Малоинерционная люминесценция, возбуждение и преобразование дефектов диэлектрических кристаллов в интенсивных радиационных полях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

МИНИСТЕРСТВО ОБЩЕГО И ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

ИРКУТСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

Р г Б ОД

ц На правах рукописи

БАРЫШНИКОВ Валентин Иванович

МАЛОИНЕРЦИОННАЯ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, ВОЗБУЖДЕНИЕ И ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ДЕФЕКТОВ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛОВ В ИНТЕНСИВНЫХ РАДИАЦИОННЫХ ПОЛЯХ

01.04.07 - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Иркутск -1997

Работа выполнена в Иркутском государственном университете

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор

доктор физико-математических наук, профессор

доктор физико-математических наук, профессор

Ведущая организация: Томский политехнический университет

Защита состоится 13 ноября 1997 года в 10 часов на заседании специализированного совета Д 063.32.03 при Иркутском государственном университете (664003, Иркутск , бульвар Гагарина 20, ауд, 202)

А.И. Непомнящи А.В. Кружалов АД. Алукер

С диссертацией можно ознакомится в научной библиотеке Иркутского государственного университета

Автореферат разослан 9 октября 1997 года

Ученый секретарь совета кандидат физико-математических наук, доцент Б.В.МангазееЕ

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Электронно-оптические явления, наблюдаемые в диэлектриках при плотном радиационном и лазерном воздействии, изучаются, начиная с 70 годов, с момента создания мощных лазерных комплексов, генераторов интенсивного синхротронного излучения и сильноточных ускорителей электронов. Уже на начальном этапе исследований были получены новые по качеству и уровню результаты фундаментального и практического значения: изучена с пикосе-кундным разрешением эволюция радиационных дефектов в щелочнога-лоидных кристаллах (ЩГК) [1-2]; в щелочных хлоридах, нодидах, бромидах под действием мощных наносекундных пучков обнаружен новый тип малоннерционного широкополосного свечения [3]; созданы скоростные кристаллические ецннтилляторы [4-5]; разработаны микронной толщины твердотельные активные среды перестраиваемых лазеров на центрах окраски ЫЕ [б]. Достигнутый прогресс связан с кардин.яльным увеличением плотности мощности источников излучения, обеспечивающих высокий темп возбуждения п ионизации вещества, при котором на временном интервале 0,1-10 не наводимая концентрация горячих электронов и дырок составляет 1018-102° см-3. Дальнейшие исследования взаимодействия мощного излучения с веществом направлены на углубление фундаментальных основ физики твердого тела н вызваны необходимостью решения проблем надежности изоляционных и оптических узлов ядерных установок, космических систем п разработки чувствительных, сверхскоростных детекторов ионизирующих излучений; стабильных, перестраиваемых в УФ-вндимой области твердотельных лазеров п высокоэффективных фемтосекундных, кристаллических усилителен света.

Состояние проблемы. С появлением импульсных радиационных источников достаточно глубоко и широкомасштабно изучена, главным образом, электроника термалнзованных носителей заряда- экситонные II поляронные процессы образования н возбуждения дефектов. Так, для ЩГК окончательно установлено, что первичные дефекты решетки являются продуктами распада электронных возбуждений, измерено время и эффективность создания первичных Г-Н пар [7], выявлена временная эволюция, механизмы накопления и преобразования элементарных дефектов и агрегатов на их основе [8]. Однако особенности и содержание механизмов передачи энергии быстрых II горячих электронов примесным центрам, нонам н дефектам собственного вещества оказались малоизученными. Это связано с тем, что в ЩГК эффективность создания дефектов на этапе генерации и релаксации быстрых и горячих носителей

заряда уступает эксптоиным механизмам дефектообразованпя [7].

В отличие от ЩГК создание дефектов в оксидных кристаллах происходит быстрыми электронами. Причем механизм дефектообразованпя имеет пороговый характер по энергии электронов (№"",,). В зависимости от типа кристаллов Ш0 колеблется от 200 до 450 кэВ. Это уникальное свойство послужило основой бурного развития поисковых исследований с целью создания радиационных технологий, лазерных сред на основе ЦО в оксидных кристаллах и конструкционных материалов для мощных радиационных установок. Вместе с тем к началу выполнения работы не проводились систематические исследования взаимодействия мощных потоков электронного излучения с радиационностойкимн материалами, а именно, не были раскрыты ударные механизмы возбуждения кристаллической решетки быстрыми электронами, их динамика, а также сопутствующие электронному удару оптические явления.

К началу работы рассмотренные рекомбинацнонные и внутрнзонные механизмы возбуждения собственного кристаллического вещества и дефектных узлов с участием горячих носителей заряда не охватывали причины, влияющие на эффективность радиогаоминесценции, к.п.д. УФ-лазеров при мощной когерентной накачке и не устраняли противоречивость экспериментальных данных относительно широкополосной малоп-нерционной катодолюмннесценции (КЛ). Если необходимость выявления фундаментальных особенностей электронно-дырочного возбуждения люминесценции примесных и собственных дефектов привлекает пристальное внимание исследователей на протяжении длительного времени [9] то проблема механизмов возбуждения широкополосной КЛ стала актуакль-ной с появлением неожиданных результатов. Так, при плотном электронном возбуждении N0.01, К1, ЛЬВг и др. зарегистрирована широкополосная К Л [3]. Данный тип свечения был интерпретирован как пзлучательные переходы горячих дырок и электронов соответственно в валентной и зоне проводимости. Казалось бы, что широкополосная КЛ должна наблюдаться во всех ионных кристаллах. Однако в Ва¥<1 пси действием ионизирующей радиации этот тип излучения не был обнаружен [10]. В связи с этим несомненный интерес также представляют поиск и детальные исследования свойств кристаллических соединений, ответственных за широкополосное свечение.

Таким образом, целью данной работы является исследование механизмов высокоэнергетпческого создания и возбуждения дефектов, а также сопутствующих оптических явлений при взаимодействии мощных электронных пучков и световых импульсов высокой плотности с радиа-

цпонностопкнми кристаллическими структурами.

Для достижения поставленной цели решались следующие исследовательские задачи:

1. Определение в кислородсодержащих диэлектрических кристаллах, облучаемых сильноточными электронными пучками, основных особенностей допороговых ударных механизмов создания короткожпвущих дефектов (КД), выявление эволюции КД и установление степени возмущения ионов, смещенных с регулярных позиций.

2. Выявление сопутствующих нестационарных оптических явлений в оксидных радиационностойких кристаллах, возбуждаемых интенсивными электронными и лазерными импульсами.

3. Установление связи эффективности возбуждения и преобразования примесных дефектов кристаллов со структурой ионов собственного вещества и активатора.

4. Определение фундаментальных особенностей в механизмах возбуждения и преобразования собственных и примесных дефектов горячими носителями заряда в ионных кристаллах при воздействии мощного ионизирующего излучения.

Научная новизна работы отражена в заключении и в сформулированных ниже основных защищаемых положениях:

1. При электронной бомбардировке кислородсодержащих неорганических материалов создаваемые по подпороговому ударному механизму короткоживущие F2+02_ дефекты представляют собой смещенные из регулярных позиций ионы О2-, в окрестности которых действуют коротко-живущие внутрикристаллические возмущающие поля. Напряженность этих полей зависит от энергии быстрых электронов и при околопороговой энергии образования стабильных 02~ -интерстициалов может достигать 108 В/см.

2. Малоинсрционное (< 1 пс) независящее от температуры УФ-свече-нне, возбуждаемое ионизирующим излучением в оксидных диэлектриках, обусловлено излучательными 2р переходами электронов в о2- пассивной валентной зоне.

3. Стабильная при 78-1170 К широкополосная К Л (ШКЛ) с г < 10 пс в кислородсодержащих материалах обусловлена излучательными переходами электронов на индуцированных 2р состояниях О2- валентной зоны. Деформация 2р02~ валентных подзон есть результат ко-роткоживущего взаимодействия внутрикристаллическпх полей с удар-носмещеннымп регулярными ионами 02~. Ширина спектра К Л отражает степень деформации плотности 2р02~ валентных состояний и зависит

от энергии электронов в пучке.

4. В нонных кристаллах эффективность взаимодействия горячих носителей заряда с примесными нзовалентно замещающими дефектами определяется степенью различия электронных систем в -, р-, (I- подгрупп внешней оболочки ионов собственного вещества и активатора. Коротко-живущее просветление примесных полос поглощения в процессе мощного импульсного электронного облучения ионных кристаллов зависит от эффективности захвата горячих электронов и дырок активатором.

5. Низкая вероятность возбуждения и перезарядки центров (п=1,2) горячими дырками и электронами в ионных кристаллах обусловлена тем, что сечения взаимодействия горячих носителей заряда с собственными узлами решетки и нейтральными по заряду электронными ЦО соизмеримы. Потенциал внутрикрнсталлпческого поля в области .Г и F2 ЦО близок к регулярному.

6. Мощное облучение оксидных неорганических материалов пучками с энергией электронов ниже порога создания устойчивых ЦО возбуждает примесные центры и широкополосное излучение, выход которого не зависит от флюенса, температуры и концентрации стабильных дефектов. Механизм возбуждения ШКЛ не оказывает конкурирующего влияния на возбуждение примесных дефектов горячими носителями заряда.

7. Эффективное усиление лазерных нано-, пико-, фемтосекундных импульсов ультрафиолетового и видимого диапазонов в активных кристаллических средах на основе примесных и собственных центров достигается при мощной наносекундной ламповой накачке. Паразитное двухступенчатое поглощение энергии при когерентной накачке, вызывающее оптическую ионизацию и фотопреобразование рабочих центров не наблюдается в процессе их возбуждения излучением равной по мощности наносекундной лампы. Ламповая накачка классифицирована как "мягкий" тип оптической накачки, а лазерная- "жесткий".

Совокупность научных положений, представленных соискателем, можно квалифицировать как новое научное направление: Нестационарные оптические свойства радиационностойких материалов в полях ионизирующих излучений высокой интенсивности.

Практическая значимость

1. Разработан новый класс стабильных пико-, наносекундных генераторов некогерентного широкополосного оптического излучения, в состав которых входят излучатели на основе кристаллов сапфира, кварца, кварцевого волокна и возбуждающие миниатюрные ускорители электронов.

2. Разработан особочувствительный с внутренним высокостабиль-

ным эталонным репером катодолюминесцентный метод и аппаратура для анализа примесного состава оксидных неорганических материалов.

3. Созданы высокоэффективные стабильные нано-, пико-, фемтосе-кундные усилители лазерных импульсов на основе мощной наносекунд-нон ламповой накачки кристаллических лазерных сред с примесными и собственными рабочими центрами.

4. Предложены гибридные схемы высоковольтных генераторов и новые элементы конструкций сильноточных малогабаритных ускорителей электронов, позволивших достичь рекордно высокую плотность тока и режим однородного самопннчевания пучка. На базе высоковольны'х генераторов созданы мощные наносекундные ВУФ-ИК Хе-Ar лампы.

Апробация работы и публикации.Основные результаты, полученные автором, опубликованы в 75 печатных работах, включая описания 11 изобретений и трех патентов. Материалы, изложенные в диссертации, докладывались и обсуждались на научных семинарах, конференциях:

1. 30-Всесоюзное совещание по люминесценции (Неорганические кристаллы), 1984, Ровно.

2. 5-Всесоюзный симпозиум по люминесцентным приемникам и преобразователям ионизирующего излучения, 1985, Таллин.

3. 8-Всесоюз. конф. по когерентной и нелинейной оптике, 1985, Москва.

4. 6-Всеоюзная конференция по радиационной физике и химии ионных кристаллов, 198G, Рига.

5. Всесоюзное совещание по люминесценции молекул и кристаллов, 1987, Таллин.

G. 5-Всесоюзная конференция "Оптика лазеров", 1987, Ленинград.

7. G-Всесоюзная конференция по физике диэлектриков, 1988, Томск.

8. Всесоюзная конференция "Физика вакуумного УФ излучения и его взаимодействие с веществом", 1989, Иркутск.

9. 7-Всесоюзная конференция по радиационной физике и химии ионных кристаллов, 1989, Рига.

10. Межд. конф. "Перестраиваемые по частоте лазеры", 1989, Иркутск.

11. 11-Всесоюзная конференция "Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц", 1991, Свердловск.

12. Int. conf. "LUMDETR'91", 1991, Riga.

13. 9-Всесоюзная конференция "Физика вакуумного ультрафиолетового излучения и его взаимодействие свеществом", 1991, Томск.

14. Всесоюзная конференция по люминесценции, 1991, Москва.

15. The 1993 Int. Conf. on Luminescence, ICL'93. Storrs, USA.

1G. Int. Conf. Radiation EfFects in Insulators. 1993, Nagoya, Japan.

17. 8-Мсжд. конф. Радиационная физика и химия неорганических материалов, 1993, Томск.

18. Int. Conf. on Tunable Solid State Lasers, 1994, Minsk.

19. Int. Conf. on Lasers. 1994, Quebec, Canada.

20. Int. conf. Eurodim-1994. Lyon, Franco.

21. Мсжд. конф. Радиационные гетерогенные процессы, 1995, Кемерово

22. 8-Int. conf. on Radiation effects in insulators. 1995, Catania, Italy.

23. Int.. conf. Lascrs'95. 1995, Charleston, USA.

24. 8-Int. Conf. "Laser Optics'95", 1995, St. Petersburg, Russia.

25. Int. Conf. "Modern Problems of Laser Physics", 1995, Novosibirsk. 2G. 3-Int. seminar on new materials. ISNM-9G, 1996, Irkutsk.

27. 9-Мсжд. конф. по радиационной физике и химпи неорганических материалов. 1996, Томск.

28. Мсжд. семинар SCINTMAT'96, 1996, Екатеринбург.

29. 3-Int. Conf. on Defects in Insulating Materials, ICDIM 96, 1996, Winston- Salem, USA.

30. Int. Conf. on Luminescence and Optical Spectroscopy of Conden. Matter, 1996, Prague, Czech Pepublic.

31. 2-Int. Conf. on Tunable Solid State Lasers, 1996, Wroclaw, Poland.

32. Int. Conf. Lasers'96, 1996, Portland, USA.

33. Int. Conf. on f Elements, 1997, Paris, France.

34. Int. Symposium on Defect Dependent Processing in Insulators and semiconductors, 1997, S. Paulo, Brazil.

Личный вклад автора. Печатные работы, написанные в соавторстве, содержат результаты, которые в существенной мерс получены и интерпретированы автором. Научные положения, вынесенные на защиту, принадлежат автору.

Приоритет научных результатов и разработок автора защищен его публикациями н подтвержден государственной научно-технической экспертизой изобретений.

Объем и структура диссертации. Диссертация изложена на 221 странице, включая 135 страниц машинописного текста, иллюстрируется 87 рисунками, 9 таблицами и состоит из введения, 5 глав, заключения и списка литературы, включающего 200 наименований.

Во введении обсуждена актуальность, научная новизна и практическая ценность работы, сформулирована ее основная цель и задачи.

В первой главе представлены характеристики объектов исследования. Приведено описание оригинальных методик и установок для измерения характеристик короткоживущего ВУФ-ИК поглощения и излу-

ния в кристаллах при облучении плотными электронными пучками и мощными оптическими импульсами. Представлены методы измерения импульсной фотопроводимости и выхода фотолюминесценции (ФЛ) кристаллов. Описаны особенности конструкций сильноточных ускорителей электронов. Приведены схемы мощных фемто-, пнко- и наносекундных перестраиваемых лазерных комплексов.

Вторая глава открывающаяся кратким обзором, посвящена главным обратом, исследованию механизмов создания короткоживущнх F2+02 дефектов в кислородсодержащих кристаллах.

Методами люминесцентной и абсорбционной спектроскопии в номинально чистых кристаллах сапфира при электронном облучении зарегистрированы и исследовались короткоживущие F+ центры окраски (КЦО) Ранее нами предположено, что возбужденные F+ КЦО формируются вследствие рекомбинации электронов с кислородными вакансиями (F2+), которые входят в состав электронейтральных комплексов. Это объясняет обнаруженную независимость выхода F+ излучения от концентрации содержащихся в кристаллах стабильных F+ и F ЦО. Последующая рекомбинация горячих дырок с такими комплексами восстанавливает исходное состояние кристалла. Факт отсутствия связи интенсивности КЛ F+ ЦО с исходной концентрацией стабильных F+ центров однозначно отвергает возможность создания (F+)* ЦО по экситонному, сенсибили-зационному или реабсорбцнонному механизмам.

В дальнейшем в Al>Os зафиксировано наведенное короткожипущее поглощение в полосе /г'+-нзлучеш1Я. Установлено, что степень подавления КЛ F+ ЦО обусловлена величиной короткоживущего поглощения, которая зависит от концентрации примесей в образце. Это означает, что механизм возбуждения КЛ F+ ЦО не связан с наличием в Al^O-i комплексов стабильная кислородная вакансия - примесный дефект. Во всех кристаллах AI>Oj наблюдаются ЦО, поглощающие в области 180, 225 и 450 нм, идентифицированные соответственно как дырочные центры:!7, V~ и V+. Концентрация этих ЦО от образца к образцу по данным ЭПР изменяется более чем на четыре порядка. Однако в этих кристаллах выход КЛ F+ центров с учетом реабсорбционной поправки остается неизменным. Следовательно, F2+V2~ -комплексы также не вносят заметного вклада в возбуждение F+ КЛ. Можно полагать, что возбуждение КЛ F+ ЦО в Al-tO-i происходит в два этапа: 1. создание короткоживущнх кислородных вакансий (F2+), 2.образование возбужденных F+ ЦО, при локализации горячих электронов на F2+ центрах. Для проверки проведены дальнейшие исследования.

Наносскундныс электронные пучкн (1Уе < XV„) эффективно возбуждают люминесценцшо Г+ ЦО (3,8 эВ, 4-22 не, 300 К) не только в номинально чистых, но н в особой чистоты неокрашенных монокристаллах Л1-;0;\. Энергетические и спектралыю-кннотпческнс параметры КЛ свидетельствуют о постоянстве выхода К Л ЦО в кристаллах А^Оз: неокрашенных и окрашенных, содержащих Р н ЦО. Интенсивность КЛ Г+ ЦО в этих кристаллах практически линейно возрастает с мощностью возбуждающего пучка. Эти данные позволяют считать, что в ходе бомбардировки именно электронный пучок наводит короткожнву-щис кислородные вакансии.

Нами установлено, что электронный пучок за один импульс создает 101С возбужденных Г+ КЦО. За КЛ КЦО отвечает процесс рекомбинации электронов с кислородными вакансиями Следовательно, при электронной бомбардировке в особочистых и номинальной чистоты кристаллах количество наведенных Г2+ ЦО достигает не менее 1016 см-3. Однако спустя 10 не после электронного удара, в этих кристаллах Г+ ЦО и какие-либо другие центры не обнаруживаются ни фото-, ни рентгенолюминссцентным (РЛ) методом. Тогда как в термохимически окрашенных образцах, где стабильные ЦО были наведены на уровне 10,Г) см-3, наблюдается достаточно интенсивная РЛ центров (рпс.1). Это означает, что в исследуемых кристаллах наведенные электронным пучком F2+ дефекты залечиваются за времена, не превышающие 10 не. Таким образом, возбужденные Р+ КЦО в уЩОз формируются за счет рекомбинации электронов с короткоживущими кислородными вакансиями - КЦО, наведенными пучком с энергией электронов < \\г0.

Мощные электронные пучки (250 кэВ; 0,05-2,0 кА/см2, 1 не) эффективно возбуждают в особочистых и номинально чистых, неокрашенных монокристаллах А^Оз свечение авто локализованных экентонов (АЭ) при 7,5 эВ. Наряду с излучением АЭ, мы обнаружили при 78 К полосу с максимумом 7,0 эВ в образцах с различной предысторией: исходные особочпстые (примесей < Ю-7 всс.%) и номинально чистые; термооб-работанные; термохимически окрашенные; окрашенные нейтронами; а также с варьируемым примесным составом (Сг, V, Т1, Мд, Мл, Агг). Выход КЛ в полосе 7,0 эВ (т= 450 не при 78 К) не зависит от дозы электронного облучения, концентрации примесных и собственных центров в образцах А^Оз, а также от флюенса нейтронного окрашивания до 10н н/см2. Поскольку в исследованиях используются мощные элек-троные пучки, необходимо было выяснить, не обусловлено лп наблюдаемое свечение поверхностными явлениями. Для этого была прнгото-

Рис Л. Спектры поглощения (1-3), ФЛ (а), КЛ (Г). РЛ (1"-3") кристаллов лейкосапфира: 1 -номинально чистый; 2 -после подсветки (4 гармоника УАС:Ш лазера ) образца 3, прошедшего обработку Р -светом; 3-аддитивно окрашенный.

плена стопка пз двух пластинок А^Оз толщиной по 125 мкм. Стопку толщиной 250 мкм электронный пучок проходит, минуя четыре поверхности. В другом случае, когда используется пластинка толщиной 300 мкм, работает только одна поверхность вследствие полного торможения электронов. Интенсивность КЛ в полосе с максимумом 7.0 эВ для стопки оказалась ниже на 10 %, чем для пластинки (объем пластинки отличается от стопки не более чем на 12 %). Следовательно, мы имеем дело с объемным распределением собственных центров свечения. Полученные результаты свидетельствуют о том, что в механизм формирования центров, ответственных за КЛ в полосе 7,0 эВ, не вовлечены стабильные примесные п собственные дефекты. Кроме того эта полоса не возбуждается и по экентонному механизму, поскольку при рентгеновском облучении кристаллов Л/2О3 не обнаружено свечение в области 7,0 эВ, хотя при этом эффективность генерации экептонов по результатам наших экспериментов достаточно высока. Поэтом)' наиболее вероятно то, что в кристаллах сапфира за излучение в полосе 7,0 эВ ответственны короткоживущне дефекты, наводимые электронной бомбардировкой. Установлено, что соотношение интенснвностей КЛ в полосе 7.0 и 3.8 эВ постоянно от образца к образцу и не зависит от мощности пучка электронов (таблица 1). В таком случае можно утверждать, что за К Л полосу при 7,0 эВ ответственны короткоживущие междоузельные ионы кислорода 02~ -комплиментарный компонент короткожнвущего Г+ центра.

Таблица 1

Интенсивность I (отн.ед) ВУФ-УФ КЛ при 7,0 эВ и 3,8 эВ в кристаллах сапфира, имеющих различную предысторию.

Вид исходные термическая окрашены

обработки

"Нч" кислород вакуум аддитивно нейтрон/см2

N образца 1 2 1 2 1 2 1 2 101!) 101и

7(7,0 эВ) 5 3 4 3 5 4 5 4 6 8

/(3,8 эВ) 10 6,5 6 С,6 10 8 9,5 8 12 15

/(;з,йлй) /(7,().>«) 2 2,10 2 2,2 2 2 1,9 2 2 1,9

В наших экспериментах энергия электронов в пучке на 30 % ниже порога образования стабильных центров и междоузельных ионов о2-, создаваемых по ударному механизму. Поэтому очевидно, что существует критическая величина ударного смещения иона 02~ из узла решетки (II), без преодоления которой образуется лишь связанная короткожи-вущая Г2+02~ пара. Созданная в комплексе с 02~ положительно за-

ряженная кислородная вакансия (^2+), захватывая электрон, образует возбужденный (/г'+)* центр. Об этом свидетельствует КЛ Р¥ центров в исходных неокрашенных образцах. В результате ,Р+02_ пара, имея отрицательный заряд, в силу кулоновского взаимодействия неизбежно локализует дырку на кислородном ионе О2". Дальнейшая релаксация Г+0~ пары с восстановлением регулярного узла решетки сопровождается возбуждением 02~ при аннигиляции электрона, находящегося в поле кнелороднон вакансии, с дыркой, локализованной на о2- '. Данный процесс подтверждается быстрой релаксацией короткожнвущих Р+ полос поглощения и далее длительным переходом (450 не при 300 К) в основное состояние возбужденных 02~ в регулярных позициях кислородной подрешетки. Таким образом, механизм создания и возбуждения КЦО в /[¡■¿0:1 описывается многоступенчатой реакцией:

Я ^2+02- + е (^+)*02- -» +

Г+02~ + к - Г+О- -> Я* Я + 1ш01- (1)

КЛ с параметрами, близкими к соответствующим характеристикам исследованного ВУФ-УФ излучения в ленкосапфнре, обнаружена при 78 К п в других неокрашенных монокристаллах на основе кислорода: М^О (6.9 эВ, 300 не; 3,6 эВ, 5 не), СаО (6,7 эВ, 280 не; 3,8 эВ, 5 не). В 1^0 и СаО нзлучене при 3,6 и 3,8 эВ соответственно идентифицировано, как полосы Г+ ЦО. Таким образом, когда энергия электронов в пучке возбуждения оксидных кристаллов ниже порога создания стабильных ЦО, ударным смещением регулярных ионов 02~ наводятся Р2+02~ коротко-живущие дефекты, эволюция которых протекает по реакции (1).

Литературные данные и наши измерения показывают, что на соединения БЮ-2, Н2О и Л/2О3 распространяется ударный механизм создания стабильных радиационных дефектов. Данные кислородсодержащие материалы выбраны неслучайно, поскольку А^Оз представляет соединения с ионной евзыо, БгО^ - нонно-ковалентной и Н20 - ковалентно-электростатпческой (водородной).

Электронный пучок, используемый для возбуждения указанных кристаллов, имеет энергию электронов до 350 кэВ, то есть ниже порога создания стабильных междоузельных ионов кислорода (О2-) и вакансий В этом случае ударным смещением в ионных крнстллах /\l2O3 и др. создаются лишь КЦО (Г2+02~ и Г+0~ пары - дефекты в виде п р+о~ диполей. В БЮч, П>0 и Л120з короткожнвущпе дефекты, наведенные пучком электронов с энергией < 1У0, залечиваются за времена < 10 не (78-600 К). Быстрое восстановление регулярных ки-

слородных позиций кристаллической решетки 5г'Ог и Н^О указывает на то, что в ходе ударного смещения 02~ создаются короткоживущие Р2+, ио при этом ионно-ковалентная и ковалентно-электростатическая связи остаются иеразорванымн. Анализ /; КЛ центров в Л/2О3 при околопороговой энергии электронов в пучке показывает, что один электрон создаст около 50-70 Р+0~ пар. Отсюда вероятность (А0) лобового взаимодействия составляет только 2-3 %.

При \¥г < 1У0 в соединениях А 1^0-л, БЮ^ и Н20 ударным смещением 02~ создаются короткоживущие связанные пары - дефекты в виде Р+0~ диполей. Причем смещенные с регулярных позиции 02~ взаимодействуют с ближайшим кристаллическим окруженном посредством искаженных, но неразорванных связей. Это значит, что восстановление кислородной подрешетки происходит в результате релаксации внутри-кристаллического поля возмущения в окрестности ударно смещенных ионов О2-. Отсюда очевидно, что поля короткоживущих Р2+02~ диполей эквивалентны внутрикрнсталлическнм полям возмущения в области О2". Напряженность (Е) этого поля можно приближенно записать:

Пороговая энергия (И о2-= Ж> те/Мо^~ ) создания стабильных F2+02_ пар для Л/гОз составляет 75 эВ, для 5г'Ог - СО эВ п Н2О - 50 эВ. На основании равенства \Vqi- энергии внутрикрпсталлического поля возмущения (1У) находим из (2) приближенное предельное значение напряженности. для Д/2О3 получаем 4-Ю9 В/см, для 5г'02 - 3-109 В/см и для Н2О - 2-109 В/см. Очевидно, что данные значения реальны только в случае лобового взаимодействия электронов с нонами 02~ вероятность которого 2-3 %. По данным эффективности создания короткоживущих Г'2+02' центров в при электронном облучении, и на основании (2),

получена кривая распределения напряженности сильных локальных полей возмущения. Откуда в качестве примера, при энергии электронов в пучке 180-200 кэВ реальная величина напряженности локальных полей возмущения в А^Оз достигает величины 1,8 -107 В/см, а при 60-100 кэВ, соответственно (1,5-4,2)-10Г) В/см.

В третей главе содержащей элементы обзора литературных данных, рассмотрены возможные механизмы радиационного возбуждения широкополосного свечения в кристаллах оксидной группы.

Широкополосное излучение (250-1200 нм, г < 1 не) впервые обнаружено при взаимодействии мощного электронного излучения (\¥с < И^) с монокристаллами лсйкосапфпра, отоженнымп при 1273 - 2143 К после

предварительного нейтронного окрашивания (О19 -1020 н/см2). Относительный выход широкополосной КЛ (ШКЛ) -1]ШКА в этих кристаллах составил 5-10-"1. Полученная величина 1]шкл не позволяет отнести данный тип свечения к разряду интенсивных. Так, выход KJI ионов Тг3+ (1,6 эВ; 3 мкс) и Ti2+ (4,0 эВ; 190 не) в исходных номинально чистых кристаллах AI2O3 (Ю-4 вес. % Ti) составляет Ю-2. Это почти на два порядка превышает 1]шкл ШКЛ. В результате полосы КЛ примесей скрывают ШКЛ. Поэтому можно считать, что ШКЛ зарегистрирована в номинально чистых нейтронноокрашенных оразцах Л/2О3 благодаря либо подавлению КЛ прпмесных центров, либо вследствие формирования новых стабильных дефектов. Если ШКЛ Al-¿0¿ обусловлена дефектами, наведенными нейтронами, то в исходных кристаллах независимо от содержания примесей, потушив температурным воздействием актива-торную КЛ, мы не должны наблюдать ШКЛ. Однако и в этих образцах при температуре 900 К, когда потушена КЛ примесей, ШКЛ наблюдается практически на неизменном уровне (выход 0,7-Ю-4) (рис.2.). Следовательно, в механизм ШКЛ не вовлечены содержащиеся в кристаллах Ah¿0:\ компоненты стабильных собственных и примесных дефектов. В дальнейшем в особочнстых монокристаллах /l/чОз в области 190 -1200 им при 300 К обнаружено излучение повторяющее форму возбуждающего электронного импульса (250 кэВ; 0,05 кА/см2; 1 не). Установлено, что в AliO¿ истинный спектр ШКЛ начинается от 190 им и простирается далее 1200 им (рис.2.).

ШКЛ (г < 1нс) с близкими спектральными параметрами обнаружена также и в других ионных кристаллах оксидной группы: У3Л/5О12, YAIO-s, Y'¿SiOi, МдО, СаС03, ТеО-> (рис.2.). Выход ШКЛ в этих образцах, также как и в Al¿0¿ составляет (5- 7)-10~А в температурном интервале 78-1800 К. Представленные результаты свидетельствуют о единой природе ШКЛ, возбуждаемой в кислородсодержащих ионных кристаллах. Дополнительно были изучены две группы кислородсодержащих соединений в разных фазовых состояниях (кристалл, стекло, жидкость). Класс веществ с нонно-ковалентноп связью представлен особочистыми кристаллами и стеклами SiO-¿ (примесей < 10~т вес.%). Другую группу-соедпненпй на основе ковалентно - электростатической (водородной) связи составили: химически чистая дважды дистиллированная и обезгажен-ная вода, моно -и поликристаллы H¿0 (примесей < Ю-8 вес. %).

При электронной бомбардировке кристаллического и аморфного SiO-¿ зарегистрирована ШКЛ с г < 1нс в спектральном диапазоне 190-1200 нм. Выход ШКЛ SiO-2 не зависит от температуры в области 78-1270 К. ШКЛ

3,5 1,5 Е, эВ

Рис.2. Спектры катодолюминесценции оксидных монокристаллов: 1-УзА1йО 12. 2-МдО, 3-А1203 1нс , 0,05 кЛ'см2, 900 К), 4-А^Оз при 2,0 кА/ см^ ( 900 К), 5 - К1 при 900 К [2], 6 - спектр свечения АПЭ (х = 22 не, 78 К). Спектры 1-5 нормированы.

I

в диапазоне 220 - 1200 ни с г < 1нс обнаружена при электронном облучении Н20 в жидком и кристаллическом состояниях. Выход ШКЛ II-¿О также не зависит от температуры в интервале 78-370 К. Полученные значения ?/шкл для ЭЮ2 и Н20 равны величине 7-10-4, которая в свою очередь соответствует уровню 1]шкл, перечисленных ионных кристаллов оксидной группы. Таким образом ШКЛ, возбуждаемая электронными пучками с энергией IV,. < ]¥„ п кислородсодержащих неорганических соединениях, имеет единую природу, независимо от их состава, фазового состояния и модификации.

ШКЛ оксидных кристаллов (ОК), возбуждаемая мощными электронными пучками (\Уе > 1К0), отличается от других видов люминесценции широким бесструктурным спектром (190-1200 нм), малой инерционностью (г < 1 не), независимостью спектральных и энергетических (?/шк.л) параметров от температуры. По этим свойствам ШКЛ (ОК) можно отнести к свечению электронно-дырочной плазмы (фундаментальная плазменная люминесценция - ФПЛ), обнаруженной в некоторых щелочно-галондных кристаллах. С другой стороны, ШКЛ кислородсодержащих соединений по выходу наиболее близка к излучению Вавилова-Черепкова (В-Ч) по сравнению с тормозным, переходным, ондуляторным и синхро-тронным свечениями. Черепковское плученне безынерционно и имеет порог по энергии электронов в пучке возбуждения.

Пороговое значение энергии электронов, возбуждающих в сапфире излучение В-Ч, составляет 125-130 кэВ. В наших экспериментах энергия электронов в пучке, равная 250 кэВ, превышает пороговый уровень. В экспериментах на Бг02, Н2О, А120з, МуО, У3Л/5О12 и др. при использовании пучков мощного пнкосекундного электронного ускорителя была зафиксирована ШКЛ с нзлучательным временем < 10 пс. Спектры широкополосной люминесценции с т < 10 пс и 1 не совпадают независимо от температуры измерения. Таким образом, ШКЛ достаточно малоинерционна (г < 10 пс).

При энергии электронов, равной 250 кэВ, излучение В-Ч должно регистрироваться во всех неорганических кристаллах, так как у них и > 1,3. Обнаружено, что ШКЛ не наблюдается в фторсодержащих ионных монокристаллах ЫР, Мар, СаР2, МдР2, ЬаРз, СсРз и др., но в тоже время обнаружена в А120з, Н20, БЮ2 и К1, практически с одинаковым выходом 1]Шкл = 7-Ю""1. Кристаллы 1лГ имеют показатель преломления п = 1,39, а Н20 - и = 1,31, ЬаРз - п = 1,61, БЮ2 - н =1,54. Поэтому в А120з, БЮ2, Н20, К1 и других, выше указанных, кристаллах при 1Уе<\Уа реальный выход излучения В-Ч < 5-10-7, что по крайней мере на

три порядка ниже, чем ушкл = 7-1Ü"'1. Таким образом, нет сомнения что, ШКЛ кислородных соединений не является тормозным, переходным, он-дуляторным, еннхротронным и Черенковским излучениями.

В AhO-i, МдО, SiO-i, ЩО NaF, CaF¿, LaF¡ и других кристаллах с примерно одинаковой энергией E¡¡ электронное облучение наводит электронно-дырочную плазму одной и той лее концентрации. Тогда, механизм ФПЛ предполагает наличие ШКЛ во всех перечисленных соединениях. Однако в прямых экспериментах ШКЛ нами не была зарнгистрн-рована в кристаллах фторидов: LiF, NaF, LaF,3, Ся/^, CeF¡ и др. Такой же результат получен другими авторами при исследовании кристаллов BaF2 [10]. Поэтому с фундаментальной точки зрения, механизм ФПЛ не имеет достаточных основании для объяснения природы ШКЛ оксидных соединений.

ШКЛ наблюдается в различных по типу связи, составу и модификации неорганических соединениях, общим свойством которых является кислород. Следовательно можно считать, что в указанных материалах возбуждение ШКЛ характерно для кислородной подсистемы. При электронной бомбардировке, когда ]Ve < W0, в Al¿0¿, SiO2, ЩО и др. ударным смещением 02~ создаются короткоживущие 02~F2+ дефекты, параметры которых определяются величиной ударного смещения 02~, зависящей от энергии электронов в пучке. Таким образом, если за ШКЛ ответственны короткоживущие 02~F2+ дефекты, то свойства представляющего интерес излучения должны также определяться энергией электронов в пучке. Для проверки были измерены спектры КЛ AI2O3, SiO¿ и Н2О. При этом энергия электронов в пучке варьировалась в интервале 10-380 кэВ. Плотность тока задавалась от 0,05 до 2,0 кА/см2 из условия постоянства вводимой мощности на единичный объем вещества. Снижение энергии электронов в пучке возбуждения до 60±10 кэВ сопровождается появлением длинноволновой границы в спектре ШКЛ Л/2О3 при 810 им, SiO2 при 710 им и #20 при 615 нм. Дальнейшее уменьшение энергии до 12 кэВ преобразует ШКЛ в полосу К Л с максимумами при 390, 3G0 и 380 нм, соответственно, для AI2O3, SÍO2 и Н2О. Причем при изменении плотности тока пучка в диапазоне 0,01-2,0 кА/см2 не было замечено изменений спектров ШКЛ и КЛ с т<10 пс. Спектральные и энергетические характеристики К Л и ШКЛ, не зависят от температуры в интервале 78-1800 К для А1203, 78-1200 К для Si02 и 78-370 К для Н20. Таким образом, полученные результаты позволяют отнести ШКЛ-КЛ к излучению короткоживущнх 02~F2+ дефектов. Однако в этом случае необходимо соответствие спектральных характеристик КЛ-

ШКЛ со схемой электронных переходов в энергетической структуре 02~.

Валентные зоны А^Оз, БЮ-2 н Н^О близки по структуре. Причем первая (верхняя) валентная зона, состоящая из трех подзон, обусловлена в основном 2р-состояннем О2-. Электронное облучение наводнт высокую концентрацию (Ю20 см-3) горячих носителей заряда - электронов в зоне проводимости н дырок в валентной зоне. В этом случае реальны пзлучательные переходы электронов в 1—+2 подзонах верхней валентной зоны. Действительно, спектральные параметры КЛ А1^0з, БЮч и #2 О (И7,. =10 кэВ) совпадают с энергетической схемой электронных переходов 1—»2 2р 02~ - валентных подзон. Однако точное заключение возможно лишь на базе прямого сравнения характеристик КЛ, возбуждаемой электронами с энергией \¥е =10 кэВ, с данными исследований 2р 02~ энергетической структуры валентной зоны кристаллов А1^0з и Б¡0-2-

Для этой цели использовалось излучение фемтосекундного перестраиваемого Зи, 4ш :Тг:А1'20з лазерного комплекса большой мощности со следующими параметрами: 205-=-320 нм; 150-^200 фс; 0,001-100 ТВт/см2 Фоторезистнвным методом в А^Оз (Ед = 9,6 эВ) и БЮ^ {Ед=8,5) зарегистрировано эффективное поглощение двух и трех фотонов лазерной накачки (10-4-18,2 эВ). Полученные результаты указывают на то, что имеет место ионизация кислорода из первой п второй подзон 2р-зоны. По величине фототока в А^Оз и БЮ^ найдена концентрация электронов зоны проводимости: пе =1019-^ 1021 см-3. На временном интервале 0,01 не плотноть горячих дырок на единицу объема (п/,) равна пе. Далее были измерены спектры излучения и возбуждения А^Оз и БЮ?- Интенсивность возбуждающего света регулировалась так, чтобы концентрация оптически наведенных е,Л -пар соответствовала уровню Ю20 см-3, который был достигнут в Л/2О3 и 5г02 под действием электронного пучка: Юч-380 кэВ; 0,054-2,0 кА/см2; 10 пс.

При мощном фемтосекундном лазерном облучении кристаллов А1^0з и ЗгО-2 обнаружена ФЛ с т < 1 пс. Интенсивность ФЛ по кубическому закону зависит от плотности мощности лазерных импульсов. Это означает, что данный тип излучения возбуждается вследствие поглощения трех фотонов накачки. Минимальная энергия трехфотонного возбуждения ФЛ в Я/2О3 составляет 14,5 эВ, 5г02 - 13 эВ. Полученные значения по шкале энергий соответствуют потолку второй подзоны верхней валентной зоны. Спектр трехфотонного возбуждения люминесценции с г < 1 пс простирается до 18 эВ в А^Оз и 17,5 эВ в БЮ?- Эти уровни энергий достаточно точно совпадают с положением дна второй подзоны верхней валентной зоны. Спектральный диапазон фотолюминесценции

с т < 1 пс совпадает с шириной второй подзоны верхней валентной зоны Согласно условию эксперимента, концентрация электронов зоны проводимости в процессе фотононпзацннп (пки = 9-т-13 эВ, п=2, 3) А^Оз и 5Ю-2 поддерживалась на у!)овне Ю20 см-'1. Однако при такой высокой плотности электронов, заброшенных в зону проводимости на глубину до 4 эВ, свечение с т < 1 не не обнаружено. Все эти результаты свидетельствуют о том, что в А1%Оз и БЮ'2 ФЛ г < 1 пс обусловлена нзлуча-тельнымн электронными переходами между первой и второй подзонами верхней валентной зоны. И, наконец, огибающая спектрального распределения ФЛ т < 1 пс четко совпадает со спектром КЛ, измеренным при энергии электронов 10 кэВ. Таким образом, КЛ А^Оз, БЮч и НгО с т < 10 пс при ]Уе — 10 кэВ обусловлена нзлучательными электронными переходами в 1—+2 2р 02~ - подзонах верхней валентной зоны.

Время затухания валентной КЛ (< 10 пс), ФЛ (< 1 пс) Л/20з, БЮ^ и II2О обратно пропорционально вероятности (Л) излучательных электронных переходов 1—>2 подзон верхней валентной зоны, которая близка к вероятности релаксации горячих дырок.

Таким образом для А^Оз, БЮч и 11^0 имеем:

1. )• - величина ударного смещения 02~ -параметр 02~Г2+ короткожн-вущего диполя зависит от энергии электронов в пучке.

2. Характеристики ШКЛ —> КЛ трансформации определяются также энергией электронов в пучке (10-350 кэВ).

3. Верхняя валентная зона, состоящая их трех подзон, обусловлена 2р состоянием 02~.

4. За малоинерционную КЛ при 10 кэВ ответственны электронные из-лучательные переходы 1 —> 2 2р 02~ - подзон верхней валентной зоны.

5. Излучательные времена КЛ < 10 пс и ФЛ < 1 пс согласуются с кинетикой безизлучательных электронных переходов в валентной зоне (релаксации горячих дырок).

Эти результаты свидетельствуют о том, что ШКЛ обусловлена электронными нзлучательными переходами 1 —» 2 2р 02~ - подзон верхней валентной зоны, которая при ударном смещении 02~ подвергается деформации.

Как показано выше, при электронном подпороговом облучении А^Оз, в окрестности ударносмещенных ионов 01~ формируются сильные локальные короткожнвущне внутрпкристаллпческие поля возмущения, напряженность которых зависит от энергшш электронов в импульсе облучения. Так при 60-100 кэВ усредненная напряженность локальных полей возмущения равна 1.5-4,2 МВ/см, а при 250 кэВ достигает 25 МВ/см.

Мы полагаем, что столь сильное возмущение о2- - подсистемы способно привести к уширению подзон верхней валентной зоны. В этом случае спектральные параметры ШКЛ, обусловленной электронными излуча-тельными переходами 1 —>2 2р 02~ - подзон верхней валентной зоны, будут определяться их степенью ушпрення. Для прямой оценки величины деформации проведен расчет изменения ширины верхней валентной 2р 02~ - подзоны для кристалла А^Оз в зависимости от напряженности локального внутрикристаллического поля возмущения. В качестве базисных функций выбраны волновые функции 2р состояний 02~ в виде:

Ф = Е «,• I Р >, (з)

1=1

где \р > - нормированные, < р,- |р,- >=1 взаимно ортогональные базисные функции, г=1,...,9 - нумерует ионы кислорода, входящие в элементарную ячейку А1^0з. Применяя уравнение Шредпнгера и метод ортогоналнзо-ванных плоских волн, получаем систему уравнений:

Е < Р< | Н | щ > щ - ей! = 0. (4)

1=1

Собственные значения энергии е находим из решения секулярного уравнения:

с/е/(Я,7 - ебц) = 0, (5)

Результаты расчета приведены в таблице 2.

Ширина верхней валентной подзоны е в кристалле А1}Оз, образованной 2р состояниями кислорода.

Методика Ширина верхней подзоны, е эВ

Теоретический кластерный метод решение секулярного уравнения

расчет Е 0 Е=0,1 МВ/см Е=1,5 МВ/см

1 3,1 3,35 4,68

ВУФ-эксперимент | ЗД - -

КЛ-эксперимент | 3,1 3,2 4,5

В К Л - эксперименте по значениям Е= 0,1 и 1,5 МВ/см, формуле Е — (лт2^-) 11 по распределению Е заданы соответственно величины \¥е = 15 и 60 кэВ. Напряженность внутрикристалличсских локальных полей возмущения квадратично зависит от энергии электронов в пучке.

Данные эксперимента, такие как ушпренпс на 40 % спектра КЛ при изменении в 4 раза энергии электронов с 15 кэВ до 60 кэВ (Е- в 16 раз), хорошо согласуются с результатами расчета приведенными в таблице 2. Это дополнительный аргумент в пользу того что, широкополосная катодолюминесценцпя в кислородсодержащих соединениях обусловлена электронными переходами 1 —»2 в 2р 02~ подзонах, уширенных в результате действия сильных локальных возмущающих полей в окрестности ударносмещенных ионов 02~. Таким образом, в ходе электронной бомбардировки кислородсодержащих соединений имеет место деформация подзон верхней валентной зоны, как результат действия сильных короткожпвущих полей возмущения на ноны 02~ при их кратковременном ударном смсщешнш из регулярных позиций.

Передний фронт импульса ШКЛ < 5пс повторяет динамику нарастания энергии электронного пучка. Следовательно, возмущяющне поля образуются за время < 5 пс. При ]¥е < \\га Р2+02~ дефекты залечиваются восстановлением регулярных 02~ позиций. Это является признаком упругого взаимодействия электронов с регулярными 02~ нонами. Кристаллические соединения, кроме того, обладают объемной упругостью. Поэтому в процессе залечивания Е2+02~ дефектов неизбежны колебательные возмущения. Полное время релаксации возмущяющего поля (<г) невозможно оценить по затуханию ШКЛ (< 10 пс) потому, что не исключен случаи 1Г > тшкл. Для измерения времени релаксации сильных короткожпвущих полей возмущения была разработана следующая методика. Образцы А^Оз толщиной 60 мкм облучалиь синхронно с противоположных плоскостей пикосекундными (240кэВ; 5,0 кА/см2; 10 пс) и наносекунднымп (60 кэВ; 1,0 кА/см2; 5 не) пучками электронов. Энергия электронов и плотность тока выбирались так, чтобы во всем объеме кристалла каждый из пучков на интервале 10 пс создавал близкую к Ю20 см-3 концентрацию горячих носителей заряда. Наносе-кундный электронный пучок возбуждает в А1чОз КЛ при 380 нм и генерирует в течение 5 не заданную концентрацию горячих электронов и дырок. Пнкосекудный же наводит поля возмущения и тем возбуждает ШКЛ. Спустя 1 пс по окончанию пикосекундного импульса, продолжается создание горячих электронов и дырок наносекундным пучком. Тем самым создаются условия наблюдения кинетики релаксации сильных короткожпвущих локальных полей возмущения в диапазоне 1 - 5000 пс. В этих экспернмснтаах установлено, что в оксидных соединениях релаксация сильных внутрикрпсталлических локальных полей возмущения в окрестности ударно смещенных ионов 02~ протекает за время < 10 пс.

Четвертая глава с кратким обзором известных данных посвящена описанию результатов исследования процессов возбуждения собственных и примесных дефектов ионных кристаллов в интенсивных полях ионизирующих излучений.

Мощное облучение светом широкозонных кристаллов: Сг^Тг.АЦО^: Се,ТгУАЮз\ Се, Рг, М/:У3А/5012; Тг.ВеА120Сг:Мд2ЗЮ5; Се:Са^2; СеУЫР/[; Се\ЫЬиР\ [19,129-130] сопровождается интенсивным свечением примесных ионов редкоземельных металлов. Между тем в многочисленных экспериментах по усилению пробных импульсов при оптической когерентной накачке кристаллов Се,ТгУАЮз; СеУзА1^0\2] Се:СаР2', СеУЫР^ усиление лазерных импульсов так и не было достигнуто. На основании анализа полученных результатов можно предположить, что наведенные потерн - связаны с ионизацией центров, сопровождающейся появлением фотоэлектронов в зоне проводимости. В таком случае при оптическом и электронном облучении кристаллов должна наблюдаться единая закономерность рекомбинационного взаимодействия электронов зоны проводимости с примесными ионами. Исследования были начаты с изучения особенностей механизмов передачи больших плотностей энергии примесным дефектам при взаимодействии оптических импульсов с лазерными средами (ТкА^Оз; Се:ЫЬиР1) и средами с неподтвержденным лазерным эффектом (Се,ТгУАЮз\ СеУзА^О^', СеУЫР.4).

Обнаружены следующие особенности ФЛ: а) с ростом интенсивности (/) лазерного облучения кристаллов, зафиксированы две стадии в снижении нзлучательной эффективности примесей, в) наблюдается высокая стабильность квантового выхода (7/) ФЛ примесных ионов при воздействии мощных широкополосных оптических вспышек наносекундной лампы. Полученные результаты объяснены большим различием спектральной интенсивности при ламповой (0,01 МВт/нм см2) и лазерной (100 Мвт/пм см2) накачках. Исходя из этого, была предложена следующая классификация: наносекундная ламповая накачка (возбуждение) -мягкий тип оптической накачки, и лазерная - жесткий тип накачки.

С ростом интенсивности лазерного воздействия 7/ на начальной стадии снижается по квадратичной зависимости и далее процесс происходит по более сложному закону. Тогда как во всей шкале I зависимость наносекундных импульсов фототока сохраняет параболическую закономерность. Данные результаты указывают на двухступенчатый процесс оптической ионизации примесных дефектов. Квадратичный участок снижения 1) примесной ФЛ соответствует:

2!wv

где 21ns,, > IV,, /^-параметр двухступенчатого возбуждения, Iii;,, -энергия фотонов накачки. Формула (6) получена сопоставлением измеренных значении 7/ и энергетического положения основного состояния примесных центров по отношению к дну зоны проводимости - Wi-

Двухступенчатая ионизация примесей рождает положительно заряженный центр (МеА+) и электроны зоны проводимости. В AI2O3 с примесью Ti3+ прп мощном облучении третьей гармоникой YAG : Nd лазера (двухфотонное возбуждение Ti3+ в полосу прп 7,0 эВ -переход 2Т^д - 45) в результате ионизации ионов Тг3+ (2hи —> Тг3+ —> TiA+ + е) имеем положительно заряженные ноны и свободные фотоэлектроны. Зонные электроны рекомбшшруют с любыми нейтральными пли положительно заряженными центрами. Казалось бы в силу кулоновского взаимодействия вероятность обратной рекомбинации электронов с Ti4+ ионами должна быть чрезвычайно высокой. Однако в эксперименте помимо ФЛ Тг3+ ионов неожиданно регистрируется полоса ФЛ Ti2+ (395 нм, 170 не, 300 К). Полученный результат свидетельствует о том, что вероятность следующей рекомбинации Ti3+ + е —> Ti2+ + hi>Tii+ более чем десятикратно превосходит ожидаемую. Подобная картина возможна лишь при достаточном искажении кристаллического поля в окрестности либо оптически возбужденных, либо находящихся в основном состоянии примесных понов Тг3+. Для уточнения на этом же кристалле был проведен дополнительный эксперимент. Воздействуя излучением 4u>:YAG : АГ(/-лазера в полосу 2С0 нм, был реализован двухступенчатый режим ионизации F+ центров. Причем концентрация фотоэлектронов в 10-наносекундном диапазоне поддерживалась на том же уровне, что и в случае ионизации Тг3+ центров (двухфотонное возбуждение в полосу 7,0 эВ). Полученный результат свидетельствует в пользу того, что возбужденные Ti2+ ноны образуются главным образом в результате рекомбинации фотоэлектронов зоны проводимости с ионами Тг3+, находящимися в основном состоянии. По аналогичному характеру поведения выхода ФЛ примесей в различных кристаллах сделано заключение о том, что вклад неквадратичной составляющей снижения ?/ ФЛ актпваторных центров зависит от эффективности конкурирующего взаимодействия зонных электронов с невозбу-жденнымп примесными дефектами.

Часть наведенных горячих электронов и дырок, теряя энергию, образуют свободные и автолокализованные экентоны, которые также участвуют в возбуждении примесных и собственных дефектов. Известно, что в

ЩГК передача энергии примесным ионам экситонным путем значительно уступает эффективности электронно-дырочного возбуждения Данная закономерность была проверена на радиационпостойкпх широкощелевых оксидах и фторидах. В монокристаллах Л/20з; YAIO3; У3Л/5О12 с концентрацией примесей Ti и Се порядка Ю-5 вес.% электронные пучки (250 кэВ; 1,5 кА/см2; 1нс) возбуждают свечение примесного состава и АЭ. В температурной области 30- 570 К зависимости ?] KJI АЭ и примесных ионов резко отличаются в пользу последних и никак не коррелируют между собой. Следовательно, вклад экситонного механизма в создание (Ti3+)' II (Се3+)* центров незначителен.

ФЛ Тг3+ в а- - Л/2О3 (1,6 эВ; 3,0 мке; 300 К) возбуждается в полосах при 2,53; 7,0 эВ и в области фундаментального поглощения > 9,6 эВ, а ФЛ Ti2+ (3,95 эВ; 195 ± 55 не; 300 К) только под действием ВУФ импульсов > 9,6 эВ. Нами показано, что (Тг2+)* центры формируются за счет последовательной рекомбинации горячих дырок и электронов с ионами Тг3+. К Л Ti3+ и Ti2+, не отличается по интенсивности, и поэтому возбуждение их равновероятно. Это первый признак того, что и за КЛ Тг3+ ответственна рекомбпнационная перезарядка Тг3+ горячими дырками и электронами. В пользу данного механизма свидетельствуют также следующие результаты. При температуре от 78 до 350 К практически не изменяется крутизна (S = dl/(It) субнаносекундного нарастания спектров К Л Ti3+ и Т г2+. Температурные зависимости выхода К Л и ФЛ Ti3+ идентичны на временном отрезке, равном постоянной затухания ФЛ при внутрнцентровом возбуждении. Аналогичный характер температурных зависимостей S, // КЛ и ФЛ примесей Ti3+, Се3+, Рг3+, наблюдается в выше уукачанных кристаллах. Таким обрачом, при электронном облучении кристаллов оксидной и фторнднон групп возбуждение и перезарядка примесных ионов происходит главным образом с участием горячих дырок и электронов.

Обнаружено, что выход КЛ одинаковых по интенсивности полос Ti2+ и Ti3+ практически линейно возрастает с увеличением концентрации ионов Ti3+ в кристаллах AI1O3. В данной серии экспериментов концентрация Ti3+ варьировалась от Ю-7 до Ю-1 вес.%. Тем самым расстояние между примесными узлами решетки изменялось в пределах от 103 до 109)а. Поэтому, задавая плотность тока для каждого образца на уровне 2 кА/см2, была создана концентрация горячих е и h m=1020 см3, реализовано условие nR = const, и следовательно получена возможность оценить сечення взаимодействия электронов и дырок с примесными дефектами. Выявлено, что в каналах миграции зонных электронов и дырок пронс-

ходит равновероятная перезарядка ^ ^р) примесных ионов Тг3+ в А120^. Тогда для пробега горячих электронов (Л) и дырок (7?/,) выполняется условие /? ~ /?;,.

Известно, что в кристаллических ецннтилляторах выход рентгенолю-минесценщш может дотигать 10 % при концентрации активатора порядка 0,01 %. Высокие энергетические параметры КЛ обнаружены в кристаллах А1203 : П,У,Сг; УАЮ3 : Се,Тц У3А1ъОп ■ Се,Рг; ВсА12Оа : Тг, МдгБЮь : Сг; У ЫР.\ : Се; С а : Се - относительный выход КЛ ()/) ионов активатора (измерено в %) на два порядка превышает ожидаемый по их концентрации N. Выход КЛ активторных центров (//„) определяется соотношением >/„ ~ Зарегистрированный выход

примесной КЛ указывает на стократное превосходство ап над сечением взаимодействия г, ¡1 с катионами основного вещества (сг). Кроме того, как отмечено выше, вероятность взаимодействия свободных фотоэлектронов с ионами Т7'!+ пзовалентно встроенными в решетку А120з десятикратно превышает ожидаемую величину. На базе измерений выхода КЛ и ФЛ примесей предложено, что а„ задастся характеристиками возмущающего поля активаторных ионов. Для более надежного вывода проведены измерения концентрации ионов активатора, находящихся в возбужденном и основном состояниях во время и после электронного удара.

Образцы, содержащие 0,01 вес. % указанных примесей, облучались пучком электронов (1,0 кА/см2) и через интервал времени 5 - 106 не в зависимости от т излучения центров подавался оптический импульс в полосы поглощения активатора. Для А12Оу : Тг интенсивность ФЛ ионов Тг3+ (1,0 эВ; 3 мке; 300 К) при возбуждении до и спустя 5 мке после электронного удара имеет одно и тоже значение. Однако, если воздействие световым импульсом провести через 5-100 не, то интенсивность ФЛ 7,г1+ оказывается на два порядка ниже, чем при задержке 5 мке. При этом наблюдается эффективное короткоживущее просветление полосы поглощения 773+ на 2,53 эВ. Эти данные однозначно свидетельствуют о том, что в ходе электронного облучения подавляющее число (98-99 %) центров Тг3+ переходит в возбужденые или другие зарядовые состояния. Аналогичная картина выявлена и в других кристаллах. Эффект просветления примесных полос поглощения наблюдается в указанных крпсталлх при плотности тока в пучке,равной 1,0 кА/см2. В этом случае концентрация наведенных электронов и дырок достигает ~ Ю20 см~3 и их пробег (Л)~300 А". Тогда в соответствии с 100 а, Ю20 горячих электронов и дырок могут побывать в 1022 узлах решетки. При концентрации примесных ионов порядка 101!1 см~3 практически 90 % примесных и собственных

.узлов решетки провзанмодснствуют с горячими носителями заряда. То есть а„ действительно на два порядка превышает а. Значительное превосходство аа нуждается в объяснении, так как в явном виде отсутствуют факторы, стимулирующие электронно-дырочный механизм возбуждения актнваторной КЛ.

Для разрешения данной проблемы рассмотрим строение электронных оболочек собственных и примесных ионов. В группе исследованных кристаллов имеются существенные отличия в электронных системах примесей и катионов основного псшества. Так ионы !Гг3+ (3с/1) замещают Л/3+ (2//'), а ноны С'с3+ (б//5) замещают }'3+ (4//'). Регз'лярное внутрпкри-сталлнческос поле определяется кулоновским взаимодействием катионов и анноноп, заряд которых сформирован внешними электронами в -, р-, (/- подгрупп внешней оболочки. Возмушяющий потенциал в окрестности узлов решетки, занятых примесью, формируется за счет различия энергетической структуры я-, ]>- и гI -валентных электронов примесных и собственных ионов. Это может быть основной причиной эффективной рекомбинации горячих дырок и электронов с перечисленными активатор-нымп нонами. Если это так, то эффективность возбуждения примесей будет более низкой при незначительном различии электронных структур активатора и собственных ионов катпонной подсистемы. Такими кристаллами являются ЬаРз с примесью Сс3+(Ьа3+ -5р6, Се3+ - 5рв), СеРз:Агг/3+ (Се3+ - 5/', -5/') и Сс1Р2-.Ад3+ (Сс12+ -4с1\ Ад2+ -4сР).

Действительно, выход КЛ Се3+ ионов в ЬаРз - (5с/-4/: 285 нм, 20 не, 300 К) соответствует их концентрации и на два порядка ниже эффективности КЛ Се3+ (5(/-4/: 360 нм, 35 не, 300К) в УАЮ3. Кроме того, при электронной бомбардировке наблюдается существенное различие в населенностях квантовой системы Сся+ в ЬаРз и УАЮз, а именно, но замечено изменений оптической плотности в полосах поглощения Се3+ в ЬаРз, но наблюдается сильное (98 %) наносекундное (<1 не) просветление полос поглощения Сс <+ в УАЮз (рис.3). Эти эксперименты проводились на кристаллах ЬчРз и УАЮз с одинаковой концентрацией Се3+, составляющей 0,1 вес.%. И, наконец, эффективность КЛ и динамика оптического поглощения примесей при мощном электронном облучении кристаллов N<1:0ер| и Ад'.СйРч хорошо согласуются с данными полученными на Сс:ЬпР^. Таким образом, величина а„ определяется параметрами электронных систем я -, р-, <1 -подгрупп внешней оболочки катионов собственного вещества и активатора.

Так же представляет интерес механизмы возбуждения горячими носителями заряда собственных дефектов в кристаллических структурах. В

Рис.3. Спектры КЛ (1,3) иФЛ (2.4) кристаллов Се:1_аРз(1,2) и Се:УАЮ3 (3,4). Кривые затухания КЛ Се3+ в 1.аРз (5) и УАЮз (6). Зависимость интенсивности ФЛ Се3+ ионов в 1.аРз (7) и УАЮз (8) от времени задержки импульса возбуждения. Зависимость выхода КЛ Се3+ в 1_аР3 (9. 10) и УАЮ3 (11, 12) от плотности тока: 9, 11 - 0,01 ; 10, 12 - 0,1 вес.% Се.

ходе мощного электронного удара при воздействии фильтрованным излучением импульсной лампы в М полосу ЫЕ обнаружено незначительное изменение интенсивности ФЛ ^ центров (Д 1р2 < 0,1 %). Поэтому не -деградация М полосы (поглощение ^ и центров с учетом высокой эффективности наносекундного нарастания поглощения Fз ЦО и синхронного падения амплитуды ФЛ F:(f центров обусловлена перезарядкой: + г. —» . Отсюда очевидно, что в ЫР горячие носители заряда (е и Ь) обладают шпким по величине сечением взаимодействия с центрами (а/.-,). Из сравнения выхода КЛ F2 ЦО, Д 1р2 и концентрации ^2 ЦО следует, что ар2 соответствует сечению взаимодействия горячих е и /г с регулярными узлами решетки (ст).

Далее закономерно возникает вопрос о величине сечения взаимодействия наведенных е и к с F центрами (ар). Для решения этой проблемы рассмотрим закономерности взапмодейстия горячих е и /г с .Г ЦО в ^/¿Ол, где экситонный механизм дефектообразования не проявляется. F и F+ ЦО в монокристаллах Л/2 О.) создаются по ударному механизму с пороговой энергией смещения О2' , равной ~ 70 эВ. Поэтому при бомбардировке (2кА/см2, 5 не) кристаллов Л/2О3 электронами с допоро-говои энергией (1< ТК0 ~ 390 кэВ) образования стабильных ЦО

формп!)уется лишь высокая концентрация (я = Ю20 см-3) горячих носителей зарядов е и Л. Стабильные Г центры окраски в А1^0з наводились термохимически - окрашиванием в парах А1 при 2273 К и нейтронным излучением (флюенс 1015 - 1018 нейтрон/см2). Причем на этапе синтеза в эти образцы внедрены нзовалентные примеси редкоземельной (Сг3+) и переходной (Т/',!+, К3+, Мп3+) группы с концентрацией 10~3 вес. %. Концентрация стабильных Г ЦО на два порядка превышает концентрацию примесных центров. Однако интенсивность КЛ примесных дефектов в 4-^8 раз превышает уровень излучения ^ центров (рис.4). Этот результат свидетельствует о том, что эффективность взаимодействия горячих элгктроноп и дырок с нейтральными примесными дефектами (бтл) почти на 2,5 порядка выше, чем эффективность взаимодействия с F центрами (а„ >> а/. ). Для .4/20:1 показано, что в таком же соотношении <т„ >> а. Следовательно, в .4/20;) значение ар соизмеримо с а.

В Мдр1 предварительно F ЦО были наведены электронным облучением. При 78 К под действием импульса Аш:УАС:МЛ лазера (266 нм) через т < 5 не обнаружено появление полосы поглощения при 370 нм. Последующее облучение электронным наносекундным пучком при 78 К разрушает полосу 370 нм до исходного уровня за время < 5 не и синхронно восстанавливает первоначальную концентрацию F центров (рис.5). Бы-

Рис.4. Спектры поглощения (1-3) и КЛ (V- 3' ) кристаллов И, Сг, V: /М2О3: 1 - исходный; 2 - окрашенный аддитивно; 3 - окрашенный нейтронами. Измерено при 300 К.

страя прямая н обратная перезарядки Р н Р~ центров при 78 К иочможня только с участием зонных электронов. В ходе электронного облучения или Р - подсветки кристаллов МдР2 выход КЛ и ФЛ Р~ ДО составил ~ ОД % (1)ис.5). При этом исходная концентрация Р ЦО была на уровне 1019 см-3. Поэтому в кристаллах Мдр2 сечение взаимодействия горячих электронов с Р центрами также не выходит за рамки величины а. Таким образом, сечение взаимодействия горячих носителей заряда с собственными дефектами Р - типа согласуется с величиной а.

Эффективность взаимодействия горячих носителей заряда с дефектами кристаллической решетки определяется выражением Аг — а (/?е + /?/,), где, П( ~ /?/,. Для исследования Вс и а удобно применить одноэлек-тронное приближение, когда рассматривается движение одного электрона п самосогласованном поле кристалла, создаваемом ядрами и всеми другими электронами. Уравнение Шредингера для волновой функции электрона в самосогласованном поле имеет вид:

г) + Щг)ф(т) = ПЧА(г) (7)

где и (г) - самосогласованный потенциал, удовлетворяющий условию периодичности 11 (г + а) — II(г), а - постоянная решетки, \\г - энергия. Для кристалла из N ячеек волновая функция ф является приближенным решением уравнения и имеет вид:

1 г

*/',,>(г) = ууу"«(г) схр^Рг> где "(г +п) = "(г)> (8)

где р — Ьк - квазипмпульс электрона. Уравнение периодической функции получено из (7-8) в виде :

[Щг) + ^ _ ],,,„• = АД'„„. + (9)

Теорема Блоха утверждает, что С1)едияя скорость для состояний вида (8) равна производной от энергии по квазннмпульсу: и^ — То есть, в потенциале II{г) идеальной кристаллической решетки состоянию соответствует незатухающее во времени направленное движение электрона. Таким образом, в идеальной кристаллической структуре сечение взаимодействия движущихся электронов с регулярными узлами решетки (а) стремится к нулю. Сечение взаимодействия электронов зоны проводимости с дефектными узлами решетки а„ соответствует сечению переходов примесных ионов (пли центров Р типа) в возбужденнное состояние. Определив значение Ы* (число дефектов, возбужденных горячими электронами), найем выход К Л излучающих центров (г])

Рис.5. Спектры поглощения (1-3) и ФЛ (4) кристаллов Мдр2: 1-образец окрашенный электронами; 2 - образец 1 после облучения 4«:УАС:Ыс) лазера при78 К; 3 - кристалл 2 после облучения одним импульсом электронного пучка при 78 К; 5, 7 - кинетика затухания ФЛ при возбуждении в полосу 420 нм; 6 - момент воздействия электронного пучка; 8 - зависимость выхода КЛ центров от концентрации Р ЦО.

ЛГ* = ЛГ,| пе ] а(у)Г(у)1нЬ>, (10)

г,,,,,,

где А*,/ - концентрация активаторных ионов нлн центров .Р типа, находящихся в основном состоянии, - функция распределения горячих электронов по скоростям, а и, -их число в единице объема. Интеграл представляет вероягноть пошпацп (возбуждения) примесного иона или .Г,, центра (»=1,2) в единицу времени. !>,■,„,„ и определялись экспериментальным путем. Используя (10), составим следующее аналитическое выражение для выхода КЛ.

АГлпг /' а„(у)Г(г))нЬ

(П)

(Аг - 1\г,1)пс Г

''...«г

где N - полная концент1)ация ионов в единичном объеме. Полученный интервал скоростей л,,,,-,,, и„шх для электронов зоны проводимости соответствует закону дисперсии электронов в кристалле для функций Блоха вида:

= / ^(г)(--У)^(г)с13г. (12)

у т

Поэтому в области г'„„„, и„,ЯГ1 когда сечение ионизации ионов собственного вещества стремится к нулю, о„(и) и о(у) уже практически не зависят от скорости свободных носителей заряда и определяются только свойствами вещества. Отсюда, упростив выражение (11) получаем соотношение для 0,1/0:

о, N - IX, ,

— -Ч —ГТ-• 13)

о А',/

По величине 0,1/0 оценим пе])нодпчность функции 11*(т). Согласно (89), без учета фононных флюктуанпй 1)сшеткп электроны со скоростями '' < ''тих обладают незначительной величиной сечения взаимодействия с регулярными узлами решетки. В экспериментах при г;,,,,-,, < V < у„мх значение о„ (кроме Сс.ЬаЕ|, Аг</:С'сР; 1 и Лц:С(¡Рг) по отношению к регулярным ионам собственного вещества {оа/о) превышено более чем на два порядка. Это означает, что в окрестности примесных дефектов потенциал и*, сформированный главным образом -подгруппами внешней оболочки примесных ионов, как функция от (г + а), утрачивает регулярность. Тем самым правило Блоха нарушается, и функция средней скоро-

сти электрона и,,; - - Л,, (1К0 — И7*),,, становится четной. В этом случае, как свидетельствуют результаты экспериментов, зонные электроны и дырки эффективно передают энергию примесному дефекту. Таким образом, в окрестности ,РП центров («=1, 2) ионных кристаллов зависимость потенциала и* от (г + а) близка к регулярной: и (г) и 11* (г + а). Данное утверждение справедливо и для нзовалентно встроенных примесных дефектов, если электронные .•>,;>- внешние оболочки активатора и катионов основного вещества близки по структуре [Ау-СйРу, С'е:ЬаГ3\ Лг(1:СеРз).

Пятая глава касается особенностей возбуждения кристаллов ионизирующим излучением высокой плотности.

В лазерных кристаллах А^Оз, БЮ^ и др. при температурах 78 -1273 К параметры малопнерционной ШКЛ стабильны (И^ < И',). Данное обстоятельство обуславливает интерес к возможности усиления света на 2р02~ валентных переходах при накачке А^Оз н Б ¡О 2 мощными электронными пучками. В экспериментах использовались особочистые кристаллы А1-20}, БЮ2 и кварцевый световод толщиной 100 мкм. В этих измерениях пространственно - временной метод анализа амплитуды (/г) зондирующего некогерентного оптического сигнала дополнен лазерным источником пробных импульсов (N-2 лазе]), 337 нм). При электронной накачке (250 кэВ, 10 к А/см2, 5 не) особочпстых кристаллов А^Оз и БЮг в области >200 нм практически отсутствуют наведенные потерн. Однако на инверсных 2р02~ переходах усиление пробных лазерных импульсов не было зарсгистрпрованно. Концентрация ударновозмущенных ионов о2- достигала величины ~ 10 см . Спектр ШКЛ с т < 10 пс простирается от 190 до 1200 нм, АА/яд'л ~ 1000 нм. Поэтому спектральная плотность 2р02~ населенности незначительна. Отсюда и коэффициент усиления пробных пмпз'льсов (ширина линии 337 нм, ДА,,Г0ье ~ 0,01 нм) оказывается пренебрежимо малым. Вместе с тем, если ДА,,гоъс и ДАщ¡;л соизмеримы, существует возможность использования данной среды для усиления широкополосного лазерного излучения и прежде всего импульсов фемтосекундного диапазона (7-4-100 фс), у которых ширина спектра составляет соответсвенпо 150-4-20 нм (До-1 ~ 1 /т).

В кварцевом световоде выход И1КЛ возрастает с его длиной (/). Данный результат можно объяснить эффектом концентрации излучения в объеме световода, а также усилением широкополосных импульсов света на инверсных 2р02~ валентных переходах. Для уточнения проведены следующие исследования. Двойная, разделенная прегородкой, спираль из маломодового Б¡0-2 волокна облучалась с противоположных сторон нано- и пнкосекундным электронными пучками с параметрами: 2

кА/см2, 250 кэВ. Поглощающая электроны полиэтиленовая перегородка толщиной 1 мм располагалась в плоскости спирали. Часть спирали (/=8 см), облучаемая пикосекундным пучком (10 пс), генерировала оптические импульсы с г=0,4 не. Эти импульсы достигали остальные витки спирали (/=150 см) к началу их бомбардировки наносекундным пучком. Пнкосекундный оптический импульс, пройдя 150 см волокна возбужденного наносекундным пучком получает четырехкратное усиление. При этом интенсивность спонтанного излучения увеличивается в 18 раз. На базе полученных результатов был разработан ряд широкополосных пнко - наносекундных кристаллических и волоконных генераторов света.

В настоящее время достигнут значительный прогресс в создании пико-фемтосекундных (пс-фс) УФ-ИК лазерных Ti:Al2Oi- комплексов. Дальнейшее развитие пс-фс перестраиваемых твердотельных лазерных систем связано с необходимостью разработки и исследования активных сред с толщиной рабочего слоя, равной 10-300 микрон. Кристаллические среды таких размеров созданы нами на основе кристаллов LiF с F2 центрами окраски. Проблема миниатюризации была решена путем использования наносекундного сильноточного ускорителя (50-150 кэВ). На этих кристаллах реализован наносекундный режим лазерной генерации. При лазерной накачке LiF наблюдается деградация F2 ЦО. С другой стороны, при ламповой наносекундной накачке лазерных сред эффект оптического разрушения F2 ЦО не зафиксирован. Данные результаты стимулируют необходимость исследования закономерностей взаимодействия вспышек наносекундной лампы и лазерного излучения с F2 ЦО в LiF и выявлению возможности стабильного усиления сверхкоротких лазерных импульсов миниатюрными средами на основе F2 ЦО LiF.

На образцах, облученных сильноточными электронными пучками, исследована оптическая устойчивость эффективности генерации и усиления лазерного излучения при наносекундной поперечной ламповой и когерентной накачках. При наносекундной ламповой накачке F2 ЦО стабильны. Полученные результаты объясняются чрезвычайно сильным различием спектральных интенспвностей при ламповой (0,01 МВт/нм см2) и лазерной (100 Мвт/нм см2) накачках. При одинаковой энергии и длительности лазерного и лампового импульсов мы имеем различие по спектральной интенсивности четыре порядка. Миниатюрные лазерные элементы поочередно облучались отфильтрованными импульсами наносекундной лампы в спектральных диапазонах 410-510, 275-340 и 200-275 нм, а затем подвергались воздействию лазерных импульсов с длинами волн 440 нм (С440) и 308 iim (ХеС1). В соответствии с результатами

экспериментов на энергетической схеме F-i центров показан уровень 4,5 эВ, соответствующий минимальной энергии ионизации. Отсюда процесс фоторазрушення F^ центров в LiF имеет место лишь при условии nhuv > 4.5 эВ, где п — 1, 2. Проверена возможность усиления сверхкоротких (110 фс и 1 пс) лазерных импульсов в кристаллах LiF с F2 центрами при поперечной наносекундной ламповой накачке в полосу 410 нм (2,8 эВ). Для этой цели был использован кристалл с толщиной рабочего слоя 50 микрон п длиной 1 мм (.0=1,2). Пробный импульс лазера Ti.Al-iO3 (720 нм, 110 фс и 1 пс) подавался на внутрешою сторону рабочего слоя под углом (12 -20)" так, чтобы рабочая длина составляла 300-500 микрон. При энергии накачки 2 мДж в полосу 410-510 нм достигается стабильное усиление ~ 120.

Таким образом, предложен и реализован новый подход в разработке твердотельных перестраиваемых лазерных систем, основанный на осуществлении режима мягкой накачки, например, наносекундной лампой, исключающий двухступенчатые пли двухфотонные процессы ионизации рабочих центров. Данный метод эффективен для центров с наносекунд-ными излучательными временами, поглощающими в синей (реализовано на LiF'.F-i) области. Но еще более существенные перспективы очевидны для кристаллов с рабочими центрами, поглощающими в ультрафиолетовой области спектра.

Известные перестраиваемые в УФ области Ce\LaF% -и Ce:LiYFi -лазеры имеют очень низкую эффективность (0,1 %). На кристаллах Ce:LiLuF.1) при накачке экснмерным A'rF-лазером продемонстрирован более высокий выход когерентной УФ-эмисснн. Однако в процессе наработки обнаружено увеличение паразитного поглощения в области излучения Ce.:LiLuFn. Перечисленные недостатки можно связать с уменьшением квантового выхода излучения при "жесткой" накачке (2,5 МВт/см2; KrF- 248 нм; 15 не; 1- 10 Гц) ионов С<"'+. Если это так, то при "мягкой" наносекундной ламповой накачке (2,5 МВт/см2; 210-310 нм; 15 не; 0,1- 12.5 Гц) кристаллов, благодаря ничтожно низкой вероятности двухступенчатой ионизации Се3+, должна наблюдаться значительно более высокая эффективность вынужденного излучения.

Для проверки этого кристаллы исследованы в режиме усиления пробных импульсов при "жесткой" лазерной (KrF) и "мягкой" наносекундной ламповой накачках. Стабильный и высокий коэффициент (Л'=6) оптического усиления импульсов N2 лазера был достигнут на кристаллах Ce-.LiLuFn и CeiLiYFn (длина 1 см, коэф. погл. 2,5 см-1) под действием мощной наносекундной ламповой накачки- 2,5 МВт/см2; 230-

310 им; 15 не. Однако при А'гГ-лазерном воздействии (2,5 МВт/см2, 15 не) в этих кристаллах усиление пробных импульсов (2и> Л-Буе, 310 нм) не было обнаружено. Это означает, что при лазерной накачке существует механизм препятствующий достижению инверсной населенности на 5(/-4/ переходах С7;,|+. Наведенное короткожнвущее поглощение и усиление не было обнаружено и в монопрпмесных кристаллах Се:УАЮз, Сс-УчвЮ^ Се: Уз Л/г, 012 (~ 0,1 вес.% Се, других примесей < 10_б %). В данной сс1)ин экспериментов выдерживалось условие 1М» 1Проб, где /„ = 1-^5 МВт/см2- интенсивность лазерной накачки и 1проб = 0,1 МВт/см2-интенсивность пробных импульсов. Зависимости ;; и фототока указывают на механизм двухступенчатой ионизации, который снижает заселенность 5(I состояния Се',+ . При этом выявлены фотопреобразованпя с участием горячих электронов. Двухступенчатая ионизация и двухфо-тонное возбуждение центров практически не наблюдается при мощном наносскундном ламповом возбуждении кристаллов. Поэтому в перестраиваемых твердотельных лазерах УФ-впдпмого диапазона ламповая накачка, по сравнению с лазерной, значительной более эффективна.

Созданные к настоящему времени кристаллические перестраиваемые лазеры с когерентной накачкой примесных и собственных дефектов удовлетворительно работают лишь в ИК диапазоне. В УФ и видимой областях спектра твердотельные лазеры малоэффективны и нестабильны, что связано с высокой спектральной плотностью лазерных импульсов накачки, приводящей к двухступенчатой ионизации рабочих центров, которая снижает квантовый выход излучения -//. Двухступенчатая ионизация центров рождает фотоэлектроны, которые могут рекомбинировать с примесными и собственными дефектами. Это является причиной снижения концентрации N и появления паразитных центров, поглощающих в канале накачки и излучения лазерной среды. В подавляющем большинстве двухступенчатая ионизация сопровождается появлением фотоэлектронов в зоне проводимости. В этом случае параметр р и степень снижения N должны сильно зависеть от сечения взаимодействия зонных электронов с соответствующими примесными (сг„) и собственными (а^) дефектами. Выше показано, что независимо от способа ионизации центров величина гт„ определяется структурой .ч-,р,-<1- подгрупп внешних оболочек регулярных примесных и собственных ионов вещества. Также установлено, что зонные электроны и дырки, наведенные радиацией, имеют низкую эффективность взаимодействия (<т(/ ~ а) с дефектами .Р„ типа, где п—1,2.

Нами получена перестраиваемая генерация лазерного излучения в видимом диапазоне (520-630 нм) на кристаллах А1^0з с центрами окраски,

поглощяющимн в области 460 им. Дальнейшие исследования показали, что после 50-350 импульсов лазерной накачки (400 нм, > 1,0 МВт/см2, 20 не) наблюдается срыв генерации. Это связано с фоторазрушеннем рабочих ЦО. Вместе с тем, при воздействии импульсов экснмерного ХеС1 лазера в полосу поглощения при 305 нм обнаружено значительное увеличение концентрации 4С0 нм-ЦО при очень слабом изменении достаточно интенсивной Р-полосы. Если имеет место ионизация 305 нм-ЦО с выходом электронов в зону проводимости, то отмеченный экспериментальный факт показывает низкую вероятность взаимодействия фотоэлектронов с Г ЦО. Кроме того, при двухканальноп лазерной накачке ЦО на 305 и 460 нм-ЦО можно ожидать высокой стабильности Л/2О3 лазерной среды, в результате баланса процессов разрушения и восстановления ЦО. Для этого были изучены процессы фотопреобразования ЦО при лазерной накачке кристаллов А^Оз в полосы поглощения 305 и 460 нм.

Ранее нами установлено, что фоторазрушенне ЦО, поглощающих при 305 нм, протекает по двум каналам: однофотонное возбуждение с последующим туннелированпем электронов на основное состояние центров и двухступенчатая ионизация. Однако при плотности мощности импульсов ХеС1 лазера >1,0 МВт/см2) двухступенчатый механизм фоторазрушения 305 нм-ЦО является основным. Причем за время < 10 не не только значительно увеличивается концентрация рабочих ЦО 460 нм, но и заметно уменьшается паразитное поглощение в области 510-630 нм. Полученная при этом квадратичная зависимость фототока, свидетельствует о том, что двухступенчатая ионизации ЦО 305 и 460 им сопровождается выходом электроном в зону проводимости. Отсюда, как следствие, очевиден и второй канал фотопреобразовання ЦО в А^Оз, а именно рекомбннационшш перезарядка ЦО с участием электронов зоны проводимости. На основании полученных данных и соотношения сил осцилляторов Р, и ЦО 305 нм получаем низкую эффективность (ст,/ ~ сг) взаимодействия фотоэлектронов зоны проводимости с ^ центрами.

Известно, что 305,- 300 и - 400 нм-ЦО имеют одну основу и отличаются лишь зарядовым состоянием. Отсюда, из условия постоянства общей концентрации группы ЦО- 305,- 300 и- 400 нм расчетным путем с учетом экспериментально полученных данных получен баланс изменения концентрации ЦО, участвующих в фотопревращеннях: ДЛ'г = — (ДЛ^ + Л N3)

Расчетная эффективность преобразования (Д К^ = 1,5 см~1), для АК\ (ЦО 305) п Л Кз (ЦО 460), хорошо согласуется с полученной экспериментальным путем. Проведенные исследования указывают на реальность достижения стабильной работы лазера на ЦО Л/2О3 п1ш использовании

накачки в полосы при 305 и 460 нм. Кроме того, полученный результат дополнительно свидетельствует о низкой эффективности (<7</ ~ а) взаимодействия зонных фотоэлектронов с Р центрами. Испытания показали решающий вклад двухканальной накачки ЦО в А^Оз при достижении стабильной генерации лазерного излучения в диапазоне 520-630 нм.

В подавляющем большинстве кристаллов оа достигает величины аа/а >100. В таком случае, при возбуждении плотными электронными пучками (1 кА/см2, 150-250 кэВ, 54-10 не) кристаллов < Ю20 сл<~3), наведенные горячие электроны и дырки (Ю20 см-3) взаимодействуют практически со всеми примесными дефектами. В реальных образцах содержится множество примесей, различающихся по типу и концентрации (< Ю-5 вес.%). Очевидно, что от мощности электронного облучения, в зависимости от а,, и УЧ,, для каждого вида примеси будет свой порог насыщения интенсивности К Л -1КЛ. При одинаковых концентрациях М„ порог насыщения 1КЛ показывает различие <т„, ив области насыщения 1КЛ позволяет судить об уровне концентрации активатора в кристаллах. На этой основе предложен новый чувствительный аналитический метод который позволяет:

- на несколько порядков повысить чувствительность определения концентрации примесных центров свечения и расширить динамический диапазон измерения (Ю-11 - 1 вес.%),

- значительно расширить круг анализируемых веществ,

- быстро и точно осз'ществлять анализ примесного состава кристаллов. Этот метод прост и не требует большого количества вещества для приготовления анализируемых проб. Недостатком метода, как и других известных люминесцентных методов, является то, что в операции стандартизации используется внешний эталонный образец, причем периодичность поверки не может гарантировать необходимой точности.

Предложен более совершенный КЛ метод экспресс -анализа примесного состава кислородсодержащих материалов освобожденный от этого недостатка. В предложенном КЛ методе исследуемая проба и эталон совмещены в одном и том же образце. В качестве внутреннего эталона при определении концентрации примесей и дефектов используется собственное широкополосное свечение исследуемого материала. Эффект достигается благодаря приведенным выше уникальным свойствам широкополосной катодолюминесценцнн.

В Заключении представлены впервые полученные научные результаты и новые разработки практического значения.

1. При облучении мощными электронными пучками исследованы ок-

сндные неорганические соединения разного класса симметрии, различающиеся по тип}' связи, фазовым состояниям н модификациям. Установлено, что при электронной бомбардировке кислородсодержащих неорганических материалов создаваемые по иодпороговому ударному механизму короткожнвущпе дефекты, представляют собой смещенные пз регулярных позиций ноны 02~, в окрестности которых действуют внутрнкри-сталлнческне возмущающие поля. Показано, что напряженность этих возмущающих полей, при ударном смещением О2-, зависит от энергии быстрых электронов и при околопороговой энергии образования стабильных 02~ -ннтерстпцпалов достигает 10й В/см.

2. Под действием высоконнтонснвных фемтосекундных лазерных импульсов в кристаллах сапфира и кварца исследовано малопнерцнонное (г< 1пс) УФ свечение. Показано, что быстрозатухающя (< 1 пс) независящая от температуры УФ-люмпнесценцня, возбуждаемая ионизирующим излучением в оксидных диэлектриках, обусловлена нзлучательны-ми 2¡>02~ -переходами электронов в пассивной валентной зоне. Высокая вероятность спонтанных 2р02~ пзлучательных переходов (>1012 с-1) не позволяет получить достаточную для достижения генерации лазерного излучения плотность инверсной населенности, ио при этом существует возможность эффективного усиления импульсов света, спектральная ширина которых соизмерима с шириной спектра 2р02~ валентной люминесценции.

3. В оксидных неорганических диэлектриках обнаружено широкополосное малопнерцнонное излучение (< 10 пс), возбуждаемое сильноточными электронными пучками. Экспериментально доказано, что стабильная при 78-1170 К ШКЛ с г < 10 пс в кислородсодержащих материалах обусловлена нзлучательными 2р02~ -переходами электронов в деформированной валентной зоне. Деформация 2р02~ валентных подзон является следствием взаимодействия внутрпкрнсталлнческпх короткожнвущих локальных полей с ударносмещеннымп регулярными ионами О2-. Ширина спектра КЛ отражает степень деформации плотности 2р02~ валентных состояний и зависит от энергии электронов в пучке. Короткожп-вущее (< 10 пс) длинноволновое смещение границы фундаментального поглощения при сверхмощном облучении оксидных кристаллов также зависит от энергии электронов возбуждающего пучка н соответствует величине ушпренпя верхней 2р()2~ валентной подзоны.

4. Исследованы нестационарные оптические свойства активированных раднацнонностойких кристаллов в полях радиации высокой плотности. Установлено, что в ионных кристаллах эффективность рекомбннацнон-

ного взаимодействия горячих носителей заряда с пзовалентновстроенны-мн примесными дефектами определяется степенью различия электронных систем s-.ii-, (1- подгрупп внешней оболочки собственного вещества и активатора. Обнаружено, что короткожпвущее аномальное просветление примесных полос поглощения под действием мощного импульсного электронного облучения ионных кристаллов зависит от эффективности рекомбинации горячих электронов и дырок с активатором.

5. Проведено исследование взаимодействия наведенных ионизирующим излучением горячих носителей заряда с собственными дефектами ионных кристаллов. Обнаружена низкая вероятность возбуждения и перезарядки Р„ центров (н=1, 2) горячими дырками и электронами. Теоретически показано, что сечения взаимодействия горячих носителей заряда с собственными регулярными ионами и нейтральными по отношению к решетке электронными ЦО соизмеримы. Потенциал внутрикристаллп-ческого поля в области и ЦО близок к регулярному.

6. Продемонстрировано, что эффективное стабильное усиление лазерных нано-, пнко- п фемтосекундных импульсов ультрафиолетового и видимого диапазонов в активных кристаллических средах на основе примесных и собственных центров достигается при мощной наносекулдной ламповой накачке. Обнаружено, что двухступенчатое поглощение энергии когерентной накачки, вызывающее оптическую ионизацию или разрушение рабочих центров, не наблюдается в процессе их возбуждения излучением наносекундной лампы. Ламповая накачка классифицирована, как "мягкий" тип оптической накачки, а лазерная- "жесткий".

7. Разработаны н созданы высокоэффективные стабильные нано-, пнко- и фемтосекундные усилители лазерных импульсов на основе мощной наносекундной ламповой накачки кристаллических лазерных сред с примесными и собственными рабочими центрами.

8. Экспериментально обнаружено, что облучение оксидных неорганических материалов пучками с энергией электронов ниже порога создания устойчивых ЦО возбуждает примесные центры и широкополосное излучение, выход которого не зависит от флюенса, температуры и концентрации стабильных дефектов. Механизм возбуждения ШКЛ не конкурирует с процессом возбуждения примесных дефектов горячими носителями заряда. Широкополосная КЛ предложена в качестве внутреннего эталонного излучателя. Отношение пнтенсивностей временных компонентов эталонного и примесного излучений, составляющих импульс КЛ, позволяет с высокой точностью определять концентрацию активатора в кислородсодержащих диэлектриках. Разработан особочувствительный, с

внутренним высокоетабнльным эталонным репером катодолюмннесцент-ный метод и аппаратура для анализа примесного состава оксидных неорганических материалов.

9. Разработан новый класс стабильных пнко- и наносекундных генераторов некогерентного широкополосного оптического излучения, состоящих из излучателей на основе кристаллов сапфира, кварца, кварцевого волокна и возбуждающего миниатюрного мощного пнко-, наносекундного ускорителя электронов.

10. Предложены гибридные схемы мощных высоковольтных генераторов и новые элементы конструкций сильноточных малогабаритных ускорителен электронов, позволяющих достичь рекодно высокие плотности тока и режим однородного самопннчевання пучка. На базе высоковольтных генераторов созданы мощные наносекундные ВУФ-ИК Хе-Ar лампы.

Цитируемая литература

1. Ueta M. Color center studies in alkali halides by pulsed electron beam irradiation // J. Pliys. Soc. Japan 1907. V.23. N G. P.12G5-1279.

2. Williams R.T., Bradford J.N., Faust W.L. // Pliys. Rev. B-Solid State.

1978. V.18. N 12. P.7038-7057.

3. Вайсбурд Д.И., Балычев И.H. Разрушение твердых тел в результате сверхплотного возбуждения их электронной подсистемы // Письма в ЖЭТФ. 1972. Т.15. В.9. С.537-540.

4. Ершов H.H., Захаров Н.Г., Родный П.А. // Оптика и спектроскопия. 1982. Т.53. С.59.

( 5. Викторов JI.B., Скориков В.М., Жуков В.М., Шульгин Б.В. Неорганические сцинтнлляцнонные материалы // Неорганические материалы. 1991. Т.27. N 10. С.2005-2029. 1 6. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И., Грнгоров В.А., Щепнна Л.И. // I Квантовая электроника. 1988. Т.15. N 1. С.47-49.

7. Лущнк Ч.Б., Лущик А.Ч. Распад электронных возбуждений с образованием дефектов в твердых телах. М.: Наука, 1989. 2G4 с.

8. Адуев Б.П., Вайсбурд Д.И. Создание и разрушение F2+ центров в кристаллах LiF при импульсном облучении плотными пучками электронов // ФТТ. 1981. Т. 23. В. G. С.1869-1871.

. 9. Алукер Э.Д., Луспс Д.Ю., Чернов С.А. Электронные возбуждения и раднолюминесценцня щелочно-галопдных кристаллов. Рига: Зинате.

1979. 252 с.

10. Валбис Я.А., Рачко З.А., Янсон Я.Л. Коротковолновая ультрафиолетовая люминесценция кристаллов BaF2 1 обусловленная перекрестными переходами // Письма в ЖТФ 1985. Т.42. В.4. С.140-142.

Публикации автора по теме диссертации.

1. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И., Грпгоров В.А. Лазерные среды на кристаллах LLF с предельно высокими концентрациями F¿ центров // Письма в ЖТФ. 1985. Т.Н. В.14. С.875-878.

2. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И., Грпгоров В.А., Щепина Л.И. // Квантовая электроника. 1988. Т.15. N 1. С.47-4Э.

3. Барышников В.И. Люминесценция центров ораекп и механизмы их преобразования при облучении монокристаллов А120з пучками электронов высокой плотности: Дис...канд.фпз.-мат. наук. Иркутск. ИГУ. 198G. 141 с.

4. Мартынович Е.Ф., Соцердотова Г.В., Барышников В.И.и др. Лазерный материал // Авт.свидетельство СССР. N 1538846. 1989.

5. Мартынович Е.Ф.. Барышников В.И., Щепина Л.И. Способ приготовления лазерной среды с F3+ центрами окраски // Авт. свидетельство СССР. N 1447220. 1986. i

6. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Миниатюрный наносекунд-ный мощный ускоритель электронов Сэмптрон-1 для накачки квантовых систем // Информационный проспект ВДНХ СССР. Иркутск 1984. 1с.

7. Барышников В.И., Дорохов C.B., Колесникова Т.А. Мощная нано-сскундная В УФ-УФ лампа // Физика вакуумного ультрафиолетового излучения и его взаимодействие с веществом: Тезисы 9 Всес. конф. Москва, 1991. С.220-221.

8. Baryslmikov V.l. Papcniy V.L. On electron temperature in cathode plasma of a pulse vacuum discharge // Applied Physics D. 1995. V. 28 N 12. P.2519-2521.

9. Барышников В.И., Папсрный В.Л. Нагрев электронов в катодной плазменной струе // Письма в ЖТФ. 1995. Т. 21. N 10. С. 40-43.

10. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Образование, возбуждение и разрушение центров окраски о-А120з электронными пучками допо-роговой энсргни//Раднацнонная физика и химия ионных кристаллов: Тез. докладов 6 Всес. конф. Рига, 1986. 4.1. С.70-71.

И. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Возбуждение люминесценции F+ центров в А120з плотными пучками электронов // Совещание по люминесценции: Тез. докладов. Ровно, 1984. С.128. 12. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Влияние температуры на выход раднолюминссценщш F+ центров А120з // Люминесцентные приемники и преобразователи ионизирующего излучения: Тез. докладов 5 Всес. симпозиума, Таллин, 1985. С.105-106.

13. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Люминесценция центров окраски в AI2O3, возбуждаемая рентгеновскими и электронными импульсами // Синтез свойства, исследования и применение люминофоров: Тез. докладов Ставрополь, 1985. С.58.

14. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф. и др. Динамика преобразования спектров оптического поглощения монокристаллов Al¿Oi с центрами окраски // Оптика и спектроскопия. 1989. T. 6G. N 4. С.930-932.

15. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф., Щеппна Л.И. и др. Оптическая ионизация, люминесценция и преобразование центров окраски в А1203 // Оптика и спектроскопия. 1988. T. G4. В. 2. С.455-457.

1G. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Дорохов C.B., Мартынович Е.Ф. и др. Механизмы фотопреобразования центров окраски в кристаллах Л/2О3 // Оптика и спектроскопия. 1990. Т. 69. В. G. С.1401-1403.

17. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф., Колесникова Т.А., Щепина Л.И. ВУФ катодолюминесценцня собственных дефектов монокристаллов лейкосапфира // ФТТ. 1988. Т. 30. В. 5. С.1505-1507.

18. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф., Колесникова Т.А., Щепина Л.И. Механизмы преобразования и разрушения центров окраски в монокристаллах Al¿03 // ФТТ. 1990. Т. 32. В. 1. С.291-293.

19. Барышников В.И., Квапил И., Колесникова Т.А. Особенности воздействия мощных электронных пучков на кристаллы сапфира //Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц: Тез. докладов 2 Всес. конф. Свердловск, 1991. Т.4. С.79-80.

20. Baryslmikov V.l. Powerful picosecond electron-beam excitation of oxide materials.// Defects in Insulating Maerials: Abstract Thirtenth intermitió Conference. Winston-Salem, NC USA, 199G. P.77.

21. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф., Щепина Л.И. Способ обработки оксида алюминия для электронно-оптического излучателя // Авт. свидетельство СССР. N 1550953. 1987.

22. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф., и др. Особенности в процессах электронного возбуждения ионных кристаллов // G Всесоюзная конференция по физике диэлектриков: Тез. докл. секции Электронные возбуждения и релаксация в диэлектриках, Томск, 1988. С.43-44.

23. Baryslmikov V.l., Kolesnikova Т. A. Especialities of the VUF-UF radiolumi-nescence in the Л/2О3 // Luminescent detectors and transformers of ionizing radiation: Abstracts, Riga, 1991. P.58.

24. Барышников В.И., Щсинна Л.И, Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф. ВУФ-ИК люминесценция, возбуждаемая электронными пучками в оксидных кристаллах // Физика вакуумного ультрафиолета и его взаимодействия с веществом: Тез. докладов 8 Всес. конф.. Иркутск, 1989. 4.1. С.34-35.

25. Барышников В.И., Щсппна Л.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф. Широкополосное малоннерцнонное свечение оксидных монокристаллов, возбуждаемое мощными пучками электронов // ФТТ. 1990. Т. 32. N G. С. 1888-1890.

2G. Барышников В.И., Щеппна Л.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф. ВУФ-ИК люминесценция, возбуждаемая электронными пучками в оксидных кристаллах // Физика вакуумного ультрафиолета и его взаимодействие с веществом: Тез. докладов 8 Всес. конф.. Москва, 1989 . 4.1. С.34-35.

27. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Щеппна Л.И. Особенности возбуждения широкополосной люминесценции оксидных монокристаллов мощными электронными пучками // Радиационная физика и химия неорганических материалов: Тез. докладов 8 конф. Томск, 1993. 4.1. С.58.

28. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Курбака А.П., Дорохов С.В. Широкополосная катодолюмннссценцпя оксидных соединений // Радиационные гетерогенные процессы: Тезисы докладов VI международной конф. Кемерово, 1995 . 4.1. С. 60-61.

29. Baryslmikov V.I., Kolesnikova Т.A., Schepina L.I. Wide-band catodolu-minescence of oxidic single crystals // Int. Conf. on Luminescence ICL'93. Technical Digest. The 1993 . Univ. of Connecticut Storrs. CT USA. 1993. P. Tu 4-109.

30. Baryslmikov V.I., Kolesnikova, Dorohov S.V. Excitation wide band Luminescence' in oxide cryst.ls by powerful picosecond electron beams // Radiation effects in insulators (REI-8): Abstracts 8-th International conference Catania Italia 1995. P.298.

31. Baryslmikov V.I., Kolesnikova T.A. Luminescence of oxyde inorganic material excited by powerful electron-beam // The Third M.V. Mokohosoev memorial international seminar on new materials: Irkutsk, Russia, 1996. P.51.

32. Baryslmikov V.I., Kolesnikova T.A. Super- powerful picosecond electron-beam excitation of oxide dielectrics // Radiation Phys. and Chem. Inorganic Materials: Digest 9 Int. Conf. Russia, Tomsk 1996. P.44.

33. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф., Щепипа

JI.И. О собственной катодолюмпнесценцнп фторида лития // Журнал прикладной спектроскопии. 1987. Т. 47. В. 2. С.301-303.

34. Baryshnikov V.I., Sarukura N., Horikawa A., Scgawa Y. New Ce3+-doped crystals as potential laser media in Ultra-violet legion // All Japan conference. Tokyo. 1993. P.146.

35. Барышников В.И., Колесникова Т.А. Взаимодействие мощных на-носекундных оптических вспышек и лазерных импульсов с центрами окраски фторида лития // Оптика и спектроскопия. 1994. Т. 77. N 1. C.57-G0.

36. Baryshnikov V.I., Sarukura N., Segawa Y. Nanosecond fiashlamp , pumping in solid state tunable lasers // International Conference on Lasers.

Canada. Quebec. 1994. THM 7.

37. Baryshnikov V.I., Sarukura N., Scgawa Y. Solid state tunable lasers with nanosecond flash lamp pumping // Solid State Lasers SPIE. USA. 1995. V. 2772. P.74-77.

38. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф. Природа примесных и собственных центров окраски монокристаллов ленкосап-фира // ФТТ 1993. Т. 35. N 3. С.844-846.

39.Барышников В.И., Колесникова Т.А. Сруктура ИК центров окраски монокристаллов лейкосапира // ФТТ. 1992. Т. 34. В. 4. С.1310-1313.

40. Baryshnikov V.I., Sarukura N. and Segawa Y. Radiation-induced Ionization Effects in Ti:Sapphire Crystals with Color Centers // Radiation Effects in Insulatorslnter: Conf.. Japan Nagoya 1993. P.PA-36.

41. Baryshnikov V.I., J.Kvapil., Sarukura N., Segawa Y. Especialities of Ti3+ excitation in YAIO^ crystals // Journal of Luminescence. 1997. V.72-74. P.157-158.

42. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф Динамика ВУФ поглощения в Al^Oj под действием мощного электронного облучения //8 Всесю конф по физике вакуумного ультрафиолета и его взаимодействию с веществом: Тез. докладов. Иркутск 1989 . 4.1. С.63-65.

43. Барышников В.И., Колесникова Т.А. Возбуждение примесных центров ионных кристаллов наносекундными ВУФ-УФ вспышками и электронными пучками // Физика вакуумного ультрафиолета и его взаимодействия с веществом: Тез. докладов 9 Всес. конф. Москва 1991. С. 49-50.

44. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Квапил И. Возбуждение люминесценции примесных ионов шнрокозонных кристаллов мощными электронными пучками и оптическими вспышками // ФТТ 1994. Т. 36. N 9. С. 2788-2791.

45. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Механизм возбуждения ка-тодолюмннссцснцпн центров окраски Л^Оз в области 2,2 эВ // Изв. вузов MB и ССО СССР, Физика. 1987. N 7. С.105-107.

46. Барышников В.И., Щепнна Л.И., Дорохов C.B., Колесникова Т.А. Механизмы фотостнмулированного процесса в монокристаллах MgFi с радпацпоннонавсденнымп центрами окраски // Радиационная физика п химия неорганических материалов: Тез. докладов 7 Всес.конф. Рига 1989. С.514.

47. Барышников В.И., Колесникова Т.А. Щепнна Л.И., Дорохов C.B., Соцердотова Г.В. УФ спектроскопия монокристаллов MgF? при воздействии наносекундных оптических и электронных пучков // Оптика и спектроскопия 1989. T. G7. В. 1. С.217-219.

48. Baryslinikov V.I., Kolesnikova Т.A., Horikava О., Segawa Y. Laser media at. lithium fluoride with super-high concentration of F2+ color centers // Tunable Solid States Lasers : Abstracts Int. Conf. Minsk, Belarus 1994. P.22.

49. Барышников В.И., Колесникова Т.А. Создание лазерпых LiF сред со сверхвысокой концентрацией F2+ центров // Сб. научн. трудов: Природные ресурсы, экология и социальная среда Прибайкалья. Иркутск 1995. Т. 3. С.137-140.

50. Барышников В.И., Щепнна Л.И., Дорохов C.B., Колесникова Т.А. Фототермическое преобразование центров окраски в монокристаллах MgF2 // Оптика и спектр. 1992. Т. 73. В. 1. С. 75-77.

51. Барышников В.И., Колесникова Т.А. Электронно- оптический излучатель // Патент РФ. N 2059320. Приоритет 1991. Выдан 1996.

52. Барышников В.И., Щепнна Л.И., Колесникова Т.А., Мартынович Е.Ф. Малоннсрцноннып катодолюмннссцснтныи материал для твердотельного электронно-оптического излучателя // Авт. свидетельство СССР. N 1658631. 1988.

53. Барышников В.И., Щепнна Л.И., Колесникова Т.А. Способ управления спектральным диапазоном малоинерционного свечения твердотельного электронно-оптического излучателя // Авт. свидетельство СССР. N 1753879. 1989.

54. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И., Грнгоров В.А., Щепнна Л.И. Активная лазерная среда на основе монокристалла фторида лития с Fj центрами окраски и способ се получения // Авт. свидетельство СССР. N 1322948. 1985.

55. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И., Щепнна Л.И. Способ получения активной лазерной среды на основе монокристалла фторида

лития с F2 центрами // Авт. свидетельство СССР. N 1393290. 1985. 5G. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И., Грпгорои В.А., Щепина Л.И. Колесникова Т.А. Лазерная активная среда // Авт. свидетельство СССР. N 1407368. 1986.

57. Барышников В.И., Григоров В.А., Лобанов Б.Д., Мартынович Е.Ф. и др. Кристаллы с центрами окраски для лазерной техники // Изв АН СССР. Сер. физ. 1990. Т. 54. N 8. С.1467-1475.

58. Барышников В.И., Дорохов C.B., Мартынович Е.Ф. Малогабаритный наносскунднын лазер с ламповой накачкой F-2 центров в LiF // Перестраиваемые лазеры: Тр.5 Межд. конф. Новосибирск, 1989. 4.1. С. 121-123.

59. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Возбуждение люминесценции центров окраски фторида лития плотными пучками электронов // Люминесцентные приемники и преобразователи рентгеновского излучения: Тез. докл. 4 Всес. симпозиум. Иркутск 1982. С.34.

60. Baryshnikov V.l., Sarukura N., Segawa Y. Solid state tunable lasers with Nanosecond flash lamp pumping //8 Laser optics conference: Abstrakt 1995. V. 2. P.51-52.

61. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И.. Григоров В.А. Генерация лазерного излучения в видимой области спектра центрами окраски А120з при комнатной температуре // Письма в ЖТФ 1985. Т. 11. N 4. С.200-202.

62. Martynovich E.F., Baryshnikov V.l., Grigorov V.A. Lasing in AI2O3 color centers at room temperature in the visible // Optics Commun. 1985. V. 53. N 4. P.257-258.

63. Мартынович Е.Ф., Барышников В.И.. Григоров В.А. и др. Способ изготовления лазерных материалов на основе кристалла AI2O3 с центрами окраски // Авт. свидетельство СССР. N 1435118. 1985.

64. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф., Щеннна Л.И., Колесникова Т.А. Способ приготовления лазерной среды на центрах окраски на основе кристалла А120з // Авт. свидетельство СССР. N 1597069. 1989.

65. Мартынович Е.Ф. , Барышников В.И., Григоров В.А.. Перестра-иваяемая генерация лазерного излучения на центрах окраски AI2O3 в видимой области и преобразование сопутствующих Центров // Когерентная и нелинейная оптика: Тез.докладов 12 Всес. конф. Москва, 1985. 4.1. С.43.

66. Барышников В.И, Дорохов С.В, Мартынович Е.Ф, Колесникова Т.А., Щепина Л.И. Новые методы мощной малоннерционной широко-

полосной оптической накачки кристаллических лазерных сред // Перестраиваемые лазеры: Труды 5 Международной конференции. 1990. Новосибирск. С.130-134.

G7. Барышников В.И., Дорохов С.В., Мартыноич Е.Ф., Колесникова Т.А., Щеппна Л.И. Малоннерцнонная широкополосная ВУФ-УФ накачка лазерных сред // Изв. АН СССР. Сср.Физ. 1990. N 8. С. 1484-1486.

G8. Барышников В.П., Колесникова Т.А. Перестраиваемый лазер видимого диапазона на основе кристаллов сапфира с центрами окраски // Квантовая электроника. 199G. Т. 23. N 9. С. 779-781. G9. Baryshnikov V,I., Kolesnikova Т.A., Dorohov S.V. Transformation of radiative defects in Sapphire crystals // Defects in Insulating Materials:Abstrac Thirtcnth international Conference, ICDIM 96, Winston-Salem, NC USA, 199G. P.250.

70. Baryshnikov V,I., Kolesnikova T.A., Dorohov S.V. Stable Color Center Sapphire Laser Medium at Orange Region // Abstracts 2th International Con-ference TSSL'96, Wroclaw, Poland, 1996. P.8.

71. Baryshnikov V,I., Kolesnikova T.A., Dorohov S.V. Orange CC:Sapphire Laser with TWO-Channcl Pumping // Abstracts International Conference on Lasers'96, USA, Portland, Oregon, 1996. P.THM4.

72. Барышников В.И., Мартынович Е.Ф. Преобразование центров окраски в монокристаллах лсйкосапфнра // ФТТ 1986. Т. 28. В. 4. С.1258-1260.

73. Барышников В.И., Щеппна Л.П., Колесникова Т.А. Люминесцентный способ определения концентрации центров свечения в кислородо-и фторсодержащнх кристаллах // Патент РФ. N 1795738. 1990.

74. Барышников В.П., Щеппна Л.И., Колесникова Т.А. Люминесцентный способ определения концентрации центров свечения в кислородсодержащих материалах // Положительное решение о выдаче патента РФ по заявке N 95118527/25(031987). 1995.

75. Барышников В.И., Колесникова Т.А., Дорохов С.В. Взаимодействие мощного рентгеновского излучения с кристаллами сапфира и материалами на основе кварца // ФТТ. 1997. Т.39. N 2. C.28G-289.

одписано в печать 15.09.97. Заказ № 12-97. Тираж 100 экз.

Подразделение полиграфии Иркутского госуниверситета.