Закономерности создания короткоживущих радиационных дефектов в ЩГК тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РГ6 ОД

- 8 ОКТ 1996

УРАЛЬСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ

На правах рукописи

ЯКОВЛЕВ Виктор Юрьевич

УДК 539.21:539.12.04; 548:539.12.04.535.37

ЗАКОНОМЕРНОСТИ СОЗДАНИЯ КОРОТКОЖИВУЩИХ РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ В ЩГК

01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Екатеринбург 1996

Работа выполнена в Томском политехническом университете

Официальные оппонента:

доктор физико-математических наук, профессор

доктор физико-математических наук, профессор

доктор физико-математических наук, профессор

Д.И.Вайсбурд

Ф.Ф.Гаврилов

Э.Д.Алукер

Ведущая организация:

Институт геохимии им.А.П.Виноградова СО РАН, г.Иркутск

Защита состоится 18 октября 1996 г. в 10 час. на заседании диссертационного совета Д 063.14.06 при Уральском государственно»,

политехническом Университете по адресу: 620002, Екатеринбург К-2, УГТУ-УШ. физико-технический факультет

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке УГТУ-УПИ Автореферат разослан У/ сентября 1996 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

Г.И.Пилипенко

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Выяснение природы радиационных дефектов и механизмов их образования в различных материалах составляют основной предмет радиационной физики твердого тела. Необходимость проведения исследований в этом направлении тесно связана с проблемами создания научных основ методов надежного прогнозирования поведения материалов в полях ионизирующих излучений, управления радиационной чувствительностью материалов для атомной и ядерной энергетики, космической, лазерной техники, микро-и оптоэлектроники и т.п.

Успешное решение этих проблем во многом определяется уровнем знаний о природе радиационно-стимулированных явлений в модельных для данного класса кристаллических соединений системах. Для твердых тел с ионным типом связи модельными объектами уже более полувека служат щелочногалоидные кристаллы (ЩГК), при исследовании которых были обнаружены такие фундаментальные физические явления, как автолокализация электронных возбуждений (ЭВ) и неударное создание структурных дефектов при безызлуча-тельном распаде низкоэнергетических ЭВ в ненарушенных участках решетки.

В процессе накопления устойчивых радиационных дефектов важнейшую роль, определяющую конечный результат облучения, играют быстропротекающие процессы с участием короткоживущих дефектных состояний электронной и атомной подсистем твердого тела, возникающих, как промежуточные продукты распада ЭВ, на разных стадиях их энергетической релаксации. Экспериментальное исследование этих короткоживущих состояний в ЩГК, закономерностей их преобразования в стабильные дефекты необходимо для воссоздания реальной картины радиационно-индуцированных явлений, разработки теоретических модельных представлений о механизмах дефектообра-зования, которые могли бы быть использованы в качестве отправных при исследовании других типов твердых тел с более сложной структурой.

Практическая значимость подобных исследований определяется тем, что переходные процессы с участием короткоживущих дефектов могут оказывать непосредственное влияние на рабочие характеристики различных устройств в поле радиации, - прозрачность оптических окон, передающих волоконных линий, оболочек импульсных ламп; излучательнве свойства, состояние проводимости элементов

- 2 -

квантовой и микроэлектроники и т.п.

Состояние вопроса. Экспериментальные возможности для исследования короткоживущих дефектных состояний в широкощелевых диэлектриках открылись с появлением в 70-х годах генераторов мощных импульсных пучков ускоренных электронов наносекундной длительности. Уже первые опыты их использования в сочетании с техникой время-разрешающей люминесцентной и абсорбционной спектроскопии дали ряд важнейших результатов, составляющих основу современных представлений о физике радиационного дефектообразо-вания в ионных кристаллах.

К их числу относятся данные о спектрах переходного, поглощения автолокализованных зкситонов (Вильяме. Каблер, 1970), позволившие расшифровать их электронную структуру; установление тога факта, что' создание пар френкелевских дефектов происходит из экситонных состояний более высоких, чем л- и б- излучатель-ные состояния АЛЭ (Кондо и др.,1972). Оказалось, что подавляющее большинство создаваемых облучением Г.Н пар дефектов при температуре кипения'жидкого гелия являются неустойчивыми и спонтанно аннигилируют в ходе мономолекулярного процесса (Хираи, 1971); создание неустойчивых и стабильных дефектов происходит по разным законам (Карасава, 1976). Была обнаружена возможность эффективного образования короткоживущих Е,Н пар путем оптического возбуждения релаксированных триплетных АЛЭ (Вильяме,1976). ' Непосредственные измерения кинетики создания,'Г центров, выполненные'с применением'пикосекундных лазерных /Импульсов для возбуждения ■зона-зонных переходов (Брэдфорд' и "др., 1975), показали, что акты возбуждения кристалла и появления Г центров в основном состоянии разделены интервалом времени порядка 10"11 с.

Таким образом,' 'к началу нашей работы'в 1977 г. ' усилиями нескольких научных групп преимущественно"в США и Японии.сформировались и показали" свою' высокую продуктивность экспериментальные методы, основанные'на использовании импульсных электронных и лазерных пучков для возбуждения кристаллов и техники абсорбционной спектроскопии с высоким временных разрешением для детектирования наводимой дефектности. В -лабораториях нашей страны подобной -техники с параметрами,близкими к зарубежным, в то время не было, хотя для ее создания имелась необходимая аппаратура отечественного производства.

Характеризуя ситуацию в целом/ следует отметить, что иссле-

дования с использованием время-разрешенной спектроскопии, существенно расширив представления о сопровождающих создание дефектов в ЩГК элементарных процессах, не дали, однако, полного ответа на вопрос о природе доминирующих механизмов распада электронных возбуждений на пары структурных дефектов. Имеющаяся информация о неустойчивых дефектах носила в значительной мере фрагментарный характер и была явно недостаточной для воссоздания целостной картины явлений.

Так, полностью оказались исключенными из экспериментального обследования кристаллы щелочных галоидов со структурой решетки типа СэС1.

Фактически за пределами внимания исследователей остались вопросы, связанные с выяснением влияния на процессы распада ЭВ с рождением дефектов температуры радиационного воздействия, состояния исходной дефектности кристаллов. Использование для систематического изучения этих вопросов прогрессивных время-разре-шаювдх экспериментальных методов необходимо для получения новой информации, важной для понимания механизмов радиационного де-фектообразования и, следовательно, для разработки способов управления радиационной стойкостью ионных кристаллов.

Практически незатронутой оказалась проблема высокой плотности используемых для исследования короткоживущих дефектов в ЩГК импульсных пучков возбуждающей радиации, влияния мощностных режимов возбуждения на элементарные радиационные процессы. В то же время изучение этой проблемы с привлечением скоростных методов регистрации явлений необходимо для понимания специфики взаимодействия и распада электронных возбуждений в условиях высокой скорости их генерации, при одновременном действии мощных акустических, электрических, тепловых полей, реализующихся, в частности, при облучении материалов тяжелыми заряженными частицами.

Цели и задачи работы. Общей задачей работы являлось проведение систематических исследований кинетики создания и эволюции короткоживущей дефектности в широком круге представителей класса щелочно-галоидных кристаллов при различных условиях импульсного электронного облучения с целью выявления общих закономерностей образования первишых неустойчивых и стабильных дефектов, роли короткоживущих дефектных состояний ионной и электронной подсистем кристаллов в процессах создания устойчивых струк-

турных нарушений.

Выполнение этой общей задачи потребовало решения следующих задач.

1. Создания импульсного оптического спектрометра с наносе-кундным временным разрешением.

2. Исследования спектральных и кинетических характеристик центров поглощения и люминесценции, создаваемых в различных кристаллах из ряда ЩГК под действием изодозных импульсов электронного облучения в широком температурном интервале с целью выявления механизмов влияния температуры и строения решетки на процессы генерации радиационных дефектов.

3. Изучения влияния плотности импульсного электронного облучения в режимах, близких к пороговым для хрупкого раскола кристаллов, на процессы образования и аннигиляции дефектов с целью выявления механизмов передачи энергии от электронной к атомной подсистеме кристалла.

Научная новизна. 1. Выполнено первое систематическое исследование процессов создания и эволюции короткоживущих центров окраски, создаваемых в ряде ЩГК с простой и гранецентрированной кубической решеткой под действием импульсных пучков ускоренных электронов наносекундной длительности в диапазоне температур 80...650К. Впервые сделаны количественные оценки эффективности создания центров различных типов при различных температурных и мощностных режимах" импульсного облучения.

2. Впервые обнаружены и изучены спектры переходного оптического поглощения, ■■ обусловленные автолокализованными экситонами в кристаллах CsBr, CsJ, CsCl, MgF2, KC1:J.

3. Впервые методом абсорбционной спектроскопии с временным разрешением обнаружено явление прямого преобразования термически возбужденных автолокализованных экситонов из наинизшего три-плетного излучательного состояния'в пары разделенных в пространстве ' заряженных френкелевских дефектов - а и I центров окраски.

4. Обнаружена корреляция термоактивированных процессов радиационного создания разделенных дефектов с процессами пострадиационной релаксации короткоживущей дефектности (АЛЭ в я-излу-чательном состоянии и неустойчивых пар близкорасположенных F v Н центров окраски) и установлена связь параметров этих процессов с геометрией кристаллов.

5. Впервые обнаружены и изучены нелинейные явления в неактивированных ЩГК при высоких уровнях мощности импульсного возбуждения, - подавление канала низкотемпературного распада ЭВ с образованием короткоживущих дефектных состояний и увеличение выхода пар разделенных дефектов,- связанные с конкуренцией ко-лебательно-нерелаксированных и термализованных автолокализован-ных дырок в процессе рекомбинационного создания экситонов.

Основные защищаемые положения.

1. Радиационное создание дефектов Френкеля, а,1-пар центров окраски, в ЩГК при температурах выше 80К происходит преимущественно в результате прямого термоактивированного распада двухгалоидных автолокализованных экситонов с релаксированной в наинизшее я-излучательное состояние электронной подсистемой.

2. Основным механизмом радиационного создания разделенных в пространстве Г и Н центров в ЩГК при температурах вблизи комнатной является процесс термоактивированного движения галоидного ядра АЛЭ в сторону Г-Н разделения, стартующий из наинизших релаксированных возбужденных состояний кристалла, - л;-люминесцентного состояния АЛЭ в ЩГК-1 и состояния "тесных" (РН)-пар -в ЩГК-1I.

3. Возникающие при высокоплотном импульсном облучении кристаллов нелинейные эффекты. - уменьшение выхода АЛЭ в наинизших релаксированных состояниях и возрастание выхода пар разделенных дефектов, - связаны с конкуренцией в процессе электронного захвата дырочных состояний двух типов: колебательно-нерелаксиро-ванных (одно- или двухгалоидных) автолокализующихся дырок и термализованных' центров.

4. Основной вклад в процесс образования устойчивых дефектов при температурах ниже 80К в ЩГК вносят АЛЭ, ядерная подсистема которых находится в состоянии колебательной релаксации после преобразования дырки из одно- в двухгалоидную конфигурацию.

Практическая значимость. Полученные в результате проведенных исследований данные о короткоживущих дефектных состояниях, их роли в процессе образования устойчивых радиационных дефектов, о влиянии различных факторов (температуры и мощности импульсного радиационного воздействия, строения решетки, состояния дефектности структуры) на распад элементарных возбуждений в ЩГК открывают новые возможности для разработки путей сознательного управления стойкостью материалов к действию ионизирующих

излучений. Данные по обнаружению и бучению нелинейных плот-ностных явлений в системах с автолшализующимися электронными возбуждениями необходимо учитывать ,три оценке эффективности различных устройств (сцинциллятороц дозиметров излучений) в трактах с высокой радиационной загруз:ой. при рассмотрении вопросов воздействия на ионные кристаллы тяжелых ускоренных частиц.

Выявленные с помощью время-разрецающей техники закономерности влияния точечных нарушений периодхчности решетки на топографию локализации и каналы распада электронных возбуждений позволяют использовать их для создания различного рода запоминающих устройств, для изучения природы и разработки методов экспресс-диагностики биографической дефектности оптических материалов. На базе проведенных исследований предложен конкретный способ диагностики, защищенный авторским правом.

Апробация работы. Результаты настоящей работы были доложены на следующих конференциях и семинарах: IV-IX Всесоюзных конференциях по радиационной физике и химии ионных кристаллов (Рига, 1978,1983, 1986, 1989, Томск, 1993, 1996), Всесоюзной конференции по метрологии быстропротекающих процессов (Москва, 1978), II Всесоюзной конференции по квантовой химии твердого тела (Рига, 1985), Ш-У Всесоюзных совещаниях по радиационным гетерогенным процессам (Кемерово,1982, 1986, 1990, 1995), симпозиуме по радиационной химии (Тбилиси, 1978), Всесоюзном5"совещании по кинетике и механизмам химических реакций в твердом теле (Черноголовка, 1986), VII—IX Всесоюзных конференциях по физике БУФ и его взаимодействию с веществом (Эзерниеки, 1986, Иркутск, 1989, Томск, 1991), научно-технической конференции по материаловедению в атомной технике (Свердловск, 1986), IX Всесоюзной конференции "Сцинцилляторы-86" (Харьков, 1986), Всесоюзном совещании по люминесценции (Таллин, 1987). VI Всесоюзном совещании по физике люминофоров (Ставрополь, 1989), VI Всесоюзной конференции по физике диэлектриков (Томск, 1988), Международном конгрессе по симметрии в физическом пространстве (Малабри, Франция, 1990). Прибалтийских семинарах по физике ионных кристаллов (1980-1986).

Публикации и личный вклад автора. В диссертации обобщены результаты исследований, выполненных автором лично или совместно с коллегами. - сотрудниками и студентами кафедры лазерной и

световой техники Томского политехнического университета. Основные результаты опубликованы в работах, список которых приведен в конце автореферата. В работах, выполненных в соавторстве, автору принадлежат результаты, сформулированные в защищаемых положениях.

В главах III и VI автор частично использовал результаты совместных исследований с В.М.Лисицыным, А.А.Малышевым. Часть результатов глав IV-VI вошла в кандидатские диссертации В.А.Кравченко (1988), Е.В.Кабановой (1992), выполненные под руководством автора. Общая постановка задачи, руководство циклом обобщенных в диссертации работ и разработка представленных на защиту положений принадлежат автору.

Об"ем и структура. Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения и списка литературы из 217 наименований. Общий объем диссертации при сквозной нумерации 243 страницы, из них непосредственно текст изложен на 186 с, рисунков 77, таблиц 7.

Поскольку в работе затронут довольно широкий круг вопросов, так или иначе связанных с разрабатываемой темой, то краткий анализ состояния исследований и постановка задачи даны в отдельной главе (глава I). Во второй главе приводится описание импульсной техники оптической спектроскопии с наносекунднкм временным разрешением и сопутствующего метрологического обеспечения исследований.

В третьей и поспедующих главах приводятся результаты экспериментов и анализа полученных данных.

Последовательно рассмотрены вопросы, связанные с выяснением механизма образования наряженных анионных вакансий в щелочных иодидах при импульснок облучении (глава 3), влияния строения решетки и температуры на выход и кинетику релаксации элементарных центров окраски и люминесценции в ряду ЩГК (глава 4), особенностей распада электронах возбуждений по излучательному и безызлучательному каналам i условиях высокой плотности импульсного возбуждения (глава 5), наличия в образцах точечных структурных нарушений собственной ьпримесной природы (глава 6).

В заключении излагаются осненые результаты и выводы работы.

- 8 -

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

1.Методика эксперимента /1-3/.

В качестве основного метода исследований в работе использован метод люминесцентной и абсорбционной спектрометрии с нано-секундным временным разрешением, позволяющий изучать кинетику создания и эволюции центров свечения и окраски, возникающих в оптически прозрачных материалах под действием коротких импульсов возбуждающей радиации. Источником радиации в созданной в ходе реализации этого метода установке (рис.1) служил наносе-кундный ускоритель электронов разработки Г.Месяца и В.Ковальчу-ка, генерирующий пучки с параметрами: Еср=0.25 МэВ, ц/г=3. ..30

НС. 4ах=2'103 А/смг .

Возникающие под действием импульсного облучения оптические эффекты - изменение оптического пропускания образцов, вспышки люминесценции, наведенное двулучепреломление и т.п. - регистрировались на импульсном оптическом спектрометре, в состав которого в общем случае входят источник зондирующего света Б. монохроматор М (МДРЗ). фотоумножитель (ФЭУ-97, -83,-106 и др.), осциллограф (С8- 12,-13, С9-6, И2-7 и др.) и система синхронизации на базе шестика-нального генератора задержанных импульсов ГИ-1. Предельное временное разрешение составляло величину около 4 не. Измерения проводились в спектральном диапазоне 210... ИООнм, интервале температур 80...650 К.

Для измерения экспозиционной дозы в плоскости расположения образца использовался приспособленный к работе в вакууме датчик серийно выпускаемого калориметрического измерителя энергии и мощности лазерного излучения ИМ0-2Н. Плотность тока пучка электронов можно было ослаблять с помощью набора калиброванных диафрагм, оставляющих неизменным энергетический спектр электронов.

Рис.1. Блок-схема импульсного оптического спектрометра

Абсолютные световые измерения, необходимые для оценок энергетического выхода люминесценции, проводились методом эталонного сравнения (в качестве эталонных использовались импульсы излучения азотного лазера ЛГИ-21).

Характеристикой энергозатрат на создание одного центра окраски в работе служила величина квантового (в расчете на одну генерированную радиацией е.Ь-пару) выхода пкв- которая определялась, исходя из результатов оптико-абсорбционных измерений и ■данных дозиметрии пучка, на основе соотношения Смакулы-Декстера по формуле

Мцо 0.87-10" •п-Р„„-н1/2-<е>

ПкП =-' =-; 1

КВ Ф-Г(П2+2)2

здесь Бтах - оптическая плотность в максимуме полосы поглощения, Н1/2 - полуширина полосы, Г - сила осциллятора, п - показатель преломления кристалла. <е>- средняя энергия, затрачиваемая на создание одной электронно-дырочной пары, <е> = 1.5 Ев (ширины запрещенной зоны)'. Ф - плотность энергии пучка электронов (эВ/см2).

Для проведения исследований высоковозбужденных состояний экситонов и дефектов в установке реализована схема каскадного возбуждения образцов двумя смещенными во времени импульсами электронного и лазерного (Ш3+. 5^=1064 нм, Хп= 532 нм, ъп= 30 не) облучения.

2. Распад экситонов с образованием а.I-пар центров окраски в кристаллах щелочных иодидов /4-8/.

Выполненные с наносекундным временным разрешением спектроскопические исследования процессов дефектообразования в ЩГК при 295 к показали, что к моменту окончания наносекундных импульсов облучения в их решетке наряду с F-центрами с высокой эффективностью наводятся также и одиночные анионные вакансии (а-центры окраски). Сравнительное изучение особенностей создания этих двух типов элементарных дефектов было проведено нами для кристаллов щелочных иодидов, в сгектрах оптического поглощения которых полосы а-центров расположены в доступной для измерений с кварцевой оптикой области спектра 5.0. ..5.5 эВ.

Было установлено, что образование центров обоих типов, и а, и F, при температурах вблизи кемнатной происходит за времена

Рис.2. Спектры ко-роткоживущего поглощения кристалла К1, измеренного с различной временной задержкой относительно окончания импульса облучения Ц при 80 (а) и 295 К (б).

1 - г3=о;

2 - гз=5 мкс.

3.0 1.0 АУ, г8

1.0

0.1 г

ом

I

5)

*/Чс>

200 ЬОО

врем

* 1

НС

Рис.3. Кинетические кривые релаксации оптической плотности в максимумах полос поглощения триплетных АЛЭ (1,24 эВ) - а) и а-центров (5.21 эВ) - б) после облучения кристалла Н1 при 135 К.

- И -

<10 нс и характеризуется близкими значениями квантовой эффективности на уровне 0.05 в расчете на одну генерированную импульсом радиации е, h-napy. Со временем после облучения интенсивность наведенной окраски уменьшается (рис.2), при этом, как показал кинетический анализ релаксационных процессов в кристаллах KI и Rbl, в кинетике а полос не содержатся стадии роста, сопровождающего разрушение F и Н полос поглощения.

Процессы парной F.H-рекомбинации не играют, следовательно, существенной роли в создании и накоплении одиночных анионных вакансий, что расходится с распространенной концепцией о вто-ричности а центров по отношению к F- 1'.

К аналогичному выводу мы пришли при исследовании быстропро-текающих процессов, сопровождающих накопление стабильной окраски при низких температурах (80 К). При облучении кристаллов, содержащих предварительно накопленные а и F центры, единичными импульсами нам удалось прямо наблюдать явления обратимой излу-чательной перезарядки дефектов - быстрый (<10 нс) захват электронов анионными вакансиями с образованием F центров и последующую медленную (до 10* с) излучательную аннигиляцию пар F и Vk (но не Н!) центров с восстановлением числа а центров.

Прямые доказательства существования механизма прямого распада экситонов с рождением а центров были получены в ходе исследования динамики создания и релаксации дефектности при промежуточных температурах, в температурной области, соответствующей тепловому тушению я-люминесценции АЛЭ (80...90 К в Rbl и 120... 160К в KI), нами впервые были зарегистрированы-явления инерционного пострадиационного нарастания интенсивности a-полосы с характеристическими временами х . совпадающими по значениям с временами релаксации полос поглощения триплетных АЛЭ т5 (рис. 3); число создаваемых в инерционной стадии а центров увеличивалось с ростом Т симбатно с уменьшении« значений т3 и т . Температурная зависимость эффективности создщия а центров оказалась качественно подобной измеренной в аналогичных условиях для F центров окраски (рис.4).

Совокупность изложенных результатов можш рассматривать как прямое, экспериментальное доказательство возм^кности реализации термоактивированного (ТА) механизма создания «фектных пар с разделенными в пространстве компонентами при О^ызлучательном

Рис.4. Температурные зависимости оптичес-

> *

кой плотности в максимумах полос а-(1). Г-(2) и триплетных АЛЭ (3) - левая шкала; постоянных времени разрушения АЛЭ ' (•) и образования а-центров (1) - 4 (правая шкала.

«а

2 з

31

\

Р м

о ах»*

* I

о наг

Ш (НаОг ...... е~

, <ЮО>

*<ио>

Рис.5. Схема потенциального рельефа для движения галоида в окрестности АЛЭ. Значения гг.н соответствуют номерам фрагментов решетки (внизу на рисунке).

эаспаде АЛЭ не с возбужденной, как считалось ранее, а с редактированной в наинизшее я-люминесцентное состояние электронной лодсистемой.

Модель этого механизма иллюстрируется схемой на рис.5, показывающей, что конкурирующие с излучательными переходы трип-летных АЛЭ в дефектные пары связаны с необходимостью преодоления энергетического барьера Ер в ходе ТА смещения ядра АЛЭ. Верхняя точка потенциального рельефа соответствует такой ситуации, когда эффективный положительный заряд оказывается сосредоточенным частично на Х2~- ядре АЛЭ, а частично - на зарождающейся анионной вакансии. Этим предопределяется альтернативный, вдрактер локализации электронного компонента АЛЭ при дальнейшем смещении галоида.

Если электрон оказывается локализованным на вакансии, то образуется пара разделенных одним регулярным -анионным узлом Г и Н центров (3, рис.5}

В случае перехода е- в основное состояние молекулы (Х2~е~)* образуется дефектная пара в виде расположенных рядом анионной вакансии и двух занимающих один узел анионов; действие куло-новских сил отталкивания, согласно 21, должно приводить к возникновению в <110>-цепочках анионов динамического кроудиона, атермически переносящего интерстициал с образованием 1-центра на большом удалении от анионной вакансии (4 на рис.5).

В рамках такой модели кинетика нарастания числа а центров после мгновенного импульса обручения описывается выражением: ТвЛ

п т ---{1-ехр[-(гй+<!ь ■ ехр(-Е,)/кП) ^ }. (2)

-ехр(-Ер/кТ) 0 р

где М0 - концентрация наведенньх за импульс триплетных АЛЭ; К- относительная вероятность того, ч^о электрон при прохождении ядра через барьер остается на вакансии . скорость спонтанных излучательных переходов, цд - частный фактор, характеризующий процесс безызлучательных переходов тоиплетных АЛЭ в состояния дефектных пар.

Таким образом, из полученных нами экспериментальных данных следует, что а центры, так же, как и Т, яьпяются первичными продуктами экситонного распада. Возможным механизмом их создания при температурах выше 80К является термически активируемое смещение двухгалоидного ядри АЛЭ, электронный композит которых релаксирован в наинизшей 32и1'- конфигурации; разделе^ компо-

нентов первичных а,1-пар в пространстве происходит посредством кроудионного механизма.

3. Термоактивированные процессы радиационного создания пар нейтральных френкелевских дефектов /9-12.14-22/.

Вопрос о влиянии температуры на эффективность радиационного окрашивания ЩГК.. относится к числу классических проблем физики безызлучательного распада экситонов на дефектные пары. Интерес к этому вопросу возник сразу после появления работ Пули 3 >, в которых было показано, что процессы температурного тушения я-люминесценции АЛЭ и образования F- центров в некоторых ЩГК (ЩГК-1) носят конкурирующий характер. На этом основании Пули предположил, что F-H пары образуются из наинизшего электронного состояния АЛЭ при их безызлучательном переходе, за счет энергии колебательного возбуждения, в основное состояние.

Однако, в группе других ЩГК, - KCl, КВг и др. (ЩГК-II), - проявления подобной конкуренции отсутствуют, а малые времена образования F- центров в этой группе кристаллов исключают возможность участия релаксированных излучательных состояний АЛЭ в процессах образования дефектных пар.

И хотя в целом совокупность имеющихся данных (полученных, однако, с использованием стационарных методов измерений) явно указывает на универсальный для всего класса ЩГК характер высокотемпературного механизма создания F-центров, природа этого механизма оставалась неясной.

При исследовании быстропротекавдих процессов, сопровождающих образование стабильных дефектов в ЩГК, нами был выявлен ряд закономерностей, показывающих, что имеющиеся различия в структуре взаимосвязей ТА процессов- между■кристаллами первой и второй групп определяются особенностями радиационного создания и эволюции первичной короткоживущей дефектности в этих кристаллах.

Одна из главных особенностей образования первичных дефектов в ЩГК-II заключается в-том, что в спектрах наводимого при 80К неустойчивого поглощения этих кристаллов доминирующими являются полосы, обусловленные, в отличие от кристаллов I группы, не триплетными АЛЭ в я-излучательном состоянии, а парами коротко-живущих F и Н центров с характеристическими временами жизни при

- 15-80 К порядка десятков наносекунд (табл.1).

Таблица 1.

Выход и время жизни при 80К Р.Н-пар центров окраски % и тг, автолокализованных экситонов % и тэ; энергия активации процессов создания устойчивых Р-центров Ер, тушения л-люминесценции экситонов Ет в ЩГК.

кристалл Выход на одну ' (е-Ю пару Энергия активации, эВ Время жизни, с Ь/И

% Пэ Ер Ет

ШоС1 0. и <2- 10"3 0. 10 0.009* 4.5- 10"8 -- 1.23

КС1 0.09 <2-10"3 0. 07 0.012* 2.5- 10"8 — 1.40

ИЬВг 0.08 <2-10"3 0.06 0.008* 2.0- 10"8 -- 1.41

КВг 0.055 0.025 0.04 0.037* 8' Ю-9 8- 10"9 1.47

КЫ 0.035 0. 040 0. 06 0.070* 2' 10" 7 2- 10"7 1.48

К1 2- 10" 3 0. 120 0. 10 0. И** — 1.7- 10'6 1.54

0. 13'

N301 <2- 10"3 0. 180 0. 11" 0. 099* ... 4-10"5 1.59

СэС1 0.15 0.04 0. 06 — 6- 10"8 6- ю-8 --

СэВг 0.011 0. 13 0.09 0,09 — 1.1 10"6 --

*' Зкегат Ж., КоЛша Т. /АТ. РЬуэ. Бос. 1ар.-1969.-уо1. 27. N0.6. -р.1551-1563. Кагагадоа Т., Н1га1 М. //3. РЬуэ.1ар.-1975.-уо1.39, N0. 4. -р. 999-1003.

Исходя из полученных нам« впервые данных о структуре спектров переходного поглощения в Игк с простой кубической решеткой, кристаллы СбВг и Сэ1 следует отьчсти по виду первичных дефектов к первой, а СзС1 - ко второй гругал щгк (рис.6).

Как показали результаты кинетического анализа, состав первичных дефектов в ЩГК-II сформирован дг.уш типами Г, Н-пар. различающихся по природе процессов, ведущи>. к их аннигиляции после импульсного облучения: - а)"тесными" пара<и взаимодействующих Г и Н центров, аннигилирующими в ходе моном^екулярного процесса (ниже - ОТ)-пары) и б) парами с разделенные в пространстве Р

Рис.6. Спектральные компоненты переходного поглощения кристаллов гало-генидов цезия, релакси-рующие при 80 К по экспоненциальному временному закону.

Ь^.эВ

ноо в

р

М Я ,

НС

Рис.7. Семейства кинетических кривых эволюции интенсивное ти полос поглощения триплетных АЛЭ (а) и Р-центро[ (б, в) при различных температурах импульсного облучения кристаллов №1 (а, б) и ИэС1 (в).

и Н компонентами, разрушение которых описывается кинетикой высших порядков.

Влияние температуры на кинетику эволюции первичной дефектности иллюстрируется на рис.7 семейством релаксационных кривых, измеренных при различных температурах в максимумах полос поглощения триплетных АЛЭ (а) и Г центров (б,в) кристаллов К1 (а, б) и ШзС1 (в), являющихся типичными представителями I (К1) и II (ШэС1) групп. Для МэС1. кроме того, на рис.8 показаны построенные по результатам разложения кинетик температурные зависимости времен жизни и квантового выхода (на одну е,11-пару) первичных {ГН}-пар и пар с разделенными компонентами (зависимости для К1 приведены выше в (2) на рис.4).

Рис.8. Температурные зависимости характеристик Р-центров д кристалле ИЬС1 ССК-П).

1 - квантовый выход пространственно разделенных Г-и Н-центров; 2 и 3 - вьагод и время жизни "тесных" ОТ)-пар. соответственно.

Сопоставительный анализ температурно-зави-ущих свойств первичной дефектности в различных кристаллах показал, что между процессами образования разделенных дефектов, "тес-ад" (РЮ- пар и триплетных АЛЭ в ЩГК существует система взаимосвязей, характерными проявлениями которых обнаружены следующие.

- В тех кристаллах, в которых при 80К одновременно удается зарегистрировать создание и (ГШ-пар, и триплетных АЛЭ (КВг, МЯ, СбС1) , экспоненциальная релаксация центров обоих типов характеризуется одинаковыми значениями постоянной времени (табли-

ца 1). Это свидетельствует о том, что создаваемые при 80 К {РН} -пары и АЛЭ в этих кристаллах могут многократно преобразовываться друг в друга до того, как произойдет их аннигиляция по общему каналу.

- С ростом температуры импульсного облучения выше 80К в ЩГК - II, аналогично тому, как это наблюдается для триплетных АЛЭ в ЩГК-1, происходит уменьшение постоянной времени жизни {ГШ- пар в той же области температур и с той же энергией термической активации, что и увеличение выхода пар с разделенными Р- и Н-ком-понентами (рис.8). Существование корреляции в ходе температурных зависимостей характеристик {РШ-пар и разделенных дефектов в ЩГК-П, идентичной той, которая наблюдается между процессами создания АЛЭ и Р центров в ЩГК-1, прямо свидетельствует о том, что в общей схеме энергетической релаксации (ГШ- пары являются не конечным продуктом экситонного распада, а, так же как и три-плетные АЛЭ, промежуточным дефектным состоянием кристалла, способным при термическом возбуждении преобразовываться в .пары разделенных дефектов.

В обобщенном виде закономерности изменений характеристик короткоживущих дефектов"4сопровождающих рост выхода'разделенных дефектов с температурой, схематически изображены на рис.9 в виде типичных для кристаллов I (а) и II (б) групп температурных зависимостей.

Данные этого рисунка, демонстрируя существование двух различных, связанных с {РД}-парами, ТА процессов - быстрого создания их при Т вблизи 4К4) и коррелирующего с ростом выхода разделенных дефектов инерционного разрушения {РШ-пар при Т>80К. показывают, что вместо двух независимо действующих механизмов распада экситонов на дефекты в ЩГК-П,- низко- и высокотемпературного, - следует рассматривать два последовательно реализующихся по мере увеличения температуры этапа единого процесса, первый из которых связан с образованием промежуточных дефектных {РН}-пар, а второй - с преобразованием последних в пары разделенных Р и Н центров по тем же законам, что и преобразование в Р-центры триплетных АЛЭ в ЩГК-1. Картина, таким образом, существенно упрощается.

На рис.10 показан вид адиабатических потенциалов, соединяющих два неустойчивые дефектные состояния, - триплетных АЛЭ и

Рис.9. Типичный ход температурных зависимостей характеристик элементарных центров в кристаллах I (а) и II (б) группы. 1 - выход изолированных Р-центров. 2 -выход триплетных АЛЭ, 3 - выход "тесных" (РН)-пар; 4 - времена жизни триплетных АЛЭ (а) и (РН)-пар (б).

.... - V

О - х"

®® - Х^

Рис.10. Сечение нижайшей адиабатической потенциальной поверхности, включающей конфигурации АЛЭ и Р.Н-пар. вдоль обобщенной координаты 11гн. описывающей-разделение дефектов в ЩГК-1 (а) и ЩГК-П (б).

(ТЮ- пар, - с основным состоянием Г-центра в ЩГК-1 (а) и ЩГК-II (б).

Для того, чтобы этот вид соответствовал ходу высокотемпературных ветвей зависимостей в ЩГК-П, общий минимум энергии для этих кристаллов изображен приходящимся на состояние (ГШ-пар.

Кроме того, в связи с известным фактом отсутствия заметных различий между ЩГК-1 и ЩГК-П по значениям энергии активации процесса накопления Г центров, энергетические барьеры Ер, отделяющие состояние Г-центровот состояний триплетных АЛЭ в ЩГК-1 и (ГШ-пар в ЩГК-П, изображены имеющими примерно одинаковую высоту.

Свидетельствуя о единстве природы происхождения барьера Ер для ЩГК обеих групп, этот факт служит основанием для того, чтобы каждому из трех реально наблюдаемых типов дефектов - трип-летным АЛЭ, "тесным" {ГН}-парам и парам с разделенными компонентами - был поставлен в соответствие один из трех возможных в кубической решетке ЩГК вариантов размещения электронного и дырочного компонентов, неэквивалентных по характеру симметрии их окружения (внизу на рис.10). При этом оказывается, что {РН}-па-ры в ЩГК-П, занимая в общей схеме экситонного распада промежуточную позицию между триплетными АЛЭ и разделенными дефектами, должны иметь такую решеточную конфигурацию, при которой их Н-компонент локализован в ближайшем к Г центру анионном узле.

Решение системы скоростных уравнений, описывающих эволюцию населенностей отдельных состояний после мгновенного импульса возбуждения, дает следующие, общие для кристаллов I и II групп выражения для описания температурных зависимостей выхода % и времени образования тг разделенных дефектов:

Пр (Т) = Ц+^/ш^ехрСЕр/кТ)]"1, (3)

1Г(Т) = [ехр(-Ер/кТ)]. (4)

Результаты сравнения между собой количественных характеристик процессов создания первичных и устойчивых дефектов в различных кристаллах показали, что особенности их протекания в рядах кристаллов как с ГЦК, так и с простой кубической решеткой правильным образом связаны с относительной плотностью упаковки конкретной структуры, - с фактором Ь/К, характеризующим долю

Рис.И. Зависимость от геометрического фактора ЬЛ? квантового выхода {гаьпар (1) и триплетных АЛЭ (2) при 80 К, энергии активации процессов образования разделенных дефектов сз). тушения я-люминесценции АЛЭ (4) в ЩГК с ГЦК структурой решетки.

свободного пространства для размещения молекулярного иона Х2' в одном анионном узле (Ь- длина молекулы, И- межионное расстояние).

Из диаграммы на рис.11 можно видеть, что этим факторам определяются не только соотношение населенноетей двух промежуточных состояний, АЛЭ и (РН)-пар при 80 К, но и термоактивационные характеристики процессов.

Монотонное увеличение энергии теплового тушения люминесценции АЛЭ с ростом ЬЛ*, с одной стороны, и плавное уменьшение высоты барьера для создания устойчивых Р-центров в ряду 1ДГК-П. с •'другой, можно рассматривать как общее следствие эффекта возрас-_тания уровня энергии в состоянии (РШ-пар за счет увеличения степени деформации решетки при росте размеров Н-компонента пары по отношению к об"ему окружающей его катионной "клетки". В

плотноупакованных анионных рядах ЩГК-1 эта "клетка" оказывается слишком тесной для того, чтобы надежно изолировать Н-компонент; состояние промежуточной {РН}- пары в этих кристаллах, как показано нами на примере К1 /22/, является излучательным и обнаруживается при испускании так называемых Ех-полос люминесценции.

Следует также отметить, что из-за эффекта теплового расширения кристаллов параметр Ь/]? (а, следовательно, и форма адиабатического потенциала) оказывается чувствительным к изменению температуры; это может являться причиной, по которой в большинстве ЩГК-П триплетные АЛЭ не удается обнаружить при 80 К импульсными измерениями.

В целом, таким образом, совокупность выявленных закономерностей позволяет утверждать, что основным механизмом радиационного создания устойчивых дефектов в ЩГК обеих групп,- как первой, так и второй,- при температурах вблизи комнатной является процесс термоактивированного движения галоидного ядра АЛЭ в сторону Г-Н разделения, стартующий из наинизших релаксирован-ных возбужденных состояний кристалла, - л-люминесцентного состояния АЛЭ в ЩГК-1 и состояния "тесных" (РЮ-пар - в ЩГК-П.

4.Образование экситонов и дефектов в ЩГК при высоких уровнях мощности импульсного возбуждения /24-33/.

Изучение влияния мощности возбуждения на спектрально-кинетические характеристики короткоживущих центров окраски и свечения в неактивированных ЩГК проводилось нами при двух значениях температуры (80 и 295 К) в интервале значений Р = 0.5...350 МВт/см2, ограниченном снизу чувствительностью абсорбционного метода измерений и сверху.- - возникновением искажающих результаты измерения явлений электрического пробоя и хрупкого разрушения образцов.

Нелинейные плотностные эффекты в создании центров окраски и люминесценции. Как показали спектроскопические исследования, увеличение мощности импульоного возбуждения кристаллов вплоть до граничных значений не приводит к изменению качественного состава создаваемых в их объеме короткоживущих центров окраски и люминесценции. Так же, как и при низкоинтенсивном облучении, в облученных импульсами высокой плотности кристаллах наблюдалось образование трех различающихся по спектрально-кинетическим при-

знакам типов центров, два из которых,- АЛЭ в л- и б- излуча-тельных состояниях и "тесные" {РН}-пары,- создаются в доминирующих количествах при 80 К, а третий тип, - дефектные пары с разделенными в пространстве Р,Н (а,I)-компонентами, - при комнатной температуре. Экспериментальных проявлений коллективизации ЭВ при высоких уровнях мощности возбуждения в ЩГК нами обнаружено не было.

Однако, в экспериментах по установлению количественных взаимосвязей между мощностными характеристиками возбуждения и числом создаваемых за время действия импульса центров каждого, из трех типов нам удалось выявить ряд закономерностей, показывающих, что образование триплетных АЛЭ и "тесных" (РШ-пар, с одной стороны, и Р центров в составе пар с разделенными компонентами, - с другой, - при низких температурах происходит из состояний АЛЭ, различающихся стартовым запасом колебательной энергии, сосредоточенным на их ядерной подсистеме. К числу таких закономерностей относятся следующие.

- Увеличение мощности возбуждения при 80 К выше ~ 106 Вт/см2 приводит к резкому подавлению канала распада ЭВ с образованием АЛЭ в наинизших %- и о- излучательных состояниях в ЩГК-I, а также промежуточных {га}-пар ь ШГК-П, сопровождающемуся менее выраженным ростом выхода дефектных пар с разделенными компонентами (рис. 12 а, б).

- При 295 К, в условиях, когда импульсным облучением в кристаллах создаются преимущественно разделенные дефекты, их выход является величиной, фактически не зависящей от мощности импульсного возбуждения.

- Аналогичные исследования, выполненные для кристаллических соединений разных классов, показали, что эффекты плотностного тушения собственной люминесценции являются типичными для систем с автолокализующимися ЭВ (в частности, МеР2), а в кристаллах, например, 1п1, СЗБ выход собственного свечения, напротив, увеличивается с ростом Р (рис.12 г).

- Прямые оценки, сделанные ?а основе данных опытов по двой-. ному каскадному возбуждению ИСК электронными и лазерными им! пульсами, показали, что квантовый выход триплетных АЛЭ из реакции' рекомбинации фотоэлектронов проводимости с заранее- созданными центрами в кристаллах как с "ЦК, так и с ОЦК структурой значительно' - в два и более раз - в.-ше, чем из реакции зона-

-зонной рекомбинации при неселективном возбуждении кристаллов электронным пучком.

Рис.12. Влияние мощности импульсного возбуждения на эффективность образования центров свечения и окраски в различных кристаллах при 80 К.

а - энергетический выход я-люминесценции АЛЭ; б - квантовый выход элементарных центров окраски;

в - относительный выход собственной люминесценции.

Совокупность этих закономерностей хорошо описывается в рамках представлений о том, что развитие процесса экситонной релаксации при низких Т по одному из двух каналов,- с испусканием Я-(б)-люминесценции и с рождением разделенных дефектов,- определяется энергетическим состоянием дырки в момент рекомбинаци-онного создания АЛЭ (схема на рис.13). При захвате электрона на свободные уровни термализованной автолокализованной дырки, ' центра окраски, с высоким выходом образуются АЛЭ в наинизших излучательных состояниях. В противоположность этому, быстрые рекомбинации е" с автолокализующимися в одно- либо двухгалоид-ной конфигурациях колебательно-нерелаксированными дырками (ниже-

V.-центрами) приводят к'созданию АЛЭ, обладающих избытком стартовой колебательной энергии и имеющих вследствие этого повышенную вероятность безызлучательного распада с рождением дефектов.

Рис.13. , Схематическое .д- представление процессов об-

— т разования и распада АЛЭ при рекомбинации электронов проводимости с "горячими" и термализованными автолокали-зованными дырками.

Анализ модели, построенной на основе представлений о конкуренции в процессе рекомбинационного создания АЛЭ термализован-ных Ук и "горячих" V,- центров, показывает, что выход АЛЭ в наинизших релаксированных состояниях гц* оказывается связанным с соотношением скоростей протекания' двух процессов, - мономолекулярного процесса образования термализованных V*-центров и бимолекулярного процесса (е,М-рекомбинации, - зависимостью вида Пех = (5)

где ¡5=т3/те- отношение времени автолокализации дырки (~1 пс) к среднему времени жизни электронов до захвата на любые дырочные состояния, величина которого определяется мощностью возбуждения Р (Те"1 = Я-У'б, где N ~ Р - концентрация генерируемых единичным импульсом носителей. V - скорость теплового движения зонных электронов, б - сеченае рекомбинации).

Двухгалоидная дырочная автолокализация и низкотемпературное создание устойчивых Г-центров в ШГК. Выявление того факта, что способностью к эффективному распаду на дефекты при низких Т об-1 ладают не все рекомбинационно создаваемые АЛЭ, а преимущественно те из них, которые образованы при захвате е" "горячими" V.-центрами, означает, что ключом, управляющим каналами экситонно-го распада в ЩГК при низких температурах, является энергия, выделяемая в ходе термализации автолокализующегося дырочного ядра

АЛЭ.

Нами предложена простая модель процессов, в которой "горячий" V, - центр рассматривается как источник кратковременного локального разогрева решетки; в случае захвата им электрона ситуация оказывается эквивалентной той, которая возникла бы при кратковременном помещении АЛЭ в сильно разогретый кристаллический объем. Часть АЛЭ может в такой ситуации "успеть" преобразоваться в разделенные дефекты по описанному выше в (3) ТА механизму. Для выхода Г-центров в рамках модели получено выражение:

где ц и Тл - эффективные величины времени и температуры локального разогрева, Т - реальная температура кристалла. Согласие с экспериментом достигается при значениях эффективных величин порядка 10_11с и 500 К.

По теоретическим оценкам 51, образование -центра в ЩГК связано с выделением энергии около 1эВ. Этой величины достаточно для разогрева до 500 К кластера из 20 ионов в К1 (ЩГК-1), однако расходуется она в ЩГК-1 и ЩГК-П по-разному. Это связано с рассмотренными выше в 3 особенностями строения адиабатических потенциалов в окрестности АЛЭ, определяющими принципиальное различие в ходе их энергетической релаксации. Достижение минимума потенциальной энергии В ЩГК-П непосредственно связано с трансляционным смещением ядра АЛЭ в сторону Г - Н разделения (рис.9,б), что в условиях локального разогрева обеспечивает значительно больший выход Г-центров в этих кристаллах по сравнению с ЩГК-1, в которых стартовая и релаксированная ядерные конфигурации АЛЭ имеют одинаковую точечную группу симметрии.

В целом, основываясь на совокупности выявленных закономерностей и результатах их анализа, можно сделать заключение о том, что эффективность низкотемпературного распада экситонов с рождением разделенных в пространстве Е и Н центров в ЩГК определяется тремя основными факторами: во-первых, структурой потенциального рельефа для движения галоида в окрестности АЛЭ, во-вторых, величиной выигрыша энергии от автолокализации дырки, и в третьих, временем задержки акта рекомбинационкого создания АЛЭ относительно момента обобществления дырки на двух ионах га-

Т1Г= (1+—- ехрГ —--• (1-ехр[-р0+(%-ехр(

I (% к (Т+Тд) ^ { 1

лоида,- отношением xs/te.

Первые два фактора целиком обусловлены внутренними свойствами кристаллов и не зависят от способов и режимов возбуждения образцов; изменение отношения т3/те, напротив, может быть легко достигнуто в эксперименте путем варьирования плотности возбуждения, изменения сорта бомбардирующих частиц, энергии возбуждающих фотонов, а также при наложении, дополнительно к радиационному, иных внешних силовых полей.

5. Образование экситонов и дефектов в кристаллах с нарушенной решеткой /35-44/.

Интерес к изучению специфики протекания процессов создания и эволюции короткоживущей дефектности в кристаллах, содержащих нарушения точечного типа, определяется двумя обстоятельствами.

Во-первых, использование техники скоростных измерений, позволяющей получать количественную информацию о первичных промежуточных продуктах экситонного распада, дает возможность для установления характера влияния исходной дефектности на эффективность распада ЭВ по различным каналам в собственной подре-шетке кристаллов.

Во-вторых, применение этой высокоинформативной техники представляется перспективным для установления механизмов локализации и распада ЭВ в окрестности дефектов с известной структурой, а также для идентификации структурных нарушений неизвестной при роды, возникающих в кристаллах при;выращивании либо в процессе эксплуатации под действием различных внешних силовых полей.

Реализуемость этих возможностей показана в главе 6 диссертации на примере ЩГК с примесями тяжелых анионов-гомологов, пластически деформированных и обработанных остросфокусированным лазерным пучком кристаллов MgO, а также содержащих сверхравновесные М-центры окраски кристаллов MgF2.

Введение в ЩГК тяжелой анионозамещающьй гомологической примеси приводит к появлению характерной замедленной люминесценции, обусловленной излучательной аннигиляцией тетероядерных экситонов со структурой (XY= )* (в кристаллах KCl: I- (С1Г)* ). При исследовании таких кристаллов нами было обнаружено неустойчивое поглощение центров, ответственных за эту люминесценцию (рис. 14). Особенности тонкой структуры спектров переходного поглоще-

ния позволили установить, что процесс испускания люминесценции носит многоступенчатый характер: первоначально происходит зах-

i.o

%

г

0.5

V аз

0.2

ai

lo (0.9e't/i0+ 0.1 e

i/uto

lit) r i0 e 1-

-i/iS-io"7

T

k.0

3.0

2.0

ft)

6)

hJ>,iB

Puc.14. Спектры люминесценции (a) и переходного оптического поглощения (б), наводимые при 80 К в кристалле КС1:0.16М% KI импульсным электронным облучением.

1 - в момент окончания импульса;

2 - экспоненциально релаксирующий компонент с

т = 130 мкс.

ват ЭВ с образованием экситонов со структурой (С12°)* в непосредственном окружении примесного иона, затем - туннельный пе-'реброс дырочной связи с образованием гетероядерного экситона (этим процессом определяется длительность затухания люминесценции), и только после этого происходит испускание фотона:

е+Л +...+Г - {(С1г"е")*+Г} - СГ + (С1Г)* -Г+ *1У1ив (7)

Если учесть, что в собственной подрешетке KCl при 80 К АЛЭ со структурой (С12 =)* являются крайне неустойчивыми образованиями, то их устойчивое существование в нарушенной примесью области решетки (время жизни околопримесных АЛЭ при 80 К составляет величину около 130 мкс) представляется неординарным фактом, который интерпретирован нами как следствие уплотнения решетки в окрестности крупных примесных ионов, ведущего к уменьшению параметра L/R.

Этой же причиной, по-видимому, обусловлен и обнаруженный эффект заметного, непропорционального содержанию примеси иода, снижения эффективности генерации "тесных" (FH)-nap в собственной подрешетке кристаллов.

В ходе проведения аналогичных исследований для кристаллов MgO было установлено, что создаваемые при деформации одноосным сжатием бивакансии в этих кристаллах являются центрами рекомби-национной сборки экситонов,' обладающих характерными анизотропными спектрами свечения и переходного поглощения, и их последующей аннигиляции по реакции:

e+h +...+(va+vc") - {(va+e")(vc"h+)} - (va*vc")+hvlum (8) Результаты этих исследований были использованы для изучения модификации структуры кристаллов под действием поверхностной лазерной обработки, затрагивающей, как оказалось, глубинные слои далеко за зоной прямого воздействия и сопровождающейся возникновением своеобразных "зон-очистки" с пониженным, по отношению к эталонам, содержанием точечных дефектов вакансионного типа.

С явлением безызлучатсдьного распада экситонов с рождением дефектов вблизи существующих дефектов связываются обнаруженные нами эффекты реориентации M(C2tl) -центров в MgF2 и безынерционного создания сложных дырочных Х3_ -центров в ЩГК, возникающие в процессе облучения кристаллов как результат реализации следующих реакций:

e+h +...+M(C2h) - {e°+M(C2n)} -> (F+H+M(C2tl)} -MtCj)" (9) e+h +...+X2" - {e°+X2-} - CF + 1- + ic+}. (10)

В целом, таким образом, наши экспе1Именты показали, что наличие в решетке кристаллов точечных дефЧтов, в том числе и ко-роткоживущих, и электронейтральных, можег1 приводить к изменению динамики и топографии распада ЗВ по различу каналам не только в результате их прямого захвата непосредствен самим дефектом,

но и вследствие локализации ЭВ в окружающей дефекты области собственной лодрешетки кристаллов (реакции 7,9,10).

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. На основе данных прямых оптико-абсорбционных измерений кинетики создания и эволюции короткоживущей дефектности впервые получены экспериментальные доказательства возможности образования френкелевских пар заряженных дефектов, а- и I- центров окраски, в процессе термически активированного распада АЛЭ непосредственно из наинизшего я-излучательного состояния. Выход а-центров в расчете на один разрушенный АЛЭ в К1 при 295 К определен равным 0.4.

2. При исследовании влияния температуры на процессы радиационного создания и релаксации короткоживущей дефектности в ЩГК

а) получены данные о структуре спектров переходного оптического поглощения триплетных АЛЭ в кристаллах СзС1, СбВг и Сэ1.

б) определены значения квантовой эффективности создания первичных элементарных дефектов,- триплетных АЛЭ и Р.Н-пар центров окраски,- под действием импульсного электронного облучения.

в) высказано предположение о том, что создаваемые в ЩГК-П короткоживущие (ГЮ-пары имеют такую решеточную конфигурацию, при которой Н-компонент пары смещен относительно позиции, занимаемой ядром АЛЭ в я-излучательном состоянии, в соседний анионный узел, и получены экспериментальные доводы в пользу справедливости этого предположения.

г) получены экспериментальные данные, позволившие описать быстропротекающие процессы, сопровождающие высокотемпературное создание устойчивых радиационных дефектов, в рамках общей для класса ЩГК модели, и установить связь параметров этих процессов с геометрией реальных кристаллов.

3. Исследование особенностей радиационного создания эксито-нов и дефектов в различных мощностных режимах импульсного возбуждения кристаллов позволило

а) впервые обнаружить ряд возникающих в ЩГК при высоких уровнях мощности возбуждения нелинейных явлений,- тушения собственной люминесценции, снижения выхода триплетных АЛЭ и корот-коживущих Р,Н-пар. увеличения эффективности создания стабильных

дефектов o ростом плотности импульсного электронного пучка выше ~1 МВт/см2.

б) экспериментально обосновать положение о том, что одним из главных критериев, управляющих процессами экситонного распада по излучательному и безызлучательному каналам в условиях неселективного возбуждения кристаллов ионизирующей радиацией при низких Т. является соотношение скоростей протекания двух процессов, - автолокализации дырок с образованием термализованных Vk-центров и рекомбинационного создания экситонов при захвате дырками электронов проводимости.

в) сделать количественные оценки квантового выхода экситонов в излучательных состояниях, дефектных пар с коррелированными и разделенными в пространстве F- и Н-компонентами из реакций рекомбинации электронов с дырками на разных стадиях энергетической релаксации в решетке.

г) экспериментально доказать, что основной вклад в низкотемпературное создание устойчивых дефектов вносят такие эксито-ны, автолокализующееся дырочное ядро которых находится в процессе колебательной релаксации после перехода из одно- в двух-галоидную конфигурацию.

4. Результаты исследования быстропротекающих процессов в кристаллах с нарушенной решеткой позволили предложить конкретный метод импульсной оптической диагностики биографической дефектности в диэлектрических кристаллах.

СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.

n Itoh N. Creation of lattice defects by electronic excitation in alkali halides.//Adv. in Phys.-1982.-vol.31,No.5.-p. 491- 551.

2 > Лисицын В.M., Лисицына Л.А., Сигимов В. И. О механизме образования а.1 пар в щелочно-галоидных кристаллах.//Изв.ВУЗов, физика.-1979.-т.9.-с.126.-Депонировано, per.N2220-79.

3) Pooley D., Runciman W. A. Recombination luminescence in alkali nalides. //J. Phys. C. : Sol. St. Phys. -1970. -vol. 3, No. 8. -p. 1815- 1824.

i) Karasawa T., Hirai M. F center formation in KCl and KBr crystals below 4. 2K.//J.Phys. Soc. Jap. -1976-vol. 40, No.3. -p.769--775.

5) Jette A.N., Gilbert T.L.. Das T.P. Theory of the self-

trapped hole In the alkali halides.//Phys. Rev.-1969. -vol.184,

No. 3,- p.884-894.

РАБОТЫ, ОПУБЛИКОВАННЫЕ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ.

1. Гриценко Б.П.. Яковлев В.Ю., Лях Г.Д., Сафонов Ю.Н. Установка для исследования быстропротекающих процессов в твердых телах при возбуждении электронным пучком наносекундной длительности //Тез.докл. Всес.н.-т.конф. по метрологии быстропротекающих процессов. М.:ВНИИ0ФИ.-1978.- с.61.

2. Куликов В.Д.. Яковлев В.Ю. Пространственное распределение центров окраски, генерируемых импульсным электронным пучком/ Тез. докл. IV Всес.сов. "Воздействие ионизирующих излучений на гетерогенные системы".-Кемерово.-1986.-ч. II.-с. 52-53.

3. Суржиков В.П., Матлис С.Б., Яковлев В.Ю. Кинетика роста трещин при облучении кристаллов КС1 наносекундным электронным пучком// ФТТ.-1987.-т. 29,

4. Биллер В.К., Яковлев В.Ю. Радиационное создание дефектов е ,кристаллах KI при облучении мощным потоком электронов наносекундной длительности//ФТТ.-1980.-Т.22. вып.8. -с. 2250-2252.

5. Лисицын В.М., Сигимов В.И., Яковлев В.Ю. Распад электронны) возбуждений на пары френкелевских заряженных дефектов е К1//ФТТ. - 1982. -т. 24, ВЫП. 9. -с. 2747-2752.

6. Яковлев В.Ю. Создание центров окраски в кристаллах Csl npi импульсном электронном облучении//ФТТ.-1984.-т. 26,вып. 11.-с. 3334 -3337.

7. Яковлев В.Ю. Перезарядка центров окраски в кристалле KI в ni ле импульсной радиации//ФТТ.-1985.-т. 27, вып. 9.-с. 2560- 2563

8. Яковлев В.Ю. Образование анионных вакансий при распаде тер мически возбужденных триплетных экситонов в кристалле KI./ ФТТ.- 1992.-т. 34.вып.10.-с.3096-4000.

9. Лисицын В.М., Сигимов В.И., Серикова Г.Н., Яковлев В.Ю. Рол пространственного разделения первичных пар дефектов в про цессе радиолиза//Тез.докл. симпозиума по радиационной химии - Тбилиси.-1978.-с.216-217.

10. Лисицын В.М., Гриценко Б.П.,Серикова Г.Н. .Штанько В.Ф. Яковлев В.Ю. Энергия образования радиационных дефектов CaF2//ФТТ. -1978.-т.20,вып.9.-С.2610-2614.

11. Лисицын В.М., Яковлев В.Ю. Образование электронных центров окраски в кристаллах СаР2-М при импульсном облучении//Изв. Вузов.Физика.-1980.-N3.-с.110-113.

12. Гаврилов В.В.. Нестерова С.Н.,Чернов СЛ., Яковлев В.Ю. О механизмах распада на пару френкелевских дефектов в ЩГК//ФТТ.- 1981.-т.23.вып.7.-с.2180-2182.

13. Гафиатуллина Е.С., Яковлев В.Ю. Рекомбинационное создание автолокализованных экситонов в кристалле СэВг/ Тез. докл. IX междунар. конф. по радиационной физике и химии неорганических материалов. - Томск. -1996. - с.95-96.

14. Корепанов В.И., Лисицын В.М., Сахнова Л.В., Яковлев В.Ю.Оптическое поглощение автолокализованных экситонов в кристаллах //Оптика и спектр.-1983.-т. 53, вып. 3.-с. 535-538.

15. Кравченко В.А., Лисицын В.М.. Яковлев В.Ю. Оптическое поглощение и люминесценция автолокализованных экситонов в Сэ1 при импульсном электронном возбуждении// ФТТ.-1985.-т.27. вып.7,- с. 2181 -2183.

16. Кравченко В.А., Лисицын В.М., Яковлев В.Ю. Оптическое поглощение двухгалоидных автолокализованных экситонов в СэВг // Оптика и спектр.-1986.-т. 60, вып. 3.-с. 662-664.

17. Кравченко В.А..Лисицын В.М..Яковлев В.Ю. Образование Р-цен-тров и автолокализованных экситонов в кристалле СэВг под действием импульсных электронных пучков// ФТТ.-1986.-т. 28, вып. И. - с. 3473-3477.

18. Кравченко В.А., Лисицын В.М., Яковлев В.Ю. Высокотемпературный механизм образования Р-центров в кристалле СэВг/ Тез. докл. VI Всес.конф. по радиац. физике и химии тв. тела.-Рига. -1986. ч. I. - с.89.

19. Денисов И.П., Яковлев В.Ю. Одно- и внецентровые автолокали-зованные экситоны в ЩГК/ Тез.докл. VI Всес.совещ. "Физ.,хим. и техн. люминофоров"-стяврополь.-1989.-ч.II.-с.46.

20. Денисов:И.П., Яковлев Ь. Ю. Создание центров окраски в ЩГК при импульсном радиационном возбуждении//ФТТ.-1990.-т.32, вып. 2.- с. 56-62.

21. Яковлев В.Ю. Время-разрешевдая оптическая -спектроскопия кристаллов СбС1 при каскадном импульсном возбуждении//ФТТ. -1992. -т. 34, ВЫП. 4.-с. 1231-1237.

22. Лисицын В.М., Яковлев В.Ю. Создание и релаксация автолока-

лизованных экситонов в кристалле KI при импульсном каскадном возбуждении//ФТТ.-1995.-т. 37, вып. 4. -с.1126-1132.

23. Крымов А. А., Кружалов А.В., Яковлев В. Ю., Пустоваров В. А. Оптическое поглощение и люминесценция германата висмута при импульсном облучении/Сб. "Радиац. -стимулиров. явления в тв. телах".- Свердловск, УПИ.-1989.-с.114-119.

24. Кравченко В.А., Яковлев В.Ю. Образование F-центров и авто-локализованных экситонов в сильновозбужденных ЩГК//ФТТ,-1988.-т. 30, вып. 3.-с. 706 -710.

25. Лисицын В.М., Штанько В.Ф., Яковлев В.Ю. Катодолюминесцент-ный импульсный источник света//ЖТФ.-1985.-т.55,вып. 6.-с. 1187 -1188.

26. Денисов И.П., Кравченко В.А., Яковлев В.Ю. Образование центров окраски в сильновозбужденных кристаллах КС1//ФТТ.-1988.- т.30, вып.6.-с. 1610-1613.

27. Любимова Н.Ф., Крашенинников А.А..Плаченов Б.Т.,Яковлев В.Ю. Радиолюминесценция кристаллов моногалогенидов индия/ Тез. докл. VII Всес.конф. по радиац. физике и химии неорг. матер. -Рига. -1989. -ч. I. -с. 311.

28. Денисов И.П.. Кравченко В.А.. Маловичко A.B.. Яковлев В.Ю. Двухгалоидная дырочная автолокализация и люминесценция в га-логенидах тяжелых металлов//ФТТ.-1989.-т.31,вып.7.-с.22-25.

29. Денисов И.П., Яковлев В.Ю. Рекомбинационное создание авто-локализованных экситонов в ЩГК при двухкаскадном возбуждении/ Тез. VI Всес.конф. по физике диэлектриков.-Томск.-1988. -с. 23.

30. Анненков Ю.М., Франгульян Т.е.. Столяренко В.Ф.. ГаланоЕ Ю.И., Яковлев В.Ю. Влияние плотности импульсного электронного пучка на накопление радиационных дефектов в ЩГК//ФТТ. -1987,- т.29, ВЫП.3.-е.925-928.

31. Денисов И.П., Яковлев В.Ю. Образование экситонов и дефекто! в ЩГК при импульсном электронном облучении//Изв.АН Латв.ССР, сер. физ. и хим. наук.-1990.-N3.-с. 66-72.

32. Яковлев В.Ю. Динамика электронно-дырочных процессов и создание дефектов в ЩГК/Тез.докл. I per.конф."Рад.физ.тв. тела" - Самарканд.-1991.-ч.II.-с.125-126.

33. Яковлев В.Ю. Двухгалоидная дырочная автолокализация и соз дание дефектов в ЩГК/Тез.докл.VIII конф. по рад. физ.и хим неорг. матер.-Томск.-1993.-с. 140.

34. Горбунов C.B., Иванов В.Ю., Кружалов A.B., Яковлев В.Ю. Оптическое поглощение триплетных автолокализованных экситонов в ВеО //ФТТ.-1990.-т.32.вып.10.-с.2942-2946.

35. Малышев A.A., Яковлев В.Ю. Релаксированные гетероядерные экситоны в кристалле KCl:1//ФТТ.-1982.- т.24,вып.8,- с. 22962299.

36. Лисицын В.М..Малышев А. А.,Нестерова С.Н., Чернов С.А.. Яковлев В.Ю. Распад электронных возбуждений в кристалле KCl:I при импульсном возбуждении электронами//ФТТ.-1982.-т.24. вып.3.- с. 914-916.

37. Лисицын В.М..Малышев А.А..Яковлев В.Ю. Локализованные примесью экситоны в щелочно-галоидных кристаллах//ФТТ.-1983.-т. 25, вып. 11.-с. 3356-3360.

38. Лисицын В.М., Яковлев В.Ю. Оптическое поглощение в кристаллах MgF2 после импульсного облучения электронами//Опт. и спектр. -' 1978. -т. 44. вып. 2. -с. 408-409.

39. Корепанов В.И.. Лисицын В.М.. Яковлев В.Ю. Кинетика разрушения М-центров после импульсного облучения электронами в кристаллах MgF2//ФТТ.-1978.-т.20.вып.3.-с.731-733.

40. Яковлев В.Ю. Генерация Х3~-центров в кристалле КВг при импульсном электронном облучении//ФТТ.-1981.-т.23,11.4.-с.1214--1216.

41. Кабанова Е.В., Романов Б.Т., Яковлев В.Ю. Изучение процессов дефектообразования в монокристаллах MgO при импульсном нагреве//Физ. и хим. обраб. матер.-1990.-М.-с. 39-42.

42. Kabanova Е.V.. KulkovS.N., Grltzenko В.P.. Perstnev P.P., Yakovlev V.Yu. The change of optical and structural properties of MgO by the exposition to laser irradiation// Phys. stat. sol. (a). -1990.-121.-pp. 105-110.

43. Денисов И.П..Гриценко Б.П., Кабанова Е.В., Яковлев В.Ю. Время-разрешенная оптическая спектроскопия кристаллов MgO деформированных одноосным сжат$ем//ФТТ. -1992.-т.34, вып.7.

с.1999 200G. .

44. Кабанова Е.В., Гриценко' Б.П., Смирнов C.B., Яковлев В.Ю. Способ контроля дефектности оптгчески прозрачных монокристаллических оксидов. //А. С. N 17410x5 от 26.02.1990.

Заказ №25.Тираж 100 экз. Формат 60 X 84/16.Усл.печ.л. 2,0 Подписано к печати 18.08.96.

Отпечатано на ризографе ИКТ Пак и Ко" 634021 ,г.Томск,пр.Фрунзе,118.