考虑到这一现象,谱线2,4,5,6,8,10来自受远邻缺陷扰动的填隙Er3 离子的可能性较大.谱线2,4,5,6,8,10的相对强度在不同的样品里有变化.
从谱线8,10的不对称形状以及在高分辨光谱里可以看出它们分别由几条相距很近的谱线组成,这些说明它们来自几种中心.
上述分析意味着<300℃退火,晶体中原来存在的缺陷以及辐射损伤产生的缺陷没有显著的运动,不参与发光中心的组成,只起远邻扰动的作用.
这一点受到下列事实的支持:用Bridgman方法和气相输运方法生长的ZnS,经同样条件的离子注入,在低于300℃退火后,光谱基本相似,然而在500℃以上退火后,光谱截然不同.
100℃退火前没有可检测的Er3 离子发射或者只有微弱的没有很好的结构的谱线,而100℃以上退火后出现由窄谱线组成的有很好结构的光谱.
这说明在此退火区域,晶体中发生的过程主要是晶格弛豫,辐射损伤部分恢复.
在第二温度区域(300—400℃)退火后,发射谱线11,12,13,14,15,16出现(图2).
已知发射线11,12,13来自发光中心B.它是处于Zn替位位置的Er3 离子,被四个最近邻S2-离子包围.
根据和上面类似的分析,发射线14,15,16可能是来自受远邻缺陷扰动的发光中心B.
第二温度区域内形成的发光中心具有立方对称性的一个证据是没有发现强度随温度增加的谱线.
如果发光中心具有低于立方的对称性,能级将分裂成两个子能级,从上子能级向基态跃迁的谱线的强度将随样品温度从4.2K增高而增强.
在300—350℃退火,发光中心A的强度随退火温度升高而下降,而发光中心B的强度随退火温度升高而增强.
发射强度和退火温度的关系满足图6.从发射线11,12,13确定的发光中心B的形成能为0.88eV,从发射线7确定的发光中心A的分解能为0.86eV.
这两个能量非常接近,说明发生的过程很可能是处于填隙位置的Er3 离子进入附近的Zn空位.因而发光中心A的分解能等于发光中心B的形成能.这一行为和Yb3 离子注入的CdTe和ZnTe一样.
Yb3 离子处于填隙位置的Ⅰ类中心转变为Yb3 离子处于替位位置的Ⅱ类中心,Ⅰ类中心的分解能非常接近Ⅱ类中心的形成能.
第三温度区域(400—500℃)退火破坏了原来的发光中心.在原发光中心A的区域,发射线演变为两个中心在553nm和560nm的宽带.
这两个带的位置在不同样品里不变.但这两个宽带里露头出来的尖峰在不同样品里是不同的.这说明缺陷有强烈运动,在Er3 离子周围形成一定程度的无序,谱线位移,互相重叠形成宽带.
500℃以上退火后光谱变得很复杂.图4中发射线30和31的强度随样品温度从4.2K上升而增强.这说明他们来自具有低对称性的发光中心,Er3 离子近邻或次近邻位置上有缺陷.
在低对称性晶体场里能级分裂成两个子能级,从上子能级到基态的发射强度将随温度上升而增强.而在立方对称晶体场里,能级不分裂,因而没有上述现象.
高温退火后,缺陷参与发光中心形成的另一个证据是下列现象.Bridgman方法生长的晶体比气相输运法生长的ZnS单晶有更多的点缺陷和层错,气相输运法生长的ZnS单晶含有输运气体离子,两种单晶的原始缺陷和杂质不同.
但是,在400℃以下退火,Bridgman方法生长的晶体和气相输运生长的晶体具有非常相似的光谱.然而在500℃以上退火后,尽管离子注入和退火的条件一样,他们的光谱却非常不一样,见图4和图7.这说明在400℃以下退火缺陷没有参与发光中心的形成.
在500℃以上退火,离子注入过程中产生的辐射损伤缺陷大部分消失,晶数体生长过程中产生的原始缺陷参与发光中心的形成.不同方法制备的晶体有不同的缺陷形态,因而形成不同的发光中心,光谱不同.
