KYR1 (732158), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Релаксированные состояния экситонов в ЩГК представляют со­бой возбужденные молекулярные ионы . При оптическом создании экситона сначача возникает возбужденное состояние иона галоида (одноядерный экситон, ) , и лишь позже дырочная компонен­та акситона испытывает аксиальную релаксацию и распределяется по двум ионам галоида (двухядерный экситон , . Экситон при низких температурах теряет подвижность (автолокализуется). До перехода в автолокалиаованное состояние создаваемые оптичес-ки экситоны при низких температурах мигрируют на болы^ле рас­стояния. В ЩГК имеет место сосуществование свободных и автолокализованных экситонов, Прямым подтверждением этого положения яви­лось наблюдение резонансного с собственным поглощением свечения свободных экситонов, сосуществующего со свечением автолокализованных экситонов (§3.1). Антибатные температурные зависимости этих Двух видов собственного свечения, приведенные на (рис 2.5) для NaJ, демонстрируют наличие активационного барьера при автоло­кализации экситонов [12] .На рис. 2.6 приведена энергетическая диа­грамма, иллюстрирующая возможность сосуществования свободных и ав-толокализованных экситонов в ионных кристаллах .

Здесь по оси ординат отложена энергия системы,а по оси абсцисс - параметр Q,характеризующий локальную деформацию кристаллической решетки.При поглощении света в экситонной полосе кристалл переходит из основ­ного состояния (1) в состояние со сво­бодными экситонами (2), на дно экситон-ной зоны. Для автолокализации экситонов, если даже она энергетически выгодна, нужна некоторая деформация решетки.

Если за счет тепловой флуктуации преодолеть активационный барьер необходимый для такой деформации, то свободный экситон может перейти в энергетически более выгодное автолокализованное состояние ( ).

Возможны и туннельные темпера­турно независимые переходы свободных экситонов в автолокализованное состояние. Им соответствует от­сутствие полного замораживания све­чения автолокализованных зкситонов при предельно низких температурах.

Движение автолокализованного экситона описывается как термоакти-вировпнный прыжковый процесс (прыж­ковая диффузия). Вероятность этого процесса растет экспотенциально при увеличении температуры. Прыжковая

диффузия экситонов эффективно проявляется при температуре выше 110 К в KJ, 175 К в Kbr и 210 К в KCl.

В последнее время получены экспериментальные данные, указыва­ющие на возможность существования одногалоидных автолокалиоован-ных экситоноа (см.: [20], c.121).

§2.3. Механизмы создания радиационных дефектов в кристаллах [21,23,32-40]

Как отмечалось в §1.1, сперхравновесные концентрации точечных дефектов в кристаллах можно создать путем облучения их квантами электромагнитного излучения или частицами достаточно больших энер­гий. Возникающие при этом дефекты кристаллической структуры называют радиационными дефектами. Они во многом определяют физические свойства кристаллов.

Главный интерес к практическому использованию радиационных дефектов твердых тел в настоящее время сосредоточен в основном на следупщих трех направлениях. Во-первых, использование генерации радиационных дефектов для сознательного изменения свойств твердых тел в выгодном для техники направлении (радиационное материалове­дение). Во-вторых, борьба с вредными изменениями свойств твердых тел, эксплуатируемых в условиях сильного облучения ионизирующими излучениями (в ядерных реакторах, ускорителях, космосе и т.д.). В-третьих, ^пользование радиационных дефектов для записи и хране ния информации в твердых телах (дозиметры, ячейки пам^ги).

Эффективное решение этих практических задач требует выяснения механизмов создания и закономерностей поведения радиационных де­фектов в твердых телах.

Кроме того, облучая твердые тела ионизирующей радиацией, мож­но создавать условия для твердого тела, очень далекие от термодинамически равновесных. Изучение ионных и электронных процессов в твердом теле в этих условиях представляет большой самостоятельный интерес.

Радиационные повреждения могут возникать в твердых телах в ре­зультате взаимодействия частиц и квантов либо с ядерной, либо с электронной подсистемами кристаллической решетки. Поэтому различа­ют две группы механизмов радиационного создания нарушений в твер­дых телах - ударные электронные механизмы.

Ударные механизмы создания радиационных дефектов относительно хорошо изучены в полупроводниках и металлах при действии на них быстных нейтронов, протонов, алектронов и т.д. (З6-39, 21].

При не слишком больших энергиях частиц первичный акт взаимо­действия этих частиц с кристаллообраэукщими частицами (атомами, ионами) сводится к упругому парному соударению, подчиняющемуся классическим законам сохранения энергии и импульса.

Если первичная частица имеет кинетическую энергию Ек и массу m , а масса атома (иона) М ,то при парном лобовом соударении в не-релятивистском приближении смещаемый из узла кристаллической, решет­ки атом (ион) приобретает энергию

Пусть Еd - минимальная энергия, необходимая для смещения атома (иона) из нормального узла кристаллической решетки. Тогда, пола­гая Еd = Е из (2.6) можно получить выражение для так называемой пороговой кинетической энергии частицы (Еn = Ек), т.е. минимальной энергии частицы, обладая которой она еще способна при парном лобовом соударении создать френкелевскуго пару дефектов:

При электронной бомбардировке необходимо учитывать релятивисткие эффекты. В этом случае максимальная передаваемая энергия

(2.6)

m и Ек - масса и кинетическая энергия эпектрона, соответствен­но. Ударные механизмы создания радиационных дефектов универсальны.

Они осуществляются и в ионных кристаллах. Экспериментально ударные механизмы радиационного дефектообразования изучены на монокристал­лах МgO. Для окиси магния пороговая энергия смещения электронами ионов кислорода составляет 330 КэВ, чему соответствует Еd = 60 эВ (см.: [21], с .2.25). В ЩГК в сравнении с другими механизмами удар­ные механизмы проявляются слабо.

При взаимодействии частиц и квантов элактргмагнитного излучения с твердыми телами большая часть их энергли расходуется на во­збуждение электронной подсистзмы кристаллов. Возникающие при этом разнообразные электронные возбуждения обусловливают электронные механизмы радиационного дефектообразования в твёрдых телах. Элект­ронные механизмы создания радиационных дефектов хорошо изучены в ионных кристаллах, особенно в ДГК. В этом случае радиационные деффекты преимущественно создаются с помощью механизмов, требующих гораздо меньшей энергии, чем ударные механизмы. Соответствующий механизмы в радиационной физике твердых тел получили название подпороговых механизмов создания радиационных дефектов.

Один из таких механизмов предложен в 1954 г. Варли Г407, впер­вые рассмотревшим возможность создания фреккелевских пар дефектов при двойной ионизации ионов галоида в ЩГК. Пороговая энергия механизма Варли определяется возможностью получения дважды ионизо­ванных анионов (для КСl она равна 200 эВ). Этот процесс может произойти в результате Оже-процоссов в ионах галоида. Под действием излучения удаляется один из электронов внутреннего слоя галоида. При переходе электрона с внешнего слоя на внутренний выделяется энергия, идущая на вторичную ионизации этого иона. В резуль­тате этих процессов возникает нестабильная группировка из семи расположенных рядом положительно заряженных ионов, которая в прин­ципе может исчезать путем выталкивания положительно заряженного галоида из узла кристаллической решетки в междоузлие. Гипотеза Варли подвергалась подробной экспериментальной проверке и было доказано, что процессы двойной (и многократной) ионизации кристаллообразующих частиц не играют решающей роли при создании радиационных дефектов в ЩГК (см.: 1211, С.242). Полученный розультат свя­зывается с тем, что время жизни многократно ионизованных состоя­ний анионов определяется временем захвата электронов соседних ани­онов, равным с. Это время меньше периода колебаний ре­шетки и, вероятно, слишком мало для накопления импульса, необхо­димого для смещения аниона в междоузлие.

В последние годы показано, что многократная ионизация атомов приводит к созданию точечных дефектов в полупроводниках.

В твердых телах радиационные дефекты могут возникать также в результате распада некоторых сравнительно долгоживущих электрон­ных возбуяздений. Во многих ионных кристаллах, особенно в ЩГК, этот механизм создания радиационных дефектов является доминирую­щим. Подтвериздением этого обстоятельства служит следующий факт (см.:[21], с.224). В отношении радиационного дефектообразования мощное облучение кристаллов NaCl нейтронами и -излучением ядерного реактора приводит практически к тем же результатам, что и облучение рентгеновским излучением и даже ультрафиолетовых сче­том, селективно создающим экситоны или электронно-дырочные пары. При облучении кристалла NaCl частицами и фотонами в нем возника­ют электронные возбуждения широкого диапазона энергий и времен жизни, высокоэнергэтичеокие электронные возбуждения распадаются на простейшие стабильные возбуждения типа электронно-дырочных пар и экситонов (§2.1, рис.2.2). Именно низкоэнергетические электрон­ные возбуждения с достаточной для обнаружения эффективностью пре­вращаются в дефекты кристаллической решетки. Первичными радиаци­онными дзфектами в ЩГК являются френкелевские пары (нейтральные или заряженные). Такого рода дефекты эффективно генерируются в ходе распада автолокализованных экситонов и при безызлучатальных рекомбинациях электронов с Vk -центрами:

(2.9)

(2.10)

До распада каждый молекулярный ион и занимает два анионны узла. После распада ( )* восстанавливается регулярный узел ре­шетки , атом Х° смещается в междоузлие ( ), а оставшаяся на его месте анионная вакансия Va захватывает электрон . В результате реакций (2.9) и (2.10), предложенных Витолом и Хершем, воз­никают нейтральные френкелевские пары: междоузельный атом галои­да ( ) и анионная вакансия, захватившая электрон ( ). Гене­рация заряженных френкелевских пар может осуществляться в ходе реакции:

(2.11)

Характеристики

Список файлов реферата