Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Применение сильноточного электронного ускорителя ГИН-400 для исследования электризации твердых тел 18
1.1. Ускоряющее напряжение и ток диода ускорителя ГИН-400 19
1.2. Энергетический спектр пучка электронов 23
1.3. Пространственное распределение термализованных электронов пучка в веществе 24
1.4. Пространственное распределение поглощенной энергии пучка в веществе 29
Глава 2. Генерация, рекомбинация и захват неравновесных носителей заряда в ионных кристаллах 31
2.1. Материалы исследования 32
2.1.1 Энергетические зоны щелочно-галоидных кристаллов 33
2.2. Энергетический спектр вторичных электронов 34
2.3. Средняя энергия создания электронно-дырочной пары 40
2.4.Термализация вторичных электронов 41
2.5. Относительный выход свободных носителей заряда в ионных кристаллах 45
2.6. Радиационно-индуцированная проводимость диэлектриков 48
2.7. Методика измерения РИП при рентгено- и фотовозбуждении 52
2.8. Рекомбинация носителей заряда 55
2.9. Температурная зависимость концентрации носителей заряда в ЩГК при возбуждении импульсным рентгеновским излучением 56
2.10. Время жизни носителей заряда в ЩГК при рентгено- и фотовозбуждении 61
2.11. Центры захвата носителей заряда в ионных соединениях 62
2.11.1. Механизм нелинейности ВАХ в сильном электрическом поле 62
2.11.2. Кинетика радиационно-индуцированной проводимости кристаллов Csl в сильных электрических полях при возбуждении импульсным рентгеновским излучением 73
2.11.3. Мелкие центры захвата электронов в ЩГК 79
Основные результаты и выводы к главе 2 80
Глава 3. Образование приповерхностных объемных зарядов при протекании радиационно-индуцированного тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл 82
3.1. Методика измерения рентгено- и фоторазрядного токов 83
3.2. Время жизни приповерхностных зарядов 89
3.3. Амплитудные и временные характеристики плотности рентгеноразрядного и фоторазрядного токов 90
3.4. Значения приповерхностных зарядов и напряженности электрического поля на переходе металл-диэлектрик 93
Основные результаты и выводы к главе 3 99
Глава 4. Пространственное распределение напряженности электрического поля и заряда в диэлектрике при импульсном электронном облучении 101
4.1. Структура объемного заряда при низкоинтенсивном электронном облучении 102
4.2. Структура электрических полей в ZnSe при импульсном электронном облучении 107
4.2.1. Методика измерения Е(х) 107
4.2.2. Пространственное распределение поля и заряда при различных положениях электродов на образце 111
Основные результаты и выводы к главе 4 118
Глава 5. Амплитудно-временные параметры напряженности электрического поля в диэлектриках при импульсном электронном облучении 120
5.1. Накопление электрических зарядов при низкоинтенсивном электронном облучении диэлектриков 124
5.2. Электронная эмиссия из диэлектрика, при облучении ИЭП 127
5.3. Поверхностная проводимость изолятора 130
5.4. Электризация диэлектриков ИЭП 133
5.4.1. Измерение напряженности электрического поля в диэлектриках при облучении ИЭП с помощью электрооптического эффекта 134
5.4.2. Переходные токи и напряженность поля в диэлектриках при облучении ИЭП 137
5.4.2.1. Методика измерения и экспериментальные результаты 137
5.4.2.2. Заполнение центров захвата электронами в диэлектрических материалах при интенсивном электронном облучении 143
5.4.2.3. Образование сильных электрических полей в диэлектриках при облучении ИЭП 152
Основные результаты и выводы к главе 5 157
Глава 6. Моделирование процесса заряжения диэлектриков при импульсном электронном облучении 160
6.1. Моделирование процесса накопления 03 с помощью методики равномерной объемной высокоэнергетической инжекции 168
6.1.1. Основные соотношения 168
6.1.2. Модель РОВИ 171
6.1.3. Пространственно-временное распределение напряженности электрического поля в модели РОВИ 173
6.2. Моделирование процесса электризации с помощью методики эквивалентных схем 177
6.2.1. Характеристики тока и заряда в кристалле КС1 при облучении ИЭП 182
Основные результаты и выводы к главе 6 189
Глава 7. Пробой ионных кристаллов в импульсных электрических полях 191
7.1. Электрический пробой ионных кристаллов в наносекундном диапазоне 203
7.2. Генерация носителей заряда в кристалле КВг в предпробойных импульсных электрических полях 206
7.3. Модель электрического разряда в щелочно-галоидных кристаллах 209
Основные результаты и выводы к главе 7 220
Глава 8. Дозиметрия поглощенной энергии импульсного электронного пучка по акустической реакции твердых тел 222
8.1. Акустический метод 223
8.1.1. Термодинамические соотношения 223
8.1.2. Генерация акустических волн 227
8.1.3. Хрупкое разрушение диэлектрических материалов под действием ИЭП 230
8.1.4. Поляризационно-оптическая методика измерения характеристик АВ 231
8.1.5. Влияние электрического поля на профиль D(x) 236
8.1.6. Влияние давления АВ на аннигиляцию F-Я-центров окраски в ЩГК 239
8.2. Измерение пространственного распределения короткоживущих центров окраски в ЩГК 239
8.3. Измерение характеристик акустических волн высокой интенсивности 241
8.3.1. Прохождение волн высокой интенсивности через границу раздела сред 241
8.3.2. Регистрация акустических волн в твердых телах при мощном импульсном электронном облучении 243
Основные результаты и выводы к главе 8 245
Основные результаты и выводы 246
Литература 249
- Пространственное распределение термализованных электронов пучка в веществе
- Значения приповерхностных зарядов и напряженности электрического поля на переходе металл-диэлектрик
- Заполнение центров захвата электронами в диэлектрических материалах при интенсивном электронном облучении
- Модель электрического разряда в щелочно-галоидных кристаллах
Введение к работе
Аюгуальность исследований Явление электризации диэлектриков под ействием ионизирующего излучения занимает важное место в радиационной изике твердого тела, обусловленное необходимостью разработки высокоэффек-ивных электретов, нашедших широкое применение в различных областях тех-ики и технологии Другим не менее важным вопросом являются создание науч-ых методов прогнозирования поведения материалов и их защита в полях иони-ирующих излучений Опыт эксплуатации атомной и космической техники пока-ал, что радиационная электризация определяет радиационную стойкость ди-лектрических материалов Нельзя не отметить влияние даже очень слабых элек-ических полей на чувствительную электронную аппаратуру
При изучении радиационного заряжения основное внимание уделено элек-
изации материалов под действием коронного разряда, низкоинтенсивных ква-
истационарных потоков заряженных частиц и 7 -квантов Установлено, что на-
опление заряда при облучении органических соединений, стекол, керамики свя-
ано с локализацией заряженных частиц центрами захвата Характерными осо-
енностями заряжения диэлектриков слаботочными электронными пучками яв-
іются высокая напряженность электрического поля, значения которой могут
остигать пробивной (более-106 В/см), и медленные процессы релаксации заряда
характеристическим временем до суток и более Однако указанные исследова-
ия не исчерпывают наши потребности в знаниях о возможном поведении ди-
лектриков в поле радиации Требуют оценки процессы электризации материа-
ов при высоких уровнях инжекции электронов Стимулом к таким исследовани-
м служит создание и интенсивное использование сильноточных электронных
скорителей Сильноточные электронные ускорители обеспечивают мощное
109-1010 Гр/с и сверхмощное свыше -101 Гр/с радиационное воздействие и
)именяются для накачки газовых и твердотельных лазеров, радиационно-
ермической обработки материалов в технологических целях, генерации СВЧ
олебаний, в термоядерных экспериментах и т д
Состояние вопроса Имеющиеся к началу 1980 - 1985 годов сведения об лектризации диэлектриков под действием высокоинтенсивных пучков электро-ов были малочисленны и имели противоречивый характер Это объясняется, в первую очередь, отсутствием прямых экспериментальных измерений напряженности электрического поля и накопленного заряда в процессе облучения Так, из анализа результатов исследования радиационно - индуцированной проводимости (РИП) был сделан вывод о том, что электрический заряд в условиях высокоинтенсивного импульсного облучения не может существовать заметное время вследствие высоких значений проводимости и в результате релаксационных процессов напряженность поля не превышает ~104 - 105 В/см (Вайсбурд Д И с сотр 1982 г). С другой стороны, при воздействии импульсного электронного пучка (ИЭП) в диэлектриках надежно регистрируются электрические пробои (Лисицын В М , Штанько В Ф , Олешко В И, Бойко В.И, Евстигнеев В В , Соловьев Ю А 1983, 1985г) Отрывочный характер данных по заряжению является также след-
ствием сложных процессов, происходящих в материалах при воздействии ИЭП, и их взаимным влиянием друг на друга Высокие скорости инжекции электронов приводят к возникновению термоупругих напряжений, генерации акустических и ударных волн, образованию плазмы, что существенно усложняет изучение процесса электризации
За пределом внимания исследователей остались вопросы заряжения, связанные с локализацией носителей центрами захвата Центры захвата существуют в диэлектрических материалах, и появляется неоднозначность в соотношении значений заряда, локализованного центрами захвата и свободного
В теоретическом плане для построения динамической модели электризации, описывающей пространственно-временное поведение избыточного заряда в образце, необходимо решение уравнения полного тока с учетом временной и пространственной зависимости наведенной радиационной проводимости и тока пучка в образце, что представляет большие математические трудности
С проблемой заряжения высокоомных материалов непосредственно соприкасаются вопросы, связанные с электроразрядными явлениями в облученных диэлектриках В общем случае в процессе электризации диэлектрика заряженными частицами могут формироваться сильные электрические поля, которые приводят к электрическому пробою материала. Электрический пробой по отношению к заряжению диэлектрика выступает, в свою очередь, фактором, ограничивающим накопление заряда
Несмотря на значительное внимание, уделяющееся исследованию механизмов импульсного пробоя, остается актуальным вопрос об источнике первичных электронов на стадии формирования канала разряда При высокой скорости движения канала пробоя и малом времени жизни носителей источник первичных электронов должен быть достаточно мощным, чтобы обеспечить начало развития процесса электрического разряда Не менее важно найти решение вопроса кристаллографической направленности канала пробоя, так как данный вопрос не решен до сих пор Существует зависимость напряжения пробоя от длительности приложения поля
Цель работы. Установление закономерностей электризации неорганических диэлектриков в процессе мощного импульсного электронного облучения
Достижение поставленной цели потребовало решения следующих основных задач
Экспериментальное и теоретическое исследование процесса электризации диэлектриков при мощном импульсном электронном облучении, включая-измерения и теоретическое моделирование пространственных, амплитудно-временных характеристик напряженности электрического поля, оценки соотношения захваченного и свободного зарядов первичных термализованных электронов пучка, зависимости напряженности поля от плотности тока пучка, геометрических размеров образца, сопротивления утечки.
Исследование процессов генерации, рекомбинации и захвата носителей заряда в ионных соединениях при импульсном рентгеновском возбуждении по данным измерения РИП
Изучение процесса прохождения электронов через контакты ме галл-диэлектрик и диэлектрик-металл при протекании радиационно-наведенного тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл
Создание модели образования основного канала разряда в щелочно-галоидных кристаллах (ЩГК) в импульсных электрических полях наносекунд-ной длительности
Основными материалами исследований служили кристаллический и плавленный кварц, А1203, стекло, широкозонные полупроводники, ЩГК, полиметил-метакрилат (ПММА) Эти материалы широко используются в современных оптических и электронных приборах и конструкциях, представляют интерес при решении проблемы радиационной стойкости и радиационной технолої ии ЩГК применяются как сцинтилляторы в быстродействующих детекторах ядерных излучений, являются модельными системами с хорошо изученными физическими свойствами
Научная новизна работы
В процессе облучения диэлектриков импульсным электронным пучком в диапазоне значений мощности дозы (109 - 10 ю) Гр/с с наносекундным временным разрешением сделаны оценки амплитудно-временных значений напряженности электрического поля в некоторых щелочно-галоидных кристаллах, стеклообразном и кристаллическом кварце, полиметилметакридате Для широкодонного полупроводника ZnSe получено пространственное распределение напряженности электрического поля с учетом функций пространственных распределений термализованных электронов пучка и наведенной радиационной проводимости Эти данные необходимы для воссоздания реальной картины накопления избыточного заряда и построения динамической модели электризации диэлектрических материалов
Установлено, что в процессе облучения диэлектрика мощным электронным пучком происходит эффективное опустошение ловушек, захвативших тер-мализованные электроны, за счет ионизационного процесса под действием первичных электронов пучка и вторичных электронов, а в явлении заряжения диэлектрика определяющую роль играют термализованные электроны пучка в зоне проводимости диэлектрика Свободные термализованные электроны пучка, их электрическое поле и радиационно-индуцируемая проводимость определяю і вид функции пространственного распределения плотности заряда в образце с пиком плотности заряда, смещенным в область экстраполированного пробега электронов, кинетику релаксации заряда по экспоненциальному временному закону с постоянной времени, определяемой эффективной емкостью образца и сопротивлениями объема и утечки, зависимость напряженности электрического поля в образце от плотности тока пучка, которая, при квадратичном характере рекомбинации неравновесных носителей, пропорциональна корню квадратному от плотности тока пучка
3 Получено решение дифференциального уравнения полною гока с уче
том зависимости наведенной радиационной проводимости и плотности тока пуч
ка в образце от пространственной и временной координаты, геометрических раз-
меров и диэлектрической проницаемости с помощью методики эквивалентных схем
В рамках исследования радиационно-индуцированнои проводимости сделаны оценки значения приповерхностного положительного заряда в диэлектрике на переходе металл-диэлектрик (на примере кристаллов KBr, Csl), возникающего при протекании тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл под действием импульсного рентгеновского излучения Установлено, что значения плотности заряда, переносимого током проводимости, и приповерхностного положительного заряда на момент завершения импульса радиации имеют близкие значения Сделан вывод, что в процессе протекания тока проводимости на переходе металл-диэлектрик отсутствует инжекция электронов из металла в диэлектрик, а на переходе диэлектрик- металл нет накопления электронов
Для условий возбуждения ЩГК наносекундным рентгеновским излучением, в рамках модели процесса термически активированного разделения генетических электронно-дырочных пар, сделаны оценки энергии активации разделения носителей заряда, относительного выхода носителей заряда, времени жизни электронов зоны проводимости в кристаллах Csl, NaCl, а также концентрации центров захвата электронов и положения их энергетического уровня в запрещенной зоне чистых кристаллов Csl
6. Предложена модель формирования канала электрического пробоя в ще-лочно-галоидных кристаллах Генерация первичных электронов в зону проводимости диэлектрика осуществляется посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла Модель объясняет кристаллографическую направленность и анодный характер пробоя, значение скорости движения канала пробоя, а также генерацию предпробойного тока без привлечения механизма ударной ионизации валентной зоны кристалла электронами зоны проводимости
Положения, выносимые на защиту
Основные характеристики процесса заряжения диэлектрика при мощном электронном обучении вид функции пространственного распределения напряженности электрического поля и плотности заряда в облученном объеме, зависимость напряженности электрического поля от плотности тока пучка в различных по структуре и свойствам диэлектриках и их физическая интерпретация с учетом зависимости удельной радиационно-индуцированнои проводимости от координаты и времени, процессов локализации электронов на центрах захвата
Возникающий при облучении диэлектрика мощным электронным пучком эффект опустошения ловушек, захвативших термализованные электроны, за счет ионизационного процесса под действием первичных электронов пучка и вторичных электронов, указывающий на определяющую роль свободных терма-лизованных электронов пучка в явлении электризации диэлектрика.
Динамическая модель электризации диэлектрика в процессе облучения импульсным электронным пучком, основанная на положении об определяющей роли в накоплении заряда термализованных электронов пучка в зоне проводимости диэлектрика, проводимости зонного типа и решении уравнения полного тока с помощью методики эквивалентных схем
4 Модель формирования канала электрического пробоя в щелочно-галоидных кристаллах, основанная на механизме генерации первичных электронов в зону проводимости диэлектрика посредством каскадных Оже-переходов в валентной зоне кристалла Модель позволяет сделать прогноз кристаллографической направленности канала пробоя в этих диэлектриках
Практическая значимость работы
Полученные данные по пространственному распределению, амплитудно-временным параметрам напряженности электрического поля, проводимости в совокупности с моделью заряжения и моделью электрического пробоя могут быть использованы для прогнозирования поведения материалов в условиях воздействия импульсного электронного пучка, в частности, при разработке радиа-ционно-стойких материалов для нужд космической и ядерной техники, разработке методов защиты изделий от действия импульсных электрических полей; генерации электронно-дырочной плазмы с целью ее использования в импульсных источниках излучения, использования пробоя для разрушения материалов.
Явление накопления заряда при протекании радиационно-наведенного тока проводимости в структуре металл-диэлектрик-металл может быть применено для получения электретов.
3 Разработанные поляризационно-оптическая методика и методика исследования пространственного распределения короткоживущих центров окраски могут быть положены в основу дозиметрии поглощенной и распределенной в образце энергии электронного пучка
Апробация работы. Результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на: V, VI, и VII Всесоюзных и XIII, IX, X, XI Международных конференциях по радиационной физике и химии ионных кристаллов (Рига, 1983, 1986, 1989, Томск 1993, 1996, 1999, 2000, 2003), Всесоюзном семинаре "Интерференционно-оптические методы механики твердого деформируемого тела и механики горных пород" (Новосибирск, 1985), Прибалтийских семинарах по физике ионных кристаллов (Рига, 1985, 1989), Всесоюзной научно-технической конференции "Материаловедение в атомной технике" (Свердловск, 1986), Всесоюзных совещаниях по радиационным гетерогенным процессам (Кемерово, 1986, 1990, 1995), Международных конференциях "Физико-химические процессы в неорганических материалах" (Кемерово, 1998,2001), VI Всесоюзной конференции по физике диэлектриков (Томск, 1988), I Региональном семинаре "Физика импульсных радиационных воздействий" (Томск, 1989), Международных конференциях "Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц" (Свердловск, 1991, Томск, 1994, 1996, 2003), Всесоюзной научно-практической конференции по НИР "Электризация"(Томск, 1990), Ш Всесоюзном семинаре по нелинейной физике твердого тела при сильных радиационных воздействиях (Томск, 1991), IX Совещании по дозиметрии интенсивных потоков ионизирующих излучений (Обнинск, 1992), I Международной конференции "Оптические методы исследования потоков" (Новосибирск, 1993), Международной конференции "KORUS" (Томск, 1998), " 4th International conference on Electric Charges in Non-Conductive Materials (France, 2001), Международ-
ных конференциях по радиационно-термическим эффектам и процессам в неорганических материалах (Томск, 1998, 2000, 2002, 2006)
Публикации. Материалы диссертационной работы опубликованы в 61 работе В коллективных работах автору принадлежат результаты и выводы, изложенные в диссертации
Объем и структура диссертационной работы Диссертация состоит из введения, восьми глав и основных выводов и результатов Изложена на 275 страницах машинописного текста, содержит 76 рисунков, 6 таблиц и библиографию из 280 наименований
Пространственное распределение термализованных электронов пучка в веществе
Заряженные частицы, проходя через вещество, испытывают упругие и неупругие столкновения с атомами, в результате которых происходит их рассеяние и передача энергии веществу [57-62].
Для электрона с энергией меньше 1 МэВ основным механизмом передачи энергии является неупругое столкновение со связанными электронами тормозящей среды, при которых теряемая частицей энергия расходуется на ионизацию и возбуждение атомов и молекул - так называемые ионизационные потери, а так же потери энергии, связанные с образованием тормозного излучения при неупругом столкновении заряженной частицы с ядрами атомов, - радиационные потери.
В упругих столкновениях часть кинетической энергии передается ядрам вещества, при неизменной суммарной кинетической энергии сталкивающихся частиц. В этих столкновениях передача энергии веществу не превышает 1-2% и в большей степени сказывается эффект рассеяния падающих частиц. Средние ионизационные потери прямо пропорциональны плотности среды и слабо зависят от атомного номера Z химического элемента. Потери энергии на ионизацию приводят к образованию вторичных электронов в веществе. Вторичные электроны, в свою очередь, также ионизируют среду.
Потери энергии быстрым электроном на испускание электромагнитного излучения связаны с торможением частицы в кулоновском поле ядер. Радиационные потери растут с увеличением атомного номера в зависимости Z , пропорционально плотности вещества и энергии электрона. Спектр тормозного излучения непрерывен и содержит кванты с энергиями от нулевой до максимальной энергии тормозящейся частицы W. При многократном рассеянии электронов в среде форма спектра близка к треугольной с максимумом в области низких значений энергии.
В качестве примера на рис. 1.3 приведен рентгеновский спектр тормозного излучения, полученный при бомбардировке вольфрамовой мишени электронами с энергией -250 кэВ [61]. Два пика при 58 и 78 кэВ соответствуют характеристическому излучению вольфрама. Как видно из рис. 1.3, интенсивность характеристического излучения достаточно мала по сравнению с интенсивностью тормозного излучения.
Наряду с процессами передачи энергии быстрый электрон в веществе испытывает изменение направления движения. Основным фактором, приводящим к рассеянию, являются упругие столкновения с ядрами атомов. Вероятность рассеяния быстрого электрона увеличивается с уменьшением энергии электрона и ростом атомного номера материала. В результате эффекта рассеяния для электронов, проходящих через вещество, уже при количестве столкновении п 20 (многократное рассеяние) угловое распределение относительно первоначального направления движения становится Гауссовым, то есть присутствует доля электронов, движущихся как в боковом, так и в обратном направлениях. Дальнейший этап перемещения электронов можно рассматривать уже как диффузионный [57].
В соответствии со сказанным различают истинную длину пути электрона в веществе и его пробег - проекцию полного истинного пути на направление первоначального движения.
Пробег электронов оценивается по экспериментальной кривой трансмиссии. Кривая трансмиссии показывает количество прошедших через слой вещества электронов в зависимости от толщины слоя поглотителя. Для моноэнергетических электронов кривая трансмиссии характеризуется наличием линейного участка на спаде. Максимальный пробег хт определяется по пересечению кривой трансмиссии с осью х. Экстраполированный пробег л;е определяется точкой пересечения прямой, проходящей через линейный участок кривой трансмиссии, с осью расстояний. Используется понятие среднего пробега jcmid который вычисляется как толщина абсорбера, поглощающего половину падающего пучка электронов [57].
Дифференциальная кривая трансмиссии является результатом дифференцирования функции кривой трансмиссии по координате расстояний. Дифференциальная кривая - функция пространственного распределения термализованных электронов пучка в образце. Средний пробег соответствует положению максимума на дифференциальной кривой трансмиссии.
Существует ряд эмпирических соотношений, связывающих энергию ускоренных электронов W с их пробегом в веществе [57, 58, 60, 62]. Для легких материалов типа алюминия, стекол наиболее простой является следующая зависимость [62]
xm=0AW для W 0.5 МэВ, (1.2)
xm=0.2W для W 0.5 МэВ, (1.3)
гдехт дано в см.
Для данного ускорителя кривая трансмиссии в А1 мишени получена регистрацией числа электронов, прошедших А1 фольгу различной толщины [63]. Эффект многократного рассеяния электронов в материале учитывался за счет присоединения заземленной фольги к А1 подложке через тефлоновую пленку толщиной- 5 мкм. Электрический сигнал поступал на осциллограф с сопротивления нагрузки, подключенного к А1 подложке. С увеличением толщины поглотителя происходит уменьшение как амплитуды, так и длительности импульса тока. На глубине пробега 150 мкм полуширина уменьшается в 1.5-2 раза по сравнению с длительностью исходного импульса. Такой эффект можно связать с наличием низкоэнергетических электронов на переднем и заднем фронте импульса тока ускорителя.
Нормированная функция кривой трансмиссии N(x) для электронов с максимальной энергией 0.3 МэВ в энергетическом спектре пучка в А1 поглотителе показана кривой 1 на рис. 1.4. Пространственное распределение плотности заряда термализованных электронов пучка р(х) получено дифференцированием кривой трансмиссии Щх) по координате х (кривая 2, рис. 1.4). При малых Z форма распределения N(x) определяется, в основном, потерями энергии электронов в процессе замедления. Как видно из рис. 1.4 (кривая 2), для А1 мишени рассеяние не велико и большая часть электронов поглощается на глубинах, близких к экстраполированному пробегу.
Для материалов с близкими значениями Z кривая трансмиссии имеет почти универсальный характер [64]. На этом основании и с учетом пробега первичных электронов в материале можно построить функции N(x) и р(х) для кристаллов с Z, близким к исходному.
Следует отметить, что кривая трансмиссии, измеренная в металлах, практически не искажена влиянием электрического поля собственного заряда, так как отсутствует накопление заряда из-за высокой собственной проводимости.
Представление функции тока пучка в материале в виде произведения независимых временной и пространственной составляющих сопряжено с определенными погрешностями, наиболее значимыми в области максимального пробега электронов.
Ускоритель ГИН-400 при плотности тока пучка -300 А/см создает флюенс электронов -3.4-10 см" . Скорость объемной инжекции электронов в образцах алюминия, стекол, ЩГК составляет 10 см" с", что превышает значение аналогичного параметра 3-10 см" с" для ускорителя "ДУБЛЬ", но меньше, чем у "ТОНУС- 2", - 6.25-1023см"3 с"1.
Значения приповерхностных зарядов и напряженности электрического поля на переходе металл-диэлектрик
Представляет интерес сравнение значения плотности заряда, переносимого током проводимости Qo и поверхностного заряда Qs на момент завершения генерации тока. Плотность заряда Q0 определялась интегрированием по времени плотности тока /о . Приповерхностный заряд Qs оценивался с учетом суммирования заряда в импульсах тока is . Данные для Q0 и Qs при различных напряжениях на структуре с наклеенным электродом приведены в таблице 3.1.
В образце КВг с наклеенным электродом для заряда дырок при Р=500В (Е= 1.56-104 В/см) наблюдается удовлетворительное согласие между значениями Qs=1.2-10 9 Кл/см 2 и Qo=l.3-lO 9 Кл/см2. При высоких напряжениях РИ500 В значение Qs составляет -70% от заряда Q0. В Csl при низких V=500B (-1.6-104 В/см) и высоких 1500В напряжениях значения заряда Qs удовлетворительно совпадают с Qo. Видно, что плотности зарядов Qs и QQ различаются не более чем на -30%. В пределах точности эксперимента можно считать Qs&Qo . Для образцов с напыленным электродом более низкая точность оценки значения Qs.
Значение потенциала ф] после протекания тока проводимости оценивалось по данным плотности зарядов Qs, Q0 и емкости С\. В КВг при Г=500В по значению Qs определяем фі «26 В. При высоких напряжениях F=1500 В по заряду Qo находим фі=226 В, что составляет 15% от V. Поверхностная напряженность поля в соответствии с формулой (3.3) Es =2.5-104 В/см, Е\ =(p\/d «3.7-10 В/см. С увеличением проводимости падение потенциала на слое герметика увеличивается. В Csl при 1500В по заряду Qo значение фі« 571В, что составляет 38% от приложенного V, Еі&105 В/см. Следует отметить, что в процессе протекания тока значения Е\, Es и фі будут меньше полученных оценок, так как напряженности поля и падение потенциала опре деляются плотностью приповерхностного заряда р= j(p - n)dx (где про пространственное распределение концентрации электронов и дырок в образце).
Для напыленного контакта значения ф8 и пространственное распределение приповерхностной концентрации дырок получены расчетным путем. Считаем, что для структуры металл-диэлектрик-металл (рис.3.1) с напыленным электродом все величины зависят от одной координаты х, которую будем отсчитывать от левой поверхности образца. Пространственное распределение концентрации пир в образце при квадратичной рекомбинации носителей можно найти из уравнений непрерывности (3.4), (3.5), Пуассона (3.6) и граничного условия задачи (3.7)
На рис. 3.4 для кристалла КВг По=ро=42ЛОп см"3, L=l.27 мкм показано распределение концентрации дырок по глубине образца при различной напряженности поля на поверхности диэлектрика Es -103, 104, 105 В/см. С увеличением Es концентрация дырок р растет преимущественно в приповерхностном слое толщиной 0.02ч-0.04 L и при х=0 составляет -7-10 , 2.6 -10 , 6-Ю16 см"3. Суммарная плотность дырок Ps =jpdx и плотность заряда р о принимают близкие значения- 4.6-109, 2.83-1010, 2.8-1011 см"2 и 2.8-109, 2.8-Ю10, 2.8-Ю11 см"2 соответственно. Значения поверхностного потенциала ф8 - \Edx с увеличением Es имеют тенденцию к насыщению -0.07, 0.16, 0.21 В. На глубине х- 3L концентрация рър0 , а значение Е близко к нулю. Полагая, что пространственное распределение приповерхностного заряда в динамическом и стационарном режимах отличаются незначительно для образца KB г, при Е 5-Ю4 В/см по экспериментальной оценке заряда Ps = QQ/Є «7.МО10 см 2 находим (ps «0.18 В. Если ввести для перехода напыленный контакт-диэлектрик эффективную емкость Ce=Qo/tys «Ю Ф, то время экранирования поля составляет тр-10"4 с.
Полученные результаты по близкому значению плотности заряда, переносимого током проводимости Qo, и поверхностного заряда Qs на момент завершения генерации тока позволяют сделать некоторые выводы относительно степени омичности контактов в структуре металл-диэлектрик-металл с учетом имеющихся представлений о контактных явлениях.
Контактные явления в соединениях металл-металл и металл- полупроводник изучены достаточно хорошо [95, 142, 151]. Различают энергию электронного сродства или внешнюю работу выхода %, которую необходимо затратить, чтобы перевести электрон с дна зоны проводимости на уровень вакуума, и термодинамическую работу выхода Ф, при которой энергия перевода электрона отсчитывается от уровня Ферми металла WF или полупроводника Wf. Когда два вещества с различными уровнями Ферми приводятся в контакт друг с другом, свободные носители зарядов начинают перемещаться из одного вещества в другое до тех пор, пока не будет достигнуто состояние равновесия, т. е. пока уровни Ферми в обоих материалах не станут одинаковы. При соединении двух металлов и металла с полупроводником возникает контактная разность потенциалов. В собственных полупроводниках уровень Ферми находится на середине запрещенной зоны. Если для металла и полупроводника выполняется условие Фт %+Жё/2 (Фт -термодинамическая работа выхода металла), то электроны переходят от полупроводника в металл и у полупроводника зоны искривляются вверх на величину еф=Фт-%- /2. Если Фт %+Wg/2 , то зоны искривляются вниз на величину (bm-%-Wg/2. При приложении к контакту внешнего напряжения V уровень Ферми в полупроводнике поднимается либо опускается на значение V, а высота барьера становится равной e(cp±V) в зависимости от полярности приложенного напряжения.
Контакт металл-диэлектрик рассматривается достаточно условно [40, 41, 43, 105, 163]. Принимается, что в диэлектриках уровень Ферми находится на середине запрещенной зоны и при соединении металла с диэлектриком уровни Ферми выравниваются. У большинства ЩГК дно зоны проводимости лежит ниже уровня вакуума на 0.5-1 эВ. Так, для кристаллов LiF Х 0 эВ, Csl х=0.7 эВ, KI х=1.0 эВ, КС1 х=0.2 эВ, КВг х=0.7 эВ, NaCl %=0.6 эВ, для А1 значение Фт=4.25 эВ и Pt Фт=5.32 эВ [164 - 166]. При контакте А1 электрода с кристаллом КВг, так как Фт %+Wg/2 =4.45, электроны должны перетекать из металла в диэлектрик и энергетические зоны диэлектрика должны изгибаться вниз на е(р=Фт-%-Ж 2 =4.25-0.7-3.75 =-0.2 эВ. Такие изгибы зон очень велики и требуют образования значительных приповерхностных зарядов. Но для перехода электронов из металла в диэлектрик необходимо преодолеть потенциальный барьер равный Wg/2. В катоде при комнатной температуре практически нет электронов, энергия которых была бы больше WY [41]. В случае, например, контакта Pt электрода с кристаллом КВг электроны должны перетекать из диэлектрика в металл и энергетические зоны диэлектрика должны изгибаться вверх на еф=Фт-%-Жё/2 =5.32-0.7-3.75 =0.87 эВ. Так как в диэлектрике практически нет свободных электронов, то образование таких сильных изгибов зон достаточно проблематично. Поэтому контактная разность потенциалов, с учетом высказанных соображений, обычно не рассматривается.
При приложении внешнего напряжения к структуре металл-диэлектрик -металл падение напряжения приходится на объем диэлектрика. Энергетические зоны в объеме диэлектрика опускаются вниз по отношению к уровню Ферми катода, и возможен туннельный переход электронов из металла в зону проводимости диэлектрика. По приведенным в [41] оценкам при напряженности поля 5-10 В/см и W%=6 эВ плотность туннельного тока дос-таточно велика 10" А/см .
Полученный экспериментальный результат Qs&Qo свидетельствует, во -первых, об отсутствии значительной инжекции электронов из металлического электрода на стадии генерации тока проводимости и локализации положительного заряда у отрицательного электрода. Действительно, при сделанных оценках напряженности поля на переходе металл-диэлектрик 10 -105 В/см туннельный эффект не реализуется. Во - вторых, можно говорить и об отсутствии накопления электронов на переходе диэлектрик-металл. Однозначно ответить на вопрос существует ли на контакте кристалла КВг с А1 анодом антизапираюший изгиб зон, при котором уровни изогнуты вниз, о чем говорилось выше, или изгиб зон отсутствует достаточно сложно. Но в обоих случаях сопротивлением контакта диэлектрик-металл можно пренебречь по сравнению с объемным сопротивлением образца. Изгиб зон может формироваться и за счет заряжения поверхностных состояний кристалла.
Заполнение центров захвата электронами в диэлектрических материалах при интенсивном электронном облучении
Для оценки соотношения захваченного и свободного зарядов могут служить зависимости накопления заряда от плотности тока пучка, эффективной емкости образца, сопротивлений облученного объема и утечки, для которых поведение свободного заряда хорошо известно.
Проведены исследования характера изменения амплитуды и кинетики переходных токов, а также напряженности электрического поля в образцах NaCl от значения эффективной емкости Се с емкостным зазором (d-xm).
На рис. 5.10 показаны зависимости тока /2(0 и напряженности поля E(t) в образцах NaCl различной толщины при плотности тока пучка 7=8.8 А/см . Видно, что с увеличением d амплитуда тока падает, точка пересечения кривой тока с временной осью смещается к началу координат. Соответственно, положение максимума кинетики E(t) сдвигается к началу координат, время релаксации поля уменьшаются.
В аналогичном эксперименте оценивалось влияние значения сопротивления утечки R\ на уровень напряженности электрического поля в образцах NaCl. Сопротивление R\-4 Ом отпаивалось и стекание заряда на землю происходило по поверхности диэлектрика изолятора 2 (см. рис. 5.5), что максимально увеличивало сопротивление утечки. Измерения показывают (рис. 5.10), что для тех же четырех образцов NaCl различной толщины при утечке заряда по поверхностности изолятора напряженность поля увеличивается более чем в 2 раза.
Результаты изменения пиковой амплитуды Е от значения (d-xm) образцов NaCl приведены на рис. 5. 11 (кривые 1, 2). Пунктирными кривыми 3 и 4 показаны расчетные зависимости Е \/(d-xm), соответствующие закону заряжения плоского конденсатора. Хотя захват носителей происходит во всех образцах, уровень свободного заряда по отношению к захваченному выше у тонких образцов. Поэтому экспериментальные и теоретические кривые совмещены для самого тонкого образца с d=0.75 мм.
Из рисунка видно, что экспериментальные значения напряженности поля для толстых образцов несколько превышают расчетные кривые, на 30-40%, что дает основание говорить о незначительном захвате электронов ловушками в кристалле NaCl. Такой уровень захваченного заряда дает соотношение -7% захваченного заряда к свободному для образца с d=QJ5 мм.
Зависимость пиковой напряженности поля Е в различных диэлектриках от плотности тока пучка иллюстрирует рис. 5.12. Амплитуда сигнала Е зависит от плотности тока пучка, толщины образцов и удельного сопротивления объема. В образцах NaCl и КС1 при близких значениях наведенной радиационной проводимости значение Е выше в 1.8 раза у КС1, что удовлетворительно согласуется с отношением (й?ыасгл;т)/( ксгл:т)да2. Так как удельная проводимость меняется от плотности тока пучка по закону У0 5, то напряженность поля в соответствии с уравнением (6.15) должна увеличиваться пропорционально І05. Такая зависимость удовлетворительно выполняется для образцов NaCl, КС1 в приведенной области значений плотности тока пучка. Однако для LiF, плавленого SiC 2, ПММА напряженность поля увеличивается более сложным образом. В диапазоне изменения плотности тока 4.4-12 А/см2 напряженность поля увеличивается E fA и затем при 22.5 А/см стремится к зависимости Е Г Полученная картина накопления заряда указывает на процесс уменьшения локализации электронов центрами захвата с увеличением плотности тока пучка. Представляет интерес обсуждение физической природы механизма опустошения ловушек электронов и проявление этого эффекта в процессах радиационно-индуцированной проводимости и дефектообразования.
В общем случае концентрация центров захвата в диэлектрике складывается из структурных дефектов и создаваемых ионизирующим излучением.
В щелочно-галоидных кристаллах концентрация дефектов Шоттки, по мнению авторов [102], не превышает 10 см" . В стеклах за счет флуктуации плотности или напряженности внутренних электрических полей возникают хвосты функций плотности электронных состояний краев разрешенных зон. Так как пространственная ширина хвостов значительно больше межатомного расстояния, то возникает не дискретный, а квазинепрерывный спектр электронных состояний, глубина модуляции составляет 0.2-0.4 eV [131].
В ЩГК под действием ионизирующего излучения генерируются неравновесные электроны и дырки. Основным каналом захвата неравновесных электронов является захват на F-центры с образованием F - центров окраски.
Можно предположить, что опустошение структурных дефектов и F-центров окраски связано с действием электрического поля. В главе 2 рассмотрено явление нелинейного увеличения радиационно-индуцированной проводимости в 1.5-2 раза в щелочно-галоидных кристаллах, стекле, кристаллическом кварце в сильном электрическом поле 10 -105 В/см при возбуждении материалов импульсным рентгеновским излучением. Закон изменения проводимости в электрическом поле соответствует ударному механизму освобождения носителей из ловушек электронами проводимости. Рост проводимости за счет освобождения захваченных электронов подтверждается также фактом одновременного увеличения проводимости и появления инерционной составляющей тока, которая наблюдается после окончания импульса рентгеновского излучения в кристаллах Csl. Начиная с некоторого характерного значения поля 4-6-10 В/см, рост проводимости прекращается и вольт-амперные характеристики выходят на омический участок. Значения энергии активации центров захвата в кристаллах КС1, NaCl, Csl, KBr, KI составляют 0.03 - 0.05 эВ, концентрация центров 148 cm"3. Концентрация F - центров в кристалле KBr -3-Ю14 cm"3. Однако полученные значения энергии активации центров захвата значительно меньше энергии ионизации F и F- центров окраски как из основного (-1.5-2 эВ), так и из возбужденного состояний ( 0.1эВ) [128].
Наиболее вероятно, что наблюдаемые мелкие центры захвата электронов в щелочно-галоидных кристаллах являются бивакансиями, образованными близкими катионными и анионными вакансиями.
В группе материалов: кристаллический кварц, стекло К208 электроны, вероятно, захватываются на хвосты функции плотности электронных состояний. Основной причиной модуляции являются флуктуации плотности, обусловленные вариациями длин химических связей [131]. Энергия активации выхода вольт-амперных характеристик на омическую зависимость составляет для кристаллического кварца 0.1 эВ и - 0.2 эВ для стекла К208.
Как упоминалось ранее, вольт-амперные характеристики нелинейны в сильном электрическом поле при возбуждении щелочно-галоидных кристаллов рентгеновским излучением. При использовании наносекундного и пикосекундного электронных пучков вольт-амперные характеристики ста-новятся линейными, начиная с плотности тока 1-2 А/см [15] и -30 А/см [39] соответственно. Это указывает на существование механизма перевода электронов в зону проводимости, по крайней мере, со структурных дефектов, независящего от действия электрического поля 10-10 В/см.
Облучение ЩГК наносекундным электронным пучком при температуре кипения жидкого азота генерирует короткоживущие jp-центры, время жизни которых сравнимо с длительностью электронного возбуждения, и стабильные F-центры, связанные с наличием пространственно разделенных F, Н - пар [144]. При комнатной температуре в доминирующем количестве проявляются стабильные F-центры, выход которых при облучении электронным пучком (параметры пучка аналогичны упомянутым выше) достаточно высок и составляет по данным оптического поглощения - 0.1 на одну электронно-дырочною пару (число электронно-дырочных пар = энергия пучка в импульсе/1.5- Wg). Так, в кристалле КС1 в момент облучения элек-тронным импульсом с плотностью тока 5 А/см концентрация F-центров 1/ т 5-10 см" .
Модель электрического разряда в щелочно-галоидных кристаллах
Исследования формирования тока в вакуумном диоде в сильных электрических полях [167, 197] показали, что эмиссия электронов происходит с микроострий металлического электрода. Микроострия представляют собой неоднородные конфигурации с радиусом вершины г, составляющим десятки - сотни размеров атомов. Для количественной характеристики микроострий используют коэффициент усиления электрического поля Р, равный отношению напряженности электрического поля на вершинах микроострий к средней напряженности поля в вакуумном диоде. Численная оценка Р hlr «100 (h -высота микроострия) подтверждается экспериментальными данными [167].
При рассмотрении электрического разряда в структуре металл-диэлектрик-металл необходимо учитывать, что поверхность электрода и диэлектрика не могут быть идеально плоскими. В механическом контакте они соприкасаются выступами поверхности на расстоянии, близком к межатомному. При напряженности поля в диэлектрике 106 В/см реальная напря-женность вблизи микроострия может быть более 10 В/см.
В энергетической схеме контакта металл - диэлектрик за нулевой уровень принимается энергия покоящегося электрона в вакууме. Уровень Ферми металла W? находится ниже на глубину работы выхода электрона в вакуум Wa. Дно зоны проводимости диэлектрика расположено ниже нулевого уровня на глубину сродства щелочно-галоидного кристалла к электрону. Для А1 электрода Wa = 4.25 эВ, сродство щелочно-галоидных кристаллов к электрону достаточно мало по сравнению с и составляет 0.1 -1 эВ. При комнатной температуре в катоде практически нет электронов, энергия которых была бы больше энергии Ферми в металле W? , а в диэлектрике практически отсутствуют свободные электроны, поэтому контактная разность потенциалов обычно не рассматривается [41].
Энергетические схемы контактов, образованных А1 электродом с кристаллами NaCl, КС1, без учета сродства кристаллов к электрону приведены на рис. 7.5. Для осуществления туннельного перехода электрона из диэлектрика в металл необходимо, чтобы середина верхней валентной подзоны была поднята электрическим полем хотя бы до уровня Ферми в металле. При этом формируется потенциальный барьер треугольной формы с высотой Wg и эффективной шириной Wg /е-$Е. Вероятность туннелирования электрона сквозь потенциальный барьер резко увеличивается при уменьшении площади барьера выше уровня перехода электрона из валентной зоны. Это происходит при увеличении напряженности поля Е или при повышении энергии электрона в запрещенной зоне кристалла (например, при туннели-ровании электрона с уровней дислокации).
Для оценки вероятности туннелирования электрона Р в единицу времени сквозь потенциальный барьер треугольной формы в поле напряженностью р\Е можно воспользоваться зависимостью [41] где т - масса электрона, а - расстояние между разноименными ионами в решетке, h -постоянная Планка. Для диэлектрика с я=3 А и Wg =10 эВ в поле $Е =2-10 В/см при длительности процесса, ограниченной временем жизни ионизованного состояния атома галоида t= \ О"14 с, получаем вероятность туннелирования Pt « 0.2. Можно предположить, что при такой вероятности перехода в пределах области повышенной напряженности поля, составляющей 100x100 атомов металла, образуется участок 40x40 ионизированных атомов галоида в пограничном слое диэлектрика.
Механизм каскадных Оже-переходов. Основные положения механизма каскадных Оже-переходов сводятся к следующему.
Электрическое поле вблизи микроострия создает сильный наклон зон в приповерхностной области диэлектрика. В кристаллах NaCl, КС1 (рис.7.5, а, в, д, ж, кристалл NaCl ориентирован в направлении 110 ) в результате туннельного перехода идет образование ионов С1+ с двумя дырками на Ър -уровне. Возможно, образуются также ионы К++ с дыркой на Ър - уровне в кристалле КС1. Движение канала разряда связано с распадом этих дырок и генерацией электронов в зону проводимости.
Для кристалла NaCl рекомбинация дырок не может идти за счет перехода электронов с низко лежащего 2р - уровня Na ( 31.2 эВ ниже дна зоны проводимости). Наиболее вероятно, что рекомбинация дырки происходит с соседнего аниона, расположенного в направлении 110 (рис. 7.5, а, в), например, путем межатомного Оже-перехода с переносом положительного заряда с С\+(Зр) 2 на Ър - уровень СГ и последующей генерацией Оже-электрона в зону проводимости по схеме С\\ЗрУ2 +С\-(Зр) - С\{ЗрУ1+С\+(ЗрУ2 +е . (7.6)
В кристалле КС1 рекомбинация дырки на ионах галогена С1+ идет с Зр-уровня К+. Для резонансного переноса электрона необходимо поднять Зр-уровень К+ в КС1 на 6.1 эВ (рис.7.5, ж). Последующий распад дырки на К"4" происходит в результате межатомного Оже-перехода с рождением дырок на 3/?-уровене СГ и электрона проводимости К++(Зр)А + СГ(Зр) - К\3р) + С\\ЗрУ2 +е . (7.7)
Для кристалла КС1 направление распространения канала разряда соответствует кристаллографической ориентации 100 .
Вероятность перехода Оже-электрона в зону проводимости становится отличной от нуля при условии, что минимальный зазор энергии между Зр-уровнями соседних ионов хлора в NaCl (рис.7.5, в), а в КС1 между Зр-уровнем К++ и 3/7-уровнем СГ (рис. 7.5, ж), не меньше ширины запрещенной зоны кристалла. При среднем расстоянии между соседними атомами в ре-шетке-3 А (расстояние между СГ - СГ 4 А) внешняя напряженность поля должна составлять —2.5-108 - 3-Ю8 В/см. Такие напряженности могут реализоваться только вблизи неоднородности электрода или на конце проводящего канала.
Некоторые характеристики зонной структуры щелочно-галоидных соединений приведены в таблице 7.1. Даны значения энергии связи верхних уровней катионов в валентной зоне кристалла (отсчитанные от дна зоны проводимости), ширина верхней валентной подзоны Wv и запрещенной зоны Wg [25, 245], W\ - энергетический зазор между серединой верхней валентной подзоны Wv и верхним уровнем энергии катиона в валентной зоне.
Схемы каскадных Оже-переходов (7.6) и (7.7) отражают кристаллографическую направленность канала пробоя. Согласно схемам можно разделить щелочно-галоидные кристаллы на две группы.
Первая группа включает кристаллы, у которых W\ больше ширины запрещенной зоны Wg. К таким кристаллам, как видно из таблицы 7.1, можно отнести соединения Li (LiF, LiCl, LiBr, Lil) и Na (NaF, NaCl, NaBr, Nal), a также KI. Направление распространения канала разряда соответствует кристаллографической ориентации 110 .
Вторая схема (7.7) применима к кристаллам, у которых значения W\ меньше Wg . Это условие выполняется для соединений К (KF, КС1, КВг) и Rb (RbF, RbCl, RbBr, Rbl) [7,8]. Кристаллографическая ориентации канала разряда- 100 .
Таким образом, передача электронного возбуждения в кристаллической решетке идет от атома к атому с учетом электронного строения кристалла. Релаксация дырки может происходить только в направлении отрицательного электрода. Модельные оценки анодной и кристаллографической направленности канала пробоя подтверждаются экспериментально [41-43, 217, 280]. Для образца КВг близкие значения W% и W\ проявляются, видимо, в смене направления пробоя с 100 на 110 при температуре выше 50 С [217].
Формирование изгиба зон. Как отмечалось выше, переход Оже-электрона в зону проводимости реализуется при изгибе зон на межатомном расстоянии, сопоставимым с шириной запрещенной зоны кристалла. Такие изгибы зон могут возникать вблизи неоднородности металлического электрода, а в диэлектрике за счет образования объемного положительного заряда.
В решетке хлористого натрия у отрицательного иона, взятого за исходный, на расстоянии г\=а имеется 6 положительных ионов. Далее имеется 12 отрицательных ионов, для которых ri=arv2, восемь положительных с Г\=а"ч3, шесть отрицательных с г і =а-2, двадцать четыре положительных с г\=сп5 и 8 отрицательных с г\=а в [94]. Кулоновская энергия Wk в точке, занимаемой ионом, представляет собой сумму энергий взаимодействия этого иона со всеми ионами твердого тела. Основной вклад вносят ближайшие ионы. Образование положительно заряженных ионов галоида в пограничном с металлом слое кристалла увеличивает энергию взаимодействия на величину
