Малоинерционные процессы радиально-стимулированного преобразования электронных центров окраски тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ИРКУТСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

г. г " П Л

• ! и V а

„ , , о -

' О С 1:1) з

' " На правах рукописи

ЛИСИЦЫНА Людмила Александровне!

УДК 535.343.2

МАЛОИНЕРЦИОННЫЕ ПРОЦЕССЫ РАДИАЦИОННО-СТИМУЛИРОВАННОГО ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ЭЛЕКТРОННЫХ ЦЕНТРОВ ОКРАСКИ

01.04.07 - физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Иркутск 1996

Работа выполнена в Томской государственной архитектурно-строительной академии и Томском политехническом университете

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Э.Д. Алукер

доктор физико-математических наук, профессор Д. И, Вайсбурд

доктор физико-математических наук, профессор А. И. Неломнящих

Ведущая организация - Уральский государственный политехнический университет (УГТУ-УПИ), г. Екатеринбург.

Защита состоится 12 марта 1996г. в 10 час. на заседании диссертационного совета Д 063.32.03. при Иркутском государственном университете по адресу: 664003, Иркутск, бульвар Гагарина, 20

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке университета.

Автореферат разослан " 8 " февраля 1996г.

Ученый секретарь диссертационного совета доцент, к.ф.м.н.

(Мангазеев Б.В.)

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

АКТУАЛЬНОСТЬ ТЕМЫ. Исследования механизмов создания радиационных дефектов и закономерностей формирования под действием радиации новых структурных состояний материала являются одними из важнейших в физике твердого тела. Проведение таких исследований вызвано необходимостью прогнозирования поведения материалов в поле радиации при решении проблем повышения надежности ядерно-энергетических установок и космической техники, широким применением радиации в технике и технологии, в том числе для создания материалов с новыми, модифицированными свойствами.

СОСТОЯНИЕ ПРОБЛЕМЫ. К настоящему времени достигнут довольно высокий уровень понимания процессов радиационного создания в широкозонных диэлектриках первичных дефектов решетки, таких как Г^.Н и а, I пар. Прогресс в развитии представлений в основном связан с появлением время-разрешающих методов исследования. В Советском Союзе техника импульсной спектрометрии была впервые поставлена в Томске в 1972 -1975г после создания Месяцем Г. А. с сотрудниками первых малогабаритных сильноточных ускорителей электронов с нано-секундной длительностью импульса.

С использованием импульсных методов исследований удалось прямо показать, что первичные дефекты решетки в ионных кристаллах являются продуктами распада электронных возбуждений, измерить время и выход реакции создания первичных пар, установить влияние энергетического состояния электронного возбуждения на выход первичных дефектов, описать температур-но-временную зависимость накопления ^ центров с учетом энергетических параметров материала и условий облучения.

Однако, информации об элементарных процессах создания первичных дефектов недостаточно для прогнозирования изменения структуры материала под действием радиации из-за многообразия вторичных реакций, в частности взаимодействия электронных возбуждений с дефектами, которые могут привести как к изменению свойств самих электронных возбуждений, так и инициировать протекание таких реакций преобразования, как туннелирование, передача энергии в решетке, зарядовая и спиновая эволюцию дефектов и т. д.

Имевшаяся до начала наших работ информация о процессах

преобразования дефектов под действием радиации была получена в основном стационарными методами с временным разрешением О^с и не давала представления о начальных этапах эволюции дефектности материала, обусловленной взаимодействием электронных возбуждений с имеющимися дефектами. Для исследования таких процессов необходимо использование методов с высоким временным разрешением.

Мы располагаем импульсным спектрометром, позволяющим с разрешением 3.10"^с измерять инициированную действием импульса радиации на кристалл релаксацию спектров оптического поглощения и свечения во временном диапазоне 10 .. Ю^с и в температурной области 12.5... 700К. Источник радиации -импульсный ускоритель электронов конструкции Ковальчука Б. М. (ГИН-600) со следующими регулируемыми параметрами электронного пучка: энергией электронов 350КэВ, энергией импуль-

_ Q

са 0. 001... 0.5Дж, длительностью импульса 3. ..20.10 с.

ЦЕЛЬ РАБОТЫ - исследование методами импульсной спектрометрии с временным разрешением процессов создания первичных радиационных дефектов и вторичных реакций, приводящих к созданию, разрушению и накоплению простейших кластеров из Fj центров - F2 и F3 центров.

ЗАДАЧИ ИССЛЕДОВАНИЯ - изучение процессов образования первичных дефектов - автолокализованных экситонов (АЭ) и F^ центров в кристаллах с различным типом решетки;

-исследование влияния дефектности кристаллической решетки, в том числе и радиационной, на процессы радиационного создания первичных дефектов;

-исследование процессов взаимодействия электронных возбуждений с радиационными дефектами, приводящих к изменению зарядового и спинового состояния дефектов;

-исследование процессов накопления F^ и Fg центров, в зависимости от температуры кристалла и способа задания,средней мощности излучения.

В качестве ОБЪЕКТА исследования выбраны широкозонные диэлектрики с решетками различных типов: каменной соли (LiF), флюорита (MeFg, Ме:Са,Sr,Ва), отдельные эксперименты выполнены на кристаллах с решеткой шеелита (LiYF^). Кристаллы были выращены в Г0И (Санкт-Петербург), имели границу прозрачности ^120нм, и близкие значения степени ионности и

величины запрещенной зоны. Исходная дефектность материала варьировалась введением либо примеси (кислород, ионы РЬ,УЬ, Ей, У, Иа), либо электронных центров окраски

(Г1' Г2+-Г2' Г2_)-

ЛИЧНЫЙ ВКЛАД АВТОРА. В диссертации обобщены результаты

исследований, выполненных непосредственно автором и совместно с сотрудниками кафедры физики Томской государственной архитектурно - строительной академии Чинковым Е. П., Красноусо-вым И.В., Кравченко В. А. и кафедры лазерной и световой техники Томского политехнического университета Ликай Л.П, и Си-гимовым В.И. Автору принадлежит выбор направления исследования, постановка задач, разработка теоретических положений, методов решения и решение задач, анализ и обобщение результатов исследований.

НА ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ СЛЕДУЮЩИЕ ПОЛОЖЕНИЯ

1. Различие в эффективности создания френкелевских дефектов в ионных кристаллах, отличающихся типом решетки, определяется различием вероятности пространственного разделения компонентов френкелевской пары путем термоактивированного движения Н-центра.

2. Образование околодефектных экситонов происходит в процессе последовательного захвата зарядов потенциальным полем, существующим в области дефектов в релаксированной решетке.

3. Снижение выхода френкелевских пар в кристалле с дефектами по сравнению с бездефектным обусловлено уменьшением эффективности создания экситонов в регулярной решетке и преимущественно излучательным распадом околодефектных экситонов.

4. Направленность зарядовой эволюции нейтральных электронных центров окраски в поле радиации определяется спиновым состоянием центров: имеет место локализация дырки центром в основном синглетном состоянии и преимущественно захват электрона центром в триплетном состоянии.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА. 1. Выполнено первое систематическое исследование прямыми методами импульсной спектрометрии с временным разрешением процессов преобразования радиационной дефектности от автолокализованных экситонов до образования Гд центров окраски в широкой температурной области 12.5... 600К.

Впервые сделаны количественные оценки вкладов различных механизмов образования исследуемых центров.

2. Установлено влияние исходной дефектности, в том числе и радиационной, на эффективность создания, топографию распределения и изменение соотношения каналов диссипации энергии экситонов в кристалле.

3. Впервые обнаружено и исследовано влияние характера спиновой мультиплетности на направленность зарядовой эволюции электронного центра в поле радиации.

4. Впервые установлена и исследована зависимость характера релаксации системы (Р^+е) от энергии захваченного электрона.

5.Обнаружен временной эффект-влияние соотношения между величиной радиационного времени жизни центра и длительностью радиационного воздействия на энергетический выход центров, свидетельствующий о зависимости эффективности захвата заряда от энергетического состояния центра.

ПРАКТИЧЕСКАЯ ЦЕННОСТЬ РАБОТЫ. Проведенный в настоящей работе комплекс исследований по накоплению нейтральных электронных центров окраски при изменении частоты следования, энергии импульса электронов и способа задания величины средней мощности радиации может явиться основой разработки новых подходов к анализу состава радиации, при решении задач ускоренных испытаний стойкости материалов к действию потоков смешанной радиации, создании новых приборов для избирательной к типу радиации дозиметрии. Установленные закономерности применимы для разработки оптимальных технологий радиационного введения центров окраски в ионные кристаллы при создании оптически активных сред.

Результаты по исследованию влияния дефектности решетки на эффективность создания и каналы диссипации энергии экситонов в кристалле были использованы автором при разработке способов получения кристаллов с повышенной стойкостью к действию радиации.

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Основные результаты диссертации были доложены и обсуждены на Всесоюзных совещаниях по радиационной физике и химии неорганических материалов (Рига) 1983, 1986, 1989; (Томск) 1993, Всесоюзных совещаниях по физике вакуумного ультрафиолетового излучения и его взаимодействию

с веществом (Ленинград) 1982, (Иркутск) 1989, (Томск) 1991, Межвузовской конференции по радиационной физике (Томск) 1970, Всесоюзной конференции по радиационной физике неметаллических кристаллов (Киев) 1971, Всесоюзной конференции по сильновозбужденным состояниям в кристаллах (Томск) 1988, Всесоюзном совещании по физике, химии и технологии люминофоров (Ставрополь) 1989, Всесоюзном совещании по радиационным гетерогенным процессам (Кемерово) 1990, 1995, Международных школах-симпозиумах по физике и химии твердого тела (Благовещенск) 1987, 1989, 1991, Прибалтийских семинарах по физике ионных кристаллов (1982 - 1987), Международной конференции по радиационным дефектам в диэлектриках (Катания, Италия) 1995.

Содержание диссертации отражено в 61 публикации, по результатам исследований получено два авторских свидетельства.

ОБЬЕМ И СТРУКТУРА ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и приложения, содержит 319 страниц машинописного текста, 75 рисунков, пять таблиц и список литературы из 235 наименований.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ Короткоживущие состояния электронной подсистемы

и радиационное создание ^ центров /1-19,26,27,39/

В ПЕРВОЙ главе описаны результаты исследования создания первичных дефектов - АЭ и френкелевских пар в температурной области 12. 5. . . 600К при вариации энергии импульса электронов

—о

в диапазоне 0. 05. .. ЗОДж. см /имп. в кристаллах с различным типом решетки (флюорита и каменной соли), "чистых" и содержащих различные дефекты примесной и радиационной природы.

Известно, что АЭ представляет собой двухатомную эконом

мерную молекулу ^ С Х=На1), занимающую два анионных узла, и может находиться в состояниях с различной спиновой мульти-плетностью. Нами проведен сопоставительный анализ свойств АЭ и хорошо изученных центров в состоянии с одинаковой спиновой муяьтиплетностью, а не разной, как это делалось ранее. Результаты анализа свидетельствует о существовании в ряду ЩГК корреляций в изменении свойств АЭ и ?2 центров, которые выходят за рамки развиваемой в последние годы концепции

понижения точечной симметрии АЭ с увеличением параметра Рэ-бина-Клика. К числу таких закономерностей относятся следующие (табл.1,2).

1). Одинаковый характер изменения собственного времени жизни АЭ(Т) и Fg(T) центров в ряду ЩГК по мере увеличения абсолютного значения величины D - параметра расщепления нижайшего триплетного уровня АЭ в нулевом поле (табл.1).

2). Совпадение спектрального состава триплетных поглоща-тельных переходов электронного компонента АЭ и Fg центров (табл.2), свидетельствующее об отсутствии влияния ядра АЭ (Xg) на энергию электронов внешней МО.

3). Одинаковый характер изменения (тенденция к уменьшению) величины разности (Е^-Е^) для АЭ и Fg центров по мере возрастания в ряду ЩГК параметра D для АЭ (табл.1).

4). Одинаковый порядок величины ДЕ - энергии активации процесса, приводящего к изменению времени жизни АЭ и Fg центров в триплетном состоянии с изменением температуры. Среднее значение величины ДЕ для АЭ в ЩГК равно 0.092 для Fg центров - 0. 07эВ.

Таблица 1

Энергия излучательных синглетного (Е^), триплетного !ЕЯ) переходов в АЭ и Fg центрах, собственное время жизни триплетных АЭ и Fg центров (т (Т)), D-параметр АЭ и параметр Рэбина-Клика (S/D) в ЩГК при 4К.

Кристалл АЭ E<r F2 (эВ) Ея АЭ (эВ) Г2 то(Т) АЭ (10"6с) F2 (с) D АЭ (см"1) S/D

KJ 4.13 0.8 3.31 0.3 4.4 4 +5.6 0.33

КВг 4. 42 1 2. 28 0.3 130 10 +0.25 0.46

НЬВг 4.15 0. 95 2. 20 180 +0.17 0. 55

NaCl 5.35 1. 2 3. 36 295 -0. 01 0. 35

KCl 1.1 2. 31 0. 3 5000 100 -0. 02 0.6

LiF 9 1.85 3.5 0. 2а 14000 1000 -0.1 0.38

(а) - теоретическая оценка величины T1-S0 расщепления.

Таблица 2

Энергия поглощательных Т=>Т переходов в АЭ и Fg центрах в ЩГК <эВ>.

Кристалл положение поглощательных Т=>Т переходов

АЭ F2

LiF 4.5 5.1 5.5 4

NaCl 2.08 2.1

KCl 1. .87 2.12 2. 45 1.8 2.1 2. 45

КВг 1. .58 1. 76 2.1 1.6 1.8. 2. 2

KJ 1. 17 1.65 1.4

Существование описанных выше корреляций в изменении свойств АЭ(Т) и F2(T) центров не может быть следствием изменения в ряду ЩГК степени пространственного разделения электронного и дырочного компонентов центров, поскольку известно, что Fg(T) центры имеют точечную симметрию Dg^ во всех кристаллах в ряду ЩГК. Это позволяет предполагать одинаковую точечную симметрию АЭ, создаваемых при 4К по крайней мере в кристаллах LiF, NaCl, KCl, КВг и KJ, для которых имеют место указанные выше закономерности.

Отличительной особенностью фторида лития в ряду ЩГК является наличие в нем нескольких типов АЭ, энергетические и временные параметры которых определяются температурой кристалла при облучении: тип 1 имеет поглощательные переходы на 5. 5, 5.1 и 4. 5эВ, излучательный переход в области 3.5эВ и время жизни 14мс при 4К (60нс при 80К) и тип 2 -поглощательные переходы на 5. 3, 4. 65эВ, излучательный переход в области 4.35эВ и время жизни при 80К 1. 8мкс. Температурная область образования центров 1 типа - 4К<Т^130К, 2-ого типа - 50К<Т^200К. Низкотемпературный АЭ имеет центрально-симметричное положение ядра, что подтверждается данными ЭПРа /1,2/ и следует из приведенного выше сравнительного анализа свойств АЭ и Fg центров. Высокотемпературный АЭ принадлежит

1. Баранов П. Г. //Изв. АН СССР, сер. физ. 1981. Т. 45. -С. 253-260.

2. Itoh N. //Adv. Phys. 1982. V.31. 5. P.491-551.

к центрам экситонной природы иной морфологии, о чем говорит изменение спектрально - кинетических характеристик этих центров по сравнению с низкотемпературными. Термоактивированный процесс создания Fj, центров является альтернативой созданию экситоноподобных состояний типа 2 (рис.1) при совпадении значений энергии активации этих двух процессов (0. ОбэВ).

В кристалле фторида кальция, имеющего решетку флюорита, развитие процессов радиационного создания первичных дефектов с ростом температуры подобны описанным для кристаллов фторида лития. В области 10...400К имеет место образование АЭ со следующими спектрально-кинетическими параметрами: л-излучательным переходом на 4.4эВ и поглощательными Т=*Т переходами на на 2.76 и 4.13эВ. С ростом температуры кристалла при облучении эффективность создания центров данного типа, измеряемая по величинам оптической плотности и запасаемой светосуммы, падает, время жизни уменьшается (4.10~®с при 80 и 52.10~9с при 500К). В области Т^400К наблюдается появление новых короткоживущих центров, время жизни которых равно 1.10~^с при 500К, максимум излучателького перехода приходится на 3.9эВ, а интенсивность свечения увеличивается с ростом температуры,

Предположению о принадлежности свечения на 4. 4 и 3. 9 эВ экситонным состояниям различной морфологии, характеризуемой различной степенью пространственного разделения электронного и дырочного компонентов, не противоречат смещение в длинноволновую область положения максимума излучательного перехода и увеличение времени жизни по сравнению с временем жизни низкотемпературного аЭ. В кристаллах SrFg, имеющих более рыхлую решетку, чем CaF2, АЭ с различной степенью пространственного разделения электронного и дырочного компонентов обнаружены уже при 6К /3/.

Создание пространственно разделенных Fj и Н центров в кристалле CaFg с эффективность», линейно зависящей от температуры в аррениусовых координатах, экспериментально проявляется только в области повышенных температур (400. ..600К) и является альтернативой созданию A3.

3. Eshita Т., Tanimura К., Itoh N. //Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Research. -1984. -Bl. 2-P.452-455.

Таким образом, термоактивируемый механизм образования собственных дефектов кристаллической решетки как в кристаллах LiF, так и CaFg, включает в себя последовательное создание, по мере повышения температуры, экситонных состояний с различной степенью пространственного разделения электронного и дырочного компонентов, заканчивающееся образованием коррелированных FpH пар. Выше некоторой температуры, величина которой определяется типом решетки (200 и 400К для LiF и CaFg соответственно), преобладающим становится процесс создания пространственно разделенных Fj и Н центров. Структура низкотемпературного АЭ в кристаллах отличается: в LiF -это экситон Dgjj, в кристалле CaFg - экситон С^ точечной симметрии.

При качественном подобии процессов дефектообразования в кристаллах с различным типом решетки имеют место количественные различия: 1)в значении энергии активации процесса, приводящего к увеличению эффективности создания F^ центров (0.4 и 0.ОбэВ в CaFg и LiF соответственно; 2)в температурной области проявления термоактивированного процесса создания F^ центров (£400 и £200К в CaFg и LiF соответственно); 3)в величине максимально достигнутого выхода F^ центров на одну электронно-дырочную пару (0.02 при 600К в CaFg и 0.14 при 300К в кристалле LiF).

Существование указанных количественных различий удалось описать в рамках модели пространственного разделения компонентов френкелевской пары путем термоактивированного движения Н центра. При описании случайных блужданий Н центра цепями Маркова вероятность аннигиляции F^,Н пары определялась как: Pa=[AQ¡[Р^j]n, где [А01 — матрица начального распределения частиц, [Р-jl-матрица переходных вероятностей, п-число скачков Н центра.

Установлено, что вероятность аннигиляции френкелевской пары определяется следующими параметрами: 1)видом функции начального распределения (ФНР) по расстояниям в F^, Н паре, формирующейся за счет энергии, переданной решетке в месте рождения дефекта, 2)соотношением между числом вариантов перехода Н центра в сторону аннигиляции и разделения, 3)числом скачков Н центра, 4)потенциалом взаимодействия между F^ и Н центрами, 5)температурой кристалла при облучении.

Прямым следствием различия ФНР в исследуемых кристаллах является экспериментально наблюдаемое отличие от нуля эффективности создания Г^ центров в Г при 80К и равенство нулю эффективности создания ^ центров в области Т^400К в кристаллах Сэ.?2- Как показывают расчеты, величина энергии активации процесса создания Н пар определяется ФНР и потенциалом взаимодействия компонентов френкелевской пары Шг), и при и(г)=сопв1 ниже в кристалле ИГ.

При старте Н центра из соседнего с Г^ узла вероятность разделения в кристалле с решеткой КаС1 выше, чем флюорита, (0,78 и 0,6 соответственно) из-за различия в соотношении вариантов перехода Н центра в соседние эквивалентные состояния в решетках разного типа.

Как показывают расчеты, при одинаковом потенциале взаимодействия между компонентами френкелевской пары в кристаллах с различным типом решетки преобладание аннигиляции над разделением в области низких температур (^250К) в кристалле Са^ обусловлено меньшим расстоянием между сферами вероятных размещений Н относительно ^ центра по сравнению с кристаллом ИГ.

Таким образом, детальное исследование процессов создания первичных радиационных дефектов в кристаллах фторидов Са и 1л свидетельствует о том, что эффективность распада электронного возбуждения на френкелевские пары определяется температурой кристалла при облучении и типом кристаллической решетки.

Еще одним параметром, влияющим на выход френкелевских пар, является плотность возбуждения кристалла. Установлено, что в интервале 0.1...ЗОДж. см /имп. при уменьшении эффективности создания Г^ центров на 15 (ИГ) и 50% (Са^) выход числа созданных АЭ падает на 80 и 70% соответственно (рис.2). Увеличение относительного выхода ^ центров с ростом плотности возбуждения может быть результатом увеличения эффективности пространственного разделения френкелевской пары за счет изменения ФНР и потенциальной энергии взаимодействия компонентов пары Френкеля в присутствии других экситонов.

На каком этапе эволюции АЭ имеет место его безызлуча-тельный распад с образованием структурных дефектов решетки в

настоящий момент не ясно. По нашим представлениям вибронная нестабильность, приводящая к рождению пары, может воз-

никнуть и в момент изменения инверсионной симметрии МО в процессе интеркомбинационной Б=>Т конверсии АЭ. В настоящее время уже доказано, что рождение френкелевской пары, как альтернатива обратной Т=£ конверсии, имеет место при оптическом возбуждении АЭ(Т) центров /2/. Тогда увеличение вероятности Б=фТ конверсии в АЭ в результате взаимодействия электронных возбуждений может привести к росту относительной эффективности выхода пар с увеличением плотности воз-

буждения не на этапе разделения компонентов пары, а на этапе преобразования экситона в преддефектное состояние.

Влияние дефектов кристаллической решетки на эффективность создания первичных радиационных дефектов /20-22,28,40,41/

Во всех исследованных системах кристалл-дефект независимо от зарядового состояния и природы дефекта (примесная или радиационная) наблюдается уменьшение эффективности создания под действием импульса электронов АЭ в регулярных узлах решетки по сравнению с бездефектным кристаллом. Эффект наблюдался в кристаллах СаГ2"УЬ3+, Сар2-Еи3+, СаГ2~У3',"-На+, Мер2"РЬ^+ (Не: Са, 5г, Ва), в кристаллах ИГ с предварительно созданными электронными центрами окраски.

Эффект подавления АЭ определяется относительным размером дефекта и уменьшается с его уменьшением. Так в ряду Сар2, 5^2, Ва^2 относительное уменьшение размера активатора (свинца) приводит к ослаблению влияния активатора на эффективность создания АЭ в регулярных узлах решетки (рис.3). Произведенные нами количественные оценки свидетельствуют о том, что сечение взаимодействия АЭ, в частности, с изовален-тным дефектом на два порядка превышает обьем элементарной ячейки.

Модель. В приближении Мотта-Литлетона в рамках модели точечных поляризуемых ионов при известной релаксации решетки в области дефекта нами произведена оценка изменения потенциальной энергии единичного пробного заряда в области дефекта по сравнению с энергией в бездефектной области:

ДШ^З^/^^2 Е^-1-^-1), где Н^г^- радиус вектор,

определяющий положение иона в релаксированной и идеальной решетке относительно некоторой точки на расстоянии 1 от дефекта, Д- вектор дипольного момента, 1-релаксированная область решетки.

Анализ результатов расчетов величины МН1) для дефектов различных типов, включая изовалентные катионы и анионы замещения и центры в различных ЩГК, позволяет сделать следующие выводы. 1)Потенциальный рельеф в области дефекта носит осциллирующий характер, при уменьшении амплитудного значения величины ДУ(1) с увеличением 1. 2)Характер изменения потенциального рельефа определяется относительным размером дефекта и представляет собой в непосредственной близости от дефекта яму или барьер для положительного заряда при смещение ионов матрицы первой оболочки в сторону от дефекта или к дефекту соответственно (рис.4). 3)Для ^ центра окраски в области непосредственной близости от дефекта существует потенциальная яма для положительного заряда.

Изменение потенциального рельефа в области дефекта приводит к изменению условий для миграции электронных возбуждений в решетке с дефектами по сравнению с бездефектной. Возможная локализация носителя заряда одного знака в области дефекта и последующее притяжение в эту область носителя заряда противоположного знака приведет к созданию околодефектного эксигона.

Таким образом, в соответствии с предложенной моделью присутствие дефектов кристаллической решетки приводит к изменению топографии распределения экситонов - преимущественному созданию околодефектных экситонов и, соответственно, к уменьшению эффективности образования АЭ в ненарушенной решетке.

Одновременно с экспериментально наблюдаемым уменьшением выхода АЭ по мере увеличения дефектности кристалла имеет место падение эффективности создания под действием ИЭ первичных френкелевских пар (рис.5). Одной из возможных причин эффекта является участие ^ центров в создании за время действия ИЭ других электронных центров, таких как и Е^. При исследовании безынерционных

процессов создания этих центров было установлено, что при

1Я -Я

концентрации в кристалле ^ центров 2.10 см и плотности

10

10

1 3 ¿ 7 $ 11.13

0.15!

V

о.ю

0.05

0.00

10yT.Fr'

О 5 10 15 20 25

см /имп

Рис.1 Рис.2

Рис.1.Температурная зависимость эффективности создания под действием ИЗ н-^ центров (3; и АЭ типа I (б) и типа 2 (в) в ыр. Рис.2.Зависимость эффективности созданий под действием ИЗ т центров -а1 при 300К и АЭ тана I (б) а тиха 2 (в) при 8(Ж от плотности возбуждения в 1ЛЕ

0.0 0.5 1.0 1.5 .2.0 С,10\Ы

Рис.3

Дп(1). эВ 0.15

-0.15

Рис.4

Рис.3. Зависимость эффективности создания под действием ИЭ АЭ в сая^о; , егрг,(б>, от концентрации примеси СЕИНЦа.

Рис.4.Потенциальный рельеф кристаллической решетки в области ^ центра <а> з кристалле Мао и иона замещения С1~ <б'> в чав--.

20 -2

потока электронов 10 см выход сложных электронных центров 1 е;

не превышает 5.10 см как при создании в результате случайного размещения рядом двух ^ центров:

так и при распаде околодефектного экситона в результате протекания таких реакций как:

(2)

а+е°—=> а+Р^Н—=> Р2++Н. (3)

Следовательно, падение эффективности создания за время действия ИЭ Г-^ центров не связано с (1)-(3) и является прямым следствием падения эффективности создания АЭ в ненарушенной решетке с ростом числа накопленных в кристалле радиационных дефектов. В пользу этого говорит и постоянное, не зависящее от степени радиационной дефектности материала, соотношение между числом создаваемых единичным ИЭ АЭ и ^ центров.

Механизм возбуждения радиолюминесценции дефектов кристаллической решетки /23-25, 29/

При одинаковом соотношении вкладов различных каналов диссипации энергии для экситонов различных типов (в регулярной решетке и околодефектных) эффективность их распада с созданием первичных дефектов должна быть функцией только параметров облучения. Однако обнаруженное нами уменьшение выхода френкелевских пар с ростом дефектности материала может свидетельствовать о перераспределении вкладов между каналами диссипации энергии околодефектных экситонов в пользу потерь энергии радиации. В пользу такого развития событий говорит увеличение по мере накопления в кристалле дефектов вклада излучательного канала диссипации энергии радиации в виде свечения центров (рис.5). Обоснование одного из возможных механизмов радиационного возбуждения свечения центров окраски изложено в главах ВТОРОЙ и ТРЕТЬЕЙ.

Установлено, что в кристаллах 1ЛГ, содержащих ^ центры, в результате действия ИЭ имеет место пострадиационное создание центров в основном состоянии в результате взаимодействия Р^ и а центров.

Присутствие в кристалле дополнительно к центров в

основном синглетном состоянии (Б0) приводит к появлению двух

1Б

дополнительных стадий образования 7 2 Центров (рис.6)- за время действия ИЭ с эффективностью, не зависящей от температуры в интервале 80. .. 300К, и в микросекундном временном интервале после окончания действия ИЭ - в области Т^Та, где Та-температура делокализации Ук центров, равная 140К в 1ЛГ. Результатом воздействия на кристалл ИЭ является также появление свечения в области 910 нм, спектральное положение полосы которого, величина полуширины и закон изменения с температурой совпадают с соответствующими характеристиками свечения центров, возбуждаемого оптически в полосе поглощения. Импульс радиолюминесценции (РЛ) на 910нм во всем исследованном температурном интервале 80... 300К имеет короткий компонент (соизмеримый с длительностью ИЭ) и инерционный компонент (рис.6), появляющийся при ТаТа. 0 внутрицентровом характере РЛ свидетельствует равенство энергий активации процессов, приводящих к температурному тушению как ФЛ, так и РЛ на 910нм. Отличие в свойствах РЛ на 910нм от ФЛ центров на 910нм заключается в том, что РЛ возбуждается в Кристи +

талле, не содержащем предварительно накопленные ?2 центры, а интенсивность РЛ не зависит от концентрации предварительно введенных центров и коррелирует с концентрацией присутствующих в кристалле 50) центров.

В кристаллах ЫГ, содержащих кроме ^ и ^з'^о' ЧентР°в дополнительно Гд центры, под действием ИЭ возбуждается дополнительно РЛ в области 530нм. Спектральное положение полосы свечения, величина полуширины и закон изменения ее с температурой совпадают с соответствующими характеристиками ФЛ Гд+ центров. Импульс РЛ на 530нм имеет короткий компонент, соизмеримый с длительностью ИЭ, и инерционный (микросекундный) компонент, появляющийся при Т^140К.

При сопоставительном анализе характеристик РЛ на 530нм и 910нм было установлено наличие общих свойств: 1) независимость интенсивности РЛ от концентрации присутствующих в кристалле соответственно и центров; 2)корреляция интенсивности РЛ на 530 и 910нм с концентрацией соответственно Гд и ?2 Центров, присутствующих до облучения в кристалле; 3)совпадение временных параметров кинетик РЛ и создания Гд+ и центров. Наличие перечисленных общих свойств позволяет предполагать существование единого механизма возбуждения

г, + г, +

свечения и Гд центров.

Модель. Совпадение кинетических параметров релаксации интенсивности РЛ Р2+ и Гд+ центров со временем жизни зонных и автолокализованных дырок в кристалле и корреляции выхода свечения центров с концентрацией предварительно введенных в кристалл сооответствующих нейтральных электронных центров свидетельствует о том, что процесс создания ионизованных центров в излучательном состоянии имеет место при локализации дырок различной степени термализации в области нейтральных центров (соответственно Р2<50) и Рд) и может быть описан в виде трех последовательных этапов: 1)захват в область соответствующего нейтрального центра зонной или автолокализованной дырки, 2)туннелирование электрона с нейтрального центра на дырку с созданием ионизованного центра и околоцентрового экситона, 3)передача энергии от экситона созданному ионизованному центру. Соответствующие

г- +

реакции создания,например, К2 центров в излучательном состоянии имеют вид:

ту

Г2(5о,+Ук^Г2++е0ц-^2+)*^ Г2++ЫИГ2+)- (5) где т0 - радиационное время жизни Р2 центра; - время жизни Ук центров при соответствующей температуре; ец° - околоцентровое электронное возбуждение; р, V - зонная и автоло-кализованная дырки соответственно.

Время создания по (4) оптически детектируемых Р2 центров в основном состоянии определяется радиационным временем жизни этих центров т , которое сравнимо с длительностью ИЭ в проведенных нами экспериментах. Время создания оптически детектируемых Р2+ центров по (5) определяется в основном подвижностью Ук центров, величина которой, как известно, зависит от температуры кристалла при облучении. Реакция (5) развивается только при Т>Т0 (температура делокализации

с* К

центров) и с временной задержкой по отношению к радиационному импульсу. В основе (5) лежит диффузионно-контролируемый туннельный перенос заряда, в отличии от (4), где эффективность туннельного перехода определяется только функцией распределения компонентов по расстоянию.

Примером других систем, в которых излучательное состоя-

ние дефекта под действием радиации реализуется в соответствии с предложенным механизмом, при некоторых особенностях протекания, являются кристаллы Сар2~СаО, Мер2~РЬ и кристаллы ЫУ^ со следами редких земель.

В системе СаЕ^-СаО сборка экситона в области иона приводит к его ионизации и к изменению спектрального состава свечения примеси до и после радиационного воздействия.

В системе МеГд-РЬ в отличии от описанного выше механизма сборка экситона в области дефекта не приводит к изменению зарядового состояния активатора. В системах Мер2~РЬ .актива-торное свечение наблюдается при воздействии ИЭ на кристалл в области низких температур (80К) одновременно с подавлением эффективности создания АЭ в регулярной решетке. При одинаковой концентрации примеси свинца эффект подавления образования АЭ уменьшается в ряду СаР^, ВгР^' Ва^- В этом же ряду уменьшается выход активаторного свечения и относительный размер активатора, что свидетельствует о связи степени деформации решетки в области дефекта с эффективностью создания околодефектных зкситонов.

Особенностью кристаллов НУ^ с примесью редкой земли является существование термоактивированного процесса передачи энергии экситона активатору. Воздействие ИЭ на кристалл ЫУ^ в области 80... 200К приводит к созданию АЭ (излучательные переходы на 4. 4 и 3.2эВ) и только повышение температуры кристалла при облучении выше 300К сопровождается появлением активаторного свечения (рис.7). Механизм передачи энергии от экситона электронному центру окраски - обменно-резонансный или индуктивно-резонансный- В случае отсутствия резонанса вероятность процесса передачи энергии определяется величиной щели между изоэнергетическими электронными уровнями донора и акцептора. При большой величине щели возможна передача энергии с участием фононов. Проявление последнего эффекта имеет место в кристалле

Если вероятность передачи энергии от экситона дефекту соизмерима с величиной 1/т, возможно сокращение времени жизни околоцентровых экситонов по сравнению со временем жизни (т) экситонов в регулярных узлах решетки, это в свою очередь и может явиться одной из причин изменения соотношения между каналами диссипации энергии АЭ: по /4/ соизмери-

мость времени жизни АЭ с частотой собственных колебаний решетки является необходимым условием для его распада с рождением френкелевской пары. В пользу такого направления развития событий однозначно свидетельствует уменьшение эффективности радиационного создания первичных точечных дефектов в кристаллах 1лУГ4 в температурной области возбуждения актива-торного свечения.

Таким образом, присутствие радиационных дефектов подавляет эффективность создания экситонов в регулярных узлах решетки и, изменяя условия миграции электронных возбуждений в дефектном кристалле, способствует сборке экситона в области дефекта. Присутствие радиационных дефектов в области АЭ изменяет соотношение эффективностей каналов диссипации энергии околодефектного АЭ в пользу излучательного, тем самым уменьшая эффективность создания первичных френкелевских пар.

Зарядовая и спиновая эволюция дефектов в поле радиации /23,29,32-38/

Взаимодействия электронных возбуждений с радиационными дефектами, приводящие к изменению зарядового и спинового состояний дефектов, являются процессами, конкурирующими с созданием экситонов в дефектном кристалле.

В настоящей работе впервые методами импульсной спектрометрии с высоким временным разрешением проведено комплексное исследование процессов преобразования электронных центров окраски как безынерционных по отношению действия ИЭ, так и инерционных - во временном интервале 10~®.. ЛО^с после воздействия импульса радиации. Исследована зависимость каждой стадии создания и разрушения Г^, Г+2> ^ ?~2> Центров окраски от температуры образца, параметров импульса радиации, концентрации предварительно наведенных центров окраски и их соотношения.

Результатом такого комплексного подхода к изучению процессов радиационного преобразования дефектов явилось экспериментальное обнаружение влияния радиационно-индуцированных

4. Лушдк Ч, В., Лущик А. Ч. Распад электронных возбуждений с образованием дефектов в твердых телах. М. Наука. 1989. 263с.

короткоживущих состояний дефектов, связанных с изменением спинового и/или энергетического состояний, на эффективность и направленность процессов их взаимодействия с электронными возбуждениями. Изложение этих результатов представлено в ТРЕТЬЕЙ и ЧЕТВЕРТОЙ главах диссертации,

Реакцию захвата зонного электрона на Eg* центре с образованием ?2 центра можно наблюдать по изменению величины оптической плотности в максимуме Fg и F2 полосы в результате воздействия ИЭ на кристалл при соотношении концентраций предварительно накопленных центров Fg^O^^IO). Установлено, что в общем случае локализация электрона на F2+ центрах инициирует развитие четырех процессов: 1)разрушение F2+ центров с эффективностью, не зависящей от температуры в области 80...ЗООК; 2)возникновение безынерционно по отношению к действию ИЭ свечения в области 670нм, интенсивность которого падает с ростом температуры кристалла при облучении в области 80. ..ЗООК, а спектральный состав совпадает со спектральным составом ФЛ F2 центров; 3!создание F2 центров за время действия ИЭ с эффективностью, уменьшающейся с ростом температуры в области 80... ЗООК (рис.8, рис.9); 4) создание Fg центров в миллисекундном временном интервале после окончания воздействия на кристалл ИЭ. Кинетика этого процесса описывается выражением: AF2(t)=AF2<T)(1-ехрС-t/x(Т)), где т(Т) - характеристическое время, равное 1.10~2с при ЗООК. Температурная зависимость времени жизни метастабильного состояния определяется выражением: т^'^г^Т^+т^ехрС-ДЕ/кТ), где величина АЕ найдена равной 0,04эВ, 0 =0.5c_1, tQ(T)=103c. Зависимость амплитудного значения числа F2 центров, созданных в миллисекундном временном интервале после окончания действия ИЭ от температуры кристалла при облучении в области 80.. . 500К имеет вид кривой с максимумом и определяется выражением: ¿F2(T)=<rWF2+(0)exp(-Ea/KT))(1-ехр(-Ej/kT)), где Еа=0. 06, Е^=0. 2эВ.

Доказано, что рост концентрации F2 центров в миллисекундном временном интервале после окончания воздействия ИЭ (рис.9) не связан с пострадиационными процессами преобразования других типов центров окраски в F2, а обусловлен внут-рицентровым переходом в Fg центре. Спектроскопические характеристики F2 центров в долгоживущем метастабильном состоя-

N. 10~'7,сиъ

/.отн.ед. О, /, отн.ед 1.0

0.20

0.10

( 111 14 Г VI

<н

4 5

^-б-з-ГГЪ"^

1д(Ь с)

Рис.5 Рис.6

Рис.5.Зависимость эффективности создания ИЗ г^- центров (а), интенсивности РЛ г2+ (б), ¡2 и рз+ центров (г), возбуждаемой действием ГО, от дозы предварительного облучения кристалла. Рис.6.Кинетика свечения центров (а) и кинетика релаксации поглощения в максимуме полосы, инициированные воздействием ИЭ на кристалл при 300К.

¥ 4 5 6 £\эВ

Рис.7

02468 ¡0,^,

Рис.8

Рис.7.Спектр свечения, возбувдаемый в кристалле ИЭ при 80 (а) и 420К (0).

Рис.8.Температурная зависимость интенсивности РЛ р2 центров (а), эффективности создания к2 в издучательном состоянии (б) и р2(Т) центров <в) под действием ИЭ в кристалле с г2+(0)>р2(0).

нии, такие как:величина собственного времени жизни, значение частотного фактора, энергия активации ЛЕ в температурной зависимости времени жизни, - являются типичными для Fg центров в триплетном состоянии в диэлектрических материалах. Такие параметры энергетических переходов, как величина T^-SQ расщепления, значение корреляционной энергии Ферми, а также величина собственного времени жизни tq(T) для Fg центра в метастабильном Т состоянии в кристалле LiF коррелируют со значениями соответствуюих величин для Fg центров в триплетном состоянии в ряду ЩГК (табл.1). По положению триплетных поглощательных переходов в Fg центрах в ЩГК (табл.2) простой процедурой масштабного пересчета была определена спектральная область поглощательных Т=>Т переходов в Fg центрах в кристалле LiF - 3.4... 5эВ. При всей сложности исследования данного спектрального интервала из-за наложения большого числа полос поглощения, обусловленных различными центрами: V , Fg, A3, Fp нам удалось выделить компонент релаксации наводимого ИЭ поглощения, характеристическое время которого совпадает с величиной времени жизни Fg(T) центров, и имеет обратный, по сравнению с релаксацией в Fg полосе, знак релаксации, свидетельствующий о том, что Т=»Т и T=»SQ переходы идут с одного уровня. Спектральный состав этого компонента представляет собой полосу с максимумом на 4эВ и полушириной равной 0.4 эВ при 300К, а совокупность свойств позволяет предполагать его принадлежность одному из поглощательных Т=*Т переходов в Fg центре (табл.2).

Таким образом, в процессе захвата зонного__электрона на

Fg+ центре обнаружено существование в одной и той же температурной области (80...300К! двух, имеющих равные значения энергий активации, процессов создания Fg центров в основном

синглетном (S0) состоянии либо за время действия ИЭ, либо с

-2

временной задержкой 1.10 с по отношению к импульсному воздействию. Детальное исследование реакции захвата электрона на Fg+ центре позволяет предложить следующие каналы релаксации системы (Fg++e).

Захват зонного электрона Fg+ центром, приводит к созданию Fg центра в высоком возбужденном синглетном состоянии. Последующая релаксация такого состояния с созданием Fg центра в основном синглетном SQ состоянии может идти в двух нап-

равлениях: по подуровням одной мультиплетности или/и по

подуровням разной мультиплетности , включая внутреннюю

+

Т^Т конверсию. Направленность релаксации системы +е) определяется температурой кристалла при облучении: в области 80К имеет место преимущественно внутренняя Б=£0конверсия, в области 300К - интеркомбинационная конверсии 5#Т=фБ0. Энергия активации для перехода с нулевого колебательного уровня электронного состояния Бк на изоэнергетический уровень Т^-Еа для центра в кристалле Г определена нами по результатам независимых измерений следующих температурных зависимостей: а)интенсивности синглетного свечения, б(зависимости числа центров, созданных в основном состоянии в результате Б=£0 конверсии, в)числа Г2 центров, созданных в основном состоянии в результате Т=фЭ0 конверсии.

В соответствии с изложенным, реакция создания Р^ центров в результате локализации электрона на центре в общем случае имеет следующий вид:

то

Е

а\ т(Т)

где 1Г2(Т)-Г2 центры в триплетном состоянии; т , т(Т) -радиационное время жизни и время жизни в метастабильном состоянии Г2 центра соответственно; Бр Б0, Т^ Т^ -термы синглетного и триплетного состояний Р2 центра соответственно; Еа~ энергия активации Б^Т конверсии, равная 0. ОбэВ.

Заселенность Т^ состояния по (6) определяется как: N(Т^)=0И()екр(-Еа/кТ), где Еа-энергетический барьер для Б^Т перехода; И(БК)- заселенность 5К состояния, пропорциональная концентрации Г2+ центров, присутствующих в кристалле в момент воздействия ИЭ; 9 - коэффициент, не зависящий от температуры,

В соответствии с (6) наличие__т§Емоактивированногд__Б^Т

перехода в ?2 центре приводит к уменьшению заселенности 5

состояний и является причицой_темп§]захуЕНОЕд__тушения__синг-

летного_свечения_Г2_центровь_возбужйаемог

Для оценки величины минимальной энергии, необходимой для перевода Г2 центра из основного синглетного в метаста-бильное Т-состояние, мы исследовали возможность прямого оптического создания Величина энергии светового кван-

та варьировалась в диапазоне 2.7. . . 5эВ. Очевидно, что при энергии кванта, достаточной для заселения уровня Б-Т кроссинга, процесс образования Р^'Т) центров будет конкурирующим с излучательной релаксацией центра, что должно найти свое отражение в уменьшении интенсивности ФЛ Г2 центров > с ростом температуры (радиационное время жизни Г2 центров в синглет-ном состоянии не зависит от температуры), Однако установлено, что интенсивность ФЛ Г2 центров при возбуждении в обоих поглощательных переходах не зависит от температуры в диапазоне 80...200К в отличие от ниспадающего с ростом температуры характера зависимости интенсивности свечения, инициированного действием на кристалл импульса электронов (рис.10). Влияние способа возбуждения на характер температурной зависимости интенсивности свечения Г9 центров свидетельствует о 1 + 1 +

том, что ни Ец, ни Пи терм не являются стартовыми для заселения метастабильного Т-состояния при оптическом возбуждении кристалла. Следовательно Б-Т кроссинг лежит в области высоких возбужденных состояний, достичь которую можно, пови-димому, либо при оптическом возбуждении кристалла при 1и?>5эВ, либо при радиационном воздействии на кристалл - в процессе релаксации энергии зонного электрона, захваченного на центре. Невозможность создания ?2(Т) центров в

присутствии Центров при оптическом возбуждении кристалла ИГ в Г^ и ?2 полосах поглощения при Т=300К является следствием отсутствия при таком возбуждении в кристалле свободных электронов. (Энергия оптической ионизации ?2 центров в кристалле ИГ равна 5, ЗэВ при 310. ..320К. )

Таким образом,_характер_релаксации_системы_(Г2^;е1__

висэт_от_ее_энергетического_состояния и осуществляется по термам синглетных состояний ?2 центра при старте с уровней, расположенных ниже зоны проводимости, и по подуровням синглетных и триплетных состояний - из более высоких уровней.

Одним из результатов взаимодействия электронного возбуждения с центрами в 30 состоянии является радиационно-индуцированная интеркомбинационная 30#Т конверсия. При исследование этого процесса было установлено, что воздействие ИЗ на кристалл, содержащий ¡^'^о' ЦентРы> инициирует протекание следующих процессов в кристалле: 1)появление синглетного свечения ?2 Центров, интенсивность

которого линейно зависит от концентрации присутствующих в кристалле ЧентР0В и уменьшается с увеличением темпе-

ратуры кристалла при облучении в области 80...300К; 2)создание за время действия ИЗ Г2+ центров, с эффективностью, линейно зависящей от концентрации присутствующих (Э0) центров и не зависящей от температуры кристалла в интервале 80. ..300К; 3)в области повышенных температур (200... 300К) создание Г2 центров в метастабильном состоянии, экспериментально проявляющееся в виде миллисекундного компонента в кинетике релаксации поглощения в максимуме Г2 полосы. Температурная зависимость амплитудного значения числа Г2 центров, созданных ИЗ в метастабильном состоянии, имеет вид кривой с максимумом в области 300К и определяется как: ДЕ2(Т)=соИГ2(0)ехр(-Еа/кТ))(1-ехр(-Ей/кТ)), где <г -коэффициент, зависящий от соотношения длительности ИЭ и величины т0 Центра; Еа=0. 05эВ и Е^О. 2эВ.

Подобие процессов, инициированных воздействием ИЭ на р2() центр, и процессов, имеющих место при локализации электрона на центре, предполагает общность каналов релаксации возбужденного состояния ?2 центра и системы (Г2++е). Тогда термоактивированный процесс изменения спиновой мульти-плетности Г-э центра в поле радиации имеет место в результате протекания за время действия ИЭ двух реакций: прямой-ионизация центра с созданием за время действия ИЭ Г2+ Це~ нтров по (4) и обратной - захват электрона на Г2+ центре с разветвлением процесса с ростом температуры по (6). В общем виде реакция имеет вид:

^Ч^Т)-^^), (7)

где Еа~энергия активации процесса создания Г2(Т) центров, равная 0. 05эВ.

Особенности протекания процесса (7) по сравнению с (6) находят свое отражение в изменении величины энергии активации Б^Т конверсии и в зависимости выхода Г2(Т) центров от соотношения длительности ИЭ и величины времени жизни Г2+ центров и будут обсуждены ниже.

Изменение характера спиновой мультиплетности ?2 Центра влечет за собой изменение направленное* т и его зарядовой эволюции в поле радиации. Такой

вывод сделан нами при исследовании механизмов радиационного создания ионизованных и отрицательно заряженных центров.

При исследовании процессов образования центров при захвате двух электронов на Г2+ центре было установлено, что создание центров имеет место за время действия ИЭ

(рис.11), эффективность процесса зависит от температуры по кривой с максимумом в области 300К (рис.12) и описывается выражением: ^""^и1 /2№2+ < 0)) ехр(-Е(1)/кТ)(1-ехр(-Е(1) ¿/кТ), где Е(1 )=0. 05эВ, Е(1)^0. 2эВ.

Поскольку локализация одного (первого) электрона на центре приводит к преимущественному созданию за время- действия ИЭ Т^ центра либо в излучательном синглетном состоянии, либо в триплетном состоянии, образование центра при

локализации второго электрона в общем случае может быть описано в виде следующей реакции:

\ (8,6) Т2(Т)+е^Р2" (8, в)

Х^Р2(Б0)+е-^Р2~. (8, г)

Из рассмотрения исключаются реакции (8,а), (8,6) и (8,г), первые две из-за несовпадения характеров температурных зависимостей эффективности создания Р^- центров и Р2 центров в возбужденном (Э) и основном (Б0) синглетных состояниях, реакция (8, г) - из-за несовпадения временных параметров образования Р2 центров и Г2 центров в (Э0) состоянии в результате Т4б0 конверсии.

Реакцией (8,в) описывается весь набор эксперименальных фактов: время создания Р2 центров, соизмеримое с длительностью ИЭ; обьясняет существование сложной зависимости эффективности создания Р2" центров от температуры в интервале 80... 500К изменением эффективности создания в той же температурной области Р2(Т) центров (рис.8, рис.12); по (8, в) становится очевидным и экспериментально наблюдаемое равенство: Р2+(0)=ДГ2(5)+ДР2(Т)+ДР2~, по которому сумма числа создаваемых за время действия ИЭ Р2 центров и Р2 центров, в излучательном синглетном (ДР2(Б)) и триплетном (ДР2<Т)) состояниях равна числу Р2+ центров, предварительно введенных в кристалл и разрушенных в результате действия единичного ИЭ.

В, 7, отн.ед. /.5 т

1.0

0.5

0.0

I, отн.ед. 1.0

0.5

-9-7-5-3-1

Рис.9

1т>

Ьд(ио)

о.о.

100

200

РИС Л О

Т,К

^зЬо

Рис.9.Кинетики свечения р2 центров <а> при 240К и релаксации поглощения в максимуме ^ полосы при 80 <б>, 300К <в>, инициированные воздействием ИЭ на кристалл.

Рис.10.Температурная зависимость интенсивности РЛ центров в I возбуждаемом ИЭ <а>, одновременно ИЭ и лазерным излучением 1 максимуме полосы'б ),иМ г-2 центров св>.

О, I,отн.ед. е

N,10'",с м'3

отн.ед г/.О

-9-7-5-3-11 3 Лас) " Рис.П Рис.12

Рис.IX.Кинетики свечения р-2~ центров <а> при 80К и релаксации поглощения в максимуме р2~ полосы при 80 (б), 300Н <в>, инициированные воздействием Ш на кристалл.

Рис.12.Температурная зависимость создания р2~ центров са>,<б>, интенсивности свечения центров <в> при действии ИЭ на кристалл С Г^! 0)^0 (б> И Р24"<0)=0 (8), (В) При Р2<0)=соп5Ъ.

(Соотношение выполняется при следующих значениях силы осциллятора переходов: Г(Г2~)=0. 03, ПЕ2)=0. 2, Г (Г2+ )=0. 22. Величина ' 0ПРеДелена нами по реакции Г2 по относительному изменению за время действия ИЭ концентрации центров в кристалле, содержащем и не содержащем предварительно накопленные Р2~ центры).

Таким образом, процесс создания центров состоит из двух этапов: на первом - имеет место термоактивированное образование Г2 центров в триплетном состоянии и на втором этапе - безактивационный захват электрона на Г2<Т) центре, при последующем флип эффекте, приводящий к созданию Р2Г центра в основном состоянии. Энергия активации процесса создания центров характеризует величину энергии, затрачиваемой на релаксацию решетки в месте образования Р2<Т) центра.

Если образование Р2(Т) центров имеет место при радиаци-онно-стимулированной Б^Т конверсии в Центре по (7), очевидно, что создание Г2 центров будет наблюдаться в кристаллах и при отсутствии предварительно накопленных Р2+ центров: (Р2(30)=фР2(Т) )+е^2" (9)

Температурные зависимости эффективности создания Р2~ по (9) и (8,в) совпадают (рис.12). Отличие заключается в том, что выход ?2 центров по (8, в) определяется Г2+(0), а по (9) -концентрацией присутствующих в кристалле Р2(30> центров, а также различием значений энергии активации процессов - 0. 06 и 0.05эВ соответственно.

Определяющая роль триплетного состояния в процессе захвата электрона на Р2 центре была предсказана Лобановым Б. Д. в 1986 г. и экспериментально установлена впервые в настоящей работе.

По (8, в) и (9) при описании процессов создания Р2~ центров отсутствует промежуточное излучательное состояние Р2~ центра. Тем не менее, одновременно с созданием Р2~ центров в кристалле под действием ИЭ возникает свечение на 1100нм, спектрально - кинетические характеристики которого совпадают с.соответствующими характеристиками свечения, возбуждаемого оптически в максимуме Р2 полосы поглощения. Как показали проведенные нами исследования, свойства этого свечения, такие в частности, как падение с ростом температуры светосуммы, запасаемой в полосе на 1100нм при увеличении

эффективности создания ¥2~ центров в той же температурной области 80... 300К (рис.12); отсутствие в кинетике релаксации поглощения в максимуме полосы, инициированной действием ИЭ на кристалл, компонента релаксации с характеристическим временем, равным радиационному времени жизни ¥2 центров (100нс при 80К) (рис.11) -свидетельствуют о малой (более чем на два порядка меньшей) эффективности процесса создания ¥2 центров в излучательном состоянии. Можно предполагать либо реабсорбционную природу наблюдаемого свечения, либо существование еще одного малоэффективного, не зависящего от температуры механизма создания ¥2 центров.

Таким образом, в результате взаимодействия электронных возбуждений с ¥2 центрами в 50 состоянии имеет место создание как ионизованных, так и отрицательно заряженных Г2 центров. При этом эффективность создания ионизованных центров (р£+) по (4) в процессе локализации дырки в области р2(Б0) центров и последующего туннелирования электрона на дырку составляет при У=12 Дж.см /имп 0.32 от присутствующих в кристалле ^(Б^ центров и не зависит от температуры. Созданию отрицательно заряженных центров ^2") по (9) предшествует термоактивированная радиационно-индуцированная Б^Т конверсия в ¥2 центре. Эффективность такого процесса составляет около 0.18 от числа присутствующих в кристалле ¥2 центров в Б0 состоянии и максимальна в области ЗООК.

Кроме состояния спиновой мультиплетности нами обнаружен еще один параметр, влияющий на зарядовую эволюцию дефекта в поле радиации. Таким параметром является энергетическое состояние центра, изменение которого без изменения спиновой мультиплетности влияет на эффективность захвата электрона.

Влияние энергетического состояния ¥2+ Ден~ тра на эффективность захвата электрона было обнаружено при исследовании различных типов воздействия на кристалл на величину интенсивности РЛ ¥2 центров. Установлено, что воздействие только ИЭ на кристалл, содержащий ¥2 центры в основном состоянии, так и одновременное воздействие ИЭ и лазерного излучения из области ¥2 полосы,приводят к созданию Г2 центров, однако эффективности создания ¥2 центров во втором случае оказалась ниже (рис.10). Подавление эффективности создания ?2 центров при одновременном воздействии ИЭ и

лазерного излучения (рис.10) свидетельствует об уменьшении эффективности захвата электрона центром при переводе его в возбужденное состояние.

Другим свидетельством влияния энергетического состояния центров на эффективность захвата электрона является существование временного эффекта: зависимости энергетического выхода продуктов реакции взаимодействия электронного возбуждения с дефектом от соотношения между величиной радиационного времени жизни дефекта (т0> и длительностью (У импульса радиационного воздействия. Такое явление наблюдается при создании по (4), Р2<Т) по (7) и ^2 центров по (Э). '

При существовании температурной зависимости величины т , изменение величины отношения 1/т с изменением температуры кристалла при облучении приводит к изменению величины энергии активации соответствующего исследуемого процесса. Проявление подобного рода обнаружено нами в виде несовпадения значений энергии активации процесса температурного тушения свечения Р2 центров, возбуждаемого по (7) и (6) (0.05 и 0.ОБэВ соответственно).

Накопление Г^ и ?2 центров под действием радиации /29-31,37/

Результаты исследования процессов накопления ^ и центров при различных температурах в диапазоне 80... 300К под действием серии ИЭ различной частотой следования (10~4... 5.10~2Гц) и величины энергии ИЭ (0.1...0.5Дж.см"2) представлены в ПЯТОЙ главе диссертации.

Число Р^ центров, образованных под действием единичного ИЭ в интервале 80...200К и оставшихся (накопленных) в кристалле к моменту времени I', описывается выражением:

ДР^' ) = (Ук-у[р^])£«кехр(Ч'/тк> (10)

где [Р^] -число ^ центров, присутствующих в кристалле в момент импульсного воздействия, и - энергия ИЭ.

Число Р^ центров, накопленных в результате действия 1

ИЭ с частотой следования Г=1/Ъ',определяется как 1

1Т, (1, Г) ]=!№ (X Ь' ). Очевидно, что в области 1/^>х и 1/Г«т,

не зависит от Г. Экспериментально независимость эффективности накопления ^ центров от частоты следования ИЭ

-3 -2

подтверждается в диапазоне частот 10 ...2.10 Гц при TS200K.

Зависимость [F^]=f(i) носит сублинейный характер, что является следствием уменьшения эффективности создания под действием ИЭ F^ центров с ростом числа накопленных F^ центров, установленного в ходе прямых экспериментов (рис.5).

Наличие с повышением температуры диффузионных процессов, приводящих к созданию F2+ и F2 центров с участием продуктов перезарядки F^ центров, делает процесс перезарядки F^ центров необратимым и приводит к качественно новому явлению -накоплению в кристалле нового типа нейтрального центра -Fg.

Число накопленных в кристалле F^ центров к моменту времени t' после действия единичного ИЭ в области Т£:250К приближенно может быть описано выражением вида: AFj(t') = (Wjc^--^[FjDd+cexpÇ-EfD/KTJXÇd+t'/Tjî-Kpexpi-t'/Tg)}, где Ç,<p доля F^ центров от числа созданных ИЭ, разрушающихся с т. и Tg соответственно; Е(1)-энергия активации процесса создания Fj центров.

Кинетика создания и разрушения F2 центров, инициированная действием единичного ИЭ (рис.9), в общем случае имеет сложный вид и описывается выражением:

¿F2 ( t ) =-(35W IF21 ехр ( -Е ( 1 ) /кТ ) -|36VJ [ F21 + +|3?WF2+(t)(1-ехр(-Еа/кГ)J-PgWIFglx xexp( -t/T( 111 ) Ж ( o-1PgWF2+( t ) +«r0f37WtF21 > ) x хехр(-Еа/кТ)>(1-ехр(-Ей/кТ))х x(l-exp(-t/T(T)J+ggWIF^](l-exp(-E(V))/кТ))x x(l-exp(-t/T(V))+2zF2~(1)(1-exp(-t/x(VI))), (11) где IFg), IF^] число F2 и F^ центров, присутствующих в кристалле в момент действия ИЭ; F2+(t), F2"(l) - число F2+ и F2~ центров, созданных в результате действия ИЭ к моменту времени t и за время действия ИЭ соответственно. При 300К т(111)=2.10"6с, т(Т)=1.10~2с, т(V)=20c при Д=105Гр, T(Vl)=104c. Е(1)=0.06, Е(111)=0.32, E(V)=0.66, E(V1)=1.1 эВ,

Еа=0. 06, Eçj-0. 2.

Кинетика накопления Fg центров в процессе облучения

кристалла серией ИЭ частотой f=l/t' описывается выражением i

вида: [Fg(i,f)]=2AF2(j,t'), где AF2(j,t') определяется по (И) при t=t'. J

Частотная зависимость накопления Центров предопределена диффузионными процессами разрушения и создания Г2 центров, имеющими различные кинетические и энергетические параметры (табл.3).

Таблица 3

Величина характеристического времени (т) и энергия активации (Е) диффузионных процессов создания (разрушения) Центров, инициированных действием единичного ИЭ в кристалле ИГ при ЗООК.

т (с)

Е(эВ)

реакция создания (разрушёния)

2.10 10 10 1.10 104

-6

-2

0. 32 0. 66 О. 66 0. 04 1.1

Г2(3о)+УЛ++М(Г2+)

Г1 +а=фГ2(30), Г1+а+е^2(50)+Ьд(Г2)

Г2(Т)=*2(50>

Г2++Г2^Г2(5О)

Изменение частоты следования ИЭ приводит к изменению вкладов различных механизмов создания Е2 центров. При Г=сопб(. - вклады различных механизмов зависят от величины интегральной поглощенной дозы из-за зависимости как величины характеристического времени, так и эффективности процессов, от концентрации соответствующих накопленных центров окраски.

Величина константы термодинамического равновесия 0, оп-

р

ределяемой как (3=[Р2]/[Р^] , увеличивается с уменьшением частоты следования ИЭ и не зависит от величины поглощенной

о

дозы при 10 Гр, что свидетельствует об отсутствии других, кроме Ьа, стабильных продуктов преобразования ^ центров.

Из представленных результатов следует, что изменение частоты следования и энергии импульса приводит к изменению эффективности коагуляционных процессов независимо. Следовательно, результат накопления центров окраски определяется не только величиной средней мощности радиации, но и способом ее задания.

В ПРИЛОЖЕНИИ к диссертации дано описание используемого

в работе импульсного спектрометра и методов исследования. Приведены сведения о предыстории и исходной дефектности обьекта исследования: кристаллов ЫР, Вар2,

1ЛУГ^, выращенных Рейтеровым В. М. (ГОИ, Санкт-Петербург).

Основные результаты и выводы

Использование методов импульсной спектрометрии с нано-секундным временным разрешением позволило исследовать ранее недоступную для изучения область малоинерционных радиационных процессов, к которым относятся создание автолокализован-ных экситонов и френкелевских пар, взаимодействие электронных возбуждений с дефектами кристаллической решетки.

В настоящей работе впервые методами импульсной спектрометрии с высоким временным разрешением проведено комплексное исследование процессов образования первичных дефектов - АЭ и френкелевских пар (во фторидах И и Са) и процессов преобразования электронных центров окраски (Р+2>как в результате взаимодействия с электронными возбуждениями, так и в результате пострадиационных процессов в области темпера-

_о С

тур 80... 600К и временном интервале 10 .. . 10 с после воздействия импульса радиации. Выявлены временные и температурные интервалы процессов создания и разрушения центров в зависимости от температуры образца, параметров импульса радиации, концентрации предварительно наведенных центров окраски и их соотношения. Впервые сделаны количественные оценки вкладов различных механизмов создания и разрушения; получено аналитическое описание процессов, инициированных действием на кристалл единичного импульса электронов. Предложено аналитическое описание накопления сложных центров окраски при воздействия серии импульсов радиации.

В результате проведенного комплекса исследований установлено, что взаимодействие электронных возбуждений с дефектами кристаллической решетки приводит к изменению свойств как самих электронных возбуждений, в частности, изменению соотношения каналов диссипации энергии околодефектных экситонов, так и к изменению свойств дефектов в виде короткожи-вущих радиационно-индуцированных состояний, наличие которых влияет на эффективность и направленность, в частности, их

зарядовой эволюции в поле радиации.

Основные результаты выполненных исследований заключаются в следующем.

1.В кристаллах LiF и CaFg обнаружено сосуществование по крайней мере двух типов автолокализованных экситонов, отличающихся спектрально - кинетическими параметрами и температурными областями преимущественного создания под действием ИЭ. Высказано предположение о том, что обнаруженные экситоны различаются степенью пространственного разделения электронного и дырочного компонентов.

2. Количественные различия параметров процесса создания френкелевских пар в кристаллах, различающихся типом решетки: выход реакции распада электронного возбуждения на первичную пару и энергия активации процесса распада (r)(F^)=0.14 при 300К и Е=0. ОбэВ в LiF, T)(F1)=0. 02 при 600К и Е=0. 4эВ в кристалле CaFg) описаны в рамках модели пространственного разделения компонентов первичной пары путем термоактивированного движения Н центра.

3. Теоретически показано, что деформация решетки в присутствии дефекта приводит к искажению потенциального рельефа в окружающей дефект области, изменяя условия для миграции и локализации носителей заряда в кристалле с дефектами.

4. Экспериментально обоснован механизм возбуждения свечения дефектов кристаллической решетки, в основе которого лежит передача энергии центру свечения от околодефектного экситона, создаваемого в результате последовательного захвата дырки и электрона в области центра окраски, в отличие от рекомбинационной люминесценции, когда последовательный захват дырки и электрона имеет место на центре свечения. При исследовании различных систем кристалл-дефект (MeFg-Pb (Ме:Са, Sr, Ва), LiYF^ с ионами редкой земли, LiF-центры окраски) были определены параметры, влияющие на эффективность передачи энергии центру свечения - величина относительного размера дефекта и температура кристалла при радиационном воздействии.

5. Экспериментально доказано, что следствием уменьшения эффективности создания экситонов в регулярных узлах решетки с ростом концентрации накопленных центров окраски является уменьшение выхода первичных френкелевских дефектов на одну

электронно - дырочную пару.

В.Доказано существование радиационно-индуцированного интеркомбинационного Б0=>Т перехода в ¥2 центре, предложен механизм конверсии, показана особенность ее протекания в кристалле 1ЛГ. Предложен механизм температурного тушения синглетной радиолюминесценции ?2 центров, в основе которого лежит термоактивированный Б=>Т переход в ?2 Центре. Определены некоторые спектрально - кинетические параметры Т2 центра в триплетном состоянии: оптически детектируемый Т=фТ погло-

щательный переход на 4эВ, величина собственного времени жиз-

з

ни центра в триплетном состоянии (10 с), величина частотного фактора в температурной зависимости времени жизни ¥2 центра в триплетном состоянии (0.5с оценена величина корреляционной энергии Ферми (0.8эВ), обнаружено изменение вероятности интеркомбинационной Т=>Б0 конверсии в присутствии

Г, центров. Доказано, что уровень Б-Т кроссинга находится

1 +

выше Пц состояния.

7.Обнаружена зависимость характера релаксации системы (Г^+е) от энергии захваченного электрона. Показано, что при энергии электрона выше уровня Б-Т кроссинга релаксация возможна как по подуровням синглетных, так и триплетных состояний ?2 центра. При энергии электрона ниже уровня Б-Т кроссинга - релаксация по подуровням синглетных состояний. Дано обьяснение различного характера температурной зависимости интенсивности синглетного свечения ¥2 центров при различных способах его возбуждения: оптически или жесткой радиацией.

8.Обнаружена зависимость эффективности захвата электрона от энергетического состояния центра захвата. Следствием этой зависимости является существование временного эффекта: влияние соотношения между длительностью импульса радиации (I) и радиационным временем жизни центра захвата (т0) на эффективность его зарядовой эволюции. Показано, что изменение величины при изменении температуры кристалла приводит к эффектам второго порядка: зависимости эффективности захвата электрона центром от температуры.

9. Установлено существование трех отличающихся кинетическими, энергетическими параметрами и характером температурной зависимости процессов создания ¥2 центров: 1)в излуча-тельном состоянии - в результате локализации зонной дырки в

области Fg центра в SQ состоянии; 2)в излучательном состоянии - в результате взаимодействия автолокализованной дырки с Fg центром в SQ состоянии; 3)в основном состоянии - при взаимодействии F^ и а центров.

10. Доказано существование пяти механизмов радиационного создания Fp центров в кристаллах LiF: 1)в излучательном син-

г +

глетном состоянии - в процессе захвата электрона на Fg центре с эффективностью, уменьшающейся с ростом температуры кристалла в диапазоне 80. . . 200К; 2)в излучательном синглет-ном состоянии - в результате туннельного перехода электрона с Fg" на VK центр и последующей передачи энергии электронного возбуждения созданному Fg центру; 3)в триплетном состоянии - в процессе локализации электрона на Fg+ центре в результате термоактивированного интеркомбинационной S=>T конверсии; 4)в основном синглетном состоянии - в результате взаимодействии продуктов перезарядки F^ центров (F^ , а) с эффективностью, уменьшающейся с ростом температуры кристалла в области 170... 300К; 5)в основном синглетном состоянии -при взаимодействии продуктов перезарядки Fg центров (Fg+,Fg-).

11. Доказано, что направленность зарядовой эволюции Fg центров в поле радиации зависит от характера его спиновой мультиплетности:

-образование ионизованных центров (Fg+) имеет место в процессе локализации дырки в области Fg(S0> центров и последующего туннельного перехода электрона на дырку и не зависит от температуры кристалла в области 80... ЗООК;

-созданию отрицательно заряженных центров (Fg-) предшествует термоактивированная радиационно-индуцированная SQ=*T конверсия в Fg центре, следствием которой является изменение характера обьемного распределения заряда центра и увеличение эффективности захвата на нем электрона.

12. Проведенный в настоящей работе комплекс исследований по накоплению F^ и Fg центров с ростом дозы в зависимости от мощности радиации может быть использован при решении задач ускоренных испытаний стойкости материалов к действию потоков смешанной радиации, при создании новых приборов для избирательной к типу радиации дозиметрии.

Основные результаты по теме диссертации опубликованы в следующих работах

1.Воробьев A.A., Завадовская Е.К., Лисицын В.М., Лисицына Л. А. Два типа спектров дополнительного поглощения в кристаллах CaFg. //Изв. вузов. Физика. -196S. -4. -С. 56-60.

2.Лисицына Л.А. Рост полос поглощения в кристаллах CaF2 при облучении протонами. //Опт. и спектр. 1965. -19. -С.295-296.

3. Лисицына Л. А. Спектры поглощения фторидов щелочноземельных металлов. //Изв. ТПИ. - 1958. - Т.169. -С. 15-25.

4. Лисицын В. М., Овчаров А. Т., Лисицына Л. А., Дубровин Ю. М. Методика измерения радиационного расширения кристаллов с помощью поляризованного света. //Тр. межвуз. конф. по радиац. физике. Томск. Изд. ТГУ. -1970. -С. 386-388.

5. Лисицын В. М. , Лисицына Л. А., Рейтеров В. М., Федоров В. А., Калинин М. И. Термическая устойчивость центров окраски в кристаллах MeFg. //Опт. и спектр. -1977. -43. -С. 912-915.

6. Кравченко В.А., Красноусов И. В. Лисицына Л. А., Рейтеров В. М., Чинков Е. П. Автолокализованные экситоны в LiF. //Тез. докл. VII Всес. конф. "Физика вакуумного ультрафиолета и его взаимодействие с веществом". Иркутск. -1989. - ч. 1. - С. 56.

7. Лисицына Л. А. , Кравченко В. А., Чинков Е. П., Рейтеров В. М., Красноусов И. В. Автолокализованные экситоны в кристалле LiF. //ФТТ. - 1990. -Т. 32. -8. - С. 2458-2460.

8. Лисицына Л. А., Лисицын В. М., Чинков Е. П. Образование элементарных радиационных дефектов в галоидных кристаллах с различным типом кристаллической решетки. // Изв. вузов. Физика. - 1995. - 1. - С. 13-19.

9. Лисицына Л.А., Кравченко В. А., Рейтеров В. М. Образование и накопление F центров в кислородосодержащих кристаллах LiF. //ЖПС. - 1989. - Т. 50. - 1. - С. 149-152.

Ю.Лисицына Л. А., Чинков Е.П., Рейтеров В.М. Кинетика релаксации поглощения F2 центров при импульсном радиационном воздействии на кристалл LiF. //Изв. вузов. Физика. -1992. -Т. 6. -С. 99-111.

11. Лисицын В. М., Сигимов В. И., Лисицына Л. А. 0 механизме образования a-J пар в ЩГК. / Деп. в ВИНИТИ N2220-79.

12. Завадовская Е. К. , Лисицына Л. А. , Лисицын В. М. Влияние термической обработки на спектры поглощения кристаллов CaF?.

//Тр. межвуз. конф. по радиац. физике. Томск. Изд. ТГУ. -1970. -С.234-238.

13.Завадовская Е. К., Лисицын В.М., Лисицына Л. А. Образование радиационных дефектов в кристаллах фтористого кальция. /Сб. "Рад. физ. неметал, крист. " Киев. Наукова думка. -1972. -ч. 3. -С. 127-129.

14. Лисицына Л. А., Чинков Е. П., Рейтеров В. М., Трофимова Л. М. Спектры оптического поглощения кристаллов СаГ2, активированных фторидами иттрия и натрия. //ЖПС. -1983. -Т.38. -6. -С. 934-937.

15.Завадовская Е. К., Лисицына Л.А., Лисицын В.М. Оптическое поглощение монокристаллов СаГ2. //Изв. АН СССР. Сер. физ. -1969. -Т. 33. -5. -С. 302-305.

16. Завадовская Е. К., Федоров В.А.Лисицына Л. А., Лисицын В.М. Радиационное изменение электропроводности фтористого кальция. //Изв.вузов.Физика. -1972. -5. -С. 167-168.

17. Завадовская Е.К., Чернышев В. А., Лисицына Л. А. Электрические свойства монокристаллов щелочно-земельных металлов и изменение их под действием облучения. /Сб. Радиац. физ. немет. кристаллов. Киев. Наукова думка. -1967. -С.330-335.

18. Завадовская Е. К. , Лисицына Л. А., Овчаров А. Т., Лисицын В. М. Кинетика изменения микротвердости кристаллов СаГ2 под действием облучения протонами. //Изв. вузов. Физика. -1967. -11. -С. 132-134.

19. Завадовская Е.К., Лисицына Л.А., Лисицын В.М. Условия образования двух типов спектров в облученных кристаллах СаГ2. //Изв. ТПИ. -1968. -169. -С. 58-60.

20. Лисицын В.М., Лисицына Л.А., Ликай Л.П. Изменение потенциальной энергии носителя заряда в области нейтрального дефекта. /Деп. в ВИНИТИ N 2622-В79.

21. Лисицына Л.А., Глыбин В.Г., Рейтеров В.М. Потенциальный рельеф для захвата и миграции электронных возбуждений с высокой концентрацией дефектов. /Тез. докл. 1 Всес. конф. "Сильновозбужденные состояния в кристаллах". Томск. -1988. -С. 59.

22. Лисицына Л. А., Рейтеров В. М., Лисицын В. М., Чинков Е. П., Трофимова Л. М. Влияние примеси на распад электронных возбуждений в кристаллах МГ2. //Опт. и спектр. - 1983. - Т. 55. -5. - С. 875-878.

23. Лисицына Л. А., Красноусов И. В., Рейтеров В. М. Люминесценция Fg+ и Fg центров при импульсном электронном возбуждении. //ФТТ. -1992. -Т. 34. -3. -С. 823-831.

24. Чинков Е. П. , Лисицына Л. А., Рейтеров В. М. Разгорание люминесценции в кислородосодержащих кристаллах CaFg. / Тез. докл. VI Всес. совет. "Физ., хим. и техн. люминоф". Ставрополь. -1989. -ч. 2. -С. 6Б.

25. Лисицына Л. А., Чинков Е. П., Красноусов И. В., Рейтеров

B. М. Оптическое поглощение и люминесценция кристаллов LiYF4 при импульсном облучении электронами. //Изв. АН Латвии. Сер. физ. и тех. наук. -1990. -5. -С. 60-64.

26.Чинков Е.П. , Лисицына Л.А. Создание F центров в кристаллах CaFg под действием радиации. / Тез. докл. 8 конф. по рад. физ. и хим. неорг. матер. Томск. - 1993. - ч. 2. -С. 128.

27. Лисицын В. М. , Лисицына Л. А. , Сигимов В. И. Пространственное разделение компонентов первичных пар радиационных дефектов в ионных кристаллах. //ФТТ. - 1977. - Т.19. - 5. -

C.1495-1497.

28.Lisitsyna L.A. Processes of creation of electron color centers under electron pulse exitations of LiF crystal. / Abs. of Int. Conf. on Radiation- Effects in Insulators-8. Catania, Italy. -1995. -P.235.

29. Лисицына Л. А. Кинетика релаксации Fg+ центров в кристаллах LiF при импульсном радиационном воздействии. //ФТТ. -1992. - Т. 34. - 3. - С. 961-966.

30.Лисицына Л. А. , Кравченко В. А., Рейтеров В. М. Образование Fg центров в кристаллах LiF в области малых интегральных доз. //¡КПС. - 1990. - Т. 52. - 6. - С. 959-962.

31. Лисицына Л. А., Кравченко В. А., Рейтеров В. М. Образование сложных центров окраски в кристаллах LiF под действием импульсов электронов. //ЖПС. - 1989. - Т. 50. - 4. - С. 658664.

32. Лисицына Л. А., Кравченко В. А., Рейтеров В. М. Влияние температуры на образование Fg центров в результате перезарядки Fg+ центров. //ФТТ. -1991. -Т. 33. -10. -С. 2801-2805.

33.Лисицына Л.А. Метастабильное состояние Fg центров в кристаллах LiF. //Изв. вузов. Физика. -1994. -И. -С. 17-22.

34.Лисицына Л. А. Сила осциллятора электронного перехода в Fg" центре в кристалле LiF. /Деп в ВИНИТИ N 1030-В91.

35. Лисицына JI. А. Влияние спина Fg центра на изменение его заряда под действием радиации. //Изв. вузов. Физика. - 1991. -10. - С. 109-120.

36. Лисицына Л.А. Кинетика релаксации поглощения F2 центров в кристаллах LiF при воздействии импульса радиации. //ФТТ. -1992. - Т. 34. - 9. - С. 2694-2705.

37. Лисицына Л. А., Кравченко В. А. , Рейтеров В. М, Образование F2~ центров в кристаллах фтористого лития. //Изв. АН Латвии. Сер. физ. и тех. наук. -1990. -5. -С. 65-70.

38. Лисицына Л. А., Кравченко В. А., Рейтеров В. М. Роль трип-летного состояния Fg центров в образовании Fg~ центров. //ФТТ. -1991. -Т. 33. -3. -С. 786-790.

39.Лисицына Л.А. Сравнительный анализ свойств автолокализо-ванных экситонов и F2 центров в щелочно - галоидных кристаллах. //Изв. вузов. Физика. -1995. -8. -С. 115-118.

40. Лисицын В. U., Лисицына Л. А., Рейтеров В. М., Чинков Е. П., Трофимова Л.М. Способ получения кристаллов фторидов щелочноземельных металлов. //A.C. N 1037690 от 22.4.1983.

41. Петровский Г. Т., Хабибулаев П. К., Тавшунский Г. А., Рейтеров В. М. , Гаппаров Н., Трофимова Л. М., Лисицына Л. А. Оптический кристалл на основе фторидов щелочно-земельных металлов. //A.C. N 1269552 от 8.7.1986.