Динамика и механизмы образования дефектов в щелочно-галоидных кристаллах при интенсивном оптическом возбуждении примесных центров тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, доктор физико-математических наук Данилов, Валерий Павлович

• Данилов, Валерий Павлович
• доктор физико-математических наук
• 1997

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук Данилов, Валерий Павлович

ВВЩЕНИЕ

ГЛАВА I. ФОТОИОНИЗАЦИЯ РТУТЕПОДОБНЫХ ИОНОВ В ЩГК ПОД

ДЕЙСТВИЕМ ИНТЕНСИВНОГО УФ ИЗЛУЧЕНИЯ

1.1. Ртутеподобные ионы в ЩГК

1.2. Спектроскопия активированных ЩГК при интенсивном

УФ лазерном возбуждении

1.3. Вероятность и механизмы ионизации ртутеподобных

ионов в ЩГК

1.4. сечения фотоионизации ртутеподобных ионов в ЩГК

ГЛАВА 2. ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ СОСТОЯНИЯ РТУТЕПОДОБНЫХ

ИОНОВ В ЩГК

2.1. Фотопереходы между локальными и зонными

состояниями ртутеподобных ионов в ЩГК

2.2. Квазилокальные состояния ртутеподобных ионов в ЩГК

2.3. Роль высокоэнергетических состояний ртутеподобных ионов в процессах рекомбинации электронов с дырочными центрами

2.4. Сечения рекомбинации и захвата электронов примесными центрами в ЩГК

ГЛАВА 3. ОСОБЕННОСТИ ОБРАЗОВАНИЯ Р-ЦЕНТРОВ ПРИ УФ ЛАЗЕРНОМ

ВОЗБУЖДЕНИИ КРИСТАЛЛОВ

3.1. Микроволново-оптичеекая спектроскопия дефектов

3-2. Особенности образования Р-центров в активированных

ЩГК при лазерном возбуждении кристаллов

ГЛАВА 4. ШКОСЕКУНДНАЯ ДИНАМИКА ОБРАЗОВАНИЯ ПРИМЕСНЫХ И

СОБСТВЕННЫХ ДЕФЕКТОВ В АКТИВИРОВАННЫХ ЩГК

4.1. Автоматизированный пикосекундный абсорбционный спектрометр

4.2. Пикосекундная динамика образования Р-центров

4-3- Влияние двухфотонных переходов на образование

р-центров

4.4. Динамика и механизм образования А°(1)-центров

БРИМЕОБЫММ ЦЕНТРАМИ В ЩГК

5.1. Физическое обоснование модели образования

р-центров в активированных ЩГК

5.2. Численное моделирование процессов генерации электронных возбуждений примесными центрами в ЩГК

5.3. Экспериментальная проверка модели образования р-центров

ГЛАВА 6. ЭКСЙТОННАЯ ПРИРОДА ОБРАЗОВАНИЯ Р-ЦЕНТРОВ ПРИ

ОПТИЧЕСКОМ ВОЗБУЖДЕНИИ ПРИМЕСНЫХ ИОНОВ В ЩГК

6.1. Люминесценция автолокализованных экситонов в активированных ртутеподобными ионами ЩГК

6.2. Экситонная природа образования Р-центров

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

ЛИТЕРАТУРА

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Динамика и механизмы образования дефектов в щелочно-галоидных кристаллах при интенсивном оптическом возбуждении примесных центров»

_ 4 -ВВЕДЕНИЕ

Исследование электронных возбуждений и образования дефектов в чистых и активированных щелочно-галоидных кристаллах (ЩГК) интенсивно ведется в течение нескольких последних десятилетий. Большое внимание, которое привлекают ЩГК, связано с тем, что они в течение многих лет являются важнейшими модельными объектами для физики дефектов в кристаллах, спектроскопии центров люминесценции, теории экситонов и других разделов физики твердого тела и физической оптики. Открытие и успешное изучение новых физических явлениий, таких, как автолокализация дырок в идеальной решетке [1] и распад электронных возбуждениий с образованием дефектов [2, 33, формирование новых подходов в теории тведого тела [43, развитие теории экситонов [5, 63 и поляронной теории [73 во многом стали возможными благодаря интенсивным исследованиям чистых и активированных ЩГК.

Несмотря на то, что чистые ЩГК используются в качестве оптических материалов для ИК и УФ (включая ВУФ) областей спектра [8, 93, основные и наболее важные применения ЩГК связаны с созданием в них центров окраски и целенаправленным введением в кристаллы различных примесных ионов-активаторов [2, 10-173. Среди многочисленных ионов-активаторов, вводимых в ЩГК с целью создания модельных объектов, а также для разнообразных применений, особое место занимают ртутеподобные ионы (РИ) 1п+, !Г1+, Бп2"1" и др. [18, 193. Свое название РИ получили за схожесть строения своих электронных оболочек с электронной оболочкой нейтрального атома ртути. Именно с этой группой примесных ионов связаны многие важнейшие применения активированных ЩГК, такие, как сцинтилляционная техника [13, 143, квантовая электроника [ю, 123, медицинская рентгеновская радиография [16, 17 3, разработка перспективных элементов памяти вычис-

лительных машин [15]. РМ в ЩГК рассматривались также в качестве перспективного класса активаторов для получения перестраиваемого лазерного излучения в УФ области спектра [153.

В течение долгого времени указанные кристаллы были объектами обширных исследований в радиационной физике при изучении процессов генерации электронных возбуждений и образования дефектов под действием ионизирующих излучений - рентгеновских и гамма-квантов, пучков электронов. Оптическое возбуждение ЩГК с РИ проводилось, в основном, с целью изучения обычных спектроскопических характеристик кристаллов и ограничивалось некогерентными низкоинтенсивными источниками света.

Открытие лазеров и впечатляющий прогресс квантовой электроники и нелинейной оптики в 70-80 годы поставили перед наукой и техникой ряд новых задач, связанных с необходимостью изучения физических процессов, протекающих в ионных кристаллах под действием мощного лазерного излучения. К таким процессам относятся фотоионизация примесных центров, оптические переходы из возбужденных состояний и многофотонные переходы, генерация электронных возбуждений (электронов, дырок, экситонов), образование примесных и собственных дефектов. Для большинства широкозонных диэлектриков все эти процессы представляли собой практически неизученный раздел физики взаимодействия излучения с веществом, что и определило главную направленность исследований и основную цель настоящей работы.

Актуальность исследования процессов, связанных с воздействием мощного лазерного излучения на диэлектрические материалы, опреде-ляляется многими научными и прикладными проблемами лазерной физики, такими, как лазерная накачка активных элементов лазеров, оптические и радиационные технологии создания активных материалов и пассивных затворов на центрах окраски, лазерное разрушение опти-

ческих материалов, генерация гармоник и параметрические взамодействия в кристаллах. Неравновесные носители и дефекты могут оказывать существенное влияние на пороги лазерного разрушения и процессы деградации оптических материалов, используемых в качестве активных и пассивных элементов лазерных установок [20]. Существенное влияние на пороги лазерного разрушения и процессы деградации оказывют неконтролируемые примеси в оптических материалах [20]. Для оценки влияния неконтролируемых примесей и достоверной интерпретации физических явлений с их участием изучение механизмов генерации неравновесных носителей и образования дефектов в ионных кристаллах о контролируемым составом примесей представляет несомненный интерес.

Наши первые эксперименты показали, что лазерное возбуждение активированных РИ ЩГК в полосы примесного поглощения (УФ область спектра) на много порядков увеличивает вероятность фотоионизации примесных центров и эффективность образования дефектов [21-23] по сравнению с нерезонансным (видимая и ИК-область) лазерным возбуждением кристаллов [24, 25]. Поэтому резонансное возбуждение примесных центров в кристаллах представляет наибольший интерес как с физической точки зрения, так и с точки зрения реализованных и возможных применений активированных РИ ЩГК. Вот почему основное внимание в настоящей работе уделялось изучению физических процессов, вызванных интенсивным резонансным УФ возбуждением примесных РИ.

Основные задачи диссертации формировались не только из общей проблемы изучения процессов фотопревращений примесных ионов и дефектов в широкозонных диэлектриках. В значительной степени диссертация посвящена исследованию обнаруженных нами новых и ранее неизученных физических явлений. Так, обнаруженная нами эффективная ионизация РИ в ЩГК под действием мощных УФ лазерных импульсов дала

начало циклу работ, в которых исследовались механизмы ионизации примесных центров [21-23], динамика образования дефектов [21-23, 26], спектроскопические характеристики высокоэнергетических и зонных (квазилокальных) состояний активатора [27-34, 36].

В результате систематических исследований с применением разнообразных методов (импульсной абсорбционной спектроскопии, люминесцентного, ЭБР) нами показано, что механизмом, ответственным за эффективную ионизацию РМ в ЩГК при интенсивном возбуждении в А-полосе является ступенчатая фотоионизация активатора из нижнего возбужденного состояния [21-23, 26]. Безусловный интерес представляло выяснение природы конечных (зонных) состояний оптического перехода, ведущего к ионизации. Поэтому одной из задач, поставленной и выполненной впервые для исследуемого класса кристаллов, было измерение сечений фотопереходов между возбужденными состояниями РИ и состояниями континуума [27, 28]. С этой проблемой связана задача исследования квазилокальных состояний активатора - аналогов автоионизационных состояний свободных атомов и ионов [373. С квазилокальными состояниями связывают ъ-полосы Р-центров [38], оптические переходы Т12+- центров [39]. Теоретические оценки возможных характеристик квазилокальных состояний РИ в ЩГК были сделаны в [40-42], однако эти работы в дальнейшем не были развиты. Трудность экспериментальных исследований квазилокальных состояний в ЩГК заключается в том, что поглощение на эти уровни с основного находится в ВУФ-области и обычно перекрывается с экситонным или фундаментальным поглощением матрицы [40]. Поэтому обнаружить квазилокальные уровни методами обычной спектроскопии сложно. Исследование зонных состяний РИ было проведено методами ступенчатой лазерной спектроскопии, которые позволили впервые экспериментально исследовть спектральные зависимости фотопереходов РИ в ЩГК из возбужденных

состояний в зонные. Обнаруженные при этом резонансы фотоионизации, как показал проведенный анализ, связаны с квазилокальными состояниями РИ [30-34, 36].

Концентрация примесных и собственных дефектов, создаваемых в кристаллах мощным УФ возбуждением, оказалась настолько большой (10-20% от начальной концентрации РИ), что это открыло возможность исследовать фотопревращения центров окраски, не прибегая к радиационным воздействиям на образцы. В частности, используя только оптическое возбуждение, в спектрах фотостимулированной люминесценции кристаллов мы обнаружили полосы, принадлежащие высокоэнергетическим С-состояниям РИ, впервые показав при этом их участие в процессах рекомбинации зонных электронов с дырочными центрами в ЩГК [43, 44]. Измерения кинетики нарастания фотостимулированной люминесценции дали нам возможность получить экспериментальные оценки сечениий рекомбинации зонных электронов с примесными дефектами в ЩГК [45].

Важнейшей частью диссертационной работы является комплекс пикосекундных исследований динамики образования примесных и собственных дефектов. Постановка такой задачи была вызвана прежде всего обнаруженными нами аномалиями образования У-центров и сложных примесных дефектов, содержащих У-центры [26, 36]. Особенности образования этих дефектов (концентрация, динамика) не получали объяснения в рамках существующих представлений. В то же время кинетика образования дефектов, измеренная в наносекундном диапазоне, не позволяла привлечь к рассмотрению механизмы, связанные со структурной перестройкой решетки [2, з], характерные времена которых находятся в пикосекундном диапазоне [6, 46-48]. В связи с необходимостью исследования динамики образования дефектов в пикосекундном диапазоне нами был собран автоматизированный пикосекунд-

вый абсорбционный спектрометр, способный регистрировать в широком спектральном интервале (0,26 - 2,7 мкм) изменения оптической плотности АВ % 0,001 с разрешением № = 8-ю пс. В спектрометре могли быть одновременно использованы несколько перестраиваемых по длине волны оптических каналов возбуждения - зондирования с независимой оптической и электронной временной задержкой.

Проведенный комплекс пикосекундных спектрально-кинетических исследований позволил нам получить ряд важных приоритетных результатов. Было установлено, что время образования Р-центров при резонансном оптическом возбуждении РИ в ЩГК лежит в интервале ю - 20 пс [49-51], что совпадает с характерными временами экситонных механизмов образования Р-центров в номинально чистых ЩГК [46-48]. Специально проведенными исследованиями теоретически и экспериментально доказано, что в условиях поглощения возбуждающего излучения примесными ионами (резонансное возбуждение кристаллов) двухфотон-ные переходы между валентной зоной и зоной проводимости ЩГК не ответственны за образование автолокализованных экситонов и р-центров [52]. Это означало, что начальной стадией сложного процесса образования Р-центров является возбуждение активатора. Пико-секундные измерения также позволили достоверно установить миграционную природу образования А°(1)-центров [53].

Результаты пикосекундных измерений и их анализ позволили обоснованно привлечь экситонные процессы в кристаллах для объяснения природы образования Р-центров и других дефектов в активированных ЩГК. Нами была предложена и теоретически обоснована модель образования Р-центров, согласно которой необходимо учитывать оптическую делокализацию дырок с дырочных примесных центров - а2+ [54, 55]. Экспериментальная проверка модели показала хорошее совпадение полученных данных с результатами численного моделирования [54-56].

Важным следствием этих исследований было обоснование и доказательство экситонного механизма образования Р- центров вследствие циклической инжекции электронных возбуждений (электронов, дырок, эк-ситонов) фотовозбуждаемым примесным ионом [54-56].

Для получения прямых доказательств экситонной природы образования Р-центров нами проведены низкотемпературные эксперименты с целью обнаружения люминесценции автолокализованных экситонов, вызванной оптическим возбуждением РИ в ЩГК, т.е. возбуждением кристаллов в полосы примесного поглощения. В активированных РИ кристаллах была обнаружена люминесценция, спектрально-кинетические и температурные характеристики которой соответствовали хорошо изученным свойствам люминесценции автолокализованных экситонов в чистых ЩГК [57]. Этот факт сам по себе является веским доказательством экситонного механизма образования Р-центров, принимая во внимание доказанное нами пренебрежимо малое влияние двухфотонных переходов "зона-зона" [52]. Вместе с тем, безусловный интерес представляло установление однозначной связи между появлением экситонов и фотоионизацией активатора, что и было выполнено методом каскадного лазерного возбуждения РИ с одновременным наблюдением экситонной люминесценции [57]. При этом было установлено, что уровень сигнала экситонной люминесценции хорошо коррелирует с временем жизни нижних возбужденных состояний РИ. Таким образом, результаты исследований экситонной люминесценции позволили окончательно установить экситонную природу образования Р-центров при резонансном оптическим возбуждении РИ в ЩГК.

В диссертации получен большой объем приоритетных фундаментальных результатов, значительно расширяющих физические представления о процессах взаимодействия активированных и номинально чистых диэлектрических материалов с интенсивными световыми потоками. После

проведенного комплекса исследований стала очевидной необходимость учета квазилокальных состояний активатора, дырочных и экситонных процессов при разработке теоретических моделей, описывающих генерацию электронных возбуждений и дефектообразование при оптическом возбуждении диэлектриков. Полученные результаты будут способствовать дальнейшему развитию, возможно, и пересмотру сложившихся представлений о физических механизмах лазерного пробоя диэлектриков, оптической и радиационной стойкости диэлектрических материалов, физических процессах записи и считывания информации в твердотельных запоминающих средах. Обнаруженная и исследованная нами эффективная резонансная фотоионизация примесных центров в ЩГК и последующее образование больших концентраций Р-центров могут быть использованы при разработке оптических технологий создания перестраиваемых лазеров на А°(1)-центрах [53] и других центрах окраски. Предложенный на базе научных результатов способ оптической записи информации при УФ - возбуждении активированных РИ ЩГК защищен авторским свидетельством [35].

Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения, в котором приведены основные выводы. В диссертации преимущественно излагаются результаты оригинальных исследований.

§_первой_главе описывается экспериментальная установка и методики комплексных исследований физических явлений в кристаллах при интенсивном лазерном УФ-возбуждении. Проведены спектрально-кинетические исследования наведенного поглощения, люминесценции и фотопроводимости активированных РИ ЩГК, идентифицированы образующиеся дефекты. Обсуждается механизм ионизации, приведены оценки вероятности ионизации РИ, ее зависимости от интенсивности возбуждения и концентрации активатора. Измерены сечения фотоионизации РМ из нижнего возбужденного состояния.

Во„второй_главе излагаются результаты исследований высокоэнергетических состояний РИ. Исследована спектральная зависимость фотопереходов между локальными и зонными состояниями кристаллов. Обсуждаются обнаруженные резонансы фотоионизации и подтверждается важная роль квазилокальных состояний активатора в механизме эффективной ионизации РИ в ЩГК при интенсивном УФ- возбуждении. Приведены также результаты спектрально-кинетических исследований фото-стимулированной в р-полосе люминесценции примесных центров в ЩГК, при этом впервые показано участие С- состояний РИ в рекомбинацион-ных процессах и получены сечения рекомбинации и захвата электронов примесными центрами в ЩГК.

В_третьей_главе сообщается о применении совместных ЭПР и оптических методов для идентификации дефектов, при этом было обнаружено создание комплексов, состоящих из атомарных центров активатора и р-центров - А°(1)-центров. Обсуждаются обнаруженные аномалии и возможные механизмы образования Р-центров и А°(1Ь центров, обосновывается необходимость перехода спектрально-кинетических исследований в пикосекундный диапазон.

В_четвертой_главе описывается автоматизированный пикосекундный абсорбционный спектрометр и приводятся результаты исследований пикосекундной динамики образования Р-центров и А°(1) - центров в активированных ЩГК. Экспериментально исследуется и анализируется роль двухфотонных переходов и возможные механизмы образования р-центров при оптическом возбуздении примесных ионов в ЩГК. Экспериментально доказывается миграционный механизм образования А°(1)-центров и обосновывается возможное участие автолокализован-ных экситонов в процессах образования Р-центров.

Пятая_глава содержит физическое обоснование предложенной экси-тонной модели образования Р-центров вследствие циклической инжек-

ции электронов и дырок фотовозбуждаемыми примесными РИ. Приведены аналитические решения и результаты численного моделирования процессов взаимодействия примесных ионов в ЩГК с интенсивными световыми потоками. Изложены результаты экспериментальной проверки модели, которые хорошо совпадают с расчетными.

Щестая_глава посвящена поиску прямых доказательств участия автолокализованных экситонов в процессе образования Р-центров. Сообщается о проведенной серии низкотемпературных экспериментов, в результате которых обнаружена люминесценция автолокализованных экситонов, вызванная оптическим возбуждением активированных РИ ЩГК в полосы примесного поглощения. Спектрально-кинетическими методами установлена корреляция между появлением экситонной люминесценции и возбуждением активатора, что позволило сделать обоснованный вывод об экситонной природе образования Р-центров в активированных ЩГК при оптическом возбуждении примесных ионов.

Работа выполнена в Институте общей физики РАН. Основные результаты диссертации неоднократно докладывались на семинарах ИОФАН, ФИАН, МГУ, Дюссельдорфского университета (ФРГ), доложены на 27-ом Всесоюзном совещании по люминесценции (Эзерниеки, 1980 г.), Прибалтийском семинаре по физике ионных кристаллов (Рига, 1981 г.), 6-ой Всесоюзной конференции по физике ВУФ (Москва, 1982 г.), 11-ой Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Ереван, 1982 г.), 20-ом Всесоюзном съезде по спектроскопии (Киев, 1988 г.), 12-ой Международной конференции по дефектам в диэлектрических материалах (Нордкирхен, 1992 г.), 5-ом Международном семинаре по точечным дефектам в диэлектриках и центрам с глубокими уровнями в полупроводниках (Гиссен, 1994 г.) и опубликованы в работах [21-23, 26-36, 43-45, 49-57].

ГЛАВА I. ФОТОИОНИЗАЦИЯ РТУТЕПОДОБНЫХ ИОНОВ В ЩГК ПОД ДЕЙСТВИЕМ ИНТЕНСИВНОГО УФ ИЗЛУЧЕНИЯ.

1.1. Ртутеподобные иош в ЩГК.

+ + ?+ р+ + Ионы металлов Т1 , in , Sn , РЪ Ga являются традиционным

классом активаторов для ЩГК. Конфигурация электронной оболочки, ответственной за оптические переходы в этих ионах - ris2, аналогичной конфигурацией обладает нейтральный атом ртути, поэтому ионы Т1+, 1п+ и другие часто называют ртутеподобными [18, 40] (в англоязычной научной литературе их иногда называют Т1+ - подобными или просто пз2- ионами [19, 58]). Примесные ртутеподобные ионы (РИ), как правило, замещают в узлах решетки ЩГК катионы металла, образуя центры люминесценции, оптические свойства которых хорошо изучены [18, 19, 38, 40, 42, 58-61]. При введении в ЩГК примесных РИ в области прозрачности кристаллов появляются широкие полосы поглощения (так называемые A-, в-, с-, D- полосы). В соответствии с моделью Зейтца [62] установлена связь между полосами поглощения и электронными переходами *s - 3Р± (А-полоса), *s - 3Р2 (в - полоса), 4s - 1Р1 (о-полоса) в свободном ионе. D-полосу обычно связывают с возбуждением околоактиваторного экситона [19, 40]. В спектрах излучения при комнатных температурах преобладают переходы 3Р4 - 1SQ [40, 59]. При низких температурах в спектрах излучения могут наблюдаться переходы 3Р2 - 1so и 1-р± - *s [18, 63-66] т.е. сопряженные В- и о-полосам поглощения.

Поле кристаллической решетки вызывает смещение энергетических уровней [40, 62, 67], снимает вырождение электронных состояний и изменяет вероятности оптических переходов [60, 67]. Вследствие взамодействия электронов с колебаниями решетки спектральные линии поглощения и излучения РИ трансформируются в широкие полосы, т.е. оптические переходы ртутеподобных центров люминесценции в ЩГК -

это з лектронно-колеб а тельные перехода, для описания которых используется адиабатическое приближение [67, 68]. Взамодействие примесного иона с лигандами наглядно описывается с помощью потенциальных кривых, которые успешно применяются для оценки важнейших характеристик спектров (полуширины полос, стоксова сдвига и т. д.) [69, 70].

Исследования 3Р1 - состояния (3Т1и - состояние в терминах неприводимых представлений точечной группы о^) показали, что оно имеет сложную энергетическую и пространственную структуру, причиной которой является взаимодействие оптических электронов примеси с неполносимметричными колебаниями лигандов (эффект Яна- Теллера) [4, зв, 42, 60, 71-76]. Для РИ реализуется предсказанная теорией возможность сосуществования трех типов ян- теллеровских искажений анионного окружения, соответствующих тетрагональной, орторомбичес-кой и тригональной симметрии. Каждая группа равновесных ян-теллеровских минимумов является источником своей подполосы А-люминесценции. При высоких температурах устанавливается больцма-новское распределение по минимумам и преобладает излучение из нижнего (тригонального) минимума (А - излучение) [75]. Установлено

а

также, что ниже каждого минимума излучательного состояния находятся минимумы той же симметрии метастабильного состояния 3А1и, связанного с уровнем 3Р0 свободного иона активатора [75, 76].

В ЩГК, активировнных РИ, могут присутствовать различные примесные и собственные дефекты, которые образуются при росте кристаллов и при воздействии ионизирующих излучений [2, 14, 77- 79]. К важнейшим собственным дефектам относятся г-центр и 7к~ центр, представляющие собой соответственно анионную вакансию, захватившую электрон, и молекулярный ион типа С1~, локализованный на двух галоидных узлах [1-4, 14, 38]. Установлено, что РИ, являясь люми-

несцентными центрами, могут выполнять роль центров захвата электронов и дырок [80, 81]. Захват электронов и дырок РИ в ЩГК приводит к образованию электронных а0 (1п°, Т1°) и дырочных а2+ (1п2+, Т12+) центров окраски, оптические свойства и структура которых исследовались в работах [39, 82-87].

Таким образом, ионы активатора могут влиять на процессы распределения электронов и дырок между различными центрами захвата. Образование примесных центров окраски происходит, как правило, при создании в кристалле разделенных электронов и дырок облучением в области переходов "зона-зона" или рентгеновскими и гамма-квантами. Известно, что облучение в с-полосе поглощения также может приводить к созданию свободных носителей вследствие термоионизации возбужденных с-состояний примесных центров [88- 90].

Лазерные методы возбуждения позволили осуществить многофотонную ионизацию РИ в ЩГК, причем вероятность ионизации ионов Т1+ и Iп+

_р -А -Л

варьировалась в пределах 3*10 - з*Ю * с для А1203:Сг - лазера и 7*ю~4 - 2* ю-5 с"1 для - лазера [25].

Нами было обнаружено, что мощное УФ лазерное возбуждение в А-полосу поглощения РИ в ЩГК приводит к эффективной резонансной фотоионизации РИ с вероятностью w = ю6 - ю7 с-1 [21-23З. что на 8-ю порядков превышает вероятность нерезонансной многофотонной ионизации РИ. Это позволило исследовать динамику и физические механизмы фотопревращений активаторных ионов, примесных и собственных дефектов в активированных ЩГК, используя только оптическое возбуждение кристаллов. Обнаруженная нами эффективная фотоионизация РИ в ЩГК дала возможность провести весь комплекс исследований, изложенный в диссертации, основная часть которой посвящена изучению физических процессов, стартующих из нижних возбужденных состояний активатора.

1-2- Спектроскопия активированных ЩГК при интенсивном УФ лазерном возбуждении.

В течении долгого времени считалось [88, 89], что возбуждение в А-полосе поглощения ЩГК, активированных РИ, не сопровождается ионизацией активатора и не приводит к образованию примесных и собственных дефектов, хотя наблюдаемая в некоторых экспериментах рекомбинационная люминесценция связывалась с возможностью ионизации примесных ионов [91].

В экспериментах, проведенных нами, обнаружено, что при интенсивном возбуждении (I > 1 МВт/см2) в А-полосу поглощения РИ в ЩГК наблюдается заметное окрашивание кристаллов и рекомбинационная люминесценция, затухающая в течение нескольких секунд (при комнатной температуре). При пропускании через область возбуждения кристалла зондирующего света последний в момент импульса накачки испытывал поглощение в широкой области спектра (0,3 - 0,7 мкм). Наведенное поглощение и рекомбинационная люминесценция наблюдались нами при интенсивном возбуждении в А-полосе для ряда РИ в различных ЩГК: Tl+ (KI, КВг, KCl), In+ (KI, KBr, KCl, NaCl), Ga+ (KCl, CsBr), Sn2+ (KBr, KI), Pb2+ (KCl, KBr, NaCl).

Пороги наблюдения обнаруженных эффектов варьировались от ю6 до ю7 Вт/см2, причем в кристаллах, для которых лазерное возбуждение не совпадало по спектру с полосами активаторного поглощения, наведенного поглощения не наблюдалось. Этот факт, полученный уже в первых несложных экспериментах, указывает на резонансную природу наблюдаемых эффектов.

Спектрально-кинетические исследования поглощения и люминесценции кристаллов, выполненные на начальных стадиях работы, проводились на установке, изображенной в виде блок-схемы на Рис. 1. В качестве источников возбуждения использовались эксимерный лазер на

Рис. 1. Блок-схема экспериментальной установки:

1 - источник зондирующего излучения; 2 - образец; 3, 4 - диафрагмы; 5 - монохроматор; б - линза; 7 - УФ лазер; 8 - ФЭУ; 9 - осциллограф; ю - криостат.

смеси XeCl (длина волны \ = 308 нм, длительность импульса т * 15 не, энергия в импульсе Е = ю-50 мДж) и 4-ая гармоника Nd:YAG-Jia3epa {X = 266 нм, % * 12 не, Е = 1-2 мДж). Источниками зондирующего излучения служили дуговые ртутные лампы, He-Ne, Heed, Ar - лазеры, перестраиваемые лазеры на красителях и кристаллах Álg03:Ti. Исследуемые кристаллы выращивались из расплава методами Стокбаргера и Киропулуса с концентрацией активатора с = ю17- Ю19 см-3. Образцы выкалывались и, в случае необходимости, полировались. Для температурных измерений использовались азотные криостаты с охлаждением до т = 77К и гелиевые криостаты с плавной регулировкой температуры в интервале т = 4,2-зоок. В установке была предусмотрена возможность нагрева образцов до а? = 800К. Спектры долгожи-вущего наведенного поглощения записывались на двухлучевых спектрофотометрах. Нестационарные процессы регистрировались с помощью запоминающих аналоговых и цифровых осциллографов, аналого-цифровых преобразователей. Для наблюдения слабых сигналов в цепь между приемниками излучения (ФЭУ, фотодиоды) включались широкополосные усилители УЗ-ЗЗ. Создание на базе двойного монохроматора СДЛ-2 высокочувствительной и широполосной системы регистрации оптических и электронных сигналов позволило расширить динамический диапазон оптических измерений, устранить фоновые сигналы мощных лазерных источников возбуждения, и, как следствие, обнаружить и исследовать ряд новых физических явлений в активированных ЩГК.

Часть люминесцентных и абсорбционных измерений была выполнена в Институте физики конденсированных материалов (Дюссельдорфский ун-т, ФРГ) на автоматизированной установке для оптических измерений, состоящей из двойного спектрометра SPEX-1404, фотоумножителя Hajnamatsu-R928, широкополосных усилителей и цифровых регистраторов переходных процессов типа Tektronix - 7912AD. В установке была

предусмотрена возможность накопления и хранения результатов измерений в памяти компьютера, а также компьютерной и математической обработки информации.

Оптическая плотность наведенного поглощения определялась по формуле

D = ig[i0/(i0 - I(t)j, (1.1)

где IQ - начальная интенсивность зондирующего света, i(t) -интенсивность зондирующего света после импульса возбуждения.

Спектры наведенного поглощения в кристаллах ki-ti и kcl-in приведены на Рис. 2. Сравнение полученных спектров с данными по идентификации полос поглощения дефектов в ЩГК [38, 83, 84] показывает, что спектральные максимумы в длинноволновой области соответствуют пикам поглощения электронных центров окраски а° (in°, ti°) и Р-центров. Наведенное поглощение в коротковолновой области спектра обусловлено, согласно [39, 83, 92], дырочными центрами окраски А2+ (Ш2+, Т12+).

Коэффициенты поглощения дефектов, оцененные по оптической плотности D, составляют 5-Ю см-1. Если предположить, что поглощение зондирующего света дефектами обусловлено разрешенными переходами (сечение * Ю-16 см2), то и в этом случае концентрация создаваемых дефектов значительна и составляет величину с > ю16 см~3. Таким образом, даже однократное облучение кристаллов импульсом УФ-лазера приводит к созданию значительных концентраций примесных и собственных дефектов, поглощающих в широкой области спектра (0,3 - 0,7 мкм). После детального изучения обнаруженное явление эффективной генерации дефектов было предложено и запантентовано нами в качестве способа оптической записи информации [35].

Спектральные характеристики А-люминесценции РИ в ЩГК, как показали эксперименты, практически одинаковы прм возбуждении слабыми

X, нм

Рис. 2. Спектры наведенного поглощения в кристаллах К1-Т1 и КС1-1п.

потоками фотонов (дуговой лампой) и при интенсивном возбуждении лазерами. Для некоторых кристаллов, в частности для К1-Т1, КС1-РЪ, обнаружены особенности в кинетике А - люминесценции, проявляющиеся в изломе кривой спонтанного распада (Рис. 3.). Из Рис. з следует, что возрастание интенсивности возбуждения на два порядка приводит к росту интенсивности возбуждения в 60 раз, т.е. почти в два раза уменьшается квантовый выход А-люминесценции. Это явление было детально изучено наш (см. Раздел 1.4) и легло в основу разработанной нами методики измерения сечений фотоионизации примесных центров [28].

При интенсивном возбуждении РИ в ЩГК кроме активаторной люминесценции наблюдаются и другие полосы излучения, различающиеся по интенсивности и длительности затухания. Так, в кристалле КС1-1п наблюдается быстрая (% 50 не) люминесценция в области 570 нм, принадлежащая согласно [93] 1п2+-центрам. Аналогичная люминесценция обнаружена в кристаллах КВг-1п и К1-1п в области 550-600 нм, которая, по-видимому, также принадлежит 1п2+-центрам.

В кристаллах К1-Т1 и К1-1п нами обнаружена слабая антисток-сова люминесценция в интервале между А- и с - полосами поглощения. Интересной особенностью антистоксовой люминесценции являлось то, что она имела четко выраженную квадратичную зависимость от интенсивности возбуждения. На Рис. 4 приведен спектр антистоксовой люминесценции в К1-Т1 и спектры в - и с - люминесценции по данным работы [65]. Видно, что обнаруженную люминесценцию мозщо интерпретировать как излучение из С - состояний активатора. В дальнейшем (Глава 2) аналогичная люминесценция была обнаружена нами и в спектрах фотостимулированной люминесценции кристаллов [43, 44].

Поглощение, наведенное в активированных кристаллах мощным УФ лазерным импульсом имело нестационарный характер. На Рис. 5 приве-

Рис. з. Кинетика люминесценции кристалла К1-Т1 а = 430 нм) при двух уровнях возбуждения: ю5 Вт/см2 (1); ю7 Вт/см2 (2).

□ 1

2 — □ / \а - 2

ч: ш /о \ I \ а / \

И 1 ъ о /о \ I а

/ п

нн / о

0 i I 1

_I_1_1_1_

250 275 300 325

Л, нм

Рис. 4. Спектр антистоксовой люминесценции кристалла К1-Т1 при интенсивном возбуждении ХеС1-лазером (А, = 308 нм): 1 - экспериментальные данные; 2 - спектры В - и с - люминесценции по [65].

Б

X, НМ

Рис. 5. Наведенное поглощение в кристалле К1-Т1 в начальный момент времени -(1) и через 1 мс после импульса возбуждения -(2).

ден спектр наведенного поглощения в кристалле К1-Т1 в начальный момент времени и через 1 мс после импульса возбуждения. Видно, что оптическая плотность наведенного в К1-Т1 поглощения со временем уменьшается, при этом положение спектральных максимумов и минимумов не изменяется. На Рис. 6 представлена осциллограмма кинетики наведенного поглощения для кристалла К1-Т1 в области 440 нм (Не-са лазер). В осциллограмме при т = зоок наблюдаются быстрая о,7 мс) и медленная 0,2 с) компоненты. Наличие быстрой и медленной компонент в кинетике наведенного поглощения характерно и для других кристаллов. При о? = зоок времена затухания наведенного поглощения значительно превышает времена жизни возбужденных состояний РИ. В дальнейшем, благодаря повышению чувствительности аппаратуры для некоторых кристаллов (квг-1п, К1-1п и др.) мы обнаружили наведенное поглощение с длительностью затухания, совпадающей с временами жизни возбужденных состояний РИ. Результаты детальных исследований этого явления приведены в Главе 2.

Кинетика затухания наведенного поглощения существенным образом зависит от температуры. Время затухания быстрой компоненты уменьшается с повышением температуры, а медленной части кинетики практически остается неизменным. Поскольку основными центрами захвата электронов в исследуемых кристаллах являются ионы активатора, то естественно предположить, что кинетика затухания наведенного поглощения определяется в основном активаторными центрами окраски. При малой концентрации РИ рекомбинация может происходить без промежуточных захватов и кинетика рекомбинации будет определяться прямым взаимодействием дырочных (Т12+) и электронных (Т1°) центров. В этом случае температурная зависимость уменьшения концентрации тх2+-центров может быть представлена следующим образом [943: В = Б0ехр[-(и/кТ)3 (1.2)

Рис. 6. Кинетика наведенного поглощения в кристалле К1-Т1 в области 440 нм.

где и - энергия термической активации тл0- центров. С увеличением концентрации активатора растет вероятность промежуточных захватов, при этом кинетика изменения концентрации центров окраски усложняется и не описывается выражением (1.2). Эксперименты показали, что при концентрации ионов Т1 с 5*10 1 см -3 прак-тичееки все тз. -центры распадаются экспоненциально с характерным временем t % 0,7 мс при Т = зоок. С увеличением концентрации активатора появляется и растет медленная компонента затухания оптической плотности.

Температурная зависимость быстрой компоненты наведенного поглощения хорошо спрямляется в координатах 1п(-Ь) - Т~1 (см Рис. 7). При этом энергия активации и = 0,49 ± о,05 эВ, что хорошо совпадает с энергией термической активации Т1°- центров в п [943 . Медленная часть изменения оптической плотности связана, по-видимому, с рекомбинацией электронов, освобожденных из Р-центров вследствие термических и туннельных процессов.

Кинетика нарастания, т.е. фронт наведенного поглощения при импульсном возбуждении для всех исследуемых кристаллов не превышает длительности лазерного импульса. На Рис. 8 в качестве примера показан фронт наведенного поглощения в кристалле К1-Т1 при зондирований Не-С& лазером (X = 440 нм). Как будет показано в дальнейшем, фронт наведенного поглощения содержит важную информацию, которая во многих случаях оказывается решающей при обсуждении механизмов ионизации РМ в ЩГК.

Кинетика процессов ионизащш изучалась нами и по фотопроводимости кристаллов КВг-1п, КС1-1п, К1-Т1 и др. Методика исследований фотоотклика была близка к используемой в [203. Типичный импульс фотопроводимости на примере кристалла К01-1п представлен на Рис. 9.

Известно, что интерпретация экспериментов по многофотонному

Рис. 7. Температурная зависимость времени затухания быстрой компоненты наведенного поглощения в кристалле К1-Т1.

- зо -

Ь, нс

Рис. 8. Фронт наведенного поглощения в кристалле К1-Т1 (А, =440 нм) при импульсном возбуждении в А-полосе.

Рис. 9. Кинетика фотопроводимости в кристалле К01-1п при импульсном возбуждении в А-полосе.

возбуждению фотопроводимости не только активированных, но и чистых ЩГК обычно осложняется присутствием в кристаллах неконтролируемых примесей, создающих в зоне проводимости реальные промежуточные уровни [20]. Поэтому нами была поставлена задача выделить фотопроводимость, связанную непосредственно с ионизацией активатора. Для этого нами были проведены сравнительные исследования активированных и неактивированных кристаллов. С целью исключения возможных проявлений двухфотонных процессов эксперименты проводились на кристаллах KCl и KCi-in, поскольку сумма двух квантов Xe-ci лазера (2Е = 8 эВ) меньше ширины запрещенной зоны в KCl (Е = 8,7 эВ).

о

Все кристаллы были одинакового размера 5X5X5 мм, интервал интенсивности возбуждения I = ю^-ю^ Вт/см2.

Эксперименты показали, что фотопроводимость в неактивированных кристаллах обусловлена, по-видимому, однофотонной ионизацией неконтролируемых примесей (зависимость амплитуды фототока от интенсивности возбуждения близка к линейной). Фотопроводимость же в КС1-1п обусловлена, вероятнее всего, двухфотонными ступенчатыми переходами, поскольку зависимость амплитуды фототока от интенсивности возбуждения близка к квадратичной. Фототок в кристалле КС1-In, несмотря на наличие активаторных центров захвата в 5-ю раз превышает фототок в KCl, обусловленный неконтролируемыми примесями. Исходя из этого, можно заключить, что преобладающая часть фотоотклика в KCi-in связана с ионизацией активатора. Фотоотклик кристаллов kbr-in, ki-ti и других аналогичен фотоотклику кристалла KCi-in и, по-видимому, также обусловлен взаимодействием фотонов с активатором.

Кинетика наведенного поглощения и фотопроводимости в активированных ЩГК свидетельствует о том, что основная часть примесных ионов ионизуется в период действия лазерного излучения.

1.3. Вероятность и механизмы ионизации РИ в ЩГК. Результаты спектроскопических исследований, изложенные в Разделе 1.2, позволяют предполагать существование эффективного механизма образования примесных центров окраски при возбуждении активированных кристаллов в А-полосе поглощения. Для оценки эффективности генерации дефектов необходимы количественные параметры ионизации и прежде всего вероятность, которую можно определить следующим образом:

= (И. / ие)/Ч (1.3)

где N. и N. концентрации ионизованных и возбужденных примесных

Л "

ионов, т - длительность возбуждения.

Определение вероятности ионизации по отношению к числу возбужденных примесных ионов в нашем случае обусловлено тем, что наблюдаемая эффективная ионизация примесных ионов связана прежде всего с их возбуждением. В некоторых случаях мы будем пользоваться степенью ионизации, т.е. отношением концентрации ионизованных актива-торных ионов к концентрации возбужденных. Число возбужденных ионов

можно определить из выражения: и

= к|1(1;)<и (1.4)

о

где к - коэффициент поглощения на длине волны накачки.

Для определения концентрации ионизованных активаторных центров воспользуемся формулой Смакулы [95, 96]:

= 1 ,29'1017[п/(п2 + г^З'к^'АЕ (1.5)

где N - концентрация поглощающих центров; 1 - сила осциллятора для полосы поглощения; п - показатель преломления для максимума полосы поглощения; ктах - максимальный коэффициент поглощения; ае - полуширина полосы поглощения. Сила осциллятора для а2+ центров варьируется в пределах 0,1-0,2

[39]. Несложный расчет по формулам (1.3) - (1.5) показывает, что степень ионизации РМ в ЩГК при I = Ю6- ю7 Вт/см2 составляет ю~2-ю~1. Это соответствует вероятности ионизации с-1.

Проведенные оценки свидетельствуют о высокой эффективности создания примесных центров окраски УФ лазерным излучением, которая значительно превышает эффективность создания таких центров рентгеновским облучением [26].

С целью выяснения механизма ионизации исследовались зависимости вероятности (степени) ионизации от концентрации активатора и интенсивности возбуждения. Экспериментальные значения оптической плотности наведенного поглощения от интенсивности накачки для кристалла К1-Т1 (с = ю18 см-3) представлены на Рис. ю.

Зависимость оптической плотности наведенного поглощения центров окраски от интенсивности возбуждения, как видно из Рис. ю, построенного в логарифмических координатах, имеет нелинейный характер с наклоном, близким к двум. Это совпадает с результатами исследований с - люминесценции и фотопроводимости в кристаллах и еще раз указывает на двухфотонный характер процессов ионизации примесных центров под действием лазерного излучения. При интенсивности I > 3*1 о"7 Вт/см2 наблюдается изменение наклона зависимости наведенного поглощения, т.е. понижение степени нелинейности процесса. Возможные причины этого явления будут рассмотрены ниже.

При фиксированной интенсивности накачки оптическая плотность наведенного поглощения возрастает с ростом концентрации ионов Т1+ вплоть до значений с = 1,5'Ю19 см-3 (Рис. 11).

Важной для выяснения механизма ионизации является зависимость степени ионизации от концентрации активатора, которая во многих случаях может дать критерий для разграничения механизмов [97]. Степень ионизации ионов Т1+ в К1, как видно из Рис. 11, в пределах

3x10

3x10'

I, Вт/см*

Рис. ю. Зависимость оптической плотности наведенного поглощения {% =440 нм) в кристалле К1-Т1 от интенсивности накачки.

Рис. 11. Концентрационные зависимости оптической плотности наведенного поглощения (1) и степени ионизации (точки с доверительными интервалами) в кристалле К1-Т1 при фиксированной интенсивности возбуждения.

доверительного интервала, не зависит от концентрации активатора. В дальнейшем (см. Раздел 1.4) независимость процессов ионизации РМ в ЩГК от концентрации активатора была также подтверждена нами исследованиями люминесценции кристаллов [28].

В активированных кристаллах возможна так называемая нижняя ионизация (захват примесным центром дырки) и верхняя ионизация, т.е. отрыв электрона от примесного центра [90, 98]. В общем случае не исключено, что воздействие мощного УФ излучения на активированные ЩГК приводит вместе с возбуждением активатора к двухфотонной генерации электронно-дырочных пар, которые, захватываясь примесными ионами, могут образовывать а2+ и а° центры. Однако для эффективной ионизации ю6-ю? с"1) активатора существенно взаимодействие фотонов именно с примесными ионами, а не с ионами матрицы. Кроме того, из экспериментов по воздействию наносекундных электронных импульсов на кристаллы Ю>0?1 и Ыа1-Т1 известно, что нижняя ионизация РМ имеет время нарастания наведенного поглощения а2+~ центров порядка сотен микросекунд, обусловленного миграцией У^-центров к центрам захвата [92]. В наших экспериментах фронт

О! __о

наведенного поглощения А -центров не превышает ю с. Следовательно, механизм нижней ионизации не может вносить существенный вклад в образование а2+- центров.

Рассмотрим возможные механизмы верхней ионизации. Известны несколько механизмов верхней ионизации: термическая ионизация возбужденного состояния [88-90], туннельная ионизация [991, фотоионизация [4, 25, 90, 100].

1• Терщческая_ионизация. Известно, что при возбуждении активированных ЩГК малоинтенсивными источниками света (лампой) термическая делокализация электронных возбуждений из А-состояний не наблюдается [88-90]. Воздействие лазерного импульса на кристалл

может привести к локальному нагреву возбуждаемого объема. Для оценки нагрева используем следующие параметры: энергия на единицу объема - 1 Дж/см3, удельная теплоемкость - 0,29 Дж/(г*К), плотность - 2 г/см3 [8]. Несложные расчеты показывают, что повышение температуры в возбуждаемом объеме не превышает 400°с даже в том случае, если вся поглощенная энергия перешла в тепло. Поэтому термическая ионизация А-состояний маловероятна из-за большого энергетического промежутка между зоной проводимости и и возбужденным 3Р4 уровнем (1 эВ ~ 11600К).

2. Туннельная_ионизация. Туннельный захват электрона с возбужденного с-состояния иона 1п+ в KCl наблюдался в [99], где показано, что вероятность туннелирования Wt между центрами люминесценции в ЩГК определяется следующим выражением:

00

Wt = 4lüW0li|r2exp(-2r/r0 - 4tci*3N/3 ) dr (1 .6)

о

где N - концентрация активатора; г - расстояние между центрами; г - радиус большего центра.

Теоретическое и экспериментальное изучение туннелирования из С-состояния показало, что даже при концентрации ионов in+ с % 0,1 мол.% вероятность туннелирования не превышает ю-2 с~1 [99].

В [99] туннелирования из А-состояний не наблюдалось; по-видимому, вероятность А-туннелирования много меньше, чем с - туннелирования. Для туннельных процессов характерна, как видно из формулы (1.6) сильная (экспоненциальная) зависимость от расстояния между возбужденными ионами и, следовательно, от их концентрации. В нашем случае вероятность ионизации от концентрации не зависит (Рис. 11). Следовательно, туннельные процессы не ответственны за ионизацию РИ с вероятностью wi = 1 о6- 1 о7 с"1. Независимость наблюдаемых нами процессов ионизации от концентрации РИ - не единственный аргумент

для такого утверждения. Следующие экспериментальные факты также указывают, что туннельные процессы не играют заметной роли в ионизации РИ при интенсивном возбуждении в А-полосе:

1. Фронт наведенного поглощения а2+- центров не превышает Ю-8 с, в то время как туннельные процессы образования А2+- центров имели бы времена, сравнимые с временами жизни возбужденных А-состояний Рй, т.е. порядка ю-6 - ю-7 с [15].

2. Длительность импульса фотопроводимости (см. Раздел 1.2) не превосходит длительности лазерного импульса (* ю~8 с), т.е. электроны появляются в зоне проводимости одновременно с возбуждением. Если а2+ и а0 центры создавались бы вследствие туннельных процессов, то наблюдалась бы только слабая (по уровню сигнала) фотопроводимость с временами порядка ю-1 - ю-4 с без коротких компонентов в кинетике фотопроводимости.

Заканчивая обсуждение туннельных процессов, следует отметить, что небольшая вероятность туннелирования между РМ в ЩГК -

1СГ2 с-1) не случайна, так как волновые функции их А-состояний в ЩГК сильно локализованы и имеют малую плотность уже на ядрах катионов второй координационной сферы Е1013 -

3- Фотоионизация. Одноквантовая фотоионизация Рй в ЩГК при возбуждении в А-полосу невозможна, так как А-состояние (релаксиро-ванное и нерелаксированное) отделено от зоны проводимости энергетическим зазором 1 - 1,5 эВ. Однако двух квантов возбуждения с энергией 4 - 4,5 эВ уже достаточно, чтобы перевести электрон из основного состояния активатора в область непрерывного спектра. На двухфотонный характер фотоионизации указывают такие экспериментальные факты, как квадратичная зависимость от интенсивности возбуждения оптической плотности наведенного поглощения, фототока, и с-люминесценции в активированных ЩГК.

В Разделе 1.2 мы уже показали, что фотоионизация РИ в ЩГК связана с возбуждением 3Р4 уровней, т.е. осуществляется из возбужденного А-состояния активатора и имеет резонансный характер. То, что в эксперименте наблюдается именно резонансная ионизация фото-возбуждаемых центров, подтверждается также резким падением эффективности ионизации при понижении температуры кристалла KI-T1 от комнатной до азотной. При этом происходит сужение спектра поглощения и расстройка резонанса [36].

Подавляющее большинство экспериментальных данных и их анализ свидетельствуют о том, что ионизация РМ в ЩГК при интенсивном возбуждении в А-полосе происходит по ступенчатому механизму. Промежуточным уровнем в данном случае является 3Р1- состояние активатора.

Наблюдаемое при больших уровнях возбуждения понижение степени нелинейности процесса (Рис. 10) может быть связано с насыщением по переходу *s - 3Р1. Критерием возникновения

насыщения, как известно, является нарушение неравенства [100]: т

| w(t)dt « 1 (1.7)

о

где w(t) - вероятность поглощения в единицу времени; % -

длительность импульса возбуждения. Оценим интеграл (1.7), исходя

из следующих параметров: т % ю-8 с; о = ю-18 см2; I = з*1о7 Вт/см2.

Сечение перехода % - \ в центре полосы для кристалла KI-T1

равно 1,3*Ю-16 см2 [15], на краю полосы для х = 308 нм сечение

примерно на два порядка меньше. При таких параметрах т

J al(t)dt * 0,4

о

т.е. при возрастании интенсивности возбуждения (I > з-ю7 Вт/см2) степень нелинейности процесса фотоионизации может понизиться.

- 41 - ' " ^¿-к^т:

1.4. Сечения фотоионизации ртутеподобных ионов в ЩГК.

Ранее (Раздел 1.3) нами была сделана оценка вероятности фотоионизации по оптической плотности поглощения Т12+- центров. Вероятность фотоионизации составила величину Ю6 - Ю7 с-1 и не зависела от концентрации активатора. Безусловный интерес представляло измерение сечения оптического перехода из возбужденного состояния активатора в зону проводимости кристалла. Сечение фотоперехода -одна из важнейших характеристик оптической спектроскопии, параметр, который объективно характеризует оптический переход. Измерение сечения представляет не только чисто научный интерес. Значение величины сечения позволяет оценить эффективность генерации дефектов в активированных ЩГК что важно с точки зрения выбора сред, перспективных для оптической записи информации [15-17] и для создания лазеров на центрах окраски в ЩГК [ю, 12].

Теоретические оценки сечений фотоионизационных переходов весьма затруднительны из-за возможных искажений волновых функций зонных состояний в дефектной области [42], поэтому необходимо экспериментально измерить сечение фотоионизации. Порядок величины сечения можно получить из имеющейся оценки вероятности фотоионизации по известному соотношению ш = о1, где I - интенсивность возбуждения, о - сечение фотоионизации. Значению № = ю6 - ю7 с-1 при интенсивности Ю24 фот/см2* с соответствуют сечения о = ю~17-- ю~18 см2. Абсорбционная методика, с помощью которой оценивалась вероятность, обладает, на наш взгляд, недостатками, не позволяющими с достаточной точностью измерить сечение. К таким недостаткам относятся необходимость использования больших интенсивностей возбуждения (I > ю МВт/см2), при которых возможно оптическое разрушение созданных дефектов, малый динамический диапазон, перекрытие полос поглощения создаваемых дефектов.

В настоящей работе мы применили люминесцентную методику измерения сечений, суть которой излагается ниже. Квантовый выход люминесценции ртутеподобных ионов в ЩГК при возбуждении обычными источниками света (лампой, искрой) не зависит от интенсивности возбуждения и близок к единице [1023. В случае интенсивного лазерного возбуждения, когда наблюдается фотоионизация активатора из возбужденного состояния, квантовый выход внутрицентровой люминесценции должен уменьшаться, поскольку часть электронов из возбужденного состояния затрачивается на образование электронных дефектов Т1° -центров и Р-центров. Таким образом, измеряя зависимость относительного квантового выхода внутрицентровой люминесценции от интенсивности возбуждения, можно определить долю ионизованных центров от общего числа возбужденных (степень ионизации) и измерить сечение фотоионизации возбужденного состояния активатора. К достоинствам предложенного метода относится то, что измерять надо практически один параметр - амплитуду сигнала люминесценции, вспомогательные измерения (калибровка светофильтров) проводятся лишь один раз, причем с хорошей точностью (5-ю%).

Рассмотрим подробнее используемую нами для количественных расчетов модель двухступенчатой фотоионизации (Рис. 12). Процессы поглощения и испускания квантов РИ в ЩГК можно представить четырехуровневой схемой. Релаксированное возбужденное состояние (РВС) активатора имеет сложную энергетическую и пространственную структуру [60, 71-76], между компонентами которой устанавливается термически равновесное распределение. Поскольку при возбуждении (Т = ЗООК) заселяются как излучатльные, так и метастабильные уровни [15], то, вероятнее всего, ионизация будет происходить как с излу-чательного уровня, так и с метастабильного. Для количественных расчетов нами предполагалось, что электрон при поглощении кванта

Рис. 12. Схема двухфотонной ступенчатой фотоионизации ртутеподобных ионов в ЩГК.

света переходит на возбужденный уровень центра люминесценции, затем вторым квантом переводится в зону проводимости и далее локализуется на каком-либо центре захвата, то есть обратно на ионизованный центр электрон не возвращается. В этой модели мы пренебрегаем изменением населенности РВС вследствие спонтанного и вынужденного излучений и не учитываем обратные захваты электронов на ионизованные центры. Изменение населенности РВС из-за спонтанного

—Я

излучения незначительно, так как длительность возбуждения (=10 с) много меньше времен жизни возбужденных состояний ртутеподобных ионов при комнатной температуре (ю~6-10~7 с) [15, 60, 61]. Оценка вероятности индуцированного излучения показала, что при реализуемой в нашем эксперименте интенсивности возбуждения ю25 фот/см2*с, величина = ю4 - ю5 с"1, то есть не превосходит вероятности спонтанной А-люминесценции РИ в ЩГК. Влияние повторных захватов зонного электрона ионизованным центром будет обсуждено ниже.

С учетом высказанных предположений уравнения для населенности на основном (п1) и возбужденном (п2) уровнях могут быть записаны следующим образом:

dn,

= -012' (1 .8)

at

dn

р

= a12*I,n1 ~ ai*I<n2 (1-9)

dt

Из уравнений (1.8) и (1.9) можно определить населенность п2 на возбужденном уровне после импульса возбуждения

01р

n2 = N* _ g.[exp(-oiL) - exp(-a12L)] (1.10)

т

где L = Ji(t)dt; N - концентрация активатора, о

Количество поглощенных квантов п3 после импульса возбуждения определяется из уравнения (1.8) п3 = N[1 - ехр(-а12Ь)] (1.11)

Квантовый выход люминесценции т] (в отн. ед.) есть отношение числа излученных квантов п2 к числу поглощенных пу.

П- О. ~ [ехр(-п-Ь) - ехр (-о. 9Ъ) ] ^ = 2 = -1-12- (1.12)

з (ст12 - а1)[1 - еХр(-а12Ь)]

Таким образом, зная величину квантового выхода люминесценции при каком-либо Ь, можно определить сечение фотоионизации. На практике измерялся относительный квантовый выход т) = т](Ь)/т]0, где т) -относительный квантовый люминесценции при слабом возбуждении, то есть проводилась нормировка на единицу. При слабом возбуждении (небольших ь) выражения для населенности на возбужденном уровне и количества поглощенных квантов можно упростить:

ь(а-« + а-?)

П£ = 1®су12Ь[1--^-— ] (1.13)

п3 = Мс12Ь(1 - ) (1 .14)

В этом случае т] = п2/п3 * 1 - а^/2, или

1 - т} * а±ъ/г (1.15)

Выражение (1.15) представляет собой квантовый выход ионизации, им можно ползоваться для оценки сечений фотоионизации [27].

Перейдем к рассмотрению экспериментальных результатов. На Рис. 13 представлены экспериментальные значения относительного квантового выхода люминесценции от интенсивности возбуждения для кристаллов К1-Т1 и К1-1п. Как видаю из рисунка, для обоих кристал-

Рис. 13. Зависимость относительного квантового выхода ионизации от интенсивности возбуждения: 1, - К1-1п; 2 - К1-Т1;

лов существует область интенсивности возбуждения, при которой квантовый выход остается постоянным, а при дальнейшем увеличении интенсивности - падает, т.е. наблюдается "ионизационнное тушение". По зависимости (1 - т]) = г(Ь) (Рис. 13) можно определить сечения фотоионизации, которые составили а^ = 3*ю-17 от2 для К1-Т1 и а^ = 4*1 о-17 от2 для К1-1п. Люминесцентные измерения хорошо дополняют абсорбционные, так как по люминесценции фотоионизацию можно обнаружить при меньших интенсивностях возбуждения, чем по поглощению созданных в кристалле дефектов. В интервале I = ю5 - ю6

р

Вт/см зависимость квантового выхода ионизации (1 - г}) от интенсивности возбуждения близка к линейной (см. Рис. 13). Так как (1 - Т)) представляет собой отношение числа ионизованных центров к числу поглощенных квантов, или в конечном счете, к интенсивности возбуждения, то наблюдаемая экспериментально зависимость

1 - т? * А*1 (1 .16)

где А - константа, есть не что иное, как квадратичная зависимость числа ионизованных центров от интенсивности возбуждения:

ж1 % А*I2 (1.17)

Расчеты по формулам (1.13 - 1.15) наглядны, однако область их применения ограничена небольшими интенсивностями возбуждения. Поэтому для полноты физической картины изучаемых явлений рассмотрим представленную на Рис. 14 экспериментальную зависимость амплитуды импульса люминесценции кристалла К1-1п (кривая 1) от величины Ъ и расчетные кривые, построенные по уравнениям (1.10) и (1.11). Кривая 2, построенная из уравнения (1.11) соответствует случаю, когда ионизация отсутствует. Излом на кривой 2 соответствует нача-

1 3

лу насыщения перехода Б - Взяв отношение амплитуды сигнала люминесценции п2 к числу поглощенных квантов п^ при фиксированном Ь, можно вычислить сечение ионизации о- и построить зависимость

Ь, фотон/см2

Рис. 14.

Экспериментальная (1) и расчетные (2, 3) зависимости люминесценции кристалла К1-1п от количества поглощенных за время возбуждения квантов.

п2 = г(ь) (кривая 3 на Рис. 14).

Предложенная наш методика расчета сечений фотоионизации позволяет уравнением (1.10) описать экспериментальную кривую до значений ь= 5*ю16 квантов/см2, то есть до значений ь, при которых сигнал люминесценции уменьшается вследствие ионизации в 1,5 - 2 раза. Отклонение экспериментальной кривой от теоретической при значениях

1 й Р

ъ > 5*Ю квантов/см мы связываем с увеличением вероятности повторных захватов на ионизованные центры из-за возрастания их концентрации. Известно, что сечение рекомбинации электрона на ионизованном центре Т12+ в КС1 более, чем на два порядка превышает сечение захвата на ионе Т1+ [143. Аналогичное соотношение, по-видимому, имеет место и для других кристаллов, так как сечения рекомбинации и захвата определяются, в основном, зарядовым состоянием центров

[14, юз]. Поэтому для определения сечений фотоионизации мы ис-

1 й

пользовали экспериментальные данные при небольших ь < ю квантов/см2, когда доля ионизованных центров невелика 0,01). На Рис. 15 приведены экспериментальные зависимости интенсивности люминесценции для кристаллов КС1-1П, К1- Т1, квг-1п. Эти зависимости использовались для вычисления сечений фотоионизации окоторые сведены в Таблицу 1 (о12 - сечение поглощения в центре а-полосы). Значения сечений поглощения в центре а-полосы взяты из [15] или определены по формуле Смакулы [953. Для всех кристаллов, кроме К1-Т1, сечение фотоионизации из нижнего возбужденного состояния не зависит от концентрации. Так как кристаллы К1-Т1 возбуждались накачкой (л. = 308 нм) в длинноволновый край а-полосы, то возрастание сечения ионизации при увеличении концентрации активатора может быть связано с появлением новой полосы поглощения из-за образования парных центров (Т1+)Р [104].

Ь, фотон/см2

Рис. 15-

Экспериментальные зависимости люминесценции кристаллов от количества поглощенных за время возбуждения квантов: 1 - КС1-1п; 2 - К1-Т1; 3 - КВг-1п.

- 51 -Таблица 1.

Сечения фотоионизации из возбужденных состояний РИ в ЩГК.

Кристалл 0, 1017 СМ 3 о12, ю 17 см2 -17 9 ю ' см

К1-Т1 10 13 3

К1-Т1 1 13 1

КСЪ-1п 1-100 0,2 1,6

КВг-1п 1-100 0,5 4,5

К1-1п 1-100 0,6 4

КВг-Бп 1-100 0,7 4,5

Основными источниками ошибок при определении сечений фотоионизации является измерение интенсивности лазерного излучения и учет его пространственно-временной структуры. Зависимость интенсивности от времени учитывалась нами по осциллограмме лазерного импульса при определении величины Ь. Была проведена проверка распределения интенсивности 1(х,у) в плоскости, перпендикулярной к оси пучка, по ожогу фотоматериалов от ряда лазерных импульсов с различной степенью ослабления по энергии. Установлено, что распределения 1(х) и 1(у) можно представить плавными кривыми с максимумом в центре пучка.

Необходимо заметить, что в общем случае в формулах (1.10) и (1.11) следует ввести интегрирование по объему, с которого регистрируется люминесценция. В эксперименте мы проектировали на щель монохроматора только ту часть объема кристалла, в пределах которого интенсивность возбуждения изменялась из-за поглощения незначительно (10-15$). Такая постановка эксперимента позволила избежать

интегрирования по объему и упростить расчеты по формулам (1.1 о) и (1.11). В целом, точность измерений абсолютной величины сечений можно оценить в 50-70%, точность же относительных измерений составляет 20%.

Как уже указывалось во Введении, РИ в ЩГК рассматривались в качестве перспективного класса активаторов для получения перестраиваемой лазерной генерации в УФ области спектра [153. Основанием для этого было то, что РМ в ЩГК обладают широкополосной люминесценцией в УФ области с квантовым выходом, близким к единице. Проведенные в [153 оценки показали, что порог лазерной генерации в этих кристаллах может быть достижим при их накачке импульсами эксимерных лазеров и другими источниками мощного УФ излучения. Вместе с тем, полученные нами значения сечений фотопереходов из возбужденных состояний РИ в зонные близки к сечениям разрешенных переходов. Это обстоятельство является серьезным препятствием для получения стимулированного излучения РИ в ЩГК. Критерием в оценке перспективности создания лазеров на РИ в ЩГК может служить следующее утверждение: энергия квантов накачки не должна превышать энергетического зазора между верхним рабочим уровнем и зоной проводимости. Если же учесть наличие в структуре возбужденных состояний РИ метастабильного уровня 3Ро и явление наведенного поглощения в широкой области спектра, то создание лазеров на РИ в ЩГК маловероятно. Вместе с тем, не исключена возможность наблюдения лазерной генерации на центрах окраски, в состав которых входят РИ [123.

Измерение сечений фотоионизации РИ стало важным шагом на пути выяснения природы конечных (зонных) состояний оптического перехода, ведущего к ионизации. Исследованию таких состояний и высокоэнергетических уровней РИ в ЩГК посвящена следующая глава.

Заключение диссертации по теме «Лазерная физика», Данилов, Валерий Павлович

ЗАКЛЮЧЕНИЕ В работе получены следующие основные результаты:

1. Обнаружена эффективная ионизация (да = 1 о6- 1 о7 о-1) ртутепо-добных ионов (РИ) (1п+, Т1+, Бп2+ и др.) в ЩГК при интенсивном (I > 1 МВт/см2) лазерном возбуждении в полосы активаторного поглощения. Экспериментально установлено, что механизмом ионизации является ступенчатая фотоионизация активатора, приводящая к образованию в кристаллах примесных и собственных дефектов. Измерены сечения фотоионизации из нижнего возбужденного состояния ионов 1п+, Т1+, Бп2"1", в ЩГК (а = (1-4)*ю-17 см2), величины которых близки к сечениям разрешенных электродипольных переходов.

2. В спектрах поглощения РИ в ЩГК из возбужденного состояния в зону проводимости обнаружены резонансы, установлено их энергетическое положение относительно дна зоны проводимости (2,4 - 2,7 эВ). Анализ экспериментальных данных и особенностей зон проводимости ЩГК показывает, что наблюдаемые резонансы фотоионизации связаны с квазилокальными состояниями активатора.

3. В спектрах рекомбинационной люминесценции РИ в ЩГК обнаружены С-полосы излучения активатора, показывающие, что при рекомбинации электронов с примесными дырочными центрами в ЩГК образуются возбужденные высокоэнергетические 1Р1-состояния РИ. Экспериментально получены величины сечений рекомбинации и захвата электронов примесными дефектами в ЩГК (а^ ^ Ю-12 см2 и а0 ~ 5*1 о-14 см2).

У а

4. Методами оптической и ЭПР спектроскопии установлено, что резонансная фотоионизация РИ в ЩГК при т = зоок приводит к образованию А°(1)-центров. Исследован механизм образования а°(1)центров при оптическом возбуждении кристаллов. Экспериментально доказано, что А°(1)-центры образуются вследствие миграции анионных вакансий. Источником вакансий служат г1 - центры в регулярной решетке, которые являются первичным продуктом фотоионизации РИ.

5. Методом пикосекундной абсорбционной спектроскопии впервые измерены времена образования Р-центров в активированных РИ ЩГК при резонансной фотоионизации примесных ионов. Времена образования Р-центров составляют ю-20 пс, которые совпадают с временами образования Р-центров в чистых ЩГК вследствие распада автолокали-зованных экситонов.

6. Предложена модель образования Р-центров в активированных ЩГК, согласно которой в кристаллах под действием возбуждающего излучения происходит циклическая фотоинжекция электронов и дырок примесными центрами с последующим образованием автолокализован-ных экситонов и Р-центров. Методом численного моделирования процессов циклической фотоинжекции электронов и дырок получены расчетные значения концентрации Р-центров при различных интенсив-ностях возбуждения (I = 0,6 - 2,7 ГВт/см2). Экспериментально измеренные концентрации Р-центров в указанном интервале интенсив-ностей возбуждения хорошо совпадают с расчетными.

7. Обнаружена люминесценция автолокализованных экситонов в активированных РИ ЩГК при оптическом возбуждении ионов активатора в нижнее возбужденное состояние. Спектрально-кинетическими методами установлено, что источником электронных возбуждений для образования экситонов являются ионы активатора. Экспериментально доказана экситонная природа образования Р-центров в активированных РИ ЩГК. * *

Автор выражает глубокую благодарность академику А.М.Прохорову за многолетнее научное сотрудничество и за постоянную поддержу настоящей работы. Автор искренне признателен Т.М.Муриной, В.М.Жекову, П.Г.Баранову, Л.Е.Нагли, В.В.Бочкареву, М.С.Батыгову за научное сотрудничество, участие в экспериментах и плодотворные обсуждения. Автор благодарен сотрудникам Дюссельдорфского университета (ФРГ) профессору Д.Ишду, докторам Л.О.Швану, А.Шиллеру, Р.Кампхаузену за предоставленную возможность экспериментальной работы, участие в экспериментах и полезные обсуждения. Автор благодарит всех сотрудников ИОФ РАН, которые способствовали выполнению настоящей работы.

Список литературы диссертационного исследования доктор физико-математических наук Данилов, Валерий Павлович, 1997 год

ЛИТЕРАТУРА

1. Kanzig W. Electron spin resonance of Y-сenters. // Phys. Rev. 1955. Y. 99. N 6. P. 1890-1891.

2. Лущик Ч.Б., Лущик А.Ч. Распад электронных возбуждений с образованием дефектов в твердых телах.- М.: Наука, 1989. 264 с.

3. It oh. N., Tanimura К. Pofmation of interstitial-vacancy pairs by electronic excitation in pure ionic crystals // J. Phys. Ohem. Solids. 1990. V. 51. N 7. P. 717-735.

4. Стоунхем A.M. Теория дефектов в твердых телах. М.: Мир, 1978. Т. 1. 569 с.; Т. 2. 357 с.

5. Нокс Р. Теория экситонов. М.: Мир, 1966. 219 с.

6. Williams R.T., Song K.S. The self-trapped exciton // J. Phys. Ohem. Solids. 1990. V. 51. N 7. P. 679-716.

7. Поляроны. Под ред. Ю.А.Фирсова. М.: Наука, 1975. 423 с.

8. Воронкова Е.М., Гречушников В.Н., Дистлер Г.И., Петров И.П. Оптические материалы для инфракрасной техники. М.: Наука, 1965. 336 с.

9. Зайдель А.Н., Щрейдер Е.Я. Вакуумная спектроскопия и ее применение. М.: Наука, 1976. 432 с.

10. Ter-Mikirtychev Y.Y., Tsuboi Т. Stable room-temperature tunable color center lasers and passive Q-switchers. // Prog. Quant. Electr. 1996. Y. 20. N. 3. P. 219-268.

11. Непомнящих А.И., Раджабов E.A., Егранов А.В. Центры окраски и люминесценция кристаллов ЫР. Новосибирск: Наука, 1984. 111 с.

12. Gellermann W. Color center lasers // J. Phys. Chem. Solids. 1991. Y. 52. N. 1. P. 249-297.

13. Вяземский B.O., Ломоносов И.И., Писаревский А.Н. и др. Сцин-тилляционный метод в радиометрии. М., Госатомиздат, 1961. 430 с.

14. Алукер Э.Д., Лусис Д.Ю., Чернов С.А. Электронные возбуждения и радиолюминесценция щелочно-галоидных кристаллов. Рига: Зинатне, 1979. 252 с.

15. Власов Г.М., Калнынып Р.А., Нагли Л.Е., Объедков В.П., Пля-виня И.К., Тале А.К. // Некоторые физические явления в активированных ЩГК и возможности оптической обработки информации // Автометрия. 1980. N 1.0. 66-96.

16. Von Seggern Н. X-ray storage phosphors: physical mechanisms and applications // Crystal Lattice Def. and Amorph. Mater. 1989. V. 18. P. 339-417.

17. Thorns M., Yon Seggern H., Winnacker A. Defect centers in the X-ray storage phosphor RbI:Tl+. // Proceedings of the XII Int. Conf. on Defects in Insulating Materials. Singapore: World Scientific, 1993. Vol. 2. P.1169-1171.

18. Зазубович С.Г., Лущик Н.Е. Электронные возбуждения ртутепо-добных центров в щелочно-галоидных кристаллах. // В сб. "Физика примесных центров в кристаллах". Таллин: АН ЗССР, 1972. С. 483-504.

19- Ranfagni A., Mugnai D., Bacci М., Yiliani G., Pontana M.P. The optical properties of thallium-like impurities in alkali-halide crystals // Advances in Physics. 1983. Y. 32, No. 6. P. 823-905.

20. Горшков Б.Г., Епифанов А.С., Маненков А.А., Панов А.А. Лазерное возбуждение неравновесных носителей в широкозонных диэлектриках. // В сб. "Лазерные методы исследований дефектов в полупроводниках и диэлектриках". М.: Наука, 1986. о. 99-151.

21. Баранов П.Г., Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М.,

Нагли Л.Е., Прохоров A.M., Романов Н.Г. Оптическое поглощение кристаллов KI-T1, наведенное интенсивным УФ лазерным излуче-

нием. // тез. докл. 27-го Всесоюз. совещ. по люминесценции. Рига, 1980. о. 101.

22. Баранов П.Г., Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е., Прохоров A.M. Наведенное оптическое поглощение кристаллов KI-T1 под действием интенсивного лазерного излучения. // Крат, сообщ. по физике ФИШ. 1980. N 5- 0. 33-38.

23. Баранов П.Г., Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е., Прохоров A.M. Оптическое поглощение кристаллов KI-T1, наведенное интенсивным УФ лазерным излучением. // ФТТ. 1980. Т. 22. N 9. 0. 2790-2796.

24. Асеев Г.И., Кац М.Л., Никольский В.К., Елистратов В.А. Многофотонное возбуждение люминесценции и фотопроводимости монокристаллов KCl-Eu рубиновым и неодимовым лазерами. // Изв. АН СССР, сер. физ. 1969. Т. 33. N 5. С. 857-662.

25. Асеев Г.И., Кац М.Л., Никольский В.К., Медведев Б.А., Силки-на Т.Г. О механизмах уменьшения потенциала ионизации примесных центров в щелочно-галоидных кристаллах в поле лазерного излучения. // Опт. и спектр. 1975. Т. 38. N 5. 0. 959-965.

26. Баранов П.Г., Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Прохоров A.M. Образование центров окраски в кристаллах КС1-1п и NaCi-in под действием интенсивного УФ лазерного излучения // ФТТ. 1981. Т. 23. N 6. С. 1829-1831.

27. Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е. Ионизация лазерным возбуждением ртутеподобных ионов в щелочно-галоидных кристаллах // Изв. АН Латв. ССР, сер. физ.-тех. наук. 1982.

N 3. С. 44-46.

28. Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е., Прохоров A.M. Сечения фотоионизации из возбужденного состояния некоторых ртутеподобных ионов в щелочно-галоидных кристаллах //

Квантов, электрон. 1982. т. 9. N 7. с. 1466-1469.

29. Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли I.E., Прохоров A.M. Фотоионизация ртутеподобных ионов в щелочно-галоидных кристаллах при возбуждении в А- и С-полосах. // Крат, сообщ. ПО физике. 1982. N 7. С. 25-28.

30. Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е., Прохоров A.M. Высокоэнергетические квазилокальные состояния в активированных щелочно-галоидных кристаллах // Тез. докл. 6-ой Всесоюзн. конф. по физике ВУФ излучения и взаимодействию излучения с веществом. Москва (МГУ), 1982. С. 117.

31. Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е., Прохоров A.M. Квазилокальные состояния в щелочно-галоидных кристаллах, активированных индием // Письма в ЖЭТФ. 1982. Т. 36. N 6. с. 187-189.

32. Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е., Прохоров A.M. Двухфотонная ступенчатая спектроскопия квазилокальных состояний ртутеподобных ионов в щелочно-галоидных кристаллах // Тез. докл. 11-ой Всесоюзн. конф. по когерентной и нелинейной оптике. Ереван, 1982. Т. 1. о. 255-256.

33. Данилов В.П. Фотоионизация ртутеподобных ионов в щелочно-галоидных кристаллах при интенсивном оптическом возбуждении // Дис. ... канд. физ.-мат. наук. Москва, 1983. 119 с.

34. Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М., Нагли Л.Е., Прохоров A.M. Высокоэнергетические квазилокальные состояния в активированных щелочно-галоидных кристаллах // в Сб. "Физика ВУФ излучения" М.: МГУ, 1983. G. 103-107.

35. Баранов П.Г., Данилов В.П., Жеков В.И., Мурина Т.М.,

Нагли Л.Е. Способ РЕГА записи и считывания оптической информации в ЩГК, активированных ртутеподобными ионами // Авт.

СВИД. N 1010657. Б.И. 1983. N 13. 0. 272.

36. Данилов В.П. Образование дефектов при интенсивном оптическом возбуждении щелочно-галоидных кристаллов с ртутеподобными ионами // В сб. "Лазерные методы исследований дефектов в полупроводниках и диэлектриках". М.: Наука, 1986. с. 60-98.

37. Фано У., Купер Дж. Спектральные распределения сил осцилляторов в атомах. М.: Наука, 1972. 200 с.

38. Powler W.B. Electronic states and optical transitions of color centers // Phisics of color centers. Ed. W.B.fowler. N.Y.: lead. Press, 1968. P. 133-150.

39. Osminin Y., Zazubovicli S. Processes due to optical excitation of inpurities with one s - electron (Ag°, Gu°, Tl2+, In2+, Ga2+) in KC1 crystals // Phys. stat. sol. 1975. Y. 71. N 2. P. 435-447.

40. Лущик H.E., Лущик Ч.Б., Лийдья Г.Г., Мерилоо И.А. Локализованные электронные возбуждения ионных кристаллов, активированных ртутеподобными ионами // Тр. И-та физики и астрономии АН ЭССР. 1964. N 28. С. 3-19.

41. Кристофель Н.Н., Завт Г.С. Оптические электронные переходы между локальными и зонными состояниями в примесных центрах // ОПТ. И спектр. 1968. Т. 25. N 5. С. 705-712.

42. Кристофель Н.Н. Теория примесных центров малых радиусов в ионных кристаллах. М.: Наука, 1974. 336 с.

43. Данилов В.П., Мурина Т.М., Шлид Д., Шван Л., Шиллер А. Спектрально-кинетические характеристики рекомбинационной люминесценции щелочно-галоидных сцинтилляторов, возбуждаемой в Р-полосе пикосекундными лазерными импульсами // Тез. докл. XX Всесоюзн. съезда по спектроскопии. Киев, 1988. Часть 2. С. 6.

44. Данилов В.П., Мурина Т.М., Прохоров A.M., Шмид Д., Шван Л.,

Шиллер А. Образование высокоэнергетических состояний ртуте-подобных ионов в щелочно-галоидных кристаллах в процессе рекомбинации электронов и дырок // Письма в ЖЭТФ. 1989. Т.49. N 1. С. 21-23.

45. Данилов В.П., Мурина Т.М., Прохоров A.M., 1Шлид Д., Шван Л., Шиллер А. Кинетика люминесценции щелочно-галоидных сцинтил-ляторов, фотостимулированной пикосекундными лазерными импульсами // Крат, сообщ. по физике. 1989. N з. с. 28-30.

46. Bradford J.N., Williams R.T., Faust W.L. Study of F-center formation in KC1 on a piooseoond time scale // Phys. Rev. Letters. 1975. V. 35. No. 5. P. 300-303.

47- Suzuki Y., Hirai M. Formation of self-trapped exoitons and F-centers in piooseoond range in KI crystals // J. Phys. Soo. Japan. 1977. V. 43. N 5. P. 1679-1685.

48. D'hertoghe J., Jacobs G. Self-trapped exciton and P centre formation by picosecond laser pulses in alkali bromides and iodides. // Phys. stat. sol. (b). 1979. V. 95. N 1.

P. 291-300.

49. Бочкарев В.В., Данилов В.П., Мурина Т.М., Прохоров A.M.. Кинетика образования F-центров при ступенчатой фотоионизации ионов Т1+ в КВг пикосекундными лазерными импульсами // Письма в ЖЭТФ. 1990. Т. 51, N. 7. С. 358-360.

50. Boclikarev Y.V., Danilov Y.P., Murina Ф.М., Prokhorov A.M. Past color center formation in Tl+ - like ions doped alkali-halide crystals under picosecond laser irradiation // Abs. 6th Intern. Conf. on Radiation effects in insulators. Weimar (Germany), 1991. P. 169.

51. Бочкарев В.В., Данилов В.П., Мурина Т.М. Пикосекундная динамика образования F-центров в КВг-Tl и KBr-in при интенсивном

лазерном возбуждении активатора // Крат, сообщ. по физике. 1991. N ю. с. 8-10.

52. Бочкарев В.В., Данилов В.П., Мурина Т.М., Прохоров A.M. О влиянии двухфотонных переходов на процесс образования Р -центров в активированных щелочно-галоидных кристаллах при мощном лазерном возбуждении в полосу примесного поглощения // Опт. и спектр. 1992. Т. 72. N 6. 0. 1363-1366.

53- Boohkarev Y.Y., Danilov Y.P., Murina Т.М., Prokhorov A.M. Optical formation of A°(1) centers in KBr:Tl, KC1:T1, and KOI:In crystals // Phys. Stat. Sol. (b). 1992. V. 173, N 2. P. K43-K46.

54. Batygov M.S., Boohkarev Y.V., Danilov V.P., Murina T.M., Prokhorov A.M. Intensively excited Tl+-like impurity center as a factory of electrons and holes // Abs. XII Int. Conf. on Defects in Insulating Materials. Nordkirchen, 1992. P. 292.

55. Batygov M.S., Boohkarev Y.Y., Danilov Y.P., Murina T.M., Prokhorov A.M.. Intensively excited Tl+-like impurity center as a factory of electrons and holes // Proc. XII Int. Gonf. on Defects in Insulating Materials. Singapore: World Scientific, 1993. Y. 2. P. 1039-1041.

56. Батыгов M.G., Бочкарев В.В., Данилов В.П., Мурина Т.М., Прохоров A.M. Генерация электронных возбуждений примесными центрами в щелочно-галоидных кристаллах под действием интенсивных световых потоков. // Препринт ИОФАН N 6, 1996. 30 с.

57. Danilov Y.P., Murina T.M., Prokhorov A.M., Kamphausen R., Schmid D,, Schwan L.O. Self-trapped exciton luminescence induced by photoexcitation of the impurity ions in alkali halides // Solid State Commun. 1995. Y. 94. N 6. P. 477-480.

58. Pukuda A. Alkali halide phosphors containing impurity ions

р

with (в) configuration // Science of Light. 1964. V. 1312. P. 64-114.

59. Лущик H.E., Мерилоо И.А. Кристаллофосфоры с ртутеподобными активаторами и проблема предсказания спектров новых люминофоров // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1966. Т.25. N 9. С. 1517-1520.

60. Тринклер М.Ф. О сложной структуре нижнего возбужденного состояния щелочно-галоидных кристаллов, активированных таллием // Радиационная физика. Рига: Зинатне, 1970. N 6. Р. 6-47.

61. Тале А.К. О внутрицентровой люминесценции щелочно-галоидаых кристаллов, активированных индием // Радиационная физика. Рига: Зинатне, 1970. N 6. Р. 49-92.

62. Seitz P. Interpretation of the properties of alkali halide-thalllum phosphors // J. Ohem. Phys. 1938. Y. 6. N 3. P. 150-162.

63. Лущик H.E., Лущик Ч.Б. Электронно-колебательные процессы в центрах люминесценции ионных кристаллов с участием нескольких возбужденных состояний // Тр. И-та физики и астрономии

АН ЭССР. 1961. N 15. С. 30-35. 64- Edgerton R., Teegarden К. Emission spectra of KC1-T1, KBr-Tl, and KI-T1 at 300, 80, and 12°K // Phys. Rev. 1963- Y. 129. N 1. P. 169-174.

65. Edgerton R., Teegarden K. Emission spectra of KI-T1 at 12°K // Phys. Rev. 1964. V. 136. N 4. P. 1091-1092.

66. Васильченко E.A., Зазубович С.Г., Лущик Н.Е. Поляризованное С-излучение кристалла KCi-Sn и уточнение диаграммы Sn2+ центров // ОПТ. и спектр. 1972. Т. 32. N 6. С. 749-755.

67. Сильд О.И. Теория центра люминесценции в кристалле. - Тарту: Изд-во Тарт. ун-та, 1968. 138 с.

68. Ребане К.К. Элементарная теория колебательной структуры спек-

тра примесных центров кристаллов. - М.: Наука, 1968. 264 с.

69. Лущик Н.Е., Лущик Ч.Б. О модели центров люминесценции в щелочно-галоидных кристаллофосфорах // Тр. И-та физики и астрономии АН ЭССР. 1957. N 6. С. 5-62.

70. Лущик Н.Е. Щелочно-галоидные фосфоры, активированные индием // Тр. И-та физики и астрономии АН ЭССР. 1957. N 6. С.149-168.

71. Фукуда А. Эффект Яна-Теллера и центры типа Т1+ в щелочно-галоидных кристаллах // В сб. "Физика примесных центров в кристаллах". Таллин: АН ЭССР, 1972. С. 502-527.

72. Тринклер М.Ф., Золовкина И.О. А-люминесценция щелочно-галоидных кристаллов, активированных одновалентными ртутеподобными ионами // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1976. Т. 40. 19.

С. 1939-1943.

73. Le Si Dang, Romestain R., Merle d'Aubigne Y., Pukuda A. Jahn-Teller effects in an optical triplet coupled to both

I and Tp modes of vibration: Experimental evidence for the coexistance of tetragonal and trigonal minima // Phys. Rev. betters. 1977. V. 38. N 26. P. 1539-1543.

74. Le Si Dang, Romestain R., Merle d'Aubigne Y., Pukuda A. Magnetic resonance in relaxed excited states Ax and A^ of Ga in alkali halides // Solid State Communs., 1978. V. 26. N 7. p. 413-416.

75. Тринклер М.Ф. Статический эффект Яна-Теллера для ртутеподобных центров люминесценции в щелочно-галоидных кристаллах // ИЗВ. АН СССР. Сер. физ. 1981. Т. 45. N 2. С. 332-336.

76. Зазубович С.Г. Исследование структуры возбужденных состояний ртутеподобных центров в кубических кристаллах методом поляризованной люминесценции // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1982. Т.46. N 2. С. 273-279.

77- Мотт Н., Герни Р. Электронные процессы в ионных кристаллах. М.: Изд-во иностр. лит. 1950. 304 с.

78. Кац М.Л. Люминесценция и электронно-дырочные процессы в фотохимически окрашенных кристаллах щелочно-галоидных соединений. - Саратов: Мзд-во Сарат. ун-та, 1960. 271 с.

79. Гурвич A.M. Введение в физическую химию кристаллофосфоров. М.: Высш. шк., 1971. 356 с.

80. Вале Г.К. Захват электронов и дырок центрами люминесценции в щелочно-галоидных кристаллах, активированных ртутеподобными ионами // Тр. И-та физики и астрономии АН ЭССР. 1963. N 23. С. 137-154.

81. Вале Г.К., Золотарев Г.К., Кукетаев Т.А., Лущик Н.Е.,

Лущик Ч.Б. Активаторные ловушки для электронов и дырок в ионных кристаллах // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1966. т. зо. N 4. С. 695-697.

82. Delbecq O.J., Ghosh А.К., Yuster Р.Н. Trapping and annihilation of electrons and positive holes in KC1:T1C1. // Phys. Rev. 1966. Y. 151. N 2. P. 599-609.

83. Hersh H.N. Color centers in KI containing impurity electron acceptors: KI-Tl. // J. Chem. Phys. 1959. V. 30. N 3.

P. 790-800.

84. Jaek I., Kink M. Tl°, In° and Ga° centers in KC1 crystals.

// Phys. stat. sol. (b). 1973. V. 56. N 2. P. 375-381.

2+

85. Dreybrodt W., Silber D. Electron spin resonance of Ф1 centers in KC1 crystals // Phys. stat. sol. 1967. Y. 20.

P. 337-346.

86. Баранов П.Г., Храмцов В.А. ЭПР центров индия и галлия в щелочно-галоидных кристаллах // ФТТ. 1979. Т. 21. N 5. с. 1455-1460.

87- Roth M., Halperin A. Radiation induced defects in KBr:Tl+ crystals // J. Phys. Chem. Solids. 1982. Y. 43. N 7. P. 609-616.

88. Тийслер Э.С. Оптические и электрические явления при делокализации примесных возбуждений в ионных кристаллах // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1966. Т. 30. N 9. С. 1545-1548.

89. Тийслер Э.С. Оптические и электрические явления при ионизации центров люминесценции в щелочно-галоидных кристаллах, активированных ионами Ga+, ln+ и ïl+. Автореф. дис. ... канд.

физ.-мат. наук. Тарту, 1968. 19 с.

90. Лущик Ч.Б., Кяэмбре Х.Ф., Луканцевер Ю.Л., Лущик Н.Е., Тийслер Э.С., Яэк И.В. Ионизация центров люминесценции и квазилокальные электронные возбуждения в ионных кристаллах // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1969. Т. 33. N 5. С. 863-869.

91. Вишневский В.Н., Пидзырайло Н.С. Рекомбинационная люминесценция монокристаллов Nal-Ti, возбуждаемая в А-полосе активатор-ного поглощения // Изв. вузов (физика). 1972. N 7. с. 158-160.

92. Dietrich Н.В., Purely À.S., Murray R.B., Williams R.T. Kinetics of self-trapped holes in alkali-halide crystals: Experiments in Nal(Œl) and KI(d?l) // Phys. Rev. (B). 1973. Y. 8.N 12. P. 5894-5901.

93. Зазубович С.Г., Кинк М.Ф., Яэк И.В., Осминин B.C. Ступенчатое излучение двух фотонов при взаимодействии одной электронно-дырочной пары с активаторными центрами в ЩГК // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1973. Т. 27. M 4. С. 732-735.

94. Кулис П.А. Параметры тепловой ионизации атомарных центров активатора в щелочно-галоидных кристаллах // Учен. зап. Латв. ун-та. 1975. Т. 246. С. 111-126.

95. Smakula A. Uber Erregung mid Entfärbung licht elektrisch-

leitender Alkalihalogenide // Zs. f. Physik. 1930. Bd. 59. S. 603-604.

96. Dexter D.L. Absorption of light by atoms in solids // Phys. Rev. 1956. Y. 101. N1. P. 48-50.

97. Феофшов П.П. Кооперативные оптические явления в активированных кристаллах // В сб. "Физика примесных центров в кристаллах". Таллин: АН ЭССР, 1972. С. 539-563.

98. Луканцевер Н.Л. О верхней и нижней ионизации ртутеподобных ионов В кристаллах KCl-Ga, Ag; KCl-In, Ag; KC1-T1, Ag; // ЖПС. 1969. T. 11. 0. 309-315.

99. Лейман B.M. Туннельная ионизация возбужденных 1п+-центров в KCl-In // ФТТ. 1972. Т. 14. N 12. 0. 3650-3654.

юо. Делоне Н.Б., Крайнов В.П. Атом в сильном световом поле. М.: Атомиздат, 1978. 287 с.

101. Баранов П.Г. Микроволново-оптическая спектроскопия дефектов в ионных кристаллах. // Дис. ... докт. физ.-мат. наук. Ленинград, 1981. 396 с.

102. Моргенштерн З.Л. Измерение абсолютного квантового выхода фотолюминесценции щелочно-галоидных кристаллов // ЖЭТФ. 1955. Т. 29. N 6. С. 903-904.

юз. Антонов-Романовский В.В. Введение в кинетику фотолюминесценции кристаллофосфоров. М.: Наука, 1966. 324 с.

104. Ohata Т., Hayashi Т., Koshino S. Luminescence of (Tl+)2 centers in KI // J. Phys. Soc. Japan. 1978. Y. 45. N 2. P. 581-585.

105. Бассани Ф., Парравичини Дж.П. Электронные состояния и оптические переходы в твердых телах. М.: Наука, 1982. 392 с.

106. Киреев П.С. Физика полупроводников. М.: Высшая школа, 1975. 584 с.

107. Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках. М.: Мир, 1973. 456 о.

108. Грибковский В.П. Теория поглощения и испускания света в полупроводниках. Минск: Наука и Техника, 1975. 464 с.

109. Интенберг Л.Е. Исследование затухания быстрого компонента примесной люминесценции при возбуждении в А- и С-полосах поглощения в кристалле К1-а?1 // Изв. АН Латв. ССР. Сер. физ.-техн. наук. 1977. ж 5. с. 33-38.

110. Billardon М., Ortega J.M. On the existence of reabsorption

о

between excited states of "ns^" ions in alkali halides. // Solid State Communs., 1981. V.38. N 8. P. 765-769.

111. Page L.Y., Strozer Y.A., Hygh l.H. Calculation of L band in KC1 // Phys. Rev. Lett. 1968. Y. 21. N 6. P. 348-350.

112. Шмарцев Ю.В., Решетнюк А.Д., Кистова E.M. Фотоионизация доноров с переходом электронов в более высокую зону проводимости // ФТП. 1970. Т. 4. N 1. С. 195-199.

113. Филипс Дж. Оптические спектры твердых тел. М.: Мир, 1968. 176 с.

114. Вонч-Вруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников. М.: Наука, 1990. 685 с.

115- Яэк И.В. О возбуждении примесных центров в щелочно-галоидных кристаллах при рекомбинации электронов и дырок. Тр. И-та физики и астрономии АН ЭССР. 1963. N 23. С. 170-174.

116. Маделунг 0. Физика твердого тела (локализованные состояния). М.: Наука, 1985. 184 с.

117. Дяченко С.В. Природа фотостимулированной люминесценции в активированных ЩГК. Авт. дис. ... канд. физ.-мат. наук. Саласпилс, 1988. 16 с.

118. Калнинь А.Э., Плявинь И.К., Попов А.И., Тале А.К. Определе-

ние эффективного сечения поглощения Р-центров в квг-ln методом фотостимулированной люминесценции // Мзв. АН Латв. ССР. Сер. физ.-техн. наук. 1989. N 5. С. 3-8. 119- Nagli L.E. P-centers in КС1-Т1 Crystals // Phys. stat. sol. (b). 1985. Y. 127. No. 1. P. 319-326.

120. Bonch-Bruevich Y.L., Landsberg E.G. Recombination mechanisms // Phys. stat. sol. 1968. V. 29. No. 1. P. 9-43.

121. Knox W.H., Teegarden K.J. Picosecond time-resolved spectroscopic study of vibronical relaxation processes in alkali halides. J. Luminescense. 1984. V. 31-31. P. 39-44.

122. Мельников Н.И., Баранов П.Г., Житников Р.А., Романов Н.Г. Анизотропные центры серебра в кристалле КС1 // ФТТ. 1971. Т. 13. N 8. С. 2276-2282.

123- Baranov P.G., Yeshunov Yu.P., Zhitnikov R.A., Romanov N.G. EPR, optical absorption and luminescence of anisotropic copper centers in KOI // Phys. stat. sol. (b). 1977. Y. 79. N 2. P. K33-K36.

124. Ueta M., Kondo Y., Hirai M. P-centers formation in KC1 by electron pulse beam at 80K // J. Phys. Soc. Japan. 1969-Y. 26. N 4. P. 1000-1006.

125. Pick H. Optical properties of solids // Ed. P. Abels. Amstermam: North-Holland, 1972. P. 653-754.

126. Нагли Л.E., Станько Н.Г. Фотоионизация ионов Т±+ в кристаллах КС1-Т1, NaCi-Ti интенсивным возбуждением в А-полосе поглощения // Мзв. АН Латв. ССР. Сер. физ.-техн. наук. 1986. N 4. 0. 30-35.

127. Сверхкороткие световые импульсы. Под ред. С.Шапиро. М.: Мир, 1981. 479 с.

128. Данелюс Р., Пискарскас А., Сируткайтис В., Стабинис А., Ясе-

вичуте Я. Параметрические генераторы света и пикосекундная спектроскопия. Вильнюс: Мокслас, 1983. 185 с.

129. Плявинь И.К. Закономерности экситонного дефектообразования в кристалле KBr-Tl, in при комнатной температуре // Изв. АН Латв. OOP. Сер. физ.-техн. наук. 1986. N 4. С. 25-29.

130. Калнинь А.З., Плявинь И.К., Тале А.К. Увеличение эффективности низкоэнергетического экситонного создания F 7 1п++ центров в KBr-ln при облучении в С-полосе поглощения // Изв. АН Латв. ССР. Сер. физ.-техн. наук. 1987. N 1. С. 47-55.

131. Гаврилов В.В., Дейч Р.Г., Дяченко C.B., Нагли Л.Е., Пирогов Ф.В. О механизмах дефектообразования в активированных ЩГК // ФТТ. 1987. т. 29- N 6. 0. 1904-1906.

132. Грасюк А.З., Зубарев И.Г., Менцер А.Н. Анизотропия двухфотон-ного поглощения при оптическом возбуждении ПКГ на case // ФТТ. 1968. Т. 10. С. 543-549.

133. Doyle W.T. Optical absorption by F-centers in alkali halides // Phys. Rev. 1958. Y. 111. N 4. P. 1072-1077.

134. Liu P., Smith W.L., Lotem H., Bechtel J.H. Blombergen N. Absolute two-photon absorption coefficients at 355 and 266 nm // Phys. Rev. 1978. V. B17. N 12. P. 4620-4632.

135. Prohlich D., Stagirmuss B. New assignments of the band gap in alkali bromides by two photoh spectroscopy // Phys. Rev. bett. 1967. Y. 19. N 9. P. 496-498.

136. Baranov P.G., Dyakonov Y.Y., Romanov N.G., Yetrov Y.A. // Prenkel defect formation by intense UV light irradiation in the absorption bands of Tl+ -like ions in alkali halides // Phys. stat. sol. (b). 1990. Y. 159. N 2. P. K33-K36.

137. Самарский А.А., Гулин А.В. Численные методы. - M.: Наука, 1989. 432 с.

138. Хайрер Э., Нерсетт С., Ваннер Г. Решение обыкновенных дифференциальных уравнений. Нежесткие задачи.- М.: Мир, 1990. - 512 с.

139. Курант Р. Курс дифференциального и интегрального исчисления. Т. 1. М.: Наука, 1967. 704 о.

140. Pischbach J.U., Frohlich D., Eabler M.N. Recombination luminescence lifetimes and the self-trapped exciton in alkali halides // J. Luminescence. 1973. V. 6. N 1. P. 29-43.

141. Лущик H.E., Соовик X.A. О поляризации люминесценции свободных и локализованных экситонов в Nal, KI и CsBr. // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1976. Т. 40. N 9. С. 1922-1925.