Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. ЭЛЕКТРОННЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ В ЧИСТЫХ И ПРИМЕСНЫХ ЩЕЛОЧНО-ГАЛОИДНЫХ КРИСТАЛЛАХ (ОБЗОР ЛИТЕРАТУРНЫХ ДАННЫХ). II
1.1. Электронные возбуждения в ЩГК
1.1.1. Автолокализованные дырки II
1.1.2. Экситоны в щелочно-галоидных кристаллах .......... 19
1.2. Электронные возбуждения в ЩГК с гомологической примесью 29
1.3. Влияние примеси на образование и накопление радиационных дефектов в ЩГК 40
1.4. Задачи исследования 44
ГЛАВА 2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЙ, ИСПОЛЬЗУЕМЫЕ В РАБОТЕ 47
2.1. Установка импульсной абсорбционной и люминесцентной спектрометрии у 47
2.2. Обработка экспериментальных данных 60
2.3. Объекты исследования 64
ГЛАВА 3. ЛОКАЛИЗАЦИЯ ЭЛЕКТРОННЫХ ВОЗБУЖДЕНИЙ ВБЛИЗИ ПРИМЕСИ ЙОДА 66
3.1. Короткоживущее поглощение в KW;7 , наводимое импульсом радиации 66
3.2. Эффективность захвата электронных возбуждений примесью иода 76
3.3. Люминесценция кристаллов К ел У при импульсном возбуждении радиацией 78
3.4, Механизмы процесса захвата электронных возбуждении примесью иода в К се? з и
их эволюции 89
3.5. Природа полосы ліогдинеоценции на 3,4 эВ в К#-*Э 104
ГЛАВА 4. ЗАХВАТ ЭЛЕКТРОННЫХ ЮЗБУЗЩЕНИИ ПРИМЕСЬЮ БРОМ В КРИСТАЛЛАХ. ПО
4.1. Короткоживущее поглощение в наведенное импульсом электронов
4.2. Люминесценция кристаллов /vbiU:Bn при импульсном возбуждении электронами 119
4.3. Короткоживущее поглощение, наведенное импульсом электронов в К(^:ST ....,....«,,,.. 130
4.4, Люминесценция &№:&п. при возбуждении импульсом электронов ...... 139
ГЛАВА 5. ВЛИЯНИЕ АНИОННОЙ ПРИМЕСИ НА ОБРАЗОВАНИЕ И ЭВОЛЮЦИЮ РАДИАЦИОННЫХ ОБЪЕКТОВ
5.1 Влияние примеси иода на образование дефектов
5.2 Анализ результатов исследования процессов эволюции первичных дефектов В \А№:1 159
5.3, Образование центров окраски 162
- Электронные возбуждения в ЩГК
- Установка импульсной абсорбционной и люминесцентной спектрометрии
- Короткоживущее поглощение в KW;7 , наводимое импульсом радиации
- Короткоживущее поглощение в наведенное импульсом электронов
- Влияние примеси иода на образование дефектов
Введение к работе
Актуальность проблемы. Широкое исследование свойств щелочно-галоидных кристаллов, подвергнутых действию радиации, предпринятое еще в начале нашего столетия иЛ1 , не ослабевает и в настоящее время. Относительно простые методы выращивания, простота строения решетки определило роль этим кристаллам, как модельные для соединений с ионной связью в физике твердого тела. Для радиационной физики интерес к ЩГК обусловлен прежде всего существованием в них явления автолокализации электронных возбуждений (дырок, экситонов), а также механизма образования структурных дефектов при безызлучательном распаде автолокализую-щихся экситонов L2-B1.
Имеется и практическая сторона интереса к щелочно-галовдным кристаллам. Можно отметить такие области их применения, как использование в качестве оптических материалов в инфрш^расной и ультрафиолетовой (особенно в вакуумном ультрафиолете) области спектра СП в сцинтилляционной технике 181 , термолюминесцентной дозиметрии [9J , а также в качестве рабочих тел лазеров 1-W1 и элементов оптоэлектроники LH1 .
Особую актуальность приобретают исследования щелочно-галоидных кристаллов в связи с существованием в настоящем двух важнейших задач радиационной физики: создание радиационностойких и ра-диационночувствительных оптических материалов. Изучение процессов, протекающих в этих кристаллах под действием радиации, как в чистых. так и с примесью, неразрывно связано с изучением свойств электронных возбуждений, особенностей их релаксации в зависимости от условий возбуждения, с выяснением механизмов взаимодействия с дефекта- ми решетки, как собственными так и примесными,
В этой связи несомненно актуальным представляется изучение радиационно-стимулированных процессов в щелочно-галоидных кристаллах с примесью, включающих в себя исследование топографии распределения электронных возбуждений в примесных кристаллах, определение эффективности и механизмов взаимодействия электронных возбуждений с примесью, изучение особенностей процесса распада электронных возбуждений, захваченных прімесью.
Состояние проблемы и цели работы, В настоящее время широко исследуются щелочно-галоидные кристаллы, содержащие как гетеро- так и изовалентную примесь, как ка-тионную так и анионную. В данной работе мы ограничились исследованием радиационно-стимулиро ванных процессов в ЩТК, содержащих гомологическую анионную примесь. Выбор примеси определялся тем, что, во-первых, поскольку примзсь гомологическая, то она практически всегда присутствует в некотором количестве в кристаллах, поэтому необходимо знать роль этой примеси в радиационно-стимулированных процессах в кристаллах. Во-вторых, интерес к анионной гомологической примеси высок в связи с поиском и изучением диссоциативного механизма образования дефектов Френкеля при распаде автолокализующих-ся экситонов. При этом гетероядерные экситоны являются хорошей моделью для изучения возможности этого механизма, поскольку вследствие разных масс галоидов, составляющих ядро этого экситона, происходит несимметричное распределение энергии распадающегося экситона, что является основным условием протекания диссоциативного механизма І42-ІЧ2.
В настоящее время наиболее изучены радиационно-стимулированные процессы в кристаллах КС2:7 и хуже в KU'-Вл ttfaC:p>i Исследования проводились преимущественно стационарными методами. Показано, что, как при возбуждении УФ-светом в примесных полосах поглощения так и ионизирующей радиацией, в этих кристаллах образуются экситоны, захваченные изолированной или парной примесью, то есть гетероядерные (XY=)*~ и примесные [Уг)* - экситоны,имеющие характерные спектры свечения№-2o724,22J. Наиболее подробно свойства примесной люминесценции изучены в 1<С:7 . Поляризационны-ми и ЭПР-исследованиями, а также рекомбинацией электронов с предварительно наведенными гетероядерными (YX')Vk - центрами показано, что свечение гетероядерных экситонов имеет природу, подобную трип-летной люминесценции релаксированных экситонов в чистых кристаллах. Определены спектральные, временные и температурные свойства гетероядерных экситонов в КСВ-У и №*с:Въ # Полностью неисследованными оставались до начала настоящей работы абсорбщонные свойства гетероядерных экситонов. Не определена эффективность захвата электронных возбуждений, наводимых радиацией, анионной гомологической примесью.
Ряд работ посвящен исследованию дефектообразования в кристаллах с гомологической примесью 151,23-291 т Подавляющая часть исследований проведена с использованием стационарных методик, то есть объектами исследования были накошенные стабильные дефекты, для которых от общего числа наводимых облучением F- и И - центров не превышает 10$. Показано, что распад локализованных тяжелой галогенной примесью экситонов приводит к образованию F- и Н -центров, причем их свойства практически не отличаются от таковых в чистых кристаллах. Это позволило авторам 125J сделать предположение о том, что в процессе распада локализованного примесью эксито-на происходит переброс дырки с примесного галогена на матричный, поэтому образование F-H - пар происходит в собственной решетке, a F - центр, по-видимому, находится через катион от примеси [30]. Эти эксперименты были проведены при низких температурах, когда уход Н - центра от места рождения F-H - пары определяется только внутренней энергией распадающегося экситона. При более высоких температурах, когда становится возможным термоактивированное движение Н - центров и их взаимодействие с прамесыо, исследования практически не проводились, поэтому мало исследован характер взаимодействия Н - центров с тяжелой анионной примесью. Так, в работе [23] показано, что лишь в кристаллах КС с очень высоким содержанием пришей йода (больше I/O возможно образование гетеро-ядерных CJUIH - центров. Взаимодействуют ли И - центры с примесью в случае малых их концентрации и характер этого взаимодействия к началу наших исследований не было известно.
Очевидно, что для решения проблем, существующих в радиационной физике ионных крісталлов с гомологической анионной пршесыо, необходимо наряду с использованием стационарных методов исследования пришнягь и импульсные мзтоды. Высек информативным, а в ряде случаев и единственно возможным, является мзтод абсорбционной спектрометрии с временным разрешением. Начало развития этого метода с применением мощных импульсных ускорителей электронов было положено в 60-х годах, С помощью этого метода была получена масса интересных результатов, недоступных для стационарных методик, позволивших существенно прояснить детали процессов, происходящих в кристаллах под действием излучения. Широкие возможности этого метода,а также важнейшие результаты, полученные с его помощью, описаны в обзоре Г 31] .
Целью настоящей работы являлось изучение релаксированных экси-тонов в кристаллах, содержащих тяжелую анионную гомологическую примесь; изучение влияния этих примесей на процессы образования и накопления дефектов в кристаллах Ш;7 ,КС*8'і и NmUSn. . Основным методом исследования избран метод абсорбционной и люминесцентной спектроскопии с наносекундным временным разрешением, разработанным в нашей лаборатории 32] ,
Научная новизна работы и основные защищаемые положения заключаются в следующем:
Впервые исследовано короткоживущее поглощение в кристаллах -кс:у , іксг-.Вп. и л/асг'.Въ , наводжлое наносекундным импульсом электронов. При этом обнаружена высокая эффективность захвата электронных возбуждений примесью. Так, в КС :0,17М#/<3 около 25% всех электронных возбуждений захватывается примесью.
Исследованы процессы релаксации электронных возбуждений, захваченных тяжелой анионной примесью, при этом обнаружено, что в кристаллах К Сі: У и, по-видимому, в hfaU'-Bt. подавляющая часть этих возбуждений ртаксирует, так же как и в кристаллах с лешой кат ионной примесью, в виде околопримесных триплетных экситонов Шу (где Y - примесь иода или брома),
Исследованы спектральные, кинетические и температурные свойства околопримесных экситонов совместно со свойствами свечения ге-тероядерных экситонов, на основании чего предложена и экспериментально обоснована новая модель процесса релаксации электронного возбуждения в области примеси, заключающаяся в том, что возбужде-ние первоначально релаксирует в виде околопримесного (X/Jy - экси-тона, а затем в инерционном процессе преобразовывается в гетеро-ядерный (УУ~) - экситон. При этом, время спада свечения (хуя) -экситонов определяется скоростью преобразования ок ело примесных (х?)*-- экситонов в гетероядерные, в то время как собственное врмя аннигиляции гетероядерных экситонов меньше 20 НС.
Исследовано влияние анионной примеси на эффективность образования, накопления и преобразования первичных V-H - пар при облучении импульсом электронов в области температур 80-400 К. При этом, в КСЄ'-U обнаружено уменьшение эффективности образования F-M - пар вследствие низкой вероятности распада захваченных примесью экситонов на структурные дефекты. Кроме того, впервые обнаружен эффективный захват подвижных И - центров примесью иода с образованием Н^) - центров.
План изложения материалов в диссертации следует из оглавления.
Основные результаты исследований опубликованы вСЗЗ-ед, доложены и обсуждены на следующих совещаниях и семинарах: - Ш Всесоюзное совещание "Воздействие ионизирующего излучения и света на гетерогенные системы". Кемерово, 1982;
У Всесоюзное совещание по радиационной физике и химии ионных кристаллов, Рига, 1983;
Прибалтийские семинары по физике ионных кристаллов (Лиелупе 1980, 1982; Лохусалу 1981).
Во всех работах, выполненных в соавторстве, автору диссертации принадлежат результаты и выводы, изложенные в диссертационной работе.
Практическая ценность. Обнаруженная нами высокая эффективность взаимодействия электронных возбуждений с изовалентной анионной примесью имеет важное значение не только для щелочно-галоидных, но и для других материалов. Так, учет этого обстоятельства для сульфидных люминофоров, в которые в процессе их получения самопроизвольно в больших количествах входит изовалент-ный кислород, позволил нам создать тритиевый источник света (в котором люминофор возбуждается р - частицами при распаде газообразного трития), стабильность яркости которого в несколько раз больше существующих С1/О J
Впервые обнаруженное нами явление преимущественной автолокализации электронных возбуждений, захваченных анионной примесью, в виде о кол о примесных fX|)y - экситонов и их последующее инерционное преобразование в гетероядерные (ху=)* позволит глубже понять механизмы радиационно-стимулированных процессов как в примесных, так и в чистых кристаллах, и могут быть использованы при разработке теории радиационного дефектообразования, а также в связи с поиском путей создания радиационно стойких (и наоборот, радиацжшно чувствительных) материалов.
Электронные возбуждения в ЩГК
Щелочно-галоидные кристаллы являются типичными предствите-лями ионных диэлектриков. Кристаллы галогенидов лития, натрия, калия и рубидия имеют гранецентрированную кубическую структуру, а галогениды цезия - объемноцентрированную. Зонная структура большинства щелочных галоидов хорошо изучена С 33 , Потолок валентной зоны, составленной из Р электронов галоида, и дно зоны проводимости, образованной из Sf - состояний щелочного металла (нижняя зона проводимости), расположены в Г точке зоны Бриллюэна, поэтому в поглощении осуществляются прямые переходы. Величины энергетической щели в Г точке для некоторых ЩГК приведены в таблДД. Все табличные данные взяты из монографии [43J. При этом расстояние между ядрами галоидов, входящих в состав VK - центра, уменьшается на 30-40$.
К электронным возбуждениям, создаваемым в кристаллах излучением, относятся свободные электроны в зоне проводимости Є ж дырки в валентной зоне р , свободные экситоны е и автоло-кализованные экситоны АЛЭ и дырки VK . Для щелочно-галоидных кристаллов характерно наличие широкой зоны проводимости и, как следствие, высокой подвижности электронов, и значительно более узкой валентной зоны, вследствие чего свободные дырки имеют большую эффективную массу и малоподвижны. В процессе термализации дырки переходят в автолокализованное состояние, представляющее собой квазимолекулярное образование fX2 ) a » т.е. молекулу Ц , занимающую два анионных узла, с эффективным положительным зарядом относительно решетки с направлением оси молекулы вдоль 110 для ЩГК со структурой А/аСЄ и Ю0 для ЩТК типа d СЄ . В ЩГК дырки автолокализуются безактивационно 1ЧЧ,Ц53. Процесс автолокализащш зонной дырки происходит вследствие ее взаимодействия с оптическими (поляризационное взаимодействие) и акусти -ческими (деформационное взаимодействие) фононами 1421 .При этом основная роль в процессе автолокаяизации принадлежит акустичес -ким фононам. Взаимодействие с оптическими фононами облегчает автолокализацию и уменьшает автолокализационный барьер практически до нуля. Взаимодействие только с оптическими фононами переводит дырку из зонного состояния в состояние полярона большого радиуса [Ч,Ч?1 , 0 роли оптических колебаний в автолокализации дырок можно судить по экситонам. Электрон экситона экранирует дырку от взаимодействия с оптическими колебаниями. По всей вероятности, именно вследствие этого для автолокализации экситона, в отличие от дырки, необходимо преодолеть активационный барьер -10-20 МэВ [483 . Пробег дырок в ЩГК до их автолокализации зависит от типа кристалла и увеличивается в ряду Сі , &ъ , С/ при одном и том же катионе. Данные по длинам пробега дырок до их авто-локализации приведены в табл.1.1. Существенным является вопрос о состоянии, в котором дырка движется по кристаллу до своей автолокализации - в горячем (внутри валентной зоны) или в частично ре-лаксированном (дырочный полярон). Ряд исследований 1 9,503 показывает, что дыра движется как в горячем, так и в частично релак-сированном состоянии. В зависимости от типа кристалла вклад того или иного состояния в общий пробег дырок до их автолокализации различен
Установка импульсной абсорбционной и люминесцентной спектрометрии
Для изучения процессов люминесценции и поглощения центров, как существующих, так и создаваемых в прозрачных твердых материалах мощными импульсами ионизирующей радиации, была изготовлена (совместно с Гриценко Б.П., Ляхом Г.Д., Сафоновым Ю.Н. и Яковлевым В.Ю. ГЗРЗ ) экспериментальная установка, принцип работы которой поясняется схемой на рис.2Д. Быстродействующий фотоприемник (ФП) регистрирует изменение светового потока, прошедшего от источника света (ИС) через образец, на который воздействует импульс радиации, генерированный ускорителем (У), или поток люминесценции возбужденного образца.
Описываемая установка позволяет производить спектрально -временные измерения оптического поглощения и люминесценции, индуцированного в твердых телах импульсной радиацией, двумя методами: фотоэлектрическим и спектрографическим. Нами исследовался только фотоэлектрический метод.
При фотоэлектрической регистрации переменный световой сигнал определенной длины волны, выделенной монохроматором, исследуется во времени с помощью фотоэлектронного умножителя и осциллографа. По результатам измерений при различных значениях длин волн зондирующего света или люминесценции может быть восстановлен полный спектр оптического поглощения (или люминесценции) образца.
Параметры экспериментальной установки в режиме фотоэлектрической регистрации спектральный диапазон измерений (200 - 1000) нм;
Короткоживущее поглощение в KW;7 , наводимое импульсом радиации
В настоящей главе представлены результаты исследования корот-коживущего поглощения кристаллов КС , содержащих примесь иода, в сравнении с неактивированными кристаллами. Рассмотрены температурные и другие свойства наведенного радиацией короткоживущего поглощения, возникающего в К при введении в него примеси иода. Приведены расчета эффективности захвата электронных возбуждений примесью, а также некоторые новые результаты о свойствах люминесценции гетероядерных экситонов (зсг=) , Предложена новая модель процесса образования гетероядерных экситонов.
Облучение импульсом электронов приводит к появлению в неактивированных кристаллах нее при 80 К коротко живущего поглоще -ния, спектр которого, измеренный через 20 нс после начала импульса, приведен на рис.3.1а (спектр I). Этот спектр аналогичен полученному ранее 1ИЧ1 . Доминирующими в спектре являются F - полоса с максимумом на 2,3 эВ и шириной на полувысоте (полушириной) 0,23 эВ, полоса поглощения дырочных центров семейства XJ (где X - галоген) с максимумом на 3,6 эВ, а также слабое поглощение в области спектра меньше 2 эВ, обусловленное F - центрами. Соотношение амплитуд F и Х - полос в максимумах составляет в нашем случае 3:1. Наведенное импульсом электронов поглощение в КЙ нестабильно и через 100 нс после облучения спадает в области F и Х2 - полос на 70%. Этот спад, очевидно, обусловлен аннигиляцией
Короткоживущее поглощение в наведенное импульсом электронов
В кристаллах А/а а , как и в К# , облучением импуль- . сом электронов наводится короткоживущий спектр поглощения.Спектр поглощения, наводимый импульсом электронов в кристалле N tt при 80 К и измеренный через 20 не после начала импульса радиации , изображен на рис.4.1а (спектр I). Спектр состоит из ярко выра -женной полосы с максимумом на 2,07 эВ и полушириной около 0,6 эВ, а также слабо структурированного поглощения с коротковолновой от этой полосы стороны спектра с резким спадом в области 3,8 эВ.
Весь спектр спадает со временем после окончания импульса по экспоненциальному закону как целое с Т » 5 мке при 80 К. Качественно полученный нами спектр совпадает со спектром поглощения, полученного Вильямсом и Каблером С 731 , и обусловлен преимущественно поглощением тршшетных экситонов { i) . Эффективность образования френкелевских пар дефектов в M tf при 80 К мала, поэтому обусловленное ими поглощение слабо скажает спектр экситонов. Так F - полоса, положение которой согласно 12 21 - 2,75 эВ, слабо начинает проявляться только спустя некоторое время после окончания возбуждающего импульса, когда скрывающее ее эк-ситонное поглощение спадет. На рис.4.1а (спектр 2) приведен спектр поглощения кристалла Nati 9 остающийся через 37 мкс после окончания импульса электронов, где становится заметной f -полоса в области 2,75 эВ. Согласно [?93 за полосу поглощения 2,07 эВ ответственны оптические переходы м - типа электрона с наинизшего триплетного уровня ctq на уровни и , i2u t hu Сем. рисунок из обзора). За поглощение в коротковолновой области спектра ( 3,8 эВ) ответственны оптические переходы в двухгалоидном ядре ісі) триплетного экситона.
Облучение импульсом электронов кристалла М\С 9 содержащего примесь брома, приводит к появлению спектра короткоживущего поглощения, отличного от такового для чистого ЫаС .На рис.4.16 (спектр I) показан такой спектр, наводимый в кристалле НлСії0,4 \0 Ah&i при 80 К за время действия импульса электронов (меньше 20 не). (Доза в импульсе и условия облучения одинаковы как для чистого Ыасг , так и для fJaCt .&i )# Длинноволновая полоса поглощения ( Емлх - 2,07 эВ) в кристалле М С в«г заметно меньше по амплитуде и уширена с низкоэнергетической стороны. Изменилась с введением Въ в NaU и коротковолновая часть спектра. Так, если в чистом Мх С она имела слабо выраженный максимум в области 3,8 эВ, то в frf&tl &n максимум ультрафиолетовой полосы выражен более явно и приходится на 3,6 эВ. Заметно изменилось соотношение амплитуд длинноволновой и коротковолновой полос. Если в неактивированном А/а СЄ 2 /2 2,7 эВ, то в М (Я :ОАХЛ% Шйъ это соотношение меньше и составляет около 2. Эти изменения в ЫаМ .&ъ свидетельствуют о присутствии дополнительного (по сравнению с чистым Л/яС ) поглощения в области спектра меньше 2 эВ и в УФ-части спектра.
Изучение кинетик спада поглощения по всему спектру показало, что можно сравнительно легко выделить дополнительное поглощение, обязанное своим появлением присутствию в ШСВ примеси брома. Оказалось, что дополнительное поглощение имеет значительно меньшую скорость разрушения по сравненшо с осношым поглощением при 80 К. Экспериментально измеренные кинетические кривые спада поглощения на некоторых длинах волн приведены на рис.4.2. Судя.по приведенным на этом рисунке кинетикам, дополнительное поглощение разрушается по экспоненциальному закону с временем спада Т 95 мкс при 80 К. Экспоненциальный характер спада как дополнительного, так и основного (обусловленного поглощением собственных триплетних экситонов) поглощений облегчил нам задачу выделения спектра дополнительного поглощения. Результаты разложения спектра поглощения МШ:$ і , наводимого импульсом электронов при 80 К, по скоростям разрушения поглощения приведены на рис.4.16. Спектр 2 представляет собой поглощение, разрушающееся со временем спада
Г 5 же. Вид этого спектра полностью соответствует изображенному на рис.4.1а и является, таким образом, спектром поглощения собственных триплетных экситонов (сг$) .
Влияние примеси иода на образование дефектов
В предыдущих главах мы показали, что тяжелая анионная гомологическая примесь эффективно захватывает электронные возбуждения, создаваемые импульсом радиации. Существенная доля этих возбуждений (не менее 25$ в № : 0,17 M$KD ) распадается в области примеси. Очевидно, условия распада экситонов в области примеси отличаются от таковых в идеальной решетке, следовательно, можно ожидать влияния такой примеси на общую эффективность образования и накопления первичных дефектов в кристалле под действием облучения.
Исследование влияния примеси йода и брома на дефектообразо-вание в кристаллах к# проводилось в ряде работ П?, 2 -27,-/W Возбуждение примесных кристаллов как ионизирующей радиацней,так и в примесной полосе поглощения, приводит к образованию дефек тов, аналогичных создаваемым в чистых кристаллах - F1 - и Н -центров. Кроме собственных дефектов в примесных кристаллах наблюда ется создание центров, в состав которых входит примесь, например, гетероядерных VK- и Н - центров, а также сложных дырочных центров типа V2 , v4 ,
В кристаллах КМ:у , так же как и в Kte , при 80 К облучением импульсом электронов наводятся F - и Ц - центры. Спектр поглощения кристалла ки : 0,17 М$ К7 , измеренный нами сразу после окончания импульса возбуждения, показан на рис.3.16 (спектр I). Полосы поглощения Р - иХ - центров (2,3 mэВ и 3,6 эВ, соответственно) искажены накладывающимся на них поглощением околопримесных экситонов сг 5 я обсужденных в третьей главе, и представленный на рис.3.16 спектром 3. Спектр 4. на рис.З.Ігі, полученный вычитанием спектра поглощения (с ) (спектр 3) из полного спектра КС:7 (спектр I), по виду практически не отличается от спектра поглощения неактивированного К се t полученного при изодозном облучении импульсом электронов в идентичных с КС 7 условиях и показанного на рис.3,1 а (спектр I). F - и %1 - полосы совпадают в обоих кристаллах и по положению и по полуширине. Также близки и кинетические кривые спада Р- и V2 - полос. За первые 100 не после окончания импульса возбуждения спад F - и KJ - полос в КСЛ Ч , так же как и в ксе , составляет около 70$. Этот спад обусловлен аннигиляцией коррелированных пар Р- , И - центров [ЩЩН53, скорость спада определяется потенциалом взаимодействия между F -и Н - центрами f/0 3 J . Совпадение спектральных и кинетических свойств F- и ІІ - полос в КС. 7 ж в КС говорит о том, что подавляющая часть Р-/У - пар создается импульсом радиации в регулярной решетке кристалла W -i и не возмущена примесью.