WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 7 Проводимость ионных кристаллов при облучении пикосекундными пучками электронов © Б.П. Адуев, В.Н. Швайко Кемеровский государственный университет, 650043 Кемерово, Россия E-mail: lira@kemsu.ru (Поступила в Редакцию 6 октября 1998 г.) Исследована импульсная электронная проводимость кристаллов KCl, KBr, NaCl при возбуждении пучком электронов (0.2MeV, 50ps) в интервале плотностей тока пучка j =(30-104) A/cm2. Показано, что время жизни электронов в зоне проводимости 100 ps. Для объяснения экспериментальных зависимостей ( j) предложена модель, включающая захват электронов на дефекты структуры и стабильные радиационные дефекты при низких плотностях возбуждения и преимущественный захват электронов на нестабильные радиационные дефекты, генерируемые импульсом возбуждения, при высоких плотностях возбуждения.

Исследование радиационно-индуцированной электрон- Поэтому результаты исследований при наносекундной проводимости ионных кристаллов при возбуждении ном возбуждении [1–3], на основании которых сделаны импульсными пучками электронов большой плотности принципиально важные выводы о наличии двух новых является информативным методом изучения первич- видов проводимости, нуждаются в экспериментальной ных процессов диссипации энергии и радиационного проверке при существенно лучшем временном разрешеповреждения.

нии. Это позволило бы селектировать возможный вклад В серии работ, обобщенных в [1], исследовалась субнаносекундных процессов и провести более точную ипульсная проводимость ионных кристаллов при возбу- интерпретацию результатов.

ждении плотными пучками электронов наносекундной Для решения этой задачи в настоящей работе исследлительности. Авторами было показано, что в условиях дована проводимость кристаллов с решеткой типа NaCl эксперимента импульс тока проводимости безинерционпри возбуждении 50 ps импульсами электронов.

но следует за импульсом возбуждения, причем зависимость амплитуды проводимости от плотности возбуждения имеет сложный характер. Для объяснения ре1. Методика и экспериментальные зультатов авторы предложили модели двух новых видов результаты неравновесной проводимости, один из которых связан с электронами зоны проводимости с энергией 1–10 eV Исследовались чистые монокристаллы KCl, KBr и в процессе релаксации на дно зоны — так называемая NaCl, выращенные из соли марки осч методом Киро”высокоэнергетическая проводимость” [1,2], — второй пулоса. Образцы имели размеры 10 10 3 mm. В связан с термализованными электронами, находящимися центре образца высверливалась цилиндрическая лунка в поле центров захвата и рекомбинации, — так назыдиаметром 2 mm таким образом, чтобы толщина дна ваемая ”внутрицентровая проводимость” [3]. Оба вида составляла величину 50 µm, значительно меньшую, чем проводимости, согласно моделям, имеют пикосекундное пробег электронов в кристалле, что необходимо для одвремя релаксации.

нородности возбуждения. В лунку и с противоположной Однако наносекундное временное разрешение при исстороны напылялись платиновые контакты.

следовании элементарных стадий радиационного повреОбразец устанавливался в коаксиальную измерительждения является явно недостаточным. Известно, наприную ячейку и облучался пучком электронов через колимер, что образование автолокализованных экситонов и матор диаметром 1 mm. В качестве источника облучения F-центров в ЩГК происходит в пикосекундном времениспользовался ускоритель электронов с разрядникомном диапазоне [4–8]. В связи с этим для выделения обострителем [13] с длительностью импульса 50 ps, первичных процессов необходимо использование иммаксимальной энергией электронов 0.2 MeV. Конструкпульсов возбуждения пикосекундной длительности в соция измерительной ячейки позволяет менять рассточетании с аппаратурой высокого временного разрешения.

яние между образцом и диодом ускорителя, что поПрименение импульсов возбуждения с длительностью p 50 ps в оптических и электрофизических иссле- зволяет изменять плотность возбуждения в диапазоне (30-104) A/cm2. Временное разрешение измерительнодованиях показало, что время жизни носителей заряда го тракта составляет величину 150 ps и определяется до захвата или рекомбинации для различных объектов может лежать как в интервале 0.1–1 ns (например, кри- граничной частотой осциллографа С7-19 с кабельной сталлы CsI [9–11], Al2O3 [12]), так и в области 100 ps линией задержки сигнала на время запуска развертки.

(например, кристаллы с решеткой типа NaCl [8–10]). Эксперименты проводились при комнатной температуре.

Проводимость ионных кристаллов при облучении пикосекундными пучками электронов Рис. 1. Релаксация тоа проводимости в KBr при Рис. 2. Зависимость удельной проводимости и концентрации j = 30 A/cm2 (a) и при j =100 A/cm2 (b).

n от плотности тока пучка j в KCl.

Структура импульса тока проводимости зависит от предыстории образца и плотности тока возбуждения. Это наглядно демонстрируют осциллограммы для кристалла KBr, представленные на рис. 1. Если кристалл не был предварительно облучен, то при воздействии электронным пучком малой плотности ( j 30 A/cm2) импульс тока проводимости имеет два компонента: безинерционный и релаксирующий с 1ns (осциллограмма (a) на рис. 1). По мере облучения вклад инерционной составляющей уменьшается и практически остается только безинерционный компонент (осциллограмма (b) на рис. 1). При плотностях тока j 100 A/cm2 вклад Рис. 3. Зависимость удельной проводимости и концентрации инерционного компонента практически незаметен уже в n от плотности тока пучка j в KBr.

первых импульсах облучения. На кристаллах NaCl и KCl инерционный компонент импульса тока проводимости при использованных плотностях возбуждения обнаружен не был.

Вольт-амперные характеристики исследованных кристаллов, измеренные в максимуме импульса тока проводимости, линейны в полях до 5 · 104 V/cm. По наклону ВАХ рассчитывалось сопротивление образца и удельная проводимость. Эксперимент проводился в широком диапазоне плотностей возбуждения на большом числе образцов.

Обнаружены следующие закономерности. При плотностях облучения j < 103 A/cm2, возрастание с увеличением j можно аппроксимировать степенным законом Рис. 4. Зависимость удельной проводимости и концентрации j. (1) n от плотности тока пучка j в NaCl.

При этом показатель для различных кристаллов лежит в пределах (0.5–0.65) и зависит от конкретного образца представлены на рис. 2–4. Следует отметить, что для и предварительной дозы облучения. При увеличении j конкретного образца после предварительной дозы облудля всех образцов рост проводимости резко замедляется и практически достигает постоянного значения, начи- чения ( 100 импульсов) зависимости ( j) хорошо восная с некоторых значений j для всех исследованных производятся. На рис. 2–4 представлены именно такие образцов. Типичные результаты для KCl, KBr, NaCl кривые.

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 1202 Б.П. Адуев, В.Н. Швайко 2. Обсуждение результатов скорости этого процесса = SNr, (4) 2.1. Н и з к и е п л о т н о с т и в о з б у ж д е н и я. Структура импульса тока проводимости в кристалле KBr где S, Nr — эффективное сечение захвата и концентрапри низких плотностях возбуждения позволяет сделать ция нестабильных дефектов. Предполагается также, что вывод, что проводимость связана с термализованными выход этих дефектов пропорционален дозе в импульсе.

электронами зоны проводимости, концентрация которых В этом случае можно записать соизмерима с концентрацией дорадиационных структурных дефектов (неконтролируемых примесей), которые N = kGp, (5) являются центрами захвата для электронов. В этом случае быстрый компонент проводимости можно связать где k 1 — коэффициент, G — скорость генерации с бимолекулярной рекомбинацией электронов и дырок электронно-дырочных пар. Согласно работе [16], (Vk-центров), а инерционный — с захватом электронов на дефекты структуры. По мере облучения накаплиjE G = = Aj, (6) ваются стабильные радиационные дефекты, до какой(1.5 - 2)Eqd то стационарной концентрации превышающей концентрацию структурных дефектов. При этом время жизни где E — эффективная энергия электронов в пучке, электронов зоны проводимости e до захвата на ста- Eq — ширина запрещенной зоны исследуемого кристалбильные радиационные дефекты становится меньше p и ла, d — толщина кристалла (в условиях нашего экспенаблюдаемая осциллограмма (рис. 1, b) включает в себя римента A 1025 cm-1s-1A-1). Используя выражения процессы рекомбинации с константой скорости (2–6), можно записать уравнение баланса для электронов проводимости в виде = S, (2) dn = Aj -n2 -( +Bj)n, (7) где — тепловая скорость электронов, S — сечение dt e-Vk рекомбинации, и захвата на дефекты с константой где скорости B = kpAS. (8) = SiNi, (3) Поскольку импульс проводимости безинерционно слегде Si, Ni — эффективные сечения захвата и концендует за импульсом возбуждения, то для решения уравнетрации стабильных радиационных дефектов и дефектов ния (7) можно использовать квазистационарное приблиструктуры. Характер зависимости ( j) на возрастающих жение. Однако уже из вида (7) следует, что экстраполяучастках (рис. 2–4) определяется именно этими двумя ция n на большие плотности возбуждения дает значение процессами, при этом коэффициент в (1) определяется n = A/B = const. Решение уравнения (7) имеет вид соотношением вкладов выше названных процессов.

1/2.2. Высокие плотности возбуждения.

1 4Aj n = ( + Bj) 1 + -1. (9) Объяснение зависимости ( j) с повышением плотности 2 ( +Bj)возбуждения вызывает наибольшие трудности. Слабую зависимость с (0.1-0.3) в определенном интервале Используя выражение доз на тех же объектах наблюдали авторы работы [3] при n = /eµ, (10) возбуждении пучками электронов наносекундной длительности. Для объяснения ими была предложена модель где e — заряд электрона, µ — подвижность, а также вышеупомянутой ”внутрицентровой проводимости”. В экспериментальные значения и литературные значения наших экспериментах этот эффект выражен более ярко:

µ [17,18], провели расчет n по формуле (9). Сплошные практически не зависит от j (рис. 2–4). Для объкривые на рис. 2–4 построены по формуле (9), параяснения этого результата предлагаем другую, на наш метры, и B для исследуемых кристаллов указаны в взгляд, более простую модель, которая заключается в таблице.

следующем. Известно, что при импульсном возбуждении в момент облучения генерируются нестабильные радиационные дефекты (электронные и дырочные центры), Использованные значения параметров которые релаксируют в нано- и микросекундном диапазоМатериал KCl KBr NaCl не до значений (2-5)% от первоначальной величины в импульсе, которым соответствуют стабильные дефек-, 10-6 cm3/s (31 ± 5) (18 ± 4) (4 ± 1), 1011 s-1 (1.6 ± 0.4) (1.4 ± 0.4) (1.2 ± 0.3) ты [14,15]. Предполагаем, что при больших плотностях B, 108 cm2s-1A-1 (1.12±0.02) (1.21±0.03) (0.42±0.01) возбуждения время жизни электронов в зоне проводимоS, 10-12 cm2 1.7 1 0.сти преимущественно контролируется захватом именно, 10-12 s 6 7 на эти дефекты в момент импульса облучения. Константа Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. Проводимость ионных кристаллов при облучении пикосекундными пучками электронов Проанализируем полученные значения микроскопических параметров и. Из выражения (2), используя значение = 1.75 · 107 cm/s при T = 300 K, следует оценка эффективного сечения рекомбинации электронов и дырок S (указаны в таблице); величина 1/ = — время захвата электронов на стабильные радиационные дефекты (указаны в таблице).

Разумные значения микроскопических параметров и, полученные из расчета с использованием экспериментальных данных являются доводом в пользу предложенной модели. Отметим также, что в исследованном диапазоне плотностей возбуждения в условиях эксперимента проводимость высокоэнергетических электронов [1,2] не обнаружена.

Авторы выражают благодарность Э.Д. Алукеру за полезные обсуждения и поддержку работы.

Работа выполнена при поддержке гранта МОиПО РФ.

Список литературы [1] Д.И. Вайсбурд, Б.Н. Семин, Э.Г. Таванов, С.Б. Матлис, И.Н. Балычев, Г.И. Геринг. Высокоэнергетическая электроника твердого тела. Наука, Новосибирск (1982). 227 с.

[2] Д.И. Вайсбурд. Изв. вузов. Физика 12, 109 (1996).

[3] Д.И. Вайсбурд, Г.А. Месяц, В.Л. Наминов, Э.Г. Таванов.

ДАН АН СССР 265, 5, 1113 (1982).

[4] Y. Suzuki, H. Ohtani, S. Taragi, M. Hirai. J. Phys. Soc. Jap. 50, 11, 3537 (1981).

[5] Y. Suzuki, M. Okumura, M. Hirai. J. Phys. Soc. Jap. 47, 1, 184 (1979).

[6] R.T. Williams, J.N. Bradford, W.L. Fast. Phys. Rev. B12, 12, 7038 (1978).

[7] R.T. Williams, B.B. Graig, W.L. Fast. Phys. Rev. Lett. 52, 19, 1709 (1984).

[8] Э.Д. Алукер, В.З. Горбенко, Р.Г. Дейч, Г.С. Думбадзе, А.Д. Тальвирский, В.Г. Шпак. ФТТ 28, 10, 3154 (1986).

[9] Б.П. Адуев, Г.М. Белокуров, В.Н. Швайко. ФТТ 37, 8, (1995).

[10] Б.П. Адуев, А.В. Иголинский, В.Н. Швайко. ФТТ 38, 3, (1996).

[11] Б.П. Адуев, Э.Д. Алукер, В.В. Гаврилов, Р.Г. Дейч, С.А. Чернов. ФТТ 38, 12, 3521 (1996).

[12] Б.П. Адуев, Э.Д. Алукер, В.Н. Швайко. ФТТ 39, 11, (1997).

[13] Б.П. Адуев, В.Г. Шпак. ПТЭ 2, 49 (1990).

[14] Y. Kondo, M. Hirai, M. Ueta. J. Phys. Soc. Jap. 33, 1, (1972).

[15] И.П. Денисов, В.Ю. Яковлев. Изв. АН ЛатвССР. Сер. физ.

и техн. наук 3, 61 (1990).

[16] Э.Д. Алукер, Д.Ю. Люсис, С.А. Чернов. Электронные возбуждения и радиолюминесценция щелочно-галоидных кристаллов. Зинатне, Рига (1979), 182 с.

[17] R.K. Ahrenkiel, F.C. Brown. Phys. Rev. A36, 1, 223 (1964).

[18] C.H. Seager, D. Emin. Phys. Rev. B2, 8, 3421 (1970).




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.