Кінетика розподілу електронних збуджень при рентгенівському опроміненні

Размещено на http://www.allbest.ru/

Київський національний університет імені Тараса Шевченка

Автореферат

дисертації на здобуття наукового ступеня

доктора фізико-математичних наук

01.04.05 - Оптика, лазерна фізика

Кінетика розподілу електронних збуджень при рентгенівському опроміненні

Дегода Володимир Якович

Київ 2001

Дисертацією є рукопис.

Робота виконана в Київському національному університеті імені Тараса Шевченка

Науковий консультант: академік НАН України, доктор фізико-математичних наук, професор Горбань Іван Степанович

Офіційні опоненти:

доктор фізико-математичних наук, професор Галунов Микола Захарович, Науково-технологічний концерн "Інститут монокристалів" НАН України, завідувач відділу

доктор фізико-математичних наук, професор Павлик Богдан Васильович, Львівський державний університет імені Івана Франка, професор кафедри напівпровідників

доктор фізико-математичних наук, професор Тихонов Євген Олександрович, Інститут фізики НАН України, головний науковий співробітник

Провідна установа - Інститут фізики напівпровідників НАН України, м. Київ

Захист відбудеться 18 червня 2001 року о 1430 на засіданні спеціалізованої вченої ради Д 26.001.23 фізичного факультету Київського національного університету імені Тараса Шевченка за адресою: 03022, Київ-22, просп. Академіка Глушкова, 6

З дисертацією можна ознайомитись у бібліотеці Київського національного університету імені Тараса Шевченка за адресою: 01033, Київ-33, вул. Володимирська, 58

Автореферат розіслано 16 травня 2001 р.

Вчений секретар спеціалізованої вченої ради Д 26.001.23 доктор фізико-математичних наук, професор Охріменко Б.А.

1. Загальна характеристика роботи

рентгенолюмінесценція просторовий кінетика фосфоресцентний

Візуалізація рентгенівського випромінювання була першим практичним використанням люмінесценції. Широкого застосування рентгенівські промені набули у медичній діагностиці, технічній томографії, рентгеноструктурних дослідженнях, наукових дослідженнях, дозиметрії. Це обумовило необхідність створення різноманітних систем реєстрації на основі рентгенолюмінесценції (РЛ). Основним елементом такої системи реєстрації є РЛ екран або сцинтиляційний кристал. Для створення нових та поліпшення характеристик існуючих датчиків необхідне знання всіх фізичних процесів, які мають місце при трансформації рентгенівського випромінювання у видиме. Якщо первинні процеси взаємодії рентгенівського випромінювання з матеріалами (поглинання, розсіювання) досить вивчені, то подальші процеси передачі електронних збуджень до центрів свічення залишаються головною проблемою радіолюмінесценції на сучасний момент. Основною особливістю збудження люмінофорів високоенергетичними квантами або частинками (hnзб, Ek >> Eg) є трековий характер генерації електронних збуджень. В малому об'ємі датчика генерується велика концентрація електронних збуджень, тоді як в основній частині об'єму вони практично відсутні. Зонна теорія твердого тіла дозволила створити кінетичну теорію фотолюмінесценції (ФЛ) кристалофосфорів, але її подальший розвиток для радіолюмінесценції принципово неможливий, оскільки в теорії відсутня просторова координата вільного носія заряду або електронного збудження. Для розробки нових та підвищення інформативності існуючих методів досліджень матеріалів необхідно створити нову кінетичну теорію радіолюмінесценції.

Актуальність проблеми полягає в широкому застосуванні РЛ для фундаментальних досліджень кристалофосфорів та з метою їх практичного використання (сцинтилятори, РЛ-люмінофори, ТСЛ-дозиметри). Важливим є те, що процеси які відбуваються в люмінофорах при рентгенівському збудженні є неелементарні, а кожен з етапів цього процесу є складною проблемою сам по собі як з теоретичної так і експериментальної точки зору. Виникають значні труднощі при порівнянні експериментальних результатів при високоенергетичному та фотозбудженні матеріалів (РЛ, ФЛ, Ф, ТСЛ). Тому особливого значення набуває створення системи розрахунку динаміки релаксацій електронних збуджень при поглинанні рентгенівського кванту в кристалофосфорі, яка базується на зміні з часом просторового розподілу носіїв заряду по центрах запасання та рекомбінації, починаючи з моменту їх генерації та закінчуючи повною рекомбінацією усіх електронних збуджень, щоб визначати усі параметри рентгенолюмінесцентного процесу.

Зв'язок роботи з науковими програмами, планами, темами. Дана робота є підсумком багаторічних систематичних досліджень рентгенолюмінесценції кристалофосфорів, що проводились на кафедрі експериментальної фізики Київського університету ім. Тараса Шевченка. Тема роботи пов'язана з науково-технічними розробками, які виконувалися за проектами: "Спектроскопія низькосиметричних та низьковимірних систем" (0197U007141); "Вплив структурних дефектів на електричні та оптичні властивості напівпровідників при переході від монокристалів до кераміки" (0194U018819); "Порівняльні дослідження оптичних, електричних і магнітних властивостей напівпровідникових монокристалічних та керамічних матеріалів А2В6, легованих перехідними металами" (0197U013922) та ін.

Мета і задачі дослідження. Метою роботи було створення такої кінетичної моделі РЛ для класичних люмінофорів, яка дозволяє розрахувати динаміку середньостатистичного просторового розподілу носіїв заряду по центрах запасання та рекомбінації при поглинанні рентгенівського кванта, починаючи з момента їх генерації і закінчуючи повною релаксацією всіх електронних збуджень.

Основні задачі дослідження: Провести порівняльний аналіз ФЛ та РЛ різних кристалофосфорів з метою встановлення основних недоліків існуючої кінетичної теорії ФЛ. Для цього необхідно накопичити експериментальні дані для аналізу тих закономірностей, які не можуть бути пояснені в рамках кінетичної теорії ФЛ і обумовлені специфікою збудження радіолюмінесценції. Важливим також є встановлення і тих явищ в процесі люмінесценції, на які не впливають особливості високоенергетичного збудження, для їх використання в РЛ. Для побудови кінетичної теорії радіолюмінесценції розробити базову модель кінетики РЛ, яка адекватно описує основні фізичні процеси при збудженні люмінофору високоенергетичними квантами.

Об'єктом дослідження є фізичні процеси рентгенолюмінесценції (генерація електронних збуджень, їх локалізація по центрам рекомбінації та запасання, термічна та оптична делокалізація, перезапасання, випромінювальна та безвипромінювальна рекомбінація. Для максимального спрощення базової моделі РЛ необхідно визначити головні, базові аспекти РЛ, щоб не захаращувати її другорядними чи побічними явищами. Так, для базової кінетичної моделі необхідно розглядати збудження люмінофорів іонізуючим випромінюванням (до 50 кеВ), коли енергія рентгенівських квантів менша за порогову енергію створення радіаційних дефектів.

Предметом експериментальних досліджень є ФЛ та РЛ різних кристалофосфорів. Оскільки більшість існуючих сцинтиляторів відноситься до діелектриків, то проводили дослідження ІАГ (Y3Al5O12) та різних модифікацій SiO2. Кінетична теорія ФЛ широко застосовується для напівпровідників, тому досліджували і широкозонні матеріали на основі А2В6. Проводили дослідження ФЛ і РЛ, Ф і релаксації провідності, ТСЛ і ТСП, темнової і рентгенопровідності (ВАХ, ЛАХ). Важливе місце в роботі належить дослідженням температурних залежностей люмінесценції. Квантовий вихід люмінесценції та ймовірність делокалізації носія заряду із пастки визначаються температурою зразка, тому для РЛ важливо встановити кінетику охолодження просторової області локального збудження, бо основна частина енергії збудження перетворюється в тепло.

Для базової кінетичної моделі РЛ необхідно було розробити методику розрахунку змін із часом просторового розподілу електронних збуджень та визначити критерії її перевірки. Тільки після побудови та перевірки базової моделі можна робити наступний крок у побудові кінетичної теорії радіолюмінесценції.

Наукова новизна одержаних результатів

Побудована базова модель кінетики РЛ для середньостатистичного просторового розподілу носіїв по центрах при поглинанні рентгенівського кванта, починаючи з момента їх генерації до повної релаксації усіх електронних збуджень, та розроблена відповідна методика цих розрахунків.

Для температурних досліджень квантового виходу люмінесценції на основі конфігураційної моделі центрів свічення запропонована проста аналітична залежність, яка враховує безвипромінювальні тунельні релаксації електронних збуджень та дозволяє розширити інформативність експериментальних результатів.

Для термоактиваційних процесів, імовірність протікання яких описується формулою Ареніуса, встановлено, що частотний фактор є оберненою величиною до часу встановлення термодинамиічної рівноваги між ансамблем центрів та матрицею кристалофосфора.

Практичне значення одержаних результатів роботи полягає в поєднанні експериментальних досліджень із теоретичним аналізом для побудови кінетичної теорії рентгенолюмінесценції.

Одержані результати можуть бути використані для аналізу характеристик існуючих сцинтиляційних матеріалів; створення нових люмінофорів на основі дисперсних речовин з адсорбованими комплексами; створення сцинтиляційного аналізатора спектра іонізуючого випромінювання на новій основі - порівнянні між собою інтенсивності сцинтиляцій на різних довжинах хвиль люмінесцентного випромінювання; створення нових резистивних детекторів рентгенівського випромінювання.

Люмінесцентна кераміка, яка виготовляється методом гарячого пресування з порошкових люмінофорів на основі А2В6, не поступається їм за своїми люмінесцентними характеристиками. Можливе практичне використання кераміки для візуалізації рентгенівського випромінювання. Така технологія приготування люмінесцентної кераміки спрощує легування домішками, які складно ввести в кристалічну гратку при звичайних методах вирощування монокристалів.

Особистий внесок здобувача. Експериментальні та теоретичні дослідження за темою дисертації, написання наукових статей, підготовка доповідей та їх тез виконані автором особисто або за його безпосередньою участю [1-41]. Експериментальні дослідження, аналіз та узагальнення результатів РЛ проводилися автором особисто у всіх роботах по рентгенолюмінесценції. Постановку задач досліджень в роботах [7-18,33-37] здійснено сумісно з Проскурою О.І., в роботах [3,30] - з Маразуєвим Ю.А., в роботах [1,5,31] - з Глінкою Ю.Д. В роботі [28] автором проведено теоретичний аналіз співвідношення інтенсивностей смуг фотолюмінесценції в залежності від інтенсивності збудження в рамках газокінетичної теорії ФЛ.

Роботи [20-26,40,41] виконані автором одноосібно.

Апробація результатів роботи. Результати дисертаційної роботи доповідалися та обговорювалися на 16 конференціях: VI Всесоюзное совещание "Физика, химия и технология люминофоров" (11-13 жовтня 1989 р., Ставрополь); IX Всесоюзный симпозиум по спектроскопии кристаллов, активированных ионами редкоземельных и переходных металлов (18-20 травня 1990 р., Ленинград); International Symposium "Luminescent Detectors and Transformers of Ionizing Radiation" LUMDETR'91 (October 9-12, 1991, Riga, LATVIA); VII Всесоюзная - I Международная конференция "Физика, химия и технология люминофоров" LUMINOPHOR-92 (13-15 жовтня 1992 р., Ставрополь); International Workshop "Optical Diagnostics of Materials and Devices for Opto-, Micro- and Quantum Electronics" (SPIE, 6-7 May, 1993, Kiev, Ukraine); International Symposium "Luminescent Detectors and Transformers of Ionizing Radiation" LUMDETR'94 (September 25-29, 1994, Tallinn, Estonia); XIII European Chemistry at Interfaces Conference (September 11-16, 1994, Kyiv); International Conference on "Optical Diagnostics of Materials and Devices for Opto-, Micro- and Quantum Electronics" OPTDIM'95 (SPIE, 11-13 May 1995, Kiev, Ukraine); International school-conference "Physical problems in material science of semiconductors" (September 11-16, 1995, Chernivtsi, Ukraine); International Conference on Radiation Effects on Semiconductor Materials, Detectors and Devices (March 6-8, 1996, Firenze, Italy); Spring Meeting MRS'96 (April 8-12, 1996, San Francisco, USA); Third European Meeting "Spectroscopic Methods in Mineralogy" (10-13 September 1996, Kiev, Ukraine); Second international school-conference "Physical problems in material science of semiconductors" (September 8-12, 1997, Chernivtsi, Ukraine); 3rd International Symposium "Luminescent detectors and transformers of ionizing radiation" (LUMDETR'97) (October 6-10, 1997, Ustron, Poland); 9th International Conference on Modern Materials & Technologies (CIMTEC ` 98) (Florence, Italy 14-19 june 1998); Third international school-conference "Physical problems in material science of semiconductors" (September 7-11, 1999, Chernivtsi, Ukraine).

Публікації: основні результати роботи опубліковані в 41 праці; з них 26 - статей в наукових журналах; 2 - в збірниках наукових праць; 1 - депонована стаття; 12 - в тезах конференцій.

Результати, за якими сформульовані висновки, отримано вперше. Їх пріоритет підтверджується науковими публікаціями.

Обсяг та структура роботи. Робота складається з вступу, 5 розділів та списку цитованої літератури. Загальний об'єм роботи разом із рисунками та таблицями становить 284 сторінок, 77 рисунків, 5 таблиць. Робота поділяється на три частини: перша (1 розділ) - аналіз літературних даних із збудження люмінесценції іонізуючим випромінюванням, друга (2,3,4 розділи) - експериментальні дослідження РЛ, ФЛ, РП, ТСЛ, ТСП, Ф, температурного згасання люмінесценції та їх аналіз для різних люмінофорів; третя (5 розділ) - побудова базової кінетичної моделі РЛ, її аналіз та перспективи створення кінетичної теорії радіолюмінесценції.

2. Основний зміст роботи

У вступі обґрунтовано актуальність теми, стан проблеми, обўєкт та предмет досліджень. Сформульовано мету і задачі досліджень; висвітлено наукову новизну отриманих результатів, практичну значимість роботи. Подано зв'язок роботи з науковими програмами, планами, темами, особистий внесок здобувача, апробацію роботи.

У першому розділі надано загальну характеристику та особливості процесу люмінесценції при високоенергетичному збудженні. Наведено основні аспекти взаємодії рентгенівського випромінювання з матеріалом. Основний внесок в збудження РЛ вносить фотопоглинання рентгенівських квантів, з'являється вакансія в K- або L-оболонці та генерується високоенергетичний електрон. Термалізація фотоелектрона відбувається за дуже короткий час (10-13 - 10-12 с) і при цьому генеруються сотні - тисячі електронних збуджень (електронно-діркові пари та екситони), які при міграції по гратці збуджують центри люмінесценції. Релаксація центрів свічення в основний стан супроводжується випромінюванням фотонів (сцинтиляція). Важливою особливістю РЛ є просторово неоднорідний характер її збудження. За рахунок розсіювання траєкторія високоенергетичної частинки буде нагадувати клубок, радіус якого набагато менший від спрямленої довжини траєкторії. В ядерній фізиці траєкторія та спрямлена довжина високоенергетичної частинки визначаються методом Монте-Карло. Для оцінки величини зміщення фотоелектрона від точки народження за час термалізації використовувалась методологія, яку розроблено для електронно-зондового мікроаналізу. Такий аналіз показує, що зміщення електрона в 10ё15 разів менше від спрямленої довжини, тобто, при поглинанні кванта з енергією до 50 кеВ спрямлена довжина траєкторії фотоелектрона досягає 0.6ё0.7 мкм, а діаметр області електронних збуджень становить ~ 0.05 мкм.

На основі зонної теорії твердого тіла та уявлень про точкові дефекти як центри рекомбінації та запасання (пастки) розроблена газокінетична теорія ФЛ кристалофосфорів (Адирович Е.І., Фок M.В., Антонов-Романовський В.В.), яка добре узгоджується з експериментальними результатами при оптичному збудженні люмінесценції в напівпровідниках. У рамках кінетичної теорії ФЛ визначені механізми взаємодії вільних носіїв заряду з локальними центрами та виведена система кінетичних рівнянь, яка записується для середніх концентрацій іонізованих центрів свічення (n+), пасток (v-), локалізованих (n-) і вільних носіїв (N-). Одержано елементарний закон затухання фосфоресценції (Ф), що на початку має вигляд експоненти, яка з часом переходить у гіперболу другого порядку. Запропонована раніше Бекерелем феноменологічна залежність затухання Ф у вигляді спадаючої гіперболи має суттевий недолік - відсутність зв'язку між експериментальними значеннями параметрів гіперболи (J0, t0 і a) з основними характеристиками матеріалу. В дифузійній теорії Ф імовірність взаємодії центрів із вільними носіями зарядів обумовлена дифузійним рухом вільних носіїв та їх кулонівським притяганням до перезаряджених локальних центрів, що дає більш складну залежність затухання Ф. Початкова стадія Ф описується гіперболою t-1/2, яка поступово переходить в квадратичну гіперболу t-2. Така функціональна залежність описує експериментальні результати ще гірше, ніж формула Бекереля.

Криві затухання Ф в кінетичній теорії ФЛ, які одержані після різних доз опромінення, можна сумістити їх переміщенням вздовж осі часу, бо форма кривої Ф залежить тільки від накопиченої світлосуми. Експериментальні криві затухання Ф при рентгенівському збудженні кристалів ІАГ не суміщаються взагалі, бо Ф при меншій дозі збудження затухає більш швидко. При рентгенівському збудженні спостерігається залежність затухання Ф від часу збудження (t0) саме за рахунок створення окремих локальних областей електронних збуджень у різні моменти часу після початку опромінення. Інтенсивність Ф, що реєструється J(t,t0), визначається адитивною сумою свічень від усіх областей збуджень F(t)

Просторовий розподіл поглинання рентгенівських квантів (m) також впливає на дозові залежності РЛ і ТСЛ. У "непрозорих" для збуджуючого випромінювання зразках швидкість накопичення світлосуми помітно зменшується після насичення приповерхневого шару товщиною 1/m. Відсутність експоненційного насичення світлосуми від дози не повинно приводити до помилкового висновку щодо властивості рентгенівського випромінювання створювати нові радіаційні дефекти в кристалі. В багатьох діелектриках спостерігається генерація центрів забарвлення під дією рентгенівського опромінення, а їх просторовий розподіл у зразку також визначається просторовим розподілом поглинання рентгенівських квантів, що проявляється у впливі геометрії реєстрації РЛ, ТСЛ і Ф на дозові залежності.

У другому розділі розглядаються експериментальні дослідження РЛ і ФЛ діелектричних матеріалів (ІАГ, модифікації SiO2), оскільки більшість сцинтиляторів відносяться до діелектриків. Проаналізовано деякі аспекти експериментальних досліджень РЛ, які показують, що особливості радіолюмінесцентних явищ можуть призводити до виникнення проблем з коректністю аналізу одержаних результатів [1,29]. Наприклад, нижня границя чутливості РЛ зразків, які знаходяться в повітрі чи в азоті, обмежена РЛ повітря. Свічення повітря обумовлено присутністю в ньому аргону, а спектр випромінювання формується переходами в іонізованому (Ar+) та нейтральному (Ar0) аргоні. Ще одна особливість реєстрації РЛ виникає при проведенні одночасних досліджень і рентгенопровідності (РП) в широкому температурному діапазоні. Для дослідження РП використовують керамічні ізолятори, які також світяться при рентгенівському збудженні. Не вдалося знайти жодного високоомного керамічного матеріалу для роботи в області до 800 К, який би не мав інтенсивної РЛ у видимій області спектру.

Проведені люмінесцентні дослідження кристалів ІАГ-Nd в видимій та ІЧ області при фото- та рентгенівському збудженні в інтервалі температур від 85 до 750 К [2]. При високих температурах в спектрах ФЛ і РЛ спостерігається поява ліній в області 810 нм та зменшення інтенсивності переходів з метастабільного рівня 4F3/2 на рівні 4I9/2. Температурна залежність інтенсивності свічення при 810 нм може бути апроксимована больцманівським фактором exp(-DE1/kT), де DE1 = 870 см-1, що відповідає енергетичній щілині між рівнями 4F3/2 та 4F5/2, а кінетика затухання люмінесценції описується експонентою з часом затухання 250 мкс, що характерно для стану 4F3/2 іона Nd3+. Проведена ідентифікація спектральних ліній, які обумовлені переходами з 4F5/2, а деякі короткохвильові лінії в спектрах ФЛ і РЛ можуть бути віднесені до переходів з терма 2H9/2 на 4I9/2. При підвищенні температури квантовий вихід випромінювальних переходів з рівнів терма 4F3/2 зменшується за рахунок переходів на розміщені вище рівні термів 4F5/2 та 2H9/2. Таким чином, порівняння спектрів ФЛ і РЛ кристалів ІАГ-Nd3+ в ІЧ області, у видимій області при збудженні в f-d смугу поглинання іонів Nd3+; а також кристалів ІАГ-Cr3+ показує, що кінцева стадія процесу люмінесценції не залежить від характеру збудження.

Дослідження спектрів РЛ кристалічного кварцу показує їх суттєву залежність не тільки від домішкового вмісту, а також від попередньої історії зразка (термообробок у різноманітних середовищах, доз опромінення іонізуючим випроміненням, тощо). Досліджували зразки синтетичного кварцу з малим вмістом домішок, що визначали мас-спектрометричним методом, та природні (уральські, бразильські, волинські) кварци [3,30]. При низьких температурах (85 К) у спектрах РЛ усіх зразків домінуючим стає власне свічення з максимумом при 2.6 еВ, яке можна використовувати як точку відліку для аналізу коефіцієнту розгалуження електронних збуджень до різних рекомбінаційних центрів свічення при зростанні температури. Cпектри РЛ кристалічного кварцу складаються більш як з п'яти смуг свічення. Енергія температурного згасання власного свічення лежить в межах 0,29ё0,35 еВ в залежності від типу кварца та попередніх дій над ним. Високотемпературний відпал та g-опромінення впливають і на характер залежності інтенсивності РЛ під час рентгенівського збудження. Одержані експериментальні результати підтверджують, що необхідно враховувати локальність збуджень РЛ та малу рухливість екситонів і вільних носіїв заряду в діелектриках.

Блакитна люмінесценція спостерігається у кристалічному кварці, у кварцовому склі та в дисперсному SiO2, але інтенсивності цього свічення відрізняються на порядки в цих речовинах. Найслабкіша вона в дисперсному SiO2, що обумовлено наявністю розгалуженої поверхні і, відповідно, великою концентрацією поверхневих центрів. Адсорбційні центри можуть взаємодіяти з центрами рекомбінації або виступати в їх якості, що повинно приводити до впливу оточуючої атмосфери та адсорбційної передисторії зразка на його люмінесценцію. Досліджувалися зміни ФЛ при зміні оточуючого середовища (вакуумування та напуск повітря) в дисперсному SiO2 (220 м2/г) [4]. Якщо порівняти спектри ФЛ дисперсного SiO2 у повітрі до і після вакуумування, то помітна їх суттєва відмінність як за інтенсивністю, так і за формою. Як у вакуумі, так і в повітрі відбувається монотонна трансформація спектрів ФЛ, яка обумовлена відносним збільшенням внеску довгохвильових смуг свічення. Експериментально перевірено, що така зміна ФЛ при вакуумуванні не обумовлена радіаційним впливом збудження, а є наслідком адсорбцій та десорбцій атомів та молекул на поверхні дисперсного SiO2. Повітря є багатокомпонентною сумішшю різних газів та водяної пари, у зв'язку з чим перевірено вплив газів He, H2, N2, CO2, CO, O2, NH3 на інтенсивність ФЛ. Встановлено, що адсорбція на поверхню дисперсного SiO2 тільки полярних молекул (CO, O2, NH3) обумовлює стрибок інтенсивності ФЛ при швидкій зміні навколишнього середовища, а тому основний внесок при напуску повітря вносять молекули кисню. Після температурного відпалу на протязі 1 год при 400, 500, 600, 700 і 800 K у вакуумі інтенсивність ФЛ при кімнатній температурі зростає і досягає такого значення, яке відповідає тривалому вакуумуванню зразка. Закономірності ФЛ можна поділити в залежності від впливу атмосферного тиску на: 1) зміна інтенсивності ФЛ стрибком синхронно з тиском оточуючої атмосфери (барична); 2) плавні зміни інтенсивності і форми спектру ФЛ з часом у вакуумі та у повітрі при постійному тиску (ізобарична).

Зміна інтенсивності чи спектрів ФЛ означає, що змінюється концентрація центрів свічення або згасання, а причиною таких змін концентрацій центрів можуть бути тільки процеси адсорбції і десорбції. Барична зміна інтенсивності ФЛ напевно обумовлена тим, що негідроксильовані поверхневі атоми Si при взаємодії з атмосферним повітрям швидко заповнюються полярними молекулами і легко їх втрачають при вакуумуванні. Ці адсорбційні центри зв'язані не з центрами люмінесценції, а з оптичним поглинанням збуджуючого або люмінесцентного випромінювання, на що вказує незмінність величини стрибка інтенсивності ФЛ від часу вакуумування зразків. Більш вірогідним є поглинання збуджуючого монохроматичного випромінювання, а постійність стрибка інтенсивності ФЛ означає незмінність концентрації неглибоких адсорбційних центрів до температури відпалу 700 K. Відпал зразків дисперсного SiO2 при 800 K у вакуумі приводить до збільшення величини стрибка інтенсивності ФЛ, тобто починає збільшуватись концентрація таких адсорбційних центрів.

Інший тип адсорбційних центрів обумовлює плавну зміну інтенсивності та форми спектра ФЛ у вакуумі та у повітрі. Температурний відпал зразків у вакуумі прискорює процеси дифузії та десорбції. Те, що найбільше зростання інтенсивності ФЛ відбувається після відпалу при 700 K та подібність спектрів ФЛ у повітрі після нагрівання свідчить, що центрами згасання є фізсорбовані молекули води, які закріплюються на поверхневих гідроксильних групах. Інше можливе пояснення ізобаричної зміни ФЛ грунтується на наявності близько розташованих структурних гідроксилів на поверхні дисперсного SiO2. Такий гранично гідроксильований стан характерний для кремнеземів і незначне нагрівання зразків (700ё800 K) приводить до їх часткового дегідроксилювання.

Хімічна модифікація поверхні різними молекулярними сполуками є перспективною в зв'язку з можливістю одержання нових люмінофорів та сцинтиляторів. У більшості випадків використовують органічні фарбники, але такі адсорбовані комплекси характеризуються низькою радіаційною та термічною стійкістю. Більш перспективними є неорганічні адсорбати з високим квантовим виходом люмінесценції, до яких належать іонні комплекси уранілу (UO22+). Спектроскопічні дослідження адсорбційних комплексів UO22+ на поверхні дисперсного SiO2 показали, що вони відповідають фізсорбованому та хемосорбованому станам іонів ураніла [5]. Високий квантовий вихід люмінесценції та термічна стійкість зразків при їх нагріванні до 1300 К, а також незалежність люмінесцентних властивостей від дози опромінювання свідчать про можливість застосування таких модифікованих матеріалів як ефективних люмінофорів та сцинтиляторів.

Велика зацікавленість природою центрів свічення поруватого кремнію (ПК) обумовлена незвичністю цього явища. За своєю структурою дисперсний SiO2 найбільш близький до окисного шару поверхні ПК [6,31,32]. Проведені порівняння спектрів ФЛ і РЛ поруватого кремнію та зразків дисперсного SiO2. За допомогою люмінесцентного та металографічного мікроскопів додатково вивчали "косі" (4ё8°) шліфи зразків ПК. Це дозволило візуально спостерігати області свічення на зрізі: кремній- ПК-окисна плівка. При відпалі 1100-1200 К зразків дисперсного SiO2 у спектрі РЛ з'являється широка смуга свічення з максимумом при ~ 680 нм, яка спостерігається в ПК. Ці центри свічення, ймовірно, пов'язані з власними структурними дефектами, а не домішками. Свічення зразків ПК спостерігається тільки в червоній області спектра, а ФЛ ПК у вакуумі та у повітрі співпадають як за інтенсивністю, так і за формою спектра. Це означає, що адсорбція молекул води і гідроксильних груп з повітря на зовнішню поверхню окисної плівки не впливає на люмінесценцію ПК.

Дослідження ПК на люмінесцентному та металографічному мікроскопах свідчать, що свічення спостерігається тільки від тієї області кремнієвої пластини, де електрохімічним травленням був сформований поруватий шар. ФЛ з поверхні "косого" шліфа чітко спостерігається тільки від покритих окисною плівкою областей ПК. Інтенсивність ФЛ досягає максимуму при товщині поверхневої окисної плівки на ПК ~ 0.3 мкм і залишається постійною при збільшенні товщини SiO2. Центри свічення, які обумовлюють червону ФЛ ПК, знаходяться на внутрішній (з боку ПК) сильнорозгалуженій поверхні окисної плівки, а поруватий шар на монокристалічному кремнії забезпечує створення її розгалуженої поверхні.

Проведені РЛ дослідження діелектричних матеріалів показують, що інтенсивність РЛ в процесі збудження може змінюватися в декілька разів, що не знаходить пояснення у рамках кінетичної теорії ФЛ. Проте в будь-який момент часу інтенсивність РЛ прямо пропорційна інтенсивності збуджуючого випромінювання. Порівняння спектрів ФЛ і РЛ кристалів ІАГ:Nd,Cr показує, що кінцева стадія процесу люмінесценції, а саме: випромінювальні переходи збуджених центрів свічення, не залежить від характеру збудження.

Третій розділ присвячений дослідженню спектрів РЛ і ФЛ широкозонних напівпровідників на основі сполук А2В6. Напівпровідники А2В6 широко застосовуються як люмінофори та фотоелектричні прилади. Проведені спектроскопічні дослідження люмінесцентної кераміки, яка виготовлялася методом гарячого пресування з промислових порошків А2В6 марки "для люмінофорів" [7-10]. Серед А2В6 особливе місце займає ZnSe, оскільки знаходиться в одному ізоелектронному ряді з германієм та арсенідом галію. В ZnSe вільні носії мають високу рухливість, яка досягає 700 см2/(ВЧс), а інтенсивна крайова люмінесценція робить ZnSe перспективним матеріалом для виготовлення блакитних світлодіодів. Для ZnSe проведені дослідження ряду кераміка-полікристали-монокристали [14,16,18,19,27,28,37-39].

Нелеговані керамічні зразки ZnO; ZnSe і CdS мають характерні смуги самоактивованої люмінесценції. Існує можливість створення твердих розчинів керамічних люмінофорів, в яких спостерігається монотонна зміна ширини забороненої зони та спектральних положень смуг випромінювання [11,34]. Для кераміки А2В6 з активаторною люмінесценцією спостерігаються залежності інтенсивності та форми спектрів РЛ від температури спікання. Це дозволяє одержувати керамічні РЛ-матеріали з різними спектральними характеристиками, які за ефективністю свічення не поступаються порошковим люмінофорам.

Люмінофори з А2В6 відносяться до радіаційно стабільних сполук. Експериментально вивчено вплив протонного опромінення (50 МеВ) на люмінесцентні властивості кераміки ZnS-Cu [12,13,33,35,36]. До значення дози опромінення 1014 р/см2 спостерігається стабільність спектрів та інтенсивність зеленої (lmax = 525 нм) смуги РЛ, ФЛ, Ф, ТСЛ. Коли доза опромінення починає перевищувати 5Ч1014 р/см2, то спостерігається зменшення до 20 % інтенсивності РЛ, але майже вдвічі зменшується здатність накопичувати світлосуму та змінюється форма кривої ТСЛ і затухання Ф.

За формою спектрів випромінювання керамічні матеріали А2В6 умовно можна розділити на односмугові (ZnS-Cu,Mn та ZnS-Cu з малим вмістом міді) та двохсмугові (ZnS-Cu з великим вмістом міді). Перші відрізняються стабільністю форми спектра при зміні температури зразка (85ё400 К) та інтенсивності збудження. Для других нестабільність форми спектра проявляється у перерозподілі інтенсивності між зеленою та блакитною компонентами випромінювання при зміні температури зразків та при зміні енергії рентгенівських збуджуючих квантів. Аналіз та співставлення результатів свідчить, що механізми люмінесцентних процесів у керамічних матеріалах еквівалентні відповідним механізмам у монокристалах. В кераміці CdS була виявлена [10] відома у монокристалах структура зеленої смуги крайового випромінювання, яка обумовлена LO-фононами. У кераміці ZnSe в спектрі РЛ виділялася вузька смуга з lмах ~ 459 нм [14], яка відповідає екситонному крайовому свіченню у монокристалах. Таким чином, розташування енергетичних рівнів в керамічних матеріалах тотожне їх положенням у монокристалах.

При підвищенні температури спікання кераміки необхідно враховувати збільшення концентрації вакансій та зміну рівня легування кераміки киснем. Перевірка проводилась на керамічних зразках ZnS-Cu, які виготовлялися при температурах спікання Тсп = 1400, 1500, 1600 та 1700 К, а результати порівнювались із люмінесцентними характеристиками кера-міки ZnO та ZnO-Zn [15]. Аналіз спектрів РЛ та їх розкладання на компоненти підт-верджує зростання блакитної компоненти свічення при збільшенні Тсп. Кисень може входити до центрів люмінесценції та створювати локальні області твердих розчинів ZnS-ZnO.

У кераміці реалізуються різні механізми випромінювальної рекомбінації, включаючи рекомбінацію через енергетичні рівні в забороненій зоні та випромінювання екситонів. Успішне застосування різних люмінесцентних матеріалів, активованих рідкоземельними іонами (TR), обумовлено такими їх особливостями: вузькі лінії випромінювання, можливість випромінювання у різних ділянках спектру, температурна стабільність люмінесценції, великий поперечний переріз взаємодії для збудження швидкими електронами при електро-, катодо- і РЛ. Досліджували спектри РЛ цинк-сульфідних керамічних зразків, легованих рідкоземельними елементами [17]. Аналіз спектрів РЛ кераміки зразків із малим вмістом активатора (Ј10-2 %) показав, що на фоні смуг власної люмінесценції сульфіду цинку присутні смуги поглинання домішкових іонів TR3+. Ідентифікація ліній поглинання і випромінювання дозволила зробити висновок, що вони належать іонам TR3+. Серед зразків ZnS-TR3+ з однаковим вмістом у шихті елементів Nd, Eu, Tb, Ho, Er та Tm найбільш інтенсивну РЛ має кераміка ZnS-Tm3+. Таким чином, метод гарячого пресування забезпечує виготовлення керамічного люмінесцентного матеріалу активованого рідкоземельними іонами TR3+.

Спектри РЛ спеціально нелегованої кераміки ZnSe [14], яку виготовляли при температурах спікання 1300 та 1500 К, мають широкий набір смуг свічення 459, 530, 630 і 830 нм, причому смуга з lмах ~ 459 нм відповідає електронним переходам крайової люмінесценції. При збудженні люмінесценції азотним лазером високоінтенсивне крайове свічення у неактивованій кераміці ZnSe спостерігається навіть при кімнатній температурі. Для порівняння люмінесцентних властивостей керамічних, полікристалічних (вирощених газотранспортним методом та методом сублімації з газової фази) та монокристалічних (вирощених методом Бріджмена-Стокбаргера) зразків ZnSe високої оптичної якості та з високим питомим опором були проведені дослідження ФЛ і РЛ [18,19,27,28,37-39]. Встановлено, що кераміка ZnSe має широкий набір смуг люмінесценції у різних ділянках спектру, інтенсивність яких обумовлена чистотою порошкового люмінофору та температурою спікання кераміки.

Вплив характеру збудження на люмінесценцію детально вивчався для полікристалічного ZnSe, характерні спектри ФЛ і РЛ наведені. Для обох видів збудження реалізовано зон-зонний механізм збудження і у спектрах проявляється однаковий набір центрів свічення, але суттєво відрізняється співвідношення інтенсивностей різних смуг свічення, що спостерігається для всіх керамічних, полікристалічних та монокристалічних зразків ZnSe.

Спектральне положення максимуму крайової блакитної смуги в РЛ зміщено на 18 меВ у довгохвильову область по відношенню до ФЛ, спектральне положення якої співпадає з літературними даними. Для встановлення ідентичності центрів свічення, що обумовлюють блакитну люмінесценцію в спектрах ФЛ і РЛ, були проведені температурні дослідження цього свічення: інтенсивності, спектрального положення максимумів і напівширин. Різниця між значеннями hnmax(ФЛ), hnmax(РЛ) та Eg залишається постійною в усьому температурному діапазоні. Енергії температурного згасання (ЕТ) люмінесценції змінювалися для різних зразків у межах від 0,050 до 0,110 еВ, але для кожного зразка ЕТ залишалася однаковою при фото- та рентгенівському збудженні і не змінювалась при різних інтенсивностях збудження. Температурна поведінка напівширини в ФЛ та РЛ практично співпадає. Встановлено, що блакитна ФЛ і РЛ обумовлена випромінювальною рекомбінацією на одних і тих же центрах свічення, а різне спектральне положення максимумів крайової люмінесценції в ZnSe обумовлено самопоглинанням люмінесценції.

Для з'ясування питання про різне співвідношення інтенсивностей смуг свічення в ФЛ та РЛ розглядався процес рекомбінації електронних збуджень (електронно-діркових пар) на центрах свічення в залежності від інтенсивності збудження в рамках газокінетичної теорії ФЛ. Встановлено, що співвідношення інтенсивностей смуг люмінесценції залежить від потужності збудження і тим сильніше, чим більше відрізняється їх час життя у збудженому стані (імовірність спонтанного випромінювання). Експериментальна перевірка одержаних теоретичних співвідношень показала, що, як і очікувалося, відносна інтенсивність блакитного свічення в ZnSe зростає при збільшенні потужності збуджуючого лазерного випромінювання.

Дослідження електропровідності ZnSe при рентгенівському збудженні проводили на полікристалічних зразках ZnSe [19,39] з нанесеними індієвими контактами на їх хімічно очищені плоскопаралельні поверхні. Прикладали напругу до 300 В, що відповідає напруженності поля 1,5Ч103 В/см. При малих напруженостях електричного поля на ВАХ спостерігається омічна ділянка

i ~ U, а при збільшенні напруженості поля вона переходить до i ~ U3/2, що характерно для інжекційних струмів у високоомних матеріалах. При рентгенівському збудженні електропровідність зразків зростає на декілька порядків і, незалежно від величини темнової провідності, стає практично однаковою для різних зразків. При зміні потоку рентгенівського збудження на один порядок (досягається шляхом зміни анодного струму рентгенівської трубки), люкс-амперна характеристика рентгенопровідності залишається лінійною. Дослідження РП проводилися одночасно з дослідженнями РЛ і не зареєстровано впливу електричного поля на інтенсивність та форму спектра РЛ. Відкривається можливість шляхом нанесення сітки (мережі) контактів на поверхню монолітного зразка полікристалічного ZnSe (діаметром до 30 см і товщиною до декількох сантиметрів) виготовити матрицю датчиків (координатно-чутливий датчик) з великою роздільною здатністю для рентгенівської томографії.

Таким чином, для РЛ спостерігається лінійна залежність між інтенсивностями люмінесценції і збудження, маючи на увазі, що інтенсивність рентгенівського збудження визначається струмом рентгенівської трубки та відстанню її від зразка. Зміна співвідношення інтенсивностей смуг свічення в спектрі РЛ, які обумовлені різними центрами рекомбінації, визначається не загальною кількістю рентгенівських квантів, а їх енергією. Цей результат можна використати для створення сцинтиляційного аналізатора спектра іонізуючого випромінювання, побудованого на новому принципові, коли додатково порівнюються між собою інтенсивності сцинтиляцій на різних довжинах хвиль люмінесцентного випромінювання.

Розділ четвертий містить теоретичний аналіз та експериментальні результати внутріцентрового температурного згасання люмінесценції, а також розрахунки охолодження локальної області, де відбувається термалізація високоенергетичного фотоелектрона при поглинанні рентгенівського кванту.

Люмінесцентні дослідження оптичних матеріалів включають, як правило, і дослідження температурних залежностей форми та інтенсивності смуг свічення. Температурне згасання люмінесценції може бути обумовлене двома механізмами. Перше: внутріцентрове згасання люмінесценції є наслідком відмінної від нуля імовірності безвипромінювальної рекомбінації на центрах свічення і однакове для ФЛ та РЛ. Друге: зовнішнє згасання люмінесценції обумовлено термічною іонізацією збудженого центра свічення. В обох випадках використовується формула Мотта, яка дає можливість за допомогою двох параметрів А та ЕT здебільшого задовільнено апроксимувати експериментальні результати. Але формула Мотта не дає відповіді на питання: чому значення квантового виходу люмінесценції

h0=h(T®0)

різне для різних центрів люмінесценції; чому асимптотичне значення інтенсивності люмінесценції при високих температурах відмінне від нуля; чи однаковий радіаційний час життя на різних коливальних рівнях збудженого електронного стану; чи приймають участь тунельні переходи крізь бар'єр висотою ЕT у внутріцентровому температурному згасанні? Незважаючи на простоту формули Мотта, необхідно провести її критичний аналіз та визначити ті фізичні процеси, які вона описує коректно.

Усі центри свічення, в яких спостерігається внутріцентрова люмінесценція [20], можна розділити на три типи по співвідношенню між енергією температурного згасання (ET) і величиною стоксівського зсуву (DEC)

Такий розподіл дозволяє якісно пояснити величину квантового виходу при низьких температурах. Якщо час безвипромінювальної релаксації з коливальних рівнів, розташованих вище за ET, і час встановлення термодинамічної рівноваги є величини одного порядку, то для першого типу центрів свічення повинен спостерігатися відносно високий квантовий вихід, для другого - помітно менший, а для третього типу - ще менший. Найбільш цікавим із спектроскопічної точки зору є другий тип центрів свічення, для яких величина квантового виходу повинна залежати від довжини хвилі збуджуючого випромінювання в межах смуги збудження.

Для одержання більш адекватної температурної залежності квантового виходу люмінесценції в рамках конфігураційної моделі центру свічення в роботі проаналізовані фізичні процеси релаксації збудження та отримані нові залежності квантового виходу люмінесценції [20,21]. Проведено порівняння одержаних результатів з формулою Мотта. При аналізі розглядалася форма бар'єру та ймовірність тунелювання з коливальних рівнів збудженого електронного стану; розглянуто статистичний розподіл ансамблю центрів свічення по коливальним рівням збудженого електронного стану; визначено сумарну кількість випромінювальних переходів із кожного коливального рівня збудженого електронного стану в основний.

Імовірність безвипромінювального переходу з коливного рівня збудженого електронного стану на коливний рівень основного стану центра свічення не описується простою аналітичною залежністю, що істотньо ускладнює аналіз квантового виходу люмінесценції. Очевидно, що ця залежність повинна досягати одиниці поблизу і монотонно спадати із зменшенням енергії коливального рівня. Використовувалось припущення: функціональна залежність імовірності безвипромінювального переходу із збудженого електронного стану в основний буде такою ж, як імовірність тунельного переходу вільної частинки через потенціальний бар'єр, форма якого визначається з конфігураційної моделі. В цьому випадку коефіцієнт проходження (пропускання) Dn через бар'єр частинки з енергією En, буде визначатися

При температурному згасанні інтенсивності люмінесценції спостерігається зменшення випромінювального часу центра свічення. З урахуванням тунельних переходів одержуємо співвідношення для часу життя n-го коливального рівня збудженого центра

Аналіз больцманівського розподілу по коливальних рівнях ансамбля збуджених центрів при визначенні частки безвипромінювальної релаксації із збудженого електронного стану за рахунок заселенності рівнів з енергією, більшою за ET, показав, що частотний фактор термоактиваційних процесів дорівнює оберненій величині часу встановлення термодинамічної рівноваги. Дійсно, в таких процесах (внутрішнє та зовнішнє температурне згасання люмінесценції, делокалізація носіїв заряду з пасток, стрибкова провідність, дифузія, адсорбція, тощо) завжди мають справу з великою кількістю центрів. Імовірність термоактиваційного процесу є усередненим параметром для статистичного ансамблю тотожніх центрів, які знаходяться в термодинамічній рівновазі з навколишнім середовищем. Обернена величина частотного фактора і є час релаксації в квазірівноважний стан цих центрів з матрицею.

Для іншого граничного випадку, коли квазірівноважний розподіл по коливальних рівнях збудженого стану центрів свічення змінюється за рахунок безвипромінювальних переходів, одержано наступний розподіл по коливальних рівнях збудженого електроного стану

Температурна залежність внутріцентрового квантового виходу (h1), яка обумовлена заселенням високих коливальних рівнів збудженого електронного стану (іET) центра свічення і їх безвипромінювальною релаксацією

Для квантового виходу люмінесценції (h2) з урахуванням тунельних переходів крізь потенціальний бар'єр при больцманівському статистичному розподілі по коливальним рівням одержано співвідношення

Для випадку, коли відбувається помітне спустошення високих коливальних рівнів і розподіл по них описується залежністю (5), для квантового виходу люмінесценції маємо співвідношення

Температурні дослідження згасання блакитної ФЛ у дисперсному SiO2 дозволяють провести перевірку отриманих залежностей для квантового виходу люмінесценції [22]. Мінімальне середньоквадратичне відхилення (2,6 %) експериментальних результатів від теоретичної залежності (6) досягається при значенні параметрів A = 287,7 та ET = 0,172 еВ. Формула Мотта добре описує високотемпературну частину згасання люмінесценції, але на початковій ділянці (85ё250 К) спостерігається помітне відхилення і неможливо підбором параметрів A та ET досягнути кращого узгодження. Для залежності (7) мінімальне відхилення (1,8 %) досягається при n0 = 4, В = 9.35 та ET = 0.258 еВ і вона краще за формулу Мотта описує процес температурного згасання блакитної люмінесценції в дисперсному SiO2. При збільшенні n0 до 20 функціональна залежність (7) наближується до формули Мотта, але з іншими значеннями В = 0.136 та ET = 0.215 еВ. Видно, що В відрізняється від А приблизно в рази, а величина енергії відрізняється на 25 %. Фактично, у формулі Мотта визначається не висота бар'єра, а енергія того коливального рівня збудженого електронного стану центра свічення, через який проходить максимальний потік безвипромінювальних тунельних переходів.

Із порівняння температурних залежностей відносного квантового виходу внутріцентрової люмінесценції випливає, що найкраще узгодження з експериментальними результатами дає співвідношення (7). Отримані значення числа коливальних рівнів (n0 = 4), які розташовані нижче за потенціальний бар'єр, і величина бар'єру дозволяють оцінити енергію коливального кванта еВ (520см-1). Випромінювальний час життя центра свічення блакитної ФЛ у дисперсному SiO2 майже на порядок перевищує період коливань (В = 9,35). Це означає, що для системи локальних центрів у збудженому стані встигає встановитися рівноважний розподіл по коливальних рівнях і можна оцінити порядок величини випромінювального часу життя, яке для центру блакитної ФЛ одержується ~ 10-12 с.

Порівняння експериментально визначеної половини енергії стоксівського зміщення (0.33 еВ) та величини потенціального бар'єру для температурного згасання ФЛ (0,258 еВ) в дисперсному SiO2 показує, що виконується умова DEC > EТ. Таким чином, центр свічення при поглинанні кванта світла переходить на більш високий коливальний рівень збудженого стану, ніж висота бар'єру. Збуджений центр при термалізації у термодинамічно квазірівноважний стан повинен проходити через коливальні рівні з високою ймовірністю безвипромінювальної релаксації збудження. Тому навіть при охолодженні до низьких температур (T®0) абсолютний квантовий вихід люмінесценції буде значно меншим за одиницю, а інтенсивність блакитної люмінесценції в дисперсному SiO2 завжди буде слабкою.

Для побудови кінетичної моделі РЛ на початковому етапі необхідно встановити просторовий розподіл температури в області збудження при поглинанні рентгенівського кванту [18,23]. Такі процеси, як температурне згасання люмінесценції та делокалізація носіїв заряду з пасток, визначаються температурою зразка, причому ймовірність цих процесів експоненційно залежить від температури. Для розрахунку розподілу температури в області збудження скористуємось припущенням, що все тепло виділяється за нескінченно малий інтервал часу в малому околі навколо точки r = 0.

Просторовий розподіл температури з часом DТ(t,r) є розв'язком рівняння теплопровідності при вказаних граничних умовах

У п'ятому розділі подано базову кінетичну модель РЛ кристалофосфорів та вказані основні напрямки досліджень для створення кінетичної теорії радіолюмінесценції.

При дослідженнях радіолюмінесценції різних матеріалів накопичено достатньо експериментальних фактів, які підтверджують відсутність однорідного просторового збудження. Так, експериментально встановлено, що затухання Ф у багатьох кристалофосфорах при рентгенівському збудженні описується гіперболою з показником ступеня, меншим за одиницю, що принципово неможливо для кінетичної теорії ФЛ. Друге, форма кривої затухання Ф не визначається однозначно величиною накопиченої світлосуми (криві Ф можуть перетинатися при однаковій накопиченій світлосумі), що спостерігається в кристалах ІАГ:Nd3+. Третє, кінетика запасання світлосуми при рентгенівському збудженні в дослідженнях ТСЛ та Ф також не описується традиційною кінетичною теорією ФЛ кристалофосфорів. Четверте, для рекомбінаційних центрів свічення не спостерігається надлінійна залежність інтенсивності радіолюмінесценції від інтенсивності збудження. П'яте, дослідження сцинтиляційної ефективності дають сублінійну залежність амплітуди сцинтиляцій від енергії збуджуючих квантів.

При побудові базової моделі кінетичної теорії РЛ є дві основні проблеми: відсутність просторової координати електронного збудження в зонній теорії твердого тіла та неоднаковий характер треків високоенергетичних електронів, які виникають при поглинанні рентгенівських квантів. Тому для розгляду кінетики люмінесценції при рентгенівському збудженні введено узагальнююче поняття "середньостатистичний просторовий розподіл електронних збуджень" [23,40,41] для розподілу носіїв заряду по центрах рекомбінації та пастках. Оскільки генерація вільних носіїв заряду відбувається за дуже короткий час (10-13ё10-11 с), який значно менший за час життя збудженого стану центрів свічення і часу знаходження носіїв навіть на мілких пастках, то правомірно вважати, що кожний центр рекомбінації і запасання приймає участь у початковому розподілі носіїв по центрам лише один раз. Концентрація вільних носіїв в центральній області термалізації фотоелектрона перевищує концентрацію центрів рекомбінації та пасток, що призводить до їх повної перезарядки у центральній частині. Для визначення початкового просторового розподілу вільних носіїв по центрах використовуємо розроблені для кінетичної теорії ФЛ відповідні поняття і співвідношення: концентрації центрів (nі), перерізи захоплення (sі), імовірності делокалізації (wi) носіїв із центра. Така кінетична модель РЛ забезпечує перехід до кінетичній теорії ФЛ при однорідному початковому просторовому розподілі електронних збуджень в кристалофосфорі. Враховуємо тільки основні процеси та припущення: енергія рентгенівського кванту йде тільки на створення вільних електронно-діркових пар і є недостатньою для створення нових структурних дефектів; вільні носії заряду генеруються в околі точки r = 0, а їх кількість (N0 = Р0) визначається енергією рентгенівського кванту (hnX) та шириною забороненої зони матеріалу (Eg) вільні носії різних знаків генеруються по черзі, що обумовлено механізмом ударної іонізації та забезпечує однозначну систему підрахунків початкового розподілу носіїв; усі напрямки руху вільного носія рівноімовірні, а перерізи взаємодії з центрами не залежать від його швидкості; тобто механізми взаємодії вільних носіїв з центрами та імовірності делокалізації носіїв заряду з пасток визначаються так само, як в кінетичній теорії ФЛ.