1. Введение

В последние годы перовскитные соединения оказались в центре внимания оптоэлектронного сообщества благодаря набору характеристик, который редко встречается у других классов полупроводниковых материалов. Они эффективно поглощают свет, позволяют гибко регулировать ширину запрещённой зоны, отличаются высокой фотолюминесцентной отдачей и одновременно остаются технологически простыми и химически адаптивными системами

[1][2][3][4][5]

Однако эксплуатация перовскитов в космосе сопряжена с рядом факторов, которые могут резко ограничивать их ресурс. Помимо перепадов температуры и жёсткого ультрафиолета, ключевым деструктивным агентом остаются потоки ионизирующих частиц — электронов, протонов, нейтронов и тяжёлых ядер. Их взаимодействие с материалом инициирует образование вакансий и смещения атомов, вызывает локальные электронные возбуждения, а продукты вторичных процессов дополнительно усиливают радиационные повреждения. Это приводит к падению фотоэлектрических характеристик, увеличению токов утечки и возникновению стабильных дефектных областей

[6][7][8][9]

В настоящем исследовании с применением метода Монте-Карло и программного комплекса GEANT4

[10][11][12]

2. Методы и принципы исследования

Для оценки радиационных эффектов, возникающих при воздействии ускоренных электронов, нейтронов и протонов на двухкатионный гибридный галидный перовскит с частичным замещением B-катиона на Eu, была использована вычислительная среда GEANT4. Расчёты выполнялись для объёмных образцов толщиной 1 см. Реальные перовскитные слои в солнечных элементах имеют толщину порядка 200–500 нм, однако моделирование таких малых толщин требует либо экстремально больших потоков частиц, либо недостижимо длительного расчётного времени. GEANT4 допускает моделирование потоков вплоть до 9,9·109Missing Mark : sup частиц/см2Missing Mark : sup, но использование такого значения приводит к резкому росту вычислительной нагрузки. Увеличение толщины материала на четыре порядка — от сотен нанометров до сантиметра — позволяет повысить вероятность взаимодействий примерно в 2·106Missing Mark : sup раз. Поэтому выбор толщины 1 см при потоке 105Missing Mark : sup частиц/см2Missing Mark : sup обеспечивает статистическую эквивалентность облучению тонкого (≈0,5 мкм) активного слоя при потоке порядка 1011Missing Mark : sup частиц/см2Missing Mark : sup.

Состав материала задавался на основе элементных характеристик: атомного номера и массы, массовых долей компонентов, плотности и геометрических размеров образцов.

Для корректного описания взаимодействий использовался расширенный перечень электромагнитных и адронных процессов, рассчитанных на высокоточные задачи в широком диапазоне энергий. Комптоновское рассеяние моделировалось в соответствии с формализмом Клейна–Нишины, переходящим при низких энергиях в томсоновский предел и учитывающим релятивистские поправки на высоких энергиях. Для множественного рассеяния использовалась модель G4UrbanMscModel, обеспечивающая более реалистичное описание отклонений траекторий в плотных средах.

В модуле GammaNuclearPhysics были определены гамма-ядерные реакции и энергетические границы, при превышении которых выбор модели переключался с G4LowGammaNuclearModel (E = 0–Emax1Missing Mark : sub) на G4CascadeInterface (E = Emax₁Missing Mark : sub–Emax₂Missing Mark : sub). В HadronElasticPhysicsHP задавались параметры упругого взаимодействия нейтронов.

PhysicsList включал:

• набор электромагнитных процессов G4EmStandardPhysicsWVI, предназначенный для высокоточного описания прохождения заряженных частиц и фотонов; модель G4WentzelVIModel применялась для множественного и одиночного рассеяния e⁺/e⁻ при любых энергиях; ионная ионизация рассчитывалась по модели Линдхарда–Соренсена;

• ограничение минимального шага генерации вторичных частиц;

• процессы переноса и распада частиц (G4Decay и G4RadioactiveDecayBase);

• включённый расчёт CSDARange, позволяющий определять средний пробег заряженной частицы без учёта рассеяния;

• адронные процессы: упругое и неупругое взаимодействие (G4HadronElasticPhysicsHP, G4HadronInelasticQBBC), аналогичные процессы для ионов (G4IonElasticPhysics и G4IonPhysicsXS), высокоточное описание нейтронов (G4NeutronCrossSectionXS, G4HadronPhysicsShieldingLEND), остановка адронов (G4StoppingPhysics), гамма-ядерные реакции (GammaNuclearPhysics).

Дополнительно подключались процессы переноса и распада частиц (G4Decay, G4RadioactiveDecayBase).

В классе SteppingAction рассчитывались полная поглощённая энергия и неионизационные потери с использованием функций GetTotalEnergyDeposit и GetNonIonizingEnergyDeposit. При необходимости для NIEL можно применять fNIELCalculator с данными по тормозным способностям различных материалов или класс G4ScreenedNuclearRecoil с функцией NIELPartitionFunction (модель Линхарда–Робинсона), что важно для высокоэнергетических частиц — протонов, α-частиц, тяжёлых ионов.

Используемые энергии электронов (10 МэВ) и протонов (18 МэВ) соответствовали доступным экспериментальным параметрам. Нейтронная энергия 5 МэВ выбрана как характерная для Pu-Be источников и попадает в наиболее вероятный для околоземных орбит диапазон 0,1–15 МэВ

[13][14]

На рис. 1 и 2 приведены распределения энергии и глубины проникновения 10-МэВ электронов в CsFAPbI₃ с содержанием Eu 1–10%. Варьирование доли европия практически не отражается на характеристиках пробега частиц. Длина трека большинства электронов превышает 10 см — они способны пройти материал насквозь, многократно рассеиваясь и увеличивая общий путь. Тем не менее распределение по глубине (рис. 2a) показывает, что значительная часть электронов полностью теряет энергию и не покидает пределы образца. Длина свободного хода может достигать сотен микрон (рис. 1b), количество актов рассеяния обычно составляет 30–100 (рис. 1с). Частицы, проходящие через образец, теряют не менее 4 МэВ (рис. 1e), при этом неионизационные потери остаются ниже ~1 кэВ (рис. 1d). Максимум энерговыделения приходится на глубину 2–5 см (рис. 2b,c). Энергии вторичных частиц — как нейтральных (преимущественно γ-квантов), так и заряженных — не превышают нескольких сотен кэВ (рис. 1f,g).

Рассмотрим теперь воздействие нейтронов. Несмотря на наличие в составе образцов лёгких элементов с большим сечение рассеяния нейтронов (H, C), в рассматриваемом случае нейтроны практически не претерпевают рассеяния (рис. 4–5).

Все нейтроны полностью покидают образец практически не испытывая столкновений, выделяемая энергия равномерно распределена по глубине и не превышает 200 кэВ на одну частицу. Отметим, что в отличие от предыдущих случаев могут образовываться высокоэнергетические гамма-кванты (до 2 МэВ), однако их число невелико. Энергия же вторичных заряженных частиц оказывает меньше 10 кэВ, что явно недостаточно для создания радиационных повреждений.

3. Заключение

Проведённое моделирование позволило количественно оценить характер энергетических потерь электронов, протонов и нейтронов в двухкатионном перовските CsFAPbI3 с частичным замещением свинца на Eu. Результаты показывают, что при энергиях электроны 10 МэВ и протонов 18 МэВ полностью теряют энергию в материале, формируя выраженные области энерговыделения в глубине образца, тогда как нейтроны с энергией 5 МэВ практически не взаимодействуют с веществом. Изменение концентрации Eu в изученном диапазоне не оказывает заметного влияния на макроскопические параметры взаимодействия частиц.

Однако расчёты в GEANT4 описывают только транспорт частиц, энерговыделение и виды радиационных эффектов взаимодействия излучения с веществом и не позволяют напрямую определить образование точечных дефектов, динамику решётки и эволюцию повреждений. Поэтому полученные данные необходимо рассматривать как первый уровень анализа радиационной стойкости. Для оценки микроскопических последствий облучения требуется дополнить работу методами атомистического моделирования — расчётами DFT для определения энергий дефектообразования и миграции, а также молекулярно-динамическими симуляциями каскадов смещений.

The additional file for this article can be found as follows: