eng
Содержание
Содержание
Предисловие . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
Сведения об авторах . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Список основных сокращений и обозначений . . . . . . . . . . . . . . . . 11
Глава 1. Дозовые эффекты в конденсированных средах
под действием излучений. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.1.
Первичные процессы. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.2.
Вторичные процессы. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
Глава 2. Методы радиационных измерений . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
2.1.
Измерения мощности дозы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
2.1.1.
Полупроводниковые детекторы. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
2.1.2.
Сцинтилляционные детекторы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
2.2.
Измерения поглощенной дозы. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
2.2.1.
Калориметрический метод . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
2.2.2.
ЭПР-дозиметрия. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
2.2.3.
Люминесцентная дозиметрия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
ТСЛ- и ОСЛ-дозиметрия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
Радиофотолюминесцентная дозиметрия . . . . . . . . . . . . . 58
2.2.4.
ТСЭЭ-дозиметрия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60
Глава 3. Кинетические модели термостимулированной
люминесценции. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
3.1.
Зонная схема обобщенной модели ТСЛ в широкозонных
материалах . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
3.2.
Дифференциальные кинетические уравнения . . . . . . . . . . . . . 64
3.3.
Общие подходы к решению систем кинетических уравнений . . 67
3.4.
Кинетические параметры . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69
3.5.
Краткий обзор основных типов кинетических моделей ТСЛ . . 71
3.6.
Кинетические модели ТСЛ с учетом конкурирующего
влияния глубоких ловушек . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73
3.6.1.
Модель конкурирующих электронных ловушек . . . . . . . . 73
3.6.2.
Модель конкурирующих центров рекомбинации . . . . . . . 79
3.6.3.
Модель одновременной конкуренции между
электронными ловушками и центрами рекомбинации. . . 82
Глава 4. Люминесцентные свойства нестехиометрических
оксидных диэлектриков. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
4.1.
Способы создания анионных дефектов в оксидах . . . . . . . . . . 87
4.2.
Центры люминесценции в анион-дефектных монокристаллах
оксида алюминия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
4.3.
Люминесцирующие керамики оксидов алюминия, циркония
и магния . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96
4.3.1.
Анион-дефектная ультрадисперсная керамика оксида
алюминия. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96
4.3.2.
Наноструктурный моноклинный диоксид циркония . . . 102
4.3.3.
Ультрадисперсная керамика оксида магния . . . . . . . . . . 105
4.4.
Глубокие ловушки в широкозонных оксидах . . . . . . . . . . . . . 111
Глава 5. Эффекты сенситизации и десенситизации
термолюминесценции в облученных оксидных диэлектриках. . . . . . . 114
5.1.
Высокотемпературная ТСЛ в анион-дефектном оксиде
алюминия после возбуждения различными видами излучений 115
5.1.1.
УФ-облучение . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115
5.1.2.
Рентгеновское излучение. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 120
5.1.3.
Импульсный электронный пучок. . . . . . . . . . . . . . . . . . 121
5.2.
Влияние заселенности глубоких ловушек на ТСЛ
дозиметрического пика в оксиде алюминия . . . . . . . . . . . . . . 123
5.2.1.
Сенситизация ТСЛ после заполнения глубоких
ловушек при постоянной температуре . . . . . . . . . . . . . . 124
5.2.2.
Сенситизация ТСЛ после ступенчатого заполнения
и опустошения глубоких ловушек при разных
температурах. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127
Заполнение глубоких ловушек УФ-излучением . . . . . . . 128
Заполнение глубоких ловушек рентгеновским
излучением . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 129
Заполнение глубоких ловушек импульсным
электронным пучком. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130
5.3.
Электронные и дырочные глубокие центры захвата в
анион-дефектном оксиде алюминия. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 132
5.4.
Роль дырочных ловушек в ТСЛ дозиметрического пика
в АДК оксида алюминия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 137
5.5.
Сенситизация ТСЛ мелких ловушек в АДК оксида алюминия 146
5.6.
ТСЛ глубоких ловушек и сенситизация в анион-дефектном
оксиде магния . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 152
Глава 6. Температурная зависимость процессов конкурирующего
взаимодействия ловушек в облученных широкозонных оксидах . . . . 158
6.1.
Температурная зависимость вероятности захвата носителей
заряда на глубокие центры в модели конкурирующих
электронных ловушек . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 158
6.2.
Тушение ТСЛ в дозиметрическом пике оксида алюминия . . . 161
6.2.1.
Радиационно окрашенные монокристаллы . . . . . . . . . . 161
6.2.2.
Ультрадисперсная анион-дефектная керамика . . . . . . . . 163
6.3.
Тушение ТСЛ глубоких ловушек . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 164
6.4.
Особенности фототрансферной термолюминесценции . . . . . . 170
6.5.
Роль глубоких ловушек в формировании сверхлинейности
дозовой зависимости ТСЛ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174
6.5.1.
Результаты эксперимента . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 175
6.5.2.
Результаты расчета . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 177
6.6.
Температурная ионизация F-центров в анион-дефектном
оксиде алюминия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 181
6.6.1.
Экспериментальные подтверждения термической
ионизации F-центров . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 182
6.6.2.
Зонная схема и математическое описание модели . . . . . 184
6.6.3.
Результаты моделирования . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 188
Температурная зависимость заполнения ловушек . . . . . 188
Температурное тушение люминесценции. . . . . . . . . . . . 189
6.7.
Безызлучательная релаксация электронных возбуждений
в моноклинном диоксиде циркония. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 190
6.7.1.
Зависимость квантового выхода ФЛ от температуры . . . 192
6.7.2.
ТСЛ наноструктурного диоксида циркония и ее
кинетические параметры. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 193
6.7.3.
Влияние скорости нагрева на светосумму ТСЛ
наноструктурного диоксида циркония . . . . . . . . . . . . . . 195
6.7.4.
Физическая интерпретация механизма и параметров
температурного тушения люминесценции . . . . . . . . . . . 198
Глава 7. Применение детекторов ТЛД(500К на основе
анион(дефектного оксида алюминия в люминесцентной
дозиметрии ионизирующих излучений . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 202
7.1.
Индивидуальная дозиметрия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 203
7.2.
Высокодозные измерения . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 209
7.3.
Модификация дозиметрических свойств детекторов . . . . . . . . 215
7.3.1.
Термооптическая обработка . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 215
7.3.2.
Повторное измерение дозиметрического ТСЛ-сигнала. . 218
7.3.3.
Термолучевая подготовка детекторов к экспозициям . . . 220
7.3.4.
Методика измерения дозы тепловых нейтронов и
смешанных полей . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 222
Литература. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 227
Предметный указатель . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 260
Предисловие
Интерес к изучению радиационно-индуцированных процессов
в диэлектриках на основе нестехиометрических широкозонных
оксидов обусловлен тем, что они являются перспективными мате-
риалами для регистрации и измерения параметров радиационных
излучений, широко используемых в настоящее время в науке
и технике, люминесцентными методами. Особенностью данного
класса материалов является тот факт, что их люминесцентные
свойства главным образом определяются не примесными, а собст-
венными дефектами кристаллической структуры, образованными
кислородными вакансиями. Данная особенность вместе с большой
шириной запрещенной зоны обеспечивает высокую эффектив-
ность запасания и длительность хранения информации о радиаци-
онном воздействии и обусловливает высокий выход люминесцен-
ции этих материалов.
В монографии изложены основные физические эффекты, воз-
никающие при взаимодействии ионизирующих излучений с веще-
ством, положенные в основу твердотельных методов дозиметрии
(вспышки люминесценции, индуцированная проводимость, выде-
ление тепла). Отдельно рассматриваются явления, обусловленные
локализацией свободных носителей заряда на дефектных центрах
(люминесценция, стимулируемая различными факторами, оптиче-
ское поглощение, электронный парамагнитный резонанс (ЭПР)).
Анализируются особенности люминесценции в нестехиометриче-
ских оксидах, связанные с высокой концентрацией дефектов
в анионной подрешетке. Рассмотрены термохимические и радиа-
ционные механизмы образования анионных дефектов в объемных
и наноструктурных оксидах алюминия, магния и циркония, а так-
же их влияние на радиационно-оптические и люминесцентные
свойства. Представлены результаты, доказывающие решающую
роль процессов конкуренции в захвате носителей заряда глубоки-
ми ловушками в формировании люминесцентных и дозиметриче-
ских свойств данного класса материалов. Эти результаты являются
базой для разработки научных основ целенаправленного управле-
ния люминесцентными свойствами оксидных материалов и созда-
ют научные предпосылки для их направленной модификации
и расширения функциональных возможностей. Рассматриваются
предложенные авторами на основе установленных закономерно-
стей способы улучшения дозиметрических свойств и оптимизации
эксплуатации термолюминесцентных детекторов излучений на
основе исследуемых материалов.
Монография предназначена для широкого круга читателей –
специалистов по физике конденсированного состояния, радиаци-
онной физике диэлектрических материалов, инженеров, работаю-
щих в области индивидуальной, медицинской и технологической
дозиметрии и радиационного мониторинга. Она может быть по-
лезна аспирантам и студентам старших курсов, обучающимся по
направлениям, связанным с физикой твердого тела и материало-
ведением. Следует отметить, что, хотя и имеются современные
монографии и учебники, посвященные проблемам радиационной
физики и дозиметрии, издания на русском языке, посвященные
радиационно-индуцированным явлениям в оксидных материалах
и их применению в люминесцентной дозиметрии, отсутствуют
или малодоступны широкому кругу читателей.
Первая глава посвящена обзору первичных процессов взаимо-
действия различных видов ионизирующих излучений с веществом.
Рассматриваются также вторичные процессы преобразования
энергии в облученных широкозонных диэлектриках, приводящие
к конечным физическим эффектам, используемым в твердотель-
ной дозиметрии.
Вторая глава представляет собой обзор методов радиационных
измерений и используемых в твердотельной дозиметрии детекто-
ров ионизирующих излучений. Приводятся физические принципы
работы, параметры и характеристики полупроводниковых, сцин-
тилляционных, калориметрических, ЭПР и ряда других типов ра-
диационных детекторов для измерения мощности дозы и накоп-
ленной дозы. Отдельно обсуждаются люминесцентные методы
регистрации излучений, в частности, метод термостимулирован-
ной люминесценции (ТСЛ) и оптически стимулированной люми-
несценции (ОСЛ).
Третья глава посвящена рассмотрению теоретических основ
эффекта ТСЛ. Приводятся основные сведения об известных моде-
лях ТСЛ, в частности учитывающих перенос заряда в условиях
конкурирующего взаимодействия между локализованными состоя-
ниями в рамках подхода, основанного на анализе кинетики люми-
Предисловие 7
несценции. Проведено также обобщение известных закономерно-
стей влияния глубоких центров на люминесцентные свойства
широкозонных материалов на основе экспериментальных и рас-
четных данных.
В четвертой главе рассматриваются способы образования и ра-
диационно-оптические свойства активных центров, созданных
собственными и примесными дефектами в широкозонных окси-
дах. Приведены результаты идентификации данных дефектов
в монокристаллических и наноструктурных образцах оксидов алю-
миния, магния и циркония методами люминесцентной и оптиче-
ской спектроскопии. Отмечается определяющее влияние центров
F-типа, связанных с кислородными вакансиями в разных зарядо-
вых состояниях, на спектрально-люминесцентные свойства изуча-
емых образцов.
В пятой главе приводятся результаты изучения влияния степени
заселенности глубоких центров на выход люминесценции в широ-
козонных оксидах, который определяет их дозиметрическую чувст-
вительность. Классифицированы глубокие ловушки в анион-де-
фектном оксиде алюминия, установлена их связь с температурными
диапазонами конкретных пиков ТСЛ, обоснована их электронная
или дырочная природа. Описаны общие закономерности измене-
ния выхода ТСЛ анион-дефектных оксидов алюминия и магния
при вариации заселенности глубоких центров захвата. Приведены
экспериментальные доказательства универсальности механизмов
конкурирующего взаимодействия ловушек различных типов в ши-
рокозонных оксидных диэлектриках.
Шестая глава посвящена экспериментальным доказательствам
температурной зависимости эффективности конкуренции в захва-
те носителей заряда между основными и глубокими ловушками на
стадии термостимуляции облученных кристаллов анион-дефектно-
го оксида алюминия. Иллюстрируется определяющая роль этого
процесса в формировании эффекта температурного тушения лю-
минесценции, зависимости выхода люминесценции, степени сен-
ситизации и сверхлинейности дозовой характеристики от ско-
рости нагрева образцов. Отмечено, что рост эффективности
конкурирующего взаимодействия с температурой является общей
закономерностью для ловушек различной энергетической глуби-
ны. Установлено, что причиной температурного тушения в окси-
дах алюминия и циркония является процесс термической иони-
зации возбужденных состояний F-центров, обусловливающий
температурную зависимость вероятности захвата на глубокие ло-
вушки.
В седьмой главе приводятся дозиметрические характеристики
термолюминесцентных детекторов ионизирующих излучений
ТЛД-500К на основе анион-дефектных кристаллов оксида алюми-
ния. Рассматривается их применение для индивидуальной и высо-
кодозной дозиметрии. Обосновывается принципиальная возмож-
ность использования ультрадисперсных керамик оксида алюминия
в качестве высокодозных детекторов импульсных электронных
пучков в диапазоне доз 1–100 кГр. Описываются предложенные
авторами и защищенные патентами РФ способы модификации
свойств и расширения функциональных возможностей детекторов
ТЛД-500К, основанные на результатах исследования влияния за-
селенности глубоких центров на люминесцентные свойства ани-
он-дефектных кристаллов Al2O3.
ÑÂÅÄÅÍÈß ÎÁ ÀÂÒÎÐÀÕ
Никифоров Сергей Владимирович —
доктор физико-математических наук, доцент кафедры «Физиче-
ские методы и приборы контроля качества» Уральского федераль-
ного университета (г. Екатеринбург). В 2016 г. защитил доктор-
скую диссертацию по теме «Процессы переноса зарядов и люми-
несценция анион-дефектных оксидов с глубокими ловушками».
Область научных интересов – радиационная физика конденсиро-
ванного состояния, люминесцентная дозиметрия, математическое
моделирование релаксационных процессов в облученных диэлект-
риках. Автор более 50 научных работ в ведущих зарубежных и рос-
сийских журналах и пяти учебных пособий. Многократный участ-
ник международных научных конференций по люминесцентным
детекторам ионизирующих излучений и твердотельной дозимет-
рии. В 2007–2016 гг. являлся членом международной организации
по твердотельной дозиметрии (International Solid State Dosimetry
Organization).
Кортов Всеволод Семенович —
доктор технических наук, профессор кафедры «Физические мето-
ды и приборы контроля качества» Уральского федерального уни-
верситета (г. Екатеринбург), заслуженный деятель науки РФ. Об-
ласть научных интересов – радиационная физика твердого тела,
термолюминесцентные детекторы ионизирующих излучений, ра-
диационные измерения, высокодозная дозиметрия, в том числе
при радиационных авариях (Чернобыль, Фукусима). Член Прези-
диума Научного совета РАН по радиационной физике твердого
тела, заслуженный работник атомной отрасли. Подготовил 35 кан-
дидатов и 5 докторов физико-математических наук по радиацион-
ной физике и твердотельной дозиметрии. Автор более 350 статей
в ведущих зарубежных и российских журналах. Член оргкомитетов
многочисленных международных конференций по радиационным
дефектам, люминесцентным детекторам ионизирующих излучений
и радиационному мониторингу.
Авторы выражают благодарность студенту-магистранту кафедры
«Физические методы и приборы контроля качества» Авдюшину
Ивану Германовичу за помощь в подготовке рисунков и оформле-
нии рукописи.
ÑÏÈÑÎÊ ÎÑÍÎÂÍÛÕ ÑÎÊÐÀÙÅÍÈÉ
È ÎÁÎÇÍÀ×ÅÍÈÉ
АДК – анион-дефектный кристалл
ВЗ – валентная зона
ЗП – зона проводимости
ИКЛ – импульсная катодолюминесценция
КТВ – кривая термовысвечивания
ЛПЭ – линейная передача энергии
ОП – оптическое поглощение
ОСЛ – оптически стимулированная люминесценция
РЛ – радиолюминесценция
РФЛ – радиофотолюминесценция
СЭМ – сканирующий электронный микроскоп
ТЛД – термолюминесцентная дозиметрия
ТCЛ – термостимулированная люминесценция
ТСП – термостимулированная проводимость
ТСЭЭ – термостимулированная экзоэлектронная эмиссия
УФ – ультрафиолет
ФЛ – фотолюминесценция
ФТВ – фракционное термовысвечивание
ФТСЛ – фототермостимулированная люминесценция
ФТТЛ – фототрансферная термолюминесценция
ФЭУ – фотоэлектронный умножитель
ЩГК – щелочно-галоидные кристаллы
ЭПР – электронный парамагнитный резонанс
FOM – «figure of merit»
ГЛАВА 1
Дозовые эффекты в конденсированных средах под действием
излучений
При воздействии радиации на вещество в нем происходят различ-
ные процессы преобразования энергии ионизирующего излуче-
ния, которые носят сложный многостадийный характер. Их мож-
но разделить на две группы: первичные и вторичные. Результатом
первичных процессов передачи энергии является ионизация и
возбуждение атомов облучаемого материала. Вторичные процессы
приводят к возникновению так называемых конечных радиацион-
ных эффектов в твердых телах, которые используются в науке
и технике, в частности — для оценки поглощенной материалом
дозы излучения.
1.1. Первичные процессы
Первичные процессы взаимодействия ионизирующих излучений
с веществом подробно рассматриваются в целом ряде отечествен-
ных и зарубежных монографий и учебных пособий [1–9]. В насто-
ящей работе приводится краткий обзор их основных закономер-
ностей. При анализе воздействия радиации на вещество следует
разделять все виды излучений на две группы: непосредственно
и косвенно ионизирующие излучения.
К непосредственно ионизирующим относятся излучения,
представляющие собой потоки заряженных частиц (электронов,
протонов, альфа-частиц, ионов). Взаимодействие данных излуче-
ний с веществом происходит благодаря кулоновским силам, воз-
никающим между заряженными частицами и электронами атомов
среды. В результате такого взаимодействия заряженная частица
передает электронной подсистеме вещества некоторую энергию,
приводящую к ионизации и возбуждению атомов. Возникающие
в результате ионизации электроны могут иметь кинетическую
энергию, достаточную для ионизации других атомов вещества,
с образованием вторичных электронов. Такие высокоэнергичные
электроны называются дельта-электронами. При ионизации внут-
ренних электронных оболочек атомов облучаемого вещества обра-
зующиеся вакансии электронов могут заполняться за счет элект-
ронных переходов с внешних оболочек. Выделяемая при этом
энергия преобразуется в кванты рентгеновского характеристиче-
ского излучения либо передается другому электрону из внешних
оболочек (оже-электрону), который, обладая кинетической энер-
гией, может покинуть атом и стать свободным.
Ионизационные потери энергии заряженной частицы в веще-
стве (dE/dx) описываются известными формулами Бете–Блоха [1].
Для тяжелых заряженных частиц:
см. формулу 1.1. в книге
Для электронов:
см. формулу 1.2. в книге
В этих формулах E – кинетическая энергия частицы, Z1 – ее
заряд, e – заряд электрона, Z2 – атомный номер вещества-погло-
тителя, nA – число атомов в 1 см3 этого вещества, m – масса покоя
электрона, v – скорость частицы, w – средняя энергия возбужде-
ния атома. Анализ формул (1.1) и (1.2) показывает, что ионизаци-
онные потери пропорциональны числу электронов в единице объ-
ема материала поглотителя, его плотности и квадрату величины
заряда частицы и обратно пропорциональны квадрату ее скорости.
С уменьшением скорости частицы ионизационные потери возрас-
тают вследствие увеличения времени пребывания частицы вблизи
каждого отдельного атома среды, что приводит к росту вероятно-
сти ионизации. Изменение ионизационных потерь со скоростью
обусловливает их зависимость от энергии частицы, которая носит
немонотонный характер. С ростом энергии потери падают, дости-
гая минимума, и далее медленно возрастают по логарифмическо-
му закону. В конденсированных средах этот рост незначителен и
составляет несколько процентов. Зависимость удельных иониза-
ционных потерь от энергии частицы приводит к изменению этих
потерь на длине пробега, поскольку, двигаясь в веществе, частица
теряет энергию. Последняя закономерность описывается извест-
ной кривой Брэгга (рис. 1.1), которая иллюстрирует, что основной
ионизационный эффект заряженная частица производит в конце
своего пробега. При одинаковой энергии ионизационные потери
будут также зависеть от массы заряженной частицы. В частности,
удельные потери энергии электронов, как правило, ниже, чем
протонов при одинаковой энергии, поскольку при заданной энер-
гии электроны имеют большую скорость за счет меньшей массы.
В свою очередь, удельные ионизационные потери энергии прото-
нов примерно на порядок меньше, чем альфа-частиц той же энер-
гии.
Помимо ионизации и возбуждения, поглощение энергии заря-
женных частиц вызывает появление и других эффектов. Ускорен-
ное движение заряженной частицы в кулоновском поле атомных
электронов и ядер приводит к возникновению тормозного рентге-
новского излучения. При этом заряженная частица теряет свою
энергию и замедляется. Потери энергии ионизирующей радиации
на тормозное излучение называются радиационными потерями.
Удельные радиационные потери обратно пропорциональны квадрату массы частицы, поэтому они играют существенную роль
только для легких заряженных частиц (электронов, позитронов).
Они также зависят от энергии частиц и порядкового номера хими-
ческого элемента материала поглощающей среды. С увеличени-
ем энергии заряженной частицы удельные радиационные потери
возрастают и при энергии, выше критической, могут превышать
удельные ионизационные потери. Пример зависимостей различ-
ных видов потерь от энергии для электронов в воде приведен на
рис. 1.2.
Следует отметить, что при облучении материала заряженными
частицами на ионизацию и возбуждение расходуется более 99%
энергии излучения. Менее 1% энергии передается атомам среды в
результате упругих столкновений, что может вызывать смещение
атомов из узлов кристаллической решетки. В итоге этот процесс
приводит к образованию радиационных дефектов (вакансий и
междоузельных атомов). Закономерности и механизмы радиаци-
онного дефектообразования будут рассмотрены в следующем раз-
деле.
К косвенно ионизирующим излучениям относят излучения
нейтральных (незаряженных) частиц: фотонов (рентгеновское и
гамма-излучение), а также нейтронов различных энергий. В отли-
чие от заряженных частиц, нейтральные частицы не могут приво-
дить к ионизации материала путем непосредственного взаимодей-
ствия с атомами вещества. Они индуцируют процессы ионизации
и возбуждения только косвенно посредством действия создавае-
мых в веществе вторичных заряженных частиц.
Рентгеновское и гамма-излучение при взаимодействии со сре-
дой формируют вторичные электроны с помощью трех механиз-
мов: фотоэффекта, эффекта Комптона и образования электрон-
но-позитронных пар (рис. 1.3). При фотоэффекте происходит
такое взаимодействие фотона с веществом, при котором квант из-
лучения полностью поглощается и исчезает. Часть энергии кванта
излучения расходуется на разрыв связи электрона с ядром атома,
другая часть преобразуется в кинетическую энергию испускаемого
атомом электрона. Фотоэффект в основном происходит с участи-
ем электронов внутренних (K и L) оболочек атомов. При этом их
освободившиеся места могут занять электроны внешних оболочек.
Выделившаяся в результате такого процесса энергия преобразует-
ся в характеристическое рентгеновское излучение или передается
оже-электронам. Для слабосвязанных электронов внешних оболо-
чек происходит рассеяние квантов рентгеновского и гамма-излучения (Комптон-эффект), при котором часть энергии падающего
фотона преобразуется в кинетическую энергию электрона отдачи,
другую часть уносит рассеянный фотон, длина волны которого бо-
льше длины волны падающего фотона. Гамма-квант может также
образовать пару частиц (электрон и позитрон), если энергия фото-
на превышает удвоенную энергию покоя электрона (1.02 МэВ).
Фотоэлектроны, комптоновские электроны и электронно-позит-
ронные пары, обладая электрическим зарядом, могут вызывать
ионизацию и возбуждение атомов облучаемого материала, как это
было описано ранее для непосредственно ионизирующих излуче-
ний.
Ослабление рентгеновского и гамма-излучения в веществе
подчиняется экспоненциальному закону:
см. формулу 1.3 в книге
где J – поток фотонов, x – расстояние, – линейный коэффициент
поглощения, который учитывает все три упомянутых выше меха-
низма потери энергии фотонов. Суммарный линейный коэффи-
циент поглощения гамма- и рентгеновского излучения возрастает
с увеличением плотности вещества поглотителя, а также зависит
от энергии квантов и порядкового номера атомов поглощающей
среды. Закономерности влияния на коэффициент поглощения по-
следних двух факторов несколько различаются в зависимости от
механизмов взаимодействия фотонов с веществом. Коэффициент
поглощения в результате фотоэффекта резко уменьшается с ростом
энергии квантов и возрастает пропорционально Z 5, где Z – атом-
ный номер вещества поглощающей среды [4]. Коэффициент погло-
щения в результате комптон-эффекта также падает с ростом энер-
гии излучения, но более медленно. Он прямо пропорционален
атомному номеру вещества. Коэффициент поглощения в результате
образования электрон-позитронных пар пропорционален Z 2 и рас-
тет с повышением энергии квантов, начиная с 1.02 МэВ. Учитывая
вышеизложенное, можно проанализировать соотношение эффек-
тивностей протекания трех эффектов взаимодействия фотонного
излучения с веществом в зависимости от энергии квантов и массы
(порядкового номера) атомов поглощающей среды (рис. 1.4). Фото-
эффект является доминирующим механизмом в тяжелых элементах
при малой энергии излучения. Для легких веществ будет преобла-
дать комптоновское рассеяние фотонов в очень широком диапазоне
энергий. Для высокоэнергетических фотонов и тяжелых поглощаю-
щих веществ наиболее значительную роль будет играть эффект об-
разования электрон-позитронных пар. В зависимости от атомного
номера элемента суммарный линейный коэффициент поглощения
может монотонно убывать с ростом энергии фотонов (например,
для алюминия) либо изменяться сложным образом, уменьшаясь
до некоторого минимума, а затем увеличиваясь. Такая зависимость
характерна, в частности, для свинца, являющегося основным ма-
териалом для защиты от гамма-излучения. Точка минимума его
коэффициента поглощения наблюдается при энергии гамма-кван-
тов 3 МэВ [1].
Нейтроны, как и фотоны, не имеют электрического заряда,
поэтому относятся к косвенно ионизирующим излучениям. Они
теряют свою энергию в поглощающих веществах в результате
взаимодействия с атомными ядрами. В результате ядерных реак-
ций могут образовываться заряженные частицы: протоны (p), аль-
фа-частицы ( ), осколки деления (f), которые приводят к ионизации и возбуждению атомов. Эффективные сечения ядерных
реакций зависят от энергии нейтронов и особенно велики для
тепловых нейтронов. Наиболее важными для дозиметрии являют-
ся (n,p)-реакции тепловых нейтронов с атомами 3He, 14N и
(n, )-реакции с участием изотопов 6Li, 10B [5]. К характерным ре-
акциям при взаимодействии тепловых нейтронов с веществом от-
носятся также реакции радиационного захвата (n, ), в результате
которых образуется косвенно ионизирующее гамма-излучение.
Примером (n, )-реакции является взаимодействие тепловых ней-
тронов с ядрами 113Cd, характеризующееся высоким эффективным
сечением (25 000 барн), а также реакция 157Gd(n, )158Gd [1, 10].
Быстрые нейтроны взаимодействуют с облучаемым материалом
в основном за счет упругого рассеяния, при котором поглощен-
ная энергия распределяется между ядрами отдачи и испущенным
нейтроном меньшей энергии. Наиболее эффективно процессы
упругого рассеяния быстрых нейтронов происходят в водород-
содержащих материалах. При этом образуются протоны отдачи,
а падающие нейтроны замедляются и становятся тепловыми. При
упругом рассеянии нейтронов большой энергии может наблюдать-
ся смещение атомов среды из равновесных положений, что, как и
в случае заряженных частиц, приводит к генерации радиационных
дефектов.
С учетом описанных выше закономерностей и механизмов
взаимодействия радиации с веществом можно провести сопостав-
ление поглощательной способности различных видов излучений.
При одинаковых энергиях наименьшей глубиной проникновения
обладают тяжелые заряженные частицы из-за их большой массы.
Электроны, имея меньшую массу, вследствие больших скоростей
при равных с тяжелыми частицами энергиях взаимодействуют с
веществом слабее и характеризуются большей величиной пробега.
Рентгеновское и гамма-излучение благодаря нулевому заряду и
массе покоя фотонов имеют невысокие коэффициенты поглоще-
ния и характеризуются высокой проникающей способностью.
В частности, глубина проникновения рентгеновских лучей в твер-
дых телах составляет от долей миллиметра до десятков сантимет-
ров в зависимости от энергии квантов [11]. Максимальным пробе-
гом в твердых телах обладают нейтронные излучения, поскольку
они взаимодействуют не с электронной, а с ядерной подсистемой
материала.
Основной характеристикой поглощательной способности из-
лучения является линейная передача энергии (ЛПЭ). Эта вели-
чина представляет собой количество энергии ионизирующего из-
лучения, поглощенного веществом, за длину пробега частицы
(в кэВ/мкм). Величина ЛПЭ является важной при анализе биоло-
гических эффектов ионизирующего излучения. Значения ЛПЭ
в воде для разных типов излучения приведены в табл. 1.1. Из дан-
ных табл. 1.1, в частности, следует, что ЛПЭ особенно велика для
тяжелых заряженных частиц, что вызывает пространственную
неоднородность распределения потерь энергии падающей части-
цы, а также определяет высокую плотность возбужденных состоя-
ний вдоль траектории их движения, что приводит к образованию
треков в облученном материале. Кроме того, такие же высокие
плотности ионизации и возбуждения могут быть достигнуты при
облучении материала импульсными источниками радиации высо-
кой мощности.
1.2. Вторичные процессы
В результате рассмотренных ранее первичных процессов взаимо-
действия ионизирующего излучения с веществом в облученном
материале образуются свободные электроны. Эти электроны выкоторых происходит преобразование энергии падающего излуче-
ния в различные формы (фотоны, фононы, радиационные дефек-
ты и т.д.).
Среди материалов на основе конденсированных сред наиболее
полно все каналы протекания вторичных процессов реализуются
в диэлектриках. Общая схема вторичных процессов в диэлектри-
ческих материалах при поглощении ионизирующего излучения и
вызываемых ими конечных эффектов приведена на рис. 1.5. Для
построения этой схемы авторами использовались данные работ
[12, 13]. Образовавшиеся в диэлектрике под действием падающего
излучения вторичные электроны, как и первичное излучение, мо-
гут передавать энергию атомам среды. Потери энергии первичных
и размножение вторичных частиц происходит до тех пор, пока их
энергия не станет меньше необходимой для ионизации (возбужде-
ния). В конечном счете в облученном диэлектрике образуются
возбужденные состояния (так называемые электронные возбужде-
ния). При передаче энергии атомам среды может происходить пе-
реход электрона с одного из уровней в валентной зоне в зону про-
водимости. В результате в диэлектрике за короткое время (10-15–
10-14 с) создается множество электронно-дырочных пар. При этом
электроны и дырки имеют некоторую избыточную энергию (по-
рядка 3Eg, где Eg – ширина запрещенной зоны материала) и назы-
ваются горячими. Горячие электроны и дырки теряют свою энер-
гию путем испускания фононов или при неупругом рассеянии на
электронах с генерацией новых электронных возбуждений.
Было предложено несколько моделей, описывающих процессы
потери энергии горячими электронами и дырками [14]. Наиболее
ранней является простая феноменологическая модель, рассматри-
вающая лавинный процесс создания электронно-дырочных пар
[15]. Этот процесс происходит до тех пор, пока энергия электрона
не становится меньше некоторой пороговой величины, определя-
ющейся главным образом шириной запрещенной зоны материала.
В более сложной плазмонной модели [16] горячие электроны
в твердом теле теряют избыточную энергию в основном через
плазмоны, которые представляют собой кванты коллективных ко-
лебаний валентных электронов (плазменных колебаний). Присут-
ствие плазмонов доказывается измерением энергетического спект-
ра электронов, прошедших через тонкую пленку диэлектрического
материала [17, 18]. Полученный спектр состоит из серии эквидистантных линий, свидетельствующих от том, что электроны теря-
ют свою энергию отдельными порциями (квантами) с энергией
порядка 10–30 эВ. Далее плазмоны обычно распадаются с образо-
ванием электронно-дырочных пар. Существует также поляронная
модель [18, 19], в которой предполагается, что в результате взаи-
модействия с решеткой кристалла зонный электрон преобразуется
в полярон, представляющий собой электрон, окруженный полем
локальной поляризации решетки. Движение полярона рассматри-
вается как движение электрона с некоторой эффективной массой,
отличной от массы свободного электрона.
Генерация электронных возбуждений в диэлектрике продол-
жается до тех пор, пока электроны и дырки имеют достаточную
для осуществления этого процесса энергию. При уменьшении
энергии образование электронно-дырочных пар становится невоз-
можным. В этом случае наблюдается только неупругое рассеяние
свободных носителей заряда с передачей избыточной энергии оп-
тическим фононам, что приводит к радиационному нагреву веще-
ства. В результате электрон-фононного взаимодействия энергия
электронов и дырок становится сравнимой с тепловой, поэтому
процесс потери энергии посредством данного механизма называ-
ется термализацией и происходит за время порядка 10-12–10-11 с.
В результате термализации электроны занимают состояния вблизи
дна зоны проводимости, а дырки – вблизи потолка валентной
зоны. В процессе термализации электроны и дырки могут изме-
нить свое местоположение, что приводит к их миграции на до-
вольно большие расстояния (1–100 нм). При взаимодействии тер-
мализованных электронов и дырок в диэлектриках образуются
свободные экситоны, представляющие собой электронные воз-
буждения в виде связанной силами кулоновского притяжения
электронно-дырочной пары. Для образования экситона необходи-
ма энергия, несколько меньшая ширины запрещенной зоны мате-
риала.
Состояние диэлектрика со свободными электронами и дырка-
ми является неравновесным. Дальнейшая релаксация термализо-
ванных электронных возбуждений может происходить по несколь-
ким каналам: захват электронов и дырок на локальные уровни
примесных или собственных дефектов кристаллической струк-
туры; захват экситонов дефектами с образованием связанных
экситонов; автолокализация электронных возбуждений, которая
зывают в твердых телах целый ряд вторичных процессов, в ходе
происходит без участия дефектов в результате их взаимодействия
с акустическими фононами решетки. Примером материалов, в ко-
торых эффективно осуществляются процессы автолокализации эк-
ситонов и дырок, являются щелочно-галоидные кристаллы (ЩГК)
[19,20]. Автолокализация электронных возбуждений может играть
существенную роль при формировании радиационных дефектов,
в частности, генерации френкелевских пар в диэлектрических ма-
териалах [20]. В полупроводниках эффекты автолокализации элек-
тронных возбуждений не были обнаружены.
Образовавшиеся в материале стабильные низкоэнергетические
электронные возбуждения (электронно-дырочные пары и эксито-
ны) определяют конечные эффекты, вызываемые воздействием ра-
диации в твердом теле. Так, миграция образовавшихся в результате
облучения электронов и дырок приводит к появлению в облучае-
мом материале радиационно-индуцированной проводимости. При
захвате свободного электрона (дырки) собственным или примес-
ным дефектом кристаллической решетки он переходит в возбуж-
денное состояние, релаксация которого может происходить не-
сколькими путями. При безызлучательной релаксации энергия воз-
бужденного состояния передается фононной подсистеме вещества.
В этом случае дефект является центром безызлучательной рекомби-
нации. При излучательной релаксации возбужденных состояний
дефекты являются центрами свечения, длина волны которого опре-
деляется энергетической структурой центра. К свечению могут при-
водить возбужденные состояния не только центров, но и свободных
и автолокализованных экситонов. Эффект, наблюдаемый при излу-
чательной релаксации дефектных центров и экситонов во время об-
лучения материала, называется радиолюминесценцией (РЛ).
Разновидностью рассмотренного электронно-дырочного меха-
низма передачи энергии к центрам свечения является резонанс-
ный механизм, при котором электрон и дырка непосредственно
рекомбинируют на дефекте, который сам не является центром
свечения, а передает энергию к другому пространственно удален-
ному дефекту (центру люминесценции). Необходимым условием
реализации данного механизма является совпадение разности
энергий возбужденного и основного состояний двух типов дефек-
тов, между которыми осуществляется резонансная передача энер-
гии. Характерной чертой электронно-дырочного механизма пере-
дачи энергии к центрам свечения является его «замораживание»
при температурах ниже 100 К вследствие явления автолокализа-
ции дырок [21]. При таких температурах может доминировать дру-
гой механизм передачи поглощенной в веществе энергии за счет
миграции экситонов с последующим их захватом центрами свече-
ния [21].
Образование возбужденных состояний дефектных центров или
автолокализованных экситонов может быть связано со значитель-
ной деформацией кристаллической решетки. В этом случае при
распаде электронных возбуждений происходит образование френ-
келевского дефекта (пары «вакансия – междоузельный атом»).
Электронный механизм генерации радиационных дефектов в ре-
зультате безызлучательного распада автолокализованных эксито-
нов и рекомбинации электронов с Vk-центрами, образующимися
при автолокализации дырок, был впервые установлен для ЩГК
[20] и определяет их радиационную стойкость. Наряду с электрон-
ным в диэлектриках может иметь место ударный механизм обра-
зования радиационных дефектов, при котором они возникают
в результате упругих соударений падающих на кристалл частиц
ионизирующей радиации с ядрами атомов или ионов кристалли-
ческой решетки материала (рис. 1.6). Данный механизм домини-
рует, в частности, в оксидных диэлектриках и определяет их высо-
кую радиационную стойкость по сравнению с ЩГК, поскольку
эффективность генерации дефектов при ударном механизме при-
мерно на три порядка ниже, чем при электронном [22]. При удар-
ном механизме радиационные дефекты возникают только при воз-
действии заряженных частиц и нейтронов с энергией, большей
некоторого критического значения (Eкр), определяемого порого-
вой энергией смещения атомов в материале (Ed). Пороговые энер-
гии смещения атомов имеют величину 5–80 эВ для различных
твердых тел и атомов [22]. Кроме величины Ed, критическая энер-
гия дефектообразования Eкр определяется массой падающих час-
тиц и может зависеть от кристаллографического направления и
температуры вещества. При E>Eкр эффективность образования де-
фектов путем смещения атома из узла решетки является функцией
отношения масс падающей частицы (m) и выталкиваемого атома
(М) (при m<M) [11]. Процесс ударного смещения атома решетки
на расстояние, равное межатомному (10-10 м), занимает очень ко-
роткое время (10-14 с). Пороговые энергии смещения атомов и
критические энергии дефектообразования для электронов в некоторых материалах приведены в табл. 1.2. Если энергия заряженной
частицы меньше критической, то, как и в случае облучения мате-
риала рентгеновским и гамма-излучением, может наблюдаться из-
менение зарядового состояния уже существующих дорадиацион-
ных дефектов за счет распада электронных возбуждений (захвата
электронов и дырок).
Образовавшиеся в результате распада электронных возбужде-
ний или ударного механизма новые дефекты в диэлектрике могут
являться электронными или дырочными центрами окраски, что
приводит к изменениям в спектрах оптического поглощения (ОП)
облученного материала. Если созданный дефект является парамаг-
нитным центром (имеет неспаренный электрон), то он вызывает
появление сигнала электронного парамагнитного резонанса
(ЭПР). Кроме того, вновь образованные дефекты могут выступать
в качестве центров фотолюминесценции (ФЛ). При последующем
возбуждении данных центров в области максимума их оптическо-
го поглощения они излучают кванты света. Рассматриваемое явле-
ние называется радиофотолюминесценцией (РФЛ). Кроме того,
при большой плотности возбуждения в облучаемом веществе мо-
гут формироваться треки, представляющие собой области с высо-
кой локальной концентрацией радиационно-индуцированных де-
фектов. Следует также отметить, что изменения ОП, сигналов
ЭПР, образование центров ФЛ могут наблюдаться не только в ре-
зультате появления новых, но и при изменении зарядового состо-
яния уже существующих дефектов.
Собственные и примесные дефекты кристаллической структу-
ры диэлектрика могут также служить центрами захвата (ловушка-
ми) для термализованных электронов и дырок. При достаточно
большой энергетической глубине ловушек запасаемая информа-
ция о радиационном воздействии может храниться достаточно
длительное время. При термическом освобождении носителей за-
ряда из ловушек может наблюдаться излучательная рекомбина-
ция электронов с дырками на центрах свечения (эффект термо-
стимулированной люминесценции (ТСЛ)). Опустошение ловушек
да в делокализованных зонах, что вызывает появление термости-
мулированной проводимости (ТСП). Выход электронов, освобо-
дившихся из ловушек, с поверхности кристалла за его пределы
обусловливает эффект термостимулированной экзоэлектронной
эмиссии (ТСЭЭ). Явления люминесценции, экзоэлектронной
эмиссии, рост электрической проводимости могут наблюдаться
и при оптическом освобождении носителей заряда из ловушек.
Среди оптически стимулированных явлений наибольшее примене-
ние в дозиметрии нашел эффект оптически стимулированной лю-
минесценции (ОСЛ).
Проведенный выше анализ показывает, что в результате це-
почки взаимосвязанных последовательных первичных и вторич-
ных процессов, происходящих при взаимодействии излучения
с веществом, в облученных конденсированных средах может на-
блюдаться целый ряд конечных радиационных эффектов, которые
могут использоваться в твердотельной дозиметрии ионизирующих
излучений. При этом основой всех методов радиационной дози-
метрии является прямое или косвенное измерение поглощенной
в детекторе энергии излучения. В зависимости от решаемых задач
все твердотельные детекторы можно разделить на два класса: ра-
ботающие в реальном времени и запоминающие (интегрирую-
щие). Первые используются в тех случаях, когда необходимо из-
мерять поле ионизирующего излучения непосредственно в момент
его воздействия. Принцип действия детекторов этого типа осно-
ван на дозовых эффектах, проявляющихся при облучении матери-
ала: вспышках РЛ (сцинтилляционный детектор), индуцирован-
ной проводимости (полупроводниковый детектор), выделении
тепла (калориметр). В запоминающих детекторах «память» о ради-
ационном воздействии сохраняется длительное время после пре-
кращения действия излучения. В них используются эффекты, свя-
занные с запасанием дозиметрической информации на дефектах
кристаллической структуры (ЭПР, свечение РФЛ, образование
треков, явления ТСЛ, ТСП, ТСЭЭ, ОСЛ). Далее будут более де-
тально рассмотрены особенности применения вышеперечислен-
ных эффектов в различных типах детекторов ионизирующих излу-
чений.
Интерес к изучению радиационно-индуцированных процессов
в диэлектриках на основе нестехиометрических широкозонных
оксидов обусловлен тем, что они являются перспективными мате-
риалами для регистрации и измерения параметров радиационных
излучений, широко используемых в настоящее время в науке
и технике, люминесцентными методами. Особенностью данного
класса материалов является тот факт, что их люминесцентные
свойства главным образом определяются не примесными, а собст-
венными дефектами кристаллической структуры, образованными
кислородными вакансиями. Данная особенность вместе с большой
шириной запрещенной зоны обеспечивает высокую эффектив-
ность запасания и длительность хранения информации о радиаци-
онном воздействии и обусловливает высокий выход люминесцен-
ции этих материалов.
В монографии изложены основные физические эффекты, воз-
никающие при взаимодействии ионизирующих излучений с веще-
ством, положенные в основу твердотельных методов дозиметрии
(вспышки люминесценции, индуцированная проводимость, выде-
ление тепла). Отдельно рассматриваются явления, обусловленные
локализацией свободных носителей заряда на дефектных центрах
(люминесценция, стимулируемая различными факторами, оптиче-
ское поглощение, электронный парамагнитный резонанс (ЭПР)).
Анализируются особенности люминесценции в нестехиометриче-
ских оксидах, связанные с высокой концентрацией дефектов
в анионной подрешетке. Рассмотрены термохимические и радиа-
ционные механизмы образования анионных дефектов в объемных
и наноструктурных оксидах алюминия, магния и циркония, а так-
же их влияние на радиационно-оптические и люминесцентные
свойства. Представлены результаты, доказывающие решающую
роль процессов конкуренции в захвате носителей заряда глубоки-
ми ловушками в формировании люминесцентных и дозиметриче-
ских свойств данного класса материалов. Эти результаты являются
базой для разработки научных основ целенаправленного управле-
ния люминесцентными свойствами оксидных материалов и созда-
ют научные предпосылки для их направленной модификации
и расширения функциональных возможностей. Рассматриваются
предложенные авторами на основе установленных закономерно-
стей способы улучшения дозиметрических свойств и оптимизации
эксплуатации термолюминесцентных детекторов излучений на
основе исследуемых материалов.
Монография предназначена для широкого круга читателей –
специалистов по физике конденсированного состояния, радиаци-
онной физике диэлектрических материалов, инженеров, работаю-
щих в области индивидуальной, медицинской и технологической
дозиметрии и радиационного мониторинга. Она может быть по-
лезна аспирантам и студентам старших курсов, обучающимся по
направлениям, связанным с физикой твердого тела и материало-
ведением. Следует отметить, что, хотя и имеются современные
монографии и учебники, посвященные проблемам радиационной
физики и дозиметрии, издания на русском языке, посвященные
радиационно-индуцированным явлениям в оксидных материалах
и их применению в люминесцентной дозиметрии, отсутствуют
или малодоступны широкому кругу читателей.
Первая глава посвящена обзору первичных процессов взаимо-
действия различных видов ионизирующих излучений с веществом.
Рассматриваются также вторичные процессы преобразования
энергии в облученных широкозонных диэлектриках, приводящие
к конечным физическим эффектам, используемым в твердотель-
ной дозиметрии.
Вторая глава представляет собой обзор методов радиационных
измерений и используемых в твердотельной дозиметрии детекто-
ров ионизирующих излучений. Приводятся физические принципы
работы, параметры и характеристики полупроводниковых, сцин-
тилляционных, калориметрических, ЭПР и ряда других типов ра-
диационных детекторов для измерения мощности дозы и накоп-
ленной дозы. Отдельно обсуждаются люминесцентные методы
регистрации излучений, в частности, метод термостимулирован-
ной люминесценции (ТСЛ) и оптически стимулированной люми-
несценции (ОСЛ).
Третья глава посвящена рассмотрению теоретических основ
эффекта ТСЛ. Приводятся основные сведения об известных моде-
лях ТСЛ, в частности учитывающих перенос заряда в условиях
конкурирующего взаимодействия между локализованными состоя-
ниями в рамках подхода, основанного на анализе кинетики люми-
Предисловие 7
несценции. Проведено также обобщение известных закономерно-
стей влияния глубоких центров на люминесцентные свойства
широкозонных материалов на основе экспериментальных и рас-
четных данных.
В четвертой главе рассматриваются способы образования и ра-
диационно-оптические свойства активных центров, созданных
собственными и примесными дефектами в широкозонных окси-
дах. Приведены результаты идентификации данных дефектов
в монокристаллических и наноструктурных образцах оксидов алю-
миния, магния и циркония методами люминесцентной и оптиче-
ской спектроскопии. Отмечается определяющее влияние центров
F-типа, связанных с кислородными вакансиями в разных зарядо-
вых состояниях, на спектрально-люминесцентные свойства изуча-
емых образцов.
В пятой главе приводятся результаты изучения влияния степени
заселенности глубоких центров на выход люминесценции в широ-
козонных оксидах, который определяет их дозиметрическую чувст-
вительность. Классифицированы глубокие ловушки в анион-де-
фектном оксиде алюминия, установлена их связь с температурными
диапазонами конкретных пиков ТСЛ, обоснована их электронная
или дырочная природа. Описаны общие закономерности измене-
ния выхода ТСЛ анион-дефектных оксидов алюминия и магния
при вариации заселенности глубоких центров захвата. Приведены
экспериментальные доказательства универсальности механизмов
конкурирующего взаимодействия ловушек различных типов в ши-
рокозонных оксидных диэлектриках.
Шестая глава посвящена экспериментальным доказательствам
температурной зависимости эффективности конкуренции в захва-
те носителей заряда между основными и глубокими ловушками на
стадии термостимуляции облученных кристаллов анион-дефектно-
го оксида алюминия. Иллюстрируется определяющая роль этого
процесса в формировании эффекта температурного тушения лю-
минесценции, зависимости выхода люминесценции, степени сен-
ситизации и сверхлинейности дозовой характеристики от ско-
рости нагрева образцов. Отмечено, что рост эффективности
конкурирующего взаимодействия с температурой является общей
закономерностью для ловушек различной энергетической глуби-
ны. Установлено, что причиной температурного тушения в окси-
дах алюминия и циркония является процесс термической иони-
зации возбужденных состояний F-центров, обусловливающий
температурную зависимость вероятности захвата на глубокие ло-
вушки.
В седьмой главе приводятся дозиметрические характеристики
термолюминесцентных детекторов ионизирующих излучений
ТЛД-500К на основе анион-дефектных кристаллов оксида алюми-
ния. Рассматривается их применение для индивидуальной и высо-
кодозной дозиметрии. Обосновывается принципиальная возмож-
ность использования ультрадисперсных керамик оксида алюминия
в качестве высокодозных детекторов импульсных электронных
пучков в диапазоне доз 1–100 кГр. Описываются предложенные
авторами и защищенные патентами РФ способы модификации
свойств и расширения функциональных возможностей детекторов
ТЛД-500К, основанные на результатах исследования влияния за-
селенности глубоких центров на люминесцентные свойства ани-
он-дефектных кристаллов Al2O3.
ÑÂÅÄÅÍÈß ÎÁ ÀÂÒÎÐÀÕ
Никифоров Сергей Владимирович —
доктор физико-математических наук, доцент кафедры «Физиче-
ские методы и приборы контроля качества» Уральского федераль-
ного университета (г. Екатеринбург). В 2016 г. защитил доктор-
скую диссертацию по теме «Процессы переноса зарядов и люми-
несценция анион-дефектных оксидов с глубокими ловушками».
Область научных интересов – радиационная физика конденсиро-
ванного состояния, люминесцентная дозиметрия, математическое
моделирование релаксационных процессов в облученных диэлект-
риках. Автор более 50 научных работ в ведущих зарубежных и рос-
сийских журналах и пяти учебных пособий. Многократный участ-
ник международных научных конференций по люминесцентным
детекторам ионизирующих излучений и твердотельной дозимет-
рии. В 2007–2016 гг. являлся членом международной организации
по твердотельной дозиметрии (International Solid State Dosimetry
Organization).
Кортов Всеволод Семенович —
доктор технических наук, профессор кафедры «Физические мето-
ды и приборы контроля качества» Уральского федерального уни-
верситета (г. Екатеринбург), заслуженный деятель науки РФ. Об-
ласть научных интересов – радиационная физика твердого тела,
термолюминесцентные детекторы ионизирующих излучений, ра-
диационные измерения, высокодозная дозиметрия, в том числе
при радиационных авариях (Чернобыль, Фукусима). Член Прези-
диума Научного совета РАН по радиационной физике твердого
тела, заслуженный работник атомной отрасли. Подготовил 35 кан-
дидатов и 5 докторов физико-математических наук по радиацион-
ной физике и твердотельной дозиметрии. Автор более 350 статей
в ведущих зарубежных и российских журналах. Член оргкомитетов
многочисленных международных конференций по радиационным
дефектам, люминесцентным детекторам ионизирующих излучений
и радиационному мониторингу.
Авторы выражают благодарность студенту-магистранту кафедры
«Физические методы и приборы контроля качества» Авдюшину
Ивану Германовичу за помощь в подготовке рисунков и оформле-
нии рукописи.
ÑÏÈÑÎÊ ÎÑÍÎÂÍÛÕ ÑÎÊÐÀÙÅÍÈÉ
È ÎÁÎÇÍÀ×ÅÍÈÉ
АДК – анион-дефектный кристалл
ВЗ – валентная зона
ЗП – зона проводимости
ИКЛ – импульсная катодолюминесценция
КТВ – кривая термовысвечивания
ЛПЭ – линейная передача энергии
ОП – оптическое поглощение
ОСЛ – оптически стимулированная люминесценция
РЛ – радиолюминесценция
РФЛ – радиофотолюминесценция
СЭМ – сканирующий электронный микроскоп
ТЛД – термолюминесцентная дозиметрия
ТCЛ – термостимулированная люминесценция
ТСП – термостимулированная проводимость
ТСЭЭ – термостимулированная экзоэлектронная эмиссия
УФ – ультрафиолет
ФЛ – фотолюминесценция
ФТВ – фракционное термовысвечивание
ФТСЛ – фототермостимулированная люминесценция
ФТТЛ – фототрансферная термолюминесценция
ФЭУ – фотоэлектронный умножитель
ЩГК – щелочно-галоидные кристаллы
ЭПР – электронный парамагнитный резонанс
FOM – «figure of merit»
ГЛАВА 1
Дозовые эффекты в конденсированных средах под действием
излучений
При воздействии радиации на вещество в нем происходят различ-
ные процессы преобразования энергии ионизирующего излуче-
ния, которые носят сложный многостадийный характер. Их мож-
но разделить на две группы: первичные и вторичные. Результатом
первичных процессов передачи энергии является ионизация и
возбуждение атомов облучаемого материала. Вторичные процессы
приводят к возникновению так называемых конечных радиацион-
ных эффектов в твердых телах, которые используются в науке
и технике, в частности — для оценки поглощенной материалом
дозы излучения.
1.1. Первичные процессы
Первичные процессы взаимодействия ионизирующих излучений
с веществом подробно рассматриваются в целом ряде отечествен-
ных и зарубежных монографий и учебных пособий [1–9]. В насто-
ящей работе приводится краткий обзор их основных закономер-
ностей. При анализе воздействия радиации на вещество следует
разделять все виды излучений на две группы: непосредственно
и косвенно ионизирующие излучения.
К непосредственно ионизирующим относятся излучения,
представляющие собой потоки заряженных частиц (электронов,
протонов, альфа-частиц, ионов). Взаимодействие данных излуче-
ний с веществом происходит благодаря кулоновским силам, воз-
никающим между заряженными частицами и электронами атомов
среды. В результате такого взаимодействия заряженная частица
передает электронной подсистеме вещества некоторую энергию,
приводящую к ионизации и возбуждению атомов. Возникающие
в результате ионизации электроны могут иметь кинетическую
энергию, достаточную для ионизации других атомов вещества,
с образованием вторичных электронов. Такие высокоэнергичные
электроны называются дельта-электронами. При ионизации внут-
ренних электронных оболочек атомов облучаемого вещества обра-
зующиеся вакансии электронов могут заполняться за счет элект-
ронных переходов с внешних оболочек. Выделяемая при этом
энергия преобразуется в кванты рентгеновского характеристиче-
ского излучения либо передается другому электрону из внешних
оболочек (оже-электрону), который, обладая кинетической энер-
гией, может покинуть атом и стать свободным.
Ионизационные потери энергии заряженной частицы в веще-
стве (dE/dx) описываются известными формулами Бете–Блоха [1].
Для тяжелых заряженных частиц:
см. формулу 1.1. в книге
Для электронов:
см. формулу 1.2. в книге
В этих формулах E – кинетическая энергия частицы, Z1 – ее
заряд, e – заряд электрона, Z2 – атомный номер вещества-погло-
тителя, nA – число атомов в 1 см3 этого вещества, m – масса покоя
электрона, v – скорость частицы, w – средняя энергия возбужде-
ния атома. Анализ формул (1.1) и (1.2) показывает, что ионизаци-
онные потери пропорциональны числу электронов в единице объ-
ема материала поглотителя, его плотности и квадрату величины
заряда частицы и обратно пропорциональны квадрату ее скорости.
С уменьшением скорости частицы ионизационные потери возрас-
тают вследствие увеличения времени пребывания частицы вблизи
каждого отдельного атома среды, что приводит к росту вероятно-
сти ионизации. Изменение ионизационных потерь со скоростью
обусловливает их зависимость от энергии частицы, которая носит
немонотонный характер. С ростом энергии потери падают, дости-
гая минимума, и далее медленно возрастают по логарифмическо-
му закону. В конденсированных средах этот рост незначителен и
составляет несколько процентов. Зависимость удельных иониза-
ционных потерь от энергии частицы приводит к изменению этих
потерь на длине пробега, поскольку, двигаясь в веществе, частица
теряет энергию. Последняя закономерность описывается извест-
ной кривой Брэгга (рис. 1.1), которая иллюстрирует, что основной
ионизационный эффект заряженная частица производит в конце
своего пробега. При одинаковой энергии ионизационные потери
будут также зависеть от массы заряженной частицы. В частности,
удельные потери энергии электронов, как правило, ниже, чем
протонов при одинаковой энергии, поскольку при заданной энер-
гии электроны имеют большую скорость за счет меньшей массы.
В свою очередь, удельные ионизационные потери энергии прото-
нов примерно на порядок меньше, чем альфа-частиц той же энер-
гии.
Помимо ионизации и возбуждения, поглощение энергии заря-
женных частиц вызывает появление и других эффектов. Ускорен-
ное движение заряженной частицы в кулоновском поле атомных
электронов и ядер приводит к возникновению тормозного рентге-
новского излучения. При этом заряженная частица теряет свою
энергию и замедляется. Потери энергии ионизирующей радиации
на тормозное излучение называются радиационными потерями.
Удельные радиационные потери обратно пропорциональны квадрату массы частицы, поэтому они играют существенную роль
только для легких заряженных частиц (электронов, позитронов).
Они также зависят от энергии частиц и порядкового номера хими-
ческого элемента материала поглощающей среды. С увеличени-
ем энергии заряженной частицы удельные радиационные потери
возрастают и при энергии, выше критической, могут превышать
удельные ионизационные потери. Пример зависимостей различ-
ных видов потерь от энергии для электронов в воде приведен на
рис. 1.2.
Следует отметить, что при облучении материала заряженными
частицами на ионизацию и возбуждение расходуется более 99%
энергии излучения. Менее 1% энергии передается атомам среды в
результате упругих столкновений, что может вызывать смещение
атомов из узлов кристаллической решетки. В итоге этот процесс
приводит к образованию радиационных дефектов (вакансий и
междоузельных атомов). Закономерности и механизмы радиаци-
онного дефектообразования будут рассмотрены в следующем раз-
деле.
К косвенно ионизирующим излучениям относят излучения
нейтральных (незаряженных) частиц: фотонов (рентгеновское и
гамма-излучение), а также нейтронов различных энергий. В отли-
чие от заряженных частиц, нейтральные частицы не могут приво-
дить к ионизации материала путем непосредственного взаимодей-
ствия с атомами вещества. Они индуцируют процессы ионизации
и возбуждения только косвенно посредством действия создавае-
мых в веществе вторичных заряженных частиц.
Рентгеновское и гамма-излучение при взаимодействии со сре-
дой формируют вторичные электроны с помощью трех механиз-
мов: фотоэффекта, эффекта Комптона и образования электрон-
но-позитронных пар (рис. 1.3). При фотоэффекте происходит
такое взаимодействие фотона с веществом, при котором квант из-
лучения полностью поглощается и исчезает. Часть энергии кванта
излучения расходуется на разрыв связи электрона с ядром атома,
другая часть преобразуется в кинетическую энергию испускаемого
атомом электрона. Фотоэффект в основном происходит с участи-
ем электронов внутренних (K и L) оболочек атомов. При этом их
освободившиеся места могут занять электроны внешних оболочек.
Выделившаяся в результате такого процесса энергия преобразует-
ся в характеристическое рентгеновское излучение или передается
оже-электронам. Для слабосвязанных электронов внешних оболо-
чек происходит рассеяние квантов рентгеновского и гамма-излучения (Комптон-эффект), при котором часть энергии падающего
фотона преобразуется в кинетическую энергию электрона отдачи,
другую часть уносит рассеянный фотон, длина волны которого бо-
льше длины волны падающего фотона. Гамма-квант может также
образовать пару частиц (электрон и позитрон), если энергия фото-
на превышает удвоенную энергию покоя электрона (1.02 МэВ).
Фотоэлектроны, комптоновские электроны и электронно-позит-
ронные пары, обладая электрическим зарядом, могут вызывать
ионизацию и возбуждение атомов облучаемого материала, как это
было описано ранее для непосредственно ионизирующих излуче-
ний.
Ослабление рентгеновского и гамма-излучения в веществе
подчиняется экспоненциальному закону:
см. формулу 1.3 в книге
где J – поток фотонов, x – расстояние, – линейный коэффициент
поглощения, который учитывает все три упомянутых выше меха-
низма потери энергии фотонов. Суммарный линейный коэффи-
циент поглощения гамма- и рентгеновского излучения возрастает
с увеличением плотности вещества поглотителя, а также зависит
от энергии квантов и порядкового номера атомов поглощающей
среды. Закономерности влияния на коэффициент поглощения по-
следних двух факторов несколько различаются в зависимости от
механизмов взаимодействия фотонов с веществом. Коэффициент
поглощения в результате фотоэффекта резко уменьшается с ростом
энергии квантов и возрастает пропорционально Z 5, где Z – атом-
ный номер вещества поглощающей среды [4]. Коэффициент погло-
щения в результате комптон-эффекта также падает с ростом энер-
гии излучения, но более медленно. Он прямо пропорционален
атомному номеру вещества. Коэффициент поглощения в результате
образования электрон-позитронных пар пропорционален Z 2 и рас-
тет с повышением энергии квантов, начиная с 1.02 МэВ. Учитывая
вышеизложенное, можно проанализировать соотношение эффек-
тивностей протекания трех эффектов взаимодействия фотонного
излучения с веществом в зависимости от энергии квантов и массы
(порядкового номера) атомов поглощающей среды (рис. 1.4). Фото-
эффект является доминирующим механизмом в тяжелых элементах
при малой энергии излучения. Для легких веществ будет преобла-
дать комптоновское рассеяние фотонов в очень широком диапазоне
энергий. Для высокоэнергетических фотонов и тяжелых поглощаю-
щих веществ наиболее значительную роль будет играть эффект об-
разования электрон-позитронных пар. В зависимости от атомного
номера элемента суммарный линейный коэффициент поглощения
может монотонно убывать с ростом энергии фотонов (например,
для алюминия) либо изменяться сложным образом, уменьшаясь
до некоторого минимума, а затем увеличиваясь. Такая зависимость
характерна, в частности, для свинца, являющегося основным ма-
териалом для защиты от гамма-излучения. Точка минимума его
коэффициента поглощения наблюдается при энергии гамма-кван-
тов 3 МэВ [1].
Нейтроны, как и фотоны, не имеют электрического заряда,
поэтому относятся к косвенно ионизирующим излучениям. Они
теряют свою энергию в поглощающих веществах в результате
взаимодействия с атомными ядрами. В результате ядерных реак-
ций могут образовываться заряженные частицы: протоны (p), аль-
фа-частицы ( ), осколки деления (f), которые приводят к ионизации и возбуждению атомов. Эффективные сечения ядерных
реакций зависят от энергии нейтронов и особенно велики для
тепловых нейтронов. Наиболее важными для дозиметрии являют-
ся (n,p)-реакции тепловых нейтронов с атомами 3He, 14N и
(n, )-реакции с участием изотопов 6Li, 10B [5]. К характерным ре-
акциям при взаимодействии тепловых нейтронов с веществом от-
носятся также реакции радиационного захвата (n, ), в результате
которых образуется косвенно ионизирующее гамма-излучение.
Примером (n, )-реакции является взаимодействие тепловых ней-
тронов с ядрами 113Cd, характеризующееся высоким эффективным
сечением (25 000 барн), а также реакция 157Gd(n, )158Gd [1, 10].
Быстрые нейтроны взаимодействуют с облучаемым материалом
в основном за счет упругого рассеяния, при котором поглощен-
ная энергия распределяется между ядрами отдачи и испущенным
нейтроном меньшей энергии. Наиболее эффективно процессы
упругого рассеяния быстрых нейтронов происходят в водород-
содержащих материалах. При этом образуются протоны отдачи,
а падающие нейтроны замедляются и становятся тепловыми. При
упругом рассеянии нейтронов большой энергии может наблюдать-
ся смещение атомов среды из равновесных положений, что, как и
в случае заряженных частиц, приводит к генерации радиационных
дефектов.
С учетом описанных выше закономерностей и механизмов
взаимодействия радиации с веществом можно провести сопостав-
ление поглощательной способности различных видов излучений.
При одинаковых энергиях наименьшей глубиной проникновения
обладают тяжелые заряженные частицы из-за их большой массы.
Электроны, имея меньшую массу, вследствие больших скоростей
при равных с тяжелыми частицами энергиях взаимодействуют с
веществом слабее и характеризуются большей величиной пробега.
Рентгеновское и гамма-излучение благодаря нулевому заряду и
массе покоя фотонов имеют невысокие коэффициенты поглоще-
ния и характеризуются высокой проникающей способностью.
В частности, глубина проникновения рентгеновских лучей в твер-
дых телах составляет от долей миллиметра до десятков сантимет-
ров в зависимости от энергии квантов [11]. Максимальным пробе-
гом в твердых телах обладают нейтронные излучения, поскольку
они взаимодействуют не с электронной, а с ядерной подсистемой
материала.
Основной характеристикой поглощательной способности из-
лучения является линейная передача энергии (ЛПЭ). Эта вели-
чина представляет собой количество энергии ионизирующего из-
лучения, поглощенного веществом, за длину пробега частицы
(в кэВ/мкм). Величина ЛПЭ является важной при анализе биоло-
гических эффектов ионизирующего излучения. Значения ЛПЭ
в воде для разных типов излучения приведены в табл. 1.1. Из дан-
ных табл. 1.1, в частности, следует, что ЛПЭ особенно велика для
тяжелых заряженных частиц, что вызывает пространственную
неоднородность распределения потерь энергии падающей части-
цы, а также определяет высокую плотность возбужденных состоя-
ний вдоль траектории их движения, что приводит к образованию
треков в облученном материале. Кроме того, такие же высокие
плотности ионизации и возбуждения могут быть достигнуты при
облучении материала импульсными источниками радиации высо-
кой мощности.
1.2. Вторичные процессы
В результате рассмотренных ранее первичных процессов взаимо-
действия ионизирующего излучения с веществом в облученном
материале образуются свободные электроны. Эти электроны выкоторых происходит преобразование энергии падающего излуче-
ния в различные формы (фотоны, фононы, радиационные дефек-
ты и т.д.).
Среди материалов на основе конденсированных сред наиболее
полно все каналы протекания вторичных процессов реализуются
в диэлектриках. Общая схема вторичных процессов в диэлектри-
ческих материалах при поглощении ионизирующего излучения и
вызываемых ими конечных эффектов приведена на рис. 1.5. Для
построения этой схемы авторами использовались данные работ
[12, 13]. Образовавшиеся в диэлектрике под действием падающего
излучения вторичные электроны, как и первичное излучение, мо-
гут передавать энергию атомам среды. Потери энергии первичных
и размножение вторичных частиц происходит до тех пор, пока их
энергия не станет меньше необходимой для ионизации (возбужде-
ния). В конечном счете в облученном диэлектрике образуются
возбужденные состояния (так называемые электронные возбужде-
ния). При передаче энергии атомам среды может происходить пе-
реход электрона с одного из уровней в валентной зоне в зону про-
водимости. В результате в диэлектрике за короткое время (10-15–
10-14 с) создается множество электронно-дырочных пар. При этом
электроны и дырки имеют некоторую избыточную энергию (по-
рядка 3Eg, где Eg – ширина запрещенной зоны материала) и назы-
ваются горячими. Горячие электроны и дырки теряют свою энер-
гию путем испускания фононов или при неупругом рассеянии на
электронах с генерацией новых электронных возбуждений.
Было предложено несколько моделей, описывающих процессы
потери энергии горячими электронами и дырками [14]. Наиболее
ранней является простая феноменологическая модель, рассматри-
вающая лавинный процесс создания электронно-дырочных пар
[15]. Этот процесс происходит до тех пор, пока энергия электрона
не становится меньше некоторой пороговой величины, определя-
ющейся главным образом шириной запрещенной зоны материала.
В более сложной плазмонной модели [16] горячие электроны
в твердом теле теряют избыточную энергию в основном через
плазмоны, которые представляют собой кванты коллективных ко-
лебаний валентных электронов (плазменных колебаний). Присут-
ствие плазмонов доказывается измерением энергетического спект-
ра электронов, прошедших через тонкую пленку диэлектрического
материала [17, 18]. Полученный спектр состоит из серии эквидистантных линий, свидетельствующих от том, что электроны теря-
ют свою энергию отдельными порциями (квантами) с энергией
порядка 10–30 эВ. Далее плазмоны обычно распадаются с образо-
ванием электронно-дырочных пар. Существует также поляронная
модель [18, 19], в которой предполагается, что в результате взаи-
модействия с решеткой кристалла зонный электрон преобразуется
в полярон, представляющий собой электрон, окруженный полем
локальной поляризации решетки. Движение полярона рассматри-
вается как движение электрона с некоторой эффективной массой,
отличной от массы свободного электрона.
Генерация электронных возбуждений в диэлектрике продол-
жается до тех пор, пока электроны и дырки имеют достаточную
для осуществления этого процесса энергию. При уменьшении
энергии образование электронно-дырочных пар становится невоз-
можным. В этом случае наблюдается только неупругое рассеяние
свободных носителей заряда с передачей избыточной энергии оп-
тическим фононам, что приводит к радиационному нагреву веще-
ства. В результате электрон-фононного взаимодействия энергия
электронов и дырок становится сравнимой с тепловой, поэтому
процесс потери энергии посредством данного механизма называ-
ется термализацией и происходит за время порядка 10-12–10-11 с.
В результате термализации электроны занимают состояния вблизи
дна зоны проводимости, а дырки – вблизи потолка валентной
зоны. В процессе термализации электроны и дырки могут изме-
нить свое местоположение, что приводит к их миграции на до-
вольно большие расстояния (1–100 нм). При взаимодействии тер-
мализованных электронов и дырок в диэлектриках образуются
свободные экситоны, представляющие собой электронные воз-
буждения в виде связанной силами кулоновского притяжения
электронно-дырочной пары. Для образования экситона необходи-
ма энергия, несколько меньшая ширины запрещенной зоны мате-
риала.
Состояние диэлектрика со свободными электронами и дырка-
ми является неравновесным. Дальнейшая релаксация термализо-
ванных электронных возбуждений может происходить по несколь-
ким каналам: захват электронов и дырок на локальные уровни
примесных или собственных дефектов кристаллической струк-
туры; захват экситонов дефектами с образованием связанных
экситонов; автолокализация электронных возбуждений, которая
зывают в твердых телах целый ряд вторичных процессов, в ходе
происходит без участия дефектов в результате их взаимодействия
с акустическими фононами решетки. Примером материалов, в ко-
торых эффективно осуществляются процессы автолокализации эк-
ситонов и дырок, являются щелочно-галоидные кристаллы (ЩГК)
[19,20]. Автолокализация электронных возбуждений может играть
существенную роль при формировании радиационных дефектов,
в частности, генерации френкелевских пар в диэлектрических ма-
териалах [20]. В полупроводниках эффекты автолокализации элек-
тронных возбуждений не были обнаружены.
Образовавшиеся в материале стабильные низкоэнергетические
электронные возбуждения (электронно-дырочные пары и эксито-
ны) определяют конечные эффекты, вызываемые воздействием ра-
диации в твердом теле. Так, миграция образовавшихся в результате
облучения электронов и дырок приводит к появлению в облучае-
мом материале радиационно-индуцированной проводимости. При
захвате свободного электрона (дырки) собственным или примес-
ным дефектом кристаллической решетки он переходит в возбуж-
денное состояние, релаксация которого может происходить не-
сколькими путями. При безызлучательной релаксации энергия воз-
бужденного состояния передается фононной подсистеме вещества.
В этом случае дефект является центром безызлучательной рекомби-
нации. При излучательной релаксации возбужденных состояний
дефекты являются центрами свечения, длина волны которого опре-
деляется энергетической структурой центра. К свечению могут при-
водить возбужденные состояния не только центров, но и свободных
и автолокализованных экситонов. Эффект, наблюдаемый при излу-
чательной релаксации дефектных центров и экситонов во время об-
лучения материала, называется радиолюминесценцией (РЛ).
Разновидностью рассмотренного электронно-дырочного меха-
низма передачи энергии к центрам свечения является резонанс-
ный механизм, при котором электрон и дырка непосредственно
рекомбинируют на дефекте, который сам не является центром
свечения, а передает энергию к другому пространственно удален-
ному дефекту (центру люминесценции). Необходимым условием
реализации данного механизма является совпадение разности
энергий возбужденного и основного состояний двух типов дефек-
тов, между которыми осуществляется резонансная передача энер-
гии. Характерной чертой электронно-дырочного механизма пере-
дачи энергии к центрам свечения является его «замораживание»
при температурах ниже 100 К вследствие явления автолокализа-
ции дырок [21]. При таких температурах может доминировать дру-
гой механизм передачи поглощенной в веществе энергии за счет
миграции экситонов с последующим их захватом центрами свече-
ния [21].
Образование возбужденных состояний дефектных центров или
автолокализованных экситонов может быть связано со значитель-
ной деформацией кристаллической решетки. В этом случае при
распаде электронных возбуждений происходит образование френ-
келевского дефекта (пары «вакансия – междоузельный атом»).
Электронный механизм генерации радиационных дефектов в ре-
зультате безызлучательного распада автолокализованных эксито-
нов и рекомбинации электронов с Vk-центрами, образующимися
при автолокализации дырок, был впервые установлен для ЩГК
[20] и определяет их радиационную стойкость. Наряду с электрон-
ным в диэлектриках может иметь место ударный механизм обра-
зования радиационных дефектов, при котором они возникают
в результате упругих соударений падающих на кристалл частиц
ионизирующей радиации с ядрами атомов или ионов кристалли-
ческой решетки материала (рис. 1.6). Данный механизм домини-
рует, в частности, в оксидных диэлектриках и определяет их высо-
кую радиационную стойкость по сравнению с ЩГК, поскольку
эффективность генерации дефектов при ударном механизме при-
мерно на три порядка ниже, чем при электронном [22]. При удар-
ном механизме радиационные дефекты возникают только при воз-
действии заряженных частиц и нейтронов с энергией, большей
некоторого критического значения (Eкр), определяемого порого-
вой энергией смещения атомов в материале (Ed). Пороговые энер-
гии смещения атомов имеют величину 5–80 эВ для различных
твердых тел и атомов [22]. Кроме величины Ed, критическая энер-
гия дефектообразования Eкр определяется массой падающих час-
тиц и может зависеть от кристаллографического направления и
температуры вещества. При E>Eкр эффективность образования де-
фектов путем смещения атома из узла решетки является функцией
отношения масс падающей частицы (m) и выталкиваемого атома
(М) (при m<M) [11]. Процесс ударного смещения атома решетки
на расстояние, равное межатомному (10-10 м), занимает очень ко-
роткое время (10-14 с). Пороговые энергии смещения атомов и
критические энергии дефектообразования для электронов в некоторых материалах приведены в табл. 1.2. Если энергия заряженной
частицы меньше критической, то, как и в случае облучения мате-
риала рентгеновским и гамма-излучением, может наблюдаться из-
менение зарядового состояния уже существующих дорадиацион-
ных дефектов за счет распада электронных возбуждений (захвата
электронов и дырок).
Образовавшиеся в результате распада электронных возбужде-
ний или ударного механизма новые дефекты в диэлектрике могут
являться электронными или дырочными центрами окраски, что
приводит к изменениям в спектрах оптического поглощения (ОП)
облученного материала. Если созданный дефект является парамаг-
нитным центром (имеет неспаренный электрон), то он вызывает
появление сигнала электронного парамагнитного резонанса
(ЭПР). Кроме того, вновь образованные дефекты могут выступать
в качестве центров фотолюминесценции (ФЛ). При последующем
возбуждении данных центров в области максимума их оптическо-
го поглощения они излучают кванты света. Рассматриваемое явле-
ние называется радиофотолюминесценцией (РФЛ). Кроме того,
при большой плотности возбуждения в облучаемом веществе мо-
гут формироваться треки, представляющие собой области с высо-
кой локальной концентрацией радиационно-индуцированных де-
фектов. Следует также отметить, что изменения ОП, сигналов
ЭПР, образование центров ФЛ могут наблюдаться не только в ре-
зультате появления новых, но и при изменении зарядового состо-
яния уже существующих дефектов.
Собственные и примесные дефекты кристаллической структу-
ры диэлектрика могут также служить центрами захвата (ловушка-
ми) для термализованных электронов и дырок. При достаточно
большой энергетической глубине ловушек запасаемая информа-
ция о радиационном воздействии может храниться достаточно
длительное время. При термическом освобождении носителей за-
ряда из ловушек может наблюдаться излучательная рекомбина-
ция электронов с дырками на центрах свечения (эффект термо-
стимулированной люминесценции (ТСЛ)). Опустошение ловушек
да в делокализованных зонах, что вызывает появление термости-
мулированной проводимости (ТСП). Выход электронов, освобо-
дившихся из ловушек, с поверхности кристалла за его пределы
обусловливает эффект термостимулированной экзоэлектронной
эмиссии (ТСЭЭ). Явления люминесценции, экзоэлектронной
эмиссии, рост электрической проводимости могут наблюдаться
и при оптическом освобождении носителей заряда из ловушек.
Среди оптически стимулированных явлений наибольшее примене-
ние в дозиметрии нашел эффект оптически стимулированной лю-
минесценции (ОСЛ).
Проведенный выше анализ показывает, что в результате це-
почки взаимосвязанных последовательных первичных и вторич-
ных процессов, происходящих при взаимодействии излучения
с веществом, в облученных конденсированных средах может на-
блюдаться целый ряд конечных радиационных эффектов, которые
могут использоваться в твердотельной дозиметрии ионизирующих
излучений. При этом основой всех методов радиационной дози-
метрии является прямое или косвенное измерение поглощенной
в детекторе энергии излучения. В зависимости от решаемых задач
все твердотельные детекторы можно разделить на два класса: ра-
ботающие в реальном времени и запоминающие (интегрирую-
щие). Первые используются в тех случаях, когда необходимо из-
мерять поле ионизирующего излучения непосредственно в момент
его воздействия. Принцип действия детекторов этого типа осно-
ван на дозовых эффектах, проявляющихся при облучении матери-
ала: вспышках РЛ (сцинтилляционный детектор), индуцирован-
ной проводимости (полупроводниковый детектор), выделении
тепла (калориметр). В запоминающих детекторах «память» о ради-
ационном воздействии сохраняется длительное время после пре-
кращения действия излучения. В них используются эффекты, свя-
занные с запасанием дозиметрической информации на дефектах
кристаллической структуры (ЭПР, свечение РФЛ, образование
треков, явления ТСЛ, ТСП, ТСЭЭ, ОСЛ). Далее будут более де-
тально рассмотрены особенности применения вышеперечислен-
ных эффектов в различных типах детекторов ионизирующих излу-
чений.