Расчет внутризонной электронной радиолюминесценции диэлектриков тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.07, кандидат физико-математических наук Харитонова, Светлана Валерьевна

• Харитонова, Светлана Валерьевна
• кандидат физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Харитонова, Светлана Валерьевна

СОДЕРЖАНИЕ

Введение

1 СВЕЧЕНИЕ НЕЛОКАЛИЗОВАННЫХ

ЭЛЕКТРОНОВ И ДЫРОК

1.1 Зонные электроны и дырки в диэлектриках

1.2 Классификация видов люминесценции

1.3 Внутризонная электронная люминесценция оптических диэлектриков. Обзор экспериментальных данных

1.4 Теоретические оценки свойств внутризонной электронной люминесценции

1.5 Прямое экспериментальное доказательство явления внутризонной электронной люминесценции диэлектриков

1.6 Межзонная дырочная люминесценция диэлектриков (кросслюминесценция)

1.7 Цель и конкретные задачи работы

2 «МГНОВЕННЫЙ» СПЕКТР ИОНИЗАЦИОННО-

ПАССИВНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ

2.1 Что такое «мгновенный» энергетический спектр ионизационно-пассивных электронов в диэлектрике

2.2 Расчет «мгновенного» спектра ионизационно-пассивных электронов

2.3 Численное моделирование методом Монте-Карло

2.4 Теоретический расчет «мгновенного» спектра

3 РАСЧЕТ СПЕКТРОВ ВНУТРИЗОННОЙ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ ЩГК

3.1 Алгоритм расчета спектров внутризонной электронной

люминесценции

3.2 Временная эволюция электронов в пассивной области для ионизации. Квазистационарное распределение ионизационно-пассивных электронов

3.3 Спектры свечения КаС1

3.4 Сравнение расчета с экспериментальными данными

4 РАСЧЕТ СПЕКТРОВ ПИКОСЕКУНДНОЙ

ЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ С81

4.1 Модель свечения

4.2 Спектр внутризонной электронной люминесценции кристаллов Сз1, возбуждаемых плотным электронным пучком

4.3 Спектр внутризонной электронной люминесценции Сз1,

при лазерном возбуждении

4.4 Межзонная дырочная люминесценция

4.5 Спектр свечения Ся1 как суперпозиция внутризонной электронной и межзонной дырочной люминесценции

4.6 Экспериментальные данные по спектрам свечения Сз1. Сравнение с расчетом

Основные результаты и выводы

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Расчет внутризонной электронной радиолюминесценции диэлектриков»

ВВЕДЕНИЕ

Диссертация является продолжением работ по исследованию свечения ионных кристаллов под действием мощных электронных и лазерных пучков, выполненных в Лабораториях нелинейной физики Томского политехнического университета и Института сильноточной электроники СО РАН, и посвящена теоретическому расчету и компьютерному моделированию спектров двух сравнительно новых видов фундаментальной люминесценции диэлектриков — внутризонной электронной и межзонной дырочной при импульсном возбуждении плотными электронными и лазерными пучками нано- и пикосекундной длительности.

Исследование радиолюминесценции (люминесценции, возбуждаемой ионизирующим излучением,) началось с изучения свечения минералов, содержащих радиоактивные примеси [1]. Интерес к радиолюминесценции резко возрос после создания сцинтилляционного счетчика [2, 3]. Сцинтилляторы на основе щелочно-галоидных кристаллов (ЩГК) получили широкое применение для регистрации и спектрометрии ионизирующего излучения. Это привело к появлению огромного числа работ, посвященных поискам новых сцинтилляционных материалов и исследованию механизма явления люминесценции в ЩГК [4-9].

Основное внимание уделялось изучению центровой люминесценции, связанной с излучательными переходами электронов (дырок), локализованных на центрах свечения. В зависимости от центра локализации их люминесценцию разделяют на — примесную [10, 11]; — дефектов решетки [12, 13]; — рекомбинационную экситонную [14, 15].

Характерными свойствами этих видов люминесценции являются: 1) излучение в форме ярко выраженных полос; 2) смещение полос излучения относительно полос поглощения (смещение Стокса) и 3) сильная зависимость интенсивности свечения от температуры.

При наличии в кристаллах примесей возникает примесная реком-бинационная люминесценция, конкурирующая с собственной люми-

несценцией. Изучение свечения этого вида в щелочно-галоидных кристаллах (ЩГК) представляет практический интерес. Обусловлено это тем, что в зависимости от типа активаторных центров, которые присутствуют в решетке кристалла, а также от способа приготовления активированных кристаллов и их температуры, ЩГК способны сильно изменять свои оптические свойства [10, 11, 16]. Это дает возможность создавать материалы, люминесцирующие в разной спектральной области и при разных температурах.

Множество публикаций посвящено изучению экситонной люминесценции [6, 14, 15, 17, 18]. В ЩГК существует два типа экситонных состояний — свободное и автолокализованное. Наличие барьера для авто локализации обеспечивает возможность их сосуществования.

Люминесценция свободных экситонов наблюдается при низких температурах [19] и существует благодаря тому, что увеличивается время жизни свободных экситонов (из-за наличия энергетического барьера для автолокализации). Существование люминесценции свободных экситонов было предсказано Ч.Б. Лущиком. Впервые такое свечение (краевая люминесценция) было обнаружено в ионных кристаллах при их облучении пучками электронов с энергией 1-5 кэВ [19]. Позднее более подробные исследования проведены авторами [20, 17]. Спектры краевой люминесценции ЩГК представляют собой слабые полосы свечения, совпадающие по положению с длинноволновым спадом полосы экситонного поглощения кристаллов. Для этого свечения характерна малая величина стоксова смещения и сильная зависимость интенсивности свечения от температуры [19, 17].

Люминесценция автолокализованных экситонов. Образование автол окализованного экситона (АЛЭ) возможно двумя способами. Первый — захват электрона авто локализованной дыркой. Второй — создание свободного экситона, с последующей авто локализацией.

Свечение АЛЭ достаточно хорошо изучено [6, 14, 15, 17, 18]. В большинстве ЩГК они имеют две широкие полосы. Коротковолновая полоса имеет короткое время свечения и <т-поляризацию; длинноволно-

вая имеет частичную 7Г-поляризацию и длительное время высвечивания (например в К! т « 10~6 - 1(Г3 с [21]) [22].

Для интерпретации спектров люминесценции АЛЭ, рассматривают состояния АЛЭ по аналогии с состояниями двухатомной молекулы благородного газа, что обусловлено сходством электронных конфигураций атома благородного газа и свободного экситона [23]. Электронная конфигурация таких квазимолекул характеризуется набором сингл етных и трип летных состояний (рис. 01).

Рис. 0.1. Потенциальные кривые для АЛЭ. II — межъядерное расстояние внутри молекулы АЛЭ. Пунктирами показаны состояния без учета спин-орбитального взаимодействия, дающего смешивание 1Пи и 3Е+ — состояний. Смешанные состояния показаны сплошными кривыми; стрелкой указана 7г-люминесценция [6].

При этом коротковолновая люминесценция приписывается разрешенному переходу 2Е+ —> Это объясняет и-поляризацию и короткое время высвечивания этой полосы спектра люминесценции АЛЭ. Длинноволновое свечение АЛЭ приписывается переходу из триплет-ного 3Е+-состояния в основное Такой переход осуществляется благодаря спин-орбитальному взаимодействию — к 3Е+-состоянию при-

Е

-Я

мешивается синглетное 1Пы-состояние и запрет по мультиплетности частично снимается. Таким образом, становится понятной аномально большая длительность свечения в длинноволновых полосах, связанная с частичным запретом на переход, и его поляризация. Корректность этой модели подтверждена многими экспериментальными фактами [22, 24, 25].

В некоторых ЩГК существует промежуточное состояние между свободным и двухгалоидным автолокализованным экситоном — одно-галоидный автолокализованный экситон [17, 26]. Процесс термолиза-ции экситона в этих кристаллах протекает по схеме: свободный экситон — одногалоидный автолокализованный экситон — двухгалоидный автолокализованный экситон. Возможные излучательные переходы из экситонных состояний таких кристаллов показаны на рис. 02.

Рис. 0.2. Зависимость энергии свободных и автолокализованных экси-тонов от обобщенной конфигурационной координаты. е° — свободный экситон; х°е — автолокализованный одногалоидный экситон; х^е — двухгалоидный автолокализованный экситон; и — энергетические барьеры, отделяющие состояния одногалоидного и двухгалоид-ного экситона от состояний свободного экситона [6].

Люминесценция одногалоидных автолокализованных экситонов была обнаружена в бромидах щелочных металлов при 80 К [17, 26]. Ха-

Е

Я

рактерными особенностями этого свечения, позволяющими его идентифицировать, являются: дублетная структура в контуре полосы с расстоянием между пиками 0,5 эВ, что соответствует спин-орбитальному расщеплению спектров поглощения экситонов; температурное смещение полосы, соответствующее аналогичному смещению спектра поглощения экситонов; стоксовы потери ~ 0,9 —0,8 эВ (теоретические оценки этой величины давали ~ 1 эВ [6]).

Люминесценция конденсированной фазы. В 1968 г. Л.В. Келдыш теоретически показал, что газ экситонов высокой плотности способен совершить фазовый переход в электронно-дырочную конденсированную фазу [27], создавая квазиметаллические электронно-дырочные капли. Развитию теории сопутствовали экспериментальные исследования. Авторы [28] наблюдали люминесценцию электронно-дырочной конденсированной фазы кристалла AgBr. Эта люминесценция была получена при возбуждении кристалла лазером на длине волны 380 нм, плотностью излучения 5 • 104 Вт/см2. Люминесценция возникает при пороговой плотности неравновесных носителей по = 8-1018 см~3. Энергия связи на одну электронно-дырочную пару, относительно свободного экситона и = 55 мэВ. Благодаря большой энергии связи люминесценция конденсированной фазы наблюдается вплоть до 100 К. Позднее, в 1990 г. было обнаружено явление конденсации экситонов и в щелочно-галоидных кристаллах на примере Шэ1 [29].

Следует упомянуть работы, посвященные изучению горячей люминесценции, связанной с излучательными переходами электронов из возбужденных колебательных уровней [30, 31]. Характерной особенностью полос горячей люминесценции является уменьшение стоксова сдвига, в сравнении с основной полосой свечения. Экспериментально наблюдали спектры горячей люминесценции примесных центров [32] и автолокализованных экситонов [33].

Все перечисленные виды центровой люминесценции достаточно хорошо исследованы. В изучении механизма люминесценции ЩГК под действием ионизирующего излучения сложилась следующая ситуа-

ция. Начальный этап — процесс взаимодействия первичной ионизирующей частицы с веществом и конечный — локализация низкоэнергетических электронных возбуждений на центрах свечения и их люминесценция изучены [6, 7, 9, 34]. Промежуточные же стадии, связанные с каскадными процессами создания вторичных электронов, их релаксацией, люминесценцией высокоэнергетических зонных (квазисвободных) электронов и дырок исследованы недостаточно. Рассмотрению процесса последовательной релаксации энергии высокоэнергетических электронов в кристаллах и расчету двух видов фундаментальной люминесценции зонных электронов в ЩГК — внутризонной электронной и межзонной дырочной — посвящена настоящая работа.

Актуальность темы исследования. Созданные в 60-70х годах на-носекундные сильноточные ускорители электронных пучков и пико-секундные лазеры с эффективными генераторами ультрафиолетовых (УФ) гармоник являются сегодня, наряду с ядерным взрывом, самыми мощными искусственными источниками ионизирующих излучений. Их применение в научных экспериментах привело к существенному прогрессу в исследовании люминесценции оптических диэлектриков. Авторами [35, 41] было обнаружено свечение щелочно-галоидных кристаллов, возбуждаемое плотными электронными пучками. По своим свойствам оно сильно отличалось от всех исследованных ранее видов свечения диэлектриков, прежде всего широким бесструктурным спектром (от ближней ИК до вакуумного УФ), независимостью от температуры и структурных дефектов и др. Они идентифицировали наблюдаемую люминесценцию как внутризонную электронную. В работе [37] было получено прямое экспериментальное доказательство того, что источником этого свечения являются излучательные переходы неравновесных ионизационно-пассивных электронов между ветвями закона дисперсии (подзонами) зоны проводимости. В работах [38, 40] были выполнены теоретические оценки спектров и других свойств внутри-зонной электронной люминесценции, которые показали, что предло-

женная модель объясняет основные свойства свечения, установленные экспериментально. Один из результатов расчёта: основной вклад в свечение вносят прямые излучательные переходы неравновесных электронов между ветвями закона дисперсии внутри зоны проводимости на фоне интенсивной безызлучательной релаксации их энергии путём испускания фононов всех видов (акустических, оптических и коротковолновых). Вклад непрямых переходов внутри подзон в 10 — 100 раз меньше, чем прямых. Теоретические оценки спектров внутризонной электронной люминесценции были выполнены в предположении, что вероятность появления высокоэнергетических электронов в зоне проводимости одинакова для всех состояний и не зависит от их энергии, то есть упрощенно считалось, что вероятность появления электрона на уровне Е в зоне пропорциональна плотности одноэлектронных состояний д{Е).

Таким образом, сложилась следующая ситуация. Накоплен большой объем экспериментальных данных по внутризонной электронной люминесценции, выполнены основные теоретические оценки, но нет достаточно полного теоретического расчета этого свечения.

Необходимость детального теоретического расчета спектров внутризонной электронной люминесценции и компьютерной модели явления обусловлена тем, что, во-первых, область измерения спектра вну-тризонного свечения ограничена в УФ области собственным поглощением диэлектрика, а в ИК — возможностями измерительной аппаратуры. Расчет дает полный спектр свечения, в том числе и в области, недоступной экспериментальному наблюдению. Это позволяет более полно изучить свойства люминесценции. Во-вторых, экспериментальное исследование является трудоемким и дорогостоящим. Создание компьютерной модели внутризонной электронной люминесценции на нескольких кристаллах дает возможность прогнозировать спектры свечения для других кристаллов, не прибегая к эксперименту, или выполняя ограниченные экспериментальные исследования для уточнения каких-либо характеристик свечения.

В экспериментах специально создают условия, чтобы выделить вну-тризонную электронную люминесценцию в чистом виде. Однако, в обычных условиях она часто смешана с другими видами люминес-ценций, и возникает проблема выяснения природы свечения. Такая проблема возникла для Ся!, возбужденного нано- и пикосекундными электронными и лазерными пучками. Экспериментальные исследования были выполнены в Риге и Томске. Результаты в основном совпали за исключением коротковолновой части спектра. Были высказаны различные объяснения природы свечения. В [47] предположили, что это свечение есть суперпозиция внутризонной электронной и межзонной дырочной. Только теоретический расчет позволяет выяснить насколько объективным является это предположение.

Цель работы. Разработать метод расчета спектров внутризонной электронной и межзонной дырочной люминесценции оптических диэлектриков, возбуждаемых импульсами электронных и лазерных пучков; выполнить расчет 1) внутризонной электронной люминесценции ЫаС1 и 2) пикосекундной люминесценции как суперпозиции внутризонной электронной и межзонной дырочной;

сравнить результаты расчета с известными экспериментальными данными.

Структура объем и содержание работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, раздела «Основные результаты и выводы» и списка цитируемой литературы. Общий объем работы 112 страниц. Из них основной текст и 38 рисунков занимают 99 стр., список литературы из 90 наименований 10 стр., оглавление 2 стр., титульный лист — 1 стр. В диссертации принята двойная нумерация параграфов, рисунков и формул. Например, рис. 2.2 — рисунок 2 из главы 2. Защищаемые положения сформулированы в конце введения.

Первая глава — обзор литературы по люминесценции нелокализо-ванных электронов и дырок в диэлектриках, облученных плотными электронными и лазерными пучками нано- и пикосекундной длитель-

ности. Обсуждаются возможные стадии релаксации энергии электронов и дырок, генерируемых в диэлектриках плотными электронными и лазерными пучками, и их временная последовательность. При высоких плотностях и уровнях ионизации, создаваемых при указанных способах возбуждения диэлектрика, и для времен ~ Ю-12 с основными источниками свечений являются излучательные переходы высокоэнергетических зонных электронов и дырок характерного участка энергетического спектра — «пассивной области для ионизации» [38, 40]. Их отличительное свойство в том, что они не могут ионизовать среду и отдают энергию преимущественно решетке. Приведена классификация видов люминесценции нелокализованных ионизационно-пассивных электронов и дырок в диэлектрике. В настоящее время экспериментально полно изучены только два вида свечения этого класса — внутризонная электронная и межзонная дырочная люминесценции, возбуждаемые плотными электронными и лазерными пучками нано-и пикосекундной длительности. Приведены результаты экспериментальных исследований спектров и других свойств внутризонной электронной люминесценции [41, 42], опираясь на которые автором [35, 41] была предложена модель этого свечения как результата излучатель-ных переходов ионизационно-пассивных электронов между ветвями закона дисперсии, и сделаны теоретические оценки спектров и других свойств внутризонного свечения [38, 39]. Изложены результаты экспериментального исследования межзонной дырочной люминесценции [43 - 46]. Необходимое условие ее существования: наличие в области пассивной для оже-ионизации двух валентных зон, разделенных щелью в спектре плотности состояний. Частный случай межзонной дырочной люминесценции — кросслюминесценция. Описаны свойства и характерные особенности межзонной дырочной люминесценции. В конце главы поставлены цель и конкретные задачи работы.

Вторая глава посвящена вычислению «мгновенного», то есть возникающего до электрон-фононной релаксации, энергетического спектра ионизационно-пассивных электронов в диэлектриках, облученных

плотными электронными пучками наносекундной длительности. «Мгновенный» спектр формируется за время Ю-15 — Ю-16 с и является начальной функцией распределения для всех кинетических уравнений, описывающих дальнейшую релаксацию электронов в облученном диэлектрике. Разработана методика расчета «мгновенного» энергетического спектра, которая позволяет учесть и использовать следующие данные: 1) энергетический спектр первичного электронного пучка; 2) полный электронный спектр диэлектрика, который включает в себя спектр заполненных состояний диэлектрика (учитывая валентные зоны и нижележащие квазиатомные уровни) и свободных (он начинается зонным спектром и плавно переходит в спектр квазисвободных электронов в кристалле); 3)дифференциальное сечение ионизации электронным ударом, которое было усовершенствовано таким образом, что учитывало конкретный спектр плотности конечных состояний выбитого электрона как в зонах проводимости, так и в области где закон дисперсии зонного электрона переходит в закон дисперсии квазисвободного. «Мгновенный» энергетический спектр ионизационно-пассивных электронов рассчитан двумя способами: 1) теоретический расчет; 2) численное моделирование методом Монте-Карло. При выполнении расчета считалось, что электроны 1) могут неупруго рассеиваться на всех внутренних оболочках и на валентных электронах; 2) потеря энергии происходит только путем ударной ионизации. Подробно изложены оба способа расчета «мгновенного» спектра ионизационно-пассивных электронов, и проведено сравнение результатов расчета, которое показало, что полученные спектры практически совпадают. Это свидетельствует о надежности и устойчивости алгоритма расчета.

В третьей главе предложен алгоритм вычисления спектров вну-тризонной электронной люминесценции щелочно-галоидных кристаллов, возбуждаемых плотными электронными пучками наносекундной длительности. Он включает в себя три последовательных этапа:

1) расчет «мгновенного» энергетического спектра ионизационно-

пассивных электронов, то есть распределения электронов по энергетическим состояниям до начала электрон-фононной релаксации;

2) вычисление спектра ионизационно-пассивных электронов, релак-сирующих на фононах;

3) расчет спектра внутризонного свечения как результата излуча-тельных переходов ионизационно-пассивных электронов между ветвями закона дисперсии.

Алгоритм расчета реализован на конкретном примере: кристалл облучается плотным электронным пучком наносекундной длительности. «Мгновенное» энергетическое распределение в пассивной области для ионизации вычисляется во второй главе. За счет релаксации энергии электронов на фононах это распределение эволюционирует во времени. Получено уравнение, описывающее эволюцию энергетического распределения ионизационно-пассивных электронов за счет электрон-фононной релаксации. За время ~ Ю-12 - Ю-11 с (время релаксации электрона с энергией Ед ко дну зоны проводимости) устанавливается квазистационарное распределение электронов в ионизационно-пассивной области зоны проводимости. Выполнен расчет квазистационарного спектра ионизационно-пассивных электронов.

Спектр внутризонной электронной люминесценции рассчитывался путем интегрирования интенсивностей прямых излучательных переходов ионизационно-пассивных электронов внутри зоны проводимости по квазистационарному спектру частиц. Обсуждаются результаты расчета квазистационарного спектра ионизационно-пассивных электронов, спектра внутризонного свечения и его основных свойств. Проведено сравнение рассчитанного спектра внутризонной электронной люминесценции КаС1 и ее свойств с экспериментальными. Получено хорошее согласие теоретических и экспериментальных результатов.

Четвертая глава посвящена расчету спектров пикосекундного свечения кристаллов Сз1, возникающего при облучении кристалла электронными и лазерными пучками нано- и пикосекундной длительности. Обсуждается модель этого свечения как суперпозиция двух ви-

дов люминесценции ионизационно-пассивных квазичастиц — внутри-зонной электронной и межзонной дырочной, которая была предложена авторами [47]. Расчет выполнен в рамках этой модели. Изложена методика расчета квазистационарного распределения ионизационно-пассивных электронов и спектра внутризонного свечения, возникающих при двухфотонном поглощении лазерного излучения. Проведено сравнение спектров внутризонной электронной люминесценции Csl, рассчитанных для двух способов возбуждения — 1) электронным пучком и 2) лазером. Выполнен расчет спектра межзонной дырочной люминесценции Csl, которая возникает из-за того, что валентная зона этого кристалла разделена щелью ~ 0.3 эВ в спектре плотности состояний, и обе зоны попадают в область пассивную для оже-ионизации. Приведены вычисленные спектры свечения Csl как сумма межзонной дырочной люминесценции, расположенной в длинноволновой части спектра, и внутризонной электронной при двух способах возбуждения кристалла. Рассчитанные спектры пикосекундного свечения Csl сравниваются с измеренными независимо в Риге [48] и Томске [47] при облучении кристалла электронным пучком и в результате двухфото-нного поглощения излучения KrF-лазера. Получено хорошее согласие расчета с экспериментом.

Апробация работы. Основные результаты работы доложены и обсуждены на: Международной конференции по люминесценции (Москва, 1994 г.); II Международной конференции «Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул» (Томск, 1995 г.); IX Международной конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов (Томск, 1996 г.); XI Международной конференции IEEE по мощной импульсной технике (Балтимор, США, 1997 г.); II Международном симпозиуме KORUS'98 (Томск, 1998 г.); 4 школе-семинаре «Люминесценция и сопутствующие явления» (Иркутск, 1998 г.).

Публикации. Результаты работы по теме диссертации отражены в трех статьях в центральных журналах, одной статье в сборнике тру-

дов Международной конференции и в пяти тезисах докладов Международных конференций и тезисах доклада школы-семинара.

Защищаемые положения.

1. Впервые вычислен двумя методами «мгновенный» энергетический спектр ионизационно-пассивных электронов в диэлектрике, который облучается пучком электронов. Конкретный вид «мгновенного» спектра для каждого материала определяется зависимостью дифференциального сечения ударной ионизации среды от переданной энергии вторичному электрону и структурой спектра плотности состояний зоны проводимости.

2. Алгоритм расчета спектров внутризонной электронной люминесценции диэлектриков состоит из следующих стадий:

- расчет «мгновенного» энергетического спектра ионизационно-пассивных электронов, то есть их распределения по состояниям до начала электрон-фононной релаксации;

- вычисление эволюции спектра неравновесных ионизационно-пассивных электронов, релаксирующих в кристалле путем испускания - поглощения фононов;

- расчет спектра внутризонного свечения диэлектриков как результата прямых излучательных переходов ионизационно-пассивных электронов между ветвями закона дисперсии зоны проводимости.

3. Вычисленные свойства внутризонной электронной люминесценции КаС1 и Сз1:

- широкий и практически бесструктурный спектр,

- пикосекундная инерционность,

- абсолютный квантовый выход Ю-4 - 10~3 фотонов на электрон-дырочную пару,

- выход очень слабо зависит от температуры и дефектов — совпадают с экспериментальными.

4. Вычисленный спектр люминесценции Сз1 при возбуждении электронными и лазерными пучками как сумма двух видов фундаментальной люминесценции — внутризонной электронной и межзонной дырочной имеет пологую часть и резкий подъем в области 1 1,1 эВ и согласуется с экспериментальными спектрами, измеренными ранее, что доказывает модель пикосекундной люминесценции Се! как суммы двух названных видов люминесценции.

1 СВЕЧЕНИЕ НЕЛОКАЛИЗОВАННЫХ ЭЛЕКТРОНОВ И ДЫРОК

Неравновесное инерционное свечение твёрдых тел — люминесценцию — можно разделить на два больших класса:

1) Люминесценцию локализованных друг относительно друга электронов и дырок. К этому классу относятся все виды холодной и горячей центровой люминесценции экситонов, примесей и собственных дефектов.

2) Люминесценцию зонных или квазисвободных электронов и дырок.

Эти два класса многочисленных видов люминесценции сильно отличаются основными свойствами. Время релаксации первых — порядка 10~9 - 10~3 с, вторых — 10~13 - Ю-11 с. Квантовый выход (число излучённых фотонов на одну электронно-дырочную пару) первых может достигать 1, а вторых, как правило, меньше 10~3. Для первых характерна очень сильная зависимость квантового выхода и яркости свечения от температуры и статического беспорядка (собственных и примесных дефектов), для вторых — очень слабая. И, наконец, они сильно отличаются шириной и структурой спектра свечения и поляризационными свойствами.

1.1 Зонные электроны и дырки в диэлектриках.

К зонным (квазисвободным) относятся быстрые электроны, инжектируемые в твердое тело при его облучении электронным пучком, вторичные электроны, возникающие в результате ионизации атомов вещества, и электроны зоны проводимости.

При облучении диэлектрика плотным пучком фотонов или электронов с энергиями больше Ед — ширины щели между верхней валентной зоной и нижней зоной проводимости — генерируется большое количество высокоэнергетических электронов (дырок). Они релакси-руют, отдавая энергию решетке и электронам вещества, создавая вто-

I_' ' '_I_|_1_1_

Ю-3 ИГ2 Ю-1 1 ю 102Е, эВ

Рис. 1.1. Мощность, отдаваемая среде неравновесным электроном, как функция его энергии [49].

ричные квазичастицы и элементарные возбуждения меньшей энергии. Распределение релаксирующих электронов по энергиям в зоне проводимости (дырок — в валентной зоне) в значительной мере определяется функцией В(Е) = —¿Е/сИ — скоростью релаксации энергии электрона (дырки) на уровне Е (мощностью, отдаваемой среде).

Так как спектр связанных ионов (решётки) и электронов диэлектрика является дискретным, точнее — зонным, то спектр создаваемого элементарного возбуждения или квазичастицы: фонона, электрона, дырки, экситона, плазмона и других — содержит, как правило, энергетическую щель, и для ее создания требуется энергия больше некоторого порога (есть исключения, например, акустические фоно-ны). Отсюда следует, что В{Е) — ступенчатая функция: протяженные участки плавного изменения соединены короткими участками резкого подъема, на котором неравновесный электрон (дырка) с ростом Е обретает способность создавать еще один тип квазичастиц (рис. 1.1).

Каждый такой резкий подъём функции В{Е) делит энергетический спектр неравновесного электрона на две области: верхнюю — активную и нижнюю — пассивную. Аналогично для дырок. Эти представления восходят к классическим опытам Франка и Герца, которые впервые разделили экспериментально свободные электроны газовой плазмы на активные и пассивные по их способности возбуждать атомы ртути [50]. В направлении возрастания энергии электрона следуют:

1) пассивная область для испускания оптических фононов с верхней

границей Ер;

2) ионизационно-пассивная область с верхней границей £д (Ед « (1,3 -г- 2)Ед) — эффективная энергия для создания электронно-дырочных пар);

3) ионизационно-активная область выше Е& (рис. 1.1).

При облучении кристалла пучком быстрых электронов эффективная энергия, необходимая для образования экситонов, практически совпадает с граничной для создания электрон-дырочных пар (£д), так как основная часть экситонов образуется путём захвата электрона автолокализованной дыркой (У^-центром) и всего 6-7 % возникает непосредственно в результате электронного удара [14].

Когда Е электрона меньше энергии оптического фонона Ер = Ш, он испускает только акустические и В = Ю10 — 10пэВ/с. Эти электроны называются медленными (низкоэнергетическими). Медленные электроны занимают узкую полоску шириной Ер « 0,01^-0.06 эВ [51] у дна зоны проводимости. При средних и высоких плотностях ионизации (1016 - 1018 см-3) главным каналом стока электронов с дна зоны проводимости является захват дырками [51]. В совершенных кристаллах преобладает прямой захват электронов дырками валентной зоны или автолокализованными дырками. В материалах с очень высокой концентрацией дефектов рекомбинации предшествует захват электронов дефектом [51].

При Е ^ Ер электрон приобретает способность испускать оптические фононы, и темп релаксации (В) резко возрастает до 1013эВ/с. Электроны, принадлежащие энергетической области Е < .Ед, и дырки с энергией Е < Ен {Ен « £д) называются ионизационно-пассивными (рис 1.1).

Когда Е становится больше энергии £д, необходимой для ударной ионизации среды, электрон обретает способность создавать электронно-дырочные (е/г) пары, и В возрастает ещё в 102 — 104 раз. Соответственно, дырка приобретает способность создавать е/г-пары путем оже-ионизации, когда ее энергия больше Ен- Эти электроны и дырки на-

зывают ионизационно-активными.

Выясним, какой вклад в люминесценцию нелокализованных электронов вносят медленные, ионизационно-пассивные и ионизационно-активные электроны.

Ионизационно-пассивные электроны релаксирует со скоростью в 102 — 104 раз меньшей, чем ионизационно-активные, поэтому время жизни ионизационно-пассивных в 102 —104 раз больше (г ~ 1/2?). Следовательно, квазистационарная плотность ионизационно-пассивных электронов в 102 — 104 раз больше, чем активных и во столько же раз преобладающим является их вклад в люминесценцию.

Медленные электроны существенно отличаются от ионизационно-пассивных шириной энергетического спектра, механизмами релаксации и, соответственно, временем жизни, чувствительностью к структурным дефектам и температуре решетки [38]. Когда диэлектрик облучают электронным пучком малой интенсивности, для медленных электронов В мало и их число намного больше, чем ионизационно-пассивных электронов. Однако, с увеличением интенсивности облучения и скорости объемной ионизации число ионизационно-пассивных растет линейно с мощностью дозы, так как В для них не зависит от скорости генерации электрон-дырочных пар ((7). А число низкоэнергетических электронов растет с мощностью дозы гораздо медленнее по ряду причин, например, из-за большой величины сечения рекомбинации с дырками. В последнем случае их число пропорционально (71//2. Отношение ионизационно-пассивных электронов к медленным растет с ростом плотности электронов и дырок. Когда последняя достигает 1016 — 1017 см-3, время жизни медленных становится меньше 10~12 с (время релаксации электрона с энергией 2?д ко дну зоны проводимости), а отношение числа ионизационно-пассивных электронов к медленным — больше единицы. Поэтому при высоких мощностях дозы доминирующий вклад в люминесценцию нелокализованных электронов диэлектрика вносят сильно неравновесные ионизационно-пассивные носители.

Отсюда следует важный вывод. Основной вклад в свечение нело-кализованных электронов твердого тела в оптическом диапазоне при плотностях ионизации 1016—1018 см~3 вносят электроны ионизационно-пассивной области зоны проводимости.

1.2 Классификация видов люминесценции.

Классификация видов люминесценции зонных и квазисвободных электронов и дырок дана в [38, 52] в соответствии с общепринятой терминологией физики полупроводников и диэлектриков. На рис. 1.2 схематично изображены уровни энергии электронов в сложном диэлектрике. Разрешенные зоны разделены запрещенными зонами — щелями в спектре плотности состояний. Различные ветви закона дисперсии внутри зоны непрерывно переходят одна в другую и называются подзонами. Энергия Ферми Ер лежит внутри щели шириной Ед, отделяющей заполненные валентные зоны от незаполненных зон проводимости. Квазичастицы выше Ер — электроны, ниже дырки.

Для разных кристаллов Ед — ширина пассивной области для ударной ионизации (Ен — для оже-ионизации) варьируется в интервале ^ 10 "г- 25 эВ. Широкая ионизационно-пассивная область диэлектрика может содержать одну или несколько зон проводимости и одну или несколько валентных зон (рис. 1.2).

Все виды люминесценции зонных или квазисвободных электронов и дырок разделяют на две группы [53] — фундаментальные (независимые от примесных и структурных дефектов) и структурно-чувствительные. Фундаментальных пять типов: 1-внутризонная электронная, 2-внутризонная дырочная, 3-рекомбинационная, 4-межзонная электронная, 5-межзонная дырочная (рис. 1.2). Названия выбраны в соответствии с общепринятой терминологией: электронные излучательные переходы (1 и 4) лежат выше уровня Ферми, дырочные (2 и 5)— ниже уровня Ферми, а рекомбинационные (3) пересекают уровень Ферми.

Структурно-чувствительные виды люминесценции зонных электро-

Е,

Е,

Ег

Рис. 1.2. Схематическое изображение энергетического спектра диэлектрика, а также девяти видов излучатель-ных переходов: 1-внутризонных электронных, 2-внутризонных дырочных, 3-рекомбинационных, 4-межзонных электронных, 5-межзонных дырочных, б-электроннодонорных, 7-дырочноакцепторных, 8-электронноакцепторных, 9-дырочнодонорных. Ес — дно нижней зоны проводимости; Еу — потолок верхней валентной зоны; Ер уровень Ферми; Ев и Еа ■— донорный и акцепторный уровни, соответственно; Еа — граница ионизационно-пассивной области для электронов; Ед — для дырок [37].

нов и дырок можно разделить на четыре вида: 6-электроннодонорные, 7-дырочноакцепторные, 8-электронноакцепторные, 9-дырочнодонорные. Они также показаны на рис. 1.2 соответствующими стрелками.

До начала 70-х годов на диэлектриках экспериментально наблюдали только разнообразные виды люминесценции связанных электронов и дырок, локализованных на примесях, собственных дефектах и ав-толокализованных экситонах. К этому обширному классу свечений в 1976 г. присоединилась аннигиляционная люминесценция свободных экситонов, обнаруженная Лущиком с сотрудниками [19, 20]. Этим видам люминесценции посвящено множество публикаций. Однако до 1972 г. не было ни одной публикации, посвященной люминесценции зонных или квазисвободных электронов и дырок. За последние 25 лет экспериментально обнаружены и изучены два вида люминесценции этого класса (и оба в России) — внутризонная электронная [35-42] и межзонная дырочная («кросс-люминесценция») [43-46,61-66]. Этому способствовало создание и применение наносекундных, а затем и пикосекундных мощных источников радиации — лазеров и сильноточных электронных ускорителей, а также регистрирующей аппаратуры высокого временного разрешения.

1.3 Внутризонная электронная люминесценция оптических диэлектриков. Обзор экспериментальных данных.

В изучении этого вида радиолюминесценции большую роль сыграло применение малогабаритных сильноточных наносекундных ускорителей электронов, которые создали в Томске в конце 60-х годов Г.А. Месяц и Б.М. Ковальчук с сотрудниками. Конструкция подробно описана в работах [40, 54, 55]. Авторы работ [35-42] впервые использовали такие ускорители для возбуждения люминесценции диэлектриков и в 1972 г. сообщили об обнаружении свечения, которое сильно отличалось от люминесценции примесей и автолокализованных экситонов широким спектром и независимостью от температуры [36]. Однако правильная модель свечения как внутризонной люминесценции элек-

тронов зоны проводимости предложена только после того, как были установлены экспериментально его основные свойства [41, 42].

Внутризонная электронная люминесценция становится самым ярким неравновесным свечением ионных кристаллов при коротких импульсах возбуждения, высоких температурах и уровнях ионизации [39]. Требования, предъявляемые к аппаратуре, методике возбуждения и измерения, которые позволяют наблюдать свойства внутризон-ной электронной люминесценции в наиболее чистом виде, следующие [39]:

— спектральный интервал приблизительно 1 - 7 эВ — от ближней ИК области до края собственного поглощения кристаллов, который расположен обычно в области вакуумного УФ;

— верхняя граница температурного интервала должна быть выше 600 К, чтобы экситонная и примесная люминесценции были погашены не менее, чем 102 раз;

— наилучшая длительность импульса возбуждения Ю-12 с, но на электронных сильноточных ускорителях пока не получены такие импульсы; наилучшие для физических экспериментов импульсы плотных электронных и рентгеновских пучков длительностью 1 не получены в лаборатории нелинейной физики ИСЭ СО РАН на усовершенствованных ускорителях типа «ДЖИН»;

— временное разрешение светоприёмников должно быть существенно короче импульса возбуждения.

Установка, удовлетворяющая всем перечисленным требованиям, была создана в лаборатории нелинейной физики ИСЭ.

Конструкция экспериментальной установки для исследования свечения ионных кристаллов, методы калибровки спектрального тракта и измерения спектров описаны в монографии [40].

Параметры установки для измерения люминесценции.

Спектральный интервал ... 2 - 6.5 эВ.

Спектральное разрешение ... 0.05 эВ.

Временное разрешение ... 0.3 не.

Температурный интервал ... 77 — 1000 К.

Погрешность измерения абсолютного энергетического выхода люминесценции 20%; относительной спектральной интенсивности 10%.

Люминесценцию ионных кристаллов при таких условиях впервые исследовали в нашей лаборатории [41, 56, 57]. Благодаря наносекунд-ному импульсу возбуждения были сильно подавлены интенсивности инерционных свечений — триплетной экситонной и примесной люминесценции. Из известных видов люминесценции только синглетная экситонная и горячая успевали разогреться за время импульса облучения [39]. Время релаксации синглетной 1.5 - 4 не [21, 58], а горячей Ю-13 - Ю-11 с [30, 31, 59]. Выход горячей мал. Серьёзным конкурентом внутризонной электронной люминесценции была синглетная экситонная люминесценция. От неё избавлялись, нагреванием кристалла до высоких температур [41]. Выше 600 К внутризонная электронная люминесценция становилась самым ярким неравновесным свечением ионных кристаллов.

1) Спектры внутризонной электронной люминесценции были измерены в работах [35, 39 - 42] [35,40-42] на кристаллах КаС1, КС1, Ш)С1, КВг, К1 в интервале 2 - 6,5 эВ вплоть до края фундаментального эк-ситонного поглощения (рис. 1.3). Структура спектров есть результат наложения на внутризонную люминесценцию полос экситонной люминесценции, включая горячую, и реабсорбции света центрами окраски, которые образуются во время импульса облучения. Если они создаются неэффективно, как в ЫаС1 и Ш)С1, то спектр внутризонной люминесценции оказывается особенно простым (рис. 1.3). При низких температурах преобладает рекомбинационная люминесценция авто-локализованных экситонов из синглетного состояния. Гораздо слабее вклад в наблюдаемое свечение триплетной люминесценции автоло-кализованных экситонов, ввиду того, что время ее высвечивания намного больше длительности импульса возбуждения. С увеличением температуры интенсивность экситонной люминесценции и количество

центров окраски сильно уменьшается. Поэтому чтобы наблюдать вну-тризонную люминесценцию в чистом виде, нагревали образец до высокой температуры. Наилучшие результаты дали высокотемпературные измерения спектров и наблюдение их изменения с температурой (рис. 1.3 а - д).

Основные свойства спектра:

1) очень большая ширина (полоса люминесценции занимает весь интервал наблюдения и уходит за его пределы как в ПК, так и далёкую УФ области спектра) и бесструктурность (собственная структура спектра слабо выражена). Наличие в спектре большого числа фотонов с энергией больше бэВ указывает на второстепенную роль валентной зоны, ширина которой намного меньше.

2) Независимость от структурных дефектов — собственных и примесных. Это свойство установлено путём сравнения спектров и спектрального выхода свечения сверхчистых монокристаллов К1, кристаллов с примесями и центрами окраски, прессобразцов, поликристаллов, и, наконец, расплава (рис. 1.3 а, б) [41]. Вывод: все виды статического беспорядка не оказывают прямого влияния на внутризонную люминесценцию. Однако, могут влиять косвенно путём реабсорбции света, от которой избавлялись, измеряя спектры при высоких температурах вплоть до плавления и выше (рис. 1.3 а, б, г, д).

3) Независимость от температуры. Она установлена в интервале 80 — 1000 К. Авторы [41, 42] наблюдали, как с ростом температуры постепенно исчезает экситонная люминесценция (рис. 1.3 а - в), становится незначительной абсорбция света центрами окраски (рис. 1.3 г, д). Край фундаментального поглощения плавно сдвигается с ростом температуры в длинноволновую сторону (рис. 1.3 а), а в точке плавления — скачком сразу на 0,5 — 0,7эВ (рис. 1.3 б). При этом спектральный выход люминесценции не изменялся в окне прозрачности монокристалла, поликристалла и расплава (рис. 1.3 а - в). Следует отметить, что ни один из видов люминесценции не обладает столь уникальной («абсолютной») температурной независимостью кванто-

отн.ед

10 5

1 - 77 К

2 - 200 К

3 - 600 К

4 - 950 К

5 - 970 К (расплав)

(а)

Цш, отн. ед

2 - 600 К

3.5

1 - 500 К (монокр.)

СР

3 - 950 К (крист.)

4 - 970К(распл.)

/ - 300 К 2 - 600 К

2 - 500 К (поликр.) 6 5

Щ1(0, отн. ед 4

3 2

Ью, эВ

2.5 2

Ьао, эВ

I, отн. ед.

1.0

0.5

4 - а. л. эксит. 3 - 4.5 эВ 2 - 3.5 эВ 1 - 2.5 эВ

500

1000

т, к

квг Vй

V* • ч

Л/

0.2

0.4

0.6

Рис. 1.3. Результаты экспериментального исследования основных свойств внутризонной люминесценции диэлектриков: а, б — спектры монокристаллов, поликристаллов и расплава К1 при разных температурах; г — ШэС1; д — МаС1; е, ж — сравнение теоретического и экспериментальных спектров; в — температурные зависимости интенсивности внутризонной люминесценции К1 в разных точках спектра (1,2,3) и люминесценции автолокализованных экситонов (4) [37].

вого выхода.

4) Пикосекундная инерционность. Временные свойства внутризон-ного свечения оценивались по отставанию импульса люминесценции от импульса облучения (возбуждения) [39, 41]. Прямым измерением было установлено, что время затухания свечения меньше 0,4 нс. А по абсолютному выходу (Ю-4 — 10_3 фотонов/е/ьпару) оценили, что оно порядка Ю-12 с [41]. Это согласуется с теоретической оценкой времени релаксации энергии ионизационно-пассивных электронов в зоне проводимости путём испускания всех видов фононов [39].

5) Абсолютный квантовый выход порядка 10~4 — 10~3 фотонов/е/г-пару. Он измерен двумя способами — путём сравнения с синглетной люминесценцией автолокализованных экситонов в УФ-области и эталонной лампой накаливания в красной области. Оба дали близкие результаты. Средний спектральный выход (фотонов/(е/^-пару • эВ) = эВ-1) для кристаллов К1 — 5 • 10~5эВ-1. В УФ области спектра (4 — 5эВ) он больше среднего: 7 • 10~"5эВ-1, а в красной области спектра (2эВ) меньше среднего: 3,5 • 10-5эВ-1.

6) Зависимость от мощности дозы измерена в широком интервале плотностей тока электронного пучка, которым возбуждали люминесценцию. Протяжённый начальный участок этой зависимости линейный. При высоких плотностях пучка она становится сублинейной. Этот результат показывает, что возникновение элементарных источников свечения не является результатом встречи двух и более квазичастиц или коллективным эффектом их взаимодействия, как предполагалось в первых работах [36, 56, 57].

1.4 Теоретические оценки свойств внутризонной электронной люминесценции.

Экспериментальное обнаружение свойств свечения сыграло важную роль в выяснении его механизма. В работах [38, 39] была предложена модель наблюдаемой люминесценции как внутризонной люминесценции ионизационно-пассивных электронов зоны проводимости. Эле-

ментарными источниками фотонов этого свечения являются излуча-тельные переходы неравновесных электронов между ветвями закона дисперсии внутри ионизационно-пассивной области зоны проводимости диэлектрика.

Теоретические оценки спектров и других свойств внутризонной электронной люминесценции сделаны в работах [35, 39, 40]. Учтены три главных процесса: генерация неравновесных электронов и дырок в ионизационно-пассивную область, релаксация их в этой области путем испускания - поглощения фононов, прямые и непрямые излуча-тельные переходы. Один из основных результатов расчета спектров свечения: основной вклад в ближней ПК, видимой и УФ областях спектра вносят прямые излунательные переходы. Вклад непрямых переходов внутри подзон в 10 — 100 раз меньше, чем прямых. Расчет являлся оценочным. Предполагалось, что вероятность начального заполнения одноэлектронных состояний (спин-орбиталей) в зоне проводимости электронами, выбитыми из валентной зоны и нижележащих квазиатомных уровней, одинакова, то есть не зависит от энергии этих состояний. Ширина пассивной области для ионизации была выбрана произвольно (Ед = 1,ЪЕд) из интервала возможных значений (1,Зч-2). Вычисленный в [39, 40] спектр свечения показан на рис. 1.3 е. Затемнена область экспериментального наблюдения. На рис. 1.3 ж вычисленный спектр (сплошная кривая) сравнивается с экспериментальными спектрами свечений КаС1, ШэС1, КВг, К1. По горизонтальной оси — отношение энергии фотона к ширине щели диэлектрика. По вертикальной оси — число излученных фотонов на единичный интервал энергии в относительных единицах, причем все спектры совмещены в точке Ьы/Ед = 0,5. Структура экспериментальных спектров у и ШэС1 связана с реабсорбцией света центрами окраски (впадины); у КВг и К1 — с положением полос экситонной люминесценции (максимумы) и обрезанием УФ-края собственным поглощением кристалла. Из рис. 1.3 ж видно, что не смотря на оценочный характер расчета, предложенная модель свечения объясняет естественно, без

каких-либо натяжек, основные свойства свечения, установленные экспериментально .

1.5 Прямое экспериментальное доказательство явления внутризонной электронной люминесценции диэлектриков.

Согласно модели, внутризонная электронная люминесценция возникает в результате прямых излучательных переходов неравновесных ионизационно-пассивных электронов между ветвями закона дисперсии внутри зоны проводимости. В то же время существовала гипотетическая вероятность того, что существуют неидентифицированные энергетические уровни вне зоны проводимости, находящиеся около ее края в запрещенной зоне, переходы между которыми вызывают свечение со свойствами, характерными для внутризонной люминесценции. Поэтому авторами [37] был проведен прямой эксперимент, однозначно показывающий какая зона ответственна за существование внутризонной люминесценции.

Суть его состоит в сравнении спектров излучения кристалла КаС1 при двух способах возбуждения: облучение электронным пучком интенсивно заселяет электронами всю ионизационно-пассивную область, а двухфотонное поглощение четвертой гармоники УАС^с13+ лазера только узкую полоску шириной 0,32 эВ у дна зоны проводимости. Энергия фотона четвертой гармоники 4,66 эВ. Двухфотонное поглощение индуцирует переходы вверх на 9,32 эВ. Ширина запрещенной зоны N3,01-Ед « 9 эВ. Если наблюдаемое свечение есть внутризонная электронная люминесценция, то оно интенсивно возбуждается электронным пучком, а лазерным — нет. В то же время оба источника — лазер и ускоритель — должны эффективно возбуждать все виды излучательных переходов в запрещенной зоне, в частности, интенсивную экситонную люминесценцию. Именно это и было установлено в экспериментах. На рис. 1.4 сравниваются спектры люминесценции МаС1 при возбуждении лазерным (а) и электронным (б) пучками.

нне>, отн. ед. 4.68

Рис. 1.4. Сравнение спектров люминесценции кристаллов изме-

ренных при двух различных способах возбуждения: а — двухфото-нное поглощение четвертой гармоники пикосекундного импульса излучения УАС:Ш3+ лазера; б — наносекундный импульс облучения плотным электронным пучком сильноточного ускорителя [37].

Общие свойства спектров — наиболее интенсивная полоса 5,42 эВ синглетной люминесценции двухгалоидного автолокализованного эк-ситона (АЛЭ) и приблизительно в 50 раз менее интенсивная полоса 3,2 эВ триплетной люминесценции АЛЭ. Соотношение интенсивностей трип летной и синглетной люминесценции АЛЭ одинаково.

Различия. При лазерном возбуждении наблюдается узкая интенсивная полоса 4,66 эВ рассеянного света четвертой гармоники. Она служила реперной точкой при калибровке спектрального тракта. Главное различие в следующем. При возбуждении электронным пучком, полосы экситонной люминесценции опираются на широкий бесструктурный спектр внутризонной люминесценции (кривая, соединяющая экспериментальные точки на рис. 1.4 б). Интенсивность ее в среднем в 2,5 раза больше, чем триплетной люминесценции (вставка на рис. 1.4 б). При лазерном возбуждении, полосы экситонной люминесценции опираются на слабый фон, интенсивность которого в 15 раз меньше, чем триплетной люминесценции (вставка на рис. 1.4 а), и, соответственно, в 40 раз меньше, чем внутризонной люминесценции.

Таким образом, двухфотонное поглощение четвертой гармоники лазерного излучения эффективно создает электроны и дырки, которые объединяются в экситоны и дают экситонную люминесценции, но не возбуждает внутризонную люминесценцию в отличие от возбуждения кристалла электронным пучком. А при возбуждении электронным пучком высокоэнергетические электроны зоны проводимости, ре-лаксируя путем ударной ионизации, образуют большое количество ионизационно-пассивных электронов, излучательные переходы которых между ветвями закона дисперсии и являются элементарными источниками внутризонной люминесценции.

Внутризонная электронная люминесценция экспериментально достаточно полно исследована. Относительно других видов люминесценции диэлектриков она обладает рядом экстремальных, «рекордных» свойств: самым широким (10 - 20 эВ) и самым гладким спектром свечения, который простирается от ИК до вакуумного УФ, самой малой

инерционностью Ю-12 с, самой высокой термостойкостью, проверенной выше точки плавления, самой слабой зависимостью от статического беспорядка.

1.6 Межзонная дырочная люминесценция диэлектриков (кросслюминесценция).

Этот вид свечения идентифицирован и исследован в работах [43 - 46]. Он возникает, если в пассивной области для оже-ионизации оказывается не менее двух валентных зон, разделённых щелью в спектре плотности состояний, ширина которой намного больше энергии фо-нона. Такая щель сильно тормозит безызлучательную энергетическую релаксацию дырок нижней валентной зоны и увеличивает вероятность излучательных переходов дырок, «всплывших» к потолку нижней валентной зоны и лишённых способности к оже-ионизации, на все занятые электронами состояния верхней валентной зоны (рис. 1.5). В некоторых публикациях, появившихся после [43 - 45], межзонную дырочную люминесценцию ионизационно-пассивных дырок называют Auger free luminescence. В идеале, это яркое свечение с временем релаксации, характерным для прямых излучательных дипольных переходов Ю-9 — Ю-8 с. Обычно наблюдают более короткое время затухания Ю-10 с. Спектр люминесценции приближенно воспроизводит особенности структуры спектра плотности состояний электронов (дырок) верхней валентной зоны, но сдвинут на ширину щели между валентными зонами. На практике явление оказывается сложнее: реальный кристалл вносит коррективы в идеальную упрощённую картину.

Частный случай межзонной дырочной люминесценции — кросслюминесценция, которая наблюдалась на кристаллах BaF2 [43, 44, 61] галогенидах лития [46], цезия и рубидия [62-66]. Основанием для ее названия послужило то, что в этих кристаллах верхняя валентная зона формируется в значительной мере орбиталями одного элемента, а нижняя — другого. Наиболее четко это свечение наблюдали на кристаллах BaF2 (рис. 1.5). Оно связано с переходами электронов из

Е, эВ

Рис. 1.5. Нормированные спектры стационарной катодолюминесцен-ции « 1 мкА/см2, и = 5 кВ) не легированных кристаллов ВаРг при разных температурах: 1 - 80 К; 2 - 220 К; 3 - 300 К. Спектр длинноволнового компонента излучения с субнаносекундным затуханием 2 -4 [44]. На вставке — фрагмент зонной структуры ВаРг [60].

2р¥~ зоны в нижнюю 5рВа2+. Спектр излучения, обусловленный этими переходами, простирается от 4,0 до 7,3 эВ, что хорошо согласуется с шириной верхней 2р¥~ зоны (3,4 эВ [67]). Это указывает на сравнительно узкий энергетический диапазон, занимаемый дырками в 5рВа2+ зоне в момент фотоперехода. Следовательно, дырки успевают до перехода отрелаксировать и «всплыть» к вершине этой зоны Х'4. Наличие четырех полос в спектре кросслюминесценции связано с максимумами плотности состояний Х'2 и Х$, образованными

четырьмя подзонами 2рЕ~ зоны [60]. Минимальная энергия переходов 4 эВ) неплохо согласуется с расстоянием между краями зон [67]. Максимальная энергия излучения (7.3 эВ) дает оценку разности энергий верхних частей зон.

Особенностью межзонной дырочной люминесценции (в том числе кросслюминесценции) в диэлектриках является отсутствие абсорбционных переходов, обратных излучательным, так как в основном со-

стоянии обе участвующие зоны полностью заполнены электронами. Дырки в нижней зоне могут быть созданы только перебросом электронов в зону проводимости. Наличие заполненной зоны над зоной, в которой созданы дырки, обеспечивает образование инверсной заселенности уровней при практически любой плотности возбуждения.

Характерными особенностями межзонной дырочной люминесценции являются:

1) сравнительно короткое время затухания (< 1 не [44, 61, 66]),

2) отсутствие термического тушения в области комнатной температуры [68, 69],

3) хорошая корреляция спектра с шириной верхней валентной зоны [46, 61, 64],

4) наличие пороговой энергии возбуждения, совпадающей с пороговой энергией переходов из нижней валентной зоны в зону проводимости [43, 61, 62],

5) отсутствие абсорбционных переходов, обратных излучательным.

Межзонная дырочная люминесценция — основной канал заполнения дырочных состояний в верхней валентной зоне, который может давать весомый вклад в общем балансе релаксации энергии частиц в диэлектриках. Следует отметить, что межзонная дырочная люминесценция может дать качественную информацию о структуре верхней валентной зоны.

Межзонная дырочная и внутризонная электронная люминесценция — одни из самых «молодых» но в то же время наиболее полно экспериментально исследованных видов свечения диэлектриков.

1.7 Цель и конкретные задачи работы.

Наибольший вклад в фундаментальное (не зависящее от примесных и собственных дефектов) электромагнитное излучение ионизационно-пассивных электронов и дырок вносят внутризонные и межзонные квантовые переходы. Соответственно, наиболее яркими видами фун-

даментальной люминесценции электронов и дырок являются внутри-зонная и межзонная. Эти виды свечения, обнаруженные сравнительно недавно, несут ценную информацию о высокоэнергетических состояниях электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне диэлектрика.

1. В работах [41,42,62,63] выполнены экспериментальные исследования этих видов люминесценции на щелочно-галоидных кристаллах (ЩГК), которые возбуждались наносекундными пучками электронов высокой плотности тока и путем двухфотонного поглощения УФ-гармоник импульсных пучков лазерного излучения нано- и пико-секундной длительности.

2. Предложены модели свечений. Элементарными источниками вну-тризонной электронной люминесценции являются излучательные переходы ионизационно-пассивных электронов зон проводимости между ветвями закона дисперсии. Межзонная дырочная люминесценция — результат излучательных переходов ионизационно-пассивных дырок нижней валентной зоны на все занятые электронами состояния верхней валентной зоны. В рамках этих моделей качественно объясняются основные свойства свечений, установленные экспериментально [40, 44].

3. Сделаны теоретические оценки спектров и других свойств вну-тризонной электронной люминесценции [38, 39]. Однако, детального теоретического расчета внутризонной электронной люминесценции с учетом спектра начального заполнения зоны проводимости электронами выполнено не было.

Наблюдаемая люминесценция оптических кристаллов обычно является суперпозицией различных видов свечений. Таковым является пи-косекундное свечение кристаллов Св1, возбуждаемое электронными и лазерными пучками нано- и пикосекундной длительности. Авторы [47, 48] по разному объясняли природу этого свечения. В нашей лаборатории предположили, что оно является суммой двух видов люминесценции — внутризонной электронной и межзонной дырочной [47].

Для подтверждения этой интерпретации возникла необходимость в выполнении теоретического расчета.

Цель работы. Разработать метод расчета спектров внутризонной электронной и межзонной дырочной люминесценции оптических диэлектриков, возбуждаемых импульсами электронных и лазерных пучков; выполнить расчет 1) внутризонной электронной люминесценции КаС1 и 2) пикосекундной люминесценции Сз1 как суперпозиции внутризонной электронной и межзонной дырочной; сравнить результаты расчета с известными экспериментальными данными.

Конкретные задачи работы:

1. Разработать алгоритм расчета спектров внутризонной электронной люминесценции при возбуждении оптических диэлектриков импульсными электронными и лазерными пучками. Для этого:

1.1. Вычислить «мгновенный»спектр ионизационно-пассивных электронов в диэлектрике.

1.2. Получить уравнение, описывающее эволюцию энергетического распределение ионизационно-пассивных электронов за счет электрон-фононной релаксации. Выполнить расчет квазистационарного спектра электронов в пассивной области для ионизации.

1.3. Рассчитать спектр внутризонной электронной люминесценции как результат прямых излучательных переходов ионизационно-пассивных электронов зоны проводимости.

2. Произвести расчет спектров внутризонной электронной люминесценции КаС1 и Св1 и сравнить с экспериментальными данными.

3. Выполнить расчет спектров пикосекундного свечения Ся1, возбуждаемых плотными электронными и лазерными пучками нано- и пикосекундной длительности, как суммы двух видов люминесценции — внутризонной электронной и межзонной дырочной. Сравнить результаты расчета и эксперимента.

2 «МГНОВЕННЫЙ» СПЕКТР ИОНИЗАЦИОННО-ПАССИВНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ

Воздействие пучков ионизирующих излучений на диэлектрические и полупроводниковые материалы часто используют в современных технических устройствах и технологических процессах, например, при накачке мощных лазеров или в технологии производства больших интегральных схем. Все виды ионизирующих излучений: быстрые электроны и ионы, рентгеновские и гамма-фотоны — в первых же актах взаимодействия с веществом создают пары «вторичный свободный электрон + дырка», которые продолжают дальнейшее возбуждение электронной подсистемы вещества. Вторичные электроны производят ударную, а дырки — оже-ионизацию и возбуждение среды, создавая пары «электрон + дырка», экситоны и плазмоны меньших энергий. Этот многокаскадный процесс называют размножением электронных возбуждений. Он прекращается, когда энергии электронных квазичастиц становятся меньше эффективной энергии для создания электрон-дырочных пар (Еа), и они теряют способность ионизовать. Такие квазичастицы: электроны, дырки, экситоны и т. п. — называют ионизационно-пассивными. Дальнейшая релаксация их энергии происходит путем взаимодействия с тяжелой подсистемой вещества, например, решеткой твердого тела. Один из главных каналов релаксации — испускание фононов. Так как каскадный процесс размножения электронных возбуждений состоит из большого числа однотипных актов: электронный удар, оже-ионизация и возбуждение, — то быстрый электрон создает в веществе фрактал — древовидную структуру, в которой небольшое число длинных ветвей обрамлено большим числом мелких веточек — треков медленных электронов. Самые тонкие «веточки» — треки ионизационно-пассивных электронов с кинетической энергией в интервале 0,1-15 эВ. Они не имеют электронных ответвлений. От них разбегаются только фононы.

Ионизационно-активные электроны и дырки теряют энергию в

электрон-электронных столкновениях со скоростью 1015-1018 эВ/с, а ионизационно-пассивные — в электрон-фононных столкновениях со скоростью 1012-1013 эВ/с. Соответственно, число ионизационно-пассивных в 102-105 раз больше, чем активных, и они вносят основной вклад во многие неравновесные кинетические процессы: люминесценцию, проводимость, преобразование структурных дефектов, электрический пробой, нагрев образца, генерацию неравновесных фононов и акустических волн — протекающие в диэлектриках под действием пучков быстрых ионизирующих частиц.

Для расчета кинетических процессов необходима достаточно полная информация о распределении ионизационно-пассивных электронов и дырок в фазовом пространстве и об эволюции этого распределения во времени, то есть необходимо знать функцию п(г,р, ¿), где п — фазовая плотность квазичастиц, — их координаты, импульс и

время, соответственно. Основной метод вычисления плотности функции распределения ионизационно-пассивных квазичастиц — решение кинетических уравнений. Очень сложно решить задачу в общем виде. Используют различные приближения, которые позволяют получить удовлетворительное решение в каждом конкретном случае. Им соответствуют разнообразные кинетические уравнения, широко применяемые в задачах физики, химии и биологии (см. например [70]). Однако, чтобы получить конкретное решение любого из них, надо знать начальную функцию распределения ионизационно-пассивных квазичастиц, то есть их распределение по состояниям до начала электрон-фононной релаксации — так называемый «мгновенный» спектр.

2.1 Что такое «мгновенный» энергетический спектр

ионизационно-пассивных электронов в диэлектрике.

Ионизационно-пассивный электрон возникает в акте ударной или оже-ионизации среды. Время такого квантового перехода порядка характерного времени электромагнитных взаимодействий: 10-18-10-16 с. Самая высокая частота электрон-фононных столкновений наблюдается

в полярных диэлектриках: 1014-1015 Гц. Таким образом, в результате элементарного акта ударной или оже-ионизации среды электрон переходит из основного состояния, принадлежащего валентной зоне или одному из нижележащих квазиатомных уровней, в возбужденное состояние, принадлежащее ионизационно-пассивной области зоны проводимости, которая простирается от дна зоны Ес = 0 вверх до граничной энергии £д, (рис. 1.2) за время 10_18-10~16 с и остается в этом состоянии 10_15-10~14 с до первого столкновения с фононом.

Вероятность или число заполнения состояний ионизационно-пассивной области зон проводимости электронами в результате всевозможных актов ионизации и возбуждения среды до электрон-фононной релаксации называется «мгновенной» функцией распределения.

Обычно задача вычисления «мгновенной» функции распределения упрощается и удается представить ее как произведение нескольких независимых функций.

Введем функцию /1 (г,р, £) — вероятность или число заполнения электроном одночастичного состояния (она принимает значения в интервале 0-^1).

Учтем следующие обстоятельства:

Во-первых, скорость релаксации импульса ионизационно-пассивно-го электрона на два порядка выше, чем скорость релаксации его энергии. Характерное время релаксации импульса тр = Ю-14 с, а характерное время релаксации энергии т£ = 10~12 с [39]. Это связано с тем, что квазиимпульсы электронов и фононов одного порядка и варьируются в одинаковых интервалах. Например, в первой зоне Бриллю-эна бинарного кристалла они изменяются от нуля до рв = 2ттН/а. При столкновении с фононом импульс электрона сильно изменяется. Энергия фонона намного меньше энергии высокоэнергетического электрона. Наибольшая энергия фонона в хлористом натрии равна Шо = 0.033 эВ. Так как она в 10 - 100 раз меньше энергии электрона, то его энергия в одном столкновении изменяется незначительно. Следовательно, время релаксации электронов по импульсу намного

меньше, чем по энергии, т.е. электрон совершает много перемещений внутри одного изоэнергетического слоя в импульсном пространстве, но гораздо медленнее переходит из слоя в слой. Отсюда строго следует важный результат. Квазистационарная функция распределения зависит прямо от одночастичной энергии электрона £(р), а не квазиимпульса fi(r,p,t) —>• f(r,e(p),t). А распределение ионизационно-пассивных электронов в импульсном пространстве на каждой изоэнер-гетической поверхности пропорционально плотности импульсных состояний с фиксированной энергией е.

о

dn(p) = -^-\de/dp\-ldS(e,p), (2.1)

где \де/др\ — градиент закона дисперсии электрона е(р), dS(e,p) — элемент изоэнергетической поверхности в импульсном пространстве.

Во-вторых, смещение ионизационно-пассивного электрона в среде за время жизни не превышает 0,1 мкм. Поэтому распределение их по координатам во времени совпадает с пространственным распределением в образце мощности поглощенной дозы Мп(г, t) или ей пропорциональной скорости генерации ионизационно-пассивных электронов и дырок G(r, t) [е/г-пар/(см3- с)]. Следовательно, /i(r,p, t) f(s)-G(f,t).

В целом, «мгновенное» распределение ионизационно-пассивных электронов по координатам, импульсам, энергии и времени можно представить в следующем виде:

dnlr vet)- 1-G(r~,t)-f(e)-dV(?)-dS(e,p)

где dV{f) — элемент объема координатного пространства в окрестности точки с координатами г, f(s) — «мгновенное» число заполнения одноэлектронного состояния на уровне е (изоэнергетической поверхности с энергией е). Двойка в числителе, как обычно, учитывает, что в одной элементарной ячейке фазового пространства может помещаться не более двух электронов с антипараллельными спинами в соответствии с принципом Паули. Формула (2.2) учитывает равнораспределение электронов по одноэлектронным состояниям, принадлежащим

одной изоэнергетической поверхности. Интегрируя (2.2) по изоэнерге-тической поверхности в зоне Бриллюэна импульсного пространства, получаем «мгновенное» распределение ионизационно-пассивных электронов по энергии, координатам и времени:

t) = G(r, t) • g(e) ■ f(s). (2.3)

Здесь д(е) — спектральная плотность одноэлектронных состояний: д(е) = 2(2тгЛ)-3 j {de^/dfr1 dS(eJ),

где интеграл берется по изоэнергетической поверхности зоны Бриллюэна Se(p). «Мгновенное» распределение ионизационно-пассивных электронов в пространстве - времени пропорционально распределению мощности дозы Mi)(r,t), так как

G(r,t) = Const • MD(r,t), (2.4)

входящая в (2.4) Const = (£"}_1, где (Е1) — средняя передача энергии на образование ионизационно-пассивного электрона. Если измерены форма импульса облучения, угловое распределение и энергетический спектр первичного пучка, то вычисление Mp(f, í) не представляет трудностей. Имеются программы, которые позволяют вычислять пространственное распределение мощности дозы с погрешностью не больше 1%. Самая трудная часть вычисления «мгновенного» распределения ионизационно-пассивных электронов — определение их «мгновенного» энергетического спектра:

n\e)=g(e)-f(e), (2.5)

где пг(е) — спектральная плотность электронов в ионизационно-пас-сивной области зоны проводимости (далее всюду у «мгновенного» спектра будем ставить верхний индекс «i», чтобы отличать его от спектра электронов, релаксирующих на фононах).

Таким образом, задача вычисления «мгновенной» функции распределения сводится к нахождению «мгновенного» распределения

ионизационно-пассивных электронов по энергиям пг(г), которое называют «мгновенным» спектром.

В настоящей работе эта задача решается на конкретном примере: пластинка кристалла ЫаС1 облучается электронным пучком сильноточного электронного ускорителя. Разработанная методика применима к любым диэлектрическим материалам и электронным пучкам. Выбрана конкретная ситуация, для которой имелся достаточный объем исходных данных.

2.2 Расчет «мгновенного» спектра ионизационно-пассивных электронов.

Разработана методика теоретического расчета, и вычислен «мгновенный», то есть возникающий до электрон-фононной релаксации, энергетический спектр ионизационно-пассивных электронов в диэлектрике, который облучают электронным пучком умеренной или высокой плотности. Источником такого пучка обычно является сильноточный электронный ускоритель. Мгновенный спектр вычислен двумя способами:

1. Численное моделирование методом Монте-Карло.

2. Теоретический расчёт.

Алгоритмы расчёта устроены таким образом, что позволяют полностью учесть и использовать следующие данные: во-первых, конкретный (измеренный) спектр электронного пучка; во-вторых, полный электронный спектр диэлектрика, включая спектр плотности заполненных состояний, непрерывный внутри валентных зон и дискретный в области нижележащих квазиатомных уровней, и спектр плотности незаполненных состояний, который начинается зоной проводимости и плавно переходит в спектр квазисвободных электронов в кристалле; в-третьих, дифференциальные сечения ионизации атомов электронным ударом, которые усовершенствованы в настоящей работе таким образом, что учитывают конкретный спектр плотности конечных состояний выбитого электрона как в зонах проводимости, так и в области,

где закон дисперсии зонного электрона переходит в закон дисперсии квазисвободного. Остановимся на каждом исходном для расчёта данном в отдельности.

1. Энергетический спектр первичного электронного пучка.

Спектр приведен на рис. 2.1, 2.2.

Источником первичного пучка служил наносекундный сильноточный электронный ускоритель ГИН-600 с параметрами пучка, регулируемыми в следующих интервалах: длительность импульса 1-25 не, плотность тока 0,1 - 1000 А/см2, средняя энергия электронов 0,2 -0,3 МэВ [40]. Энергетический спектр пучка измерили Матлис и Кара-теев двумя независимыми способами, которые дали близкие результаты [71, 72]. На рис. 2.1 представлен нормированный на единицу энергетический спектр электронного пучка щ(Е), а на рис. 2.2 — функция распределения Е$(Е). Они связаны известным соотношением

2. Энергетический спектр свободных и заполненных состояний.

Спектр заполненных электронами состояний КаС1 состоит из двух частей — дискретной последовательности квазиатомных уровней и непрерывного спектра плотности состояний д{1) внутри сравнительно широкой валентной зоны (рис. 2.3). Зонная структура и спектр плотности состояний валентной зоны КаС1 вычислены в работе [73]. Энергии всех квазиатомных уровней КаС1 измерил М.А.Эланго методом рентгеновской спектроскопии [74]. Объемные плотности электронов на этих уровнях вычислены в работе [75]. Совокупность этих данных дает полный спектр потенциалов ионизации приведен-

ный на рис. 2.3 в логарифмическом масштабе. На том же рисунке показан спектр плотности незаполненных состояний в ионизационно-пассивной области зоны проводимости д{е). Он получен следующим образом. За основу взят качественный спектр плотности одноэлек-

Е

(2.6)

о

Рис. 2.1. Энергетический спектр пучка электронов.

Рис. 2.2. Энергетический спектр пучка электронов; функция распределения ^о(Я).

Заключение диссертации по теме «Физика конденсированного состояния», Харитонова, Светлана Валерьевна

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Разработан алгоритм расчёта спектров внутризонной электронной люминесценции диэлектриков, облучённых электронными и лазерными пучками нано- и пикосекундной длительности. Он включает в себя:

- расчёт «мгновенного» энергетического спектра ионизационно-пассивных электронов, то есть их распределения по состояниям до начала электрон-фононной релаксации;

- вычисление эволюции спектра неравновесных ионизационно-пас-сивных электронов, релактирующих в кристалле путём испускания -поглощения фононов.

- расчёт спектра внутризонного свечения диэлектриков как результата прямых излучательных переходов ионизационно-пассивных электронов между ветвями закона дисперсии зоны проводимости.

2. Разработана методика расчета «мгновенного» спектра ионизаци-оннопассивных электронов в диэлектриках, которые облучаются пучками быстрых электронов. Рассчитанный спектр совпадает с вычисленным методом Монте-Карло по тем же исходным данным. «Мгновенный» спектр отражает зависимость дифференциального сечения ионизации среды электронным ударом от переданной энергии. Структура спектра, состоящая из резких максимумов и минимумов, коррелирует со спектром плотности одноэлектронных состояний в зоне проводимости.

3. Получено уравнение, описывающее эволюцию во времени электронов в пассивной области для ионизации (волновое уравнение первого порядка), решением кинетического уравнения Больцмана в первом порядке теории возмущений при условии однородности пространства и отсутствия внешних силовых полей. Вычислен квазистационарный спектр электронов в пассивной области для ионизации.

4. Выполнен теоретический расчет спектров внутризонной электронной люминесценции кристаллов ХаС1 и Св1 и определены ее основные свойства:

- широкий и практически бесструктурный спектр излучения;

- очень слабая зависимость выхода от температуры и статического беспорядка;

- пикосекундная инерционность;

- абсолютный квантовый выход порядка Ю-4 — 10~3 фотонов на каждую е к-пару.

5. Результаты расчета спектров внутризонной электронной люминесценции и Сз1 дают хорошее согласие с экспериментальными свойствами, полученными в [40, 41]. Спектры люминесценции измерены в интервале 2 - 6,5 эВ вплоть до края фундаментального экси-тонного поглощения. Все свойства измеренных спектров совпадают с рассчитанными.

6. Выполнен расчет спектров пикосекундной люминесценции Ся1 в предположении, что эта люминесценция является суперпозицией внутризонной электронной и межзонной дырочной. Рассмотрены два способа возбуждения этого свечения — наносекундными пучками электронов высокой плотности тока и в результате двухфотонного поглощения УФ гармоник импульсных пучков лазерного излучения пикосекундной длительности.

7. Теоретические спектры свечения Св1, рассчитанные как сумма двух видов люминесценции — внутризонной электронной и межзонной дырочной, и вычисленные для двух способов возбуждения кристалла — электронным пучком и в результате двухфотонного поглощения излучения КгР-лазера, хорошо согласуются с экспериментальными спектрами, измеренными независимо в Риге и Томске. Внутри-зонная электронная люминесценция дает пологий участок спектра, а межзонная дырочная — резкий подъем в длинноволновой части.

Измерения, выполненные в Риге и Томске, дали близкие результаты для спектрального положения этого подъема: 1,0-1,1 эВ. Наилучшим образом это согласуется с расчетами зонной структуры Сэ1, выполненными Опос1ега [85].

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Харитонова, Светлана Валерьевна, 1998 год

Литература

1. Пшибрам К. Окраска и люминесценция минералов. — М: ИЛ, 1984.

— С. 458.

2. Coltman J. W., Marshal F. H. Some characteristic of the photomultiplier radiation detector// Phys. Rev.—1947. — V. 72, №6. — C. 528-530.

3. Hofstadter R. Alkali halide scintillation counters// Phys. Rev.—1948.

— V. 74, №1. — C. 100-101.

4. Лущик Ч. В., Лийдья Г. Г., Соовик Т. А. Яэк И. В. О механизме люминесценции щелочно-галоидных кристаллов при возбуждении ультрафиолетовой радиацией и жесткими излучениями //Тр. ИФА АН СССР. — 1961. — № 15. — С. 103-126.

5. Gwin R., Murray R. В. Scintillation process in Csl-Tl. I. Comporison with activator saturationmodel. II. Emission spectra and the passible role of self-trapped holes// Phys. Rev. — 1963. — V. 131, № 2. — P. 501-507, P. 508-512.

6. Алукер Э. Д., Лусис Д. Ю., Чернов С. А. Электронные возбуждения и радиолюминесценция щелочно-галоидных кристаллов. — Рига: Зи-нате, 1979. — С. 251.

7. Парфианович И. А., Пензина Э. Э. Электронные центры окраски в ионных кристаллах. — Иркутск: Вост.-Сиб. кн. изд-во, 1977. — С. 208.

8. Алукер Э. Д., Гаврилов В. В., Дейч Р. Г., Чернов С. А. Быстро-протекающие радиационно-стимулированные процессы в щелочно-галоидных кристаллах. — Рига: Зинате, 1987. — С. 183.

9. Lushchic A., Feldbach Е., Frorip A., Ibragimov К., Kuusman I., Lushchic Ch. Relaxation of excitons in wide-gap CsCl crystals. //J. Phys.: Condens. Matter — 1994. — V. 6. — P. 2357-2366.

10. Гюнсбург К. Е., Звездова М. П., Кочубей В. Н. Оптические характеристики щелочно-галоидных кристаллов, активированных ионами никеля // Ж. прик. спектроскопии. — 1995. — Т. 62, № 3. — С. 235238.

11. Nagirnyi V., Zazubovich S. A new model for the visible emission of the CsI:Tl crystal // Chem. Phys. Lett. — 1994. — V. 227, № 4-5. — P. 533-538.

12. Гектин А. В., Ширан H. В., Серебрянный В. Я. и др. Роль вакан-сионных дефектов в люминесценции Csl // Оптика и спектроскопия.

— 1992. — Т. 72, № 5. — С. 1061-1063.

13. Harami Т. Optical bleaching of the centers at liquid nitrogen temperature in KI crystals containing excess iodine //J. Phis. Soc. Jap. — 1992.

— V. 61, № 12. — P. 4638-4642.

14. Тайиров M. К., Жумабеков 3. А. Влияние условий возбуждения на интенсивность полос люминесценции кристалла КВг // Ж. прик. спектроскопии. — 1993. — Т. 59, № 3-4. — С. 350-353.

15. Williams R., Lui Н., Willuams G. New features of self-trapped exciton luminescence in rubidium iodide // Phys. Rev. Lett. — 1991. — V. 66, № 16. — P. 2140-2143.

16. Radhwakrishnan J.К . Photoluminescence of indoped and Eu doped CsCl crystals // J. Phis.: Condens. Matter. — 1994. — V. 6, № 30. — C. 6035-6041.

17. Куусманн И. Jl., Лущик Ч. В. Собственная люминесценция ионных кристаллов с автолокализующимися экситонами // Изв. АН СССР, Сер. физ. — 1976. — Т. 40, № 9. — С. 1785-1792.

18. Williams R. Т., Song К. S. The self trapped exciton // Phys. and chem. solids. — 1990. — V. 51, № 7. — P. 679-716.

19. Куусманн И Л., Либлик П. К., Лущик Ч. Б. Краевая люминесценция экситонов в ионных кристаллах // Письма в ЖЭТФ. — 1975. — Т. 21, Вып. 2. — С. 161-163.

20. Куусманн И Л., Либлик П. К., Лийдья Г. Г. и др. Краевая люминесценция экситонов в щелочных иодидах // ФТТ. — 1975. — Т. 17, Вып 12. — С. 3546-3555.

21. Pooley D., Runciman W. Recombination luminescence in alkali halides. // J. Phys. C: Solid State Phys. — 1970. — V. 3, № 8. — P. 1815-1824.

22. Kabler M. Low-temperature recombination luminescence in alkali halide crystals. // Phys. Rev. — 1964. — V. 136 A, № 5. — P. 652654.

23. Kabler M. N., Patterson D. A. Evidence for triplet state of the self-trapped exciton in alkali halide crystals // Phys. Rev. Lett. — 1967. — V. 19, № 11. — P. 652-654.

24. Marrone M. J., Kabler M. N. Magnetic circular polarization of luminescence from self trapped excitons in alkali halides // Phys. Rev. Lett.

— 1971. — V. 27, № 19. — P. 1283-1285.

25. Williams R. T, Intersystem crossing, polarization and defect formation induced by optical excitation of self-trapped excitons in alkali halides. // J. Phys. Rev. Lett. — 1976. — V. 36. — P. 529-532.

26. Куусманн И. Л., Лийдья Г. Г., Лущик Ч. Б. Люминесценция свободных и автолокализованных экситонов в ионных кристаллах // Тр. ИФ АН ЭССР. — 1976. — № 46. — С. 50-80.

27. Келдыш Л. В. Экситоны в полупроводниках. — М.: Наука, 1971.

— С. 352.

28. Hilin D., Mysyrowitcz A., Combescot М., et al. Electron-hole liquid and biexciton Pocket in ArBr // Phys. Rev. Lett. — 1977. — V. 30. — P. 1169-1172.

29. Tanimura К., Itoh N. Relaxation of exitons perturbed by self-trapped excitons in RbJ: Evidence for exciton fusion in inorganic solids with strong electron-phonon coupling //Phys. Rev. Lett. — 1990. — V. 64, № 12. — P. 1429-1432.

30. Ребане К. К., Хижняков В. В. Резонансное вторичное свечение примесных центров. — М.: Мир, 1978. — С. 352.

31. Техвер И. Ю., Хижняков В. В. Безызлучательная передача электронного возбуждения в коде колебательной релаксации //ЖЭТФ — 1975. —Т. 69, вып. 2 - С. 529-610.

32. Ребане К., Саари П. Времена распада кванта локального колебания NOJ на фононы в кристалле KI // Изв. АН ЭССР, физ.-мат. — 1968. — Т. 17, вып. 2. — С. 241-244.

33. Лийдья Г., Плеханов В., Саари П. Краевая фотолюминесценция экситонов в РЬВг2 // Изв. АН СССР, физ.-мат. — 1975. — Т. 24, вып. 3. — С. 349-351.

34. Вавилов В. С. Действие излучений на полупроводники. — М.: Физ-матгиз, 1963 — С. 185.

35. Vaisburd D. I. Radiation effects in ionic crystals at high ionization levels // Radiation Phys. Semicond. Related Materials. Proc. Intern. Conf. 1979. — Tbilisi: University Press, 1980. — P. 198-210.

36. Vaisburd D. I., et al. Luminescence and fracture of ionic crystals as result of their electron subsystem superdense excitation //In: Intern. Conf. on Lumines. Abstracts. Report 42. — Leningrad. — 1972. — P. 34.

37. Вайсбурд Д. И., Пальянов П. А., Сёмин Б. Н. Прямое экспериментальное доказательел во явления внутризонной радиолюминесценции диэлектриков // Доклады РАН. — 1993. — Т. 333, №4 — С. 452-456.

38. Вайсбурд Д. И. Высокоэнергетическая сильноточная электроника твердого тела // Вопросы атомной науки и техники. Серия: Физика радиационных повреждений и радиационное материаловедение. — 1984. — Вып.З, № 31. — С. 103-105.

39. Вайсбурд Д. И. Свойства ионных кристаллов при высоких плотностях ионизации. — Дис. ... докт. физ.-мат. наук. — Москва, — 1984.

40. Вайсбурд Д. И., Сёмин Б. Н., Таванов Э. Г. и др. Высокоэнергетическая электроника твёрдого тела. — Новосибирск: Наука, 1982. — С. 227

41. Вайсбурд Д. И., Сёмин Б. Н. Фундаментальная люминесценция ионных кристаллов при высоких уровнях ионизации // Письма в ЖЭТФ. — 1980. — Т. 32. Вып. 3. — С. 197-200.

42. Вайсбурд Д. И., Сёмин Б. Н. Фундаментальная люминесценция ионных кристаллов при наносекундном облучении плотными электронными пучками // ДАН СССР. — 1980. — Т. 254, №5 — С. 11121116.

43. Александров Ю. М., Махов В. Н., Родный П. А. и др. Собственная люминесценция BaF2 при импульсном возбуждении синхротронным излучением // ФТТ. — 1984. — Т. 26, № 9. — С. 2865-2867.

44. Валбис Я. А., Рачко 3. А., Янсонс Я. JI. Коротковолновая ультрафиолетовая люминесценция кристаллов BaF2, обусловленная перекрестными переходами // Письма в ЖЭТФ. — 1985. — Т. 42, вып. 4. — С. 140-142.

45. Aleksandrov Yu. М., Makhov V. N., Sureshchikova Т. I., Yaki-menko M. N. // Nucl. Inst, and Methods. — 1987. — V. A261. — P. 153.

46. Майсте А. А., Саар A. M., Эланго M. А. Излучательный распад экситона у ¿-края Li+ в LiF // Письма в ЖЭТФ. — 1973. — Т. 18, Вып. 3. — С. 167-169.

47. Вайсбурд Д. И., Пальянов П. А., Сёмин Б. Н., Шумский О. М. Одновременное наблюден ме внутризонной электронной и межзонной дырочной радиолюминесценции на кристаллах Csl // Доклады РАН.

— 1994. — Т. 336, № 1. - С. 39-42.

48. Deich R., Karklina М., INagli L. Intraband luminescence of Csl crystal // Solid State Communica; ions. — 1989. — V. 71, № 10. — P. 859-862.

49. Вайсбурд Д. И., Харитонова С. В. Расчет спектров внутризонной электронной и межзонной дырочной люминесценции некоторых щелочно-галоидных кристаллов при импульсном возбуждении плотными электронными и лазерными пучками нано- и пикосекундной длительности // Изв. ВУЗов - Физика.— 1995.— №12— С. 103-115.

50. Шпольский Э. В. Атомная физика. Том 1. — М: Наука, 1984. — С. 438.

51. Вайсбурд Д. И. Ионгиационно-пассивные высокоэнергетические электроны и дырки в диэлектриках при импульсном облучении электронными пучками высокой плотности// Изв. ВУЗов: Физика. — 1996. — № 11. —С. 109-119.

52. Vaisburd D. I., Semin В. N. // Proc. of the IX Intern. Conf. on HighPower Particle Beams. Washington DC.: May 25-29. — 1992. — V. 2.

— C. 1362-1366.

53. Вайсбурд Д. И., Сёмин Б. Н. Внутризонная радиолюминесценция диэлектриков // Изв. РАН, Сер. физ. — 1992. — Т. 56, № 2. — С. 103107.

54. Ковальчук Б. М., Месяц Г. А., Семин Б. Н. и др. Сильноточный наносекундный ускоритель для исследования быстропротекающих процессов // ПТЭ — 1981. — № 4. — С. 15-18.

55. Вайсбурд Д. И., Сёмии Б. Н., Серобян Е. С., Трофимов В. А. Синхронизированные сильно очные ускорители для облучения твердых

тел электрон-электронными и электрон-рентгеновскими пучками // ПТЭ. — 1986 — Т. 6. — С. 135-138.

56. Вайсбурд Д. И., Сёмин Б. Н., Таванов Э. Г., Шкатов В. Т. Свечение и проводимость неидеальной вырожденной электронно-дырочной плазмы, возникающей в ионных кристаллах при сверхмощном возбуждении // Изв. АИ СССР. Сер. физ. — 1976. — Т. 40. — С. 2404-2409.

57. Вайсбурд Д. И., Сёмин Б. Н., Шкатов В. Т. и др. Ианосекундная релаксация проводимости и спектры люминесценции ионных кристаллов при сверхплотно, ! возбуждении мощным пучком электронов // Изв. АН СССР. Сер. физ. — 1974. — Т. 38, № 6. — С. 1281-1284.

58. Blair J., Polley D., Smitn D. The lifetimes of fast recombination luminescence transitions in alk;di halides //J. Phys. C. — 1972. — V. 5. — P. 1527-1552.

59. Ребане К. К. Элементарная теория колебательной структуры спектров примесных центров. — М.: Наука, 1968. — С. 231.

60. Starostin N. V., Shepilov M. P., Alekseev A. B. Energy structure of the alkaline-earth fluorides. // Phys. Stat. Sol. (b). — 1981. — V. 103, № 2, — P. 717-723.

61. Kubota S., Kanai N., Rnan (Gen) J. Fine structure of the fast luminescence component from baF2 crystal excited by fast electrons // Phys. state sol. (b). — 1987. — /. 139. — P. 635-639.

62. Александров Ю. M., Куусманн И. JI. Либлик П. К. и др. Излуча-тельные переходы между анионной и катионной валентными зонами в кристаллах CsBr // ФТ Г. — 1987. — Т. 29, Вып. 4. — С. 1026-1029.

63. Валбис Я. А., Рачко А., Янсонс Я. Л. Люминесценция, обусловленная электронных!и переходами между валентными зонами, в галогенидах цезия // Опт. и спектр. — 1986. — Т. 60, Вып. 6. — С. 1100-1102.

64. Jansons J. L., Krumins \\ J., Rachko Z.A., Valbis J. A. Luminescence due to radiative transitions between valence band and upper core band in ionic crystals (crossluminescence) // Phys. state sol. (b). — 1987. — V. 144. — P. 835-844.

65. Kubota S., Itoh M., Riu n (Gen) J., Sakuragi S., et al. Observation of interatomic radiative transition of valence electrons to outermost-core-hole states in alkali halicle., // Phys. Rev. Lett. — 1988. — V. 60, № 22. — P. 2319-2322.

66. Мельчаков E. H., Роди лй П. А., Рыбаков Б. В. и др. Излучатель-ные остовно-валентные ¡.ереходы в кристаллах CsCl и CsCaCl3 // ФТТ. — 1989. — Т. 31, 1. •!и. 5. — С. 276-278.

67. Poole R., Szajman J., i.eckey R., et al. // Phys. Rev. — 1975. — V. В 12. — P. 5872.

68. Ершов H. H., Захар >в H. Г., Родный П. А. Спектрально-кинетическое исследован ie характеристик собственной люминесценции кристаллов типа фл, оорита // Опт. и спектр. — 1982. — Т. 53, Вып. 2. — С. 89-93.

69. Гудовских В. А., Ерик ., Н. Н., Красильников С. Б. и др. Свечение синглетных и триплетьи и v экситонов в кристаллах типа флюорита при рентгеновском возбуждении // Опт. и спектр. — 1982. — Т. 53, Вып. 5. — С. 910-912.

70. Ван Кампен Н. Г. Стохастические процессы в физике и химии. — М.: Высшая школа, 1990. — С 376.

71. Каратеев В. П. Масиг хбные эффекты при хрупком разрушении ионных кристаллов пло ными наносекундными пучками электронов. — Дис. ... канд. фи ,.-мат.наук. — Томск, 1990.

72. Барденштейн A.JL, 1Ьйсбурд Д.И., Каратеев В.П. Расчетно-экспериментальный мет( 4 определения пространственного распределения дозы плотного ¡учка электронов в твердом теле // Ред.

журн. "Изв. ВУЗов. Фи31 ;а". - Томск, 1991. - 11с. - Деп. в ВИНИТИ 07.06.91. № 2402.

73. Lipari N. О., Kunz А. Ь Energy bands and optical properties of NaCl // Phys. Rev. B. — 1971. - V. 3. — № 2. — P. 491-497.

74. Эланго M. А. Рентген вские возбуждения ионных кристаллов и их роль в создании радиационных дефектов // Труды Института физики и астрономии AJ, Эстонии. — 1970. — Т. 38. — С. 28-49.

75. Vaisburd A. G., Vaisbim D. I. The «instantaneous» radial distribution of electric charge, field strength and potential in proton and alpha-particle tracks in dielectrics // Int. .. Radiat. Appl. Instrum. Part D: Nucl. Tracks and Radiat. Meas. — 199_-. — V. 20, № 2 — P. 315-319.

76. Тарасов JI. В Введени< и квантовую оптику.— М.:Высшая школа, 1987.— С. 304.

77. Алхазов Г. Д. Эффек ивные сечения ионизации и возбуждения гелия электронным удар, и // ЖТФ. — 1970. — Т. 40, № 1. — С. 97106.

78. Miller W. F., Platzrnan : . L. On the theory of the inelastic scattering of electrons by helium at(..ла // Proc. Phys. Soc. — 1957. — Т. A70. — C. 299-303.

79. Vriens L. Binary-encou,. er electron-atom collision theory // Phys. Rev. — 1966. — T. 141, A 1. — C. 88-92.

80. Эланго M. А. Элемен :рные неупругие радиационные процессы. — М.:Наука, 1988, — С. 50.

81. Басс Ф. Г., Гуревич Ю Г. Горячие электроны и сильные электромагнитные волны в пла : : е полупроводников и газового разряда. — М.:Наука, 1975, — С. 23i,

82. Ландау Л. Д., Лифшп : Е. М. Квантовая механика.— М.:Наука, 1974.— С. 752.

83. Гинсбург В. Л. Teope i геская физика и астрофизика. — М.: Наука, 1975. — С. 415.

84. Ферми Э. Квантовая iv ханика — М.:Мир, 1968 — С. 368.

85. Onodera Y. Energy ban з in Csl //J. Phys. Soc. Japan. — 1968. — V. 25, №2 — P. 469-480.

86. DiStefano Т. H., Spicer V. E Photoemission from Csl: experiment // Phys. Rev. — 1973. — V. 37, JVM — P. 1554-1564.

87. Немошкаленко В. В.. лешин В. Г. Электронная спектроскопия кристаллов. — Киев: «Ы.укова думка» 1976. — С. 336.

88. Коваль И. Ф., Лысеню 5. Н., Мельнин П. В. Атлас ионизационных спектров. — Киев: «Выл школа» 1989. — С. 232.

89. Алукер Э. Д., Гаврил. ; В. В., Дейч Р. Г., Чернов С. А. Сверхбыстрая люминесценция С // Письма в ЖЭТФ. — 1988. — Т. 47, Вып. 2. — С. 116-117.

90. Rossler U. Energy banc of Csl (Green's function method) // Phys. Status Solidi. — 1969. - V. 34, № 1. — P. 207-212.