автореферат диссертации по безопасности жизнедеятельности человека, 05.26.02, диссертация на тему:Взаимодействие электронов со стеклообразными диэлектриками применительно к проблеме радиационной защиты космических аппаратов

Для служебного пользования экз. Nо. 43

Цетлин Владимир Владимирович

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ СО СТЕКЛООБРАЗНЫЙ ДИЭЛЕКТРИКАМИ ПРИМЕНИТЕЛЬНО К ПРОБЛЕМЕ РАДИАЦИОННОЙ ЗАЩИТЫ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ

05.26.02 "Безопасность.защита, спасение и жизнеобеспечение населения в чрезвычайных ситуациях" 01.04.16. "Физика атомного ядра и элементарных частиц"

АВТОРЕФЕРАТ диссертация на соискание ученой степени доктора технических наук

Москва 1998 г

Работа выполнена в Государственном научном центре Российско федерации-Институте медико-биологических проблем.

Официальные оппоненты:Адамович Б.А., доктор технических наук

профессор

Акишин А.И., доктор технических наук, профессор

Озеров Р. II., доктор физико-математических наук, профессор

Ведущая организация: Научно-исследовательский испытательный центр радиационной безопасности космических объектов.

Защита состоится 1998 года в часов на

заседании Специализированного ученого совета Д-074.31.01 при Государственном научном центре Российской федерации-Институте медико-биологических проблем по адресу:123007, г.Москва, Хорошевское шоссе, 76а.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института.

Автореферат разослан " 3»апрел$ 1998 года.

Ученый секретарь совета ( доктор биологических наук

Назаров Н.М

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ СО СТЕКЛООБРАЗНЫМИ ДИЭЛЕКТРИКАМИ ПРИМЕНИТЕЛЬНО К ПРОБЛЕМЕ РАДИАЦИОННОЙ ЗАЩИТЫ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ

Общая характеристика работы

Актуальность. Интерес к процессам взаимодействия заряженных частиц с твердыми диэлектриками возник в связи с проблемой радиационной стойкости конструкционных материалов в реакторостроении и в ускорительной технике. Особое место эти процессы занимают в космической технике, так как определяют ресурс функционирования космических аппаратов в условиях воздействия космического излучения радиационных поясов Земли, в первую очередь, на теплозащитные и ради-ационно-защитныэ покрытия элементов, расположенных на поверхности спутников, и фотопреобразователей солнечных батарей.

С воздействием заряженных частиц, главным образом, электронов на диэлектрические материалы обычно связывают электризацию и разрядные явления между поверхностными элементами космических аппаратов. разрушение покрытий, а также сбои в работе навигационной и телеметрической аппаратуры, приводящие к нарушению и потере связи с космическим аппаратом. Изучение процессов накопления поверхностного и объемного зарядов в диэлектрических материалах при облучении заряженными частицами позволяет предвидеть возможные негативные явления во время эксплуатации космического аппарата в условиях воздействия ионизирующего излучения в радиационных поясах Земли и межпланетном пространстве.

Радиационно-защитные оптические стеклянные покрытия, снижая поток ионизирующего излучения на защищаемые элементы космического аппарата, обеспечивают их радиационную стойкость, тем самым увеличивая ресурс работы .например, солнечных батарей (СБ), и космического аппарата в целом. Известные высокие требования к оптической прозрачности защитных покрытий СБ и жесткие ограничения, накладываемые на их весовые характеристики, определяют необходимость поиска путей снижения радиационных воздействий на фотопреобразователи при сохранении или, по возможности, уменьшении толщины покрытий.

При рассмотрении вопросов возможности повышения эффективности радиационной защиты космических аппаратов с помощью использования постоянных электрических и магнитных полей для торможения и отклонения заряженных частиц, т. е. применения активных методов для снижения воздействия ионизирующего излучения на экипаж и оборудование орбитальных станций и транспортных кораблей, были высказаны предло-

жения по созданию радиационной защиты из слоев твердых диэлектрических материалов, обладающих свойством образовывать сильные внутренние электрические поля при облучении ионизирующим излучением.

Это предложение возникло и получило в дальнейшем развитие после того, как в ряде экспериментальных работ было обнаружено, что в случае образования объемного заряда в некоторых полимерах-полиме-тилметакрилате (ПММА) и полистероле (ПС) могут создаваться сильные внутренние электрические поля, достаточные для того, чтобы вызывать заметный дополнительный эффект торможения электронов в слое вещества. Однако из-за того, что времена существования сильных полей не превышали нескольких секунд после окончания облучения для реализации идеи такой защиты потребовалось решить ряд задач.

Цель представленной работы состоит в проведении теоретических и экспериментальных исследований взаимодействия электронов с диэлектрическими материалами применительно к проблеме повышения эффективности радиационной защиты космических аппаратов.

Задачи работы:

1. Теоретические и экспериментальные исследования обратного рассеяния и прохождения электронов через диэлектрические материалы.

2. Разработка метода определения заряженного состояния, но зависящего от толщины и оптических свойств диэлектриков.

3. Разработка новых стеклообразных диэлектрических материалов в части исследования свойств, определяющих способность материалов накапливать при электронном облучении объемный электрический заряд и длительное время сохранять его после облучения.

4. Разработка предложений практического использования таких диэлектриков для защиты элементов космических аппаратов и для детектирования тяжелых заряженных частиц космического излучения и осколков деления ядер.

5. Изучение радиационно-защитных свойств заряжающихся стеклообразных диэлектриков на электронных пучках ускорителей и в космическом пространстве.

Научная новизна работы.

-Разработана математическая модель прохождения и обратного рассеяния электронного излучения от диэлектрических слоев при наличии электрического поля и получены зависимости глубинного распреде-

ления плотности пучка первичных электронов, а также коэффициента обратного рассеяния и энергетических спектров обратно рассеянных и прошедших электронов от напряженности электрического поля в диэлектрических средах с различным эффективным атомным номером.

-Разработаны новые стеклообразные диэлектрические материалы , обладающие свойством образовывать под электронным облучением сильные внутренние электрические поля и длительное время сохранять их после окончания облучения не только на Земле,но и на поверхности космического аппарата в условиях полета на околоземных орбитах.

-Разработана методика экспериментального исследования взаимодействия электронов с высокоомными диэлектриками на ускорителе, основанная на одновременном измерении интегральных токовых параметров: тока падающего и обратно рассеянного пучков и токов с облучаемой и необлучаемой поверхности слоя диэлектрика во время облучения.

-Экспериментально установлены закономерности возрастания обратного рассеяния пучка электронов от диэлектриков по мере накопления объемного заряда, заключающиеся в том, что рост коэффициента обратного рассеяния происходит до некоторого предельного значения,характерного для диэлектрика с данным эффективным атомным номером.

-Предложен способ радиационной диагностики напряженности электрического поля объемного заряда, основанный на измерении коэффициента обратного рассеяния во время облучения и установлении величины напряженности поля по величине отношения предельного значения коэффициента обратного рассеяния к начальному значению.

-Установлены закономерности зависимости свойства разработанных борофосфатных стеклообразных диэлектриков от их электрофизических характеристик. Показано,что при взаимодействии электронных пучков с заряжающимися стеклами наибольшее влияние на параметры пучка оказывают электрические поля, образованные в стеклах с наименьшим значением диэлектрической проницаемости, наибольшим удельным электрическим сопротивлением и наименьшим эффективным атомным номером.

-Впервые экспериментально установлен факт, что электрическое поле объемного заряда, возникающее при электронном облучении образцов разработанных низкоатомных стекол, вызывает дополнительное снижение мощности поглощенной дозы за образцом и получены закономерности относительного спада мощности дозы от электронного и вторичного тормозного излучения за слоями заряжающихся диэлектриков во время облучения на ускорителе. При больших толщинах относительный спад дозы увеличивается, достигая 80-90 процентов.

- ь -

-В результате проведенных расчетов получено, что в случае равномерного распределения плотности объемного заряда в слое покрытия зависимость относительного снижения мощности поглощенной дозы от отношения "толщина/пробег" описывается кривой с минимумом при значении отношения "толщина / пробег" 0,6-0,8 для электронов, начальная энергия которых лежит в диапазоне 0,1-3 МэВ.

- При экспонировании на открытой поверхности ИСЗ типа"Космос" установлено,что заряженное состояние образцов борофосфатных стекол устойчиво к воздействию факторов космического полета на орбитах, лежащих в пределах высот 200-400 км.

- В экспериментах на спутниках установлен факт дополнительного снижения на 35-50% мощности поглощенной дозы от космического излучения за заряженными на Земле тонкими стеклянными пластинами .

Практическая значимость работы:

- сформулирован и экспериментально подтвержден в наземных и космических условиях принцип радиационной защиты от электронного излучения, основанный на использовании покрытий из диэлектрических материалов, в которых эффект снижения поглощенной дозы достигается за счет совместного воздействия на электроны со стороны вещества диэлектрика и сильного электрического поля объемного заряда;

-разработан способ определения заряженного состояния диэлектриков и радиационной диагностики напряженности электрических полей, образующихся в объеме диэлектрика, по измерениям коэффициента обратного отражения во время облучения на электронных ускорителях, который использован при отборе материалов для устройств, работающих в полях ионизирующего излучения вне зависимости от их оптических свойств, структуры и химического состава и толщины образцов;

-разработанные высокоомные стеклообразные диэлектрики могут быть использованы в качестве защитных покрытий полупроводниковых фотопреобразователей для повышения радиационной стойкости солнечных батарей, особенно для высокоорбитальных космических аппаратов;

-предложен способ детектирования тяжелых ядер и осколков деления с помощью стеклянных чувствительных элементов, которые после экспонирования тяжелыми заряженными частицами перед травлением в кислоте должны быть подвергнуты облучению электронными потоками. Образующиеся при химическом травлении дендритообразные треки легко идентифицируются не только благодаря их форме, но и размерам, превышающим размеры треков в обычных незаряжающихся стеклах на

один-два порядка. Способ испытан на космических спутниках при мони-торировании радиационных условий на орбите.

Реализация результатов работы в науке и технике.

1. Результаты исследований использованы в НПО "Квант" при проектировании солнечных батарей высокоорбитальных космических аппаратов. работающих в условиях радиационной электризации.

2.Обнаруженные особенности взаимодействия тяжелых заряженных частиц с разработанными борофосфатными стеклами, использованы в ГНЦ -ИМБП в новом способе регистрации тяжелых заряженных частиц. По этому способу зарегистрированы тяжелые заряженные частицы космического излучения в околоземном пространстве на ИСЗ "Космос-690,-782,и-936".

3. Установленные связи между свойством образовывать устойчивый во времени объемный электрический заряд под действием ионизирующего излучения, составом и технологией изготовления и выработанные рекомендации использованы в Государственном научно-исследовательском институте стекла при изготовлении тагах стекол.

4. Результаты исследований, представленные в настоящей работе, используются в проектных работах в РКК "Энергия".

На защиту выносятся следующие положения:

1.Математическая модель прохождения и обратного рассеяния электронов от стеклообразных диэлектриков в присутствии электрического поля.

2.Результаты экспериментальных исследований закономерностей возрастания коэффициента обратного рассеяния электронов от лантано-содержащих борофосфатных стекол в процессе образования объемного электрического заряда при облучении на олоктронном ускорителе.

3. Метод радиационной диагностики напряженности электрического поля объемного заряда в диэлектриках, основанный на измерении коэффициента обратного рассеяния в процессе облучения на ускорителе.

4.Данные исследований свойств новых стеклообразных диэлектрических материалов накапливать объемный электрический заряд во время облучения на электронном ускорителе.

5.Данные исследования устойчивости заряженного состояния стекол в условиях полета на ИСЗ типа "Космос".

6.Данные исследования радиационно-защитных характеристик покрытий из заряжающихся стекол в лабораторных и космических условиях.

Аппробация работы.

Материалы диссертационной работы доложены на следующих научно-технических конференциях:

Всесоюзные научные конференции по защите от излучений ядерно-технических установок N1 и Z (Москва, МИФИ, 1974 и 1978гг. ),ЫЗ (Тбилиси.ИПМ ТГУ им.Векуа,1981г.), N5 (Протвино,ИФВЭ,1989г.),N6(Обнинск Калужской обл. ФЭИ,1994г.); Int.Congr.on Protection agalnst Accellerator and Space Radiation.-CERN, Geneva, apr.26-30, 1971; IV Научно-техническая конференция"Электрическая релаксация и электрет-ный эффект в твердых диэлектриках"(Москва, МИЭМ,1975); Всесоюзное совещание по вторичному электронному излучению, образующемуся в материалах под действием ионизирующих квантов и частиц (Ленинград, РИ АН,1976);Х111 Всесоюзная конференция по электронной микроскопии (г.Сумы-87,октябрь 14-16) и научные семинары "Имитация воздействия космической среды на материалы и элементы" (НИИЯФ МГУ,1979-19Э0 гг.);"Радиационные процессы в веществе" (Филиал НИИФХИ им Л.Я.Карпова г.Обнинск) и семинары по радиационной защите и дозиметрии излучения в космосе ГНЦ РФ-ИМБП (1967-1995).

Материалы диссертации опубликованы в 17 печатных работах, 8 научно-технических отчетах ИМБП и др. организаций и в описаниях 7 авторских свидетельствах.

Диссертационная работа включает исследования, выполненные в период с 1965 по 1994 г. в ГНЦ РФ-ИМБП в рамках плановых научно-исследовательских тем и договоров с ГНПО "КВАНТ" и РКК"ЭНЕРГИЯ"

Объем и структура работы. Диссертация изложена на 248 страницах машинописи, включая 16 таблиц, 61 рисунок и состоит из введения, 5 глав, содержащих анализ состояния вопроса и постановку задачи, описание материалов собственных теоретических и экспериментальных исследований, заключения и приложения.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении дается общая характеристика работы, включающая обоснование актуальности проведенных исследований, дается принцип предлагаемой радиационной защиты, сформулирована цель исследований, приведены защищаемые положения, а также дано краткое изложение содержания диссертации по отдельным главам.

Глава 1. Особенности взаимодействия электронного излучения с высокоомными диэлектриками ( анализ литературных источников).

Особенности взаимодействия электронов с высокоомными диэлектриками определяются действием электрического поля объемного заряда, образующегося в диэлектрике при облучении на ускорителях электронов и при облучении бета-частицами инкорпарированных радионуклидов.

Явление накопления заряда впервые было установлено по появлению спонтанных разрядов в образцах полиметилметакрилата (ПММА) и полистерола (ПС) при облучении электронами с энергией 1-2 МэВ на ускорителе. Локальный характер расположения остаточных разрядных фигур в глубине плоских образцов из ПММА [1'], сужение в несколько раз области люминесценции в процессе облучения 12',3'] и другие эффекты [4'],позволили исследователям этого явления не только обнаружить эффект торможения электронов в электрическом поле объемного заряда внутри диэлектриков, но и оценить порядок величины напряженности возникающего в диэлектрике электрического поля. Результаты их оценок представлены в таблице 1. Обращает на себя внимание, что оценки дали величины, превышающие в несколько раз известную элект-

Таблица 1.

Оценка параметров электрических полей по [3'.5']

N Материал Энергия Максимальная Максимальный

и/п диэлектрика электронов напряженность потенциал

МэВ МВ/см МВ

[3'] [5'] [3'] [5'] [3'] [5']

1. ПММА 1,5 1,3 6,3 3,4 0,95 0,71

1.7 2,8 0,83

2 ПС 1.5 1.3 6,3 1,1 0,95 0.42

1.7 0.92 0,51

рическую прочность материалов,например, ПММА в 2-3 раза.

Другая оценка максимальной напряженности электрического поля, сделанная в работе [5'] по изменению глубинного распределения поглощенной дозы в образцах из Г1С,дает Емах=2, 85 МВ/см для То=1,5 МэВ. Более, чем двукратное расхождение с данными, приведенными в таблице 1, связано, по-видимому, как с различием в свойствах исследуемых материалов, так и различием в методиках проведения экспериментов и в теоретических приближениях, используемых для оценок напряженности и потенциала поля. Несмотря на широкий разброс оценок,видно, что электрические поля образующегося объемного заряда в диэлек-

триках сравнимы с ионизционными потерями электронов.

В указанных и в ряде последующих работ было отмечено также, что времена релаксации объемного заряда превышают постоянную макс-велловской релаксации и составляют для образцов ПММА несколько секунд, а в ПС время сохранения заряда исчисляется минутами. В неорганических боросиликатных стеклах типа Corning времена релаксации составляли несколько месяцев, однако напряженность электрического поля объемного заряда была недостаточно велика,чтобы вызывать заметные изменения характеристик электронных пучков.

В связи с этим были высказано предложение об использовании в радиационной защите космических аппаратов диэлектрических материалов, в которых защитный эффект достигается в результате торможения электронов в веществе и электрическом поле объемного заряда.

Анализ опубликованных работ, был проведен с точки зрения оценки возможности использования явления зарядки диэлектриков в радиационной защите: рассмотрена достаточность полноты фактов для описания картины явления образования и релаксации объемного заряда, изученности различных сторон процессов взаимодействия электронов с веществом при наличии электрического поля; оценены возможности различных методов диагностики заряженного состояния диэлектриков и рассмотрены предложения практического использования эффектов объемной электризации в радиационной технике, а также перечислены материалы, в которых обнаруживалось возникновение объемного заряда.

Полнота фактов. Наблюдаемые в экспериментах факты позволяли лишь в общих чертах описать явление взаимодействия быстрых электронов с высокоомными диэлектриками, особенностью которых является образование внутреннего сильного электрического поля. Отдельные стороны этого явления, отражающие макроскопические процессы, остались неизученными. К ним относится обратное рассеяние электронов от диэлектриков при облучении на ускорителе и снижение мощности поглощенной дозы от электронного излучения за заряженными диэлектриками.

Кроме того недостаточно изучены закономерности распределения объемного заряда в образце. Не выявлены факты, определяющие кинетику образования, удержания и распада объемного электрического заряда в образце как во время облучения, так и после его окончания. Сведения о распределении объемного заряда диэлектрике, а также о величинах напряженности и потенциала электрических полей в различных диэлектриках носили фрагментарный характер.

Материалы. Существует ряд различных по своему химическому сос-

таву веществ, в которых при электронном облучении образуются силь ные внутренние электрические поля. Общей характеристикой этих веществ является то, что все они являются высокоомными диэлектриками с удельным объемным сопротивлением, превышающим 1015Ом-см. Следует заметить однако, что этот показатель не является достаточным признаком свойства материала накапливать объемный электрический заряд при воздействии ионизирующего излучения.Существует большое количество различных неорганических стекол, полимеров, керамики, кристаллических веществ и природных минералов, обладающих более высоким удельным сопротивлением, но в которых образование заряда либо не наблюдается, либо характеризуется с трудом обнаруживаемыми слабыми полями.

Имеющиеся сведения о диэлектриках неорганического происхожде-ния-алюмофосфатных. борофосфатных и боросиликатных стеклах дают определенные указания о влиянии химического состава на времена релаксации и величину электрического поля в них. Введение в состав фосфатных стекол борного ангидрида приводит к резкому возрастанию времени релаксации электрического поля, что связано с ростом прочности структурного каркаса стекол (для органических полимеров возможности вариаций свойств ограничены).

Необходимо отметить, что ни в одной из работ не было проведено сравнение различных диэлектриков по параметрам электрических полей и не были также сформулированы (хотя бы в постановочном плане) критериальные условия проведения такого сравнения.

Методы диагностики заряженного состояния. Методы диагностики заряженного состояния можно разделить на две группы:на методы диагностики заряженного состояния в период облучения ("под пучком") и на методы диагностики после облучения ("вне пучка").

К первой группе относятся методы диагностики, основанные на измерениях области свечения и вращении плоскости поляризации монохроматического света, измерениях коэффициента прохождения пучка и отклонения пучка низкоэнергетичных электронов, направленного вдоль облучаемой поверхности и метод акустической эмиссии .

Ко второй группе относятся методы бета-, гамма-зондирования зондирование рентгеновским излучением и пучком электронов, методы измерения плотности радиационного окрашиванго! , измерения ударно- и термостимулированных токов, измерения внешнего электрического поля с помощью вибрирующего или динамического конденсатором , а также метод фотостимуляции токов в оптически прозрачных диэлектриках .

Давая общую характеристику первым методам необходимо отметить,

что за исключением методов по измерению глубины области свечения и коэффициента прохождения, эти методы нуждаются в серьезном теоретическом и метрологическом обосновании. Кроме того, часть их применима только к оптически прозрачным и достаточно тонким диэлектрикам. В большинстве перечисленных методов требуется для целей калибровки наличие некоторой модели, совпадающей по атомному составу вещества диэлектрика, эффективному атомному номеру и массе, диэлектрической постоянной и плотности, упругим свойствми с испытываемым материалом, но не заряжающимся при облучении.

Общей особенностью методов диагностики, относящихся ко второй группе, является необходимое условие извлечения диэлектриков из зоны облучения. Время, необходимое на такое извлечение и подготовку последующих измерений, должно обусловить утечку некоторого количества заряда. Отсюда, если не произведено определение заряженного состояния в конце облучения, то измерение после облучения не могут в принципе дать информацию о достигнутом уровне заряженного состояния при облучении.

На основе анализа известных методов был сделан вывод, что задачи идентификации заряженного состояния и определения параметров электрического поля объемного заряда в стеклообразных диэлектриках нуждаются в разработке новых методов, позволяющих проводить измерения в условиях облучения диэлектриков широкого диапазона атомных номеров, плотности и оптических свойств.

Исследование прохождения быстрых электронов в веществе на основе решения кинетического уравнения переноса. Рассмотрение прохождения быстрых электронов на основе решения кинетического уравнения переноса позволяют решать задачи об энергетическом и пространственном распределении частиц. Наиболее общим является следующий вид кинетического уравнения переноса,описывающего баланс пучка электронов в элементе фазового объема,:

где (г,р,Ъ)-функция распределения плотности вероятности электронов в элементе фазового пространства г,р,I; г-координата в конфигурационном пространстве; р-координата в импульсном пространстве; 1-время; й-сила, действующая на электрон со стороны электрического поля,П=еЕ;у-скорость электрона;

аг

+ УДГI +ЬАр Г =

(1.1)

5f

интеграл столкновений или скорость изменения функции

5t

распределения, вызываемого атомными столкновениями.

Для численного решения кинетического уравнения с учетом электрического поля как в приближении непрерывного замедления, так и с учетом флуктуации потерь и малоугловом рассеянии Евдокимовым с сотрудниками был разработан т.н. многошаговый метод.

Для расчетов переноса пучка электронов через вещество в присутствии электрических полей делались (автором в том числе) попытки использования численного метода Монте-Карло , разработанного ранее для решения задач переноса электронов через вещество.

В работах, посвященных изучению движения электронов в веществе в присутствии электрического поля ограничились рассмотрением процесса в низкоатомных полимерах и материалах с атомным номером 13. Приведенные в них результаты расчетов указывали на заметное влияние на характеристики прохождения пучков частиц частиц электрических полей, образующихся при накоплении объемного заряда.

На основе анализа литературных данных в 1-ой главе диссертации сформулированы цель работы и задачи исследований, включающие: теоретические и экспериментальные исследования взаимодействия электронных пучков с диэлектрическими стеклами, разработку новых заряжающихся неорганических стекол, исследования радиационно-защитных свойств стекол , исследование устойчивости заряженного состояния разработанных стекол и испытание их радиационно-защитных свойств в условиях космического полета.

Предложения по практическому использованию явления.Автор совместно с К.А.Трухановым [1], а затем Холлис [8'] предложили использовать накапливающие объемный заряд диэлектрики в целях повышения эффективности радиационной защиты космических аппаратов. Повышение эффективности защиты должны достигается за счет торможения электронов электрическим полем и веществом диэлектрика.

В другой работе автора и К.А.Труханова [18] было предложено использовать в ускорителях явление ускорения заряженных частиц, в частности, электронов за счет электрического поля, созданного в диэлектрической среде.

В работе автора и A.M.Маренного [23] предложен способ регистрации тяжелых заряженных частиц с помощью заряжающихся борофосфат ных стеклянных детекторов, в которых благодаря электрохимическому

травлению в поле объемного заряда удается увеличить размеры треков на один-два порядка по сравнению с треками частиц в аналогичных стеклянных детекторах, не содержащих во время травления объемный электрический заряд.

Глава 2. Теоретические исследования обратного рассеяния и прохождения электронного излучения через вещество в присутствии в нем электрического поля

В диссертации рассмотрена следующая задача.

На плоский полубесконечный слой вещества, внутри крторого создано однородное электрическое поле, по нормали к поверхности падает широкий пучок моноэнергетических электронов. Проникнув в слой, электроны пучка при движении вдоль траектории испытывают потери энергии на ионизацию и возбуждение атомов вещества, торможение в электрическом поле и рассеяние в результате упругих кулоновских столкновений.

В математической модели энергетические потери электронов при столкновениях рассматриваются в приближении непрерывного замедления, а отклонение при атомных столкновениях- в двух известных приближениях: приближении однократного упругого рассеяния на большие углы и приближении диффузионного многократного малоуглового рассеяния.

В рамках модели однократного рассеяния электронов на атомах среды принимается, что на прямолинейном участке пути в слое вещества электроны могут испытать однократное упругое рассеяние в куло--новском поле ядра, а после этого будут двигаться без рассеяния по траектории, задаваемой действием электрического поля и потерями энергии на столкновения.

В рамках диффузионной модели рассеяния принимается, что пучок движется в веществе, испытывая многократное упругое рассеяние на малые углы, при достижении некоторой глубины, названной Бете глубиной полной диффузии пучок становится рассеянным равномерно по всем направлениям в сфере с центром в точке х=1а.

При сделанных предположениях, решение интегро-дифференциально-го кинетического уравнения переноса электронов (1.1) сводится к решении® уравнения в частных производных первого порядка с граничными условиями 2-го рода.

Движение нерассеянной части пучка электронов на первоначальном прямолинейном участке описывается уравнением, полученном из (1.1):

й х

с1Г

й р

_5£_ 5С

с начальными условиями р=р0. ПРИ х=0-а интеграл столкновений имеет вид:

5Г

51

а

йр

(Ш)- Уб(р)Г

(2.1) (2.2)

(2.3)

где В-средние потери модуля импульса р электронов при неупругих атомных столкновениях на единице пути, которые связаны с энергетическими потерями (тормозной способностью) бТ/йэ соотношением

ат

- уВ (2.4)

Для описания зависимости

<1Т

от энергии частиц обычно исполь-

зуется известная формула Бете-Блоха или аппроксимирующие зависимости от энергии, модуля импульса или скорости электронов.

Далее, б(р)-полное сечение однократного кулоновского рассеяния электронов определяется, как г*

б = Р(р,Э) БШвад, (2.5)

где Г (р. 9)

А (ру)2

1

(1+2а-соз 9)2

(2.6)

модифицированная Мольером функция Резерфорда, А-атомная масса и г-атомный номер вещества слоя, НА- число Авогадро, а- параметр экранирования.9„- предел, определяемый ниже условиями задачи. Зн>0.

Зависимость / и р от глубины проникновения х электронов нерассеянной части первичного пучка могут быть получены из решения характеристических уравнений для уравнения в частных производных первого порядка (2.1):

<3х с1 р (1 /

Ь+уВ /[й(ув)/бр-уб]

(2.7)

П

Начальные условия для (2.7) определяются выражениями (2.2). Та часть пучка электронов, которая испытала рассеяние на угол д внутри слоя, описывается уравнением переноса

ал, ь а/р игр в(уагр)

УСОБд---ЗШ + -+ Ь соэд -- - -(2.8)

йх р (13 йр йр

где /р=/р(р, 3,х)-функция распределения электронов после рассеяния, движущихся на глубине х с импульсом р по направлению вектора р, образующего с осью ОХ угол д.

Согласно принятой модели функция распределения / до и /р после рассеяния в точке х=£ связаны соотношением О! йФ

где (2.9)

dx dx

ф=

К

"fptt.Ptt'Sin O(i') d«(t).

Решение уравнения (2.8) сводится к решению системы характеристических уравнений

dx dfl dp d/p

v cost) h/p sln8 h cos3+vB fpd(vB)/dp

(2.10)

при граничных условиях (2.9).

Искомыми функционалами задачи являются коэффициенты прохождения пучка п= п(х)/п0 и коэффициенты обратного рассеяния Т1=потр/п0.

Определение глубинной зависимости п сводится к решению уравнения, полученного из уравнения (2.2) путем известной методики : dn

—— пб(х) (2.11)

dx

Решение его при начальных условиях п(х= 0)- п0 имеет вид п(х) гх

-= п(х)-1- (2.12)

п0 о-1

являющимся уравнением Вольтерра 2-го рода. С учетом (2.5)

ГЯ

п(х) -1-

П(4) Ч

F[p(U.d] sinfldfl (2.13)

Исходя из условий задачи заменим нижний предел интегрирования внутреннего интеграла на Змакс. Угол ймакс -максимальный угол, ограничивающий область углов 0-дмакс , в пределах которых электроны, рассеянные на глубине могут достичь глубины х={, (£Н')- При этом

о

и

считают, что такие частицы движутся вдоль первоначального пути, т.е. вдоль направления оси ОХ.

При таком допущении выражение (2.13) приобретает вид

г%

п = 1-

n(Î ) d?

Uy

F[p(fc').0] slnddd (2.13')

Коэффициент обратного рассеяния электронов определяют как отношение числа частиц, вылетающих назад через облучаемую поверхность диэлектрика, к числу первичных электронов:

1

п- —

п„

¡L« Ш

п р е д

F[p(O.HO] Slnd(t)di)(t ), (2.14)

где: dç прел- отсчитываемый от первоначального движения пучка угол рассеяния электрона в точке , ограничивающий область углов З^прсд^я,в пределах которой рассеянные электроны могут при дальнейшем движении от точки рассеяния х=£' достичь поверхности слоя х-0; £макс-максимальная глубина проникновения обратно рассеянных электронов.

В модели однократного рассеяния предполагается, что после точки х- электроны не испытывают при движении к поверхности х=0 рассеяния. Понятно также,что пробег той части пучка электронов.которая испытала рассеяние в точке х= на Угол ®макс<3< ^ПреД. ll0JI ностью лежит внутри слоя диэлектрика.

Нахождение зависимости искомых функционалов п и ц от напряженности электрического поля в диэлектрике сведено к определению такой зависимости входящих в выражения (2.13') и (2.14) параметров дмакс.

^£пред И 4макс■

Рассматрим прохождение электронов в диапазоне энергий, характерном для электронов радиационных поясов Земли: 0,1<Т0 <ЗМэВ.

В этом диапазоне энергетические потери могут быть аппроксимированы удобными для анализа выражениями.

Так, для электронов, с То)0,5 МэВ энергетические потери слабо зависят от Т0, т.е.vB~a. При такой аппроксимации первые интегралы уравнений (2.7.) и (2.10) могут быть получены в аналитическом виде, используя которые в диссертации определены зависимости п и п от параметра h/a как для слабых h/a<l, так для сильных полей h/a>l.

Ограничимся для подробного вывода и анализа случаем h/a < 1, т.е.когда сила, действующая на электрон со стороны электрического поля, не превышает по абсолютной величине тормозную способность ве-

0

о

- 17 -

щества,( случай реализующийся на практике):

h h2 ai, h p MHf

cosôEnpefl ----(1---)--(--cosô0) -' (2.17)

5 a a2 (iv a ц

где n=P(i), р°мин -минимальное значение импульса обратно рассеянного электрона.

Для случая отсутствия электрического поля h=0 имеем

COSÔo- cosa пред ------(2.18)

Л (Ц-Р°нин)У

Из сопоставления выражений (2.17) и (2.18) видно, что электрическое поле уменьшает величину ^пред по сравнению со случаем его отсутствия и тем самым поле обеспечивает вылет обратно отраженных частиц, рассеянных в большем телесном угле и кроме того в общем случае dgapex .

В свою очередь соотношение, определяющее Змакс. находится из первых интегралов для х * 0 и Р=0:

г h h2 a(z4) i

— + (1—-) --(2.19)

L a a2 ¿iv J

Связь между р. и p0 может быть получена из решения первого уравнения системы ( 2.7) для точки рассеяния:

jl=l-y(l+íi/a) , (2.20)

U t,

где u=u/P0, у=- -- относительная координата точки рассеяния,

P0v R

При принятой аппроксимации vB=a соотношение R- P0v/'a определяет полный пробег электрона в веществе в отсутствие поля, равный длине пути, на которой импульс частицы изменяется от начального значения Р0 до 0 (или, что эквивалентно, до Р°мин^.

Опуская промежуточные выкладки приведем соотношения, определяющие зависимость углов вылета 30 с импульсом Р°МИ11 обратно рассеянных электронов от у и ^пред, для заданных значенияй параметра h/a.

h 1- h2/а2 Р°мин(h/a - cosô0) cosôpnDe, --- У

^пред a l-y(l+h/a) l-y(l+h/a)

г 2 (1- Р°ми„) >

= tg û0/2 exp --

д l (l-2y)(l-cos^Iip„)J

(2.21)

В таблице 2 приведены значения предельных углов й^Пред Для различных значений параметра й/а<1 и относительных глубин рассеяния у и при Р°„ин=0.

Таблица 2

Зависимость 3^пред(в град) от электрического поля и глубины у

й/а 0 0,3 0,5 0.8

У

0,001 90.05 72,6 60,05 36,9

0,01 90,5 73,03 65,5 37,5

0,1 96,25 78,06 65,7 43,8

0,2 104,53 86,00 73,4 53,2

0,5 180 - - -

Как видно из данных табл.углы 951,Ред. при которых обеспечивается достижение электронами облучаемой поверхности, уменьшаются с ростом электрического поля и возрастают с ростом глубины рассеяния. Характерно, что эти углы при й/а*0 могут быть меньше я/2, в то время,как при отсутствие электрического поля д^пред всегда > Ж/2.

Входящая в выражение (2.14) максимальная глубина проникновения электронов £,макс или Умакс- ПРИ которой еще может осуществится выход электронов на облучаемую поверхность диэлектрического слоя, находится из условия:

'Д(^макс) Уйр |РМИП УС1р

Ро

а^Ь Д(£макс) J ь-а

(2.23)

Откуда /х(4макс)=1/2 [(1-й/а)+(1+й/а)Р°мип] (2.24)

и Умакс=1/2(1-Р°мИ11). (2.25)

При р°ми1,=0 получим дамакс)=1/2 (1-й/а) (2.26)

и Умако =1/2 (2.27)

Для случая малых значений й/а<<1 можно в (2.13') положить ^макс=^/2 и воспользоваться зависимостью ¡Г=Д(у. й/а) по (2.20), тогда плотность потока электронов определяется выражением:

п(у)=1- эеЕ о|

же4 Ма

гу п(у')Ду' [1-у'(1+й/а)]2

где эе=-

А(Р0 V)2

Откуда, учитывая, что п=п0 при у=0, получим эй?у

п=п0 ехр<

1-у(1+й/а)

- 19 -

Коэффициент обратного рассеяния найдем, приняв в (2.14) Л/а-уа+Ь/а) £макс 1

^прел=агсс03 --~ГТ7~~ И Ум а к с ~ —~ = ~ •

* 1-у (1+11/а) И 2

1+Л/а г т|— гхк- 1-

1-Л/а 1 0

.1/2

ехр

эейу

}йу ] (2.28)

1-у(1+П/а) При Л/а=0 из (2.28) будем иметь

г1/г ( аеКу \

т\ — I- ехр{---йу (2.29)

I 1-у(1+Ь/а) )

Для 0<у<1/2, разложив подинтегральную функцию в(2.29) в ряд по степеням эеИу/[1-у (1+11/а) ] до членов 2-го порядка, получим выражения для простых оценок

Т1= аеК/Ц-й/а) [г/(1+Ь/а) 1п(2/(1-Ь/а))-

-аей/ (1+11/а)

2/(1+Ь/а)1п((2/(1-Л/а))- (3-11/а)/2(1-11/а)

]. (2.:

>0)

а при й/а=0 г1о = 0,386 эеЕ - 0,114 (эей)2 (2.31)

Влияние электрического поля на коэффициент обратного рассеяния удобно характеризовать посредством отношения т!= -ц/т^

Это отношение, в дальнейшем называемое относительным коэффициентом обратного рассеяния, используется в диссертации наряду с коэффициентом прохождения при обсуждении результатов экспериментальных исследований.

Характерно, что для рассматриваемого случая (Ь/а<<1) т! слабо зависит от аей, т.е. от начальной энергии электронов и числа 2.

Более строгие выражения для п и Т1 получаются после подстановки (2.19) в (2.13). При 0<Л/а<1 имеем

п=п0 -эей

•Л- эеИ

1+11/а Гу [1-2у' + (1-Ь/а)у] п(у')с1у'

(2.32)

1-Ь/а 0

[1-у' (1+11/а) ] [1-у(1+11/а)]

1+Ь/а г\акс С1-2у] п(у)с1у

(2.33)

1-й/а 0

[1-у (1+11/а)]

г

Для п и ц при отсутствии электрического поля из (2.32) и (2.33):

-эеК

о

aeR

- 20 -fy [l-2y'+y] n(y')dy'

[l-y']2 [1-у]

[1-у]г

(2.34)

(2.35)

Данные расчетов п и по соответствующим выражениям (2. 32) -(2.35) для электронов с То=0,5 МэВ в зависимости от параметра h/a для различных Z, представлены на рис. 1 и 2.

Из рис.1 видно, что плотность потока п спадает с глубиной тем быстрее, чем выше Z и h/a , а при h/a>0,3 становится близкой к нулю на глубине у<1/2 практически для всех рассмотренных значений Z.

Относительный коэффициент ri возрастает с ростом параметра h/a, нелинейно, причем рост rj выше в веществах с более низким Z (рис.2).

При h/a>l для нахождения п и rj пределы интегрирования определяются численным решением соответствующих уравнений характеристик для h/a>l и h/a =1. Кроме того, необходимо принимать значения Р°*0, которые требуется выбирать из условия термализации электрона.

Для предельно больших полей относительный коэффициент обратного рассеяния стремиться к 1/т\0.

Особенность взаимодействия электронов с энергией Т0(тсг с веществом связана с убывающей зависимости энергетических потерь вида b/pz от модуля импульса. Не останавливаясь на подробном изложении, которое было сделано в диссертации, приведем выражения , описывающие зависимость п и т| от обобщенного параметра g- b/P02h,отражающего влияние электрического поля и потерь энергии при столкновениях.

Аналитические решения для п и IX удается получить в случае, когда l/g«l. При ¡>макс=л:/2 и при v-P/m интегральное уравнение для плотности первичных электронов будет следующим

n(O=n0-2aeR

у

йу' Л/2

4mb I где у=——~ — Рог R

я n(y')Sinfl

-dfl- n0- aeR

д4(l-Cosi)2 0

yn(y')

—- dy\ (2.36) M

Можно показать, что решение (2.36) сводится к решению дифференциального уравнения:

dn гэейс! Д2

W ( F+g)

(2.37)

п=п0

макс

П

21 -

■(1+6) Д2 -| 2зеИ

V,

Г1- - • ,

которое дает п=п0----(2.38)

Выражение, определяющее ц, получено в виде [117]:

Т1=2 эей

1 п(Дг)»е* й^прсд 2

Д2 (1+Д2/в)

сЭД2 (2.39)

или выраженное через параметры ц и ^ :

2эеШ+1/е)2з№ г1 ,Д2 [ (1+1/^)-(1- П4/й)е~1 /е]

-йр2. (2. 40

П=

е1'в -(1+1/в) Д2МИ„

иг /„\г&к +1

(1+Дг /Я)

При отсутствии электрического поля получается (1/^=0):

эей+ (0,5)лк -1

По= ----(2.41)

зек +1

Эта зависимость совпадает с зависимостью, полученной Эверхартом.

Для 1/я>1 интегральное уравнение для плотности потока электронов удобно выразить через импульс

2Ш гр п(Д2) [(Д4-г;)ер1/е +е^+Р2)]

п(Р2) =п0- --

ет/е-(?г+ё)/ё 1

Д2 (м +8)'

йД2 (2.42)

Для случая отсутствия электрического поля (1/^=0) уравнение для п получается из (2.42) путем разложения экспоненты в ядре в ряд по степеням Р2/е до членов второго порядка включительно.

_ ¿ЛЖ [

П(Р2) =По+ ГТ

Р р .1

2эе!{ с1 п(Д2) (2Д4-р4)

Г

йр

■2

или п(у) =п0- эеИ

■у п(у') (1-2у'+у) бу' (1-У')(1-у)

(2.43)

Последнее уравнение совпадает с известным в теории обратного рассеяния, в которой используется модель однократного рассеяния.

В рассмотренной выше модели однократного рассеяния описывается процесс прохождения и обратного рассеяния электронов при пренебрежении многократным рассеянием электронов на малые углы. Однако при малых энергиях частиц именно многократное рассеяние определяет пробег электронов в веществе, особенно с высоким значением атомного номера. С целью оценки эффекта многократного рассеяния при прохождении электронов через вещество в присутствии электрического поля

нами была применена так называемая модель диффузионного рассеяния, предложенная Бете и использованная Арчартом при рассмотрении обратного рассеяния-'отсутствие в веществе электрического ноля.

Согласно этой модели коэффициент обратного рассеяния определяется как

ц=1/2

о

5(4" 1а > ^

®5пр ед-1

■Л

31пШ -

1/2(1+СозЗ*пред) при 4макс>1й.Ра> Рамин

(2.44)

О при 4макс< 1а.Ра<Рамин

Здесь: й^пред и Рамин определяются соответственно из формул (2.74) и (2.75) при подстановке в них Рга вместо ¡х2. В отсутствие электрического поля соотношение (2.90) сводится к выражению, полученному Арчартом [761:

1-2 1а/И

[ 1-1/2р2а = п ,пч при 4„акс>1а.Ра> Рамин П„Н 2(1-1а/Е) (2.45)

0 при 4макс< 1а,Ра<Рами„

Длина полной диффузии, входящая в выражения (2.44) и (2.45)

связана с параметром g,

1а г (1+1/с)е2/к2 -1 2ё г , >

-= 8 -^- + — (1+1/б)е2/к2 -\№ (2.46)

И I (1+1/я)е2/кг гк 1 } )

При отсутствии поля из формулы (2.46) получается условие

1а

I?

=1- м = 1- е4/К2 при к=0,7 (2.47)

Подробный вывод выражений (2.44)-(2.47) приведен в [6,8].

Расчеты зависимости относительного коэффициента обратного рассеяния ть выполненные по этим выражениям, представлены на рис.3. Видно, что нарастание с увеличением электрического поля происходит заметно медленнее, чем дает модель однократного рассеяния, приведенная выше. Кроме того, показано, как при многократном рассеянии наступает "насыщение" величины т\=1/т\0.

В завершении главы приведены результаты расчетов зависимости п и п, на основе использования стохастического метода последовательных столкновений, разработанного в приближении малоуглового рассеяния [13]. В диссертации проведено сравнение результатов расчстоз по модели однократного рассеяния, диффузионой модели и модели малоуг-

лового отклонения при последовательных рассеяниях, которое показало, что модель однократного рассеяния дает нижнюю, а диффузионная -верхнюю оценку напряженности электрического поля.

Глава 3. Исследование взаимодействия электронных пучков со стеклообразными диэлектриками на ускорителях

Третья глава посвящена вопросам разработки высокоомных неорганических стекол, обладающих свойством образовывать сильные внутренние электрические поля и экспериментальным исследованиям взаимодействия электронных пучков со стеклами при образовании объемного электрического заряда, предложен метод радиационной диагностики электрических полей в диэлектриках и отбора стеклообразных материалов по уровню накопительных свойств.

Для решения поставленных в диссертации задач были разработаны новые стеклообразные диэлектрики, обладающие свойством образовывать в результате облучения ионизирующим излучением сильные внутренние электрические поля. Разработка таких стекол проведена совместно с сотрудниками Государственного института стекла.

Разработка заряжающихся диэлектриков была сведена к синтезу стекол, имеющих модификаторами щелочно-земельные элементы с более низкой подвижностью, чем обладают элементы щелочной группы. Это обеспечивало повышение объемного сопротивления за счет снижения доли ионной проводимости. Кроме того, необходимо было при синтезе создавать з стеклах условия для захвата электронов .

Наиболее перспективным для указанных целей представлялся выбор борофосфатных стекол, в которых стеклообразующие ионы фосфора и бора обладают свойством поливалентности и при облучении образуют структурные радикалы, могущие служить центрами захвата электро-нов-[Р03]2" ,[Р04]3"и бора [В04]4"ЛВ04]24- и [В03]2". Эти радикалы обуславливают возможность получения развитых ловушек дырочного и электронного типов, сетчатой структуры, обусловленной комплексами [ВР04] и обеспечивают возможность получения оптически прозрачных и стабильных стекол. Кроме того, в литературе имелись упоминания о способности таких стекол накапливать объемный заряд при электронном облучении, причем сам факт образования объемного заряда обнаруживался при спонтанных разрядах и разрушениях образцов стекол во время облучения (подобно тому, как происходило и при облучении образцов полиметилметакрилата).

Экспериментальные исследования свойств разработанных стеклооб-

разных диэлектриков , а также других известных диэлектриков, например ПММА, включали определение электрофизических свойств материалов-удельного сопротивления р и диэлектрической постоянной е. исследования взаимодействия электронного излучения с образцами разработанных стеклообразных диэлектриков , а также других известных диэлектриков. например, ПММА, на ускорителях ИЯФ Со АНССР (глава 3), МИФИ и др.отечественных организаций (глава 4).

Таблица 3

Характеристики исследованных диэлектриков

NN Марка ф Аэф Ро с т. р(5). £

101 7 Ом-см 1017 Ом-см отн. ед.

1 ЦЗ И, 14 20,3 5,7 2,4 6, 00

2 Ц5 15,2 35,5 7,6 3,2 5,80

3 то 15,2 35,3 7.9 3,1 6, 10

4 ЦП 14,63 25,0 3,4 1, 2 5,60

5 Ц12 11,7 22, 0 6,2 2,7 4.30

6 Ц13 9,4 20,8 7,85 3,3 3,80

7 Ц14 11,2 21, 2 7,12 3, 1 4,40

8 Ц16 11,35 22,4 6,12 2,7 4,50

9 Ц17 12.3 25, 0 - - 5,40

10 Ц18 14,8 26, 2 - 4, 80

11 Ц19 14, 06 32,0 4, 12 1.7 6,95

12 Ц20 16,4 31,6 - - 6.00

13 Ц21 14,6 34, 6 6,2 2,7 5,20

14 Ц22 17, 7 31,0 7,4 3. 1 5,80

15 Ц23 12,4 31,7 3,8 1,6 6,05

16 Ц24 17,3 33,6 2.66 1. 1 6,20

17 Ц25 17,8 35, 6 - - 7,20

18 12 16,7 37,6 3,4 1,2 6,20

19 80 19,4 36,0 3,2 1, 1 6,90

20 Ц13А - - 5.45 - 5,20

21 Ц13Б - - 3,20 - 6,40

22 ПММА 6,1 - - - 3.65

23 ВГ-4 - - - - 4,40

24 ВВС - - - - 4,30

Параметры процесса взаимодействия ионизирующего излучения с твердыми многокомпонентными материалами зависят от эффективного атомного номера ZЭф и атомной массы Аэф.

Рассчитанные значения гэф и Аэф и удельная массовая плотность исследованных борофосфатных стекол приведены в таблице 3 и даны результаты исследований электрофизических свойств рис.

Для выполнения исследований взаимодействия электронов с диэлектриками были разработаны методики и созданы специальные установки, в частности, установка в ИЯФ СО АНСССР, главная особенность ко-

торой заключалась в возможности проведения исследований накопительных свойств диэлектрических материалов.

Исследования электрофизических свойств - диэлектрической постоянной £ и удельного объемного сопротивления р борофосфатных и си-ликофосфатных стекол было необходимо вследствие того, что они ранее не были определены, и требовались для установления важной связи этих свойств с химическим составом стекол, технологией их изготовления и с накопительными свойствами.

В результате исследований было установлено, что разработанные стекла являются высокоомными диэлектриками,удельное объемное сопротивление которых на 2-3 порядка выше удельного сопротивления ПММА, а диэлектрические постоянные стекол либо близки диэлектрической постоянной ПММА, либо превосходят ее, но не более чем в три раза. Найденные зависимости £ и р от химического состава и технологии позволили выработать рекомендации по выбору оптимального способа изготовления стекол.

Исследования взаимодействия электронного излучения с диэлектрическими материалами на ускорителе ИЛУ-5 в ИЯФ СО АНСССР базировались на измерении интегральных параметров: токов падающего и отраженного пучков электронов и токов с поверхности образца, имеющей проводящее покрытие. На рис.4 представлена схема экспериментальной установки, а на рис.5 приведена схема измерений токов.

Наиболее важным результатом этих исследований является обнаружение эффекта возрастания коэффициента обратного рассеяния электронов в процессе облучения. Установлена закономерность такого роста, заключающаяся в том, что увеличение коэффициента обратного рассеяния происходит до некоторого предела, достигаемого при определенном значении флюенса падающих электронов, после которого коэффициент обратного рассеяния остается неизменным.

На рис.6 показан процесс нарастания коэффициента обратного рассеяния от стекла марки Ц13. Видно, что в течении первых пауз между импульсами электронов (1 мин.)электрическое поле быстро спадает, а на 5 и 6 импульсе поле стабилизировалось, о чем свидетельствует устойчивость достигнутого коэффициента обратного рассеяния.

Поведение коэффициента обратного рассеяния для исследованных борофосфатных стекол и ПММА подчиняется такой же закономерности.Предельное значение коэффициента обратного рассеяния характеризует своеобразное состояние насыщения, после достижения которого дальнейшее накопление объемного заряда прекращается.

Отношение предельного (максимального) значения коэффициента обратного рассеяния к начальному значению при данных условиях облучения пмакс =т1макс/ть может служить критерием, определяющим накопительные способности диэлектриков, а само возрастание коэффициента обратного рассеяния- признаком заряженного состояния.

Зависимость между предельными значениями коэффициента обратного рассеяния т!макс и эффективным атомным номером диэлектрика 2эфф показана на рис.8. Для диэлектриков с низкими Zзфф (ПММА, стекла марок Ц13ДЦ4 и Ц16) коэффициент т(Макс имеет наиболее высокие значения 3,6;2,3 и 1,9 соответственно, а для стекол с более высокими

значения Пмакс составляют 1,1-1,15.

Экспериментально установленная зависимость является более крутой, чем предсказывает теория для одинаковых напряженностей электрических полей в диэлектриках. Такое отличие указывает, главным образом, на различие в накопительных свойствах стекол.

На основе разработанной теоретической модели обратного рассеяния и данных измерений электрофизических свойств стекол были оценены параметры электрических полей в ПММЛ и в стеклах. Оценки параметров электрических полей объемного заряда приведены в таблице 4.

Таблица 4.

Оценка величин Е, 14,ц и р, исследованных диэлектриков.

NN пп Марка диэлектрика й а Е, МВг"1 СМ2 Е, МВ см"1 Дж см 3 ч. мкКлсм 2 мкКлйм'3

1 ПММА 0,46 1.30 1,50 0,26 0,35 2,25

2 Ц13 0,35 0,85 2.10 0,75 0,71 8.80

3 Ц14 0,27 0.65 1,65 0,50 0,63 7,80

4 Ц16 0.27 0,63 1,60 0,50 0,63 7,30

5 ЦЗ 0,22 0,60 1,70 0, 77 0,90 10.50

6 ЦП 0, 15 0,33 1,00 0,26 0,50 7, 00

7 Ц24 0, 15 0,33 0,96 0,25 0,53 6,80

8 Ц20 0,08 0, 17 0,50 0, 06 0,26 3,30

9 80 0.06 0. 12 0,38 0, 045 0,23 3, 00

Видно, что напряженность электрического поля составляла для стекол от 0,51 до 2,22 МВ/см, причем большие значения соответствовали стеклам с меньшим 2эф.Оценка для ПММА дала меньшее значение -1,6 МВ/см.Плотность запасенной энергии поля V/ в Ц13 и ЦЗ близка 1Дж см-2, плотность объемного заряда рч>5 мкКлсм"3.

На основании рассмотрения процесса изменения коэффициента обратного рассеяния от времени или от флюенса падающих электронов ус-

тановлено. что диэлектрики устойчиво удерживают объемный электрический заряд в состоянии, соответствующим состоянию "насыщения", определяемому по достижению т\ максимального значения Т1макс .

Результаты исследований позволили разработать метод идентификации заряженного состояния и радиационной диагностики параметров электрического поля в диэлектрике по измерениям коэффициент обратного рассеяния в процессе электронного облучения вещества.

Произведен анализ и систематизация разрядных явлений и поведения кривых токов при облучении материалов и показано, что появление спонтанных разрядов и особенности поведения кривых токов могут быть использованы для простого и быстрого определения заряженного состояния диэлектрического материала.

На основе совокупности результатов описанных исследований были определены оптимальные составы стекол и технология их изготовления образцов материалов для проведения дальнейших исследований радиаци-онно-защитных характеристик заряжающихся диэлектриков как в лабораторных условиях, так и в условиях космического полета.

Глава 4. Влияние накопления объемного заряда на радиационно-защитные характеристики диэлектрических стекол

В главе 4 приведены результаты расчетных и экспериментальных исследований радиационно-защитных свойств заряженных диэлектрических материалов. Проведены сравнительные испытания радиационной стойкости солнечных элементов с борофосфатными и штатными покрытиями.

Защитный эффект электрического поля объемного заряда проявляется в том, что электрическое поле усиливает спад энергии электронов по всей глубине слоя, причем совокупный эффект торможения электронов в передней части слоя (вблизи 0<х<1/2 с1) приводит к тому, что влияние эффекта компенсации ионизационных потерь ускоряющим полем в тыльной части слоя (1/2 (1<х<с1) не приводит к снижению защитных свойств заряженного слоя. Последнее можно объяснить нелинейным ростом ионизационных потерь с уменьшением энергии электронов.

Из данных расчетов следует, в частности, что с увеличением глубины х/1? влияние поля на п и Т/Т0 постепенно возрастает и при б/И >0,7, коэффициент прохождения и средняя энергия электронов снижается в несколько раз и предельная глубина, через которую пучок электронов перестает проникать, с ростом Е0 заметно сокращается (рис.8.).

С помощью численных расчетов, выполненных методом последовательных рассеяний (см. главу 2) были получены зависимости относи-

тельного уменьшения мощности дозы от моноэнергетических электронов, поглощенной за слоем диэлектрика, в котором создан объемный заряд с равномерным распределением плотности

На рис.9 показаны зависимости отношения Р/Р0 от напряженности электрического поля Е0, где Р и Р0 мощности поглощенной дозы за слоем с относительной толщиной (З/Б, соответственно при наличии и отсутствии электрического поля. Видно, что для слоев диэлектрических стекол, толщина которых не превышает О,21} пробега пучка моноэнергетических электронов, снижение мощности дозы, вызываемое полем не превышает нескольких процентов от первоначальной мощности дозы. С ростом толщины стекол вплоть до 0,7*0,снижение мощности поглощенной дозы достигает 70-80% от первоначального значения Р0.При (3= О,75Й отношение Р/Р„ достигает минимального значения.

С увеличением напряженности Е0 защитный эффект заряженного диэлектрического слоя выражен сильнее и минимум отношения Р/Р0 более глубок, что связано как с сокращением пробега электронов, так и с уменьшением коэффициента п, вызванным торможением и отклонением частиц в тормозящем электрическом поле в передних слоях образца.

При дальнейшем увеличении толщины до <3/1? ~ 1 отношение Р/Р0 возрастает, что связано с менее сильным влиянием электрического поля при заданной толщине слоя на выход тормозного излучения по сравнению с действием поля непосредственно на пучок.

С помощью приведенных кривых удовлетворительно описывается спад поглощенной дозы от электронного излучения в диапазоне энергий О,3-3 МэВ при наличии в диэлектрическом слое равномерно распределенного объемного заряда. При переходе к диэлектрикам с большими эффективными атомными номерами происходит смещение положения минимума кривой в сторону меньших толщин, а сам минимум становится более широким, что связано с усилением влияния рассеяния электронов при атомных столкновениях.

Исследования снижения мощности дозы электронного излучения за заряжающимися диэлектрическими стеклами в процессе образования объемного электрического заряда при облучении на ускорителе проводилось в диапазоне энергий электронов 0,7+3 МэВ. Плотность тока пучка могла регулироваться в пределах 0,001-0,1мкА/см2 и непрерывно контролировалась в процессе облучения каждого образца. Толщина образцов выбиралась, исходя из решения задачи определения защитных свойств стекол от пучков моноэнергетичных электронов, меньшей, сравнимой или превышающей пробег.

В результате было экспериментально установлено (см.рис. 10), что при образовании объемного электрического заряда, за образцом заряжающегося стекла происходит снижение мощности поглощенной дозы. При толщине, не превышающей половины ионизационного пробега электронов пучка, снижение мощности дозы относительно не велико и составляет несколько процентов.(Кривая 1). Наибольшее относительное снижение мощности дозы происходит при толщине образца, составляющей 0.5R < d< О,8R, и которая достигает нескольких десятых долей от первоначальной величины.

В эксперименте впервые установлен эффект снижения мощности дозы от тормозного излучения за образцом по мере накопления в нем объемного заряда. (Кривая 3). При предельно больших напряженностях поля, возникающих в образце стекла, во время облучении относительно толстых образцов стекол с d>R уменьшение мощности дозы достигает 35- 45%. При взаимодействии электронов с незаряженными материалами или проводящими металлическими образцами при Z=10*13 подобное снижение может быть достигнуто только за счет заметного ( в 1,5-2 раза) увеличения толщины. Кроме того, выход тормозного излучения за пластинами из разработанных стекол оказался в 1,6 раза ниже, чем за пластинами из алюминия, из-за более низкого эффективного атомного номера стекол.

Наблюдение разрядных фигур Лихтенберга(рис.11),образующихся в облученных стеклах в результате ударной стимуляции, специально проводимой спустя месяцы и годы после окончания облучения на ускорителе, показывало, что при установившемся распределении накопленный объемный заряд образует плоский слой. Толщина разрядного слоя не превышала О,3 мм независимо от толщины пластины стекла. Разрядный слой располагался вблизи середины пластины, если пробег пучка моноэнергетических электронов в начале облучения превышал толщину пластины. В тех случаях, когда пучок полностью поглощался в пластине, слой разрядных фигур располагался вблизи конца пробега. Такое расположение разрядных фигур позволяет представить картину распределения объемного заряда, отличную от исходных представлений, принятых в литературе во время начала наших работ.

Для количественной оценки радиационно-защитных свойств заряженных стекол в космических условиях в качестве имитации электронных потоков радиационных поясов был использован источник р-электро-нов 90Sr-90Y [7].

Объемный электрический заряд в прямоугольных пластинах толщи-

ной 0.5;1.0;1.5 мм создавался путем облучения на линейном ускорителе электронов с Т0= 1 МэВ при плотности 0. 05-2мкА/см2. Облучение пластин производилось флюенсом Ю13+Ю16эл/см2.

Измерение защитных свойств стекол производилось спустя 15+20 сек после прекращения облучения на ускорителе. Для набора последующих значений флюенса использовались новые образцы стекла. Защитные свойства стекол определялись по уменьшению мощности поглощенной дозы от радионуклида 30Sr+90Y за образцом до и после облучения на ускорителе. Измерение мощности дозы производилось при помощи высокочувствительного дозиметра с кремниевым полупроводниковым детектором.

В результате было установлено, что увеличение флюенса заряжающего пучка приводит к постепенному снижению дозы от бета-частиц. При некотором значении флюенса скорость снижения уменьшается и спад дозы достигает предельного значения, характерного для данной толщины стекла. Максимальное снижение дозы , полученное в эксперименте, составляет 30%,15% и 10% соответственно для образцов толщиной 0.5,1 и 1.5 мм. Снижение потока (5- частиц за стеклом с объемным зарядом имеет подобную зависимость.

Необходимо отметить, что экспериментальные данные наземных исследований имеют тенденции, совпадающие, с предсказываемыми результатами расчетов относительного спада мощности дозы (и коэффициента повреждения СЭ) с ростом напряженности поля от электронного излучения со спектром, соответствующим электронам радиационного пояса на геосинхронной орбите.

Как представлялось, предлагаемый в диссертации путь повышения эффективности радиационной защиты космических аппаратов, может наиболее естественньм образом применен в защите солнечных элементов, поскольку для применения нового способа защиты требовалось замена боросиликатных покрытий на объемно-заряжающиеся покрытия.

Для этих целей были проведены совместные испытания таких покрытий [17]. В экспериментах была изучена стойкость оптических покрытий из БСЦ-стекол под воздействием электронов в более характерном для натурных условий энергетическом диапазоне 25 - 100 кэВ и расширенном интервале значений флюенсов 1015-1017эл см-2. В исследованиях использован электронный микроскоп типа УЭМВ-ЮОК. Образцы покрытий облучались в вакуумной камере, предназначенной для размещения фотопластинок.

Во время облучения производился контроль условий облучений в соответствии с методом радиационной диагностики напряженности

электрических полей объемного заряда, описанным в главе 3.

Для этих целей в эксперименте была применена методика установки образцов в камеру, формирования и мониторирования электронного пучка, аналогичная использованной при облучении диэлектрических материалов на ускорителе ИЛУ-5 .

Прямоугольная стеклянная пластина 20 х 30 мм толщиной 0,17; 0,3 или 0,5 к:.: устанавливалась между двумя металлическими электродами, имеющими в центре отверстия для прохождения пучка электронов. Электроды были изолированы как друг от друга, так и от элементов конструкции устройства и камеры, снабжены отдельными электрическими выводами. Пучок электронов, прежде чем попасть на поверхность стеклянной пластины, проходил через заземленный коллиматор , медную сетку , служащую измерителем тока падающего пучка, и круглое отверстие цилиндрического электрода - измерителя тока электронов, отраженных от стеклянной пластины. Для обеспечения надежного токосъема на облучаемую и необлучаемую поверхности пластин наносилось напылением графита тонкое проводящее покрытие или создавалось 1Т0-покрытие. Его толщина выбиралась много меньшей ионизационного пробега частиц, поэтому наличие покрытия практически не влияло на глубину проникновения частиц в пластину. После окончания облучения непрозрачная для света графитовая пленка удалялась.

Выбранная методика контроля условий облучения позволила установить, что и пластин из БСЦ-стекол оставался неизменным в течение всего периода независимо от тока и флюенса падающих электронов в диапазонах 0,001 - 10 мк.А и 1015 -1017 эл/см2 , а также от толщины пластин. Это свидетельствует о том, что в БСЦ-стеклах с проводящим покрытием не образовывался объемный электрический заряд, достаточный для возникновения в пластинах внутренних электрических полей.

Измерения коэффициента обратного рассеяния при облучении пластин из объемно-заряжающихся борофосфатных стекол марки Ц13 показали, что при флюенсе электронов с То=50 кэВ Ф=3-1015 эл-см"2 и плотности тока 0,1 мкА-см"2 возрастает на 15%. По оценкам напряженность возникающих при этом полей Е~ 1 МВ/см.

Светопропускание пластин из БСЦ-стекол измерялось ( до и после облучения) спектрофотометром СФ-20 в диапазоне длин волн Х=340 * 2300 нм ( погрешность измерений спектрального коэффициента пропускания ± 1,5% при размере светового пятна 4 х 15 мм). Облучение пластин толщиной 0,17 и 0,5 мм флюенсом вплоть до ю17 эл см"2 приводило к слабому уменьшению коэффициента пропускания в области 340

т 450нм. Его максимальное снижение достигало 3% при длине волны 400 км, независимо от толщины платины.

Отметим, что коэффициент пропускания света БСЦ-стекол с 1Т0-покрытием также не изменялся даже при воздействии пучка с плотностью тока до 1,5 мкА/см2 и флюенсом 3 х 1017 эл/см2 . Результаты подтвердили высокую радиационно-оптическую стойкость БСЦ-стекол к воздействию электронного облучения в условиях устранения образования поверхностного заряда.

Наряду с облучением пластин с проводящим покрытием исследованы эффекты, возникающие при воздействии электронных потоков на пластины из БСЦ-стекол без проводящего покрытия. Во время облучения на поверхности пластин возникали разряды, появлялись светящиеся точки, а при экспозиции более часа и плотности тока 0,1 мкА см-2 образовывались фигуры эрозии в виде сильно разветвленных поверхностных и сквозных разрядных каналов [17]. С ростом толщины пластины разрушения уменьшались, сокращалась площадь разрушения, укорачивалась длина поверхностных каналов.

Поскольку в пластинах БСЦ-стекол заметных эффектов образования объемного заряда не было обнаружено, можно предположить, что разрушение стеклянных пластин без проводящих покрытий вызывается токами проводимости, возникающими в электрическом поле зарядового пятна электронного пучка, образующегося на поверхности пластин во время облучения. В пластинах меньшей толщины напряженность поля выше и, следовательно, выше токи проводимости. Возможно, вследствие этого тонкие пластины разрушаются сильнее.

Носителями заряда в диэлектрических стеклах являются катионы щелочных металлов. Поэтому нами измерены содержания натрия и калия в приповерхностных слоях исследованных стекол до и после облучения методом рентгене- спектрального анализа. Как оказалось, в некоторых образцах содержание натрия и калия на поверхности стекла толщиной 0,17 мм, облученного без нанесения проводящего покрытия, могло снижаться в 2-3 раза. Причем распределение натрия и калия но поверхности пластин неравномерное, через несколько дней после облучения содержание этих металлов в приповерхностном слое достигало величины, соответствующей необлученным образцам. В образцах с проводящими покрытиями после электронного облучения изменения химического состава в приповерхностных слоях пластин не наблюдалось. Сильное обеднение поверхности катионами щелочных металлов показывает, что такие катионы удаляются с поверхности стекла в процессе разрядов.

Проведенные исследования показывают наличие сложных физико-химических процессов в ЕСЦ-стекле, происходящих при облучении его потоком электронов.

В отличие от БСЦ-стекол в борофосфатных стеклах толщиной 0,5мм и меньше сквозные разрядные каналы не образовывались при всех режимах облучения на электронном микроскопе.

Эксперименты доказали необходимость нанесения проводящих слоев на стеклянные покрытия солнечных элементов тех космических аппаратов, на орбитах которых создаются условия поверхностной и объемной электризации, поскольку применяемые в настоящее время в качестве защитных покрытий солнечных батарей стекла К208 обладают свойством накапливать поверхностный электрический заряд.

С целью установления эффективности предлагаемого пути повышения защитных свойств покрытий были проведены испытаний радиационной стойкости кремниевых фотопреобразователей с защитными покрытиями из заряжающихся стекол. Кремниевые фотопреобразователи, защищенные покрытиями из борофосфатного стекла марки Ц13 проводились при облучении на ускорителе электронами с энергией Т0=1 МэВ. Флюенс электронов составлял в конце облучения 1014, 1015, 5-Ю15 и 2-Ю16 эл/см2 при плотности тока 0,01 мкА/см2. Необходимо отметить, что облучение СЗ производилось вне камеры ускорителя в открытой атмосфере, что обеспечивало естественное охлаждение элементов и исключало поверхностную электризацию стеклянных покрытий. Поперечные размеры пучка в месте расположения специальной платформы, на которой крепились СЭ составляли 200 х 200 мм, что позволяло облучать одновременно партию из 12-ти СЭ.

В состав облучаемых СЭ включались также СЭ со штатным стеклянным покрытием из боросиликатного стекла марки К-208. Толщина как борофосфатных. так и боросиликатных пластин была одинаковой и составляла 0,5 мм.

Отбор фотоэлементов, укрепление на их поверхности стеклянного покрытия и измерение исходных вольтамперных характеристик СЭ (ВАХ) производился в лаборатории профессора Колтуна М.М.в НПО "КВАНТ".

После радиационных испытаний там же были проведены измерения ВАХ и оптимлыюй мощности облученных СЭ.

На рис.12 представлены зависимости оптимальной удельной мощности СЭ со штатным и опытным покрытием от флюенса падающих электронов. Видно, что спад мощности до уровня 0,6 от исходной мощности достигается у СЭ со штатным покрытием при флюенсе в двадцать раз

- 34 -

меньшем, чем у СЭ с покрытием из стекла Ц13.

Оценки относительного спада тока короткого замыкания 1кз. тока при оптимальной нагрузке, напряжения холостого хода и удельной мощности СЭ после облучения флюенсом электронов 5-Ю15 эл/см2 показывают, что спад 1кз был одинаков для СЭ, защищенных как штатным, так и борофосфатным покрытием, токи при оптимальной нагрузке уменьшились на 50% и 28%, соответственно, спад напряжения холостого хода составлял 18% и 9%. а снижение удельной мощность также различалось почти в 2 раза-53% и 28%. Таким образом,испытания показали, что деградация элементов со штатным покрытием заметно более сильная, чем за борофосфатным покрытием.

Такое различие радиационной стойкости СЭ можно объяснить тем, что в пластине покрытия, изготовленного из стекла Ц13, в процессе облучения образовывался объемный электрический заряд, электрическое иоле которого не столько снижало поток прошедших через достаточно тонкое покрытие электронов , сколько уменьшало количество высокоэ-нергетичных электронов в пучке. Благодаря пороговому характеру зависимости коэффициента электронного повреждения кремниевых фотопреобразователей это приводило, в конечном счете, к повышению радиационной стойкости СЭ.

Результаты проведенных испытаний СЭ подтвердили реализуемость идеи повышения радиационной стойкости СЭ с помощью использования защитных покрытий из радиационно-заряжающихся стекол. Это может служить первым шагом в разработке вопросов повышения радиационной стойкости СЭ, работающих в условиях интенсивных потоков ионизирующего излучения в космосе. Однако, уже сейчас можно предположить, что замена существующих покрытий на покрытая из стекол, обладающих свойством образовывать сильные внутренние электрические поля, может повысить радиационную стойкость СЭ и увеличить ресурс солнечных батарей и КА в целом.

Сведения о результатах испытаний опубликованы в работе 111].

Глава 5. Исследование устойчивости заряженного состояния и ра-диационно-защитных свойств диэлектрических стекол в условиях космического полета

Глава 5 посвящена исследованиям устойчивости заряженного состояния и определению радиационно-защитных свойств штатных силикатных и заряжающихся фосфатных стекол в условиях космического полета на внешней поверхности на ИСЗ типа "КОСМОС".В главе также даны

оценки радиационных воздействий электронов радиационных поясов на кремниевые СЭ в случае применения покрытий с объемной электризацией.

Первоначальной целью полетных исследований являлось выяснение способности разработанных заряжающихся диэлектрических стекол сохранять накопленный объемный электрический заряд на открытой поверхности спутника.

Для испытания устойчивости заряженного состояния и радиацион-но-оптических свойств покрытий в космическом полете были выбраны возвращаемые КА так называемой серии биологических спутников Земли со средней высотой орбиты 300км, углом наклона ~ 62° и ~ 82° и длительностью полета 15-20 дней.

Во время проведения полетных экспериментов на ИСЗ "Кос-мос-690,-782,и -936" использовались специальные контейнеры, устанавливаемые на внешнюю поверхность космического аппаратами, рис. 13) . Каждый контейнер состоял из корпуса и крышки. Образцы покрытий размещались в корпусе на специальной плате с ячейками. В период выведения спутника контейнеры с открытой крышкой находились под теплозащитой обтекателя. Перед спуском на Землю крышки захлопывались, предохраняя образцы от перегрева.

Условия экспонирования стекол контролировались с помощью пассивных термодатчиков, дозиметров и трековых детекторов. Температура нагрева внутренних поверхностей контейнера и образцов стекол во время полета не превышала 60°С. Поглощенная доза в стеклах, обусловленная ионизирующим космическим излучением за время полета ИСЗ, составила 0,14-0,62 Гй. Во время полета спутников "Космос-690" и "Космос-782" на поверхности образцов стекол были зарегистрированы потоки тяжелых ионов с различным атомным номером Z и энергией. Эти результаты согласуются с данными, полученными на станции "Скайлэб".

Объемный заряд в образцах стекол создавался при предполетном облучении на электронных ускорителях. Выбор энергии электронов обеспечивал как глубинное, так и приповерхностное залегание заряда.

Радиационное зондирование электрического потенциала в послеполетных образцах производилось совместно с сотрудниками О.Б.Евдокимова в Томском политехническом институте.Определение электрического потенциала было основано на методе гамма-зондирования, заключающемся в измерении эмиссии комптон- и фото-электронов с поверхности образца, вызванной облучением гамма-квантами от радионуклида 60Со. Согласно положениям этого метода определялось изменение эмиссии электронов из заряженного образца диэлектрика по сравнению с эмис-

сией электронов из того не самого образца после удаления объемного заряда путем отжига при температуре 1=250°С в течение четырех часов. и это изменение приводится в соответствие с величиной потенциала в слое. Толщина зондируемого слоя при использовании радионуклида 60 Со не превышает 1 мм с обеих сторон образца, так как определяется максимальным пробегом комптон- и фотоэлектронов.

Результаты исследований заряженного состояния образцов стекол приведены в таблице 5.

Различие в величинах потенциала обусловлено различием в пото• ках электронов при зарядке образцов на ускорителе. Как видно из таблицы 5, величины потенциалов в контрольных и экспонированных космическом пространстве образцах практически не отличаются.

Таблица 5.

Результаты исследований заряженного состояния образцов стекол.

иез Состояние образцов стекол до полета Ударная стимуляция Гамма-зондирование

1 после полета, мес. наличие заряда 1 после пота, мес. электрический потенциал, КВ

космос 690 Заряженные Незаряженные 8 8 ДА Нет 5 5 10-100 0

Контроль Заряженные 8 Да 5 10-180

космос 782 Заряженные Незаряженные 4 4 Да Нет 3 3 80-380 0

Контроль Заряженные 4 Да 3

космос 936 Заряженные Незаряженные 7,5 7,5 Да Нет 5 5 7-200 0

Контроль Заряженные 7,5 Да 5 4-30

Таким образом, было установлено, что потенциал электрического поля объемного заряда сохраняется, а заряженное состояние стекол устойчиво к воздействиюя факторов космического полета,.

В диссертации проведены расчеты защитного эффекта электрического поля объемного заряда и относительной деградации кремниевых

СЭ, вызванной электронным излучением на геосинхронной орбите (Збтыс.км), на которой электроны определяют ресурс солнечных батарей и вызывают электризацию поверхностных элементов КА.

Интегральный спектр электронов на этой орбите описывается эк-поненциальной зависимостью вида J=Aexp{-T/T0), где Фи Т0, константы, зависящие от долготы положения геосинхронного спутника на орбите. Для оценки были выбраны два положения спутника, соответствующие наилучшему (потоки электронов минимальны) при 70° и наихудшему (потоки электронов максимальны)при 160° состоянию радиационной обстановки на орбите. Как показывают расчеты, коэффициент повреждения кремниевых фотопреобразователей за заряженными покрытиями толщиной 0,125 г см-2 и 0,25 г см"2 может снижаться при достижимых напряжен-ностях поля на 10-20 %. В наилучшем положении спутника эффект поля выше и с уменьшением толщины покрытия будет проявляться сильнее.

Времена зарядки покрытий за счет поглощения электронов во время пребывания спутника на орбите будет составлять в зависимости от его толщины от 40 до 14 суток.

Испытания защитного эффекта объемной электризации радиационно заряжающихся стекол на ИСЗ "КОСМОС".

Для испытаний были выбраны относительно тонкие образцы фосфатных стекол, толщина которых составляла с!~0,5мм (-0,125 г-см"2), причем, материалы были усовершенствованы.

Усовершенствование стекол проводилась с целью улучшения эксплуатационных характеристик, снижения себестоимости стекол и улучшения экологической обстановки во время синтеза стекол. Улучшение обстановки достигалось за счет резкого снижения в составе стекла летучих солей бора. Благодаря некоторому снижению концентрации пен-токсида фосфора во время синтеза стекол наблюдалось меньшее бурление состава, что снижало улетучивание во внешнюю среду газообразных веществ в виде различных оксидов. Разработанные стекла отличались более однородным и устойчивым составом, что гарантировало постоянство эксплуатационных характеристик.

Это дало существенное преимущество новым стеклам перед боро-фосфатными стеклами, так как позволило исключить образование таких устойчивых летучих токсичных соединений, как ВРО, а также остатки ортофосфорной и метафосфорной кислот.

В результате были синтезированы силикофосфатные стекла, имеющие в составе оксиды стеклообразующих фосфора от 30 до 70 мол.%, бора до 10 мол.%, кремния от 10 до 55 мол.%, а также оксиды алюминия,

цинка, олова до 5 мол.%.

В диссертации описаны особенности технологии выработки стекол Здесь,не останавливаясь на характеристиках сырья и особенностях технологических приемов,отметим, что выработка стекол проводилась отливкой на подогретую металлическую плиту в виде пластин.Полученные пластины отжигались в муфельной электропечи при температуре 540-720 °С в течение 1,5 часов. Полученные силикофосфатные стекла можно характеризовать как высокопрозрачные, хорошо осветленные и не содержащие свилей материалы.

Экспериментальные исследования ослабления доз от космического излучения за образцами заряжающихся стекол были проведены на ИСЗ "Космос-2229".

Объемный заряд в пластинах стекол, имеющих размеры 10x20 мм, создавался облучением электронами на линейном ускорителе за две недели до установки на спутник. Средняя энергия электронов в пучке составляла 0,9 МэВ, а средняя плотность тока составляла 0,01 мкА/см2. Во время облучения производился контроль и регистрация тока электронов, падающих на образец и измерялась мощность дозы за образцом по методике, описанной выше.

Повышенные защитные свойства стекол, приобретенные при этих условиях облучения, проявлялись в том, что мощность дозы за образцом снижалась в конце облучения до устойчивого минимального значения, составляющего 0.7 от первоначальной мощности дозы, равной 20 рад/с.

Методика проведения полетного эксперимента была аналогична методике, отработанной на предшествующих спутниках.

Сборки двух типов с заряженным и незаряженным стеклом, снабженные термолюминисцентными дозиметрами, устанавливались попарно на алюминиевой платформе в крышке или на дне одного из 4-х внешних контейнерах. Общее число сборок, экспонированных на ИСЗ "КОС-МОС-2229", составляло 12 штук: 6 с заряженными ибо незаряженными на ускорителе стеклянными пластинами.

Радиационные условия экспонирования сборок в контейнере мони-торировались с помощью интегральных стеклянных термолюминесцентных дозиметров. В контейнерах также производились измерения температуры с помощью самозаписывающих приборов типа ATR-4 (USA) .

Полет ИСЗ происходил с 29 декабря 1992 г. по 10 января 1993 г. в течение 279 часов. Высоты апогея и перигея орбиты находились соответственно в пределах 398 - 380 км и 227- 223 км, при наклонении

орбиты 62,82°. Период обращения спутника составлял 90,38 мин.

Послеполетная обработка данных, полученных с мониторирующих термодатчиков ATR-4 показала, что во время первых восьми дней пребывания спутника на орбите, температура на поверхности металлической платформы в контейнере изменялась в пределах -40 < t < +50 С, а в последние трое суток была постоянно выше нуля и достигала 60 С.

В дозиметрических сборках, которые служили для исследования глубинного распределения поглощенной дозы от космического излучения на внешней поверхности биоспутника, получено, что по мере роста толщины вещества поглощенная доза быстро спадала от 32 Гй на поверхно сти пластин до 0,008 Гй за слоем дозиметров толщиной 4мм (г/см2).

Согласно данных измерений средняя поглощенная доза за необлу-ченными на ускорителе стеклянными пластинами составила 0,7 ± 0, 05 Гй. Поглощенная доза за заряженными стеклянными пластинами составила в среднем по 6 сборкам 0,52 + 0,05 Гй.

Результаты ослабления поглощенной дозы, создаваемой космическим излучением на орбите ИСЗ "КОСМОС-2229" за образцами стеклянных пластин представлены в таблице 6.

Из таблицы 6. видно, что за заряженными на ускорителе стеклянными пластинами действие электрического поля объемного заряда приводит к дополнительному снижению поглощенной дозы D3 на 30 - 40% от D0, создаваемой космическим ионизирующим излучением в условиях полета "К-2229" за не заряженными на Земле образцами стекол.

Согласно литературных данных на орбитах спутников серии "Космос "поглощенная доза за слоями вещества толщиной, меньшей 1 г-см"2, создается преимущественно электронным компонентом космического излучения, в то время как за слоями большей толщины вклад в поглощенную дозу обусловлен протонным излучением. В связи с этим полученные результаты могут служить подтверждением того, что заряженные диэлектрические слои обладают повышенными радиационно-защитными свойствами по отношению к электронным потокам на орбите ИСЗ.

Как показывают расчетные оценки глубинного распределения дозы от электронного излучения на орбите "К-2229", за слоями пассивной защиты веществом, такое снижение дозы может быть достигнуто при увеличении толщины защиты на 35 - 45%.

В результате объемной радиационной электризации стеклянные слои приобретают дополнительные защитные свойства по отношению к электронному излучению, проявляющиеся не только при облучении на ускорителе, но и в космическом пространстве. Тонкие стеклянные

Таблица С.

Ослабление поглощенной дозы за заряженными пластинами на орбите ИСЗ "К0СМ0С-2229"

N платы N образца толщина образца мм состояние отношение дз / Бо

Б—10—1 1 2 0, 52 0,54 заряж. незаряж. 0,7

Б-10-3 3 4 0.56 0. 55 заряж. незаряж. 0,6

Б-10-4 5 6 0,57 0.56 заряж. незаряж. 0.55

Б—10-5 7 8 0, 50 0,53 заряж. незаряж. 0,75

Б-10-6 9 10 0,50 0,54 заряж. незаряж. 0,75

И 12 0,55 0,53 заряж. незаряж. 0,53

пластины, но толщине соответствующие аналогичным защитным покрытиям солнечных элементов, в заряженном состоянии снижают в 1,5 - 1,8 раз поглощенную дозу от космического излучения на орбите ИСЗ типа "КОСМОС" по сравнению с незаряженными пластинами.

Таким образом, показано, что заряженное состояние тонких стеклянных покрытий может приводить к заметному увеличению защитных свойств и позволяет повышать эффективность защиты в 1,5 - 1,8 раза без увеличения толщины и веса покрытий.

Выводы.

По результатам проведенных исследований можно сделать следующие основные выводы:

1.Взаимодействие электронного излучения с высокоомными диэлектрическими стеклами , обладающими свойством образовывать под облучением электронов сильные внутренние электрические поля, характеризуется, наряду с известным сокращением пробега,возрастанием коэффициента обратного рассеяния первичного пучка электронов по мере роста флюенса падающих электронов. Относительное изменение коэффициента обратного рассеяния ц/т10 адекватно отражает изменение напря-

женности электрического поля в диэлектрике во время облучения на ускорителе.

2.Устойчивое максимальное значение т1/п0~2, полученное для электронов с энергией 100-700 кэВ,характерно для аморфных стеклообразных диэлектриков с удельным объемным сопротивлением р>10150м-см, малой диэлектрической постоянной ~4 и низким атомным номером Ъ~ 8-10. Время существования электрического поля в образцах таких диэлектриков достигает нескольких лет.Лучшими среди них можно считать стекло условной марки Ц-13 с Z~10 для которого Т1/Т10=2,3 и максималь пая напряженность поля оценивается, как Е=2,2 МВ/см.

.3. На основе использования заряжающихся лантаносодержащих боро фосфатных стекол можно с высокой эффективностью производить детекти рование тяжелых ядер с 2>20 и осколков деления.

Ц. Покрытия из борофосфатных лантаносодержащих и силикофосфат-ных стекол, в которых во время облучения пучками электронов с энергией 0, З-ЗМэВ создаются сильные внутренние электрические поля, приобретают дополнительные радиационно-защитные свойства. В зависимости от величины отношения толщины слоя к ионизационному пробегу мощность поглощенной дозы только из-за наличия электрического поля может снижаться в несколько десятков раз. При толщине заряженного слоя, превышающей максимальный пробег электронов пучка, поглощенная доза, создаваемая тормозным излучением, снижается на 35+45%.

5. Покрытия из радиационно заряжающихся неорганических стекол обеспечивают дополнительное снижение скорости радиационной деградации кремниевых фотопреобразователей. При облучении флюенсом электро нов 5-1015эл/см2 с энергией 1 МэВ спад мощности фотопреобразователей, имеющих покрытие из заряжающегося борофосфатного стекла,в~2 раза меньше,чем у имеющих покрытие из штатного боросиликатного стекла

6. Заряженное состояние образцов борофосфатных и силикофосфат-ных стекол сохраняется в условиях воздействия электромагнитного излучения солнца, корпускулярного галактического излучения, потоков электронов и протонов радиационных поясов Земли и других факторов космического полета на открытой поверхности космического аппарата.

7. Заряжающиеся фосфатные стекла с низким содержанием оксидов элементов с г>40 могут быть рекомендованы для применения в качестве материалов покрытий для защиты радиационно-чувствительных и оптических элементов космических аппаратов.

Диссертация написана на основе следующих работ:

1.Truchanov К.A..Morozov D.Kh..Ryabova T.Ya.. Sedin G.Z., Tset-lin V.V.Боше aspects of active shielding against the radiation in space.-Int. Congr.on Protection against Acellerator and Space Radiation. CERN, Geneva,apr.26-30,1971,- Sei.Rept.CERN,1971,N0I6/I,501-507

2. Арутюнов В.В., Баранов В.Ф..Зайцев Р. Я., Труханов К.А., Цет-лин В.В. Влияние электрического поля на характеристики пучка быстрых электронов в диэлектрике,- В кн."Вопросы дозиметрии и защиты от излучений."М.: Атомиздат.12, 1971, с.57-61.

3 .Труханов К.А.,Цетлин В.В. Вопросы использования диэлектрических материалов для активной защиты от потоков заряженных частиц. - Всесоюзн.научн.конф.по защите от ионизирующих излучений ядерно-технических установок, МИФИ, Москва, 17-19 декабря 1974г.- В кн."Тезисы докладов".М.:МИФИ, 1974,с.54.

4. Баранов В.Ф., Зайцев Р.Я..Труханов К.А..Цетлин В.В., Шлапак В.Н. Применение метода Монте-Карло для расчета характеристик электронов в диэлектрической защите, - Там же, с. 71.

5. Цетлин В.В. О применении метода Маркова к задачам о флуктуации энергетических потерь быстрых заряженных частиц в диэлектриках при наличии сильных электрических полей.-2-я всесоюзная научная конференция по защите от ионизирующих излучений ядерно-технических установок,МИФИ , 19-21 декабря 1978г.- В кн."Тезисы докладов". М.: МИФИ. 1978, с. 33.

6. Цетлин В.В. Решение уравнения переноса быстрых заряженных частиц в диэлектриках в присутствии электрических полей с помощью характеристических уравнений.-Рукопись депонирована в ВИНИТИ. N539-83 деп. от 18.02.83.

7. Защитные свойства диэлектрических материалов с объемным зарядом. Авт.: Абдуллин А.А.,Артамонова Г.И..Колтун М.М., Лезихин А.И., Павлушкина Т.К., Редько В.И..Цетлин В.В.- В кн. "Труды 3-ей всесоюзной научной конференции по защите от ионизирующих излучений ядерно-технических установок, Тбилиси,27-29 октября 1981",Тбилиси. ИПМ им. Векуа ТГУ, 1985, т. 111. с. 3-8.

8. Цетлин В.В. Аналитическое решение задачи движения электронов в веществе при наличии электрического поля,- Там же,с.172-182.

9. Цетлин В.В. Об особенностях обратного отражения быстрых электронов от высокоомных диэлектрических материалов, - Там же,с. 201.

10. Ауслендер В.Л..Лазарев В.Н..Цетлин В.В.Экспериментальное исследование взаимодействия пучков электронов с высокоомным диэлектриком. - ЖТФ,1983,том 53,N3,с.514-517

И. Колтун М.М. .Цетлин В.В.Исследование устойчивости заряженного состояния оптических покрытий солнечных элементов в космосе.- Гелиотехника, 1985, N2, с.43-47.

12. Цетлин В.В..Бондаренко В.А.. Шуршаков В.А.Решение уравнения переноса в задаче обратного рассеяния и прохождения электронов через слои диэлектриков с объемным зарядом.- Рукопись деп. в ВИНИТИ N2402-690. от 07.05.90.

13. Цетлин В. В. ,Метлицкая З.Ю.. Шуршаков В. А. Прохождение быстрых электронов в веществе в присутствии внутреннего электрического поля,- рукопись деп.в ВИНИТИ Н985-В90.1990г.

14. Исследование воздействия электронов на оптические покрытия фотопреобазователей. Авт.Антошин М. К., Витоженц В.Г., Цетлин В. В. и др.- Гелиотехника, 1990, вып 1, с.40-43.

15. Цетлин В.В., Мазницына 0.А., Шуршаков В.А. О радиацион-но-защитных свойствах слоев диэлектриков с объемным электрическим зарядом. - А. Э. . 1993, т. 74, вып. 2, с. 150-153.

16. Цетлин В.В., Павлушкина Т.К..Редько В.И. Снижение мощности дозы электронного излучения за слоями заряжающихся диэлектриков. - А.Э., 1993, т. 74. вып. 2, с. 163-165.

17. Исследование воздействия электронов на оптические покрытия фотопреобразователей.-Гелиотехника,1990, N1,0.40-43,авт:Антошин М. К.

Виноградова Е.Б., Витоженц В.Г., Грачева И.В., Колтун М.М., Мальце ва А. В., Пенкина Н.В.. Ростокинский В.В., Цетлин В.В.

18. Труханов К.А., Цетлин В. В. Линейный ускоритель заряженных частиц. A-C.N0 1468418 от 05.08.70.ДСП.

19. Кутукова Е. С.,Сырицкая З.М..Труханов К.А.,Цетлин В. В. Стекло. А. С. Мо 93106 от 02. 02. 71.ДСП.

20. Кутукова Е. С., Артамонова Г.И., Труханов К.А.,Цетлин В. В. Стекло N0 2224496 ОТ 24.08.77.ДСП.

21. Артамонова Г.И., Колтун М.М.. Кузнецов В.М.. Труханов К. А. Цетлин В.В. Полупроводниковый фотопреобразователь солнечных батарей. А.С.Ло 2233402 от 02.02.79.ДСП. ДСП.

22. Павлушкина Т.К., Артамонова Г.И., Цетлин В.В. Стекло. A-C.No 2283677 ОТ 07. 05. 81. ДСП.

23. Маренный А. М., Цетлин В. В. Способ регистрации тяжелых зару женных частиц. А.С. N0 2916282 от 15.06.81. ДСП.

24. Цетлин В.В. Способ радиационной диагностики напряженное электрического поля объемного заряда в веществе. А. С. N 4277367 от 15. 09. 88. ДСП.

В автореферате имеются ссылки на следующие работы:

Г.Gross В. Irradiation Effects In Plexiglas.-J.Polimer Sel, 1958, v.27.p.135-142.

2'.Gross B.Irradiation Effects in Borosilicate Glass.-Phys. Rev., 1957,V.107.p.368-373.

3'.Lackner H.,Kholberg I., Nablo S.V. Production of Large Electron Injection.-J.Appl.Phys. 1965,v.36, p.2064-2065.

4'.Furuta J.,Hiraoka E.,0kamoto S. Discharge Figures in Dielectrics by Electron Irradiation.-J.Appl. Phys., 10968, v. 39. p. 5935.

5'.Евдокимов О.Б.,Ягушкин H.И. Взаимодействие электронного пучка с объемным зарядом в диэлектриках,- ФТТ, 1974,т.16,с.564-565.

6'.Harrah I.A. Stored charge Effects on Electron Dose Depth Profiles in Insulators.-Appl.Phys.Let., 1970,v.17.p.421-423.

7'.Динамика изменения внешнего электрического поля облученных фосфатных стекол.- Изв.вузов СССР, 1975,N9,с.134-136. Авт.:Е.К.За-вадовская, В.А.Стародубцев, Е.С.Кутукова.

8'.Hollis D.L.Bremstrahlung Shilding from Elctron Trapping in Dielectrics.-Nucl Techno1.,1971,10, p. 325-327.

S

0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5

0,0 0.1 ОД OJ 0.4 0,5

X/R

M

0,0 0,1 0.2 OJ 0,4 0,5

0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5

0 0,1 Щ 03 0,4 0,5 0.6 0,7 0,8 0,9 1,0

x/R

Рис.1. Зависимость юэффициаш прохождения пэлектронов с Т =0,5 МэВ от относительной глубины в слое вещесгаа с атомным номером Z при различных значениях параметра Ь/а; 1. h/a=0; I Ь/а=0,3; 3. Ыа=0,6; 4. Ь/а=0,8; 5. Ыа=0,9 Сплошные линии - расчет по уравнению (2,32, пункгардаа линия - расчет по М.К.

h/a

Й1С.2. Зшсшость Т] о1 параиира h/a, рассчитанная j Т0«0,5 !1эБ по модели однократного рассеяния щшЕ дм BerçeciB с раашнаш Z '.. I-Z =6;2-Z =13;. 3-Z =I8;4- Z"2S;5-Z=47; 6-Z=74.

2,6

2,4

2,2

2,0

ц 1,8

3

и

о 1,6

IP" 1,4

1.2

1,0

1/0, отн.ед.

Рис. 3. Зависимость Т) от параметра М% для различных Ъ ,расчитанных по диффузной модели. I. г = 13; 2. г= 29; 3. г = 47; 4. г = 74.

fto. 4. tasa »шкриегашноа устанош дм юеадз-sssxs взкагдрЗстЕМ элеетровм о даэлвнтрийаи на jonopneie Ш-5 в Ш® СО АН СССР.

I - вряка isbu; г - работй ши} 3 - цмжщр Фградая; 4 - вауухшЛ sstsopj 5 - «главная шза; 6 - ашфш;

7 - гщ/тя юяра; 8 - ссэороиюв ycipoaerso о доем i «¡раздал; 9 - ууш; Ю - сиотровов oobj

II - локдавв кают.

Pin. 5. Пршцшшшя схема взаереш токов, использованная на ИЛУ-5,

I - гшшштор; 2 - сект; 3 - обгарагор;

4 - изжрншь ирахешш; 5 - пень; 6 - ииочша

постоянного нащиешта; 7 - мектроетаккесгаЯ окрав;

8 - фотоаппарат "Згни"; S - ооцшогра}.

гмгКл'см"

Рис.б. Изменение Т) при задав образцов из crem ЩЗ в сари из вести вшухьоов.

ftc.7. Зааютость \„, ст 2,, vx ксскдованвоп) ряза ш-якера а iopoiocteisar стеш [при Т.-0.5 КВ). Мгацяшямьа» тэта: — тмретгесш агяотюсга и Z,, щи рамчшх ЬЛ :1.-0,1; 2.-0.2; 3.-0.3; 4.-04: 5.-0.5.

<Ш, ота.ед.

Рис.8. Зависимость коэффициента прохоадалм В (сплопкке кривые) и средней по спектру- знергии прошедших злергрснов ТЯ, ( пунктирные кривые) для Т„-1 МэВ от толщины слоя Ш :' $1)-лрк отсутствии поля, (2) и (3) при напряженности поля Е,»1 и 2 ИВ г! см2 , соответственно . Расчёты проведены для случая нормального падения на диэлектрик а г-Ю.

I

Рис. 9. Змиашосп отаоснгаыюй мощности погаяцекнойдоом л Р(*ур, от (5/К я нпргагкяосгя пои Е: Е = I № Г:см'(«ркм» 1) и 2 МВ г 'сыЧгртва* 2). Расчеты проведены дм случал юриглького паления элеггроноасТ, = 1 МэВпрннорыадьноывадеяиигаддадеггриксй^О. '

Рис. 10. Зависимость мощности дозы излучали га стасшнньши пластинами различной толщины <1 от временя облученш' электронами сэиерпкйЕ=1,5МэВ: 1.»<1=0,45Я; 1»Л=0,811;3.1 ¿=1,6(1.

Рис. 11. Разрядные фигуры в стекле, инициированные ударом скальпеля по поверхности заряженного образца (скоростная съемка видеокамерой).

1,0

о,о

5 1 -

4

*

—- — т ! 1 *

1 1

1 т

— -----

Ф, эл*см

Рис. 12. Относительный спад удельной мощности фстопреобразователей со штатным ( 1) и опытным ( £ ) покрытием, вызванный радиационным воздействием электронов с X," 1 МэВ.

Л" у/.; \

I

и,-

ил

Рис. 13. Контейнеры научной аппаратуры (а) на поверхности спускаемого аппарата "КОСМОС-936" (б).