, v. 11, № 4.
184. Stein H. I. Defects in silicon: concepts and correlation. — In: Radiation defects in
semiconductors. L.—N. Y.—P. Gordon and Breach Science Publishers, 1971.
185. Shwartz J. M., Thurston M. O. Analysis of the effect of fast-neutron bombardment
on the current-voltage characteristic of a conductivity-modulated p—i—n diode. —
, «J. Appl. Phys.», 1966, v. 37, № 2.
\ / 186. Хиврич В. И. Изучение электрических и рекомбинационных свойств радиационных
7 дефектов в кремнии. Канд. дис. ИДИ АН УССР, Киев, 1972.
187. Фистуль В. И. Сильно легированные полупроводники. М., «Наука», 1967.
188. Фистуль В. И., Шварц Н. 3. Туннельные диоды. — УФН, 1962, т. 77, № 1.
219
1 i;_.
189. Бонч-Бруевич В. Л. Вопросы электронной теории сильно легированных полупро-
водников. В кн.: Физика твердого тела. Теория твердого тела. Под ред. С. В. Тяб-
ликова. М., ВИНИТИ, 1965.
190. Туннельные диоды. М., «Наука», 1966. Авт.: Н. А. Белова, В. Л. Бонч-Бруевич,
П. Е. Зильберман и др.
191. Esaki L. New phenomena in narrow germanium p—n junction. — «Phys. Rev.», 1958,
v. 109, № 2.
192. Серебренников. П. С. Взаимодействие протонов с энергией 660 МэВ с легкими
ядрами (С, N и О). Канд. дис. ЛПИ им. М. И. Калинина, Л., 1959.
193. Chynoweth A. G., Feldman W. L., Logan R. A. Excess tunnel current in silicon
Esaki junctions. — «Phys. Rev.», 1961, v. 121, № 3.
194. Claassen R. S. Excess and hump current in Esaki diodes. — «J. Appl. Phys.», 1961,
v. 32, № 11.
195. Электронно-дырочный переход в сильно вырожденном полупроводнике при сверх-
больших плотностях тока.—ФТТ, 1965, т. 7, № 5. Авт.: А. Н. Именков, М. М. Коз-
лов, Д. Н. Наел ед ов и др.
196. Logan R. A., Augustyniak W. М., Gilbert J. F. Electron bombardment damage in
silicon Esaki diodes. — «J. Appl. Phys.», 1961, v. 32, № 7.
197. Bemski G., Augustyniak W. M. Annealing of electron bombardment damage in sili-
con crystals. — «Phys. Rev.», 1957, v. 108, № 3.
198. Sah С. T. Observation of indirect tunneling via impurity states in narrow silicon
junctions. — «Bull. Am. Phys. Soc.», 1960, v. 5, № 7.
199. Longo T. A. On the nature of the maximum and minimum currents in germanium
tunnel diodes. — «Bull. Am. Phys. Soc.», 1960, v. 5, № 3.
200. Claassen R. S. Excess and hump current in Esaki diodes. — «Bull. Am. Phys. Soc.»,
1960, v. 5, № 6.
201. Pierce С. B., Sander H. H., Kantz A. D. Radiation induced hump structure in the
I—V characteristics of Esaki diodes. — «J. Appl. Phys.», 1962, v. 33, № 10.
202. Tanaka T., Inuischi J. Hall effect measurement if radiation damage and annealing
in Si. — «J. Phys. Soc. Jap.», 1964, v. 19, № 2.
203. Литвинов В. Л. Радиационные нарушения в туннельных р—n-переходах. Канд,
дис. ИФ АН УССР, Киев, 1968.
204. Коноплева Р. Ф., Новиков С. Р. Электрические свойства германия, облученного
быстрыми нейтронами при 77 К- — ФТТ, 1964, т. 6, № 4.
205. Brown W. L, Augustyniak W. М., Waite Т. R. Annealing of radiation defects in
semiconductors. — «J. Appl. Phys.», 1959, v. 30, № 8.
206. Aukerman L. W., Millea M. F., McColl M. Effects of radiation damage on the beha-
v. 34, № 3. Aut.: H. Roth, W. Bernard, P. Zeldes, A. P. Schmid.
207. Aukerman L. W., Millea M. F. Band-filling current in heavily doped GaAs diodes.—
«J. Appl. Phys.», 1965, v. 36, № 8.
208. Voltage-annealing of radiation damage in tunnel diodes. — «J. Appl. Phys.», 1963,
v. 34, № 3. Aut.: H. Roth, W. Bernard, P. Zeldes, A. P. Schmid.
209. Baruch P. Mobility of radiation-induced defects in germanium. — «J. Appl. Phys.»,
1961, v. 32, № 4.
210. Rindner W., Roth H., Bernard W. Equivalence of stress- and radiation induced
defects in degenerate p—n junctions. — «J. Appl. Phys.», 1965, v. 36, № 11.
211. Труханов К. А., Рябова T. Я., Морозов Д. X. Активная защита космических ко-
раблей. М., Атомиздат, 1970.
212. Пикус Г. Е. Основы теории полупроводниковых приборов. М., «Наука», 1965.
213. Cummerow R. L. Photovoltaic effect in p—n junctions. — «Phys. Rev.», 1954, v. 95,
№ 1.
214. Loferski J. J. Theoretical consideration Governing the choice of the optimum se-
miconductor for photovoltaic solar energy conversion. — «J. Appl. Phys.», 1966,
v. 37, № 2.
215. Wysocki I. I. Radiation studies on GaAs and Si devices. — «IEEE Trans.», 1963,
v. NS-10, № 5.
216. Rosenzweig W. Space radiation effects in silicon devices. — «IEEE Trans.», 1965,
v. NS-12, № 5.
217. Waddel R. C. Radiation damage to solar cells on relay I and relay II. — «IEEE
Trans.», 1964, v. NS-11, № 5.
218. Brown W. L., Gable I. D., Rosenzweig W. Results of the telstar radiation experi-
ments.— «Bell Syst. Tech. J.», 1963, v. 42, № 4.
219. Городецкий С. M., Лазовский А. Рекомбинационные характеристики р-кремния,
облученного быстрыми электронами. — В кн.: Радиационная физика неметалли-
ческих кристаллов. Под ред.: Л. Н. Сироты. Минск, «Наука и техника», 1970.
220
220. Rosenzweig W., Smits F. M., Brown W. L. Energy dependence of proton irradiation
damage in silicon. — «J. Appl. Phys.», 1964, v. 35, № 9.
221. Rosenzweig W. Space radiation effects in silicon devices. — «IEEE Trans.», 1965,
v. NS-12, № 5.
222. Mackay I. W., Klontz E. E. The role of carries in the displacement process in
germanium. — «Radiation Damage in Solids», 1963, v. 3.
223. Effects in impurities on radiation damage in silicon solar celles.— «J. Appl. Phys.»,
1964, v. 33, № 7. Aut.: I. Mandelcorn, L. Schwartz, I. Broder, H. Kantz, R. Ulman.
224. Григорьева Г, M., Крейнин Л. Б., Лансман А. П. Исследование возможностей
увеличения стабильности фотоэлектрических характеристик кремниевых п—р-пе-
реходов. — В кн.: Радиационная физика неметаллических кристаллов. Минск,
«Наука и техника», 1970.
225. Fang Р. Н. Annealing of radiation induced defects in silicon. — «Phys. Letts», 1966,
v. 20, № 4.
226. Tauke R. V., Faraday В. I., Satller R. L. Annealing of proton radiation damage in
silicon solar celles. — «Phys. Letts», 1966, v. 24A, № 3.
227. Влияние облучения на материалы и элементы электронных схем. Пер. с англ.
Под ред. В. Н. Быкова, С. П. Соловьева. М., Атомиздат, 1967.
228. Trillat J. J., Oketany S. Sur les ralations d’orientation entre la cementite et le
fer—a. — «Aicta Crist.», 1952, v. 5.
229. Шитиков Г. T., Цыганков П. Я., Орлов О. М. Высокостабильные кварцевые авто-
генераторы. Под ред. Шитикова Г. Т. М., «Сов. радио», 1974.
230. йоши Н. С., Ваг А. С. Применение метода избирательного травления для изуче-
ния дефектов строения искусственного кварца. — «Кристаллография», 1967, т. 12,
№ 4.
231. Стрелков П. Г., Косоуров Г. Н., Самойлов Б. П. Дилатометр для образцов малых
размеров. — «Изв. АН СССР», 1953, т. 17, № 3.
232. Стрелков П. Г. О дилатометрии твердого тела и некоторых ее применениях. —
«Неорг. химия», 1956, т. 1, № 6.
233. Природа дефектов в синтетическом а-кварце. — В кн.: Рост кристаллов. Под ред.
И. Т. Шефтеля. Т. VI. М., «Наука», 1965. Авт.: Л. Н. Цинобер, В. Е. Хаджи,
Л. А. Гордиенко, Н. М. Самойлович.
234. Seitz F., Koechler I. S. Displacement of during irradiation. Ed. F. Seitz, D. Turnbull.
New York. Academic Press INC, Publishers, 1956.
235. Юдин H. В., Фоминых В. И. Нейтронная дозиметрия. Стандартгиз, М., 1963.
236. Cahn I. Н. Irradiation damage in germanium and silicon due to electrons and gam-
ma rays. — «J. Appl. Phys.», 1959, v. 30, № 8.
237. Сорока В. В. Исследование влияния радиационных и примесных дефектов струк-
туры на механические и диэлектрические свойства кристаллического кварца. Канд,
дис., Л., ЛИАП, 1971.
238. Пьезоэлектрические кристаллы и их применение в ультра акустике. Под ред. У. Мэ-
зона. Пер. с англ., М., ИЛ, 1962.
239. Volger J., Stevels J. N., Amerongen van C. Dielectric losses of various monocrystals
of quartz at very low temperatures. — «Phil. Res. Rep.», 1955, v. 10.
240. Stevels J. M., Volger J. Further experimental investigations on the dielectric losses
of quartz cristals in relation to their imperfections. — «Phil. Res. Rep.», 1962, v. 17,
№ 3.
241. Bechmann R. Radiation effects in quartz. — «Nucleonics», 1958, v. 16, № 3.
242. Потахова Г. H. О влиянии гамма-излучения на диэлектрические характеристики
кварца. — «Изв. вузов», 1966, т. 4.
243. Потахова Г. Н., Воеводин В. Г. Электронные процессы в кварце при воздействии
ионизирующего облучения. — «Изв. вузов», 1966, т. 9.
244. Потахова Г. Н. Влияние ионизирующего излучения на диэлектрические характери-
стики кварца. — В кн.: Радиационная физика неметаллических кристаллов. Киев,
«Наукова думка», 1967.
245. Стародубцев С. В., Чубарев М. Б. Изменение температурного хода диэлектриче-
ской проницаемости кварцевых пластинок среза под действием нейтронного и гам-
ма-облучения.— «Неорг. материалы», 1967, т. 3, № 9.
246. Volger J., Stevels J. М. Electric polarizability of colour centres in quartz crystals
and glasses. — «Phil. Res. Rep.», 1956, v. 11, № 1.
247. Stevels J. M., Kats A. The systematics of imperfections in silicon-oxygen networks.—
«Phil. Res. Rep.», 1956, v. 11.
248. Kats A., Stevels J. M. The effect of n, у-and X-ray radiation on silicate glasses,
fused silica and quartz crystals —«Phil. Res Rep.», 1956, v. 11.
249. Sounder E., Stevens D. K. Magnetic properties of N-type silicon. — «Phys. Rev.»,
1958, v. 110, № 5.
221
250. Silsbee R. H. Electron spin resonance in neutron-irradiated quartz. — «J. Appl.
Phys.», 1961, v. 32, № 8.
251. Weeks R. A., Nelson C. N. Irradiation effects and short-range order in fused silica
and quartz. — «J. Appl. Phys.», 1960, v. 31, № 9.
252. Primak W. Fast-neutron-induced changes in quartz and vitreous silica. — «Phys.
Rev.», 1958, v. 110, № 6.
253. Berman R. The thermal conductivities of some dielectric solids at low temperatures
(experimental). — «Proc. Roy. Soc.», 1951, v. A208, № 1092.
254. Klemens P. G. The thermal conductivities of dielectric solids at low temperatures
(theoretical). — «Proc. Roy. Soc.», 1951, v. A208, № 1092.
255. Froundel C. Elastic properties of quartz. — «Amer. Mineral», 1945, v. 30, № 6.
256. Froundel C. Elastic deficiency and color of natural smoky quartz. — «Phys. Rev.»,
1946, v. 69, № 10.
257. Johnson F. B., Pease R. S. The pile irradiation of quartz crystal oscillators.—
«Philos. Mag.», 1954, v. 45, № 365.
258. Poll R. A., Ridgway S. L. Effects of pulsed ionizing radiation on some selected
quartz oscillator crystals. — «IEEE Trans.», 1966, v. NS-13, № 6.
259. Chi A. R. Effects of X-ray irradiation on the frequency-temperature behavior of AT-
cut quartz resonators.—«Phys. Rev.», 1957, v. 107, № 6.
260. Felden M., Comets J. C., Hang R. Etude de 1’influence des irradiations par des
electrons sur des lames de quartz piezoelectriques.—«С. R. Acad. Sci.», 1965, v. 261,
№ 2.
261. Freymuth P., Sauerbrey G. Ausheilung von bestrahlungsschaden in quartz-schwing-
kristallen. — «J. Phys, and Chem. Solids», 1963, v. 24, № 1.
262. Ренне В. T. Электрические конденсаторы. М., Госэнергоиздат, 1959.
263. Нестеров В. М. Действие излучений на свойства материалов. М., Атомиздат, 1963.
264. Adamec V. Dielectric loss factor of polytetrafluoroethylene under irradiation. — «Na-
ture», 1963, v. 200, № 4912.
265. Гальперин Б. С. Непроволочные резисторы, M., «Энергия», 1968.
266. Degenhart Н. J., Schlosser W. Transient effects of pulsed nuclear radiation on elec-
tronic parts and materials. — «IRE Trans.», 1961, v. CP-8, № 3.
267. Proff R. R. Effects of nuclear radiation on electronic components. — In: Admiral
Corporation, Chicago Illinois, Scient. Report, August 1959, № 6, Phasez,
AF-33 (616)—5464.
268. Severtsen D. R. Resistors fixed ultra high temperature, radiation resistant. — In:
NADC TR-59-270, P. R. Mappory and Company, July 1959, YNC. ASTIA, AD 215857.
269. Шелтон P., Кенией Дж. — В кн.: Действие излучения на материалы и детали.
Пер. с англ. Вып. 27, М„ Атомиздат, 1959.
270. Борисенко В. Е., Воробьева А. И., Мельянец Г. И., Пацко А. И., Пластунов А. А.
Повышение радиационной стойкости биполярных интегральных микросхем.—
«Зарубеж. электрон, техника», 1975, № 22.
271. Ricketts L. W. Fundamentals of nuclear hardening of electronic equipment, New
York, 1972.
272. Aiken J. G., Crable J. S., Spence H. W. Design and performance of an integrated
circuit flip flop with photocurrent compensation. — «IEEE Trans.», 1969, v. NS-16,
№ 6.
273. Olson R. J., Alexander D. R., Antinone R. J. Radiation-hardened low power TTL
series. — «IEEE Trans.», 1971, v. NS-18, № 6.
274. Roll R. A. Approaches to system hardening. — «IEEE Trans.», 1970, v. NS-17, № 6.
275. Kenneth R., Stafford J., Oberlin D. W. A monolithic radiation-hardened operational
amplifier. — «Sol. St. Techn.», 1970, v. 13, № 5.
276. Pocock D. N., Raymond J. P. Simplified terminal models of complex linear microcir-
cuits for use in computer aided systems analysis. — «IEEE Trans.», 1971, v. NS-18,
№ 6.
277. Hampel D., Prost K. J. Radiation hardenet registers. — «IEEE Trans.», 1970,
v. NS-17, № 6.
278. Киселева H. А., Сорока В. В., Федюшин Б. К. Расчет числа смещенных атомов
в облученных кристаллах кварца. — В кн.: Труды ЛИАП. Сер. Физика твердого
тела, теория физических полей, техническая акустика. Вып. 75, Л., 1972.
279. Глюкман Л. И. Пьезоэлектрические кварцевые резонаторы. Л., «Энергия», 1969.
280. Wirth J. L., Rogers S. С. The transient response of transistors and diodes to ioni-
zing radiation. — «IEEE Trans.», 1964, v. NS-11, № 5.
281. Nichols D. K., Nielsen R. L. A comparision of the ionizing radiation response of
microcircuits manufactured by five different technologies. — «IEEE Trans.», 1969,
v. NS-16, № 6.
222
282. Ricketts L. W. Radiation effects of microelectronic components and circuits. — «Sol.
St. Techn.», 1972, v. 15, № 4.
283. Micheleffi F. B., Zaininger К. H. Permanent radiation effects in hardened A12O3 MOS
integrated circuits. — «IEEE Trans.», 1970, v. NS-17, № 6.
284. Maxwell D. A., Beeson R. H., Allison D. F. The minimization of parasitics in in-
tegrated circuits by dielectric isolation. — «IEEE Trans.», 1965, v. ED-12, № 1.
285. Watson G. F. Radiation-hardened IC’S commercial. — «Electronics», 1969, v. 42,
№ 3.
286. Miller A. Silicon on sapphire approach affords freedom and flexibility. — «Electro-
nics», v. 40, № 4.
287. Phillips D. H. Silicon-on-Sapphire device photoconduction predictions. — «IEEE
Trans.», 1974, v. NS-21, № 6.
288. Таблицы физических величин. Справочник. Под ред. акад. И. К. Кикоина. М.,
Атомиздат, 1976.
289. Исаченко В. П., Осипова В. А., Сухомел А. С. Теплопередача. М., «Энергия», 1969.
290. Дульнев Г. Н. Теплообмен в радиоэлектронных устройствах. М.—Л., Госэнерго-
издат, 1963.
291. Фаворский О. Н., Каданер Я- С. Вопросы теплообмена в космосе. Уч. пособие для
вузов. Изд. 2-е, доп., М., «Высшая школа», 1972.
292. Попов В. И., Аванесян Р. Р. Моделирование космического вакуума при лабора-
торных нагрузочных испытаниях резисторов. — «Электронная техника». Сер. 5.
«Радиодетали и радиокомпоненты», 1974, № 1.
293. Finnel J. Е., Kapronish Е. W. Guidelines for radiation tisting. — «Electronics»,
1968, № 12.
294. Органические и электроизоляционные материалы, применяемые в электронной про-
мышленности. Справочник МЭП, 1977.
295. Радиационная стойкость материалов радиотехнических конструкций. Справочник.
Под ред. Н. А. Сидорова и В. К. Князева. М.: «Сов. радио», 1976.
296. Неорганические электроизоляционные материалы, применяемые в электронной про-
мышленности. Справочник МЭП, 1970.
297. Мордкович В. Н. Влияние радиации на электрические свойства структур Si—SiO2-—
«Электронная техника». Сер. 2, 1974, вып. 8(80).
298. Коршунов Ф. П., Гатальский Г. В., Иванов Г. М. Радиационные эффекты в полу-
проводниковых приборах. Минск — «Наука и техника», 1978.
299. Ухин Н. А. О радиационной стойкости полупроводниковых приборов. — В сб.
«Ядерно-физическая, дозиметрическая и радиометрическая аппаратура. — М., Атом-
издат, 1962, с. 93—100.
300. Кольцов Г. И., Мадоян С. Г. Технология полупроводниковых приборов и интеграль-
ных схем. Раздел: Расчет и технология планарных полупроводниковых приборов.
Уч. пособие. М., МИСиС, 1978.
301. Аронов В. Л. Анализ генераторных параметров при проектировании мощных СВЧ
транзисторов. — «Электронная техника». Сер. 2. Полупроводниковые приборы, 1978,
вып. 2.
302. Карацюба А. П. Ионная имплантация в технологии кремниевых приборов и инте-
гральных схем. — «Зарубеж. электрон, техн», 1978, № 18.
303. Колесников В. Г., Никишин В. И. и др. Кремниевые планарные транзисторы. Под
ред. Я. А. Федотова.—М.: «Сов. радио», 1973.
304. Герасимов А. Б., Долидзе Н. Д. Радиационные дефекты в полупроводниках. Герма-
ний.— «Зарубеж. электрон, техн.», 1978, № 10.
305. Герасимов А. Б., Ангина Н. Р., Ушангишвили Л. И., Шилло А. Б. Технологические
аспекты создания радиационно-стойких МОП ИС. — «Зарубеж. электрон, техн.»,
1979, №1.
306. Чернышев А. А., Ведерников В .В., Галеев А. П., Горюнов Н. Н. Радиационная
отбраковка полупроводниковых приборов и интегральных схем. — «Зарубеж. элек-
трон. техн.», 1979, № 5.
307. Джонсон К. Ф. Конструирование электронных схем, устойчивых к воздействию
ядерного взрыва. — «Электроника», 1967, № 17.
308. Joung К. Radiotion effects in SiO2. Int. Conf. Rad. Eff. in Semicond. and Rel. Met.,
Tbilisi, 1979 (to be published).
ЗОЭ. Пекарчук T. H., Хрулев А. К. Радиационная стойкость МДП-структур и полупро-
водниковых приборов на их основе. Обзоры по электронной технике. Сер. ЦНИИ
«Электроника», 1979, вып. 5 (651).
310. Физические основы радиационной технологии твердотельных электронных приборов.
Киев, «Наукова думка», 1978.
223
Оглавление
Введение.................... . . 3
Глава ,1. Виды, проникающей ра- *
диаций и их основные характе-
ристики .........................5
1.1. Радиационная обстановка . 5
1.2. Источники радиации, приме-
няемые при эксперименталь-
ных исследованиях . . .14
Глава 2. Действие радиаций на
конструкционные материалы из-
делий электронной техники :. .25
2.1. Краткая характеристика ос-
новных типов радиационных
дефёктов в твердых телах . 25
2.2. Взаимодействие излучений
с веществом , . . . .30
2.3. Влияние радиации на элек- •
трофизические свойства полу-
проводниковых материалов .. 41
2.4. Влияние радиации/ на элек-
трофизические свойства не-
органических материалов . 50
2.5. Влияние j радиации на элек-
трофизические свойства орга-
нических матерйалов .. .70
Глава 3. Действие радиации на
полупроводниковые приборы и
интегральные микросхемы . . 78
3.1. Биполярные транзисторы. . 78
3.2. Униполярные транзисторы .106
3.3. Полупроводниковые диоды .121
3.4. Туннельные диоды . . .142
3.5. Полупроводниковые фото-
преобразователи . . . .149
3.6. Интегральные микросхемы .154
Глава 4. Действие радиации на
пьезокварцевые материалы и из-
делия .................... .163
4.1. Действие радиации на кри-
сталлический кварц . . .163
. 4.2; Действие радиации на пьезо-
кварцевые изделия . . .178
Глава 5. Действие радиации на
радиодетали и радиокомпоненты 188
5.1. Конденсаторы . ... .188
5.2. Резисторы . . . . .198
5.3. Радиокомпоненты .. / .207
Приложение......................210
Список литературы ... . . .214
ИБ № 517
Валерий Михайлович Кулаков
Евгений Александрович Ладыгин
Валерий Иванович Шаховцов
Эрих Николаевич Вологдин
Юрий Николаевич Андреев > ’
ДЕЙСТВИЕ ПРОНИКАЮЩЕЙ РАДИАЦИИ
НА ИЗДЕЛИЯ ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕХНИКИ
Под редакцией Е. А. Ладыгина
Редактор Л. В., Го лова нова
Художественный редактор А. Н. Алтунин
Технический редактор И. В. Орлова
Корректор Л. А. Максимова
Сдано в набор 5.10.78. Подписано в печать 17.03.80
Г-0бЭ>1 Формат /0Х ЮО/ц'Бумага.типбграфская № 1.
Литературная гарн. Высокая печать.* Объем 18,2
усл. печ. л. 18,21 уч.-изд. л. Тираж 6500 экз.
Зак. 510 Цена 1 р. 20 к.
Издательство «Советское радио», Москва,
Главпочтамт, а,/я 693
Московская типография Хе 10 «Союзполиграф-
прома» Государственного Комитета СССР по
делам издательств, полиграфии и книжной
торговли. Москва, М-114, Шлюзовая наб., 10.