Огляд та аналіз результатів дослідження оптичних характеристик кристалів ZnS:Mn - Температурна залежність інтенсивності і напівширини спектрів індивідуальних смуг фотолюмінесценції іонів Mn2+ в кристалах ZnS

Кристали сульфіду цинку, активовані іонами Мn2+, досліджуються вже досить давно.

Будь-яке дослідження спектрів ФЛ кристалів, буде далеко не повним без аналізу відповідних спектрів збудження. Інтенсивність випромінювання ФЛ сильно залежить від довжини хвилі збуджуючого світла, це дає можливість знайти найбільш сприятливі умови збудження ФЛ. Спектр ФЛ складається з суми індивідуальних смуг, кожна з яких уявляє певну групу центрів. Зміна температури (концентрації) по різному впливає на амплітуду и ширину відповідної полоси, що призводить до зміни сумарного спектру. Марганцеві центри (МЦ) можуть одержувати енергію збудження ФЛ двома способами: прямим поглинанням енергії збуджуючого світла й за допомогою резонансної передачі енергії від центрів сенсибілізації до МЦ свічення. Внутрішньоцентровий механізм проявляється тоді, коли поглинання й випромінювання світла відбуваються безпосередньо усередині МЦ свічення без участі вільних носіїв заряду. Резонансний механізм проявляється якщо передача енергії збудження ФЛ здійснюється через центри сенсибілізації, які у свою чергу можуть бути центрами ФЛ. Блакитне свічення кристалу ZnS, що не містить спеціально уведених домішок (тому і зветься "самоактивованим"), має рекомбінаційний характер та випромінюється центрами, що виступають як сенсибілізатори для МЦ. Енергетичні рівні атомів неконтрольованих домішок розташовані в забороненій зоні ZnS, які можуть захоплювати вільні носії заряду в процесах збудження й випромінювання, що при цьому рекомбінують. У той же час випромінювання іонів Мn2+, які також можуть виступати як сенсибілізатори для МЦ свічення [9], відбувається в результаті внутрицентрових енергетичних переходів з першого збудженого стану в основне.

Починаючи з CMn = 1 10-3 Г/г, відстані між МЦ виявляються достатніми для здійснення між ними резонансної взаємодії [1]. Однак, по даним [2], передача енергії збудження МЦ за допомогою резонансної взаємодії між ними не переважає, оскільки при довжині хвилі збуджуючого світла лЗбудж = 441 нм зміни інтенсивності спектрів ФЛ зі зміною температури на кілька порядків менше, ніж у випадку збудження світлом з лЗбудж = 337 нм, коли механізм передачі енергії збудження ФЛ може бути тільки резонансним. При CMn > 5-10-2 г/г картина міняється. Резонансний механізм передачі енергії переважає над прямим поглинанням енергії збуджуючого світла [2]. Зміни інтенсивності ФЛ при зміні температури великі. Тому будь-які зміни в найближчому оточенні МЦ повинні призводити до змін у системі МЦ свічення -- центр сенсибілізації й відбиватися на температурних залежностях спектрів ФЛ досліджуваних кристалів. Також варто підкреслити: оскільки при зміні температури кристалів проводиться в інтенсивному потоці пари сухого азоту, логічно припустити, що відхід з поверхні атомів кисню, що є центрами сенсибілізації для МЦ свічення, обумовлює зменшення ймовірності збудження МЦ свічення резонансним шляхом.

У роботах [3-5] були отримані спектри збудження для максимуму спектра ФЛ (Max = 580 нм) і спектр поглинання іонів Mn2+ в кристалах ZnS:Mn при одній і тій же концентрації іонів Mn2+ (рис. 1.1. за даними роботи [4]), причому положення максимумів смуг поглинання і збудження практично збігалися. Автори пов'язували п'ять максимумів в цих спектрах з відповідними електронними переходами на енергетичній діаграмі рівнів іона Mn2+.

спектри поглинання (а), і збудження (б) іонів mnв кристалах zns, виміряні в максимумі інтегрального спектру фл ( = 580 нм), при одній і тій же концентрації іонів mn

Рис. 1.1. Спектри поглинання (а), і збудження (б) іонів Mn2+ В кристалах ZnS, виміряні в максимумі інтегрального спектру ФЛ (Max = 580 нм), при одній і тій же концентрації іонів Mn2+.

Відомо [5], що спектри ФЛ кристалів ZnS:Mn являє собою широку смугу випромінювання з максимумом, розташованим в жовтогарячій області спектра в районі = 580 ч 590 нм. Положення максимуму випромінювання залежить від умов збудження ФЛ і концентрації активатора. При збільшенні концентрації марганцю СMn ? 10-3 Г MnS / г ZnS максимум спектра ФЛ зсувається в бік коротких довжин хвиль. У монокристалах ZnS:Mn з малою концентрацією активатора СMn <10-3 Г MnS / г ZnS не вдається простежити за положеннями інтегрального спектру ФЛ при зміні концентрації активатора в зразках.

Аналіз складу "марганцевого" випромінювання, проведеного [5] за допомогою розкладання складних спектрів на складові за методом Аленцева показав, що "марганцеве" випромінювання неелементарне і містить, принаймні, п'ять індивідуальних смуг = 557, 578, 600, 616 і 637 нм відповідно, пов'язаних з різним оточенням іонів Mn2+ в реальному решітці сульфіду цинку.

спектри фл монокристалів zns:mn с = 5-10г mns / г zns

Рис. 1.2. Спектри ФЛ монокристалів ZnS:Mn СMn = 5-10-3 Г MnS / г ZnS: 1 - Т = 300 К, 2 - Т = 4 К.

На рис. 1.2. наведені спектри ФЛ кристала ZnS з концентрацією активатора СMn = 5-10-3 Г MnS / г ZnS, зняті при Т = 300 К і Т = 4 К. Очевидно, що зниження температури призводить до значного збільшення яскравості світіння в червоній області спектра. Яскравість світіння в районі смуг = 578 нм і = 600 нм також зростає, проте не так істотно. Водночас яскравість світіння в області = 557 нм сильно зменшується.

Як було сказано вище, кристали сульфіду цинку, активовані іонами Мn2+, досліджуються вже досить давно. Проте, до цих пір відсутня чітке уявлення про перерозподіл механізмів передачі енергії збудженим марганцевим центрам (МЦ) світіння різних типів при впливі на кристали таких зовнішніх факторів, як температура і енергія збуджуючого світла. Водночас наявність подібної інформації дозволило б не тільки спрогнозувати роботу різних люмінесцентних приладів, побудованих на основі ZnS:Mn, але й розширити фундаментальні уявлення про процеси мономолекулярної люмінесценції в цілому.

Зміна форми інтегрального спектру ФЛ при зміні температури, розширює уявлення про ФЛ кристалів ZnS:Mn. Аналіз форми інтегрального спектру ФЛ можливо зробити на базі інформації про зміну інтенсивності і ширини індивідуальних смуг ФЛ, які описуються кривими нормального закону ймовірності (Гауса)

(1.1)

Де А - амплитуда максимума,

W - ширина піку на рівні половини амплітуди максимуму,

XMax - координата максимуму,

Y0 - рівень нуля або рівень постійної складової

В існуючому математичному забезпеченні (Origin) обробки експериментальних даних є можливість розкладати складні спектри на елементарні (відомої форми). Візуально розкладання за допомогою цього програмного пакету проходить гарно і на перший погляд виконує розкладання на потрібну кількість індивідуальних смуг при позначенні координат максимумів. Але при отриманні результатів розкладання легко побачити, що координати максимумів вже не будуть такими, які були нами виставлені перед виконанням процедури розкладання на необхідну кількість індивідуальних смуг. При чому, відхилення координат максимумів є досить значними і складають не допустимі 1-2 нанометри (нм), а подекуди більше 15 і навіть більше нм, що суперечить багатьом отриманим раніше даним [5]. Тому, застосування програмного забезпечення математичного пакету Origin для вирішення цього завдання видає не зовсім коректний результат, тому існує сенс в пошуках більш оптимального методу розкладання спектрів люмінесценції на індивідуальні смуги.

На сьогоднішній день існують різні експериментальні методи розділення інтегральних спектрів ФЛ на індивідуальні складові, на жаль, далеко не всі з них дають прийнятні результати й можуть бути використані в реальних умовах. Так, метод електромодуляції на основі ефекту Франца - Келдиша дозволяє виявити структуру спектрів люмінесценції напівпровідників у місцях концентрації електричного поля. При цьому інтенсивність максимумів смуг, що проявляються, прямо пропорційна прикладеній напрузі. Однак, оскільки при зміні прикладеної напруги змінюється не тільки інтенсивність максимумів, але й напівширина окремих смуг, а відстань між максимумами залишається незмінною, то при занадто високій прикладеній напрузі, можливе "вторинне" перекриття менш яскравих індивідуальних смуг люмінесценції більш яскравими. Крім того, дефекти кристалічної структури можуть істотно перерозподіляти величину електричного поля поблизу тих самих центрів люмінесценції, що, у свою чергу, ускладнює аналіз експериментальних даних. Тому даний метод часто дозволяє виявляти структуру тільки широких смуг люмінесценції. До того ж, украй складно створювати електричні поля необхідної величини в об'ємній частині напівпровідника, що накладає додаткові обмеження на умови проведення експерименту.

Надчуттєвий метод л - модуляції дозволяє виявляти дуже слабкі смуги люмінесценції. Відбувається реєстрація не основного сигналу, а його першої й другої похідних, що дозволяє виявляти точки зміни швидкостей наростання й убування досліджуваної функції, що описує основний сигнал люмінесценції. Але, як відомо функція, що описує будь-який оригінальний спектр має розкид параметрів, тому будь-яка точка, де відбулась ледь помітна зміна перегину лінії функції, викликана як перешкодою, так і наявністю смуги свічення, буде проявлятися в спектрах люмінесценції л - модульованого сигналу, як індивідуальна смуга. Тому, у цьому випадку бажано заздалегідь мати попередню інформацію про кількість досліджуваних індивідуальних смуг. У противному випадку - доведеться виключати вплив перешкод статистичними експериментами, що досить трудомістко.

Добре відомий метод Аленцева [8] не вимагає ніяких початкових відомостей про форму й положення максимумів смуг, що перекриваються, потрібно тільки біти впевненим, що перекривання не цілковите як з одного та і з іншого боку спектру. Даний метод використовує спектри, у яких збуджуються окремі центри люмінесценції, які, у свою чергу, відповідають за елементарну смугу в спектрі. Так для визначення параметрів трьох смуг необхідно чотири спектри одного зразка при різному збудженні. Подальші маніпуляції не є особливо складними. Але насправді простота застосування даного методу досить оманна. Здається, що досить просто провести розкладання на дві або три смуги, але при дослідженні широких інтегральних спектрів люмінесценції число таких індивідуальних смуг багато більше. Отже, кожна з них може перекриватися не тільки із сусідньою смугою, але й з іншими індивідуальними смугами спектра. Врахування цих перекриттів є складною проблемою при розкладанні. Тому, при зростанні числа смуг в інтегральному спектрі виділити горизонтальні ділянки стає практично неможливо в віду їх відсутності. Крім того, для практичної реалізації даного методу необхідне використання відразу декількох спектрів люмінесценції, отриманих при різних умовах проведення експерименту (але при постійний температурі) й таких, що мають до того ж значні відмінності друг від друга за формою спектра, що далеко не завжди реалізується.

У переважній більшості випадків при досліджені оптичних властивостей напівпровідників (поглинання, люмінесценції тощо) спостерігаються спектри з великою півшириною (0,2-0,5 еВ), які складаються з декількох елементарних смуг. Обумовлено це тим, що в кристалах, шарах та (чи) плівках існує цілий ансамбль різних за природою центрів. Вони визначають генераційно-рекомбінаційні процеси, які не однаково виявляють себе при різних умовах збудження (інтенсивність і поляризація світла, енергія квантів тощо). Внаслідок цього змінюється форма сумарного спектра і навіть положення його максимуму. Саме наявність такої зміни використовується для аналітичного розрахунку за методом Аленцева [8]. Цей метод дозволяє за результатом досліджень вихідних спектрів визначити їх складові з різною півшириною і формою.

Розглянемо цей метод на прикладі кристалофосфору, у вихідному спектрі люмінесценції якого присутні тільки дві смуги і, тобто

(1.2)

Для спрощення розрахунку припустимо, що вони розташовуються дещо в різних спектральних інтервалах

при

при, (1.3)

Проте частково накладаються в області довжин хвиль, рис. 1.3,а. При зміні умов збудження (наприклад, інтенсивність лазерного випромінювання) новий спектр буде відрізнятися від вихідного. Вважаючи, що форма складових і не змінюється, а тільки перерозподіляється їх внесок у сумарне випромінювання, спектр буде описуватись функцією

(1.4)

а і б - вихідні спектри і складові їх смуги, в - графік відношення спектрів , г - спектр помножений на , д - виключення полоси

Рис. 1.3. А і б - вихідні спектри і складові їх смуги, в - графік відношення спектрів, г - спектр помножений на, д - виключення полоси. Заштрихована різниця, е - полоса в правильному масштабі, з - виключення полоси зі спектру. Заштрихована різниця, и _ полоса. (По осі ординат - умовні одиниці, однакові для всіх спектрів).

Для виявлення складових необхідно знайти відношення. На графіку відношення в областях і будуть спостерігатись дві горизонтальні ділянки, рис. 1.3, в. Ордината першої складової буде дорівнювати, а другої - , оскільки у вихідному спектрі амплітуди і за виразом (1) прийняті за одиницю.

Оскільки, то помножуємо спектр на і отримуємо

. (1.5)

У такому спектрі смуга однакова за амплітудою із складовою у спектрі. Тоді їх різниця

(1.6)

Містить тільки складову, рис. 1.3, е. Оскільки, значення і відомі, то з останнього рівняння можна розрахувати. Смуга знаходиться послідовним відніманням ординат і при відповідних значеннях.

У розглянутому методі не робиться ніяких припущень щодо форми індивідуальних смуг, крім припущення про спектральні області, де вони відмінні від нуля. Тому аналітичні розрахунки проводити, відображаючи спектри в будь-яких координатах, зокрема і. Всі обчислення необхідно проводити безпосередньо з експериментальними даними. Тільки після розрахунку складових робиться поправка на апаратну функцію.

Отже, експериментальним критерієм можливості застосування методу Аленцева є наявність горизонтальних ділянок на графіку відношення виміряних спектрів і. За їх кількістю можливо зробити висновок про склад смуг у вихідному спектрі і розрахувати їх.

У статті [7] автори зіштовхнулися із завданням одержання інформації про поводження індивідуальних смуг фотолюмінесценції при пластичній деформації кристалів ZnS:Mn і випробували деякі з методів, особливо методи: Аленцева-Фока, метод імпульсного збудження зразків. Так само автори запропонували свій метод розкладання. У даній статті проводилося розкладання на чотири елементарні складові з максимумами: лMax = 557, 578, 600 й 637 нм. Оскільки спектри ФЛ у статті форма яких істотно не змінюється, то спроба застосування методу Аленцева-Фока не дозволить одержати однозначні результати. Для рішення такого завдання авторами був застосований математичний метод з використанням функції Гауса. У цьому випадку спиралися на раніше отриману інформацію про те, що інтегральний спектр ФЛ складається із чотирьох індивідуальних смуг з відомими положеннями максимумів. Без цієї обставини рішення даного завдання було б множинним. Коректність розкладання аналізувалася за допомогою спеціальної функції "помилки розкладення" (рис. 1.4 б). Таким чином, завдання зводилося до знаходження функцій, які описують індивідуальні смуги спектра, що розкладається, при мінімальному значенні. Дане завдання вирішене за допомогою методу найменших квадратів. Суть його полягає в мінімізації спеціальної цільової функції.

залежність інтенсивності індивідуальних смуг фл(а) і функція помилки розкладання експериментальних спектрів (б) при різних значеннях ступеню пластичної деформації

Рис. 1.4.. Залежність інтенсивності індивідуальних смуг ФЛ(а) і функція помилки розкладання експериментальних спектрів (б) при різних значеннях ступеню пластичної деформації

У результаті була отримана інформація про поводження різних індивідуальних смуг, пов'язаних з іонами Mn2+ у процесі пластичної деформації (рис. 1.5 а). Для порівняння на сусідньому малюнку представлені дані, отримані методом Аленцева-Фока (рис.1. 5 б). Як видно, два методи дали різні результати. Крім того, певний резуьтат дав аналіз виду функції помилки (рис. 1.4 б). Більші значення дана функція приймала в інтервалі довжин хвиль л = 510 ч 560 й 650 ч 670 нм, що відповідають краям інтегрального спектра ФЛ. Це автори зв'язують із більшим співвідношенням (сигнал / шум). В інтервалі л = 560 ч 605 нм, значення практично дорівнює нулю. В інтервалі л = 605 ч 630 нм, вид функції повністю збігається з видом функції Гауса, що має максимум в області 618 ч 620 нм, із чого був зроблений висновок про наявність у даному місці, принаймні, ще однієї індивідуальної смуги, що слабко себе проявляє.

залежність інтегральної яскравості індивідуальних смуг фл при різних ступенях пластичної деформації - , отриманих за допомогою метода розкладання з використанням функції гауса

Рис. 1.5. Залежність інтегральної яскравості індивідуальних смуг ФЛ при різних ступенях пластичної деформації - , отриманих за допомогою метода розкладання з використанням функції Гауса (а) - Exit = 396 нм, CMn =510-3 г/г (а) и 110-2 г/г (б); Max = 557 (1), 578 (2), 600 (3), 635 (4) нм і метода Аленцева-Фока (б) - Max = 557 (1), 578 (2), 600 (3), 635 (4).

Даний метод виявився коректний і зручний у випадку, коли необхідно було одержати інформацію про поводження індивідуальних смуг при невеликих змінах в інтегральних спектрах. Головним його недоліком є необхідність наявності деяких первісних даних про індивідуальні смуги ФЛ. Тому він може бути лише допоміжним.

Зупинимося на особливостях оточення іонів Мn2+, відповідальних за індивідуальну смугу ФЛ із лMax = 616 нм. У статті [9] вважають, що вона не може бути пов'язана з "комплексними" центрами, які утворяться при більших концентраціях марганцю в монокристалах, тому що збільшення СMn, понад концентрацію 10-3 г Mn / г ZnS не викликає зростання яскравості цієї смуги, а, навпаки, її яскравість різко зменшується. Цю смугу зв'язують із іонами Мn2+, які оточені атомами кисню, що потрапили у кристалічну структуру при вирощуванні кристалів як неконтрольовані домішки. Наявність кисню в цих кристалах доведено в [10] на підставі даних дослідження термостимульованої ЭДС при наявності градієнта заповнення пасток.

Відомо [11], що в сульфіді цинку марганець в оточенні кисню спричиняє жовто-зелену або червону. ФЛ залежно від того, скільки атомів кисню його оточує: жовто-зелена ФЛ відповідає четверній координації по кисню, червона - шостій. Зіставляючи розміри іонних радіусів компонент кристала ZnS:Mn, автори думають, що при влученні кисню в об'єм кристала такі центри можуть бути утворені. Іонний радіус Мn2+ трохи більше радіуси Zn2+, а радіус О2- менше, ніж радіус S2-. Співвідношення розмірів цих іонів повинне привести до взаємної компенсації об'єму, тобто при утворенні кристалічної решітки сульфіду цинку марганець і кисень, як домішки, будуть прагнути розташуватися в сусідніх вузлах кристалічної решітки.

Як видно, центри свічення в кристалах ZnS:Mn, що дають випромінювання в червоній області спектра при лMax = 616 нм й лMax = 637 нм можуть утворитися в малодефектних кристалах. При збільшенні основному, інші типи центрів свічення, такі як іони Мn2+ у вузлах тетраедрів кубічної решітки (лMax = 557 нм) або поблизу дислокацій (лMax = 578 нм).

Для експериментального підтверження різних моделей люмінесцентних центрів сульфіду цинку використовуються такі спектральні характеристики люмінофорів, як положення максимумів і ширини окремих смуг і відносна яскравість цих смуг в загальному спектрі люмінесценції, залежно від умов приготування і збудження люмінофорів.

Як показано наприклад у роботах [12-14], спектри люмінесценції ZnS звичайно складають з кількох широких смуг що перекриваються. Тому останнім часом, досить багато статей присвячено розкладанню складних спектрів на індивідуальні складові [13-14].

У роботі [12] наводиться метод встановлення максимумів і ширини елементарних смуг і відносної яскравості цих смуг в спектрах люмінесценції, оснований на припущенні, що індивідуальні смуги гаусові. За С. І.Пекаром [14] можливо форму люмінесцентної смуги висловити рядом:

(1.7)

Де, і - постійні, і частоти фотонів випромінювання ( відповідає максимуму смуги). В області максимуму смуги, враховуючи перетворене значення (), можна приймати тільки перший член цього ряду. У цьому випадку має смуга гаусову форму. Інші члени ряду викликають асиметрію смуги, яка починає проявлятися за межами на ширини, спектральна крива зростає на короткохвильовій стороні швидше ніж на довгохвильовій.

Трептов Х. [15] пропонує, що до перетворення виміряної кривої в криві Гауса, потрібно в разі люмінесценції сульфіду цинку, ділити виміряні значення на величину, де - енергія відповідного фотона. Трептов Х. представляє гаусове розподілення функції:

, (1.8)

Де В - виміряне значення інтенсивності випромінювання для енергії фотонів, - інтенсивність випромінювання в максимумі смуги, відповідна енергії, - інтеграл енергії фотонів, в якому убуває інтенсивність випромінювання.

Уєхара У. [16] стверджує, що вираз не має ніякого фізичного сенсу і що теж в разі люмінесценції сульфіду цинку треба прямо використовувати перший член рівняння (1.7). У цьому випадку окремі люмінесцентні смуги мають гаусову форму. На основі цього можливо знайти метод встановлення максимумів і напівширини окремих смуг в люмінесцентних спектрах ZnS.

Загалом функція Гауса приймає форму:

(1.9)

Логарифмування і диференційовану рівняння (3) переводимо гауссова криву па пряму з кутовим коефіцієнтом. Як видно з виразу (1.9), координати точки перетину цієї прямий і осі координат (х = S) визначають максимум кривої Гауса. Тепер звернемо увагу на формулу для на ширини Н цієї кривої. Пікову величину розподілу Гауса отримуємо у вигляді:

(1.10)

застосування описуємого метода на електролюмінесцентних спектрах zns - cu (3,08-10 г cu/ г zns)

Рис.1.6. Застосування описуємого метода на електролюмінесцентних спектрах ZnS - Cu (3,08-10-4 г Cu/ г ZnS)

З рівнянь (1.9) і (1.10) видно, що функція Гауса приймає значення рівне половині пікової величини в точках, визначених рівнянням

(1.11)

Це рівняння має два рішення:

(1.12)

І для напівширини Н отримаємо

(1.13)

Або за допомогою доцільного вибору координат

(1.14)

Це означає, що за допомогою цього методу переводимо виміряну криву в пряму, або в кілька прямих у разі випромінювання в більшому числі смуг. Перетин цих прямих і осі координат визначають положення максимумів елементарних спектральних смуг і за допомогою кутових коефіцієнтів прямих можливо за рівнянням (1.14) знайти напівширини цих смуг. Застосування цього метода на електролюмінесцентних спектрах ZnS - Cu (3.08-10-4 г Cu/ г ZnS) за різних умовах збудження наведено на рис. 1.6. У роботах [13,14] показано, що похибка визначення максимуму цим методом ±0,5%, похибка визначення напівширини ± 2%.

Перейдемо до теорії встановлення відносної яскравості елементарних спектральних смуг в загальних спектрах люмінесценції. Інтегральну інтенсивність випромінювання в елементарній смузі отримаємо інтегруванням виразу (1.9). При доцільному виборі координат, можливо для інтегральної яскравості К-ой смуги записати:

(1.15)

Інтегруванням рівняння (1.15) за допомогою виразу (1.14) отримаємо:

(1.16)

У разі випромінювання в n індивідуальних смугах, отримуємо для відноcно яскравості K- ої смуги в спектрі випромінювання:

(1.17)

З рівняння (1.17) випливає, що для відносної яскравості елементарної смуги потрібно обчислити напівширину цієї смуги і значення інтенсивності випромінювання в максимумі смуги.

Напівширину смуги можливо знайти з достатньою точністю за допомогою наведеного методу.

Значення інтенсивності випромінювання в максимумі смуги установимо наступним способом. За допомогою рівнянь (1.7), (1.9), (1.14) можливо виразити аналітично окрему смугу рівнянням

(1.18)

Яке є вигідним для обчислення величини (величини, і Н в EV). Це означає, що наприклад у випадку випромінювання в трьох смугах з максимумами, і та їх ширинами Н1, Н2, Н3 маємо для інтенсивності випромінювання в максимумах смуг, , систему трьох рівнянь з трьома невідомими:

(1.19)

Де А1, А2, А3 - величини загального випромінювання в точках відповідних максимумів окремих смуг, які можливо обчислити з виміряної спектральної кривої. У разі випромінювання в двох смугах отримаємо систему двох рівнянь з двома невідомими і т. д. У роботах [16,17] було встановлено, що точність цього методу вища у випадку випромінювання в більшого числа смуг. Похибка встановлення відносної яскравості близько ±2,5%.

Пропонований метод має перевагу в тому, що крім установлення максимумів і ширин окремих смуг, можливо за допомогою цього методу прямо обчислити відносну яскравість смуг в загальних спектрах люмінесценції з виміряної спектральної кривої, без емпіричного розкладання цієї кривої. Використання методу дозволяє розрізняти близькі максимуми блакитної люмінесценції 450 нм і 475 нм [16,17]. Недоліком методу є спрощене припущення про гаусовську форму елементарних смуг і факт, що побудова прямої, яка визначає максимуми і ширини смуг не завжди однозначна. Тому потрібно знімати спектри досліджуваного люмінофора кілька разів на різних умовах. Використання цього методу має в порівнянні з методом М. В. Фока і М. Н. Аленцева [8] перевагу, що поділ складного спектра на елементарні смуги не визначають експериментальні дані крайньому спектра, де похибка вимірювання велика.

Похожие статьи




Огляд та аналіз результатів дослідження оптичних характеристик кристалів ZnS:Mn - Температурна залежність інтенсивності і напівширини спектрів індивідуальних смуг фотолюмінесценції іонів Mn2+ в кристалах ZnS

Предыдущая | Следующая