6.2.3. Полупроводниковые детекторы

Полупроводниковые детекторы (ППД), являющиеся в некотором смысле аналогами ионизационных камер, обладают перед ними рядом существенных преимуществ: 1) гораздо лучшее энергетическое разрешение; 2) на два-три порядка больше масса вещества, заключенная в чувствительном объеме, что особенно существенно при регистрации фотонов и заряженных частиц высокой энергии; 3) лучшие временные характеристики сигнала (крутой передний фронт, обеспечивающий временное разрешение порядка нескольких наносекунд).

Чувствительный объем ППД может достигать сотен кубических сантиметров, что обеспечивает высокую эффективность регистрации g -излучения. В то же время ППД можно изготовить с очень малым промежутком между электродами, а один или оба электрода сделать очень тонкими. Такие детекторы используют для измерения удельных потерь энергии.

Используются ППД для регистрации как заряженных частиц, так и фотонного излучения.

Таблица 6.2.8

Характеристики некоторых полупроводниковых материалов [12]

Материал

Атомный номер

Плотность, кг/м3 · 103

Ширина запрещенной зоны, эВ

Подвижность, см2 × В–1× с–1

Время жизни, с

электрон

дырка

электрон

дырка

Si

14

2,33

1,12

1900

480

10- 3

10- 3

Ge

32

5,32

0,67

3800

1800

10- 3

10- 3

CdTe

48; 52

6,06

1,47

1050

100

10- 6

810- 7

HgI2

80; 53

6,30

2,13

94

4

10- 6

510- 7

CdS

48;16

4,82

2,41

300

15

10- 3

10- 8

Основными материалами для изготовления детекторов (табл. 6.2.8) являются германий и кремний. ППД на основе теллурида кадмия, сульфида кадмия и иодида ртути считаются перспективными для регистрации g -излучения в изотопных приборах технологического контроля [12].

6.2.3.1. Принцип работы ППД

Так же, как и в ионизационной камере, в чувствительном объеме ППД при прохождении ионизирующего излучения образуются носители заряда, которые под действием внешнего электрического поля собираются на электродах. Возникающие при этом импульсы тока или напряжения с амплитудой используются для регистрации ионизирующих частиц, однако средняя энергия w , затрачиваемая на образование одной пары электрон—дырка, примерно в 10 раз меньше, чем в газе (см. табл. 6.2.5), и составляет в кремнии w  = 3,6 эВ и в германии w = 2,9 эВ. В отличие от ионизационной камеры, где захват электронов приводит к образованию подвижного иона, здесь возможен захват носителей заряда в объеме детектора на неподвижные центры, что приводит к новым по сравнению с газовыми детекторами явлениям. Кроме того, в полупроводниковом детекторе заряды могут выходить из электродов и входить в них. Поэтому большое значение имеют контактные явления.

Поскольку в твердом теле наименее связанные электроны не удерживаются около определенных атомов, можно создать результирующий направленный поток электронов в веществе.

Существуют два класса ППД — однородные и неоднородные.

Однородный детектор представляет собой кристалл с одинаковым по всему объему типом проводимости (электронной или дырочной).

В неоднородном детекторе имеются области с различным типом проводимости — электронным (n) и дырочным (p). На границе этих областей возникает потенциальный барьер, препятствующий свободному прохождению носителей заряда через полупроводник. Неоднородные детекторы различаются по структуре (n—p, p—i—n); по способу изготовления (поверхностно-барьерные, диффузионные, детекторы с ионным легированием, диффузионно-дрейфовые, сплавные); по принципу работы (детекторы без усиления, с пропорциональным усилением, с лавинным усилением).

Переходы образуются на границе раздела полупроводника с электронной и дырочной проводимостью. Через границу раздела электроны диффундируют из n-области в p-область, а дырки — из p-области в n-область. Ионизированные атомы акцепторов*1 и доноров*2 закреплены в решетке и двигаться не могут. Диффузия дырок и электронов в момент возникновения контакта между p- и n-полупроводниками обусловливает ток, который прекращается после установления равновесия в результате появления на переходе скачка потенциала вследствие объемного заряда в области контакта. Скачок потенциала может достичь нескольких десятых долей вольта, но не может превысить ширину запрещенной зоны.

Полупроводник с p—n-переходом можно использовать для детектирования заряженных частиц даже при отсутствии внешнего источника напряжения, поскольку внутри такого полупроводника существует область, в которой напряженность электрического поля отлична от нуля. Эта область обеднена свободными носителями. Если через нее пролетает ионизирующая частица и создает свободные носители, то они, перемещаясь под действием электрического поля, создают сигнал во внешней цепи детектора. Однако ширина области объемного заряда в p—n-переходе без внешнего смещения мала (< 10- 4 см), что приводит, во-первых, к малому чувствительному объему детектора и, во-вторых, к малому значению сигнала по сравнению с шумом, так как собственная емкость перехода велика.

Чувствительную область детектора, т. е. область, в которой существует электрическое поле, можно увеличить, приложив к переходу обратное смещение. Если к n-области присоединить «плюс» источника напряжения, а к p-области — «минус», то свободные заряды перемещаются в направлении от перехода. В результате чувствительный объем детектора увеличивается (рис. 6.2.7), а емкость перехода уменьшается. Темновой ток в этом случае обусловлен неосновными носителями заряда (электронами и дырками). Концентрация неосновных носителей может быть на несколько порядков меньше концентрации собственных носителей. Поэтому ток, обусловленный тепловой генерацией носителей в области p—n-перехода, оказывается на несколько порядков меньше тока той же природы в собственном полупроводнике. Почти полное отсутствие свободных носителей в обедненной области означает, что удельное сопротивление полупроводника в ней гораздо больше удельного сопротивления материала вне перехода. Ширину чувствительной области можно увеличить не только за счет приложенного обратного смещения, но и вводя между p- и n-областями полупроводник с собственной проводимостью. В этом случае образуется так называемая p—i—n-структура.

Рис. 6.2.7. Принцип работы и принципиальная схема подключения полупроводникового детектора
ядерных излучений:
1 — металлические контакты;
2 — фотон (или заряженная частица) возбуждает электрон
в зоне проводимости; e v — потолок валентной зоны;
e с — дно зоны проводимости; e F — энергия Ферми
(энергия уровня с 50%-й вероятностью заполнения)

Взаимодействуя с атомом, высокоэнергетичный фотон или заряженная частица могут передать часть своей энергии или всю энергию на возбуждение электронов валентной зоны, которые переходят в зону проводимости, оставляя дырку в валентной зоне. Эти пары находятся в электрическом поле E, которое уводит электроны в n-область, а дырки — в p-область (рис. 6.2.7).

Во вторичных процессах электроны теряют свою энергию на образование электрон-дырочных пар (экситоны) и на возбуждение осцилляций решетки (фононы). На месте прохождения первичной заряженной частицы остается трубка плазмы вокруг трека с высокой концентрацией электронов и дырок (1015–1017 см–3). Напряженность электрического поля Е должна быть такой, чтобы обеспечить разделение зарядов и сбор электронов на аноде до того, как они рекомбинируют с дырками, чтобы получить заряд, достаточный для регистрации первичной частицы по энергии, затраченной на ионизацию. Например, при толщине чувствительной области w = 100 мкм и величине обратного смещения U = 200 В напряженность электрического поля Ех(0) = 4 ×  106 В/м. Этого хватит для разделения большей части электронов и дырок и сбора электронов на анод [11].

6.2.3.2. Основные электрофизические характеристики ППД

Толщина чувствительной области w. Это ширина обедненного слоя, которая пропорциональна удельному сопротивлению исходного материала и напряжению смещения на электродах детектора. С хорошим приближением для p—n-детекторов w, см, может быть определена из соотношений [12]:

для ППД на основе n-кремния ;

 

для ППД на основе p-кремния ,

где r n и r p — удельное сопротивление n- и p-кремния соответственно, Ом ×  см; Uд — напряжение смещения на детекторе, В.

Емкость перехода. Определяется как емкость плоского конденсатора , где e д — диэлектрическая проницаемость материала детектора, Ф × м–1; S — площадь перехода, м2; w — толщина чувствительной области, м.

Полная емкость детектора равна сумме емкостей перехода и конструкции детектора.

Обратный ток детектора. Состоит из нескольких составляющих: Iд = Iобр= Iген + Iдиф + Iут, где Iген и Iдиф — генерационная и диффузионная составляющие тока перехода соответственно; Iут — ток утечки перехода. Iген образуется вследствие генерации свободных носителей в переходе. Ток обычно оценивают по формуле:

,

где — концентрация носителей в беспримесном полупроводнике, см–3; t r — среднее время жизни носителей, с–1; w — ширина запрещенной зоны, эВ; Т — абсолютная температура, К; k — постоянная Больцмана, равная 1,38 ×  10–23 Дж ×  К–1.

Генерационный ток сильно зависит от температуры, увеличиваясь примерно в 2 раза на каждые 10 °С [12].

Уровень шума детектора. Характеризуется энергетическим разрешением D р, которое связано со среднеквадратическим значением шума детектора sд соотношением Dр = 2,36sд. Шум детектора в основном обусловлен его обратным током и возрастает с увеличением этого тока.

Длительность импульса тока детектора. Определяется временем собирания зарядов обоих знаков на электроды детектора. Форма импульса тока зависит от соотношения между длиной трека заряженной частицы dп с энергией, равной порогу Еп, и толщиной w. При dп ?  w импульс определяется только электронной составляющей, имеет прямоугольную форму, а его длительность равна , где Eн — напряженность поля, В/см: ; m п — подвижность электронов, см2 · с–1 · В–1.

«Мертвый слой» детекторов с поверхностным барьером определяется толщиной защитного покрытия и инверсионного слоя и составляет от 0,1 до 200 мкм. В диффузионных детекторах «мертвый слой» определяется толщиной диффузионного слоя и обычно больше «мертвого слоя» поверхностно-барьерного ППД.

6.2.3.3. Конструкция полупроводниковых детекторов

Большое разнообразие типов полупроводниковых детекторов позволяет успешно применять их в инструментальном нейтронно-активационном, рентгено-флуоресцентном и рентгеноспектральном анализах, в исследованиях по контролю за выгоранием и герметичностью твэлов, за загрязненностью воздушного бассейна, вод и почв канцерогенами (ртутью, свинцом и т. п.). Определенный тип полупроводникового детектора выбирают не только по физическим, но и по операционным свойствам детектора, т. е. по удобству работы с ним.

По конструкции ППД представляют собой плоский или коаксиальный конденсатор, одной обкладкой которого является тонкий (не более 30 нм) слой золота, а другой — образованный тем или иным способом p—n- или p—i—n-переход (рис. 6.2.8).

Рис. 6.2.8. Структура планарного (а) и коаксиального (б) детекторов

6.2.3.4. Кремниевые полупроводниковые детекторы для детектирования тяжелых заряженных частиц

Поверхностно-барьерные детекторы. Поверхностно-барьерные детекторы (ПБД) используются для спектрометрии и регистрации короткопробежных частиц (осколков деления, тяжелых ионов и a -частиц). В качестве одного из электродов на окисленную поверхность n-кремния напылен слой золота толщиной ~  30 нм. Между p-областью и основным объемом
n-кремния естественным путем возникает p—n-переход, другим электродом служит слой никеля, образующий с кремнием омический контакт. Толщина чувствительной области p—n-перехода составляет (при рабочем напряжении смещения 25- 40 В) ~ 40 мкм; разрешение 40- 50 кэВ для a -частиц с энергией 5 МэВ.

Выпускаются такие детекторы в двух конструктивных исполнениях:

Из-за малой толщины чувствительной области ПБД имеют большую емкость и, следовательно, невысокое для ППД энергетическое разрешение, поскольку энергетический эквивалент емкостного шума составляет десятки килоэлектронвольт.

Если на поверхность ПБД нанести тонкий слой водородсодержащего вещества или разместить между двумя ПБД соединение 6Li (в виде сэндвича), то такую систему можно использовать для регистрации и спектрометрии нейтронов в первом случае по протонам отдачи, возникающим при упругом рассеянии нейтронов на водороде, во втором — по заряженным частицам — продуктам ядерной реакции: тритию и гелию.

Детекторы кремниевые диффузионные (ДКД). p—n-Переход в таких детекторах получают методом диффузии в тонкий поверхностный слой p- или n-полупроводника донорных или акцепторных атомов. В большинстве случаев исходный материал p-кремний, а донор — фосфор. Толщина чувствительного слоя такого же порядка, что и у ПБД, отсюда и близость их основных параметров и области применения. Они также работают без охлаждения.

Как и поверхностно-барьерные, диффузионные детекторы имеют высокую радиационную стойкость, что является следствием высокой степени легирования. Это свойство особенно важно при регистрации осколков деления и тяжелых ионов. Хорошие кремниевые детекторы с r  = 400 Ом ×  см выдерживают до 108- 109 осколков на см2.

6.2.3.5. Детекторы с p—i—n-переходом

Детекторы с pin-переходом, образованные с помощью дрейфа ионов лития. p—i—n-Переходы образуются между двумя частями полупроводника с одинаковым типом проводимости, но сильно различающихся концентрациями доноров или акцепторов. Соответственно такой переход называется либо n+n-переходом или p+p-переходом. Отличие n+n-перехода (или p+p-перехода) от p—n-перехода состоит в том, что у n+n-перехода отсутствует область с высоким сопротивлением, а концентрация основных носителей заряда плавно меняется по длине. Следовательно, при наложении внешнего напряжения падение потенциала происходит не только в узкой области (как это наблюдается в p—n-переходе), но практически во всем объеме (как в плоской ионизационной камере).

Для получения детекторов больших размеров необходимо, чтобы основной объем полупроводника имел как можно меньшую проводимость, близкую к собственной проводимости.

Свойства лития, внедренного в германий или кремний, таковы, что позволяют создавать достаточно большие области (толщиной более 1 см) почти полной компенсации, а значит, и области с проводимостью, близкой к собственной. Это связано как с исключительно высокой подвижностью ионов лития в четырехвалентных кристаллах, так и с низкой энергией его ионизации (0,033 эВ в Si и 0,0043 эВ в Ge). Например, подвижность, а следовательно, и коэффициент диффузии лития в германии в 107 раз больше, чем у обычных доноров, так как благодаря своему малому радиусу ион лития находится не в узлах решетки, а в междоузлиях. Таким образом, валентный электрон Li попадает в зону проводимости, средняя часть кристалла благодаря диффузии ионов лития в междоузлия компенсируется по проводимости (ионы лития компенсируют акцепторы), и кристалл приобретает собственную очень небольшую проводимость порядка 25 ×  104 Ом ×см.

Технологически компенсация акцепторных атомов в p-материале дрейфом ионов лития осуществляется следующим образом. Сначала литий напыляют на p-материал, затем температуру поднимают примерно до 400 ° С, и в течение несколько минут выдержки при этой температуре литий диффундирует на глубину примерно 0,01 см. После этого к p—n-переходу прикладывают обратное смещение, и ионы лития, которые несут положительный заряд, начинают двигаться от n-стороны перехода к p-стороне, где они компенсируют акцепторные атомы p-материала.

Расчеты дают следующую формулу для толщины полученного в результате дрейфа обедненного слоя:

, (6.2.32)

где mLi — подвижность ионов Li в данном полупроводнике при температуре дрейфа; U — напряжение смещения при дрейфе; t — время дрейфа, ч.

В чувствительной области такого счетчика могут поглощаться a -частицы с энергией до 200 МэВ и электроны с энергией до 2 МэВ, при этом собранный заряд будет пропорционален энергии налетающей частицы Е0.

Энергетическое разрешение ППД в этой области лучше, чем у других детекторов. Поскольку количество свободных носителей составляет , где w = 3,6 (2,8) эВ для Si (Ge), то статистическая флуктуация этого числа , где фактор Фано F* ≈ 0,09¸ 0,14 для кремния и F ≈ 0,06¸ 0,12 для германия при 77 К [11]. Тогда относительное энергетическое разрешение составит

.

Например, для g -квантов с энергией 2 МэВ и 122 кэВ можно ожидать, что предельное разрешение германиевого детектора составит 2,9 ×  10–4 (D Е ≈ 0,6 кэВ) и 1,2 ×  10–3 (D Е ≈ 0,15 кэВ) соответственно. Полученное энергетическое разрешение (1,8 кэВ и 0,86 кэВ соответственно) значительно отличается от принципиально достижимого значения.

ППД с большим чувствительным объемом (до 100 см3) конструктивно могут быть выполнены с планарной или коаксиальной структурой чувствительной зоны (см. рис. 6.2.8).

Кремниевые детекторы с pin-переходом. В кремниевых детекторах с pin-переходом толщина чувствительной области достигает 0,5- 1,0 см, поэтому они нашли применение для регистрации тяжелых заряженных частиц средних энергий и электронов, пробег которых не укладывается в чувствительном слое поверхностно-барьерных и диффузионных детекторов.

Энергетический эквивалент шума таких детекторов составляет несколько десятков кэВ.

Их основное достоинство — возможность работы без охлаждения.

Германиевые детекторы с pin-переходом. Получили очень широкое распространение для прецизионной спектрометрии g - и рентгеновского излучений благодаря высокой разрешающей способности и эффективности. Использование в спектроскопии g -излучения германиевых, а не кремниевых детекторов обусловлено тем, что из-за большего заряда ядра (32 у германия и 14 у кремния) сечение фотовзаимодействия у первого существенно больше, и поэтому мал вклад импульсов от комптоновских электронов.

Эффективность регистрации g -излучения зависит от энергии и лежит в диапазоне от 50 % для энергий < 200 кэВ до 1–5 % при энергиях > 1,5 МэВ.

Серьезным недостатком этого типа детекторов является необходимость постоянного поддержания детектора (даже когда он не работает) при температуре жидкого азота. Работать с ними при комнатной температуре нельзя из-за большого темнового тока, а хранить при низкой температуре необходимо, чтобы предотвратить необратимый процесс выхода лития из объема детектора. Выход лития на поверхность является следствием того, что в процессе дрейфа при высокой температуре в монокристалл германия внедрено лития больше, чем должно быть в равновесном растворе лития в германии при комнатной температуре.

В то же время работа при низкой температуре в условиях малых темновых токов и малая емкость перехода обусловливают высокое энергетическое разрешение германиевых детекторов с p—i—n-переходом.

Детекторы с pin-переходом из особо чистого германия. Главным достижением технологии ППД за последние годы является возможность изготовления детекторов большого объема с p—i—n-переходом из германия, концентрация примесей в котором не превышает 1010 см- 3. Основным преимуществом таких детекторов является то, что они могут храниться без охлаждения, кроме того, из них можно собирать сложные системы для спектрометрии высокоэнергетических заряженных частиц.

Методы производства детекторов из особо чистого германия подобны производству литий-дрейфовых детекторов, исключая стадию дрейфа. При изготовлении детектора на внешнюю поверхность цилиндрического образца напыляют литий, который диффундирует в образец на глубину примерно 10–4см. Слой лития является n+-контактом, p+-контакт создается имплантацией ионов акцепторов (чаще бора) в стенки центрального отверстия (см. рис. 6.2.8). Радиус такого коаксиального детектора может составлять 2- 3 см, высота — 6- 7 см. Изготовляются и плоские ППД.

Толщина обедненной носителями области зависит от концентрации примесей в исходном монокристалле и приложенного напряжения смещения. Так, при смещении 600 В и концентрации примесей 1010 см–3 ширина обедненной зоны достигает 1 см. Максимальная концентрация атомов примесей в германии, при которой еще возможно изготовление детекторов без компенсации с шириной обедненной зоны 1 см, составляет 3 ×1010 см- 3.

Детекторы из особо чистого германия отличаются исключительно малым уровнем токов утечки (около 10- 11 А).

Широкое распространение таких детекторов сдерживает сложная и дорогая технология получения особо чистого германия.

6.2.3.6. Радиационные германиевые детекторы

В детекторах такого типа чувствительная область создается в результате компенсации доноров в исходном материале акцепторными уровнями радиационных дефектов, возникающих под действием g -излучения 60Co при флюенсе порядка 1014 см–2 в кристалле германия n-типа. В отличие от литий-дрейфовых детекторов, радиационные ППД не требуют охлаждения во время хранения, поскольку эти дефекты стабильны при комнатной температуре. Однако их энергетическое разрешение хуже, чем дрейфовых (собственный шум приблизительно в 2 раза выше), меньше и толщина чувствительной области, достигающая в лучшем случае 0,2–0,3 см.

6.2.3.7. Радиационные повреждения полупроводниковых детекторов

При облучении детекторов ионизирующим излучением кроме полезного эффекта (создание электронно-дырочных пар) проявляется много побочных эффектов, вызванных взаимодействием излучения с атомами полупроводника. Эти эффекты в подавляющем большинстве случаев ухудшают свойства детектора, а большие дозы излучения делают его непригодным к дальнейшей эксплуатации. Облучение в больших дозах портит все детекторы, не только полупроводниковые. Заметные изменения свойств в ППД наступают при меньших интегральных дозах, которые сравнимы с числом частиц, проходящих через детектор за время эксперимента.

Свойства детектора при облучении существенно изменяются, когда число повреждений разного типа по порядку становится сравнимо с числом примесных атомов. Для кремния p-типа, например, с удельным сопротивлением, равным 103 Ом ×  см, плотность атомов акцепторов равна 2 ×  1013 см–3. Близкая к этому значению плотность дефектов создается при попадании в кремний приблизительно 1011 a -частиц с энергией 10 МэВ/1 см2 или 1014 электронов/1 см2 (см. табл. 6.2.9).

Таблица 6.2.9

Допустимые значения флюенса частиц для детекторов различных типов (частиц/см2) [2]

Вид излучения

Детекторы

поверхностно-барьерные
и диффузионные с p—n-переходом

дрейфовые p—i—n-типа
и детекторы из о.ч.г.
*

Осколки деления и тяжелые ионы

108- 109

< 108

a -Частицы

≈ 1010

≈ 108

Протоны

≈ 1011

108- 109

Быстрые нейтроны

1011- 1013

109- 1010

Электроны с энергией 2- 5 МэВ

1012- 1014

* о.ч.г. — особо чистый газ.

В результате облучения изменяется сопротивление материала, что, в свою очередь, вызывает искажения электрических полей, увеличиваются токи утечки и вероятности захвата в ловушки и рекомбинации. Нарушения в общем случае создаются неравномерно по чувствительному объему, поэтому ухудшается разрешение и появляются дополнительные пики в амплитудном распределении импульсов, что является одним из признаков существенных повреждений. Кроме того, растет время сбора заряда.

Как видно из таблицы, наибольшей радиационной стойкостью обладают ППД со сравнительно простой структурой, изготавливаемые из кремния, поскольку ширина его запрещенной зоны значительно больше, чем у германия. Для детекторов с p—i—n-переходом одним из последствий облучения является уменьшение глубины обедненного слоя.

Колебания чувствительности детекторов в столь широких пределах связаны, в первую очередь, со свойствами монокристалла, из которого был изготовлен ППД, в частности со степенью его легирования.

Повреждения нейтронами. Смещение атомов решетки кристалла в результате упругого рассеяния нейтронов (причем каждое первичное ядро отдачи вызывает вторичные смещения) является основной причиной повреждения ППД при энергиях нейтронов больше 100 эВ. Число таких смещений достигает сотен. Дефекты в решетке распределены неравномерно, поскольку пробег ядер отдачи мал, а первичные ядра отдачи, созданные одним и тем же нейтроном, находятся далеко друг от друга — на расстояниях, измеряемых сантиметрами. В случае нейтронов меньших энергий повреждения возникают в основном вследствие образования g -квантов в реакции радиационного захвата нейтронов и последующего их взаимодействия с атомами полупроводника, а также при рассеянии на атомах электронов, возникающих при распаде b -активных ядер, если таковые образуются. Так, в кремнии при захвате нейтронов ядрами 30Si (3 % в естественной смеси) образуется изотоп кремния, в результате b -распада ( = 1,5 МэВ) которого образуется 31P, а атомы фосфора создают в полупроводнике донорные уровни.

Повреждения тяжелыми заряженными частицами. Основным процессом взаимодействия заряженных частиц с ядрами является кулоновское рассеяние. Поскольку известна аналитическая зависимость сечения кулоновского взаимодействия от энергии и заряда частицы, то можно оценить сечение образования смещений в решетке, а следовательно, и общее число смещений. В кремнии, например, полное число дефектов, создаваемых протоном с энергией 10 МэВ, пропорционально его энергии и приближенно равно 2 ×  102 пар. Естественно, что эти дефекты располагаются вдоль трека протона. Аналогично можно численно оценить число дефектов, созданных a -частицей.

Труднее рассчитать повреждения, производимые осколками деления и тяжелыми ионами, поскольку в этом случае возможны как прямые столкновения с атомами решетки, так и передача ей энергии на большие расстояния (кулоновским полем заряженной частицы). При бомбардировке такими частицами смещаются почти все атомы, расположенные на пути частицы, образуя сильно разупорядоченный объем, называемый клином смещения.

Повреждение электронами. Электрон из-за своей малой массы может выбить при упругом рассеянии атом из решетки в том случае, если его энергия много больше энергии связи атома в решетке. Например, для кремния энергия электрона, достаточная для смещения атома, должна быть не меньше 200 кэВ, для германия — около 400 кэВ. В среднем электрон с энергией, даже значительно превышающей минимальную, передает атомам слишком малые порции энергии, чтобы вызвать смещение. Процесс образования смещений не носит каскадного характера, отдельные дефекты образуются далеко друг от друга, в результате чего они приблизительно равномерно распределяются по объему полупроводника.

Взаимодействие g -излучения с атомами решетки полупроводника приводит к появлению быстрых электронов, которые и обусловливают появление дефектов решетки. Сечения образования дефектов g -квантами малы по сравнению с сечениями образования дефектов тяжелыми частицами и нейтронами. Так, сечение образования смещений в кремнии g -квантом с энергией 3 МэВ ≈ 10–24 см3; это означает, что вероятность создать один дефект в слое кремния толщиной 0,1 см для такого g -кванта примерно равна 5 × 10–3.