Расчет радиационных характеристик протона и концентрации наведенных дефектов в ZnO

Содержание Введение

1. Литературный обзор

1.1 Взаимодействие заряженных частиц с веществом

1.2 Радиационное дефектообразование в ZnO

2. Методика эксперимента

2.1 Пакет прикладных программ SRIM

2.2 Спектры поглощения ZnO, концентрация наведенных дефектов

3. Экспериментальные результаты

3.1 Расчет радиационных характеристик движущегося протона и концентрации наведенных дефектов в ZnO с помощью программы SRIM

3.2 Расчет концентрации наведенных дефектов в ZnO по спектрам поглощения Заключение Библиографический список

Введение

Важной и актуальной задачей в области космического материаловедения является исследование изменения структуры и свойств терморегулирующих покрытий космических аппаратов под действием радиации. Определение типов наведенных радиационных дефектов и изучение механизмов их образования является одной из важнейших задач управления свойствами терморегулирующих покрытий.

Целью работы является расчет радиационных характеристик движущегося протона в ZnO и концентрации образующихся наведенных дефектов.

Для достижения цели необходимо выполнение следующих задач:

1) изучение взаимодействия заряженных частиц с веществом и радиационного дефектообразования в терморегулирующих покрытиях на основе порошков оксида цинка;

2) ознакомление с принципами работы в программе SRIM и изучение спектров наведенного поглощения ZnO;

3) расчет пробега, потерь энергии частиц и концентрации наведенных дефектов в веществе с помощью программы SRIM;

4) расчет концентрации наведенных дефектов в ZnO по спектрам поглощения.

1. Литературный обзор

1.1 Взаимодействие заряженных частиц с веществом Проходя через вещество, заряженная частица совершает десятки тысяч соударений, постепенно теряя энергию. Тяжёлые заряженные частицы взаимодействуют главным образом с электронами атомных оболочек, вызывая ионизацию атомов. Тормозная способность вещества может быть охарактеризована величиной удельных потерь энергии dE/dx, где dE — энергия, теряемая частицей в слое вещества толщиной dx. Если энергия заряженной частицы теряется на ионизацию среды, то говорят об удельных ионизационных потерях (-dE /dx) или о линейной тормозной способности вещества.

Проходя через вещество, частица за счет кулоновского взаимодействия упруго рассеивается на электронах и ядрах атомов, передавая им часть своей энергии, которая расходуется в основном на ионизации атомов. Такой процесс носит название ионизационных потерь (ИП) энергии. Это потери энергии заряженной частицей при прохождении через вещество, связанные с возбуждением и ионизацией его атомов. Ионизационные потери энергии играют исключительно важную роль в науке и технике. Удельные ИП определяются как средняя энергия, потерянная частицей на единице длины пути. Ионизационные потери являются частью (для частиц тяжелее электрона преобладающей) общих электромагнитных потерь энергии, включающих также радиационные потери, Черенкова — Вавилова излучение и переходное излучение. Ионизационные потери складываются из дискретных порций передач энергии атомам среды в отдельных столкновениях. В результате энергия частицы монотонно уменьшается, что приводит к её торможению, а при большой толщине вещества (или малой энергии) и к полной остановке [1, 2].

Полные ионизационные потери отвечают любым передачам энергии в отдельных элементарных актах столкновений вплоть до максимального кинематически возможного предела T_макс.

Определение полных удельных ионизационных потерь заряженных частиц тяжелее электрона выполнены Бете и Блохом с учётом квантовомеханических и релятивистских эффектов. Эта формула имеет вид:

(1)

где — кинетическая энергия частицы;

— скорость частицы;

— путь, пройденный заряженной частицей в веществе;

— масса электрона;

— средний ионизационный потенциал атомов поглощающего вещества (эВ);

— плотность электронов в среде;

— заряд электрона;

— заряд частицы;

 — члены, учитывающие эффект плотности и связанность Kи L-электронов.

Отметим основные закономерности, которым подчиняются ионизационные потери энергии:

· удельные потери пропорциональны квадрату заряда частицы;

· удельные потери не зависят от массы частицы;

· удельные потери являются функцией скорости частицы, причём в широком диапазоне скоростей, вплоть до релятивистских, зависимость близка к ;

· удельные потери пропорциональны плотности электронов в среде.

В релятивистской области наблюдается медленное увеличение удельных потерь с увеличением энергии частиц. Однако, неограниченного увеличения удельных потерь по мере возрастания энергии частицы, когда в1, не происходит, благодаря действию эффекта плотности, который учитывается в формуле Бете — Блоха членом «». Под действием электрического поля частицы происходит поляризация среды вблизи её траектории, что приводит к уменьшению напряжённости этого поля и, соответственно, уменьшению потерь энергии частицей. При очень больших энергиях эффект плотности компенсирует возрастание потерь энергии. Поскольку эффект поляризации пропорционален плотности электронов в среде, его действие в конденсированных средах проявляется при меньших значениях скоростей частицы, чем в газах, что ведёт к меньшему релятивистскому возрастанию потерь в плотных средах [1, 4].

Последний член в скобках в формуле Бете — Блоха отражает поправку, которую следует учитывать при малых скоростях частицы. Это поправка на эффект связи электронов на Kи L-оболочках. Как приближённая, так и точная формулы для ионизационных потерь получены в предложении, что все электроны атома могут считаться свободными. Но по мере уменьшения скорости частицы, начиная с некоторого значения, при котором скорость частицы станет меньше орбитальной скорости электрона, передача энергии сильно связанным K-электронам станет невозможной и они должны быть исключены при вычислении электронной плотности среды. При дальнейшем уменьшении скорости частицы то же самое следует отнести и к L-электронам. Чем больше Z атомов среды и масса тормозящейся частицы, тем выше граничная энергия частицы E_гр, при которой следует учитывать этот эффект [1, 4].

Другой причиной снижения удельных потерь в области малых энергий частицы служит явление перезарядки. Заряженная частица, движущаяся со скоростью, близкой к орбитальной скорости электронов, имеет большую вероятность захватить электрон у атома среды. В дальнейшем этот электрон может быть потерян частицей, вновь захвачен и т. д. Эффективный заряд частицы будет определяться соотношением между вероятностью захвата электрона и вероятностью его потери. Поскольку удельные ионизационные потери пропорциональны квадрату теперь уже эффективного заряда частицы, они начинают резко уменьшаться по мере уменьшения скорости частицы и уменьшения в связи с перезарядкой её эффективного заряда. Отношение вероятностей захвата и освобождения электрона пропорционально. Это отношение равно единице для протонов при энергий 25 кэВ. При энергиях, превышающих указанные в 3−4 раза, процессом перезарядки можно пренебречь [1, 2, 4].

Качественная зависимость удельных ионизационных потерь от энергии частицы показана на рисунке 1.

Рисунок 1 — Зависимость удельных ионизационных потерь от энергии частиц Участок ВС соответствует области зависимости потерь согласно закону 1/v². На участке CD происходит релятивистское увеличение потерь, которое на участке DE начинает компенсироваться эффектом плотности. Участок BA соответствует уменьшению ионизационных потерь с уменьшением скорости частицы, связанному с эффектом перезарядки, причём в окрестности точки B скорость частицы порядка орбитальных скоростей атомных электронов.

Линейная тормозная способность вещества сильно отличается для разных сред, т.к. она зависит от электронной плотности. Удобно использовать массовую тормозную способность, когда путь, пройденный частицей, измеряется не в линейных единицах длины, а в количеством вещества г/см², где — плотность вещества в г/см³. Учитывая, что, где — число Авогадро, и — атомный номер и массовое число, а, получим следующий вид формулы Бете-Блоха для массовой тормозной способности [2, 4]:

(2)

Из формулы (2) следует, что для частиц данного сорта и данной энергии тормозная способность, более тяжёлых веществ меньше, чем лёгких. Сравнительно небольшое различие обусловлено множителем, который изменяется от 0,5 для самых лёгких элементов до 0,4 для тяжёлых, и зависимостью от среднего потенциала ионизации в логарифмическом члене [2, 4].

Если среда содержит атомы различных элементов, то с весьма высокой точностью можно считать, что тормозные способности отдельных элементов складываются, давая полную тормозную способность. В формулу (2) вместо и следует подставить [2, 4]:

(3)

Помимо этого, тяжелые заряженные частицы взаимодействуют в основном с атомными электронами и поэтому мало отклоняются от направления своего первоначального движения. Вследствие этого, пробег тяжелой частицы измеряют расстоянием по прямой от источника частиц до точки их остановки. Пробег увеличивается с возрастанием начальной энергии массивные частицы обладают меньшими скоростями, чем легкие. Медленно движущиеся частицы взаимодействуют с атомами более эффективно и быстрее растрачивают имеющуюся у них энергию. Обычно пробег измеряется в единицах длины (м, см, мкм) или длины, умноженной на плотность (г/см²).

Длина пробега частицы зависит от ее заряда, массы, начальной энергии, а также от свойств среды, в которой частица движется. К тому же длина пробега заряженных частиц зависит от заряда и энергии частиц и может быть рассчитана для средних и высоких энергий при интегрировании уравнения Бете — Блоха [5, 6].

Заряженная частица проходит в веществе некоторое расстояние, прежде чем она потеряет всю свою кинетическую энергию. Величина пробега определяется удельными потерями энергии. Чем больше плотность атомных электронов и заряд частицы, тем выше эти потери и тем меньше пробег частицы в веществе [5, 6].

Тяжелые заряженные частицы, взаимодействующие в основном с атомными электронами, мало отклоняются от направления своего первоначального движения — траектория прямолинейна. Поэтому пробег тяжелой частицы измеряют расстоянием по прямой от источника частиц до точки ее остановки [5, 6].

Чем больше первоначальная энергия частицы, тем больше её пробег в веществе. Для низких энергий падающих частиц эта теория становится неточной и значения, вычисленные для соответствующих длин пробега, недостоверны [5, 6].

Пробег протонов в различных веществах можно оценить, используя правило Брэгга — Климана, представленное в следующем виде:

(4)

где с₁ и с₂ — плотность первого и второго материалов;

A₂ и A₁ — массовое число первого и второго материалов;

R₁ — известный пробег протонов в первом материале;

R₂ — искомый пробег протонов во втором материале.

Существует несколько моделей расчета первичных радиационных моделей. Основные из них это модель Кинчина и Пиза и полная модель каскадов.

Модель Кинчина и Пиза — это модель для расчета числа пар Френкеля, образующихся в высокоэнергетическом каскаде атом-атомных соударений.

Основные предположения в модели Кинчина и Пиза:

1) каскад — последовательность парных соударений;

2) пространственные корреляции отсутствуют, в том числе от кристаллической структуры;

3) атомы — твердые шары;

4) столкновения — только упругие;

5) энергия решетке не передается;

6) каскад происходит без самопересечений [7];

Самый большой акцент в этой модели делается на окончательное распределение ионов в мишени, ионизационные потери энергии иона в облучаемой мишени, энергию передаваемую атомами отдачи. Кроме того, в модели Кинчина и Пиза не учитываются какие-либо корреляции, связанные с периодическим расположением атомов в кристаллической структуре. Модель Кинчина и Пиза реально определяет только количество смещенных в каскаде атомов, а ее распространение на макроскопические время, при введении понятия числа смещений на атом ничем не оправдано.

Полная модель каскадов — это тип расчета применяемый в программе, который включает всю обычную кинетику ионизирующей частицы, бомбардирующую цель, в которой, в отличие от модели Кинчина и Пиза не делается большой акцент на распыление ионов, а главный акцент делается на столкновение ионизирующих частиц с поверхностью.

Особенности модели в том что, параметр следует за каждой отдачей, пока его энергия не упадет ниже самого низкого уровня смещения энергии любого атома мишени. Таким образом, весь урон столкновения атомов анализируется в данной модели, первостепенно. Единственным исключением является очень редкий для массивных каскадов случай, где количество соударений превышают 2000 атомов.

1.2 Радиационное дефектообразование в ZnO

Действие ионизирующих излучений проявляется в изменении оптических и других свойств материалов. Ответственны за эти изменения различного рода дефекты кристаллической решетки. При воздействии излучения могут происходить как первичные процессы образования простейших дефектов (вакансии как катионной, так и анионной подрешеток, междоузельные атомы, близкие пары Френкеля), так и вторичные, отражающие характер накопления ассоциаций простейших дефектов в кристаллической решетке. Под действием различных видов излучений (солнечный ультрафиолет, протоны, электроны) в пигментах ТРП происходит фотолиз и радиолиз кристаллической решетки с образованием различных видов дефектов. Такие нарушения структуры приводят к образованию центров окраски, которые уменьшают отражательную способность пигмента по всему спектру от края основного поглощения до 2500 нм и приводит к увеличению интегрального коэффициента поглощения.

В оксиде цинка радиационные повреждения могут возникать в подрешетке кислорода и цинка, при этом пороговая энергия смещения для атома цинка и кислорода составляет 57 эВ [10, 11, 12].

При воздействии излучения в структуре оксида цинка образуются различного рода дефекты кристаллической решетки. Это вакансии как катионной, так и анионной подрешеток, междоузельные атомы, близкие пары Френкеля, а также более сложные дефекты [13,14]. К дефектам анионной подрешетки относятся междоузельный кислород в виде O_i⁰, O_i^-, O_i^2-, вакансии кислорода V_O⁰, V_O⁺, V_O⁺. Дефектами катионной подрешетки являются междоузельный цинк Zn_i⁰, Zn_i⁺, Zn_i²⁺ и вакансии цинка V_Zn⁰, V_Zn^-, V_Zn^2- [13,14].

Авторами работ [15, 16] путем химического анализа, методом электронного парамагнитного резонанса, применением оптического возбуждения и методом функционала плотности в локальном приближении удалось установить значения основных максимумов полос поглощения радиационных дефектов в оксиде цинка и их возможную природу. Результаты исследования представлены в таблице 1.

Таблица 1 — Энергетическое положение максимумов полос поглощения радиационных дефектов в оксиде цинка [14]

Нещименко В.В. установил, что покрытия на основе порошков оксида цинка подвержены наибольшему радиационному повреждению при облучении протонами, затем следуют электроны и ЭМИ.

Также им определено, что облучение оксида цинка протонами оказывает существенное влияние на деградацию оптических свойств в ультрафиолетовой и видимой области спектра по сравнению с электронами, и спектр наведенного поглощения также зависит от изменения флюенса протонов.

При исследовании совместного и раздельного влияния электронов, протонов и ЭМИ авторы работы установили неаддитивность совместного воздействия, то есть изменение оптических свойств покрытий при одновременном облучении не равно сумме изменений, вносимых каждым видом излучения при раздельном облучении.

Важной характеристикой в исследование взаимодействия заряженных частиц в веществе, является концентрация центров окраски, с помощью которой можно ответить на ряд вопросов о характере взаимодействия и определить тип дефекта подрешетки.

Концентрация центров окраски пропорциональна коэффициенту поглощения, а значит и площади под полосой поглощения соответствующего центра окраски. Впервые формулу расчета концентрации центров окраски по спектрам поглощения получил Смакула, используя классическую теорию дисперсии и поглощения света. Затем Декстер рассмотрел эту задачу методами квантовой механики и получил аналогичную формулу.

Расчет концентрации центров окраски в облученном протонами (или другими частицами) оксиде цинка может быть произведен с использованием формулы Смакула:

(5)

где n — показатель преломления вещества,

k_max — максимальный коэффициент поглощения выраженный в см^-1,

— полуширина полосы поглощения в эВ,

f — сила осциллятора.

Сила осциллятора определяется по формуле:

(6)

где — интеграл, определяющий площадь под линией поглощения;

n — число молекул в единице объема;

е — молярный коэффициент поглощения;

н — частота падающего излучения.

2. Методика эксперимента

2.1 Пакет прикладных программ SRIM

Расчет пробега и ионизационных потерь энергии протона в оксиде цинка производился в программе SRIM — 2008.

На рисунке 2 представлено диалоговое окно программы «Ion stopping and Range Tables» («Торможение иона и таблица данных мишени»).

Рисунок 2 — Окно программы «Ion stopping and Range Tables» («Торможение иона и таблица данных мишени»)

В поля данного окна вводятся следующие данные.

1. В качестве налетающего на оксид цинка иона, принимался водород с атомной массой 1,008 а.е.м. при заданной энергии 100 кэВ.

2. В качестве мишени выбрана структура оксида цинка, с заданной плотностью 5,61 г/см³ и массами цинка 65,390 а.е.м и кислорода 15,999 а.е.м соответственно.

3. Выходными данными расчета являются пробег протона (единицы измерения г/см²) в оксиде цинка, а также ионизационные и радиационные потери энергии налетающего иона (единицы измерения кэВ/(мг/см²)).

Программа TRIM позволяет рассчитать концентрацию дефектов вакансионного типа в оксиде цинка. А также с её помощью можно увидеть, зависимость в виде графиков, распределения ионов в оксиде цинка, по XZ, XY, YZ осям; боковое поперечное распределение ионов и атомов; потерю энергии фононов; потерю энергии ионизации; потерю энергии отдачи атома; потерю энергии образования вакансий и др.

На рисунке 3 представлено диалоговое окно программы «TRIM» («Движение ионов в материи»).

Рисунок 3 — Окно «TRIM» («Движение ионов в материи»)

В поля данного окна вводятся следующие данные:

1. В качестве иона бомбардирующего поверхность принимался водород с атомной массой 1,008 а.е.м. при заданной энергии 100 кэВ, под углом падения 0 градусов относительно нормали к поверхности мишени.

2. Количество налетающих частиц принимаем за 5000, что достаточно для получения картины взаимодействия.

3. В расчете используется полная модель каскадов.

4 В качестве мишени выбрана структура оксида цинка, с атомной массой цинка 65,390 а.е.м и кислорода 15,999 а.е.м соответственно. Плотность ZnO 5,61 г/см³, а толщина мишени 2 мм.

5. Энергия смещения атомов цинка и кислорода в оксиде цинка берем за 57 Эв [10,11,12]. Энергия связи ионов в оксиде цинка за 3 Эв. Поверхностная энергия в оксиде цинка принимается за 1,12 Эв[19].

Результаты расчетов по модели полных каскадов представлены в виде графиков, позволяющих увидеть распределение бомбардирующих частиц, а также концентрацию центров окраски.

2.2 Спектры поглощения ZnO, концентрация наведенных дефектов заряженный частица радиационный дефект Регистрация спектров диффузного отражения может быть получена на спектрометре Lambda 950 американской фирмы Perkin Elmer с шагом 5 нм в области 200−2500 нм. Схема измерения данного прибора основана на одновременном сравнении двух монохроматических лучей, исходящих от образца и эталона (рисунок 4).

Источником света в УФ-области служит дейтериевая лампа, а в видимой и ближней ИК-области — галогенная лампа накаливания, что позволяет производить измерения в широких пределах длин волн. Непосредственная регистрация коэффициента диффузного отражения образцов происходит в интегрирующей сфере диаметром 150 мм, внутренняя поверхность которой покрыта слоем BaSO₄ с высокой отражательной способностью.

Рисунок 4 — Схема хода лучей в спектрометре Lambda 950: 1 — источники УФ- (дейтериевая лампа), видимого и ИК- (галогенная лампа накаливания) света; 2 — двойная монохроматическая решетка голографирования; 3 — зеркало точной регулировки высоты луча; 4 — деполяризатор; 5 — прерыватель, обеспечивающий разделение луча для эталона и образца; 6 — развязки для лучей с эталона и образца; 7 — камера исследования коэффициента пропускания; 8 — высокочувствительный фотоумножитель и PbS Пельтье детектор; 9 — камера исследования коэффициента диффузного отражения.

Спектр поглощения — зависимость коэффициента поглощения вещества от длины волны падающего излучения. В программе Origin Lab строились спектры поглощения оксида цинка, до и после облучения протонами.

При интерпретации спектров поглощения, облученных ионизирующей радиацией, удобнее использовать зависимость коэффициента поглощения ни от длины волны подающего излучения, на котором происходит поглощение в веществе, а от энергии этого излучения. Для этого, необходимо воспользоваться формулой:

Используя данную формулу можно перевести спектры наведенного полгощения от вида k (л, нм) к виду k (Е, эВ).

Разностный спектр поглощения оксида цинка получался путем вычитания необлученного спектра поглощения из спектра облученного образца. Разностный спектр поглощения оксида цинка, позволяет определить образующиеся наведенные центры окраски в результате облучения протонами.

Спектры наведенного протонным пучком поглощения в ZnO были разложены на индивидуальные полосы, которые были привязаны к наведенным дефектам кристалла. Разложение на элементарные составляющие осуществляли в программах XPSPeak.

Форма большинства из индивидуальных полос поглощения при использовании в качестве переменной длины волны описывалась выражением [20]:

L_лN = K_N•exp{-ln2[(л_N+?л_N)/?л_N]² [(л_N-л)/л]²} (7)

где л_N — положение максимума N-ой полосы поглощения;

?л_N — её полуширина на полувысоте;

K_N — амплитудный коэффициент N-ой полосы в конкретном спектре.

В программе TRIM производится расчет концентрации наведенных дефектов (центров окраски) только вакансионного типа. Для расчета концентрации наведенных центров окраски по формуле Смакулы из спектров наведенного поглощения разложенных на индивидуальные полосы выбирались только те полосы поглощения, которые соответствуют дефектам имеющих природу вакансий цинка и кислорода: V_О⁰; V_О⁺; V_О²⁺; V_Zn⁰; V_Zn-; V_Zn^2-.

3. Экспериментальные результаты

3.1 Расчет радиационных характеристик движущегося протона и концентрации наведенных дефектов в оксиде цинка с помощью программы SRIM

В результате проведенных расчетов в программе SRIM, были получены значения пробега, радиационных и ионизационных потерь энергии протона в оксиде цинка, а также боковой и продольный диапазон разлета протона в веществе. Результаты расчетов программы SRIM продемонстрированы на рисунке 5.

Рисунок 5 — Расчетное окно программы SRIM

Из рисунка 5 можно увидеть, значения для пробега и потери энергии частиц:

— пробег протона в оксиде цинка 6347 A.

— боковой диапазон разлета вылетающих протонов равен 1201 A.

— продольный диапазон разлета вылетающих протонов равен 1399 A.

— ионизационные потери энергии протона 3,035•10² кэВ/(мг/см²).

— радиационные потери энергии протона 6,7•10^-1 кэВ/(мг/см²).

Из полученных результатов можно сделать вывод, что ионизационные потери энергии протона являются основными потерями энергии.

На рисунке 6 изображено распределение прохождения протонов в оксиде цинка. Программа позволяет отобразить движение протонов в веществе по трем проекциям, вследствие чего картина распределения протонов выглядит наглядно.

Рисунок 6 — Окно программы TRIM, на графиках которого обозначено распространение протонов, по различным осям На рисунке 7 изображено окно программы TRIM, на графике которого представлен расчет концентрации наведенных дефектов вакансионного типа для оксида цинка.

Рисунок 7 — Концентрация центров окраски Общая концентрация дефектов выделена красным цветом, концентрации вакансий по цинку и по кислороду выделены зеленым и синим цветами соответственно.

Из рисунка 7 можно получить следующие данные:

1) глубина проникновения в оксид цинка протонов с энергией 100 кэВ при использовании 5000 расчетных ионов составляет не более 1 мкм.

2) концентрация образующихся наведенных дефектов вакансионного типа всего 14 вак/ион из них Zn 8 вак/ион, O 6 вак/ион (количество образующихся вакансий приведено на один протон).

Облучение образцов оксида цинка производился Нещименко В. В. в ХТИ на комплексном имитаторе факторов космического пространства (КИФК) протонами с энергией 100 кэВ флюенсами 5· 10¹⁴-1·10¹⁶ cм^-2.

Концентрация образующихся наведенных дефектов вакансионного типа приведенная на флюенс протонов 5· 10¹⁴ cм^-2 составляет всего 70· 10¹⁴ м^-3 из них Zn 40· 10¹⁴ м^-3, O 30· 10¹⁴ м^-3.

3.2 Расчет концентрации наведенных дефектов в ZnO по спектрам поглощения Расчет концентрации наведенных дефектов в ZnO также производился по спектрам поглощения. На рисунке 8 показан спектр поглощения оксида цинка до облучения протонами.

Рисунок 8 — Спектр поглощения необлученного оксида цинка Спектр поглощения ZnO после облучения протонами показан на рисунке 9.

Таким образом, видно, что облучение приводит к изменению спектра поглощения, во всей спектральной области; степень изменения их определяется величиной поглощения, вызванного центрами окраски.

Рисунок 9 — Спектр поглощения оксида цинка облученный протонами с энергией 100 кэВ флюенсом 5· 10¹⁴

На рисунке 10 представлен разностный спектр наведенного поглощения порошков ZnO.

Рисунок 10 — Разностный спектр наведенного поглощения оксида цинка На рисунке 11 изображен спектр поглощения оксида цинка, разложенного на индивидуальные полосы. Разложение производилось в программе XPSPeak.

Рисунок 11 — Спектр поглощения оксида цинка, разложенного на индивидуальные полосы Для расчета концентрации центров окраски, использовалась формула Смакулы представленная формулой (5) в пункте 1.2.

При расчете концентрации выбирались полосы поглощения соответствующие дефектам: V_О⁰; V_О⁺; V_О²⁺; V_Zn⁰; V_Zn-; V_Zn^2-. Для этих полос были определены и сведены в таблицу 2 следующие параметры.

1. n — показатель преломления оксида цинка, определялся по графику, представленному на рисунке 12. Для каждого дефекта в отдельности определялась полоса поглощения, по значению которой из графика, определялся показатель преломления.

Рисунок 12 — Зависимость показателя преломления ZnO от длины волны, где 1 — n_о, 2 — n_е.

2. k_max — максимальный коэффициент поглощения для света, выраженный в см^-1, определялся по высоте пика полосы поглощения спектра ZnO построенного в программе Origin Lab.

3. — полуширина полосы поглощения, выраженная в эВ, определялась на полувысоте пика полосы поглощения спектра ZnO построенного в программе Origin Lab.

4. f — сила осциллятора принимали за единицу.

Обобщенные данные представлены в таблице 2.

Таблица 2 — Значения параметров, необходимых для расчета концентрации различных дефектов.

Рассчитанные значения концентрации центров окраски составили:

N (V_О⁺) = 39• 10¹⁴ м^-3;

N (V_Zn-) = 45• 10¹⁴ м^-3;

N (V_О⁰) = 13• 10¹⁴ м^-3;

N (V_Zn^2-) = 43• 10¹⁴ м^-3;

N (V_Zn⁰) = 6• 10¹⁴ м^-3.

Концентрация центров окраски для V_О²⁺ не рассчитана, т.к. не определен показатель преломления n этого дефекта, вследствие того, что рисунок 12 ограничен длиной волны до 1000 нм, а длина волны полосы поглощения искомого дефекта л (V_О²⁺) — 1030 нм.

Суммарная концентрация всех наведенных дефектов вакансионного типа исключая V_О²⁺ составляет 146•10¹⁴ м^-3, из них концентрация суммарных дефектов по цинку 94•10¹⁴ м^-3, а по кислороду 52•10¹⁴ м^-3.

При сравнении концентрации полученной в программе SRIM и концентрации рассчитанной по формуле Смакула можно увидеть, что значения по порядку степени совпадают. Предположительно несовпадение численных значений концентрации дефектов обусловлено несколькими причинами: малое количество бомбардирующих частиц, заданных в программе SRIM; силу осциллятора принимали за единицу, хотя для каждого дефекта он должен быть отдельным и др.

Заключение

В ходе прохождения научно-производственной практики ознакомились с принципами работы программы SRIM, научились обрабатывать спектры поглощения оксида цинка до и после облучения протонами с помощью программ Origin Lab и XPSPeak.

С помощью программы SRIM произведен расчет пробега протона, радиационных и ионизационных потерь энергии протона в оксиде цинка, а также боковой и продольный диапазон разлета протонов. Пробег протона в оксиде цинка составляет 6347 A, радиационные потери энергии протона — 6,7•10^-1 кэВ/(мг/см²), ионизационные потери энергии протона — 3,035•10² кэВ/(мг/см²). Из полученных результатов следует, что ионизационные потери энергии протона являются основными потерями.

Кроме этого с помощью программы SRIM рассчитана концентрация наведенных дефектов вакансионного типа в оксиде цинка, которая составляет всего 70· 10¹⁴ м^-3 из них по Zn 40· 10¹⁴ м^-3, по O 30· 10¹⁴ м^-3.

Суммарная концентрация наведенных дефектов вакансионного типа рассчитанная по формуле Смакула составляет 146•10¹⁴ м^-3, из них концентрация суммарных дефектов по цинку 94•10¹⁴ м^-3, а по кислороду 52•10¹⁴ м^-3.

Расчёт концентрации наведенных дефектов, проведенный двумя разными методами, показал, что по численному значению порядок степени концентрации совпадает. Предположительно несовпадение численных значений концентрации дефектов обусловлено несколькими причинами: малое количество бомбардирующих частиц, заданных в программе SRIM; силу осциллятора принимали за единицу, хотя для каждого дефекта он должен быть отдельным.

Библиографический список

1 Беспалов, В. И. Взаимодействие ионизирующих излучений с веществом: моногр. / В. И. Беспалов. — Томск: Изд-во Дельтаплан, 2006. — 368 с.

2 Денисов, С. П. Ионизационные потери энергии заряженных частиц: моногр. / С. П. Денисов. — М.: МГУ, 1999. — 182 с.

3 Лонгейр, М. С. Астрофизика высоких энергий: моногр. / М. С. Лонгейр. — М.: Мир, 1983. — 400 c.

4 Черняев, А. П. Взаимодействие ионизирующего излучения с веществом: моногр./ А. П. Черняев. — М.: ФИЗМАТЛИТ, 2004. — 152 с.

5 Ишханов, Б. С. Частицы и атомные ядра: моногр. / Б. С Ишханов, И. М. Капитонов. — М.: Изд. Московского университета, 2005. — 414 с.

6 Капитонов, И.М.

Введение

в физику ядра и частиц: моногр. / И. М. Капитонов. — М.: МГУ, 2000. — 212 с.

7 В каскадах атом-атомных соударений. — Режим доступа: http://ru.convdocs.org/docs/index-168 225.html (11.08.2013)

8 Павлов, П. В. Физика твердого тела: моногр. / П. В. Павлов. — М.: Высшая школа, 2000. — 384 с.

9 Михайлов, М. М. Оптические свойства порошков оксидов металлов при облучении: моногр. / М. М. Михайлов. — Томск: Изд-во. АН СССР, 1988. — 417 с.

10 Lorenz K., Alves E., Wendler E., et al. Damage formation and annealing at low temperatures in ion implanted ZnO // Applied physics letters. — 2005. — V.87. — P.191 904;191907.

11 Meese J.M., Locker D.R. Oxygen displacement energy in ZnO // Sol.St.Comm. — 1972. — V.11. — No.11. — P.1547−1550.

12 Locker D.R., Meese J.M. Displacement thresholds in ZnO // IEEE Trans. Nucl. Sci. — 1972. — V.19. — No.6. — P.238−242.

13 Малов М. М. Свойства монокристаллов окиси цинка, облученных быстрыми нейтронами — Химия твердого тела.: моногр./ М. М. Малов, В. Д. Черный. — Свердловск.: 1977. -127−133 с.

14 Агафонцев В. Ф. Деградация оптических свойств пигментов оксида и ортотитаната цинка и изготовление на их основе терморегулирующих покрытий космических аппаратов при облучении протонами. Автореф. дис. … к. ф.-м. н.? М., 1984. — 27 с.

15 Михайлов, М. М. Изменение оптических свойств терморегулирующих покрытий космических летательных аппаратов под действием протонов солнечного ветра/ М. М. Михайлов, В. В. Шарафутдинова // Известия Вузов. Физика. — 1998. — № 6. — C. 83−88.

16 Нищеменко, В. В. Оптические свойства, структура и радиационная стойкость пигмента оксида цинка, модифицированного нанопорошками: дис. канд. физи-ко-мат. наук: 01.04.07 / В. В. Нищеменко; АмГУ. — Благовещенск, 2009. — 137 с.

17 Михайлов М. М. Оптические свойства порошков оксидов металлов при облучении // Изв. АН СССР. Неорганические материалы, 1988. — 415−417 с.

18 Барбашев, Е. А. Влияние электронно-протонного облучения в вакууме на оптические свойства терморегулирующих покрытий: моногр. / - М.: Наука, 1977. — 128 с.

19 Учебник SRIM. — Режим доступа: http://srim.org/SRIM%20Book.htm (11.08.2013)

20 Yoshikawa H., Adachi S. Optical constants of ZnO // Jpn. J. Appl. Phys. — 1997. — V.36. -P.6237−6243.