Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I, Короткожив дефекты в галоидах щелочных и щелочноземельных металлов
1 Л. Развитие представлений о структуре АЭ вЩГК и ФЩЗМ 11
1 11. Модель АЭ в виде (Vk + е) 11
1Л.2. Модель ЛЭ в виде близкорасположенной F-H пары 14
L1.3. Различные конфигурации F-H пар 21
1.2. Люминесценция нелокализованных состояний электронов и дырок в ионных кристаллах 30
1.3. Общая постановка проблемы исследований 38
ГЛАВА 2. Объекты и методики исследований
2Л, Объекты и выбор образцов для исследования 40
2.2. Методика эксперимента 43
2.3. Измерение энергетических параметров ИЭП 48
2.4. Методика оптических измерений при многократном облучении образцов 53
ГЛАВА 3. Время-разрешенная оптическая спектгоскопия кристаллов CaF3
3Л. Спектроскопия СаРг-УРз при каскадном возбуждении 59
3.2, Структура спектров поглощения и люминесценции АЭ в кристалле CaF2 при облучении ИЭП при 295 К 69
3.3. Влияние температуры и плотности возбуждения ИЭП на процессы создания первичных дефектов в кристалле CaF2 81
3.4. Основные результаты и выводы по третьей главе 100
ГЛАВА 4. Первичные дефекты в галоидных кристаллах с различным строением решетки
4.1. Время-разрешенная спектроскопия кристаллов LiF 101
4.2. Образование первичных дефектов в кристаллах SrF2 и BaF2 124
4.2.1. Структура спектров оптического поглощения 124
4.2.2. Влияние "биографических" примесей 131
4.3. Импульсная спектроскопия ФЩЗМ при синхронном электронном и оптическом возбуждении 138
4.4. Основные результаты и выводы по четвертой главе 149
Заключение , 150
Список литературы
- Модель ЛЭ в виде близкорасположенной F-H пары
- Измерение энергетических параметров ИЭП
- Структура спектров поглощения и люминесценции АЭ в кристалле CaF2 при облучении ИЭП при 295 К
- Структура спектров оптического поглощения
Введение к работе
АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ. Исследования природы и механизмов создания первичных дефектов в различных материалах занимают важное место в радиационной физике твердого тела. Необходимость проведения исследований в этом направлении тесно связана с проблемами внедрения в производство новых технологий с целью получения и обоснованного выбора материалов с различной стойкостью к действию радиации. Изменение физических свойств материалов при облучении определяется процессом накопления стабильных дефектов - результатом сложной совокупности протекающих во времени реакций создания, отжига первичных дефектов и их взаимодействия с вновь генерируемыми электронными возбуждениями и дефектами. Интенсивное изучение радиационно-стимулированных процессов в щелочногало-идных кристаллах (ЩГК) и фторидах щелочноземельных металлов (ФЩЗМ) вызвано их применением в качестве активных сред для оптических квантовых генераторов, материалов для оптических запоминающих устройств, термолюминесцентной дозиметрии и твердотельных электрических батарей.
Прямой перенос представлений о радиационно-стимулированных процессах, полученных с использованием ЩГК в качестве модельных объектов исследований, на другие кристаллы, отличающиеся строением решетки и степенью ионности связи, не всегда оправдан.
СОСТОЯНИЕ ПРОБЛЕМЫ. Прогресс в развитии современных представлений о физике радиационно-стимулированных процессов в ионных кристаллах достигнут благодаря развитию скоростных методов регистрации. Установлено, что образование первичных радиационных дефектов (автолокали-зованных экситонов (АЭ), F-H и а-1 пар) происходит, в основном, при безыз-лучательном распаде электронных возбуждений в ненарушенной решетке. Особое внимание уделялось выяснению природы того короткоживущего возбужденного состояния, которое было бы ответственно или лредшествова-
ло созданию первичных дефектов. Несмотря на то, что уже практически освоен субпикосекундный диапазон измерений (Е. Thoma et al. 1997), ответа на этот вопрос не получено.
Первые же эксперименты с использованием техники оптической спектроскопии с наносекундным разрешением позволили установить, что в ФЩЗМ при температурах облучения не выше комнатной преимущественно образуются АЭ (R. Williams, R. Kabler et al. 1976). Релаксация оптического поглощения и затухание люминесценции АЭ при низких температурах описываются экспоненциальной зависимостью с тремя постоянными времени в CaF2 и SrF2, но с четырьмя - в BaF2. Было не ясно, отдельные компоненты соответствуют временам жизни триплетных подуровней одной конфигурации АЭ, либо они отражают времена жизни нижайших состояний разных конфигураций. Предполагалось, что в кристаллах с «рыхлой» решеткой образуются различные конфигурации АЭ. В то же время, эффект теплового смешивания временных компонентов (-40 К в CaF2 и SrF2) хорошо объяснялся в рамках модели АЭ в виде одной конфигурации с тремя триплетными подуровнями. Позднее, с использованием техники каскадного возбуждения было установлено (Т. Eshita et al. 1984), что в кристаллах SrF2 АЭ также образуются с различной степенью пространственного разделения электронного и дырочного компонентов. Несмотря на то, что и в CaF2 релаксация наведенного поглощения при 80 К не описывается одним компонентом (К. Tanimura et al. 1989), как это предполагалось ранее, вопрос о возможности образования различных конфигураций АЭ в этом кристалле остался открытым.
Недавно (Е. Thoma et al. 1997) оптическое поглощение в области электронного компонента АЭ в SrF2 изучено при 300 К с фемтосекундным разрешением. По сравнению с поглощением, измеренным с наносекундным разрешением, это поглощение оказалось уширенным в низкоэнергетической
области спектра. Это предполагает, что в ФШЗМ, кроме АЭ, с высокой эффективностью образуются неизвестные короткоживущие дефекты.
В ЩГК, кроме АЭ, образуются короткоживущие и устойчивые френке-левские дефекты. При низких температурах короткоживущие дефекты и АЭ аннигилируют в ходе мономолекулярного процесса (N. Itoh, 1981). Для изучения свойств короткоживущих продуктов применяется техника каскадного возбуждения, когда после создания дефектов импульсом радиации производится их оптическое довозбуждение лазерным излучением. Показано, что оптическое возбуждение АЭ сопровождается в ЩГК образованием коротко- и долгоживущих F-H пар, а в ФЩЗМ - преобразованием одних конфигураций АЭ в другие. Техника синхронного воздействия ионизирующей радиации и оптического излучения ранее не использовалась.
Информация о влиянии температуры и плотности возбуждения импульсным электронным пучком (ИЭП) на процессы создания первичных дефектов в ЩГК и ФЩЗМ носила фрагментарный характер и была недостаточна для прогнозирования поведения материалов при высоких уровнях возбуждения. Например, плотностные зависимости выхода АЭ в ЩГК и ФЩЗМ носят сублинейный характер, что не укладывается в рамки общепринятых представлений. Выше 80 К спектрально-кинетические характеристики наведенного поглощения и люминесценции в ряду ФЩЗМ не были изучены. Не были исследованы первичные дефекты в кристаллах LiF.
ЦЕЛЬ РАБОТЫ - исследование спектрально-кинетических характеристик центров оптического поглощения и люминесценции во фторидах щелочных (LiF) и щелочноземельных металлов (CaF2, SrF2, BaF2) при облучении импульсным электронным пучком.
ЗАДАЧИ ИССЛЕДОВАНИЯ. 1. Отработка методики измерений корот-коживущего оптического поглощения и люминесценции в режиме фотоэлектрической регистрации при многократном облучении образцов ИЭП.
Измерение спектрально-кинетических параметров оптического поглощения и люминесценции кристаллов ФЩЗМ при облучении ИЭГГ при комнатной температуре,
Измерение параметров люминесценции, возникающей при лазерном стимулировании электронно-дырочной рекомбинации в кристаллах CaF2-YF3 при температуре 80 К.
Измерение параметров наведенного оптического поглощения и люминесценции кристаллов LiF при облучении ИЭП при 80 К.
Изучение влияния температуры и плотности возбуждения ИЭП на образование АЭ и стабильных дефектов в кристаллах Cz^ и LiF.
Исследование влияния каскадного и синхронного оптического возбуждения на спектрально-кинетические параметры наведенного поглощения и люминесценции ФЩЗМ при облучении ИЭП.
НАУЧНАЯ НОВИЗНА. I. Показано, что рекомбинация оптически освобожденных из ловушек электронов с автолокализованньгми дырками в CaF2-YF} при 80 К приводит к образованию АЭ в синглетных и триплетных состояниях, идентичных созданным облучением ИЭП в чистом CaF2,
Установлено, что при облучении ИЭП кристалла LiF при 80 К релаксация короткоживущего оптического поглощения и затухание люминесценция описываются экспоненциальной зависимостью с двумя постоянными времени.
Обнаружено, что с ростом плотности возбуждения ИЭП кристаллов CaF2 и LiF энергетический выход АЭ и стабильных F центров уменьшается,
Установлено, что с ростом температуры облучения ИЭП кристаллов LiF и CaFa время жизни АЭ уменьшается, а выход F центров увеличивается.
Обнаружено, что при облучении кристаллов CaF2 выше комнатной температуры наряду со стабильными F и Н центрами эффективно образуются неизвестные ранее дефекты, оптическое разрушение которых сопровождается
образованием F центров окраски.
6. Впервые показано, что синхронное воздействие на ФЩЗМ ИЭТТ и оптического излучения в электронных компонентах поглощения АЭ приводит к изменению эффективности их создания и появлению быстрозатухающего свечения в УФ области спектра.
НА ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ СЛЕДУЮЩИЕ ПОЛОЖЕНИЯ.
При облучении кристаллов CaFi в области температур, соответствующих тушению люминесценции АЭ, образуются экситоноподобные дефектные состояния, по степени пространственного разделения электронного и ядерного компонентов являющиеся промежуточными между АЭ и разделенными F и Н центрами.
В кристаллах LiF возможно образование АЭ в двух структурных морфологиях, различающихся временами жизни и структурой электронных переходов с поглощением и испусканием фотонов.
Совокупность экспериментальных данных по обнаружению в кристаллах CaF2, SrF2, BaF2 нового вида быстрозатухающего (т < 10 не) свечения в УФ области при синхронном электронном и оптическом возбуждении, спектрально-кинетические характеристики которого отличаются от параметров излучательной аннигиляции АЭ.
НАУЧНО-ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ. Результаты проведенных исследований влияния различных факторов (температуры, мощности импульсного радиационного воздействия, строения решетки) на процессы образования первичных дефектов в ФЩЗМ и ЩГК следует учитывать при разработке способов управления радиационной стойкостью материалов. Показана возможность использования импульсной катодолюминесценции полупроводников в исследовании спектроскопии короткоживущих дефектов. На основе результатов проведенных исследований предложен способ получения радиа-
ционно-стойких кристаллов ФЩЗМ, защищенный авторским свидетельством, АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ И ПУБЛИКАЦИИ. Результаты работы доложены на: V3 VI, VIII-X Всесоюзных конференциях по радиационной физике и химии ионных кристаллов (Рига, 1983,1986; Томск, 1993, 1996,1999); Ш-VIII Всесоюзных совещаниях по радиационным гетерогенным процессам (Кемерово, 1982, 1986,1990,1995, 1998,2001); VII, VI11 Всесоюзных конференциях по физике ВУФ и его взаимодействию с веществом (Эзерниеки, 1986; Иркутск, 1989); V Всесоюзном симпозиуме по люминесцентным приемникам и преобразователям ионизирующего излучения (Таллинн, 1985); научно-технической конференции по материаловедению в атомной технике (Свердловск, 1986); VI Всесоюзном совещании по физике люминофоров (Ставрополь, 1989); I Всероссийском симпозиуме по твердотельным детекторам ионизирующих излучений (Екатеринбург, 1997); 1 международной конференции по радиационно-термическим эффектам и процессам в неорганических материалах (Томск, 1998); VII Всероссийской школе-семинаре по люминесценции и сопутствующим явлениям (Иркутск, 2001). Основные результаты опубликованы в 38 печатных работах, в том числе 12 в рецензируемых журналах.
ЛИЧНЫЙ ВКЛАД АВТОРА. В работах, выполненных с соавторами, автору принадлежит планирование и проведение экспериментов, а также анализ и обобщение результатов исследований.
ОБЪЕМ И СТРУКТУРА. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы. Краткий анализ состояния исследований и постановка задачи даны в первой главе. В последующих главах приводятся результаты экспериментов и анализ полученных данных.
Модель ЛЭ в виде близкорасположенной F-H пары
На примере ЩГК и ФЩЗМ рассмотрим другие данные, которые не укладывались в рамки модели АЭ в виде (V + е). В [19] методом оптического де текгарования электронного парамагнитного резонанса (ОД ЭПР) в ФЩЗМ обнаружено слабое взаимодействие электронной компоненты АЭ со своим ядром, но сильное - с ядрами лигандов. Позднее [20] получено почти изотропное пространственное распределение внешнего электрона АЭ, схожее с распределением электрона F центра [8]. Параметр, характеризующий в спиновом гамильтониане сверхтонкое взаимодействие, в два раза меньше [19] соответствующего значения для Н центра [21]. Тонкая и сверхтонкая структура спектров ОД ЭПР проявляется при ориентации вектора напряженности магнитного поля параллельно направлению 111 , Различная интенсивность линий (рис, 1,2) свидетельствует о взаимодействии с двумя неэквивалентными ядрами фтора. Вследствие неэквивалентности положения атомов дырка на ядре АЭ распределена неравномерно [19]: примерно в той же пропорции, что на Н центре [25] (-70% на междоузельном атоме). Так как Vk центр в ФЩЗМ ориентирован вдоль плотноупакованных направлений, а спектр ЭПР свидетельствует о сверхтонком взаимодействии, в основном (-98%), с двумя эквивалентными ядрами [4,8], то в [11,19] предложена модель АЭ с ядром в виде Н центра. На вакансии локализуется электрон с образованием F центра. Диффузионный механизм образования АЭ в виде тесной F-H пары рас-смотрен в [11,22]. Считается [22], что электрон проводимости притягивается
Рис. 1.2. Спектры ОД ЭПР автолокализованных экситонов в трн-плетном состоянии в кристаллах SrF2 и LiR Направление магнитного поля вдоль 110 оси для LiF и вдоль 1 ] 1 оси для SrF2 [19,45]. катионами, окружающими единичный заряд Vk центра, а не им самим. Электрон занимает орбиталь, подобную той, что имеется у F центра. Это стимулирует вращение Vk центра и перемещение его в ближайшее октаэдрическое междозлие. Минимизация общей энергии с учетом движения Vk центра и окружающих ионов рассчитана в [23]. Движение, полученное теоретическим путем, оказалось тем движением, которое предполагалось на основе анализа экспериментальных данных [11 Д9.
Ориентационные зависимости спектров ОД ЭПР [19,24] свидетельствуют об искажении аксиальной симметрии АЭ: в плоскости (111) сверхтонкое взаимодействие имеет анизотропию, Параметры D пЕ, описывающие в спиновом гамильтониане геометрию и отклонение окружения АЭ от кубической симметрии, оказались одного порядка (табл. 1.1). Это предполагает низкую симметрию вокруг оси Н центра. (При тригональной симметрии АЭ выполняется условие Е-0.) Аналитический метод расчета начального расщепления уровней в нулевом магнитном поле для АЭ в ФЩЗМ развит в [26,27], Согласие с экспериментальными данными [19] получено для геометрии АЭ в виде близкорасположенной пары F-H центров (табл. 1.1).
Имеются доводы в пользу модели АЭ в виде квазимолекулы F и Н центров для ЩГК [6,22]. Почти изотропное пространственное распределение внешнего электрона предполагает понижение симметрии АЭ [20,28]: например, с L 2h до Сіу в ЩГК с гранецентрированной структурой. Аналогичный вывод сделан в [29]: константа скоросги излучательных переходов имеет низкотемпературный предел, а их вероятность выше, чем ожидалось из модели АЭ (Vk+ е). Теоретические оценки расщепления уровней в нулевом поле (параметр О), выполненные для геометрии АЭ в виде F-H пары, для фторидных ЩГК [26,27] дали согласие с экспериментом. Оценка параметра D для конфигурации АЭ ( + е) дает заниженные значения (-150 Гс). Теоретическое рассмотрение в [ЗО] показало, что причиной смещения ядра АЭ в ЩГК является псевдо-эффект Яна-Теллера - смешивание основного (четного) и возбужденного (нечетного) состояний молекулы Х2 с ее нечетными колебаниями (смещение Хг как целого относительно катионов). Величина смещения определяется размерами "катионной клетки". Это находит отражение в диаграмме Рабина-Клика, в которой выход F центров, накопленных при низкой температуре (-4 К) облучения, связывается с наличием "свободного пространства 1 между галоидами [31]. Теоретическое обоснование геометрического фактора Рабина-Клика получено в [32]. Действительно, теоретические оценки [33,34] величин смещений дырочного ядра АЭ указывают на их прямую зависимость от геометрического фактора. Хотя расчеты смещений выполнены не для всех ЩГК и могут быть не точны [36], диаграмма Рабина-Клика позволяет установить взаимосвязь между величиной смещения дырочного ядра АЭ и диффузностью волновой функции внешнего электрона. На рис, 1.3 нами представлены данные [20] по распределению в различных координационных сферах плотности волновых функций внешнего электрона АЭ (а) и электрона F центра (б), построенные в зависимости от геометрического фактора Рабина-Клика (S/D): где S - ближайшее расстояние между анионами, D - диаметр атома галогена. Несмотря на значительный разброс данных можно выделить общую для АЭ и F центров тенденцию; с ростом отношения S/D плотность вероятности распределения электрона в первой координационной сфере увеличивается, а во второй - уменьшается. Т.е., по мере увеличения "свободного пространства" между галоидами волновая функция внешнего электрона АЭ (или F центра) становится более компактной [37]. Данный вывод представляется важным по нескольким причинам.
Измерение энергетических параметров ИЭП
Использование ИЭП для возбувдения диэлектриков определяет необходимость измерения энергии, поглощенной в образце. Наносекундные ускорители генерируют широкий энергетический спектр электронов, поскольку, форма импульса ускоряющего напряжения отличается от прямоугольной и искажается при прохождении электронов в дрейфовой камере через слой остаточного газа между фольгой и образцом. Ниже рассмотрены основные методы, используемые для измерения тока: напряжения и энергий ИЭП.
Для измерения тока пучка используют цилиндр Фарадея [139-141], нагруженный на низкоомную согласующую нагрузку. Напряжение на диоде измеряется емкостным делителем. Измерение напряжения производится с использованием магнигоиндукционного преобразователя (пояса Роговского [142]): при прохождении тока ИЭП через кольцевой каркас из немагнитного материала в обмотке возникает напряжение, величина которого пропорциональна току пучка. Данный способ измерений не позволяет определить энергию электронов пучка. Кроме того, его применение ограничено в случае импульсов тока ИЭП с крутыми фронтами: вследствие межвитковой емкости индуктивности возникает нелинейность зависимости выходного напряжения обмотки пояса Роговского от измеряемого тока пучка электронов. В [139] реализован способ одновременного измерения осциллограмм напряжения и тока, на основании которых определяется гистограмма спектра электронов. Полная энергия определяется с помощью графического интегрирования.
Рассмотренные методы определения энергии ИЭП посредством измерения ускоряющего напряжения U(t) и тока i(t) требуют применения двух и более экспериментальных методов, что приводит к значительным ошибкам.
Измерение энергии электронов производится при отклонении пучка в поперечном магнитном поле. Радиус кривизны траектории электронов в общем случае определяется: г = Ее (Ее + Е0)ш (с В)-1, (2.1) где: Ео тс2 - энергия покоя; q- заряд; В- индукция магнитного поля; с - скорость света; Ее- кинетическая энергия. К недостаткам способа относят большие погрешности возникающие из-за неоднородности магнитного поля.
Калориметрия - основной метод определения абсолютного значения поглощенной дозы радиации, применима ко всем видам радиации и используется для калибровки других методов. Следует иметь в виду, что энергия ра 50 диации при поглощении может превращаться в различные формы энергии: в полиэтилене 4% энергии расходуется на эндотермические химические реакции 1143]. Применение радиационно-химического способа определения поглощенной энергии ограничено [144] значительным разбросом результатов измерений с ростом плотности энергии ИЭП вследствие развития поверхностных разрядов по границам зерен прессованных таблеток.
При поглощении ИЭП в калориметре выделяется мощность Р: часть идет на повышение температуры (5Т) приемника, часть теряется за счет теплопроводности и конвекции. Уравнение теплового баланса для процессов в неадиабатическом калориметре, имеет вид: P = C-d(5T)/dt + (ST)/a, (2.2) где: С - теплоемкость, а - коэффициент теплообмена. Решение имеет вид: 5Т - P/G- [1 - exp(/G-C)]. (2.3)
При ст-юо, т. е. при полной теплоизоляции, имеем случай адиабатического калориметра. Из (2.3) имеем: Р = С d(5T)/dt Мощность пропорциональна скорости нарастания температуры- Длительность ИЭП (tH 20 не) много меньше постоянной времени приемника, поэтому, изменение его температуры пропорционально полной энергии импульса, В случае полной трансформации энергии ИЭП в тепло коэффициент пропорциональности между величиной энергии ИЭП и изменением температуры приемника находится по известным величинам теплоемкости и массы материала приемного элемента.
В [141] для дозиметрии ИЭП применялся измеритель энергии лазерного излучения типа ИМО-2. Однако его использование не совсем корректно; воздействию ИЭП подвергается сам датчик н элементы измерительной цепи, В настоящей работе для измерения энергии ИЭП использовался калориметр, в котором термодатчик изготовлен в виде пластинки из высокочистого алюминия. Толщина пластинки превышает пробег электронов в алюминии. Конструктивно калориметр представляет собой металлический стакан, совмещенный с вакуумной ячейкой на выходном фланце ускорителя. Держатель изго 51 товлен в виде тонких металлических стержней. Измерительная цепь калориметра градуировалась в термостате путем задания разности температур (8Т) между жестко соединенным с термодатчиком спаем термопары и ее свободными концами.
Структура спектров поглощения и люминесценции АЭ в кристалле CaF2 при облучении ИЭП при 295 К
Вопрос об агрегатизации исходных дефектов в легированных кристаллах флюорита долгое время оставался спорным, поскольку считалось, что интерстициалы испытывают кулоновское отталкивание. Действительно, данные работы [175], в которой с помощью дифракции Брэгга в CaF2-YF3 впервые обнаружено присутствие анионных вакансий, свидетельствовали о коротком (-0.2 нм) разделении между 110 интерстициалами. Дальнейшее экспериментальное изучение ФЩЗМ с избытком анионов подтвердило правильность выводов [175]: интерстициалы не занимают кубоцентральные позиции, их присутствие сопровождается разупорядочением анионной подре-шетки и образованием кластеров даже в слабо легированных растворах [176-180]. В [178,179] показано, что притяжение между интерстициалами обусловлено наличием ковалентного взаимодействия: вырождение 2р-уровней интерстициалов снимается с образованием связывающих и аитисвязывающих орбиталей, Дєлокализация злеітронной плотности из аитисвязывающих ор-биталей в ЗП или на уровни гет провалентной примеси приводит к появлению взаимодействия притяжения. Кластеры стабилизированы скорее анионными вакансиями, чем ионами Y +. і акая специфическая конфигурация дефектов имеет барьер для рекомбинации вакансии с интерстициалом; дія тесного расположения вакансии и интерстициала его нет [181].
Таким образом, на основе анализа представленных выше литературных данных, можно предположить, что в исследованных нами кристаллах CaF с примесью иттрия, агрегатизащя исходных дефектов решетки в форме кластеров имеет место при концентрации 1017 см"3. Отсутствие существенных изменений в структуре спектров наведенного поглощения (рис. 3.4) при варьировании содержания примеси в кристалле в пределах (0.03 - 1 М% YF3) позволяет предположить, что тип исходных кластеров остается неизменным. Действительно, как показано в [176], в зависимости от типа легирующей примеси, дополнительное разупорядочение решетки в промежуточных (между кластерами) областях без существенного изменения структуры самих кластеров имеет место даже при значительном ("-5 М% LaFj) увеличении содержания примесей. При перекрытии элементарных объемов, занимаемых отдельными кластерами возможно образование кластеров более сложной структуры [182] - предвестников образования примесной фазы. Образование такой примесной фазы AgCl в кристаллах КС! недавно наблюдалось в [ 183] при его значительном легировании серебром (-2-3 М%).
На основе анализа полученных результатов и имеющихся литературных данных можно сформулировать следующие выводы.
1, Облучение кристаллов СаБг-УБз ускоренными электронами приво дит к образованию дефектов, обладающих при 80 К разной термической ус тойчивостью: неустойчивая окраска обусловлена созданием АЭ, а устойчивая - электронными и дырочными центрами окраски различных типов.
2. Спектрально-кинетаческие характеристики АЭ, создаваемых радиа цией в легированном иттрием и чистом кристаллах CaF идентичны, С рос том содержания примеси иттрия зффеїаивность создания АЭ уменьшается, а центров окраски - увеличивается,
3, Оптическое освобождение электронов с ловушек и последующая их рекомбинация с автолокализованными дырками приводит к образованию АЭ. Спектрально-кинетические характеристики фотостимулированяой люминес ценции в CaF2-YF3 и катодолюминесценции в чистом CaF2 совпадают.
4. Предположено, что в кристаллах СаР2-УРз? агрегатизация исходных дефектов в форме кластеров происходит при концентрации 1017 см"3.
Спектры переходного поглощения CaF2, измеренные нами [131,147] с различной задержкой относительно окончания ИЭП при 295 К, представлены на рис. 3.5, Спектрально-кинетические характеристики наблюдаемого поглощения (характерное время жизни дефектов при фиксированной температуре, спектральное положение максимумов доминирующего поглощения) качественно согласуются с известными параметрами АЭ f 11,601. Сложный спектральный состав наведенного поглощения в области дырочного компонента АЭ в CaFi при 295 К (рис. 3.5, кривые 152) во многом согласуется с ранее измеренным при 10 К в [11], где он был приписан ошибкам измерений, хотя авторы и отметили факт неоднородной его релаксации. Со временем после окончания ИЭП прозрачность образца восстанавливается по спектру неоднородно. Из данных рис. 3.6 видно, что спектральный состав медленного компонента поглощения отличается от спектра быстрого, обусловленного АЭ (рис. 3,5), Если АЭ представить в виде близкорасположенной F-H пары, то, при условии нахождения ее компонентов на одинаковом расстоянии друг от друга, выше температуры теплового смешивания триплетных подуровней (-40 К) кинетика релаксации поглощения АЭ должна описываться одной экспоненциальной составляющей. По данным [11] релаксация поглощения АЭ в CaF2 при 80 К описывается одной составляющей с постоянной времени т = 57 мкс (по данным [60] имеются три составляющие: 0.42, 4,2 и 3S мкс), а при 300 К - 1.7 мкс (92%) и 34 мкс.
Структура спектров оптического поглощения
Спектры оптического поглощения SrF2 и BaF2? измеренные при 295 К с различной задержкой относительно окончания ИЭП, представлены на рис. 4.8, Спектры поглощения CaF2 приведены для сравнения. Характерный вид измеренных спектров (огибающих полос) качественно согласуется с ранее полученными в [11] при 10 К. Интенсивность наведенного поглощения в электронных компонентах поглощения АЭ уменьшается в ряду CaF2, SrF2, BaF2, однако контуры полос остаются примерно одинаковыми. Уменьшение ЭС АЭ в этом ряду можно связать с увеличением ЭС F центров окраски. Действительно, если в BaF2 образование F центров имеет место при облучении ИЭП при 295 К [11,47], то в CaF2 - при облучении выше 400 К [131,146], Известно, что эффективность окрашивания ФЩЗМ, определяемая по величине наведенного F-поглопдения при низкотемпературном ("-4 К) изодозном облучении, увеличивается в ряду CaF2, SrF2, BaJF 18,127]. "Свободное пространство" между галоидами, необходимое для смещения дырочного ядра АЭ, в этом ряду увеличивается [129]. Т.е. возрастает геометрический фактор Рабина-Клика (S/D) [31 ]э если проводить аналогию с ЩГК,
В области дырочных компонентов поглощения АЭ, наряду с селективным по спектру увеличением интенсивности, наблюдается уширение контуров с L5 эВ в CaF2 до 2.5 эВ в Baf2 (рис. 4.8). Причем, в BaFj интенсивность поглощения в дырочном компоненте АЭ выше, чем в электронном. Следовательно, усложнение структуры спеиров поглощения в ряду CaFa, SrF2, ВаРг происходит в области дырочных компонентов, а также между электронными и дырочными компонентами. Качественно подобная картина наблюдается при облучении ФЩЗМ при 10 К [11].
К экспоненциальной зависимостью. Значение постоянных времени было неодинаковым и изменялось по спектру в пределах электронного компонента: (0.40-045) мкс в SrF2 и (0.25-0.35) мкс в BaF2. В дырочном компоненте поглощения АЭ в BaF2 кинетика имеет более сложный вид (рис. 4,9), чем в электронном: D(0-SA-exp(-r/r,). (4.14)
Спектральное распределение временных составляющих в кристалле BaF2 при 295 К представлено на рис. 4,10 (кроме Т4 « с). За исключением сдвига в ИК область спектральное распределение составляющей с т2 250 ± 50 не в BaF2 (рис. 4.10, кривая 3) напоминает распределение электронных и дырочных компонентов АЭ в CaF2 и SrF2 (рис. 4.8, кривые 1). Причем, вклад этой составляющей в дырочный компонент поглощения АЭ в BaF2 ниже, чем в электронный (т.е. как в CaF2 и SrF2). Спектральное распределение составляющей с ті & 60 не в BaF2 качественно согласуется с распределением элеюронного и дырочного компонентов АЭ в CaF2, а составляющей стз 400 ± 50 не - с распределением компонентов АЭ в SrF2 (ср. кривые 2,4 на рис. 4.10 и кривые 1 на рис. 4.8,а,б соответственно). Исключением является тот факт, что в кристаллах СаР2и SrF2 интенсивность наведенного поглощения на низко- и высокоэнергетических спадах электронных компонентов ниже.
Проследить за релаксацией наведенного поглощения в кристаллах SrF2 и BaF2 сложно, поскольку полосы сильно перекрываются (рис. 4.8, кривые 1,2). По аналогии с CaF2, для расшифровки структуры спектров использованы коэффициенты спада (К) наведенного поглощения к фиксированному времени после окончания ИЭП: 300 не в SrF2 и 150 не в BaF2. Отметим резкое изменение значений К в спектральной области, расположенной между электронными и дырочными компонентами АЭ, а также на низкоэнергетическом спаде дырочных. В кристалле CaF2 эти изменения наблюдались в узкой обла
Спектральное распределение временных составляющих в релаксации оптического поглощения в кристалле BaF2 при 295 К; 1 -интегральный спектр, измеренный спустя 10 не после окончания ИЭП. 2 -4 - вклады составляющих 60 не. 250 и 400 не соответственности перекрытия этих компонентов. Анализ данных, представленных на рис, 4.8 -4ДО, позволяет установить следующие закономерности [231-233].
1 Результаты спектрально-кинетических измерений при 295 К однозначно свидетельствуют о наличии сложной структуры в спектрах не только электронного, но и дырочного компонентов поглощения АЭ в ФЩЗМ. В последнем случае она обычно приписывалась ошибкам измерений [11]. Полуширина выделенных полос поглощения при 295 К составляет не более 0.2 эВ.
2. В исследованных кристаллах в области энергий фотонов hv 5 зВ обнаружено поглощение (рис. 4.8,а-в), релаксация которого происходит быстрее (т 100 не), чем. в электронных компонентах поглощения АЭ. Интенсивность этого поглощения возрастает в ряду CaF2, SrF2, BaF2.
3. Наблюдается удовлетворительное совпадение спектральных положений максимумов ряда выделенных полос из области электронных компонентов поглощения АЭ в СаР2 и SrF2 с максимумами из области дырочного в BaFj (ср. кривые 1,2 нарис, 4Д0Ра-в).
Ранее было предположено (см. главу 3), что наведенное ИЭП оптическое поглощение в области 4.5-5 эВ в кристалле CaF2 может быть обусловлено образованием АЭ, дырочное ядро которых имеет более сложную структуру, чем у Н центра. В спекірах переходного поглощения кристаллов SrFz и BaF2 как при облучении при 295 К (рис. 4.8Дв), так и при 10 К [11] (глава 1, рис. 1.6) присутствуют аналогичные переходы. Мы полагаем, что в данных кристаллах, как в CaF2, возможно образование АЭ со сложной структурой дырочного ядра типа F32". Как в CaF2, так в SrF2 и BaF2 релаксация поглощения АЭ со сложной структурой ядра должна, по-видимому, описываться экспоненциальной зависимостью с "усредненными" постоянными времени
