Дослідження поляризаційних характеристик тонких плівок нітрид титана і прополісу - Коммуникации, связь, цифровые приборы и радиоэлектроника магистерская работа

Главная

Коммуникации, связь, цифровые приборы и радиоэлектроника
Дослідження поляризаційних характеристик тонких плівок нітрид титана і прополісу

Оптичні властивості тонких плівок нітриду титану. Електрофізичні та сорбційні характеристики прополісу. Дослідження закономірностей розсіювання тонкими плівками TiN і прополісу світлових потоків при різних формах поляризації падаючого випромінювання.


посмотреть текст работы


скачать работу можно здесь


полная информация о работе


весь список подобных работ


Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.
Размещено на http://www.allbest.ru/
В роботі наведені результати експериментального дослідження розсіяння поляризованого випромінювання тонкими плівками прополісу та нітрид титану. При цьому проведений аналітичний огляд науково-технічної літератури стосовно вказаних об'єктів, які на даний час являються досить актуальними для реалізації окремих елементів гетероконтакту у фотодетекторах. Розглянуті питання оцінки залежності характеристик розсіяного тонкими плівками випромінювання від форми поляризації падаючого та оцінки «стійкості» світлових потоків різних форм поляризації.
Ключові слова: лінійна поляризація, прополіс, гетероструктура, фотодетектори, кутовий розподіл, нітрид титану, еліптичність.
Список умовних позначень, термінів та скорочень
1.1 Поляризація оптичного випромінювання
1.1.1 Поняття поляризованого випромінювання
1.1.2 Опис поляризаційних параметрів випромінювання
1.1.3 Поляризацiйнi властивостi когерентного випромiнювання при багаторазовому розсiюваннi
1.2.1 Структурна модель тонких плівок
1.2.2 Дифузне розсіювання носіїв заряду. Залишкова рухливість. Мозаїчні плівки
1.2.4 Розсіювання на дислокаціях невідповідності. Гетероструктури
1.3 Властивості тонких плівок нітриду титану (TiN) та їх використання
1.3.1 Оптичні властивості тонких плівок ТіN
1.3.2 Дослідження поверхневої морфології тонких плівок ТіN
1.3.3 Оптичні константи та коефіцієнти тонких плівок ТіN
1.3.4 Механічні властивості нанокерамікі на основі TiN
1.4.2 Електрофізичні та сорбційні характеристики
2.1 Опис експериментальної установки
2.2 Методика вимірювання параметрів Стокса
2.4 Графіки по результатам проведених досліджень
2.5 Аналіз отриманих результатів експерименту
3. Техніка безпеки при роботі з лазерами
3.1 Основні правила техніки безпеки
В останні роки проводиться інтенсивний пошук і дослідження різних перспективних матеріалів і структур на їх основі, для застосування у фотоелектричних пристроях. Використання гетероструктур для виготовлення фотоелектричних перетворювачів розширює їх функціональні можливості і підвищує експлуатаційні характеристики в порівнянні з фотоелектричними приладами на основі гомопереходів [1-4].При цьому, в якості матеріалу окремих елементів гетероструктури досить широко використовують як органічні матеріали (наприклад, прополіс), так і напівпровідникові плівки різного типу. Серед них, в останні роки широко застосовується нітрид титану.
Нітрид титану (TiN) - це перспективний широкозонний матеріал, який володіє вдалою сукупністю фізико-хімічних параметрів: низький питомий опір, досить високий коефіцієнт пропускання у видимій частині спектру, високий коефіцієнт відбивання в інфрачервоній частині спектра, висока твердість, висока зносостійкість, хороша хімічна інертність і стійкість до корозії [5-8].
Якщо говорити про прополіс, то на даний час у науковій літературі все більше уваги приділяється питанням можливості використання органічних речовин при створенні нового класу гібридних пристроїв “органічна речовина-напівпровідник” для перетворення електромагнітного випромінювання.
В даній магістерській роботі наведений аналітичний огляд науково-технічної літератури стосовно використання органічної речовини природного походження - прополісу,а також нітрида титану (TiN), як перспективних для фотоелектроніки матеріалів та представлені результати експериментального дослідження розсіювання поляризованого випромінювання вказаними об'єктами, шо і являється метою цієї магістерської роботи. Актуальність подібних досліджень пояснюється практично відсутністю науково обґрунтованої інформації стосовно залежності інтегральної та спектральної чутливості фотоприймачів від типу і форми падаючого на них світлового потоку.
Для досягнення вказаної мети були поставлені наступні задачі:
1. Провести аналітичний огляд науково-технічної літератури стосовно тематики магістерської роботи;
2. Освоїти методику експериментального дослідження поляризаційних характеристик випромінювання розсіяного тонкими плівками;
3. Провести юстування експериментальної установки та окремі виміри на контрольних об`єктах
4. Провести комплекс запланованих експериментальних вимірювань використовуючи тонкі плівки прополіса та TiN при різних формах поляризації падаючого випромінювання;
5. Провести аналіз отриманих результатів і сформулювати відповідні висновки.
Список умовних позначень, термінів та скорочень
плівка нітрид прополіс випромінювання
1.1 Поляризація оптичного випромінювання
1.1.1 Поняття поляризованого випромінювання
При проходженні випромінювання крізь оптичні середовища воно поляризується внаслідок специфіки процесів дисперсії, відбивання, заломлення, розсіювання. У той же час випромінювання з різним станом поляризації буде по-різному взаємодіяти з самим середовищем. Тому питання поляризації займають важливе місце в теорії поширення світла, кристалооптиці, розсіянні світла, являють собою фундаментальні основи, на яких базуються еліпсометричні дослідження.
Розглянемо можливі стани поляризації плоскої гармонічної хвилі у ізотропному однорідному середовищі , яка задовольняє рівнянням Максвела; - комплексна амплітуда, = - хвильовий вектор, i - нормаль до площини рівних фаз, - радіус вектор, w=2рх - кругова частота. Якщо хвиля поширюється в напрямку осі z (), то електричний () і магнітний () вектори, складові електромагнітної хвилі, розміщуються в площині, перпендикулярній напрямку розповсюдження (вісь z) і зв'язані між собою рівнянням :
де о і µ відповідно діелектричні і магнітні проникності середовища.
Внаслідок попередності поля, складові рівні нулю і зміни декартових компонент векторів і описуються функціями типу
і початкові фази для x і y складових.
Поляризацію хвилі буде визначати певна зміна в просторі її складових - електричних і магнітних векторів. Знайдемо геометричне місце точок, що описує кінець електричного вектора в просторі за час 1/х. Для цього виключимо із рівняння (1.3) часову складову щt, зробивши ряд перетворень:
Після множення на або , або і віднімання
Підносячи до квадрату кожну із рівностей (1.5) і склавши їх, отримаємо:
Рівняння (1.6) є рівнянням канонічного перерізу. Оскільки його детермінант
То це буде рівняння еліпса, вписаного в прямокутник із сторонами 22
Таку хвилю називають еліптично поляризованою. Якщо дивитись вздовж променя, то обертання проти годинникової стрілки називають лівоциркулярним, а за годинниковою стрілкою - правоциркулярним. Очевидно, що кінець магнітного вектора також описує еліпс, так як у відповідності з (1.1)
Еліпс поляризації можна описати двома способами: у системі координат x, y або у системі зв'язаній з еліпсом, яка задається напрямками його великої і малої на півосей Х та Х+р/2. Площина, що проходить через вісь х (орт q) і вісь z , називається площиною референції або площиною відліку. У першій системі (лабораторна x, y) еліпс поляризації характеризується кутами д і ш (ш=arctg/), у другій кутами - Х , г (г =). Ці системи рівноправні і між їх кутовими параметрами існує певний зв'язок. Кут Х називається азимутом, кут г - еліптичністю. Знак «плюс» береться для право циркулярного світла, «мінус» - для лівоциркулярного. Зв'язок між введеними еліпсометричними параметрами встановлюється на основі вимог ідентичності рівняння коливань електричного вектора, представлених у системі х, у (вираз1.2) і Х, Х+р/2.
a, b - велика і мала півосі еліпса. Зміст амплітуди легко зрозуміти із визначення повної інтенсивності:
тобто . У відповідності з рисунком (1.1) маємо:
Підставляючи значення , у (1.9) і порівнюючи одержаний результат з виразом (1.6) отримуємо зв'язок між параметрами еліпса і ряд характерних співвідношень(1.11-15):
Знак величини д вибирається таким, щоб добуток був додатним, тому що ab > 0. Для лівоциркулярного світла д - від'ємне, для правоциркулярного - додатнє. Експериментально легше визначаються параметри г ч. Перехід до параметрів д ш відбувається згідно з формулами (1.11), (1.12). Границі зміни параметрів еліпса поляризації слідуючі:
Введені параметри еліпса поляризації одержані при розгляді ідеального пучка - плоскої монохроматичної хвилі з нескінченним хвильовим цугом.
В кожному із цугів хвиль, що проходять різниця фаз коливань у двох ортогональних напрямках і відношення амплітуд будуть постійними, тобто кути еліпса поляризації для них залишаться незмінними. На практиці такі пучки одержують при пропусканні квазімонозроматичного випромінювання скрізь поляризаційні пристрої.
1.1.2 Опис поляризаційних параметрів випромінювання
При описанні взаємодії оптичного випромінювання з дисперсним середовищем з врахуванням його поляризації широко застосовується формалізм, який базується на стоксових векторах [9, 10], елементи яких можна записати у вигляді:
де і - комплексні осцілюючі функції електричного вектора перпендикулярно напрямку розповсюдження хвилі, а скобки означають усереднення по часу.
Чотири параметри Стокса можна розглядати як компоненти єдиного вектор-параметру в чотирьохмірному функціональному просторі з записом у вигляді:
Перший параметр дорівнює сумі інтенсивностей горизонтальної та вертикальної поляризації і являє собою загальну інтенсивність, тобто . Параметр називається параметром переважної горизонтальної поляризації і дорівнює . Третій параметр Стокса характеризує надмір інтенсивності з поляризацією під кутом 45° над інтенсивністю під кутом 135°: . , характеризує надмір правоциркулярної поляризації над лівоциркулярною: . Якщо світло повністю поляризоване, то виконується співвідношення , у випадку неполяризованого світла . Нерівність виразу приводить до визначення ступеня поляризації , ступеня лінійної поляризації і ступеня циркулярної поляризації .
1.1.3 Поляризацiйнi властивостi когерентного випромiнювання при багаторазовому розсiюваннi
Дослiдження процесiв розсiювання електромагнiтного випромiнювання випадково неоднорiдним середовищем проводилися, як правило, у межах окремих модельних уявлень про процеси свiтлорозсiяння, моделi опису яких розроблялися лише для конкретних типiв оп- тично-неоднорiдних об'єктiв (шорсткi поверхнi, об'ємно розсiюючi шари рiзної товщини) [11, 12]. Проведення порiвняльного аналiзу експериментальних даних було утрудненим через необхiднiсть проведення усереднення великої кiлькостi стохастичних випадкових величин i, крiм того, самi результати часто мали емпiричний характер. Пiзнiше традицiйнi методи оптики розсiюючих середовищ були доповненi та розвиненi сукупнiстю методiв, якi були пов'язанi з наслiдками когерентностi свiтла, а саме, зi спостереженням випадкових змiн iнтенсивностi поля пiсля проходження когерентної хвилi крiзь випадково-неоднорiдне середовище (так званих спекл-структур).
Напрямок дослiджень, який має назву “оптика спеклiв”, заснований на аналiзi параметрiв модуля амплiтуди i фази випадкових полiв з подальшим пошуком взаємозв'язку кореляцiйних статистичних моментiв поля з вiдповiдними статистичними характеристиками фазово-неоднорiдного шару. Зазначенi методи оптики спеклiв були застосованi для розв'язання великого кола прикладних задач: для визначення параметрiв мiкрорельєфу; форми дифузних поверхонь; вимiрювання вiдстанi до дифузора; усунення спекл-шуму хвилi, що пройшла крiзь розсiювач; визначення дисперсiї висот нерiвностей шорсткихповерхонь.
Рис. 1.1. Схема проведення поляризацiйних дослiджень: иin, иout - кути падiння, дзеркальне вiдбиття, вiдповiдно; б - кут розсiяння (напрямок спостереження)
Оптика спеклiв переважно використовує аналiз структури поля, що базується на одержаннi iнформацiї про його амплiтудно-фазовi характеристики, не враховуючи векторної структури поля. Доповнення її поляризацiйними вимiрюваннями виявилося дуже корисним для розв'язання ряду задач тестування поверхонь при одноразовому розсiюваннi. Але при багаторазовому розсiюваннi складнiсть вiдповiдних фiзичних механiзмiв стохастичного розсiювання приводить до вiдсутностi однозначних розв'язкiв для задач такого типу. В зв'язку з цим викликає iнтерес побудова простих моделей розсiюючих середовищ, для яких можна знайти аналiтичний розв'язок задачi, або звести її до чисельних розрахункiв.
В роботі [11] отриманий розв'язок прямої задачi багаторазового розсiювання в рамках запропонованої моделi одноразового розсiювання i дослiджено експериментальні залежності ступеня поляризацiї вiд кратностi актiв розсiяння та кута розсiювання, залежно вiд характеристик набору калiброваних дифузних поверхонь. Такi дослiдження дають можливiсть порiвнювати поляризацiйнi залежностi на кожному етапi збiльшення кратностi розсiювання, що дає додаткову iнформацiю при застосуваннях запропонованої моделi.
Розглянемо основну iдею, що використовувалася при моделюваннi процесу розсiювання оптичного випромiнювання статистично неоднорiдним середовищем. Нехай оптична хвиля пiд деяким, ненульовим, кутом иin падає на дифузну гомогенну поверхню RS з заданим показником заломлення n (див. рис. 1. 1.). Якщо поверхня iдеально рiвна, то виникає лише одна хвиля, що поширюється в середовищi зi швидкiстю, яка визначається показником заломлення, i одна вiдбита хвиля, яка йде у зворотному напрямку до джерела випромiнювання. У випадку, коли поверхня є шорсткою, вiдбивання i заломлення матиме стохастичний характер i виникнуть компоненти, якi розповсюджуються у недзеркальному напрямку.
В теоретичних розрахунках метод кореляцiйної матрицi є найбiльш доцiльним при дослiдженнi поляризацiйних властивостей розсiяного випромiнювання. В цьому випадку розгляд поширення електромагнiтних хвиль проводиться як лiнiйне iнтегральне перетворення з ядром, параметри якого визначаються статистичними параметрами середовища. Головною перевагою цього метода є те, що для нього не iснує суттєвої рiзницi при описi процесiв в каналi поширення, де випадковими параметрами будуть виступати неоднорiдностi, викликанi флуктуацiями рельєфу або флуктуацiями показника заломлення.
Для експериментального вивчення залежностi кратностi розсiяння i посилення ефекту деполяризацiї було використано багатошарове середовище, кiлькiсть шарiв якого можна було змiнювати. Тим самим забезпечувалася можливiсть здiйснення плавного переходу вiд одноразового до багаторазового розсiювання експериментально з використанням одного i того ж модельного пiдходу для кожного наступного шару. Зауважимо, що всi зразки були виготовленi в одному технологiчному процесi та мали iдентичнi розмiри дисперсiї висот та радiусу кореляцiї, що свiдчить також про iдентичнiсть шарiв за статистикою (гауссiвською для матового скла). Це дозволило ранiше говорити про кратнiсть розсiяння для середовища з однаковими статистичними характеристиками. Термiн “кратнiсть розсiювання” пов'язаний саме з кiлькiстю границь середовища.
Рис. 1.2. Кутовi залежностi ступеня поляризацiї: а - вiдбитої хвилi залежно вiд кiлькостi розсiюючих шарiв (крапки - експериментальнi значення; лiнiї - теоретично розрахованi залежностi); б - заломленої хвилi (1 - один розсiючий шар; 2 - три розсiючих шари; 3 - п'ять розсiючих шарiв; 4 - сiм розсiючих шарiв; 5 - вiсiм розсiючих шарiв)
Кутовi залежностi ступеня поляризацiї вiдбитої компоненти зображено на рис. 1.2., а. Видно, що, починаючи з деякої кiлькостi шарiв, рiвень поляризацiї вже не є функцiєю кiлькості розсiюючих поверхонь (для 7 та 8 розсiюючих шарiв залежностi збiгаються). Спостерiгається ефект насичення деполяризацiї вiдбитої компоненти при деякiй кiлькостi шарiв, що визначається показником заломлення розсiюючого середовища. Це можна пояснити присутнiстю майже поляризованої компоненти, зумовленої вiдбиттям вiд декiлькох перших границь багатошарової структури. Iнтенсивностi цих компонент складають значну частку падаючого променя [11]. В результатi, рiвень поляризацiї сумарного вiдбитого випромiнювання залишається досить великим навiть при великому числi границь подiлу. Це свiдчить про те, що при розрахунках або експериментальних тестуваннях поверхонь досить враховувати тiльки 8 границь подiлу (для вказаного показника заломлення) i подальше врахування не дасть iстотної змiни результатiв. При збiльшеннi показника заломлення можна очiкувати, що ефект насичення вiдбувається при меншiй кiлькостi шарiв.
На рис. 1.2., б показано кутовi залежностi ступеня поляризацiї заломленої хвилi.
Заломлена компонента спочатку (для деякої кiлькостi шарiв) залишається майже повнiстю поляризованою, а при збiльшеннi кiлькостi шарiв вiдбувається повна деполяризацiя оптичного випромiнювання. На вiдмiну вiд вiдбитої хвилi, в даному випадку не спостерiгається ефекту “насичення” деполяризацiї розсiяного випромiнювання.
Як для заломленої, так i для вiдбитої хвиль при кутах б > 35? спостерiгається подальше зменшення ступеня поляризацiї до повної деполяризацiї розсiяних хвиль. Збiльшення кiлькостi шарiв у випадку заломленої хвилi знижує ступiнь поляризацiї i, вiдповiдно, понижує кут, при якому спостерiгається повна деполяризацiя розсiяного випромiнювання.
Проведенi експериментальнi дослiдження i теоретичнi розрахунки показали адекватнiсть запропонованої моделi при переходi вiд одноразового до багаторазового розсiювання. Отриманi кутовi залежностi виявили ефект насичення поляризацiї вiдбитої компоненти при кiлькостi шарiв, що визначається спiввiдношеннями мiж показниками заломлення, кутами падiння та розсiяння i залежить вiд довжини хвилi зондуючого випромiнювання. Саме виявлення цiєї особливостi дозволяє побудувати теоретичну модель ока людини i визначити методику вимiрювання аберацiй в цiй оптичнiй системi.
1.2.1 Структурна модель тонких плівок
У загальному випадку тонку плівку, осаджену на підкладку різними методами [2], можна уявити як складну багатофазну систему до якої входять міжфазні межі ("плівка-підкладка" або "плівка- вакуум (повітря, газ)") та міжзеренні межі (рис. 1.3.)[13]. Зауважимо, що важливими технологічними факторами при вирощуванні плівок методом осадження із парової фази, що знайшов широке використання для халькогенідів свинцю, є температура випаровування наважки і осадження (підкладки), вид самої підкладки (монокристал, полікристал, аморфна), стан її поверхні, склад залишкових газів у вакуумній системі при осадженні, а також товщина (d) плівки та багато інших [13].
Якщо для міжфазних меж важливим параметром плівок є їх товщина, то для міжзеренних меж - розмір кристалітів D. Так, зокрема, якщо D>>d, тоді вплив міжзеренних меж незначний, а при D>>d суттєвої ролі не відіграє поверхня плівок.
Рис. 1.3. Схема міжфазних і міжзеренних меж в тонкоплівковій структурі [4].
1. 2.2 Дифузне розсіювання носіїв заряду. Залишкова рухливість. Мозаїчні плівки
Якщо дзеркальне розсіювання зводиться тільки до зміни знаку нормальної до поверхні компоненти швидкості носіїв заряду, то у випадку повністю дифузного розсіювання змінюється і тангенціальна компонента швидкості [30]. При цьому сама швидкість набуває будь-якого напрямку у межах півкулі, описаної на поверхні напівпровідника. Стає зрозумілим, що за умови відсутності захоплення носіїв заряду на поверхні, повністю дифузне розсіювання описує максимально можливий вплив поверхні на їх рухливість.
У мозаїчних плівках (рис. 1.3.) слід враховувати розсіювання носіїв як на міжфазних, так і на міжзеренних межах, а такж різних структурних дефектах. Всі відзначені фактори, по відношенню до масивних монокристалів (µµ), визначають так звану залишкову провідність (µ з ).
Рис. 1.4. Мікроструктура плівок PbSe на сколах (100) KCl [2].
На рис. 1.5. представлено розділені поверхнева і залишкова рухливості для мозаїчних плівок PbTe від товщини [14]. Зауважимо, що для d < 0,1 мкм розрахована поверхнева рухливість µ п добре співпадає із експериментом (рис. 1. 5. - крива 1). За умови реалізації розсіювання носіїв заряду на міжзеоенних межах при товщина плівок більших за 0,1 мкм (рис. 1. 5. - крива 2) розраховано залежність середніх лінійних розмірів зерен D у плівках від товщини d (рис. 1. 6.). Встановлено, що їх значення зростають із товщиною плівок за законом D = 3,8-10 -5 d 1/3 , що знаходиться у погодженні з експериментом.
Рис. 1.5. Залежність рухливості носіїв струму (µ) плівок РЬТе від товщини (d): о - експеримент; 1, 2 - розраховані значення поверхневої (µ П - 1) і міжзеренної (µ з - 2) рухливостей [15].
Рис. 1.6. Залежність лінійних розмірів кристалітів (D) плівок РЬТе від їх товщини (d) [15].
Беручи до уваги, що µ v - Т -5/2 (домінує розсіювання на довгохвильових акустичних фононах із врахуванням температурної залежності ефективної маси [15]) для мозаїчних плівок РЬТе отримаємо постійне значення µ з . Вважаючи, що основну роль у розсіюванні носіїв струму для мозаїчних плівок відіграють міжзеренні межі, підставивши у вираз знайдене значення µ с . ? µ з , і концентрацію носіїв п, отримаємо, що розмір зерен Б складає -250 А. Ця величина узгоджується із середніми відстанями між пустотами у плівці (рис. 1.3).
Електротехнічна модель. Тонку полікристалічну плівку можна представити як систему кристалітів у вигляді паралелепіпедів висотою l і основою l 1 х l 1 які мають міжзеренні межі товщиною h (рис. 10,а) [16,17]. Тоді лінійний розмір самого моноблочного зерна буде дорівнювати d i = l 1 - 2h, а його опір R 0 =с 0 d i -1 , де с 0 - питомий опір кристалітів. Крім того, така електротехнічна комірка буде мати ще чотири опори R g|| міжзеренних меж, що включені паралельно і два опори R g+ послідовних до R 0 :
Тут с g - питомий опір області міжзеренних меж.
Враховуючи еквівалентну схему, загальний опір кристаліта з міжзеренними межами R e буде визначатися співвідношенням:
Рис. 1.7. Модель полікристалічної структури плівок
1.2.4 Розсіювання на дислокаціях невідповідності. Гетероструктури
У епітаксійних гетероструктурах одним із важливих механізмів є розсіювання носіїв заряду на дислокаціях невідповідності (ДН). Як відомо [17], дислокації невідповідності утворюються на міжфазній межі “плівка-плівка” чи “плівка-підкладка” за рахунок різних значень параметра граток. Експериментальне підтвердження дислокацій невідповідності, які виникають на гетеромежі двошарової структури РbТе/РbSе показано на рис. 1. 8. а, б.
Рис. 1.8. Дислокації невідповідності, отримані за допомогою скануючого тунельного мікроскопа для гетероструктури РbТе/РbSе з орієнтацією кристалографічних площин у напрямку (100): а - дислокації невідповідності на гетеромежі плівок; б - опис дислокації невідповідності за допомогою вектора Бюргерса рівного = а / 2 < 0 1 1 >, дислокації сформовані в напрямку < 0 1 > [25].
Межі у двофазних епітаксійних структурах можна розглядати як заряджені включення - деякі мікрообласті електростатичного поля, які призводять до зменшення рухливості носіїв заряду. Так, зосереджена дислокація у кристалі n-типу є не що інше як лінійний негативний заряд, навколо якого скупчений позитивний і вже від'ємний заряд. Носій заряду - електрон, який рухається у електростатичному полі дислокації зазнає розсіювання [34]. Якщо носії заряду рухаються паралельно до дислокацій, то вони будуть захоплюватися акцепторними рівнями і провідність цих носіїв здійснюється через об'єм дислокацій. У випадку руху носіїв перпендикулярно до лінійних дефектів, вони будуть розсіюватись циліндрами просторового заряду. Тому необхідно врахувати їхній вплив на транспорт носіїв. За умови, що дислокації невідповідності формують двовимірну сітку циліндрів (рис. 1. 9., а, б) а також, що провідність носіїв заряду вздовж ліній дислокацій рівна провідності, яка перпендикулярна до циліндра просторового заряду і присутній випадковий розподіл дислокацій невідповідності, рухливість носіїв буде визначатись густиною дислокацій, відношенням концентрації носіїв в об'ємі структури до концентрації всередині циліндра просторового заряду. За умови, що кількісну характеристику густини дислокацій описує величина
то відношення площі поверхні дислокацій до площі поверхні гетерограниці буде визначатися (рис. 1. 9.).
Рис. 1.9. Геометрична модель дислокацій невідповідності: а - для малої площі зарядженого просторового циліндра дислокацій; б - площа дислокацій є великою. l t - ширина області просторового заряду дислокацій, 1 0 - міждислокаційна відстань [34].
1.3 Властивості тонких плівок нітриду титану (TiN) та їх використання
Нітрид титану - бінарна хімічна сполука титану з азотом. Являє собою фазу впровадження з широкою областю гомогенності, яка становить від 10 до 22,6% азоту (за масовою часткою), що можна позначити формулами від TiN 0, 60 до TIN 1, 0 відповідно [18].
1.3.1 Оптичні властивості тонких плівок ТіN
Оптичні спектри пропускання плівок, отриманих при концентрації N 2 0,5%, показані на рис. 1.10, на якому спостерігають смугу пропускання у області довжин хвиль (300-1000 нм) і низьке пропускання в області більш високих довжин хвилі [18]. Відсоток пропускання і ширина смуги пропускання збільшується, і пік пропускання зміщується в бік вищих довжин хвилі (376-475 нм) із зменшенням товщини плівок л.
Рис. 1. 10. Спектри пропускання плівок, отриманих при концентрації N 2 0,5%. На вставці показано зсув довжини хвилі положення піку пропускання від товщини плівок.
Спектральні залежності оптичних постійних, таких як показник заломлення (n) і показник поглинання (k) плівок TiN, показані на рис. 1.11, 1.12. Показник заломлення n плівок різної товщини отриманих при концентрації N 2 0,5 % показує схожу спектральну поведінку і володіє максимумом n при довжині хвилі ~ 300 нм і мінімумом в діапазоні довжин хвиль 500-600 нм.
Рис. 1.11. Спектральні залежності показник заломлення (n) тонких плівок ТіN.
Показник поглинання k для цих плівок володіє мінімумом в діапазоні довжин хвиль 300-400 нм з різким збільшенням з довжиною хвилі. Також, плівки товщиною 60 нм, які отримувалися при різних концентраціях N 2 (3-34%) показали аналогічну спектральну поведінку n з мінімумом і максимумом в діапазонах довжин хвиль 500-530 нм і 372-450 нм відповідно.
Рис. 1.12. Спектральні залежності показник поглинання (k) тонких плівок ТіN.
Приведений літературний огляд свідчить про значну зацікавленість учених з усього світу у дослідженні тонких плівок ТіN з метою використання останніх для виготовлення захисних і декоративних покриттів, електричного контакту в ортопедичних протезах, суперконденсаторів, приладів електроніки і фотовольтаїки. Серед основних висновків до першого розділу слід виділити наступні:
1. Нітрид титану - це бінарна хімічна сполука титану з азотом, яка являє собою фазу впровадження з широкою областю гомогенності, яка становить від 10 до 22,6% азоту (за масовою часткою), що можна позначити формулами від TiN 0, 60 до TIN 1, 0 відповідно.
2. Аналіз фізичних властивостей тонких плівок нітриду титану показав, що тонкі плівки TiN можуть володіти як металевою так і напівпровідниковою провідністю, і які володіють вдалою сукупністю фізико-хімічних параметрів: низький питомий опір, досить високий коефіцієнт пропускання у видимій частині спектру, високий коефіцієнт відбивання в інфрачервоній частині спектра, висока твердість та зносостійкість.
3. Проаналізовано можливості застосування плівок нітриду титану, та встановлено, що ці плівки в останні роки застосовуються в різноманітних приладах електроніки та фотовольтаїки.
1.3.2 Дослідження поверхневої морфології тонких плівок ТіN
Дослідження морфології поверхні тонких плівок ТiN і їх сколу проводилися на електронному скануючому мікроскопі Hitachi S-4l00.
Мікрофотографії поверхні і поперечного перерізу тонких плівок ТiN, нанесених методом реактивного магнетронного розпилення на скляні підкладки показані на рис. 1.13.
Мікрофотографія поверхні рис. 1.13, а) показує досить високу однорідність досліджуваних плівок (відсутні проколи).
Рис. 1.13. Мікрофотографії тонких плівок ТiN: а) поверхні, б) поперечного перерізу.
З мікрофотографії поперечного перерізу (рис. 1.13 б) випливає, що товщина плівки складає ~ 100нм, це значення добре узгоджується з товщиною плівки ~ 100нм, отриманої за допомогою інтерферометра МИИ-4. Ступінчате наростання тонких плівок TiN (рис. 1.13 б) (ступінчастий режим наростання добре узгоджується з [19]) обумовлено тим, що температура підкладки в процесі осадження плівок складає ~ 570 К і є набагато нижчою, ніж температура плавлення TiN ( 3200 К) .
З аналізу рентгенівських дифрактограм для досліджуваних плівок TiN визначені: період гратки - а = 0,42 нм, розмір зерен - D ~15 нм, значення мікродеформацій - 2,4 * 10 -3 і густини дислокацій - 5,8 * 10 11 см -2 .
1.3.3 Оптичні константи та коефіцієнти тонких плівок ТіN
Оптичні властивості тонких плівок (показник заломлення n(л), коефіцієнт поглинання б(л), коефіцієнт екстинкції k(л)) можуть бути визначені з незалежних вимірювань коефіцієнтів відбивання і пропускання.
При виконанні умови n 2 » k 2 коефіцієнт пропускання, для кожного досліджуваного зразка з відповідною товщиною d (за відсутності інтерференції), можна виразити формулою [65]:
Оскільки n 2 » k 2 , тобто (бл / 4рn) <1, то в області зміни прозорості від (1-R) / (1 + R) до 10% коефіцієнт поглинання можна обчислювати за формулою:
Формула (1.24) справедлива в разі нехтування інтерференційними явищами на межі розділу плівка-підкладка, таке нехтування обумовлено відсутністю чітко вираженої інтерференційної картини в спектрах пропускання.
На рис. 1.14 наведені спектри пропускання, відбивання і поглинання тонкої плівки ТіN.
Рис. 1.14. Спектри пропускання - 1, поглинання - 2, відбивання - 3 тонких плівок TiN
З рисунку видно різке збільшення коефіцієнта поглинання поблизу області краю власного поглинання, а також збільшення значення коефіцієнта поглинання при збільшенні довжини хвилі л > 500 нм, що обумовлено поглинанням світла вільними носіями заряду.
Вимірявши коефіцієнт відбивання для тонких плівок TiN, можна визначити спектральну залежність показника заломлення n(л) для досліджуваних тонких плівок, використавши рівняння:
Рис. 1.15. Залежність показника заломлення від довжини хвилі для тонких плівок TiN. На вставці наведено залежність коефіцієнта екстинкції від довжини хвилі для цих же плівок.
Як видно з рис. 1.15 значення показника заломлення n(л) плівок TiN, розраховані з рівняння (1.26), в області л > 500 нм по мірі збільшення довжини хвилі зростають, що обумовлено збільшенням коефіцієнта відбивання в інфрачервоній області спектру. Різке зростання значень показника заломлення при довжинах хвиль л < 500 нм обумовлено збільшенням відбивання біля краю в
Дослідження поляризаційних характеристик тонких плівок нітрид титана і прополісу магистерская работа. Коммуникации, связь, цифровые приборы и радиоэлектроника.
Реферат: Характеристика национального фонда в Республике Казахстан
Реферат: Понятие конкурентной разведки
Сочинение На Тему Летние Радости Пятый Класс
Реферат по теме Уголовно-исполнительная система
Реферат по теме "Українське питання" у політичних дискусіях 1910-1914 рр.
Курсовая Работа Информационная Система Аэропорта
Курсовая Работа На Тему Инвариантность Стационарного Распределения Трехузловой Сети Массового Обслуживания
Реферат по теме Античность в сочинении Роберта Бертона «Анатомия меланхолии»
Учебное пособие: Обробка металів різанням
Реферат: Battle Of The Bulge
Время Защиты Кандидатской Диссертации
Доклад: Кто изобрел радио 2
Сочинение Какие Качества Личности Я Считаю Главными
Реферат по теме Отношения /Укр./
Реферат: Особенности методики проведения занятий по гимнастике с различными контингентами занимающихся. Скачать бесплатно и без регистрации
Реферат: Арктическая гипотеза
Реферат: Идентификация как принцип объяснения субъект-субъектных отношений в российской психологии
Практическое задание по теме Разработка комплексного организационного проекта цеха
Реферат: Не роскошь, а средство продвижения. Скачать бесплатно и без регистрации
Курсовая работа: Конституция 1936 года - история принятия и основные положения
Cемантичні та структурні особливості фразеологічних евфемізмів в англійській, російській та новогрецькій мовах - Иностранные языки и языкознание магистерская работа
Внутренняя политика Китая в первой половине XX века - История и исторические личности дипломная работа
История Совета народных комиссаров СССР - История и исторические личности реферат