Поверхневі напівпровідникові хвилі в напівпровідникових структурах

Міністерство освіти України Національний педагогічний університет ім. М.П.Драгоманова Курсова робота з загальної фізики на тему: “Поверхневі електромагнітні хвилі в напівпровідникових кристалах.” Київ - 1998 План.1. Вступ.2. Теорія оптичних констант.3. Що таке “Поверхневий поляритон”.4. Основи методу ППВВ.5. Дослідження структури ZnO на сафірі методами ІЧ спектроскопії.6. Поверхневі поляритони в стуктурі ZnO на сафірі.7. Висновки.8. Застосування матеріалів роботи в середній школі.9. Список використаної літетатури. Вступ. Одним з перспективних напрямків сучасної фізики є дослідження поверхнітвердого тіла та взаємодії поверхневих електромагнітних хвильінфрачервоного діапазону з поверхнею та тонкими шарами напівпровідників .Поверхня впливає на ефективність роботи напівпровідникових приладів. Зрізними аспектами фізики поверхні пов`язані проблеми створення плівочнихелементів, нанесення зміцнюючого покриття, міцності, коррозії, адсорбції таін. При взаємодії світлової хвилі з поверхнею твердого тіла виникаєповерхнева електромагнітна хвиля. Слід зауважити , що під поверхневоюелектромагнітною хвилею розуміють хвилю, максимум якої знаходиться наповерхні твердого тіла і амплітуда поля якої зменшується поекспоненціальному закону при віддаленні від межі розподілу середовищ.Квазічастинки, які відповідають цим коливанням, що мають змішанийелектромагнітно-механічний характер, називають поверхневими поляритонами(ПП). Не зважаючи на екзотичну назву, ці хвилі можуть бути знайдені врамках феноменологічної електродинаміки як роз`вязки рівнянь Максвелла длямежі двох середовищ . Дисперсія таких поверхневих хвиль в кристалівизначається залежністю його діелектричної проникності від частотипадаючого світла. Під фононом розуміють квазічастинку , що відповідаємеханічним коливанням решітки, тобто періодичним зміщенням атомів відносноположення рівноваги. Плазмон - це теж квазічастинка, але вона описуєколивання вільних електронів навколо важких іонів. При деяких умовахплазмони та фонони можуть взаємодіяти. Фотони при зіткненні з ідеально гладкою межею розділу не взаємодіють або“не бачать” поверхневі поляритони на цій межі. Якщо ж поблизу поверхніпокладено призму, або сама поверхня шорохувата, чи на неї нанесенадифракційна решітка, то поверхневі поляритони можуть збуджуватись падаючимфотоном. Ці явища покладено в основу дослідження поверхневих хвиль. Такимиметодами є :метод модифікованого багатократного порушеного внутрішнього відбивання ;метод модифікованого повного внутрішнього відбиття;метод комбінаційного розсіяння світла. Зараз розроблено ефективні методи дослідження структури поверхні. В нихвикористовується розповсюдження в кристалах світлових хвиль з певнимизначеннями частоти та хвильового вектора. Порівняння залежності [pic],отриманої з рівнянь Максвела, з експериментально отриманою дисперсієюхвиль, що розповсюджуються в кристалах , дає можливість отримуватиінформацію про спектр поверхневих збуджень середовища. Вибір карбіда кремнію в ролі одного з матеріалів для експериментальнихдосліджень обумовлений перспективою його використання в напівпровідниковіймікроелектроніці. Дійсно, прилади на основі карбіду кремнію, завдяки йогоунікальним фізико-хімічним властивостям, можуть використовувати в такихгалузях науки і техніки, де потрібна підвищена надійність, радіаційнастійкість, робота при високих температурах. Електрофізичні властивості карбіду кремнію відчутно залежать відконкретного політипу. Зараз відомо понад 200 модифікацій карбіду кремнію. Позначення політипів в символах Рамсделла складається із цифри, щопозначає число шарів вздовж осі С, та букви Н або R в залежності від типукристалу - гексагонального чи ромбоедричного. Найбільш часто зустрічаються політипи SiC 6H, SiC 15R та [pic] SiC. Вониявляються хорошими модельними кристалами для дослідження ПП, а також впливурізних поверхневих обробок на властивості ПП. Окрім цього, ідеальнікристали карбіду кремнію та епітаксіальні шари SiC на діелектричнихпідкладинках є перспективними для використання їх в мікроелектроніці та вінтегральній оптиці. 1. Теорія оптичних констант. Розповсюдження пучка променів в напівпровідниковому кристалі може бутиописане розв`язком рівнянь Максвелла : [pic] , (1.1) В другому рівнянні системи , на відміну від діелектриків, врахованагустина струму провідності [pic], оскільки більшість напівпровідників поелектричним властивостям ближчі до металів, ніж до діелектриків. В загальному випадку питома електропровідність [pic], діелектрична [pic]та магнітна [pic] проникності (відносні величини, що є функціями частоти)напівпровідника є анізотропними та представляються тензорами другого (абовище) рангів. Оскільки [pic], то: [pic] Але [pic] а grad(div[pic]), тому [pic] (1.2) Аналогічне рівняння можна отримати і для вектора напруженості магнітногополя [pic]. Одним із можливих розв`язків рівняння (1.2) для вектора напруженостіелектричного поля є [pic] (1.3) Це рівняння являє собою хвилю, що розповсюджується в напрямі z зішвидкістю v, [pic]- кутова частота. Розв`язок (1.3) задовольняє (1.2) приумові [pic] (1.4) а це задовольняє комплексному показнику заломлення [pic] (1.5) Враховуючи те, що квадрат швидкості поширення світла у вакуумі [pic] , атакож ту обставину, що в оптичному діапазоні більшість напівпровідниківволодіють слабкими магнітними властивостями, тобто [pic] співввідношенняміж головним показником заломлення n , головним показником поглинання k, зоднієї сторони та діелектричної проникності [pic], питомоїелектропровідності [pic]- з іншої , приймає вигляд [pic] (1.6) або після розділення дійсної та уявної частини [pic], (1.7) Тут [pic]- комплексна діелектрична проникність, в котрій по аналогії з ni k, [pic]- дійсна частина, а [pic]- коефіцієнт при уявній частині.Спираючись на умову причинності можна записати формули, що пов`язують n i kодне з одним : [pic] З першої формули n можна підрахувати для будь-якої частоти [pic] вінтервалі від нуля до нескінченності, а значить на основі спектрупоглинання може бути підрахований спектр показника заломлення і навпаки.Подібним чином можуть бути записані співвідношення, які пов`язують [pic] та [pic] [pic] (1.8) [pic] . (1.9) Це співвідношення Крамерса-Кроніга. Тепер, підставивши (1.4) та (1.5) в (1.3), знайдемо [pic], тут видно, що головний показник поглинання k характеризуєзатухання електромагнітної хвилі в напівпровіднику. Оскільки енергія хвиліпропорційна квадрату амплітуди , то для характеристики поглинання речовиничасто застосовують замість [pic] величину [pic] , (1.10) це коефіцієнт поглинання , чисельно рівний оберненій товщині шарунапівпровідника, в якому інтенсивність електромагнітної хвилі зменшується вe раз. Крім головного показника поглинання[pic], (1.11) рівного по величині , згідно формули (1.5) , уявній частині комплексногопоказника заломлення [pic], при деяких механізмах взаємодіїелектромагнітної хвилі і речовини можуть виникати особливі енергетичнівитрати , котрі виражають формулою [pic], (1.12) 2. Що таке “поверхневий поляритон”. Термін “поляритон” був введений у 1957 р. Хапфілдом для позначеннянормальної хвилі в кристалі. Пізніше Агранович використав його якскорочений еквівалент терміна “нормальна електромагнітна хвиля всередовищі”, тобто плоска монохроматична електромагнітна хвиля внескінченному кристалі, що задовольняє макроскопічним рівнянням Максвелла. На практиці термін “поляритон” найбільш часто використовують, количастота електромагнітної хвилі попадає в окіл дипольно активного переходу вкристалі. В цьому випадку взаємодія електромагнітного поля з вказанимконкретним переходом є досить ярко вираженою і це призводить до“змішування” взаємодіючих підсистем - електромагнітної та “механічної”(коливання електронів або ядер). Можна також говорити про поляритони у випадку не тільки кристалів, але йрідин і навіть газів, одначе характерні прояви ефектів змішування зіндивідуальними дипольно активними переходами тут спостерігати складніше (врідинах внаслідок великого затухання, в газах - відносно малоїконцентрації частинок речовини та ін.). Далі, говорячи про середовище, зяким зв`язано збудження поляритонів , будемо мати на увазі кристалічнесередовище (монокристал). При квантовому описанні термін “поляритон”відносять частіше всього не до самої електромагнітної хвилі , а довідповідної квазічастинки - кванту електромагнітного поля в середовищі. У випадку обмеженого кристала виникає можливість існуванняелектромагнітних хвиль іншого типу - бежучих по поверхні , що незаглиблюються в кристал і є ніби “прив`язаними” до поверхні. Такіхвилілогічно назвати “поверхневими” на противагу “об`ємним”, що існують углибині кристала і не відчувають впливу його поверхні. Відсутність ефектурозповсюдження та розпливання, дифракції у напрямку, нормальному доповерхні кристала, автоматично викликає за собою затухання поля вздовжнормалі вглиб кристала. В цьому також проявляється поверхневий характерхвилі . Однією з найважливіших характеристик хвильового процесу є залежністьшвидкості розповсюдження від довжини хвилі [pic], тобто їх дисперсія.Оскільки [pic], де [pic] - кругова частота коливань, що розпосюджуються вданому хвильовому процесі , а [pic] - довжина хвильового вектора [pic] ,дисперсія хвиль еквівалентна взаємозв`язку величин [pic] і k. Цейвзаємозв`язок називають законом дисперсії для даної хвилі. Отже, поверхневий поляритон є нормальною поверхневою електромагнітноюхвилею в кристалі. Термін “нормальна” означає , що хвиля задовольняємакрорівнянням Максвелла. Однак електромагнітне поле поблизу границікристала повинне задовольняти також відомим граничним умовам, які зв`язуютькомпоненти векторів поля по обидві сторони від границі. Звідси випливає те,що поле зовні кристала, в середовищі, що граничить з кристалом, такожвідмінне від нуля. Поверхневий характер хвилі означає відсутність ефектіврозповсюдження і в напрямі зовнішньої по відношенню до кристалу нормалі дойого поверхні і затухання поля ПП в цьому напрямі. Таким чином, поле ПП локалізовано по обидві сторони від поверхні кристалаі затухає при віддаленні від неї в довільну сторону. Потік енергії дляхвилі ПП є тангенціальним до поверхні кристала. 3. Метод порушеного повного відбивання (ППВВ) Дослідження поверхневих поляритонів в напівпровідниках та діелектрикахпроводиться за допомогою методів повного внутрішнього відбивання (ППВВ),розсіяння повільних електронів , а також комбінаційного розсіяння світла(КРС). Всі ці методи засновані на різних фізичних явищах та мають рзнуточність. Тим не менш, всі вони доповнюють один одного та дозволяютьвивчати спектри поверхневих хвиль в широкому інтервалі довжин хвиль.При розповсюдженні світлової хвилі з оптично більш густого середовища 1 вменш густе 2 ([pic]) на межі двох середовищ виникає явище повноговнутрішнього відбивання , якщо кут падіння [pic] , більше критичного [pic]. Однак при цьому поле в середовищі 2 не дорівнює нулю , а є затухаючим(неоднорідним) : [pic], (3.1)де [pic]-амплітуда поля на межі розподілу; [pic]- ефективна глибинапроникнення поля в менш гуте середовище. Без урахування поглинання величина [pic] визначається за формулою [pic] , (3.2)де [pic] - довжина хвилі світла в середовищі 1. З формули (3.2) легко бачити, що зі збільшенням [pic] в залежностівід [pic] глибина проникнення зменшується та має порядок довжини хвилі[pic] . Якщо при цьому граничне середовище є поглинаючим , то повноговнутрішнього відбивання не відбувається (R<1) та говорять про порушеневнутрішнє відбивання світла. По класичним рівнянням Френеля можна розрахувати величину послабленнякоефіцієнта відбивання R, якщо використовувати для середовища 2 уявнийпоказник заломлення . Спектральний розподіл так званого контраста спектраППВВ=1 R несе інформацію про оптичне поглинання в середовищі 2 , щоторкається призми ППВВ=1 , широко використовується для дослідження складута інших характеристик середовищ ( плівок), осаджених на призму зв`язку. Метод ППВВ був вперше використаний для дослідження поверхневих плазмонівв металах у 1968 р. Потім було звернено увагу на можливості використанняцього метода для вивчення поверхневих фононів. Методом ППВВекспериментально досліджувались спектри ПП в кубічних кристалах. Воднорідних кристалах спектри ПП вивчено лиш для декількох орієнтаційповерхні. В нерадіаційній ділянці спектру моди поверхневих коливань в кристалаххарактеризуються тим, що вони не взаємодіють безпосередньо з падаючимсвітлом , бо їх дисперсійні криві лежать в такій області, де неиожливоодночасно виконати закони збереження енергії [pic] та імпульса [pic] .Тут [pic]- частота ПП, [pic] - частота світла, [pic]- хвильові вектори ППта світла в площині кристала. Дійсно, комбінуючи ці два вирази, отримаємо[pic] , де [pic] - діелектрична проникність зовнішнього середовища, авісь z напрямлена по нормалі до поверхні. З іншого боку , для нерадіацайнихмод має місце співвідношення [pic] . Виконання останніх двох умов при [pic] неможливе. Наведені вище міркування показують, що закони збереження імпульсу таенергії, з одного боку, та вид дисперсійних кривих , з іншого, непротирічать одне одному лише в тому випадку, коли [pic] , тобто , якщоелектромагнітна хвиля затухає вздовж вісі z в просторі над досліджуванимкристалом. Така неоднорідна хвиля виникає при повному внутрішньомувідбиванні на межі оптично більш густіших та менш густіших середовищ. Цяхвиля розповсюджується вздовж границі розподілу двох середовищ в площиніпадіння та експоненційно затухає в напрямі оптично менш густого середовищана відстані порядку довжини хвилі. В напрямі розповсюдження вздовж границірозподілу фазова швидкість хвилі, що пройшла, рівна [pic] , де [pic] - кутпадіння світла на границю розподілу , а величина відносного оптичногопоказника заломлення [pic] . На границі оптично більш густого середовища1 з вакуумом (середовище 2) [pic] , та при зміні кута падіння відкритичного [pic] до [pic] змінюється від c до [pic] , що і лежить воснові методу ППВВ. В експерименті вимірювався коефіцєнт відбивання електромагнітної хвилі,що падає на поверхню розподілу двох середовищ (призми та зазора), котра єплощиною повного внутрішнього відбивання ( рис. 3.1). Наявністьпоглинаючого середовища (тобто кристала, в якому вивчався спектрповерхневих хвиль) призводить до зменшення інтенсивності відбитого світла.В зазорі між призмою та кристалом розповсюджується електромагнітна хвиля зізменшеною фазовою швидкістю [pic] , де n - показник заломлення призми. Прицьому умова повного внутрішнього відбивання порушується , бо виникаєпоглинання світла , коефіцієнт відбивання стає менше 1. В спектріспостерігаються мінімуми , положення яких при виконанні деяких умоввідповідають частотам поверхневих поляритонів [pic], де [pic]визначається проекцією падаючої хвилі на напрям розповсюдження : [pic] , (3.1) Виміри дозволяють зняти дисперсійні залежності [pic]. [pic] Рис. 3.1 Геометрія досліду по дослідженню поверхневих коливань методом ППВВ: 1 - призма, 2 - зазор, 3 - досліджуваний кристал. При цьому падаюча хвиля поляризована в площині падіння (P -поляризація). Результати досліджень показали, що коли досить точно відомі значеннячастотно залежної комплексної величини [pic] значення поверхневих частотможе бути передбачене з досить високою точністю з розрахунку. Поглинання світла обумовлене наявністю двох механізмів уширення модиповерхневих коливань. Перший механізм - радіаційне уширення, призводить доможливості збудження світлом поверхневих хвиль. Другий механізм -ангармонічне уширення, відповідає за диссипацію поглинутої світловоїенергії. Величина радіаційного уширення і разом з нею амплітуда мінімума вспектрі відбивання експоненціально зменшується зі збільшенням товшинизазору d. На перший погляд могло би здатися, що збудження поверхневихполяритонів буде особливо інтенсивним при досить малих d. В дійсності ж приd=0 ці хвилі взагалі не збуджуються . Тут треба відмітити, що розглянутий метод дослідження відрізняється відзаичайної методики ППВВ лиш наявністю зазора між призмою та досліджуванимкристалом. Його наявність необхідна для вивчення нерадіаційних мод.Величина зазора в експерименті вибирається досить широкю, щоби звести домінімуму збуджуючу дію призми (при цьому положення мінімума вже незмінюється при подаоьшому збільшенні d). Оптимальне значення d підбираєтьсяекспериментально , воно різне для різних j , тобто для різних [pic],Фіксуючи положення мінімумів в спектрах ППВВ для різних [pic] можнадосліджувати дисперсійні залежності [pic].В практиці роботи з ІЧспектрометрами виявилось зручно сканувати по частоті при фіксованому кутіпадіння. Розрахунки спектрів ППВВ для поверхневих мод було проведено в ряді робіт.При цих розрахунках діелектрична проникність кристала вважалася уявною: e(w) = e`(w) + e``(w) . За допомогою методу ППВВ можна прослідкувати спектр поверхневогополяритона лише до значень хвильового вектора [pic], тобто даний метод недозволяє вивчити дисперсію поверхневих хвиль в нерелятивістській області[pic]. В цій області спектра може бути особливо ефективним меодкомбінаційного розсіяння світла та метод дифракцій повільних електронів. 4. Дослідження структури окису цинку на сапфірі методами ІЧспектроскопії. В pоботi методами IЧ спектpоскопiї вiдбиття в областi залишковихпpоменiв дослiдженi текстуpованi шаpи цинку на сапфipi, отpиманiметодом плазмохiмiчного осаду з газової фази. Диспеpсiйний аналiз спектpiвна ПК дозволив отpимати математичну модель спектpiв вiдбиття стpуктуpи тавизначити концентpацiю та pухливiсть носiїв заpядiв в шаpах оксиду цинку. Стpуктуpа ZnO/Al2O3 знаходить шиpоке викоpистання в оптоелектpонiцi.Вивчення оптичних властивостей плiвок ZnO пpоводилось в основному, увидимому диапазонi. Дослiджувались електpофiзичнi властивостi шаpiвокису цинку piзної пpиpоди в залежностi вiд умов їх отpимання та зовнiшнiхвпливiв. Викоpистано методи спектpоскопiї IЧ вiдбиття та повеpхневихполяpитонiв (ПП). Для цього теоpетично та експеpиментально дослiдженiспектpи зовнiшнього вiдбивання (ЗВ) систем плiвка-пiдкладинка взалежностi вiд товщини плiвок, pозмipу та оpiєнтацiї кpисталiтiв.Виявилось, що теpмообpобки та опpомiнення iстотно впливають на властивостiта стpуктуpу плiвок окису цинку та гpаницi pоздiлу плiвка-пiдкладинка. Електpофiзичнi властивостi тонких шаpiв вiдpiзняються вiдвластивостеймонокpисталiв. Оптичнi властивостi кpисталiв залежать вiд їх розмірів таформи. В тонких шарах монокристалів просторова структура електричних тамагнітних полів не описується плоскою хвилею. Коли товщина пластини d набагато бiльша довжини хвилiвипpомiнення, повеpхневi хвилi pозповсюджуються вздовж обох повеpхонь, невзаємодiючи мiж собою. Для досить тонких пластин спостеpiгаються двi гiлкидиспеpсiйних залежностей повеpхневих поляpитонiв (ПП), оскільки повеpхневiколивання одної повеpхнi пластини взаємодiють з подiбними iншої повеpхнi . Hаявнiсть пiдкладки пpизводить до появи граничних та хвильовіднихполяpитонiв та взаємодiї повеpхневих коливальних станiв шаpу зподібнимим пiдкладки . В дослiдах по дослiдженню ПП в системi шаp-пiдкладка методом спектpоскопiї модифiкованого повного внутiшньоговiдбивання (ППВВ) товщина d одного з сеpедовищ повинна бути меншоюабо поpядку довжини хвилi падаючого випpомiнення , щоби падаючевипpомiнення могло досягти дpугої межi pозiду. В областi залишкових пpоменiв сапфipа в дiапазонi 400-900сm-1 шаpиокису цинку iстотно змiнюють вiдбивальну здатнiсть стpуктуpи. Hа pис.1показанi спектpи IЧ вiдбиття стpуктуpи ZnO/Al2O3 пpи оpiєнтацiїелектpичного вектоpа Е пеpпендикуляpно оптичнiй вiсi С кpисталаAl2O3.Кpива 1 вiдповiдає R(n) структури ZnO/Al2O3 пpи товщинi шаpу ZnOd=0.1 mm. Для шаpу товщиною 0,1-0,2 mm при Е(С в спектрiспостеpiгаються мiнiмуми вiдбиття на частотах 475, 505, 620 сm-1 (кpива1) , тодi як у випадку сапфipа без шаpу мiнiмуми знаходяться у 419, 473,496, 630 сm-1 (кpива 2). Цю залежнiсть отpимано пpи наступних паpаметpахсистеми: для шаpу ZnO d=0.1 mm,, частота попеpечного оптичного фононазначення [pic] = 412 сm-1, коефiцiєнта затухання попеpечного оптичногофонона[pic]=12 сm-1, частота та коефiцiєнт затухання плазмонiв [pic]=480сm-1 и [pic]=800 сm-1. На рис.2 показано спектри ІЧ відбивання структури ZnO/Al2O3 при Е(С.Крива 1 відповідає R(n) при товщині шару ZnO d = 0,5 mm. В спектріспостерігається мінімум відбивання на частоті 510 сm-1 (крива1) та дваперегиби у 430 и 600 сm-1, тоді як при моделюванні структури минимуми[pic]знаходяться у 325, 427, 491 и 515 сm-1 (крива 2).Максимуми[pic]розташовані на частотах 432 и 600 сm-1, при цьому криваплавно зменшує [pic] в область більш високих частот. Розрахункову[pic](крива 2) отримано при параметрах шару ZnO: d = 0,5 mm, [pic] = 412cm-1, [pic]=15 сm-1, [pic]=400 сm-1 и [pic]=870 сm-1. На кривій 3 показанорозрахунковий спектр [pic]вільного шару ZnO при наведених вище йогопараметрах. В максимумі [pic]=0,76 на частоті 415 сm-1. Розpахунковi спектpи IЧ вiдбиття системи ZnO/Al2O3 отpимано пpивикоpистаннi виpазу для дiелектpичної пpоникності сапфipа[pic]при Е(С[7,8]: [pic], (1) [pic]- високочастотна дiелектpична пpоникнiсть сапфipа для оpiєнтацiї[pic] пpиймалась piвною 3,2 . [pic] - сила i-того осцилятоpа, [pic] -частота попеpечного оптичного коливання i-того осцилятоpа, [pic]- значеннякоефiцiєнта затухання i-того осцилятоpа. Данi для Al2O3, викоpистанi вpозpахунках спектpiв [pic], поданi в таблицi 2.|[pic] |[pic] |[pic]/[pic]||384 |0.2 |0.015 ||442 |2.8 |0.01 ||57I |3.1 |0.2 ||634 |0.2 |0.02 | Hа основi аналiза вивчених стуктуp ZnO/Al2O3 встановлено, що шаpиокису цинку в нашому випадку мають концентpацiї електpонiв no =1,6(2,8. 1019 cm-3, pухливостi mL = 1,1(3,1 сm2/(Вс) та пpовiднiсть so=110(200 (-1cm-1. Диспеpсiйний аналiз спектpiв дозволив визначити частоти такоефiцiєнти затухання фононiв та плазмонiв, якi змiнюються в залежностiвiд технологiї оpтимання та обpобки шаpiв окису цинку. В pоботiпоказано, що спектpи IЧ вiдбиття ZnO/Al2O3 добpе моделюються пpивикоpистаннi частот поздовжних та попepечних оптичних фононiв (Е1)окису цинку 591 та 413 сm-1 та аксiальних (А1) фононiв вiдповiдно 570 та380 сm-1[9,10]. Оптична дiагностика анiзотpопних стpуктуp пpи викоpистаннiдиспеpсiйного аналiзу дозволила отpимати значення пpовiдностi таpухливостi носiїв заpядiв тонких шаpiв окису цинку на сапфipi. Підписи до рисунків. Рис.1. Спектри відбивання [pic]структури ZnO/Al2O3.1-експеримент, d = 0,1 mm, 2 - розрахунок [pic] при [pic] = 412 сm-1 та[pic]=12 сm-1, [pic]= 480 сm-1, [pic]=800 сm-1, 3 - розрахунок [pic]шаруZnO (без підкладки). Рис.2. Спектри [pic]структури ZnO/Al2O3.1-експеримент, d = 0,5 mm, 2 - розрахунок [pic] при [pic] = 412 сm-1 та[pic]=15 сm-1, [pic]= 400 сm-1, [pic]=870 сm-1, 3 - розрахунок [pic]шаруZnO (без підкладки).5. Поверхневі поляритони в системі ZnO на сапфірі . Монокристаллічні шари напівпровідникових сполук, зокрема, епітаксіальнішари напівпровідників на діелектричних підкладках, перспективні длязастосування в інтегральній оптоелектроніці та НВЧ електроніці, томуведеться розробка нових, в том числі оптичних, методів дослідженняповерхності діелектричених підлкладок та гетероепітаксіальних структур наїх основі. Електрофізичні властивості тонких шарів відрізняються від властивостеймонокристалів. Наявність підкладки призводить до прояви пограничних тахвилевідних поляритонів та взаємодії поверхневих коливних станів шару зподібними підкладки. В дослідах по вивченню ПП в системі шар - підкладкаметодом спектроскопії модифікованого повного внутршнього відбивання (ППВВ)товщина d одного з середовищ повинна бути менше або порядку довжини хвиліпадаючого випромінювання, щоби падаюче випромінювання могло достигти другоїграниці розподілу. При цьому предполагається, що напівпровідник є неполярним та його оптичніколивання не вносять вкладу в діелектричну проникність. В цьому випадкупоявляються додаткові хвилі як Н-, так і Е-типу, що розповсюджуться вдздовжграниць розподіла. В експериментах по дослідженню ПП в системі шар-підкладка методом ППВВ схема досліду наступна. На підкладку 3 наносивсяоптично активний щар 2, відділений зазором 1 товщиною dз від призми ППВВ.Діелектричні проникності окрумих шарів цієї тришарової системи позначаютьсянижче через (; (i = 1, 2, 3). В тришаровій системі існують дві границірозподілу: шар - зазор та підкладка - шар. В спектрах ППВВ спостерігаютьсяпограничні моди, що виникають на обох границях розподілу. При досить малійтовщині шару d ПП взаємодіють між собою. Можна отримати розв`язок для поверхневих нерадіаційних мод втришаровій системі. Відповідна дисперсійна залежність має вигляд [pic] де d - товщина шару 2, а [pic]. Для досить товстого шару, коли [pic]>>1,маємо дисперсійні залежності для кожної з границь. При відсутності діелектричної плівки поверхневий плазменний поляритон награниці напівпровідник - вакуум характеризується одною кривою дисперсії.Після нанесення шару залежність розщіплюється на дві гілки. Крім цього,виникає поверхневий фононний поляритон на границі розподілу діелектрик-вакуум. При зменшенні d, коли [pic] становиться порядка одиниці або меншеїї, частоти всіх гілок змінюються зі зміною d. Можна говорити лише прозмішані поверхневі плазмон-фононні моди системи. Характеристики поверхневих та пограничних поляритонів можуть бутивикористані для визначення властивостей тонких плівок (зокрема,епітаксіальних шарів). На данному этапі досліджень тонкошарових структур методом поляритонноїспектроскопії досить актуальним є розгляд систем анізотропний шар наізотропній та анізотропній підкладці. Однак відомо, що напилення плівки на поверхню плавленого кварцупризводить до змін в поверхневому шарі кварцу, що не дає можливості точноврахувати ці особливості при розрахунку спектрів ЗВ и ПП. Частотипродольних та поперечних оптичних фононів визначаються з спектрів ІЧвідбивання плівок на підкладках кремнія та метала, що значно зменшуєточність моделювання системи. В работах не враховувалась можлива наявністьвисоких концентрацій носіїв зарядів, котрі також істотно впливають начастоту и затухання ПП. Тому представляеться перспективним дослідженняокисц цинка на лейкосапфірових підкладках . Система шар окису цинку на сапфірі має поверхневі та граничні поляритонишару та підкладки, взаємодія між якими проявляється в дисперсійнихзалежностях, просторовій структурі полів та коефіцієнтах затуханняграничних та поверхневих коливань. Монокристали лейкосапфіра часто використовуються як підкладки приепітаксіальному вирощуванні монокристалічних шарів напівпровідниковихсполук. В гексагональній установці площина, що перпендикулярна до осі z,позначається як (0001), а в ромбоедрічній – (111). З можливоїрізноманітності орієнтацій сапфіра для эпитаксиального нарощування перевагувіддають орієнтаціям з щільно упакованими площинами (0001),[pic], на якихотримуються шари з високою рухливістю носіїв зарядів. Тонкі текстуровані плівки окису цинку знаходять широке застосування воптоелектроніці. Варіюючи умови їх синтезу, використовіуючи отжиг талегування, можна отримати плівки з питомим опором від 10-4 до 1011 Om.cm.Використано сильнолеговані індієм, алюмінієм, галієм шари окису цинка напідкладці сапфіру, отримані методом плазмохімічного осаду з газової фазиз використанням високолетючих металлоорганічних сполук бетадикетонатівцинку, індію, алюмінію та галію. Вказаний метод дозволив знизититемпературу нагріву підкладки до 100-1500С в порівнянні з температурами350-4500С при використовуванні методу термічного рокладу. Отримані шарииокису цинку на сапфірі досліджувались методами спектроскопії поверхневихполяритонів. Спектри ППВВ ПП в діапазоні 400-1400 cm-1 отримані наспектрометрі ИКС-29 з приставкою НПВО-2 та елементом ППВВ з КРС-5. Прирозрахунках спектрів ППВВ ПП та дисперсійних завлежностей ПП використаномодель системи активний шар на активній підкладці . При розрахункахвикористано орієнтацію системи Е(С та ху||C, де С- оптична вісь шару тапідкладки . Система ZnO/Al2O3 дозволяє отримати богатий спектр дисперсійнихзалежностей поверхневих поляритонів. Шар окису цинку товщиною d =10 (mпроявляє в спектрі ППВВ один мінімум на частоті 528 cm-1 при куті падіннясвітла в елементі ППВВ [pic]330, що практично співпадає з частотою ППнапівнескінченного монокристала окису цинку. При d=0.5 (m спектр ПП шарурозщіплюється на два с мінімуми на частотах 480 и 573 cm-1. При товщинішару 0.1 (m проявляється п`ять мінімумів на частотах 386, 422, 479, 586,629 cm-1. При частоті плазмонів [pic]=319 cm-1 і коефіцієнті затуханняплазмонів [pic]=480 cm-1 зміни в спектрах ПП проявляються тільки в областічастот 386 та 629 cm-1 , при цьому спектр біля частоти 629 cm-1 дещорозширюється. Проведено дослідження поверхневих поляритонів (ПП) системи шар ZnO насапфірі. Вивчено поверхневі фононні та плазмон-фононні поляритони (ПФП иППФП) тонких шарів окису цинку в залежності від товщины шару таконцентрації носіїв зарядів в шарі. При товщинах шару порядку 0.01-6 (mдисперсійна залежність поверхневих поляритонів має високочастотну танизькочастотну гілки. Високочастотна гілка фононних ПП системи проявляєтьсяв спектрах ППВВ ПП в діапазоні частот 571-600 сm-1, а низькочастотна -в діапазоні 443-483 сm-1. При зменшенні товщини шару окису цинку від 1 (mдо 0.01 (m граничні частоти низькочастотної гілки зміщуються в областьменших частот на 7 сm-1, а граничні частоти високочастотної модизбільшуються на 0.2 сm-1. Досліджено також вплив шарівв окису цинку різноїтовщини на дисперсійну залежність сапфіра. Збільшення товщини шару окисуцинку призводить до зменьшення граничної частоти поверхнневих фононихполяритонів сапфіру. Спектри ППВВ та дисперсійні залежності ПФП та ППФПсистеми істотно залежать від орієнтації шарів та підкладки. Представляєтьсяможливим використати отримані результати при дослідженні оптичнихвластивостей поверхності та границь розподілу діелектрик-напівпровідник.6. Висновки. Одним з перспективних напрямків сучасної фізики є дослідження поверхнітвердого тіла та взаємодії поверхневих електромагнітних хвильінфрачервоного діапазону з поверхнею та тонкими шарами напівпровідників . При взаємодії світлової хвилі з поверхнею твердого тіла виникаєповерхнева електромагнітна хвиля. Квазічастинки, які відповідають цимколиванням, що мають змішаний електромагнітно-механічний характер,називають поверхневими поляритонами (ПП). Під фононом розуміютьквазічастинку , що відповідає механічним коливанням решітки, тобтоперіодичним зміщенням атомів відносно положення рівноваги. Плазмон - це тежквазічастинка, але вона описує коливання вільних електронів навколо важкихіонів. Методи дослідження поверхневих хвиль :метод модифікованого багатократного порушеного внутрішнього відбивання ;метод модифікованого повного внутрішнього відбиття;метод комбінаційного розсіяння світла. Розповсюдження пучка променів в напівпровідниковому кристалі може бутиописане розв`язком рівнянь Максвелла : [pic] Стpуктуpа ZnO/Al2O3 знаходить шиpоке викоpистання в оптоелектpонiцi.Вивчення оптичних властивостей плiвок ZnO пpоводилось в основному, увидимому диапазонi. Дослiджувались електpофiзичнi властивостi шаpiвокису цинку piзної пpиpоди в залежностi вiд умов їх отpимання та зовнiшнiхвпливiв. Електpофiзичнi властивостi тонких шаpiв вiдpiзняються вiдвластивостеймонокpисталiв. Оптичнi властивостi кpисталiв залежать вiд їх розмірів таформи. В тонких шарах монокристалів просторова структура електричних тамагнітних полів не описується плоскою хвилею. Диспеpсiйний аналiз спектpiв дозволив визначити частоти та коефiцiєнтизатухання фононiв та плазмонiв, якi змiнюються в залежностi вiдтехнологiї оpтимання та обpобки шаpiв окису цинку. В pоботi показано, що спектpи IЧ вiдбиття ZnO/Al2O3 добpе моделюються пpи викоpистаннiчастот поздовжних та попepечних оптичних фононiв (Е1) окису цинку 591та 413 сm-1 та аксiальних (А1) фононiв вiдповiдно 570 та 380 сm-1.7. Застосування у школі. Концепція загальної середньої освіти передбачає варіативність освіти, щодозволяє педагогічним радам середніх шкіл здійснювати профільованенавчання, вибираючи його напрям у відповідності до місцевих умов. Матеріали даної курсової роботи можуть бути використані в процесівикладання фізики в середній школі та ПТУ. Оскільки в даній роботі мова йдепро новий напрям в області наукових досліджень, то ці матеріали можнавикористовувати на спеціальних семинарських заняттях , присвяченихдосягненням фізики, та на факультативному курсі фізики (при вивченні тем“Напівпровідникові прилади” та “Нове в науці і техніці”). Це дозволитьучням розширити свій кругозор та ознайомитися з сучаснимим напрямами науки. В ПТУ (в навчальному курсі яких присутні предмети, пов`язані зматеріалознавством) відкриваються більш широкі можливості длявикористання результатів, одержаних в даній роботі.Література.1. Дмитрук Н.Л., Литовченко В.Г., Стрижевский В.Л. Поверхностныеполяритоны и в полупроводниках и диелектриках.// К.: Наукова думка ,1989.2. Уханов Ю.И. Оптические свойства полупроводников. М.: Наука, 1977.3. Венгер Е.Ф., Мельничук А.В., Пасечник Ю.А.,Сухенко Е.И. Исследованиеструктуры окись цинка на сапфире методами ИК спектроскопии.4. Венгер Е.Ф., Мельничук А.В., Пасечник Ю.А.,Сухенко Е.И.Поверхностные поляритоны в системе ZnO на сапфире.