Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Основные представления о свойствах первичной радиационной дефектности в ионных кристаллах 13
1.1. Автолокализованные экситоны
1.2. Энергетическая и электронная структура АЭ
1.3. Образование точечных дефектов 30
1.4. Спектры свечения и поглощения кристаллов LiF и MgF2 при воздействии радиации 40
1.4.1. Спектральный состав свечения в кристалле LiF 42
1.4.2. Радиационные дефекты и люминесценция кристаллов MgF2 45
Глава 2 Методика проведения эксперимента 49
2.1. Объекты для исследования 49
2.2. Импульсный оптический спектрометр 49
2.3. Градуировка измерительного тракта спектрометра 54
2.4. Обработка результатов кинетических исследований ^8
Глава 3 Спектрально-кинетические закономерности люминесценции кристалла LiF 66
3.1. Спектры импульсной катодолюминесценции кристалла LiF при низкой температуре
3.2. Температурные зависимости кинетических параметров затухания свечения в кристалле LiF 74
3.2.1. Температурные зависимости характеристического времени затухания 74
3.2.2. Температурные зависимости интенсивностей и высвеченных светосумм в спектрах ИКЛ кристалла LiF 77
3.3. Обсуждение результатов и выводы 90
Глава 4 Автолокализованные экситоны В MgF2 39
4.1. Спектры импульсной катодолюминесценции MgF2 99
4.2. Кинетика затухания ИКЛ в кристалле MgF2 109
4.3. Спектрально-кинетические параметры экситонного поглощения в кристалле MgF2 97
4.4. Обсуждение результатов и выводы 1(ц
Глава 5 Соотношение каналов диссипации энергии первичных процессов дефектообразования в кристаллах LiF и MgF2 108
5.1. Особенности создания ЛЭ в KpucmatinaxLiF и MgF2 1Гі0
5.2. Температурные зависимости эффективности создания ЛЭ и F центров в кристаллах LiF и MgFi 111
5.2.1. Автолокализованные экситоны 111
5.2.2. F-центры 114
5.2.3. Анализ температурных зависимостей 117
5.3. Обсуждение результатов и выводы 120
Заключение 127
Список использованной литературы 130
- Спектры свечения и поглощения кристаллов LiF и MgF2 при воздействии радиации
- Импульсный оптический спектрометр
- Температурные зависимости кинетических параметров затухания свечения в кристалле LiF
- Кинетика затухания ИКЛ в кристалле MgF2
Введение к работе
АКТУАЛЬНОСТЬ РАБОТЫ, В широкощелевых материалах, в том числе ионных кристаллах, реализуется сложная картина реакций взаимодействия генерируемых облучением первичных дефектов между собой и существующей или накопленной длительным облучением дефектностью. Это приводит к образованию локализованных и автолокализованных экситоноподобных состояний, возбуждению люминесценции, изменению исходной дефектной структуры материала, накоплению новых собственных и примесных центров окраски и другим эффектам. Без знания деталей этих реакций невозможно широкое практическое применение потоков фотонных и корпускулярных ионизирующих излучений. Их анализ дает возможность контролировать технологию радиационной обработки материалов и изделий, прогнозировать поведение материала в поле радиации, осуществлять контроль степени его чистоты и совершенства структуры.
Создание и последующее преобразование дефектов в ионных соединениях преимущественно связывают с процессами распада электронных возбуждений. Процесс распада включает в себя набор промежуточных стадий релаксации автолокализующегося электронного возбуждения. Созданные при этом автолокализованные экситоны (АЭ) и F,H пары относятся к первичным продуктам образующихся дефектов в щелочно-галоидных кристаллах (ЩГК). В последующем АЭ также могут превращаться в F-H пары дефектов. Соотношение каналов диссипации энергии электронных возбуждений в процессе их распада на первичные дефекты зависит от материала, условий облучения и т. д.
Роль процесса автолокализации ЭВ в образовании ^-центров в ЩГК была признана уже давно и, тем не менее, механизм процесса еще недостаточно изучен даже в ЩГК и тем более в других ионных кристаллах.
Особый интерес представляют сопоставления этих процессов в кристаллах LiF и MgF2, имеющих близкие электронные строения, но отличающиеся структурой решетки. Эти сопоставления перспективны для выявления общих для ионных кристаллов закономерностей процессов
создания и эволюции радиационных дефектов. Однако для обобщений к настоящему времени имеющейся информации о процессах радиационного дефектообразования в этих кристаллах явно недостаточно.
СОСТОЯНИЕ ПРОБЛЕМЫ. С момента появления классической работы Френкеля (1931г.) по теории экситонов в диэлектриках и полупроводниках к настоящему времени накоплен обширный материал по изучению их свойств и структуры. Открытие низкоэнергетического экситонного механизма создания точечных дефектов в ЩГК (1965 г.) послужило началом нового этапа в исследовании экситонов, - поиска механизма преобразования энергии электронного возбуждения в кинетическую энергию ионного смещения.
Установлено, что в большинстве ЩГК создание электронных возбуждений, возбуждение нижайшего триплетного состояния АЭ в электронном [4,5] или дырочном [6] компоненте приводит к созданию F,H пар дефектов. Эти результаты показывают на существование возбужденных состояний АЭ, которые с высокой вероятностью преобразуются в пары дефектов.
Возможности техники и методов люминесцентной и абсорбционной спектроскопии с нано-, пико- и фемтосекундным временным разрешением позволили экспериментально получить в конце 80-х начале 90-х годов ХХ-го века ряд важнейших результатов, составляющих основу современных представлений: образование одногалоидного экситона, сосуществование on- и off- центровой конфигураций автолокализованных экситонов [16] и др. Выявлению закономерностей спектрально-кинетических свойств АЭ on- и off-
типа в ряду ЩГК посвящены работы (Kan'no, Williams, Song, Tanimura и др., 1993-1995г.). В работах [5,17-21] установлены основные элементарные процессы рождения первичных дефектов. В [22,23] развиты представления о распаде электронных возбуждений на коррелированные и некоррелированные пары. Наибольший прогресс достигнут в понимании процессов генерации первичных радиационных дефектов в модельных ЩГК. Однако, разработаны лишь основные представления о процессах пространственного разделения
компонентов пар Френкеля в ЩГК [18,22,31,32], хотя именно процессами преобразования первичной дефектности в устойчивые определяется конечный результат воздействия на материал ионизирующих излучений.
В кристаллах MgF2, также как в ЩГК и фторидах щелочно-земельных металлов (ЩЗМ) с решетками флюорита (Me: Са, St, BaF2), под действием радиации создаются собственные радиационные дефекты в виде электронных центров окраски F, F2 и дырочных .//-центров [7-10]. Показано, как и в других
ионных соединениях, F,H пары в кристаллах MgF2 с высоким выходом
образуются при распаде электронных возбуждений (Лисицын, 1972, 1975г.).
Согласно (Tanimura, Itoh, 1991г.), выход числа ^-центров в MgF2 значительно
увеличивается при оптическом возбуждении триплетного состояния АЭ.
Однако имеющийся набор результатов по радиационному дефектообразованию в этих кристаллах получен разными авторами при разных условиях облучения, в образцах разной предыстории и для
достижения разных целей. Поэтому эти результаты достаточно сложно
проанализировать для построения обобщенной и цельной картины
стимулированных радиацией процессов в кристаллах фторида магния.
Одна из отличительных особенностей кристаллов MgF2 заключается в
возможности создания в них автолокализованных экситонов [11,12] при
отсутствии экспериментальных доказательств автолокализации дырок в этом
кристалле [10]. Однако ясного представления и о том, как это обстоятельство
, сказывается на процессах создания и эволюции первичных дефектов в
решетке MgF2 нет. Кристалл MgFi отличается от ЩГК также высокой радиационной стойкостью и тем, что поведение центров окраски в нем при фото термических воздействиях подобно поведению аналогичных центров в аддитивно окрашенных ЩГК. Причина этого также не установлена.
Существующие к настоящему времени сведения о процессах радиационного дефектообразования в кристаллах MgF2 были получены в основном стационарными методами исследований [12-15]. Для изучения динамики преобразования первичной дефектности, которая, как правило, является короткоживущей, необходима информация о быстропротекающих процессах возникающих при взаимодействии излучения с веществом, по крайней мере, в наносекундном временном диапазоне. Сведений об этих процессах во фториде магния явно недостаточно.
Исследования собственной люминесценции и закономерностей дефектообразования в кристалле LiF немногочисленны и часто противоречивы [24-28]. Причиной малой изученности кристаллов LiF является его специфика - большая ширина запрещенной зоны, трудность получения чистых кристаллов, слабое собственное свечение, необходимость исследования в основном в УФ- области. Особенно слабо изучены радиационные эффекты методами импульсной спектрометрии при низких температурах.
LiF и MgF2 являются представителями широкощелевых диэлектриков и принадлежат к разным группам кристаллов. Оба кристалла находят широкое практическое применение, так как имеют наибольшую границу прозрачности в УФ области из всех оптических материалов. Поэтому эти кристаллы незаменимы в оптических устройствах для УФ области, в том числе и в лазерной УФ технике, в твердотельной электронике в космической оптике. Материалы широко используются для изготовления твердотельных дозиметров.
ЦЕЛИ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ. Целью настоящей работы является исследование закономерностей создания и эволюции первичной радиационной дефектности в кристаллах LiF и MgF2 методами импульсной люминесцентной и абсорбционной спектроскопии с наносекундным временным разрешением. Цель работы достигалась путем решения следующих задач:
Исследование спектрально-кинетических параметров люминесценции и поглощения в кристаллах LiF и MgF2 при низких температурах.
Исследование и анализ температурных зависимостей эффективности создания первичных радиационных дефектов (автолокализованных экситонов и F-центров) в кристаллах фторидов лития и магния.
Анализ и сопоставление процессов радиационного дефектообразования в кристаллах фторидов металлов с разным типом кристаллической решетки (каменной соли - LiF и рутила - MgF2).
НАУЧНАЯ НОВИЗНА:
Впервые проведены детальные исследования спектрально-кинетических параметров затухания люминесценции в кристаллах LiF и MgF2 при низких температурах в широком временном интервале после облучения электронными импульсами наносекундной длительности. В MgF2 обнаружена новая собственная полоса свечения с максимумом при 4.2эВ.
Уточнено электронное строение и ядерные конфигурации авто локализованных экситонов (АЭ) в кристаллах LiF и MgF2.
Впервые в широком температурном интервале 12.5-500К детально изучены эффективность создания и параметры релаксации F-центров в кристаллах MgF2.
Установлено, что в обоих типах кристаллов (LiF и MgF2) создание АЭ и F,H-nap происходит из высокоэнергетических состояний автолокализующихся электронных возбуждений.
« 5. Показано, что причиной высокой радиационной стойкости фторида
магния по сравнению с кристаллами фторида лития является низкая эффективность преобразования первичных дырочных центров в стабильные,
ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ результатов исследований состоит в их использовании: для разработки методов прогнозирования поведения материалов в радиационных полях в атомной энергетике и космической
* технике; для совершенствования радиационных технологий обработки
материалов и изделий; для разработки новых методов испытания, контроля и
анализа материалов природного и искусственного происхождения.
Результаты и анализ проведенных исследований позволяют расширить представления о механизмах образования и эволюции первичных дефектов в ионных кристаллах, дают возможность разработать более адекватные модели для их описания.
* ЗАЩИЩАЕМЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ.
В кристалле LiF при низких температурах определено спектральное положение полос ответственных за автолокализованные экситоны двух типов (ои-типа с излучательным переходом при 5.8эВ и ojf-типа. с излучательным переходом при 4.4эВ). Соотношение эффективностей создания этих дефектов изменяется в температурном интервале 20-60К.
В кристалле MgF2 при низких температурах создаются
* автолокализованные экситоны о/Г-типа с излучательным переходом
3.2эВ.
3. В кристаллах LiF и MgF2 существует два независимых канала
диссипации энергии высокоэнергетических (преддефектных) состояний
автолокализующихся ЭВ, по которым создаются либо двухгалоидные
экситоны в триплетном состоянии либо пары френкелевских дефектов.
Соотношение эффективностей каналов диссипации зависит от
* температуры кристалла.
1]
ЛИЧНЫЙ ВКЛАД АВТОРА. Результаты, изложенные в диссертации,
получены автором в сотрудничестве с сотрудниками кафедры лазерной и
световой техники электрофизического факультета Томского
политехнического университета (ТПУ) и кафедры физики Томского государственного архитектурно-строительного университета (ТГАСУ). Участие в работе отражено в совместных публикациях. Личный вклад автора включает проведение экспериментальных исследований, обработку и представление результатов исследований.
АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Результаты настоящей работы были доложены на следующих конференциях и семинарах: VIй и IXм международные научно-практические конференции студентов, аспирантов и молодых ученых (Томск, 2000, 2003); школа-семинар "Люминесценция и сопутствующие явления" (Иркутск 2000, 2001), IIм школа-семинар «Современные проблемы физики и технологии» (Томск, 2001), Международная конференция "Физико-химические процессы в неорганических материалах" (Кемерово, 2001), III Ural Workshop on Advantage Scintillation and Storage Optical Materials (Ekaterinburg, 2002), 12м международная конференция по радиационной физике и химии неорганических материалов, РФХ-12 (Томск, 2003).
Диссертационная работа планировалась и выполнялась в рамках научного направления Томского политехнического университета -«Разработка научных основ и технологий радиационных и лазерных воздействий на материалы». Исследования выполнялись также при финансовой поддержке Министерства образования РФ (Грант №01980004587), а также при поддержке РФФИ (Грант №01-02-18035).
ОБЪЁМ И СТРУКТУРА. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы из 117 наименований. Общий
объем диссертации: 141 страница машинописного текста, 32 рисунка и 6 таблиц.
Во введении отражены актуальность, новизна, практическая значимость работы и ее основные цели и задачи. В первой главе представлен обзор основных, сложившихся на протяжении многих лет, представлений о свойствах первичной радиационной дефектности в ионных кристаллах. В этой главе рассмотрены свойства двух типов первичной дефектности: автолокализованных экситонов (АЭ) и F- центров. Отдельный параграф посвящен обзору литературных источников по спектрам свечения и поглощения в кристаллах LiF и MgF2 при воздействии радиации. Во второй главе приведено описание методики проведения эксперимента и обработки результатов кинетических исследований. Третья глава содержит описание результатов исследования импульсной катодолюминесценции кристаллов LiF свойств и структуры АЭ в этом кристалле. В четвёртой главе изложены результаты исследований эффективности создания и процессов распада АЭ в кристалле MgF2 при низких температурах. Пятая глава диссертации посвящена анализу особенностей процессов создания и эволюции первичной дефектности в кристаллах LiF и MgF2. В заключении отмечаются основные закономерности, полученные в результате экспериментальных исследований и сравнительного анализа процессов создания первичных радиационных дефектов (АЭ и F-центров) в кристаллах LiF и MgF2.
Спектры свечения и поглощения кристаллов LiF и MgF2 при воздействии радиации
Кристалл LiF имеют гранецентрированную кубическую решетку (рис. 1.7), подобную кристаллу NaCl. Среди многочисленных ионных соединений кристаллы фтористого лития отличаются простотой электронного строения и кристаллической структуры, построенной из чередующихся отрицательных и положительных ионов фтора (F") и лития (Li ). Для кристаллов MgF2 характерна тетрагональная решетка типа рутила (рис.1.7). Элементарной ячейкой решетки фторида магния является объемно-центрированный прямоугольный параллелепипед, вершины и Ті центр которого заняты ионами магния (Mg ). Каждый ион магния октаэд-рически окружен шестью ионами фтора, вокруг каждого иона фтора располагаются три иона магния, образуя равносторонний треугольник. В MgF2 в направлении главной кристаллографической оси четвертого порядка (Q) октаэдры располагаются цепочками, в которых каждый октаэдр соединен с двумя смежными общим ребром. Между соседними цепочками октаэдров имеется относительно слабая связь по вершинам октаэдра. На личие цепей обусловливает столбчатое и игольчатое развитие кристаллов и спайность по (100) и (110). Для обоих кристаллов LiF и MgF2 характерна очень большая и близкая по значению ширина запрещенной зоны (2) по сравнению с другими щелочно-галоидными кристаллами. Оба типа кристаллов также отличаются близкими по значению величинами энергии валентной зоны (3) в кристалле, а также отношением катионного и анионного радиуса атомов (6). Фторид магния широко применяется в производстве тонкослойных просветляющих покрытий. Оптические свойства кристаллов MgF2 существенно зависят от наличия в кристалле центров окраски. Однако, природа центров окраски в области вакуумного ультрафиолета и ближайшей к нему части видимого диапазона практически не исследована. Как правило, сдвиг полосы фундаментального поглощения фторидов ЩЗМ связывают с присутствием в структуре ионов кислорода. Дивакансионные электронные F2-центры в кристалле LiF, так и в MgF2 обладают свойствами, позволяющими использовать их для создания перестраиваемых лазеров, работающих при комнатной температуре. Исследования собственной люминесценции LiF немногочисленны и часто противоречивы.
Причина в том, что люминесценция имеет крайне низкую интенсивность по сравнению с другими ЩГК, а также на люминесценцию оказывает существенное влияние наличие остаточных примесей в кристалле. По данным различных авторов (табл. 1.3) вид спектров инициированного действием радиации свечения кристалла LiF зависит от температуры кристалла при облучении. При рентгеновском возбуждении в спектре люминесценции кристалла LiF [24] при 4.2К присутствует полоса на 3.5эВ и наблюдается дополнительное свечение в области 2.5 и 2.8эВ. При 5К по данным [25] в спектре присутствуют две полосы: 5.8 и 3.53эВ. В спектре чистых кристаллов LiF при 63К авторы [75] наблюдают спектр, представленный полосами с максимумами при 5.6 и 3.4эВ, а при 100К - 4.3 и 3.4эВ. Спектр свечения при 115К в кристалле LiF-Na состоит из полос на 4.4 и 2.95эВ [75]. При 80К авторами [26] в спектре РЛ при возбуждении импульсами электронов на блюдается полоса с максимумом при 5.73эВ в тщательно очищенных (зонная плавка) монокристаллах LiF. По данным [77] до предварительного создания F- центров спектр рентгенолюминесценции состоит из полос на 5.4 и 3.5эВ, в этом же кристалле с F-центрами - в спектре свечения отсутствует полоса на 5.4эВ и появляется множество узких полос с максимумами на 3.5, 3.8, 2.5 и 1.9эВ. Спектр при 230К состоит из полос на 4.4 и ЗэВ. Полоса свечение на 4.4эВ присутствует и является единственной в спектре при 80 и 135К в особо чистых кристаллах [78]. При ЗООК эта полоса наблюдается вместе с полосой в области ЗЛэВ в неактивированном кристалле, но менее чистом [27,78,79]; при 330К и 400К - в активированных ионами двухвалентного металла. Отмечено [80], что это изменение возможно обусловлено наложением свечения, возникающего при рекомбинации F- и Vp-центров. В [80] показано, что нагревание на воздухе до 670К кристаллов, содержащих примесь двухвалентного металла, приводит к увеличению полосы свечения в области 3.3-3.1эВ и полному исчезновению полосы свечения 4.4эВ независимо от вида примеси: Mg, Мп, Ті. В области 70К наблюдается слабый пик ТС Л, по предположению [27], связанный с делокализацией Я-центров. Спектр свечения этого пика состоит из полос на 5.8 и 3.5эВ. Свечение в области З.бэВ увеличивается с ростом концентрации Mg и присутствует в кристалле с примесью кислорода, о чем свидетельствует наличие полос поглощения в вакуумной и инфракрасной области. Интенсивность полосы тем ниже, чем чище по кислороду кристалл Данные [81] о спектрах фотолюминесценции (ФЛ) (при возбуждении излучением А,В036 9.5 и ПэВ) при 65 и 85К демонстрируют присутствие полос на 3.8 и 2.95эВ. В [81] предполагается, что полоса свечения на 2.95эВ при 85К обусловлена внутрицентровым свечением ионов кислорода О " с двумя компонентами затухания свечения (мкс и 35нс). Полоса на 2.95эВ при ЗООК наблюдается в кристаллах, выращенных методом Киропулоса и
Импульсный оптический спектрометр
Для исследований нами использовались образцы кристаллов LiF и MgF2. Образцы LiF выкалывались из блока кристаллов по плоскостям спайности. Образцы кристаллов MgF2 вырезались из блока по различным кристаллографическим направлениям, затем образцы подвергались шлифовке и полировке. Обычно использовались образцы прямоугольной формы. Типичные размеры образцов 10х5 х0.8мм . Кристаллы LiF и MgF2 были выращены в Государственном оптическом институте методом Стокбаргера и отличались малым содержанием примесей. Это подтверждается высокой оптической прозрачностью обоих кристаллов в диапазоне 100-ЗОООнм. В LiF содержание примеси кислорода контролировалось протон - активационным анализом и было менее 1.10" М%. По данным полуколичественного спектрального анализа кристаллы LiF содержали следующие «биографические» примеси в концентрациях менее 0.001 вес%: Mg, Si, Al, Са. Анализ возможности присутствия в кристаллах примеси Fe, Ті, Си, Mo, Mn, Cr, Ni, Na, Sr, Ba, в пределах точности измерений, дал отрицательный результат. Основные экспериментальные результаты были получены с помощью импульсного оптического спектрометра, функциональная блок-схема которого представлена на рис.2.1. Спектрометр был разработан для изучения стимулированных радиацией быстропротекающих процессов в твердых телах. Спектрометр позволяет производить измерения спектрально-кинетических параметров нестационарного поглощения и люминесценции оптических материалов после возбуждения сильноточным элекгронным пучком или импульсами лазерного излучения, а также при последовательном возбуждении импульсами электронов и лазерного излучения [55 излучения [55]. В состав спектрометра входят: - источники возбуждения: импульсный сильноточный ускоритель электронов, лазеры; - источники зондирующего света: импульсная лампа ИНП-5/45 для области 10"9-10"5с, дейтериевая (ЛДД-400) и галогенная лампы для области 10 -10 с; измерительная ячейка (криостат); - монохроматоры; - фотоумножители: ФЭУ-39, 83, 97, 118,106; - осциллографы; блоки импульсного питания ФЭУ и лампы; - блок синхронизации, обеспечивающий срабатывание отдельных элементов в необходимой последовательности; - вакуумная система, обеспечивающая давление остаточных газов в криостате до 10" Па; - микрокриогенная система МСМР-11ОН-3.2/20.
Технические возможности спектрометра: спектральная область измерений- 200-1200нм; временное разрешение- 7нс; температурный диапазон измерений- 20-700К; длительность импульса тока электронов -2-10нс; диапазон возможных плотностей тока пучка электронов- 0.1-ЮООА/см ; максимальная энергия электронов - 400кэВ; средняя энергия электронов - 200-250кэВ. Для проведения исследований образцы располагались в измерительной ячейке криостата, в выбранных в к ристал л о держателе пазах, и прижимались к полированной поверхности меди с помощью пружин. Держатель был закрыт со всех сторон отполированными алюминиевыми пластинами, в которых имелись лишь отверстия для прохождения световых лучей. Аналогичные отверстия были сделаны в тепловых экранах. Электроны попадали на образцы через приклеенные к экранам и держателю тонкие алюминиевые фольги. Для создания хорошего теплового контакта в местах соединений использовалась специальная теплопроводящая]. В состав спектрометра входят: - источники возбуждения: импульсный сильноточный ускоритель электронов, лазеры; - источники зондирующего света: импульсная лампа ИНП-5/45 для области 10"9-10"5с, дейтериевая (ЛДД-400) и галогенная лампы для области 10 -10 с; измерительная ячейка (криостат); - монохроматоры; - фотоумножители: ФЭУ-39, 83, 97, 118,106; - осциллографы; блоки импульсного питания ФЭУ и лампы; - блок синхронизации, обеспечивающий срабатывание отдельных элементов в необходимой последовательности; - вакуумная система, обеспечивающая давление остаточных газов в криостате до 10" Па; - микрокриогенная система МСМР-11ОН-3.2/20. Технические возможности спектрометра: спектральная область измерений- 200-1200нм; временное разрешение- 7нс; температурный диапазон измерений- 20-700К; длительность импульса тока электронов -2-10нс; диапазон возможных плотностей тока пучка электронов- 0.1-ЮООА/см ; максимальная энергия электронов - 400кэВ; средняя энергия электронов - 200-250кэВ. Для проведения исследований образцы располагались в измерительной ячейке криостата, в выбранных в к ристал л о держателе пазах, и прижимались к полированной поверхности меди с помощью пружин. Держатель был закрыт со всех сторон отполированными алюминиевыми пластинами, в которых имелись лишь отверстия для прохождения световых лучей. Аналогичные отверстия были сделаны в тепловых экранах. Электроны попадали на образцы через приклеенные к экранам и держателю тонкие алюминиевые фольги. Для создания хорошего теплового контакта в местах соединений использовалась специальная теплопроводящая паста (например, КПТ-8). Тепловые экраны и внутренняя поверхность камеры футерованы пленкой с высоким коэффициентом отражения. Такая конструкция гелиевого криостата позволяет получить на образце температуру практически соответствующую предельной температуре фланца второй ступени охладителя (20К).
Температурные зависимости кинетических параметров затухания свечения в кристалле LiF
Исследования влияния температуры на кинетические параметры затухания в различных полосах спектра привели к следующим закономерностям. 1. В полосе 5,8эВ температурная зависимость характеристических времен длинновременных компонентов свечения представлена на рис.3.5. В интервале 12.5-70К значения временных констант уменьшаются с увеличением температуры, в области 80К происходит смешивание компонентов, в результате чего характер затухания свечения становится моноэкспоненциальным. Величина характеристического времени моноэкспоненциального закона затухания равна 0.9мкс при 80К и становится сравнимой с длительностью импульса электронов ИЭ (10нс) в области выше 90К. Нами рассчитана энергия активации (Еа) процессов, обусловливающих уменьшение характеристического времени затухания свечения. Для полосы 5.8эВ в области 60-90К вычисленное по формуле (15) значение энергии активации составляет О.ЗэВ. 2. Кинетика затухания свечения в полосе 4.4эВ при 20К также носит многоэкспоненциальный характер и может быть описана набором трех экспонент (ті=50нс, т2=30мксї т3=700мкс), два из которых х2, т3 совпадают с величинами характеристических времен затухания свечения в полосе 5.8эВ. Из представленных на рис.3.5 результатов следует, что в области 12.5-50К значения характеристических времен затухания всех компонентов в полосе 4.4эВ почти не зависят от температуры. Выше 50К наблюдается уменьшение значений временных констант, а в интервале 90-120К присутствуют только два компонента затухания - наносекундный и микросекундный. Энергия активации процесса, вычисленная из кривой уменьшения характеристического времени затухания свечения в полосе 4.4эВ по формуле (15), в температурном диапазоне 90-120К, оказалась равной О.ОбэВ. Кинетика затухания свечения в полосе 3.5эВ носит многоэкспоненциальный характер и при 20К описывается набором четырех экспонент со следующими значениями характеристических времен: Т]=50нс, х2=30мкс, Тз=700мкс и Т4=8мс. Температурные зависимости всех наблюдаемых характеристических времен затухания представлены на рис. 3.5.
Как следует из представленных результатов, в низкотемпературной области 12.5-50К величины всех констант практически не зависят от температуры. В интервале 60-160К наблюдается уменьшение значений всех компонентов и их смешивание в области 80К. Выше 80К процесс затухания в полосе 3.5эВ носит моноэкспоненциальный характер, константа которого равна 50нс при 80К и сравнима с длительностью ИЭ (10нс) в области 90К. Энергия активации процессов, приводящих к температурному изменению значений временных констант затухания свечения полосы 3.5эВ в интервале 50-90К, рассчитанная по формуле (15), равна О.ЗэВ и совпадает со значением энергии активации в температурной области смешивания констант затухания полосы 5.8эВ. Из анализа температурных зависимостей параметров кинетики затухания свечения в спектре кристалла LiF можно сделать следующие выводы. 1. В длинновременной (с т 1мкс) кинетике затухания свечения при 20К наблюдается два общих для всех полос компонента с т2=30мкс, тз=700мкс. Отличие процессов затухания в полосе 3.5эВ заключается в наличии дополнительного компонента т4=8мс. 2. В температурной области 12.5-50К величины длинно временных констант затухания во всех измеренных полосах спектра не зависят от температуры. Дальнейшее увеличение температуры приводит к уменьшению значений констант затухания и их смешиванию в области температур выше 90К. 3. Значения энергий активации процессов, обусловливающие температурное изменение значений компонентов затухания свечения при Т 60К в полосах 5.8 и 3.5эВ с одной стороны и 4.4эВ с другой заметно отличаются и составляют 0.3 и О.ОбэВ, соответственно. 4. Различие в температурных зависимостях характеристических времен затухания свечения различного спектрального состава проявляется в том, что в области низких температур длинновременным является затухание в области 5.8эВ, а в области высоких температур - затухание в области 4.4эВ. Результатом этого является изменение соотношения между полосами спектра свечения в зависимости от временной задержки, с которой измеряется спектр по отношению ко времени окончания действия
Кинетика затухания ИКЛ в кристалле MgF2
Результаты анализа экспериментальных исследований могут быть представлены в виде следующих обобщений. Как было показано в главах 3,4 под действием единичного импульса электронов в кристалле LiF при низкой температуре образуются АЭ двух типов [83], различающиеся спектрально-кинетическими характеристиками поглощательных и излучательных переходов, значениями энергии активации процессов пострадиационной релаксации и характером температурной зависимости эффективности создания: АЭ on -типа с излучательным триплет - синглетным (T-S) переходом на 5.8эВ и триплет -триплетными (Т-Т) поглощательными переходами на 5.5 и 5ЛэВ; АЭ off-типа с излучательным переходом на 4.4эВ и поглощательными переходами на 5.3 и 4.75эВ. Концентрации создаваемых под действием ИЭ АЭ двух типов оценивались как по значениям высвечиваемых светосумм в соответствующих полосах свечения (5.8 и 4.4эВ), так и по величине поглощения в максимумах длинноволновых полос в спектре каждого АЭ (5.1 и 4.7 5эВ, соответственно). В кристалле MgF2 под действием ИЭ в области 20-150К создается только один тип АЭ off- типа с излучательным (T-S) переходом на 3.2эВ и поглощательными (Т-Т) переходами в области 4-5эВ [15,102,105]. По-видимому, экситон имеет точечную симметрию Сі с ядром в виде молекулы F2" в одноузельной позиции. Такая конфигурация объясняет тот факт, что поляризационные измерения спектров поглощения АЭ не позволяют отнести ось молекулярного иона Х{ с каким либо кристаллографическим направлением кристалла фторида магния. В LiF в области низких температур наблюдается многоэкспоненциальный характер затухания свечения АЭ обоих типов. При 12.5К наблюдаются три компонента затухания в полосе на 4.4эВ и два - в полосе на 5.8эВ (табл. 5.1). В температурной области 12.5-60К величины всех констант затухания не зависят от температуры и уменьшаются с ростом температуры в области Т 50К. В кристалле MgF2 затухание свечения АЭ в полосе на 3.2эВ описывается набором двух экспонент, значения характеристических времен которых 6.4мс и 750мкс (табл.5.1) не зависят от температуры в области 20-50К, уменьшаются при дальнейшем увеличении температуры. Выше 70К кинетика затухания свечения в полосе 3.2эВ становится моноэкспоненциальной за счет теплового смешивания компонентов. Кинетики пострадиационной релаксации обусловленного АЭ поглощения и свечения в LiF подобны и описываются одинаковым набором экспонент. Такая же закономерность характерна и для АЭ в кристаллах MgF2. Совпадение значений времен релаксации излучательных и поглощательных переходов АЭ в каждом из кристаллов свидетельствует о том, что излучательное состояние АЭ является нижайшим для каждого из его Т-Т поглощательных переходов.
Значения характеристических времен релаксации при 20К приведены в таблице 5.1. Таким образом, в отличие от LiF в кристалле MgF2 под действием радиации создается один тип АЭ во всем исследованном интервале температур 20-150К - АЭ off-тшіа. точечной симметрии С] с ядром в виде молекулы F2" в одноузельной позиции. В кристалле LiF соотношение концентраций АЭ двух типов от способа измерения не зависит. Обнаружено, что в интервале 12.5-60К максимальная эффективность создания АЭ типа имеет место при 60К, тогда как эффективность создания АЭ ол-типа падает с ростом температуры выше 20К [109]. При этом суммарный выход АЭ практически не зависит от температуры кристалла в диапазоне 12.5-100К и падает при дальнейшем росте температуры (рис.5Л, б). (Выше 60К в области тушения свечения АЭ обоих типов концентрация АЭ оценивалась только по величине оптической плотности в длинноволновых поглощательных переходах). Тушение свечения начинается для АЭ обоих типов при одной и той же температуре 60К (рис.5.1, а) и совпадает с температурой делокализации Я-центров (табл.5 Л ,5.2), В кристалле MgF2 температурные зависимости интенсивности свечения в полосе на 3.2эВ и оптической плотности в экситонной полосе поглощения, измеряемой через 10нс после окончания действия ИЭ, не совпадают. Величина оптической плотности в области 4.3эВ, определяющая заселенность излучательного уровня на 3.2эВ, остается постоянной в области 30-110К (рис.5.1, д), тогда как интенсивность свечения в полосе на 3.2эВ уменьшается более чем на порядок с ростом температуры выше 60К [102] (рис.5.1, г). При этом температура начала тушения свечения АЭ в MgF2 совпадает с температурой дел окал изации Н-центров в этих кристаллах (табл.5.1,5.2). Таким образом, в кристаллах и LiF, и MgF2 под действием радиации создаются АЭ с постоянной эффективностью в диапазоне 20-100К, которая уменьшается при дальнейшем увеличении температуры кристалла при облучении. Энергетические затраты на создание одного АЭ при 12.5К практически одинаковы и равны ЗОэВ в MgF2 20эВ - в LiF. В отличие от MgF2 в LiF в области Т 25К имеет место термоактивированное преобразование АЭ ои-типа в АЭ off-типа, сопровождаемое смещением двухгалоидного ядра АЭ из двухузельной позиции в решетке в одноузельную. В кристаллах LiF излучательные переходы 4.4эВ АЭ off-типа с ядром, занимающим одноузельную позицию и излучательные переходы АЭ в MgF2 (3.2эВ) имеют практически одинаковые и большие значения абсолютного (8.68 и 9эВ, соответственно) и приведенного (0.66 и 0.74) стоксовых сдвигов (табл.5.1). Это является одним из аргументов в пользу о центрового характера АЭ в кристаллах MgF2. Такой вывод подтверждается также близостью температур тушения свечения АЭ и делокализации Я-центров в обоих кристаллах, как будет показано далее. По-видимому, в MgF2 экситон имеет точечную симметрию С] с ядром в виде молекулы F2" в одноузельной позиции. В ЩГК при электронном воздействии основным каналом создания ЭВ является захват электрона зоны проводимости на автолокализующейся дырке. По-видимому, и создание АЭ в MgF2 при воздействии жесткой радиации происходит, также как в других ионных кристаллах, в результате захвата электрона -центром, а не минуя эту стадию, как предположил Tanimura [64]. Отсутствие данных о К -центрах в кристаллах MgF2 возможно связано не с тем, что они не создаются, а с тем, что не накапливаются из-за высокой вероятности взаимодействия с электронами, для локализации которых нет в достаточном количестве других ловушек. 5.2.2. / -центры Одновременно с АЭ в обоих кристаллах под действием ИЭ создаются F-центры. В кристалле LiF эффективность создания -центров практически не зависит от температуры в интервале 12.5-140К, увеличивается при дальнейшем увеличении температуры, достигая насыщения в области 300-500К [83] (рис.5.1 в). В дополнении к [83] в настоящей работе представлены данные и в неисследованной ранее низкотемпературной области 12.5-70К.
