Материал: Дослідження поляризаційних характеристик тонких плівок нітрид титана і прополісу

.3.3 Оптичні константи та коефіцієнти тонких плівок ТіN

Оптичні властивості тонких плівок (показник заломлення n(λ), коефіцієнт поглинання α(λ), коефіцієнт екстинкції k(λ)) можуть бути визначені з незалежних вимірювань коефіцієнтів відбивання і пропускання.

При виконанні умови n² » k² коефіцієнт пропускання, для кожного досліджуваного зразка з відповідною товщиною d (за відсутності інтерференції), можна виразити формулою [65]:

(1.22)

Оскільки n² » k², тобто (αλ / 4πn) <1, то в області зміни прозорості від (1-R) / (1 + R) до 10% коефіцієнт поглинання можна обчислювати за формулою:

        (1.23)

при цьому

(1.24)

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 λ > 500 нм, що обумовлено поглинанням світла вільними носіями заряду.

Вимірявши коефіцієнт відбивання для тонких плівок TiN, можна визначити спектральну залежність показника заломлення n(λ) для досліджуваних тонких плівок, використавши рівняння:

, (1.25)

з якого отримуємо [65]:

              (1.26)

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(λ) плівок TiN, розраховані з рівняння (1.26), в області λ > 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 λ < 500 нм обумовлено збільшенням відбивання біля краю власного поглинання тонких плівок нітриду титану.

Коефіцієнт екстинкції можна легко визначити, використовуючи рівняння k(λ) = λα(λ) / 4π[19]. Коефіцієнт екстинкції також різко зростає поблизу області краю власного поглинання досліджуваних плівок (вставка рис. 1.15). Але в області прозорості (λ > 500 нм) спостерігається незначне зростання значення показника екстинкції, що обумовлено збільшенням коефіцієнта поглинання.

Встановлено, що коефіцієнт поглинання тонкої плівки ТіN в області власного поглинання добре описується такою залежністю (рис. 1.16):

,   (1.27)

де А - деякий коефіцієнт, значення якого залежить від ефективних мас носіїв заряду. Така залежність α(hν) свідчить про те, що матеріал тонкої плівки ТiN, напиленої методом реактивного магнетронного розпилення при постійній напрузі, є прямозонним напівпровідником. Визначено оптичну ширину забороненої зони тонкої плівки ТіN (E_g^op = 3,4 еВ) шляхом екстраполяції лінійної ділянки кривої (αhν)² = f (hv) до перетину з віссю енергії hv (рис. 1.16).

Рис. 1.16. Графік залежності (αhν)² = f (hν) для тонких плівок TiN

Мікрофотографії поверхні і поперечного перерізу досліджуваних анізотипних n-TiN/p-CdTe гетеропереходів показані на рис. 1.17.

Рис. 1.17. Мікрофотографії анізотипного гетеропереходу n-TiN/p-CdTe: а) поверхні, б) поперечного перерізу.

Мікрофотографія поверхні (рис. 1.17, а) показує досить високу однорідність плівки (відсутні проколи, а плівка рівномірно повторює поверхню підкладки). На вставці рис. 1.17 а представлено елементний аналіз поверхні гетероперехода n-TiN / p-CdTe, який добре відповідає хімічному складу компонент гетеропереходу, а кисень є фоновою домішкою в плівці ТiN. З мікрофотографії поперечного перерізу (рис. 1.17 б) випливає, що товщина плівки складає ~ 100нм , це значення добре узгоджується з товщиною плівки ~ 100нм, отриманою за допомогою інтерферометра МИИ -4.

.3.4 Механічні властивості нанокерамікі на основі TiN

Існують загально-прийняті методи характеризації нанокристалічних матеріалів, які дозволяють виявити взаємозв'язок між структурою і властивостями матеріалу. Один з найбільш доступних структурно-чутливих методів - вимірювання твердості. У нашому випадку отримані матеріали характеризували як на мікрорівні (нано- та мікротвердість), так і на макрорівні (макротвердість і тріщиностійкість, а також гаряча твердість). Об'єктами дослідження були нанокристалічні порошки нітрида титану з питомою поверхнею 33 м2/г (TiN33), а також зразки із захисним покриттям 33 м2/г (TiN33A) і 26 м2/г (TiN26A). В якості захисного покриття використовували алкенілсукцінімід (АСИ). Характеристики досліджених зразків представлені в табл. 1.

Таблиця 1. Характеристики нано-порошків нітрида титана

Порошок	Розмір кристалітів, нм	Питома поверхня, м2/г	Параметр решітки, А	Вміст кислорода, %
TiN33	15	33	4,233± 0,001	3,8	20,3
TiN33A	15	33	4,241 ±0,001	1,8	19,8
TiN26A	45	26	4,244 ±0,001	1,8	19,2

Наномеханічні випробування для найбільш точної кореляції між розміром зерен і властивостями матеріалу були проведені на приладі «Nanoindentor-І» з індентором Берковича при навантаженні 50 мН. Швидкість навантаження 3 мН/с, час витримки під навантаженням 10 с. Мікротвердість, макротвердість і тріщиностійкість визначали за допомогою приладів ПМТ-3 і «Micromet-2103».

Розробка нових підходів на основі відомого співвідношення Холла-Петч до оцінки твердості наноматеріалів дозволяє зробити прогноз досягнення максимальної твердості в матеріалі залежно від розміру зерен . З переходом матеріалу в нанокристалічні стани істотно зростає обсяг кордонів зерен. У такому випадку загальна твердість буде оприділятися правилом сумішей з урахуванням внеску зерен і їх меж (рівняння 1.28), в той час як розрахунок твердості зерен (рівняння 1.29) і меж зерен (рівняння 1.30) проводиться у відповідності з традиційним співвідношенням Холла-Петч :

Н= Н₃ (1 - f)+ Н_гзf                  (1.28)

Н₃ = Н_0с + k₃d^-1/2  (1.29)

Н_гз= Н_0гз + k_гзd^-1/2                   (1.30)

Допускаючи, що зерна мають тетракаідекаедрічну конфігурацію, і вводячи логарифмічну кореляцію між коефіцієнтами k_з і k_гз, загальну твердість матеріалу можна розрахувати за рівнянням (1.31):

 (1.31)

де δ - товщина кордонів зерен, ϑ - числовий фактор (ϑ< 1), d_c - критичний розмір зерен, що допускає існування зосередження дислокацій, r₀ - радіус ядра дислокації.

Величини, які використовувалися в розрахунках твердості нітриду титану в залежності від розміру зерен, були наступними: числовий фактор ϑ = 0,02 [13]; товщина межі зерен δ > 0,8 нм розрахована за допомогою мікрофотографій кордонів зерен нітриду титану (рис. 1.18); критичний розмір зерен, що допускає існування зосередження дислокацій і відповідає максимальному значенню твердості, d_c = 10 нм (визначений із рівняння 1.32); радіус ядра дислокації r₀ = 0,27 нм.

          (1.32)

де  - модуль зсуву, b - вектор Бюргерса,  - коефіцієнт Пуассона, Н - твердість [16-18].

Максимум твердості нітриду титану, згідно з розрахунком, досягається при значеннях розміру зерен ~ 10 нм, що збігається з критичним розміром, що допускає існування зосередження дислокацій в нітриді титану (рис. 1.19). Розрахунок добре збігається з експериментальними даними для кераміки з нітриду титану (розмір зерен від 20-30 нм до декількох мікрометрів). Але при переході через максимум твердості (d_c = 10 нм) і при подальшому зменшенні зерен твердість знижується, що може бути проявом механізму «запирання» дислокацій на межах зерен. Ця гіпотеза поки не підтверджена, оскільки немає доказів існування дислокацій в зернах нітриду титану розміром менше 30 нм. Також, враховуючи зростання обсягу кордонів зерен при переході через критичний розмір зерен,слід звернути увагу на проблему «чистоти» кордонів зерен. Той факт, що відомі експериментальні дані для тонких плівок нітриду титану з розміром зерен менше 10 нм виявилися навіть нижчепрогнозованих, можна пояснити утворення моксидів титану на кордоні зерен.

Рис. 1. 18. Межі зерен в спеченомунітриді титану (середнійрозмір зерна ~ 50 нм)

Рис. 1.19. Залежністьтвердостінітриду титану відрозміру зерен: (+) - теоретичнізначення (розрахунок за формулою 4); () - експериментальні значення [1,7,9]

1.4 Прополіс

.4.1 Хімічний склад прополіса

Науковою основою практичного використання прополісу є вивчення його хімічного складу, біологічної активності окремих сполук і фракцій і розв'язок проблеми стандартизації цього продукту. В Інституті хімії природних сполук АН СРСР в останні роки проведені інтенсивні дослідження в цих напрямках, основні результати яких викладаються в справжній доповіді.

Протягом останніх років досягнутий значний прогрес у наших знаннях про хімічний склад прополісу. До теперішнього часу виявлена хімічна будова 18 індивідуальних сполук із прополісу. На рис. 1.20. представлені основні сполуки, виявлені в прополісі, на частку яких доводиться не менш 1/3 розчинної в спирті частини цієї речовини.

Рис. 1.20. Сполука, ідентифіковане в прополісі. Флавони

Визначено що істотну частину сполук, які утворюють прополіс, становлять сполуки флавонорідной природи, у тому числі флакони (1-4), флавоноли (5-10) і (флавонони (М-13).

.4.2 Електрофізичні та сорбційні характеристики

Створення й дослідження гетеропереходів на основі неорганічних напівпровідників і матеріалів біологічного походження відносяться до актуальних напрямків сучасного матеріалознавства. Деякі природні композиційні матеріали (прополіс, муміє, камедь, терпентин) можуть становити інтерес для оптоелектронних обладнань [20] і біосенсорів.

Вивчення сорбції пар води полімерами природнього й штучного походження має фундаментальний і прикладний аспекти [20]. Тому що для гетерогенних систем найчастіше характерний змішаний електронно-іонний механізм провідності, важливе значення набуває аналіз активної й реактивної складових провідності в широкому діапазоні частот змінного електричного поля. У дослідженні сенсорних гетероструктур методика високочастотних вольт - фарадних характеристик (ВЧ ВФХ) зарекомендувала себе як зручний і інформативний інструмент [21]. Метою роботи було вивчення електрофізичних і сорбційних характеристик гетероструктури прополіс/ кремній.

Плівки прополісу товщиною 20-30 μm, сформовані з 20%-го спиртового розчину на полірованих пластинах монокристалічного кремнію п-типу провідності з питомим опором 0,3 Ohm-См, мали гарну адгезію до поверхні подложки. Незважаючи на складний хімічний склад (більш трьохсот компонентів), плівки прополісу проявляють властивості напівпровідникового матеріалу з оптичною шириною забороненої зони ~ 3 еV і за рентгеноструктурним даними роботи [21] можуть мати кристалічну структуру.

Природній оксидний шар з підложки не віддалявся, що сприяло досить високій якості гетерограниці напівпровідник/діелектрик у формованій структурі. Растрова мікрофотографія (електронний мікроскоп JEOL-6380LV) поверхні плівки показана на рис. 1. 21.

У якості затворного й базового електродів використовували In-Ga эвтектику. Частотну залежність електрофізичних характеристик структури Inga/прополіс/Si вивчали в діапазоні 12 Hz - 100 khz за допомогою Lcr-Метра Goodwill, модель 819. ВЧ ВФХ вимірювали на частоті 1 Mhz за допомогою вимірника імпульсів Е7-12. Досліджуваний зразок містився в герметичне вимірювальне гніздо, для видалення пар води з якої використовували осушувач із силікагелем марки ШСМ.

Рис. 1.21. Растрова мікрофотографія поверхні плівки прополісу на кремнії (ліворуч) і частотна залежність опору структури прополіс/кремній при різних значеннях відносної вологості повітря (праворуч)

Залишковий тиск пар води вважали відповідним до умовного значення нульової відносної вологості. Необхідні значення відносної вологості повітря p/ps задавали з використанням сольових гігростатів. Час установлення стаціонарних станів при сорбціонно-десорбціонних процесах становило порядку однієї години. Усі виміри проведено при температурі 295 K°.

Молекули води можуть проникнути в плівку прополісу й при невисоких значеннях вологості завдяки малим розмірам і великому дипольному моменту. Вони розташовуються поблизу найбільш доступних полярних груп і екранують пов'язані з ними електричні поля, сприяючи пластифікації біополімеру. З ростом поглинання води в прополісі виникають нові абсорбційні центри й збільшується їхня доступність.

На відміну від ароматичних поліамідів, що містять сульфонатонні іоногені групи [22], для плівок прополісу не виявлене різкого впливу частоти вимірювального сигналу на величину й час установлення стаціонарних значень ємності при зміні вологості.

Оцінка величини ефективної діелектричної проникності плівок прополісу за результатами вимірів ємності дає значно завищені значення у зв'язку з тим, що реальна товщина властиво діелектричного шару в конденсаторній структурі може бути суттєво менше загальної товщини плівки. Аналогічне припущення про розшарування плівок терпентину на високоомну й низькоомну області в процесі їх полімеризації на поверхні напівпровідників було висловлено авторами роботи [17] для пояснення спостережуваних електрофізичних характеристик твердо тільних структур з біоорганічними матеріалами.

В роботі [22] наведені результати дослідження основних оптичних і електричних властивостей плівок біологічно активного органічного з'єднання природного походження-прополісу.

Використання різного типу органічних напівпровідникових матеріалів в електроніці безперервно розширюється.

До складу прополісу входять органічні кислоти, антибіотики, ряд вітамінів і мікроелементів (Al, V, Fe, Ca, Si, Mn, Sr), а також ряд природних ферментів (наприклад, каротин)[9]. У літературі знаходиться велика кількість робіт, втаємничених в основному дослідженню можливості лікування тих або інших захворювань за допомогою Р, а також його хімічного складу. При цьому кожне нове дослідження хімічного складу приводить до виявлення усе нових і нових складових елементів цього з'єднання. Дослідження фізичних властивостей Р зводяться в основному до визначення його питомої ваги, температурних інтервалів, при яких ця речовина знаходиться в тому або іншому агрегатному стані, і тому подібне

У роботі уперше визначені основні електричні і оптичні параметри плівок цієї біологічно активної органічної сполуки природного походження : виміряний спектр пропускання в діапазоні довжин хвиль λ = 350-600 nm, спектр фотолюмінесценції, визначена електропровідність при кімнатній температурі і її температурна залежність.

Для отримання рівномірних по товщині плівок крапля 10% -го спиртового розчину Р наносилася на сапфірову підкладку, закріплену на центрифузі. Обертання тривало до повного випару спирту (не більше 1 min). Товщина плівок Р для дослідження складала 15-30µm. Як розчинник використовувався 96% - ний етиловий спирт. Питома провідність плівок вимірювалася звичайним двохзонним методом. Як струмопровідні контакти використовувалося срібло.

Результати дослідження оптичних властивостей плівок Р представлені на рис. 1. 22. Як видно, плівки Р є прозорими в діапазоні довжин хвиль від 410 до 600 nm (крива 1); довгохвильова частина краю оптичного поглинання в Р сильно розмита; зміна коефіцієнта поглинання (а) на порядок від 103 до 102cm_1 відбувається приблизно в області довжин хвиль від 380 до 410 nm (крива 2), що відповідає енергії фотонів від 3.26 до 3.02 eV.

Рис. 1.22. Спектри пропускання (1), коефіцієнта оптичного поглинання (2) і фотолюмінесценції (3) плівок прополісу. T = 288 K.

Люмінесценція Р спостерігалася при збудженні світлом з довжиною хвилі 337 nm. Спектр фотолюмінесценції приведений на рис. 1. 22 (крива 3). Максимум спектральної залежності відповідає 434 nm (2.857 eV). Наявність помітних зламів по обидві сторони від максимуму свідчить про присутність декількох сортів центрів люмінесценції в Р, що характерно як для напівпровідників, що містять різні домішки, так і для складних молекулярних сумішей.

Таким чином, результати досліджень провідності і оптичних властивостей прополісу свідчать про те, що це біологічно активна речовина природного походження є напівпровідником з оптичною шириною забороненої зони ~ 3 eV і може бути використана при розробці різних типів оптоелектронних пристроїв. Слід також підкреслити перевагу плівок Р в порівнянні з іншими штучно синтезованими органічними речовинами, пропонованими або навіть вже освоєними промисловістю, для використання як складні компоненти різних типів електронних пристроїв [15], яка полягає в значно меншому питомому опорі цієї речовини (на 4-5 порядків) при більшому значенні оптичної ширини забороненої зони.

2. практична частина

2.1 опис експериментальної установки

Вимірювання проводились на лабораторному Стокс-поляриметрі, принципова схема якого приведена на рис. 2.1. В якості джерела монохроматичного світла було застосовано оптичний квантовий генератор неперервної дії ЛГН-215 з довжиною хвилі випромінювання λ=632,8 нм. За допомогою освітлювача коліматора 2 вихідний пучок ЛГН-215 діаметром d~2 мм перетворюється в паралельний світловий пучок діаметром D~10 мм і апертурою 2γ’ =10. Поворотні дзеркала 3 з зовнішнім напиленням дозволяють зменшити повздовжні габарити Стокс-гоніометра.

Для контрольованого ослаблення застосовано блок нейтральних фільтрів 4 з відомими коефіцієнтами ослаблення. Система поляроїда і чверть хвильової пластинки 5 перетворює лінійно-поляризоване світло ЛГН-215 (1) в циркулярно поляризоване, що забезпечує в ході експерименту світлові пучки з різною формою і азимутом поляризації. Поляризаційний пристрій 6 складається з лінійного поляроїда, який обертається в оправі і забезпечує лінійно-поляризований пучок з необхідним азимутом поляризації, а в комбінації з λ/4 - циркулярно поляризоване випромінювання.

Досліджуваний зразок 8 розміщується в круговій оправі на предметному столику в геометричному центрі обертання гоніометричного вузла 7. На поворотному плечі гоніометра розташована приймальна система, яка складається з аналізатора 9 (пластинка λ/4 і поляроїд) і приймача-коліматора 10, який забезпечує прийом оптичного випромінювання в апертурному куті 2γ’=10’ Для прийому слабких потоків розсіяного зразками світла використовується фотоелектронний помножувач ФЭУ-38 (11), який живився від високовольтного блока живлення 14, а вимірювання фотоструму проводилось за допомогою цифрового ампервольтметра В7-21А.

Рис. 2.1. Принципова схема лабораторного Стокс-гоніометра.

Рис. 2.2. Схема розташування зразка.

Весь приймальний пристрій обертається навкруги геометричного центру гоніометричного вузла 7 в горизонтальній площині на 170° з фіксацією через кожні 5°, а в області кутів від 0° до 10° - через кожен 1°. Юстування досліджуваних зразків відносно геометричного центру обертання гоніометра проводилось за допомогою лінійних переміщень предметного столика в трьох взаємо-перпендикулярних площинах, включаючи і вертикальні переміщення. Крім того, на предметному столику для дослідження плоских ізотропно і анізотропно розсіюючих об’єктів, можна розташувати оправу, яка дозволяє міняти просторову орієнтацію об’єкта.

.2 Методика вимірювання параметрів Стокса

Для опису процесу розсіювання досліджуваним середовищем світлових пучків з врахуванням виникаючих при цьому поляризаційних ефектів було застосовано вектор-параметричне представлення даних пучків з використанням рівняння переносу в матричному вигляді [23].

Для визначення вектор-параметра Стокса розсіяних світлових пучків проводяться слідуючі шість вимірів:

. Поляроїд обертаємо на 90° (площина пропускання перпендикулярна площині розсіювання) і беремо відлік  пропорційний яскравості світлового пучка, що пройшов крізь поляроїд.

Так як відрахунки  і  величини пропорційні квадратам амплітуд горизонтального і вертикального світлового пучка, то згідно визначення першого і другого параметрів Стокса [8] знаходимо:

, ,        (2.1)

3. Вихідний пучок пропускаємо крізь поляроїд, площина пропускання якого орієнтована під кутом 45° до площини розсіювання. Відлік  пропорційний яскравості, яка визначається добутком вектор-параметра Стокса  лінійного поляроїда з азимутом осі пропускання 45° [10]:

  (2.2)

тобто в цьому випадку маємо:

         (2.3)

4. Беремо відлік , пропорційний яскравості пучка, який пройшов крізь поляроїд, орієнтований під кутом 135° до площини розсіювання. Яскравість пучка в даному випадку визначається:

        (2.4)

Таким чином . Після знаходження різниці між  і  маємо:

 ,        (2.5)

5. Пропускаємо пучок послідовно крізь чверть хвильову пластинку (головна площина орієнтована в площині розсіювання) і поляроїд орієнтований як і в третьому вимірюванні, тоді вектор-параметр Стокса променя що пройшов визначається:

       (2.6),

а відлік .

. Пучок після чверть хвильової пластинки пропускаємо крізь поляроїд, розташований як в четвертому вимірюванні, тоді для пучка що пройшов отримуємо:

 (2.7),

і відлік . Різниця

.

Таким чином, виконуючи вказані шість вимірювань величин, пропорційних яскравості світлового пучка, який пройшов крізь систему поляроїд-чвертьхвильової пластинки з певним азимутом їх головних площин, знаходимо значення його чотирьох параметрів Стокса.

Проведений аналіз похибок експерименту показує, що керуючись шириною смуги похибок, які визначають перетворення між лінійними формами поляризації розсіяного і опромінюючого пучків з ймовірністю 99,7% відхилення від дійсних величин не буде перевищувати 0,06, а для взаємоперетворень світлових потоків циркулярної (еліптичної) форм поляризації компонент - 0,09 їх приведених значень.

.3 Умови проведення досліджень

Комплекс проведених досліджень включав наступні експериментальні ситуації:

. Геометрія досліду - а) опромінення тонких плівок прополісу і TiN по нормалі; б) опромінювання поверхні плівки прополісу під кутом 40 градусі; в) вимірювання інтенсивності розсіюванного випромінювання в області кутів від 10 до 50 (70) градусів.

. Використання при опроміненні зразків лінійно поляризованого випромінювання з азимутами 0 і 45 градусів і лівоциркульрного поляризованого випромінювання.

.4 Графіки по результатам проведених досліджень

Рис. 2.3. Кутовий розподіл параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою ТіN (джерело 45^о)

Рис. 2.4. Кутовий розподіл параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою ТіN (джерело Л)

Рис. 2.5. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І_п+І_л) розсіяного плівкою ТіN (джерело 0^о)

Рис. 2.6. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І_п+І_л) розсіяного плівкою ТіN (джерело 45^о)

Рис. 2.7. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І_п+І_л) розсіяного плівкою ТіN (джерело Л)

Рис. 2.8. Кутовий розподіл параметру І_л / І_п розсіяного плівкою ТіN (джерело 0^о)

Рис. 2.9. Кутовий розподіл параметру І_л / І_п розсіяного плівкою ТіN (джерело 45^о)

Рис. 2.10. Кутовий розподіл параметру І₀ / І₉₀ розсіяного плівкою ТіN (джерело Л)

Рис. 2.11. Кутовий розподіл параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою прополюса (джерело 45^о)

Рис. 2.12. Кутовий розподіл параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою прополюса (джерело Л)

Рис. 2.13. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І_п+І_л) розсіяного плівкою прополюса (джерело 45^о)

Рис. 2.14. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою прополюса (джерело 45^о)

Рис. 2.15. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою прополюса (джерело Л)

Рис. 2.16. Кутовий розподіл параметру І_л / І_п розсіяного плівкою прополюса (джерело 0^о)

Рис. 2.17. Кутовий розподіл параметру І_л / І_п розсіяного плівкою прополюса (джерело 45^о)

Рис. 2.18. Кутовий розподіл параметру І₀ / І₉₀ розсіяного плівкою прополюса (джерело Л)

Рис. 2.19. Кутовий розподіл параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою про полюса під кутом 40^о (джерело Л)

Рис. 2.20. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І_п+І_л) розсіяного плівкою про полюса під кутом 40^о (джерело Л)

Рис. 2.21. Кутовий розподіл параметру (І_п-І_л) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою про полюса під кутом 40^о (джерело Л)

2.5 Аналіз отриманих результатів експерименту

Спочатку проведемо аналіз отриманих результатів дослідження розсіювання поляризованого випромінюванн різного виду і азимуту поляризації плівками TiN.

Для параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) розсіяного плівкою випромінювання, що відповідає значенню його другого параметра Стокса, при опроміненні лінійно (азимут 45) і циркулярно (ліве) поляризованими світловими потоками (рис.2.3 і рис.2.4) слід відзначити практично однакову закономірність їх залежності в області кутів розсіювання вперед. Величина вказаного відношення (другого параметрк Стокса) послідовно зменшується зі збільшенням кута розсіювання. Таку закономірність можна пояснити зростаючою долею у розсіяному плівкою TiN випромінюванні вертикально поляризованої компоненти І₉₀ по відношенню до значення у ньому горизонтально компоненти І_0.

Але, при цьому слід відмітити , що, хоча і незначним чином, при циркулярній формі поляризації опромінюючого світлового потоку фіксується більш динамічне зменшення вказаного вище параметру розсіяного плівкою випромінювання (0,35-рис.2.3 і 0,45- рис.2.4)

На рис. 2.5 - 2.6 на ведені результати дослідження кутового розподілу параметру розсіяного випромінювання повязанного з його циркулярно поляризованими складовими (І_п-І_л) / (І_п+І_л) при азимуті поляризації опромінюючого світлового потоку 0 і 45 (рис. 2.5 і рис. 2.6 відповідно), а також ліво циркулярно поляризованому (рис. 2.7). Слід зазначити, що при малократному розсіюванні плівкою падаючого випромінювання вказаний параметр відповідає четвертому параметру Стокса осіянного потоку.Згідно наведених графіків спостерігається суттєва залежність закономірностей кутового розподілу вказаного параметру від стану поляризації падаючого світлового потоку. Зміна азимута лінійної поляризації опромінення плівки нітрид титану (рис. 2.5 - 0 і рис. 2.6 - 45) приводить практично до протилежних закономірностей (при горизонтальному азимуті маємо збільшення значення досліджємого параметру зі збільшенням кута розсіювання, а при вертикальному - зменшення). Цікаво, що подібна закономірність кутової залежності (зменшення параметру (І_п-І_л) / (І_п+І_л) зі збільшенням кута розсіювання) спостерігається і при ліво циркулярно поляризованному опроміненні плівки (рис. 2.7).

Окремий цикл досліджень був проведений стосовно виявлення закономірностей кутового розподілу співвідношення чисто циркулярних форм поляризації розсіяного плівкою нітрид титану (лівої правої) при різних азимутах лінійної поляризації опромінюючого плівку світлового потоку (рис. 2.8, рис. 2.9). Згідно отриманих результатів маємо практично дзеркальність кривих, що характеризують вказаний розподіл параметру розсіяного випромінювання, коли при нульовому азимуті поляризації (І_л / І_п) падаючого на плівку потоку у області малих кутів розсіювання (від 5 до20 градусів) відмічається зростання значенн я (І_л / І_п) , потім його стабілізація (область від 20 до 50-ти градусів) і, далі (область 50-75 градусів)- зменшення, а при опроміненні лінійно поляризованим потоком з азимутом 45 градусів (рис. 2.9) спостерігається протилежна закономірність у області кутів розсіювання від 5 до 20 - ти градусів і у області від 50 - ти до 75 - ти градусів.

На рис. 2.10 маємо експериментальну ситуацію опромінення тонкої плівки нітрид прополюсу ліво циркулярно поляризованим випромінюванням а в області кутів розсіювання вперед фіксуємо кутовий розподіл відношення лінійно поляризованих компонент І₀ / І₉₀. При цьому відмічається суттєва перевага зі збільшенням кута розсіювання інтенсивності горизонтально лінійно поляризованої компоненти розсіяного випромінювання над інтенсивністю вертикально лінійно поляризованого випромінювання. Таку суттєву перевагу І₀ над І₉₀ можна пояснити наявністю ефекту повороту площини поляризації падаючого випромінювання у матеріалі тонкої плівки нітрид титану.

Подальші дослідження відносяться до тонких плівок прополюса. На рис. 2.11 і рис. 2.12 наведені закономірності кутового розподілу параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) розсіяного тонкою плівкою прополюса при її опроміненні лінійно поляризованим випромінювання з азимутом 45 градусів (рис. 2.11) і ліво циркулярно поляризованим (рис. 2.12). Зазначимо подібність вказаних закономірностей, відмітивши, що аналогічно плівкам нітрид титану, динаміка зменшення параметру (І₀-І₉₀) / (І₀+І₉₀) зі збільшенням величини кута розсіювання переважна при ліво циркулярно поляризованому опроміненні плівки прополюсу.

Для циркулярно поляризованих компонент розсіяного випромінювання у вигляді відношення (І_п-І_л) / (І_п+І_л) при лінійно поляризованому опроміненні плівки з азимутом 45 градусів (рис. 2.13) відмічаємо незначні величини вказаного параметру разом із незначними його змінами (середнє значення цього параметру знаходиться на рівні 0,1 - аналогічний параметр у подібній експериментальній ситуації мав значення на рівні 0,65 (рис. 2.6)). Практича подібність закономірностей кутового розподілу параметрів (І_п-І_л) / (І_п+І_л) і (І_п-І_л) / (І₀+І₉₀) відповідно рис. 2.13 і рис. 2.14 разом із практичо однаковими їх середніми значеннями вказує на відсутність у даній експериментальній ситуації ефектів багаторазового розсіювання.

Значно більші значення параметру (І_п-І_л) / (І₀+І₉₀) розсіяного тонкою плівкою прополюса спостерігаються при її опроміненні ліво циркулярно поляризованим світловим потоком (рис. 2.15).

Для відношення ліво-і правоциркулярних компонент розсіяного тонкою плівкою про полюса випромінювання (І_л / І_п) при її опроміненні лінійно поляризованими світловими потоками азимутами поляризації 0 і 45 градусів (рис. 2.16 і рис. 2.17) спостерігаються подібні закономірності їх кутового розподілу. Значення величин вказаного розподілу, навіть при кутах розсіювання, які відповідають їх максимуму, не перевищують одиниці.Оцінка кутового розподілу подібного відношення але для горизонтально і вертикально лінійно поляризованих компонент розсіяного плівкою випромінювання (І₀/ І₉₀) при її опроміненні ліво циркулярно поляризованим світловим потоком дає максимальне його значення на рівні 2,45 у області кутів розсіювання порядку 55 градусів (рис. 2.18).

На рис. 2.19 - 2.21 наведені результати започаткованих нами досліджень кутового розподілу відповідних параметрів розсіяного тонкою плівкою прополюсу при її опроміненні під кутом до нормалі при різних станах поляризації падаючого світлового потоку.

Підсумовуючи отримані нами результати експериментального дослідження закономірностей розсіювання тонкими плівками нітрид титану і прополюсу світлових потоків з різним станом їх поляризації слід зауважити наявність досить суттєвих відмінностей між кутовими розподілами досліджуваних параметрів розсіяних світлових потоків різних типів і станів поляризації.

Цілком можливо, що відмінності у механізмах розсіювання світлових потоків різних станів поляризації тонкими плівками елементів гетероструктурних фотодетекторів буде супроводжуватися різним значенням величини їх інтегральної та спектральної фото чутливості.

 

3. Техніка безпеки при роботі з лазерами

Фізіологічні ефекти впливу лазерного випромінювання. Знання харак-теру фізіологічних змін та їх зв'язку з енергетичними, спектральними, тимчасовими і просторовими характеристиками випромінювання, а також з оптичними, теплофізичними і фотохімічними властивостями опромінюваних тканин і органів дають основу для вироблення певних норм для допустимих інтенсивностей і доз опромінення, які не завдають шкоди здоров'ю людини . Очевидно, що в міру отримання нових знань у цій області та накопичення досвіду клінічних досліджень ці норми можуть істотно змінюватися як у бік менших, так і великих рівнів інтенсивності та доз опромінення, можуть зміщуватися і спектральні кордони шкідливого для людини випромінювання.

Нормування лазерного випромінювання. При нормуванні лазерного випромінювання, що представляє небезпеку для людини, існують два основні підходи. Один з них викладений у стандарті ANSI-Z-136-1 (США), інший - в санітарних нормах і правилах пристрою і експлуатації лазерів N 2392-81 (СРСР) [П. 19, П. 35, 6]. Стандарт США представляє гранично допустимі рівні (ПДУ) випромінювання у вигляді таблиць і графіків, що охоплюють спектральний діапазон випромінювання лазерів 200 нм - 103 мкм, діапазон тривалостей впливу від 10 "8 до 10е с при опроміненні очей і шкіри. ПДУ визначаються, виходячи з спостережуваних ушкоджень в 50% випадків опромінення, з коефіцієнтом запасу до 10 щодо цього рівня. ПДУ опромінення в УФ і ІЧ областях спектрускладають 10_3-1 Дж/см2 залежно від тривалості опромінення. У видимій області спектра стандарт нормує опромінення рогівки коллімірованним пучком світла, відповідну поразці сітківки. При імпульсному опроміненні граничні норми становлять 5-10-7-1,0 Дж/см2, а при безперервному-10 "4-10 ~ в Вт/см2. Норми для опромінення шкіри знаходяться в межах 10" 3-1 Дж/см2 г для інтегральної енергетичної яскравості у видимій області спектра - в межах 10-3-103 Дж / (см2 * ср). Санітарні норми СРСР передбачають в УФ області ПДУ сумарною енергетичною експозиції рогівки ока, одержуваної персоналом за загальний час опромінювання протягом робочого дня, в межах 10-8-2 -10-3 Дж/см2. Для видимого та ІЧ випромінювання ПДУ енергетичної експозиції рогівки ока при діаметрі зіниці 7 мм для одиночних імпульсів випромінювання тривалістю від 10-9 до 1,0 з лежать в межах 2,2 '10-6-1 ,2-10-2 Дж/см2 . Для сітківки санітарні норми передбачають сумарну енергетичну експозицію в діапазоні довжин хвиль 400-750 нм, - отримувану персоналом за робочий день, не вище 4-10-5 - 3 • 104 Дж при фонової освітленості рогівки в межах 10-2-105 лк. Згідно [П. 351, перерахунок на рогівку ока дає відповідний мінімальний ПДУ 2,7 -10 "11 Вт/см2,, що істотно нижче значення, що дається стандартом США. Для шкіри при опроміненні протягом часу 3-104 з-в УФ і видимій областях спектру ПДУ змінюється в межах 2-10-3-8-103 Дж/см2.

.1 Основні правила техніки безпеки

При роботі з лазерами необхідно забезпечити такі умови роботи, при яких не перевищуються гранично допустимі рівні опромінення очей і шкіри. Заходи безпеки полягають у створенні захисних екранів, каналізації лазерного випромінювання по світловода, використанні захисних окулярів та ін. Захисні окуляри повинні бути ретельно підібрані залежно від робочої довжини хвилі лазерного світла та їх спектр пропускання перевірений. Окуляри повинні ефективно пригнічувати випромінювання на лазерній довжині хвилі, проте по можливості не бути занадто темними.

Велику небезпеку становить відбите і розсіяне випромінювання, особливо невидиме (УФ та ІЧ), оскільки напрямок відбитого випромінювання (наприклад, від металевих деталей установки) може бути зовсім довільним і змінюватися в процесі вимірювань неконтрольованим чином. Дифузне відображення (наприклад, від стін приміщення) і розсіювання світла самим досліджуваним тілом, що характерно для біологічних об'єктів дає випромінювання з усіх напрямків, і в принципі в приміщенні можуть бути відсутні безпечні зони. Для дифузного віддзеркалення і розсіювання характерно, що на відстанях порядку розмірів лабораторної кімнати щільність потужності на сітківці не залежить від відстані до об'єкта розсіювання. Це пов'язано з тим, що щільність потужності на сітківці зменшується з збільшенням відстані від об'єкта , також фокальна пляма на сітківці при цьому також зменшується. Для усунення розглянутих ефектів необхідно чорнити деталі експериментальних установок, по можливості захищати їх непрозорими екранами, робити спеціальне фарбування або обробку стін лабораторії.

При використанні лазерів видимого діапазону малої потужності потрібні попереджувальні світлові табло або написи про роботу з лазерами. Для безперервних лазерів потужністю 1-5 мВт бажано виконання ряду заходів, серед яких захист очей, робота в спеціальному приміщенні, обмеження шляху променя, попереджувальні написи, навчання операторів і пр. Для лазерів середньої потужності ці заходи вже обов'язкові. При застосуванні потужних лазерів, крім перерахованих вище заходів, необхідно контролювати приміщення і систему попередження, забезпечувати дистанційне включення, управління роботою і блокування харчування.

Рекомендується навчання правилам техніки безпеки і періодичне медичне обстеження персоналу, що обслуговує лазерні установки.

Висновок

На основі проведеного аналітичного огляду науково-технічної літератури і експериментальних досліджень можна зробити наступні висновки:

. Прополюс , як біологічно і оптично активна речовина являється актуальним матеріалом реалізаціїї елементів гетероконтакту фотодетекторів.

. Закономірності кутового розподілу компоненти f33 дозволяють стверджувати, що ефективний розмір оптичних неоднорідностей розчину прополюсу знаходиться в межах 1,5 - 2мкм

. Мінімальне значення компоненти f22 на рівні 0,6 вказує на досить суттєве відхилення форми розсіюючих часток розчину прополюса від сферичної

Список літератури

1. Solovan M.N. Electrical and Optical Properties of TiO₂ and TiO₂:Fe Thin Films / M.N. Solovan, P.D. Maryanchuk, V.V. Brus, O.A. Parfenyuk // Inorganic Materials., - 2012. - Vol. 48. №10. - P. 1026-1032.

. Brus V.V. Electrical and photoelectrical properties of photosensitive heterojunctions n-TiO₂/p-CdTe / V.V. Brus, M.I. Ilashchuk, Z.D. Kovalyuk, P.D. Maryanchuk, K.S. Ulyanytskiy // Semiconductor Science and Technology. - 2011. - Vol. 26. - 125006.

3. Brus V.V. Open-circuit analysis of thin film heterojunction solar cells / V.V. Brus // Solar Energy, - 2012. - Vol. 86. - P. 1600-1604.

4. Brus V. V. Propolis films for hybrid biomaterial-inorganic electronics and optoelectronics V. V. Brus, L. J. Pidkamin, M. I. Ilashchuk, P. D. Maryanchuk, Applied Optics - 2014. - Vol. 53. - P. 121-127.

5. Солован М.Н. Кинетические свойства тонких пленок ТiN полученных методом реактивного магнетронного распыления / М.Н. Солован, В.В. Брус, П.Д. Марьянчук, Т.Т.Ковалюк, J. Rappich, M. Gluba // ФТT.- 2013. - Том 55, Вып. 11. - С. 2123 - 2127.

. Солован М.Н. Электрические и фотоэлектрические свойства анизотипных гетеропереходов n-TiN/p-Si / М.Н. Солован, В.В. Брус, П.Д. Марьянчук // ФТП. - 2013. - Том 27, Вып. 9. -С. 1185 - 1190.

7. Солован М.Н. Електрические свойства анизотипных гетеропереходов n-ТіN/p-Hg₃In₂Te₆/ М.Н. Солован, Э.В. Майструк, В.В. Брус, П.Д. Марьянчук // Письма в ЖТФ.- 2014. - Том 40, Вып. 6. - С. 1 - 6.

. Солован М.М. Вплив товщини тонкої плівки ТіN на її електричні властивості / М.М. Солован, В.В. Брус, П.Д. Мар’янчук, А.М. Кафанов // Тези доповідей Шістнадцятої відкритої науково-технічної конференції Інституту телекомунікацій, радіоелектроніки та електронної техніки Національного університету «Львівська політехніка» з проблем електроніки, м.Львів, Україна, 2-4 квітня, 2013, с. 70.

9. Підкамінь Л.Й. “Модельний експеримент з дослідження поляризаційних характеристик атмосферних утворень.”/ Підкамінь Л.Й., Архелюк О.Д., Земленов Є.С., Науковий вісник “Фізика. Електроніка”, випуск 268, с. 76-80, Чернівці 2005.

10. Arkhelyuk A. Characteristics investigations of surface and volumetrical scattering of the polarised radiation by a layer of oriented particls./ А. Arkhelyuk, L. Podkamen, V.Glibka. SPIE Proc., 2004, v.5477, P171-176.

11. Исимару А. Распространение и рассеяние волн в случайно-неоднородных средах. - Москва: Мир, 1981. - T. 1. - 280 с.

. Angelsky O. V., Buchkovsky I. A., Magun I. I., Maksimyak P. P., Perun T. O. Optical correlation diagnosti- cs of rough surfaces // Proc. SPIE. - 1992. - 1723. - P. 413-418.

13. Солован М.М. Структурные и кинетические свойства тонких пленок ТiN / М.М. Солован, В.В.Брус, П.Д. Мар’янчук, J. Rappich, M. Gluba // Тези доповідей на VI міжнародній науковій конференції «Актуальные проблемы Физики Твердого Тела» ФТТ-2013 м. Мінськ, Білорусь, 15-18 жовтня, 2013, С. 191-193.

. Солован М.Н., Брус В.В., Марьянчук П.Д. Електричні й фотоелектричні властивості анизотипных гетеропереходів n-Tin/p-si // ФТП. 2013. Тому 47. №9. C. 1185- 1190.

. Brus V.V. Electrical and photoelectrical properties of photosensitive heterojunctions n-Tio₂/p-Cdte // Semiconductor Science and Technology. 2011. V. 26. Р. 125006.

. Brus V.V. Open-circuit analysis of thin film heterojunction solar cells // Solar Energy. 2012. V. 86. P. 1600-1604.

. Solovan M.N. Maryanchuk P.D., Brus V.V., Parfenyuk O.A. Electrical and Optical Properties of Tio₂ and Tio₂:Fe Thin Films // Inorganic Materials. 2012. V. 48. №10. Р. 1026-1032

. Солован М.М. Електричні та оптичні властивості тонких плівок ТiN / М.М. Солован, В.В. Брус, П.Д. Мар’янчук // Тези доповідей Конференції молодих вчених з фізики напівпровідників «Лашкарьовські читання 2013», м.Київ, Україна, 2-4 квітня, 2013, С. 153-154.

. Andrievskia R.A., Dashevskyb Z.M., Kalinnikova G.V. Conductivity and the Hall Coefficient of Nanostructured Titanium Nitride Films // Technical Physics Letters. 2004.V. 30. № 11, Р. 930-932.