Материал: Дослідження поляризаційних характеристик тонких плівок нітрид титана і прополісу

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.

а  б

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 α > 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.

.2 Тонкі плівки

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 l₁ х l₁ які мають міжзеренні межі товщиною h (рис. 10,а) [16,17]. Тоді лінійний розмір самого моноблочного зерна буде дорівнювати d_i = l₁ - 2h, а його опір R₀ =ρ₀ d_i ^-1, де ρ₀ - 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 R₀:

      (1. 19)

Тут ρ_g - питомий опір області міжзеренних меж.

Враховуючи еквівалентну схему, загальний опір кристаліта з міжзеренними межами R_e буде визначатися співвідношенням:

  (1. 20)

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

  (1.21)

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, 1₀ - 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].

.3.1 Оптичні властивості тонких плівок ТіN

Оптичні спектри пропускання плівок, отриманих при концентрації N₂ 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 λ.

Рис. 1. 10. Спектри пропускання плівок, отриманих при концентрації N₂  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 N₂ 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 N₂ (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.

.        Проаналізовано можливості застосування плівок нітриду титану, та встановлено, що ці плівки в останні роки застосовуються в різноманітних приладах електроніки та фотовольтаїки.

.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 - e » 2,4 • 10^-3 і густини дислокацій - d » 5,8 • 10¹¹ см^-2 .