Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Некоторые свойства и термическое разложение азидов тяжелых металлов 23
1.1. Механизмы термического разложения азидов тяжелых металлов 23
1.2 Строение кристаллической решетки и энергетическая структура азидов тяжелых металлов 33
1.3 Квантово-химические расчеты реакции 2N3 —> 3N2 в азидах тяжелых металлов 38
14. Возможные пути реакции 2N3 -» 3N2 в решетке азида серебра 45
1.5.. Кинетика термического разложения и процессы переноса в азиде серебра 58
1.6. Ионная проводимость в азидах тяжелых металлов 65
1.6.1. Анализ ионной проводимости в азиде серебра 65
1.6.2 Ионная проводимость в условиях высокого гидростатического сжатия 72
Глава 2 Поляронный характер носителей заряда в азиде серебра 77
2.1 Поляроны в азиде серебра 78
2.2 Поляроны в анионной подрешетке 79
2.3 Электронные поляроны в AgN3 87
2.4 Расчёт констант элементарных стадий электрон-дырочных переходов. 90
Глава 3. Механизм термического разложения азида серебра . ] 00
3.1. Электрон-дырочные переходы в азиде серебра 100
3.2 Реакции образования азота и металла 104
3.3 Кинетический анализ механизма термического разложения азида серебра 110
3.4. Расчет кинетики термического разложения, сопоставление с экспериментом 122
Глава 4 Кинетические закономерности фото и радиационных процессов в азидах тяжёлых металлов 137
4.1 Оптическое поглощение 137
4.2 Фотопроводимость 140
4.3. Кинетика фотохимического разложения 145
4.4. Кинетика внешнего газовыделения при радиолизе 151
4.4.1 Начальный максимум скорости газовыделения 152
4.4.2. Основной процесс газовыделения 156
4.4.3. Кинетика газовыделения при прерывистом облучении 159
4.5 Кинетика образования металла при радиолизе азида серебра 162
Глава 5. Механизм фото-радиационных процессов в азиде серебра 169
5.1 Свойства малых кластеров серебра 169
5.2 Механизм фото и радиационных процессов в азиде серебра 173
5.2.1 Реакции в катионной подрешётке 177
5.2.2. Реакции в анионной подрешётке 184
5.2.3. Кинетика электрон-дырочных процессов 186
5.3. Кинетика фотопроводимости азида серебра (обзор) 190
5.4 Расчет кинетики фотопроводимости, сопоставление с экспериментом 201
5.5. Сравнение результатов расчета с экспериментом 208
5.6 Скорость внешнего газовыделения при фотолизе и радиолизе азида серебра.- 220
Глава 6. Анализ устойчивости механизма твердофазного разложения азида серебра 232
6.1. Устойчивость стационарного состояния 233
6.2 Устойчивость стационарного решения для системы с учетом диффузных членов 240
Глава 7. Инициирование взрывного разложения азидов металлов импульсным облучением 243
7.1.Литературный обзор . 243
7.1. Зависимость критической плотности энергии от длительности импульса 244
7.1.2.Размерные эффекты при инициировании ATM импульсным излучением 246
7.1.3. Влияние других факторов на пороговую энергию инициирования взрыва ATM 2
7.1.4. Индукционный период реакции взрывного разложения ATM 252
7.1.5. Кинетика взрывного разложения ATM 253 7.2. Анализ основных механизмов инициирования взрывного разложения ATM 254
Глава 8. Бимолекулярная модель цепной реакции импульсного инициирования ATM 277
8.1 Схема элементарных стадий модели 278
8.2 Анализ модели 280
8.3 Оценка параметров модели 285
8.4 Размерный эффект при инициировании ATM 288
8.5 Учет реального профиля поглощения лазерного излучения 299
8.6 Электронный импульс 306
8.7 Кинетика инициирования на поздних стадиях разложения 309
8.7.1. Учет выгорания 309
8.7.2. Учет нелинейной рекомбинации электронов и дырок 312
Глава 9. Собственно-дефектная модель импульсного инициирования ATM 317
9.1. Схема элементарных стадий модели 317
9.2. Критический параметр перехода медленного разложения во взрывное 320
9.3. Спонтанный взрыв 324
9.4. Кинетические закономерности развития процесса инициирования импульсным излучением 325
9.5. Зависимость критической плотности энергии от длительности инициирующего импульса 328
Основные результаты и выводы 331
Заключение 335
Литература 341
- Строение кристаллической решетки и энергетическая структура азидов тяжелых металлов
- Анализ ионной проводимости в азиде серебра
- Реакции образования азота и металла
- Кинетика фотохимического разложения
Строение кристаллической решетки и энергетическая структура азидов тяжелых металлов
Кристаллическая решетка AgN$ соответствует искаженной структуре азида калия. Тип кристаллической структуры азидов К, Rb, Cs является объемно-центрированной тетрагональной, соответствующей слегка искаженной структуре типа CsCl [64]. В азидах типа KN3 оси азидных групп располагаются в плоскости слоя. При этом они развернуты под углом 45 к плоскости (100), а неэквивалентные N3 развернуты относительно друг друга на угол 90. Средний контактный радиус 7VJ в тетрагональных азидах составляет 1.62 ±0,03 А [65]. Длина связи N-N для азидной группы слабо варьируется в ряду азидов типа KN3 1.17-1.18 А.
Как уже отмечалось, азид серебра имеет несколько структурных модификаций. Помимо приведенных в [64-68], обнаружена и идентифицирована моноклинная модификация азида серебра, переход к которой, как показали рентгеноструктурные исследования [70, 71], начинается в области 438 - 444К и заканчивается при 445К. Обратный переход, из моноклинной в орторомбическую систему, происходит под давлением более 3 кбар, что позволяет считать орторомбическую модификацию основной для азида серебра [72].
Энергетическая структура азида серебра и свинца. Значения энергии связи заполненных электронных состояний в области до 21,2 эВ исследовались в ATM методом внешней фотоэмиссии электронов (ВФЭ) [17, 21, 37 - 38, 56]. Проведена идентификация этих состояний, впервые экспериментально установлена анионная природа вершин валентных зон, составленных, в основном, из состояний азид-аниона. Потолок валентной зоны расположен на 5,35 эВ, а заполненные катионные состояния (4d -уровни серебра) на 7,9 эВ ниже уровня вакуума, ширина зоны анионных валентных состояний не менее 3 эВ [21] (рис. 1.1).
Рассмотрение данных по ВФЭ, оптической спектроскопии и фотопроводимости ATM позволило предложить [21, 42] модель оптических переходов в ATM в области до 21,2 эВ. Показано, что структура спектров поглощения формируется в основном, переходами на дно зоны проводимости, были предложены модели.и оценены параметры экситонов в азиде серебра [17, 42].
Сравнение фотоэлектрической и термодинамической работ выхода электрона из AgN3 позволило определить [17, 21, 37 - 38, 56] энергетическое положение уровня Ферми. В чистом AgN3 (А) уровень Ферми расположен на (0,9±0,05) эВ выше потолка валентной зоны. Легирование азида серебра катионами РЬ2+ практически не сказывается на положении уровня Ферми, введение значительных концентраций ионов Си , которые являются в AgN3 СИЛЬНЫМИ акцепторами электронов [18], незначительно понижает энергию Ферми (в AgN3 + 0,2 Cu2+ : F = 0,75 ± 0,05 эВ). Было также показано [21], что при термическом разложении до « 0,1%, уровень Ферми в азиде серебра не меняется.
Главной особенностью и отличием электронной структуры AgN3 является наличие полосы d-состояний Ag, расположенной на глубине -2.5 эВ от вершины валентной зоны и состоящей из 10 перекрывающихся зон. Вклады d-состояний серебра в этих зонах составляют порядка 90%. В то же время в d-зоне присутствует примесь анионных состояний -15%. В плотности состояний d-зоне соответствует область с повышенной N(E), шириной -2.5 эВ. Верхняя валентная зона азида серебра, как и в других азидах металлов происходит из МО N типа \Па и формируется из р- состояний крайних в N3 атомов азота. Однако в азиде серебра для этой зоны характерна сильная дисперсия. Ширина \к зоны составляет 2,5 эВ, в отличие от -1,0 эВ в азидах щелочных металлов. Качественное изменение электронной структуры объясняется гибридизацией р- состояний азота с d- состояниями серебра, которая разрешена в силу низкой симметрии. Таким образом, верхняя валентная зона имеет смешанный анион-катионный характер.
Зона проводимости азида серебра также имеет сложное строение. В силу малых вкладов s- и р- состояний азота, дно зоны проводимости имеет катионный характер и формируется преимущественно s-состояниями серебра. Однако, начиная с энергий порядка 4.0 эВ, вклады состояний анионной природы резко нарастают, достигая 99%. При этом для этих же энергий в спектре N(E) наблюдается сложная структура с повышенной плотностью. Таким образом, для азида серебра имеет место смена последовательности по типу состояний в зоне проводимости. При этом переход, по характеру, от катионного, к практически, чисто анионному, происходит непрерывно [73 - 74].
Анализ ионной проводимости в азиде серебра
Исследование ионного переноса позволяет получить информацию о типе разупорядоченности кристаллов, о концентрациях и подвижностях собственных дефектов. Такие данные, представляя самостоятельный интерес, необходимы также для понимания закономерностей термического разложения.
Ионная проводимость азида свинца изучалась на поликристаллических прессованных образцах в работах [52,53]. . Комплекс экспериментальных данных (влияние легирования на проводимость, измерение чисел переноса и термо-э.д.с.) позволил авторам [52,53] сделать вывод: азид свинца разупорядочен по Шоттки, а наиболее подвижными дефектами являются анионные вакансии. В работах [104, 105] сделан анализ относительной проводимости азида свинца, легированного катионами меди. Ионная проводимость (сги) азида серебра исследована в работах [17, 19, 42, 51, 57 - 58]. На рис. 1.9 показана температурная зависимость ( jtl) в азиде серебра, построенная по данным этих работ. Согласно [17, 19, 57], в области низких температур (Т 90С) Еа= 0,65 ± 0,05 эВ и проводимость является примесной, а при Т 90С, Е 0= 1,22 ±0,05 эВ - проводимость собственная. Результаты измерения чисел переноса методами Тубандта и ионного ключа [19, 51] свидетельствуют, что в области собственной проводимости токоперенос осуществляется, в основном, катионами серебра. Исследование влияния на ионную проводимость примесей Cd и Pb , которые образуют в AgN3 твердые растворы замещения, показало, что азид серебра дефектен по Френкелю с преимущественно подвижными междоузельными катионами.
Однако изотермы Z(C) , рассчитанные с этими параметрами, не совпадают с соответствующими экспериментальными. Расчетные Z(C) имеют тенденцию к пересечению, в то время как экспериментальные изотермы при больших концентрациях расходятся. Из (1.13 б), с учетом р 1 следует, что энергия активации Z (oo) равна: АЕ = (и -ид-ЕХо = 0,25 эЪ (1.14) где Ехо &v, Ui - энергии активации х0, /J.VI (л-х соответственно. Оценивая Uv -Ui из температурной зависимости ф, получим: Uу-и = 0,52 эВ (1.15) Сравнивая (1.14, 1.15) для температурной зависимости ЕХо получим: Л-0,28эВ;г=2Л=0,56эВ (1.16) что значительно меньше значения Ер = 0,89 эВ, полученного [110, 117], Параметры х0, ЕХо, ф полученные с использованием (1.12 а) и наклона асимптот (1.13 б), приведены в таблице 3. Изотермы, построенные с этими значениями параметров, близки к экспериментальным при всех концентрациях примеси, кроме начальных точек. Описание значительно улучшается, если формально ввести сдвиг расчетной изотермы в сторону больших концентраций примеси. Причиной такого сдвига может быть наличие отрицательно заряженной примеси (Р) в нелегированном кристалле. В этом случае уравнение электронейтральности примет вид: 4g?+C = Vk-+p где V[ - концентрация катионных вакансий. Минимум изотермы будет достигаться при Ст = р + х0 / л/ср Второй возможной причиной, приводящей к сдвигу минимума изотермы, является образование комплексов примесный катион:- катионная вакансия, что уменьшает концентрацию У При учете ассоциации (С+ V[) изотерма относительной проводимости примет вид [110, 111]: Ст= (х0( р-1)/ фр)(1+Ках0 7Ф (1.17) где /Со,-константа ассоциации комплекса, равная отношению вероятностей образования и развала ассоциата, - нормированная на х0 концентрация VK , которая определяется из решения уравнения: С/х0 = (і-1/ф(1+К вф (1.18) Величина минимума изотермы 2т по-прежнему определяется выражением (1.12 а). Для расчета Ка нами были рассмотрены [112] возможные модели ассоциатов в азиде серебра. Если учитывать образование комплексов только между ближайшими соседями, то в азидах одновалентных металлов с решеткой типа KN3 возможны два вида ассоциатов. В первом случае комплекс сориентирован параллельно оси С и для AgNj расстояние между С+и VK ІТ\ = С/2 =ЗА. Во втором случае комплекс расположен в слое катионов (І-С) с равновесным расстоянием между примесью и вакансией г = 4,1 Л рис. 1.10. Константа ассоциации комплекса имеет вид [54, 108]: Ка =(Z/L)exp (-Е а /кТ) (1.19) где Z - число возможных ориентации комплекса, L - число Лошмидта, Еа энергия ассоциации. Считая, что Еа равна кулоновской энергии притяжения V и С+ для AgN3 (є0=9,4), получим: ,= 0,51эв, (1) = 2,5-10"1бсм3 (1.20а) Е2 = 0,37 эв, Ка{2) = 9.4-10 "18см3 (1.20 б) Из (1.20 а, б) следует, что 96% ассоциатов в AgNj будут ориентированы параллельно оси С. В первом случае переориентация комплекса (С+К) в электрическом поле требует перескока примесного атома в вакантный узел решетки (с частотой со і). Во втором переориентация может быть осуществлена, кроме прямого перехода, путем последовательных перескоков вакансии с частотой (о2 в плоскости катионов (рис. 1.9), подобно тому, как это происходит в галогенидах серебра [34, ПО, 112]. В галогенидах серебра и щелочных металлов со/» со2 [110, 111]. В азидах с решеткой типа KN3, где основная доля ассоциатов имеет ориентацию, параллельную оси С , диэлектрические потери на частотах ш2, близких к галогенидным, будут невелики. Кроме кулоновского взаимодействия ближнего порядка, приводящего к образованию ассоциатов, в ионных кристаллах с большой концентрацией дефектов (как в AgN3) необходимо учитывать кулоновское взаимодействие дальнего порядка между противоположно заряженными дефектами.
Реакции образования азота и металла
В ранних работах по разложению азидов [6-9, 13 - 14, 16 - 21, 28, 42, 51 - 53, 59- 60] предполагалось, что молекулярный азот образуется по реакции: JV3 + Л 0 — 3N2 при взаимодействии свободных дырок (N) и необходимая для реакции энергия активации равна энергии кулоновского отталкивания дырок, находящихся на соседних анионах [6]. Размер полярона в AgN$ составляет несколько постоянных решетки, поэтому приписывать свободному, нелокализованному на дефекте полярону, а тем более зонной дырке, химические свойства радикала N, по нашему мнению не вполне законно. С другой стороны, нами было показано [23 - 24, 63, 140, 141], что в AgN энергетически выгодна локализация двух поляронов на катион ной вакансии реакция (3.VI). Эффективный радиус К/ -центра можно оценить следующим 105 образом: глубина потенциальной ямы U0 предельное значение радиуса а0 (при г а0 не возникает связанных состояний) связаны соотношением [113]: 2mpUQ Подставляя в (3.1) полученные в гл.2 величины тр и U0 для V - центра о получим а 8А, т.е. эффективный радиус К/- центра сравним с радиусом первой координационной сферы и электронная плотность будет сосредоточена на ближайших к вакансии анионах. Учитывая результаты раздела 2.2, можно утверждать, что реакция образования молекулярного азота при разложении азидов протекает при взаимодействии двух локализованных на катионных вакансиях поляронов (радикалов Л 0), а её энергия активации связана с необходимой для реакции электронной перестройкой (2N - 3№2). Это позволяет записать реакцию образования молекулярного азота в виде: V; "х 3N2 +D\ (3.VII) где D+ сложный комплекс, состоящий из двух вакансий аниона и вакансии катиона с размещенным там же комплексом N s , либо тремя молекулами азота. Комплекс имеет эффективный положительный заряд, нейтрализация которого может происходить либо за счет возбуждения дырки в валентную зону, либо по ионной стадии, за счет присоединения вакансии катиона.
В азидах щелочных металлов больше степень ионности связи, эффекты поляризации должны быть выражены сильнее и также должно быть выгодно образование К/ - центров. В азидах двухвалентных металлов (CclN6, PbN6 и т.д.) катионная вакансия имеет заряд q = -2e поэтому локализация двух Л 3 на катионной 106 вакансии возможна и без учета поляризации. По-нашему мнению, реакция образования молекулярного азота при разложении азидов тяжелых, щелочных и щелочноземельных металлов должна протекать при взаимодействии двух локализованных N, а не двух свободных дырок, как предполагалось ранее.
Однако все эти эффекты в азидах практически не изучены и в дальнейших расчетах учитывалось только образование молекулярного азота по стадии (3.VII). Рассмотрим возможные процессы образования металла при термическом разложении AgN . Хорошо известно, что Agf в галогенидах серебра является весьма нестабильной частицей [34, 36] Согласно нашим расчетам (гл.1), энергия термической диссоциации Agf в азиде серебра составляет Еп =0,15-0,4 эВ и при температурах разложения эти центры также нестабильны.
Скорость дрейфовой стадии (З.ХП) на два порядка превышает [34, 17] скорость диффузной стадии (3-ІХ), но рост Agun по схеме Герни-Мотта протекает с образованием энергетически менее устойчивых состояний, поэтому её реализация требует достаточно больших концентраций свободных электронов в зоне проводимости. Схема Герни-Мотта широко используется для объяснения результатов по фотолизу галогенидов серебра, где образование металла по этому механизму доказано экспериментально [34, 36]. Образование металлических ядер при ТР AgNi по схеме Герни-Мотта менее вероятно, во всяком случае, на начальных этапах роста ядер, по следующим причинам. Во-первых, в главе 2 показано, что образование Ag центров в азиде серебра энергетически невыгодно. Во-вторых, для эффективного протекания реакции (3.XI, З.ХП) необходима значительная концентрация электронов в ЗП, что противоречитр - типу дырочной проводимости AgN3,
Если лимитирующей стадией роста ядер является устойчивость Agn Ag центров относительно их ионизации, то для таких, достаточно крупных, ядер механизм Герни-Мотта может оказаться предпочтительнее механизма Митчела, что должно привести к ускоренному росту крупных ядер и, следовательно, к увеличению скорости разложения.
При оценке устойчивости Ag\, Ag и оценке скоростей диффузно-дрейфовых стадий (З.ІХ, З.ХП) обычно предполагается, что устойчивой междоузельной конфигурацией является ион Ag\, расположенный в междоузлии, который мигрирует по прямому междоузельному механизму [34, 36]. В галогенидах серебра, наряду с прямым, одним из основных является непрямой механизм миграции Ag\, при котором междоузельный катион вытесняет атом, расположенный в узле и занимает его место [111, 143]. При этом образуется так называемая расщепленная гантельная конфигурация, когда оба иона расположены на равном расстоянии от узла кристаллической решетки. Расчеты динамики образования дефектов [144] показывают, что гантель является одной из наиболее устойчивых и в то же время наиболее подвижных конфигураций междоузельных атомов, причем в металлах комплексы таких дефектов образуют наиболее стабильную структуру кластеров междоузельных атомов [144]. В AgN3 такая гантельная конфигурация является фактически ионом Ag\, и если она достаточно устойчива, то, захватив электрон, превращается в Ag\, становясь центром зародышеобразования, который значительно стабильнее изолированного междоузельного атома.
В AgNi также как в галогенидах серебра, численные расчеты динамики образования дефектов, устойчивости различных междоузельных конфигураций, также как расчеты энергетического положения уровней ядер в 33 в зависимости от числа атомов в ядре и зарядового состояния не проводились. При расчете кинетики образования металла в настоящей работе ограничивались реакциями (3.IX, З.Х), т.к. учет образования Ag\, Ag и т.д. без указания их энергетического положения в 33 ничего принципиально нового не дает. Учет образования собственно металлической фазы существенен при больших степенях разложения, поэтому в дальнейших расчетах стадия (3.XI) считалась необратимой, a Ag\- конечным продуктом разложения - металлом.
Из неизменности ионной проводимости при ТР [51, 52] и проведенного в гл.1 анализа влияния разложения на ац) следует, что концентрации ионных дефектов не меняются в процессе термораспада. Поэтому образующиеся по реакции (3.VII) анионные вакансии должны рекомбинировать с V , образуя нейтральные бивакансии:
Кинетика фотохимического разложения
Кинетика фотохимического разложения азида серебра исследовалась в работах [1, 16, 59, 60, 68, 149 - 151, 153, 157 - 159, 170 - 176]. В большинстве работ кинетика фотолиза исследовалась путем регистрации конечного продукта - газообразного азота - методами масс - спектрометрии и регистрации давления выделяющегося газа. В работе [175] исследовалась кинетика накопления коллоидного металла при фотолизе при нескольких длинах волн и интенсивностях освещения. Все измерения в этих работах проводились на поликристаллических образцах. Уже в первых работах отмечалось, что закономерности фотолиза различных ATM достаточно близки [153, 176]. При постоянных длине волны и интенсивности освещения скорость газовыделения (Уг(\)) вначале возрастает до максимума, затем снижается до постоянной величины. Зависимость скорости газовыделения от интенсивности излучения имеет вид Уг (T) IV, где v=2 в области максимума и 1 в области стационарного разложения.
На основании полученных данных были предложены модели разложения, которые в целом подобны моделям образования скрытого изображения в галогенидах серебра. МакЛарен и Роджерс [149, 150], в соответствии с результатами фотопроводимости, полагали, что при освещении происходят межзонные переходы с образованием электронов и дырок. Рост коллоидного серебра происходит по механизму Герни - Мотта. Процесс образования азота менее понятен.
Предполагалось, что происходит бимолекулярная реакция радикалов 2N3— 3N2 вблизи поверхности. Возможно, что реакция облегчается вблизи дефектов (например, катионных вакансий). Однако подробности процесса оставались неопределенными [1].
В работе [175] экспериментально исследовалась кинетика накопления коллоидного металла при фотолизе AgN3- Как и в работе [2], авторы [175] считали, что ширина запрещенной зоны в азиде серебра составляет 4,23-6. Поэтому они полагали, что образование молекулярного азота при освещении образца светом А,=3б5нм происходит при взаимодействии свободного экситона (или свободной дырки) с локализованным экситоном, либо при бимолекулярном взаимодействии двух захваченных на поверхности в соседних узлах экситонов. В целом можно согласиться с мнением [176] о том, что подробности электронных и ионных стадий процессов в этих работах не установлены, поэтому механизмы реакций являются, в основном, умозрительными. Для выяснения механизма фотолиза требуется комплексное исследование природы и параметров электронных и ионных стадий, а также кинетических закономерностей фотолиза в широком диапазоне длин волн и интенсивностей освещения. Такой цикл исследований был проведен в работах Захарова Ю. А. с сотрудниками [21, 37, 38, 56, 59, 60, 153, 157- 159, 170- 174].
Кинетика фотолиза азида свинца, серебра и таллия исследовалась в этих работах по выделению молекулярного азота, который является основным [59, 60, 153, 159, 170] конечным газообразным продуктом процесса. Исследования спектрально - кинетических закономерностей разложения в области длин волн 250 - 800нм и температур 293 - 400К дополнялись изучением спектров оптического поглощения и кинетики фотопроводимости [153, 159]. Все измерения проводились на поликристаллических образцах. При построении спектральных зависимостей результаты измерений нормировались к постоянной интенсивности [59, 153, 159], что, строго говоря, некорректно при нелинейных и отличающихся степенных зависимостях от интенсивности излучения в разных спектральных областях [116].
Экспериментальные спектральные зависимости скорости газовыделения коррелируют со спектрами поглощения и фотопроводимости ATM. Максимум зависимости УГ(Х) приходится на область вблизи порога собственного поглощения. Это является веским аргументом в пользу того, что фотолиз протекает через стадии ионизации анионов с последующим превращением радикалов N3 в молекулярный азот [59, 153, 159].
На спектральных зависимостях Vs (Х) во всех исследованных ATM, можно выделить коротковолновую и длинноволновую области. Типичные закономерности в каждой из этих областей для разных азидов аналогичны [153, 159]. В длинноволновой области (Л, 380нм в AgN3) фоточувствительность относительно низка. Характерной особенностью фотолиза в этой области является сенсибилизация твердыми продуктами разложения [59, 153, 159, 170 -172]. В коротковолновой области (Х 380нм в AgN3) в зависимости от интенсивности облучения реализуются две формы кинетических кривых разложения: при малых интенсивностях освещения (/ 5 - 10 квант/см с) кинетическая кривая Vz (t) имеет вид кривой с насыщением [153, 159], при больших интенсивностях освещения (7 10и квант/см2 с) скорость газовыделения, быстро достигнув максимального значения, уменьшается далее до постоянного значения .
