WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 2 Спектр фотоионизации создаваемых пластической деформацией электронных состояний в диапазоне 1.2–2.2 eV в гамма-облученных кристаллах NaCl © Е.В. Коровкин Институт физики твердого тела Российской академии наук, 142432 Черноголовкa, Московская обл., Россия E-mail: Korovkin@issp.ac.ru (Поступила в Редакцию 2 февраля 2004 г.

В окончательной редакции 22 июня 2004 г.) Экспериментально изучена кинетика опустошения под действием света электронных состояний, создаваемых пластической деформацией в гамма-облученных кристаллах NaCl, что позволило восстановить их спектр фотоионизации в диапазоне 1.2–2.2 еV. Получены дополнительные аргументы в пользу того, что этот спектр дает фотоионизация электронов из дислокационной зоны. Показано, что в этом случае полученный спектр свободен от подмешивания к нему спектра фотоионизации связанных с дислокациями точечных дефектов.

Работа поддержана Российским фондом фундаментальных исследований (грант № 04-02-17140).

1. Ранее [1,2] было найдено, что пластическое дефор- время возбуждая F-центры и другие центры окраски, мирование гамма-облученных кристаллов NaCl приво- служащие поставщиками электронов в зону проводидит к появлению в спектре ИК-фотоионизации, стиму- мости, снова заполняет эти состояния, что и приводит лированной предварительным импульсом F-света, ши- к установлению постоянного уровня, зависящего от длины волны ДМО. Нетрудно видеть, что, исследуя рокой полосы, начинающейся при энергии фотонов временные зависимости, измеренные для разных длин E = 0.64 eV и простирающейся по крайней мере до волн ДМО, можно восстановить спектр фотоионизации 2.1 eV. B [2] с помощью достаточно сложной процедуры, этих состояний, что и явилось целью настоящей работы.

позволяющей выделить интересующий спектр из суммы 2. Для концентрации n электронных состояний можно спектров, был измерен спектр этой полосы в диапазоне написать 0.64–1.2 eV. Продолжить аналогичные измерения в область больших энергий было невозможно из-за резкого dn/dt = -n · A · f (E) · I(E) +B · F(E) · I(E), (1) падения чувствительности аппаратуры в этом диапазоне.

Однако, с учетом того факта, что сигнал фотоиониза- где t — время; f (E) — спектр фотоионизации этих ции при E = 0.74 eV практически полностью принад- состояний; I(E) — интенсивность света ДМО; F(E) — спектр центров окраски, служащих источником электролежит этой полосе, в [2] была предпринята попытка нов; A и B — константы, включающие в себя все не определить ее коротковолновый край. Для этого после зависящие от E и n коэффициенты. Иными словами, стандартной [1,2], разработанной для T = 110-120 K, использовать можно только одну переменную, так как процедуры заполнения электронных состояний, дающих изменением концентрации F-центров за столь короткие этот широкий спектр, включалась дополнительная мовремена (не более 30 s) можно пренебречь. Тогда решенохроматическая обработка (ДМО) образца импульсом ние (1) имеет следующий вид:

света варьируемой длительности и энергии фотонов E (1.2–2.1 eV). После чего измерялась фотопроводимость n =(C - D) · exp(-t/ ) +D, (2) под действием света с энергией фотонов 0.74 eV и по где C = n(t = 0) и D = n(t ). Откуда можно полуее величине оценивалась эффективность опустошения чить исследуемых состояний под действием света использу f (E) 1/ (E) I(E) (3) емой ДМО. Оказалось, что свет любой длины волны данного диапазона эффективно пустошал эти состояния.

и D(E) F(E)/ f (E). Отсюда видно, что, если f (E) Таким образом, выяснилось, что эта полоса простирапредставляет в исследуемом диапазоне достаточно поется по крайней мере до 2.1 eV. Зависимость сигнала логую функцию, D F(E) и будет расти с увеличефотопроводимости (следовательно, концентрации этих нием E, отражая рост F(E) по мере приближения к состояний) от длительности ДМО представляла собой максимуму F-полосы, что и наблюдается в эксперименте экспоненту с выходом на постоянный уровень, разный (cм. 4-й столбец таблицы).

для разных длин волн (большей длине волны соответ- Эксперимент проводился при температуре 113 K на ствовал обычно больший уровень). Это обстоятельство гамма-облученных до дозы 107 rad монокристаллах NaCl, объясняется двояким действием света ДМО. С одной которые были продеформированы сжатием со скоростороны, он опустошает интересующие нас состояния, стью деформации 1.8 10-5 s-1 до степени деформанаходясь в области их чувствительности и в то же ции 12–13%. Методика эксперимента подробно описана 234 Е.В. Коровкин Зависимости от энергии фотонов ДМО (E): k — коэффициента в [2]. Источником света ДМО служила вольфрамовая учитывающего интенсивность света ДМО, — отношения лампа СИ-8 и набор интерференционных светофильтров.

среднеквадратичного отклонения экспериментальных точек от Эта же лампа с другими светофильтрами служила для подгоночной кривой к начальной амплитуде этой кривой, D/C, возбуждения F-центров. Необходимость частой смены (E) и f (E) — восстановленного спектра фотоионизации фильтров потребовала принятия определенных мер для исключения разброса в интенсивностях света. На рис. E, k = 1/I(E),, (E), f (E) k/, D/C представлено шесть из восьми измеpенных зависимо- eV arb. units % s arb. units стей сигнала фотопроводимости под действием света 2.206 0.57 0.43 0.23 7.8 с энергией фотонов 0.74 eV от длительности ДМО.

2.067 1.00 0.31 0.28 14.1 Подбирая параметры C, D и для кривых по форму1.870 0.76 0.64 0.19 12.0 ле (2) так, чтобы получить наилучшее совпадение этих 1.761 0.72 0.58 0.16 11.5 кривых с экспериментальными данными (рис. 1), можно 1.636 0.83 0.47 0.18 12.7 1.550 0.96 1.08 0.17 13.4 определить (E) и, используя измеренную зависимость 1.375 0.44 1.01 0.11 7.6 I(E) и формулу (3), получить спектр f (E) (см. таблицу).

1.240 0.42 1.30 0.13 6.8 На рис. 2 представлен спектр фотоионизации изучаемых состояний в диапазоне 0.6–2.2 eV, полученный из данных работы [2] (0.6–1.2 eV) и данных настоящей работы (1.24–2.2 eV). Из рисунка видно, что спектр фотоионизации представляет собой резкий подъем (порог) при E 0.65 eV, быстро переходящий в пологий (если пренебречь отдельными осцилляциями, демонстрирующими имеющуюся структуру спектра), подъем до 2.2 eV—до края исследуемого диапазона.

3. Из результатов работ [1,2] следует, что интересующие нас состояния возникают при пластической деформации образца. Известно, что при этом кроме дислокаций возникают собственные дефекты и их комплексы. Известно также, что основным типом возникающих собственных дефектов в кристаллах NaCl являются Рис. 1. Зависимость сигнала фотопроводимости от длительвакансии. Хлорные вакансии и их комплексы способны ности ДМО для разных энергий фотонов ДМО: 1 — 1.240, захватывать из зоны проводимости электроны, образуя 2 — 1.375, 3 — 1.550, 4 — 1.761, 5 — 2.067 и 6 — 2.206 eV.

при этом разнообразные центры окраски. Простейшие из Сплошные кривые — экспоненты по формуле (2), параметры них F-, F -, M- и R-центры хорошо известны и представкоторых подобраны для наилучшего совпадения с эксперименляют собой достаточно глубокие состояния (2.7–1.2 eV тальными данными.

ниже дна зоны проводимости). При дальнейшем усложнении комплексов глубина становится меньше. Таким образом, если исследуемые состояния формируются из комплексов собственных дефектов, то это должны быть более сложные комплексы (в нашем случае глубина не более 0.65 eV). Кулоновское взаимодействие, удерживающее захваченный электрон на этом комплексе, большой размер этого комплекса и малая его энергетическая глубина (0.65 eV при ширине запрещенной зоны около 8 eV) должны привести к конечной ширине его спектра фотоионизации, положение максимума которого не должно превышать удвоенную энергию порога фотоионизации [3]. В нашем случае порог фотоионизации 0.65 eV, а максимум не наблюдается даже при 2 eV.

Это делает маловероятным образование исследуемых состояний на основе комплексов собственных дефектов и остается предположить аналогичную роль дислокаций (дислокационная электронная зона). Длинные цепочки Рис. 2. Спектр фотоионизации исследуемых электронных состояний: 1 — данные [2], 2 — настоящая работа. вакансий, которые также могут образовываться при плаФизика твердого тела, 2005, том 47, вып. Спектр фотоионизации создаваемых пластической деформацией электронных состояний... стическом деформировании, можно рассматривать при этом как частный случай дислокаций (узкие дислокационные петли).

Известно, что с дислокацией могут быть связаны также дефекты, способные захватывать на себя электроны как из зоны проводимости, так и из дислокационной зоны. Одним из таких дефектов являются фотостопоры [4].

Тогда фотоионизация электронов с этих дефектов в зону проводимости приведет к захвату ими электронов из дислокационной зоны, что обусловит уменьшение концентрации дислокационных электронов и уменьшение в дальнейшем сигнала фотоионизации под действием фотонов с E = 0.74 eV. Естественно, возникает вопрос, не подмешивается ли спектр фотоионизации этих дефектов к полученному спектру (кривая 2 на рис. 2).

Если предположить, что процесс захвата дислокационного электрона на опустевший дефект происходит мгновенно (в нашем случае характерные времена экспоненциальной зависимости порядка 10 s и любые времена от пикосекунд до миллисекунд можно считать мгновенными), то в уравнение (1) надo будет добавить член -z (E) · I(E) · G, где z (E) — спектр фотоионизации этих дефектов, а G — постоянная. Новых переменных это не прибавит и формула (3) по прежнему будет справедлива, так как добавление этого члена приведет не к изменению (E), а к уменьшению предельного уровня D, и, следовательно, к увеличению амплитуды экспоненты. В случае если захват дефектами электронов будет происходить медленнее, временные зависимости будут сложнее, чем описываемые формулой (3). Поскольку в настоящей работе эта зависимость выполняется с большой точностью (см. третий столбец таблицы), вклад такого процесса отсутствует или пренебрежимо мал. Следовательно, если мы имеем дело с фотоионизацией электронов из дислокационной зоны, то полученный спектр свободен от подмешивания к нему спектра связанных с дислокациями точечных дефектов.

Список литературы [1] Е.В. Коровкин, Т.А. Лебедкина. ФТТ 44, 12, 2155 (2002).

[2] Е.В. Коровкин. ФТТ 46, 6, 1013 (2004).

[3] П.С. Киреев. Физика полупроводников. М. (1975). С. 528.

[4] Г.А. Ермаков, Е.В. Коровкин, Я.М. Сойфер. ФТТ 16, 6, (1974).

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып.




© 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.