MATERIAÅY ELEKTRONICZNE ELECTRONIC MATERIALS ... - ITME
MATERIAÅY ELEKTRONICZNE ELECTRONIC MATERIALS ... - ITME
MATERIAÅY ELEKTRONICZNE ELECTRONIC MATERIALS ... - ITME
Create successful ePaper yourself
Turn your PDF publications into a flip-book with our unique Google optimized e-Paper software.
E. Dąbrowska, M. Nakielska, M. Teodorczyk, ...<br />
INSTYTUT TECHNOLOGII MATERIAŁÓW ELEKTRONICZNYCH<br />
MATERIAŁY<br />
<strong>ELEKTRONICZNE</strong><br />
<strong>ELECTRONIC</strong> <strong>MATERIALS</strong><br />
KWARTALNIK<br />
T. 40 - 2012 nr 4<br />
Wydanie publikacji dofinansowane jest przez<br />
Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wyższego<br />
WARSZAWA <strong>ITME</strong> 2012<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 1/2012 1
E. Dąbrowska, M. Nakielska, M. Teodorczyk, ...<br />
KOLEGIUM REDAKCYJNE:<br />
prof. dr hab. inż. Andrzej JELEŃSKI (redaktor naczelny)<br />
dr hab. inż. Paweł KamiŃski (z-ca redaktora naczelnego)<br />
prof. dr hab. inż. Zdzisław JANKIEWICZ<br />
dr hab. inż. Jan KOWALCZYK<br />
dr Zdzisław LIBRANT<br />
dr Zygmunt ŁuczyŃski<br />
prof. dr hab. inż. Tadeusz Łukasiewicz<br />
prof. dr hab. inż. Wiesław MARCINIAK<br />
prof. dr hab. Anna Pajączkowska<br />
prof. dr hab. inż. Władysław K. WŁOSIŃSKI<br />
mgr Anna WAGA (sekretarz redakcji)<br />
Adres Redakcji: INSTYTUT TECHNOLOGII MATERIAŁÓW ELEKTRONICZNYCH<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa, e-mail: ointe@itme.edu.pl; http://www.itme.edu.pl<br />
tel. (22) 835 44 16 lub 835 30 41 w. 454 - redaktor naczelny<br />
(22) 835 30 41 w. 426 - z-ca redaktora naczelnego<br />
(22) 835 30 41 w. 129 - sekretarz redakcji<br />
PL ISSN 0209 - 0058<br />
Kwartalnik notowany na liście czasopism naukowych Ministerstwa Nauki i Szkolnictwa Wyższego (4 pkt.)<br />
SPIS TREŚCI<br />
Właściwości mechaniczne przeświecalnego spinelu MgAl 2<br />
O 4<br />
Marek Boniecki, Mateusz Karczmarz ..................................................................................................................................... 3<br />
PRÓBY WYTWARZANIA SOCZEWEK FRESNELA METODĄ WYTŁACZANIA NA GORĄCO<br />
W SZKŁACH TLENKOWYCH DEDYKOWANYCH NA ZAKRES OD 400 DO 8000 nm<br />
Ireneusz Kujawa, Rafał Kasztelanic, Piotr Waluk, Ryszard Stępień, Krzysztof Haraśny,<br />
Dariusz Pysz, Ryszard Buczyński .............................................................................................................................................. 10<br />
NOWOCZESNE MATERIAŁY TERMOELEKTRYCZNE - PRZEGLĄD LITERATUROWY<br />
Aleksandra Królicka, Andrzej Hruban, Aleksandra Mirowska ............................................................................................. 19<br />
OKREŚLENIE KONCENTRACJI I WSPÓŁCZYNNIKA SEGREGACJI AKTYWNYCH JONÓW ZIEM<br />
RZADKICH W WARSTWACH EPITAKSJALNYCH I STRUKTURACH FALOWODOWYCH YAG<br />
Jerzy Sarnecki ........................................................................................................................................................................ 35<br />
Rentgenowska METODA określania profilu składu chemicznego<br />
w heterostrukturach GaN/InGaN OTRZYMYWANYCH METODą MOCVD<br />
na podłożu szafirowym<br />
Marek Wójcik, Włodzimierz Strupiński, Mariusz Rudziński, Jarosław Gaca ................................................................ 48<br />
DOBÓR WARUNKÓW WZROSTU MONOKRYSZTAŁÓW ANTYMONKU GALU<br />
O ŚREDNICY 3” ZMODYFIKOWANĄ METODĄ CZOCHRALSKIEGO<br />
Aleksandra Mirowska, Wacław Orłowski ............................................................................................................................. 58<br />
BIULETYN POLSKIEGO TOWARZYSTWA WZROSTU KRYSZTAŁÓW 2012 r. ........................................................ 74<br />
streszczenia wybranych ARTYKUŁÓW PRACOWNIKÓW itme ................................................................. 78<br />
nakład 200 egz.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 1/2012 2
M. Boniecki, M. Karczmarz<br />
WŁAŚCIWOŚCI MECHANICZNE<br />
PRZEŚWIECALNEGO SPINELU MgAl 2<br />
O 4<br />
Marek Boniecki 1 , Mateusz Karczmarz 2<br />
1<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa; e-mail: marek.boniecki@itme.edu.pl<br />
2<br />
Politechnika Lubelska, Wydział Mechaniczny<br />
ul. Nadbystrzycka 36, 20-618 Lublin; e-mail: karczmarz.mateusz@pollub.edu.pl<br />
Streszczenie: W pracy badano w temperaturze pokojowej takie<br />
właściwości mechaniczne ceramiki spinelowej (MgAl 2<br />
O 4<br />
)<br />
jak: wytrzymałość na zginanie czteropunktowe, odporność na<br />
pękanie, moduł sprężystości (Younga) oraz twardość Vickersa.<br />
Odporność na pękanie zmierzono pięcioma metodami. Poza<br />
jednym przypadkiem uzyskane wyniki są do siebie zbliżone<br />
i są porównywalne z danymi literaturowymi dla ceramik o zbliżonych<br />
wielkościach ziaren.<br />
Słowa kluczowe: spinel (MgAl 2<br />
O 4<br />
), wytrzymałość na zginanie,<br />
odporność na pękanie, moduł sprężystości (Younga), twardość<br />
Vickersa<br />
MECHANICAL PROPERTIES OF TRANS-<br />
LUCENT MgAl 2<br />
O 4<br />
SPINEL<br />
Abstract: The following mechanical properties of spinel ceramics<br />
(MgAl 2<br />
O 4<br />
) were examined: bending strength, fracture<br />
toughness, Young’s modulus and Vickers hardness. Fracture<br />
toughness was determined using five methods. Apart from one<br />
case, the results are similar and comparable with literature data<br />
on ceramics with particles of analogous sizes.<br />
Key words: spinel (MgAl 2<br />
O 4<br />
), bending strength, fracture toughness,<br />
Young’s modulus, Vickers hardness<br />
1. WSTĘP<br />
Materiały ceramiczne wykonane z bardzo czystych<br />
proszków oraz charakteryzujące się znikomą<br />
porowatością są przeźroczyste albo przynajmniej<br />
przeświecalne w zakresie promieniowania widzialnego<br />
i bliskiej podczerwieni (zakres długości fal:<br />
0,2 – 6 µm) [1]. W ostatnich latach wzrosło znacznie<br />
zapotrzebowanie na stosowanie przeźroczystych<br />
ceramik jako: prętów laserujących, okienek i kopuł<br />
przepuszczających promieniowanie podczerwone,<br />
obudów lamp czy okien do zastosowań wojskowych<br />
(np. w wozach bojowych lub samolotach) [2] lub<br />
osłon czujników na podczerwień, w które wyposażone<br />
są rakiety przeciwlotnicze. Zainteresowanie ceramiką<br />
wynika z tego, że technologia stosowana do jej<br />
produkcji jest znacznie prostsza i tańsza w porównaniu<br />
z technologią wytwarzania monokryształów stosowanych<br />
do tej pory. Używana powszechnie w przemyśle<br />
ceramika korundowa Al 2<br />
O 3<br />
charakteryzująca<br />
się bardzo dobrymi właściwościami mechanicznymi<br />
[3] nie może być zastosowana tutaj na dużą skalę ze<br />
względu na występujące w niej zjawisko rozpraszania<br />
światła wskutek dwójłomności materiału (Al 2<br />
O 3<br />
ma strukturę heksagonalną). Polikrystaliczny spinel<br />
MgAl 2<br />
O 4<br />
o regularnej strukturze krystalicznej jest<br />
pozbawiony tej wady i pomimo gorszych od ceramiki<br />
korundowej parametrów mechanicznych [4 - 9]<br />
jest brany pod uwagę jako materiał, z którego mogą<br />
być wytwarzane np. elementy do celów militarnych.<br />
O konkretnym zastosowaniu materiału w danym<br />
przypadku można mówić wtedy kiedy są znane<br />
jego właściwości mechaniczne i ewentualnie cieplne<br />
(gdy istotna jest odporność na szok termiczny).<br />
W literaturze np. [4 - 9] podano szereg wartości<br />
takich parametrów spinelu jak: wytrzymałość σ c<br />
, odporność<br />
na pękanie K Ic<br />
, moduł Younga E i twardość<br />
H. Wyraźnie widoczne jest ich znaczne zróżnicowanie<br />
zależne od mikrostruktury i przygotowania badanych<br />
próbek jak i zastosowanej metody pomiarowej.<br />
W szczególności duże różnice występują w przypadku σ c<br />
i K Ic<br />
. Przykładowo σ c<br />
= 470 MPa dla wielkości ziaren<br />
d = 0,345 µm [5] oraz ok. 80 MPa dla d = 35 µm [8]<br />
(pomiary wykonywano w temperaturze pokojowej).<br />
Z kolei dla K Ic<br />
znaleziono wartość 3,0 ± 0,1 MPam 1/2<br />
dla d = 1,5 ± 0,8 µm [9] oraz 1,3 ± 0,05 MPam 1/2<br />
dla d ≈ 5 µm [7]. Celem niniejszej pracy było wyznaczenie<br />
wyżej wymienionych właściwości mechanicznych<br />
spinelu czyli: wytrzymałości σ c<br />
, odporności<br />
na pękanie K Ic<br />
, modułu Younga E i twardości<br />
H w temperaturze pokojowej. W przypadku K Ic<br />
wykonano<br />
te pomiary kilkoma metodami.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 3
Właściwości mechaniczne przeświecalnego spinelu MgAl 2<br />
O 4<br />
2. CZĘŚĆ EKSPERYMENTALNA<br />
,<br />
(1)<br />
2.1. Przygotowanie próbek<br />
Do wykonania próbek użyto proszku MgAl 2<br />
O 4<br />
o czystości 99,95 % dostarczonego przez firmę Bajkowski,<br />
oznaczonego symbolem S30CR. Z proszku<br />
po granulacji prasowano jednoosiowo płytki pod<br />
ciśnieniem 20 MPa, które następnie dogęszczano<br />
izostatycznie pod ciśnieniem 120 MPa. Następnie<br />
płytki spiekano w piecu w atmosferze powietrza<br />
w temperaturze 1700 °C przez 1 godzinę oraz cięto<br />
i szlifowano na belki o wymiarach 2,5 × 4 × 30 mm<br />
i 1 × 4 × 50 mm. Powierzchnie o wymiarach<br />
4 × 30 mm krótszych belek polerowano. Część<br />
próbek (przeznaczonych na pomiary K Ic<br />
) nacinano<br />
za pomocą piły tarczowej o szerokości 0,2 mm na<br />
głębokość 0,9 mm, a następnie na głębokość 0,2 mm<br />
tarczą o szerokości 0,025 mm (Rys. 1).<br />
gdzie: b szerokość próbki = 4 mm, w grubość<br />
próbki = 1 mm, C = Δy/ΔP (stosunek przyrostu<br />
ugięcia do przyrostu obciążenia), stała Poissona<br />
v = 0,26 [11],<br />
- twardość H za pomocą twardościomierza<br />
z wgłębnikiem Vickersa na wypolerowanych powierzchniach<br />
próbek. Wykonano po 5 odcisków<br />
przy obciążeniu P = 98,1 N oraz 29,4 N. Wartości<br />
H liczono ze wzoru (2):<br />
(2)<br />
,<br />
gdzie: a oznacza połowę długości przekątnej odcisku<br />
Vickersa, a P obciążenie,<br />
- wytrzymałość na zginanie czteropunktowe σ c<br />
.<br />
Pomiary wytrzymałości σ c<br />
prowadzono na próbkach<br />
o wymiarach 2,5 × 4 × 30 mm w układzie zginania<br />
czteropunktowego przy odległości podpór dolnych<br />
L = 20 mm, górnych rolek naciskających l = 10 mm<br />
i szybkości przesuwu głowicy 1 mm/min dla 5 próbek.<br />
Wytrzymałość obliczano ze wzoru (3):<br />
,<br />
(3)<br />
gdzie: P c<br />
– obciążenie niszczące, b = 4 mm, w =<br />
2,5 mm.<br />
Badania wytrzymałościowe oraz modułu Younga<br />
prowadzono za pomocą maszyny wytrzymałościowej<br />
Zwick 1446, a badania twardości za pomocą twardościomierza<br />
Zwick - odporności na pękanie K Ic<br />
. Ten<br />
parametr materiałowy był mierzony 5 metodami:<br />
Rys. 1. Sposób nacinania próbek przeznaczonych do pomiaru<br />
K Ic<br />
.<br />
Fig. 1. Method of cutting samples for K Ic<br />
measurements.<br />
2.2. Badania właściwości mechanicznych<br />
Przeprowadzono następujące pomiary:<br />
- modułu Younga E metodą zginania trójpunktowego<br />
belek o wymiarach 1 × 4 × 50 mm przy<br />
odległości podpór L = 40 mm poprzez rejestrację<br />
wielkości ugięcia próbki y (za pomocą czujnika indukcyjnego<br />
umieszczonego w strzałce ugięcia belki)<br />
w funkcji przyłożonego obciążenia P. Obciążenie<br />
przykładano ze stałą prędkością 0,5 mm/min do P k<br />
< P c<br />
(gdzie P c<br />
– obciążenie niszczące). Test przeprowadzono<br />
na 6 próbkach. E liczono ze wzoru (1) z [10]:<br />
1. pomiar długości pęknięć biegnących z naroży odcisku<br />
Vickersa.<br />
Na wypolerowanej powierzchni próbki (belki<br />
o wymiarach 2,5 × 4 × 30 mm) wykonywano wgłębnikiem<br />
Vickersa dwie serie po 5 odcisków przy sile<br />
P = 98,1 i 29,4 N. W trakcie nagniatania powierzchni<br />
kruchej próbki ceramicznej powstają wokół odcisku<br />
pęknięcia (Rys. 2). W literaturze można znaleźć wiele<br />
wzorów na podstawie których z długości pęknięć<br />
Vickersa wyliczana jest wartość K Ic<br />
[12]. Wybór odpowiedniego<br />
wzoru zależy od charakteru tych pęknięć.<br />
W [7] stwierdzono, że w przypadku ceramiki<br />
spinelowej pękanie ma charakter centralny. Zgodnie<br />
z sugestiami w [7] wybrano zależności zaproponowane<br />
przez Anstisa [13], Lankforda [14], Niiharę [15]<br />
i dodatkowo Blendella [16]. Zależności te zostały zamieszczone<br />
w Tab. 1.<br />
4 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Boniecki, M. Karczmarz<br />
(a)<br />
(b)<br />
biegnących z naroży odcisku pęknięć była prostopadła<br />
do krawędzi próbki. Następnie wykonywano test<br />
wytrzymałości na zginanie czteropunktowe (opisany<br />
powyżej) w ten sposób, żeby wprowadzone pęknięcia<br />
znajdowały na rozciąganej powierzchni belki pomiędzy<br />
górnymi rolkami naciskającymi. Wartość K Ic<br />
liczono ze wzoru (8) z [17]:<br />
(c)<br />
,<br />
(8)<br />
Rys. 2. Geometria pęknięć centralnych dla wgłębnika<br />
Vickersa: (a) schemat przekroju odcisku (prostopadle do<br />
powierzchni próbki), (b) schemat odcisku na powierzchni,<br />
(c) zdjęcie odcisku na wypolerowanej powierzchni próbki<br />
spinelowej dla P = 98,1 N.<br />
Fig. 2. Crack system developed for the Vickers indenter:<br />
(a) cross-sectional scheme of the indent (perpendicular to<br />
the sample surface), (b) scheme of the indent on the surface<br />
of the sample, (c) photo of the indent on the polished<br />
surface of the spinel sample for P = 98.1 N.<br />
Autor<br />
metody<br />
Anstis<br />
[13]<br />
Lankford<br />
[14]<br />
Niihara<br />
[15]<br />
Blendell<br />
[16]<br />
Wzory<br />
Nr<br />
wzoru<br />
0,016(E/H) 0,5 (P/c 1.5 ) (4)<br />
(0,142H√a/φ) (Eφ/H) 0,4 (c/a) -1,56 (5)<br />
(0,129H√a/φ) (Eφ/H) 0,4 (c/a) -1,5 (6)<br />
(0,055H√a/φ) (Eφ/H) 0,4 log(8,4a/c) (7)<br />
Tab. 1. Zastosowane zależności na obliczanie K Ic<br />
na podstawie<br />
pęknięć Vickersa. c oznacza długość pęknięcia<br />
(Rys. 2), φ = 3 [14,15], a, P, E i H zdefiniowano wcześniej.<br />
Tab. 1. Formulas used for K Ic<br />
calculations based on indentation<br />
fractures. c means the crack length (Fig. 2),<br />
φ = 3 [14,15], a, P, E and H were defined earlier.<br />
2. pomiar wytrzymałości próbek z wprowadzonymi<br />
uprzednio pęknięciami Vickersa pod obciążeniem<br />
P = 98,1 N.<br />
Pośrodku wypolerowanych powierzchni 5 belek<br />
wykonywano odcisk Vickersa tak, żeby jedna para<br />
gdzie: σ c<br />
– wytrzymałość na zginanie czteropunktowe<br />
liczona ze wzoru (3), reszta oznaczeń została zdefiniowana<br />
wcześniej.<br />
3. pomiar wytrzymałości próbek z wprowadzonymi<br />
uprzednio pęknięciami Vickersa pod obciążeniem<br />
P = 98,1 N po wygrzewaniu w temperaturze ok. 1200 °C<br />
przez 2 godz.<br />
Wygrzewanie powoduje usunięcie pola naprężeń<br />
szczątkowych powstałych wokół odcisku Vickersa<br />
[13]. W wyniku tego K Ic<br />
można policzyć ze wzoru (9)<br />
[17]:<br />
(9)<br />
gdzie: ψ – współczynnik geometryczny zależny od<br />
kształtu pęknięcia i sposobu obciążania próbki.<br />
Wartość współczynnika ψ dla pęknięcia od odcisku<br />
Vickersa szacowano z wyrażenia (10) z [18]:<br />
(10)<br />
gdzie: e = c 1<br />
/c (c 1<br />
– głębokość pęknięcia). Wartość<br />
e wyliczano z zależności (11) z [19]:<br />
(11)<br />
Na Rys. 3 zamieszczono wykres wartości parametru<br />
ψ w funkcji długości pęknięcia Vickersa c dla próbek<br />
o grubości w = 2,5 mm. Długości pęknięć branych pod<br />
uwagę (do obliczeń K Ic<br />
brano dłuższe pęknięcie z dwu<br />
prostopadłych do krawędzi próbki) mieściły się w zakresie<br />
od 309 do 360 µm co odpowiadało wartościom<br />
ψ od 1,08 do 1,06. Wytrzymałość σ c<br />
wyznaczano jak<br />
w punkcie 2 (dla 5 próbek).<br />
,<br />
,<br />
,<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 5
Właściwości mechaniczne przeświecalnego spinelu MgAl 2<br />
O 4<br />
punkty doświadczalne, a χ jako punkt przecięcia tej<br />
prostej z osią rzędnych. Test przeprowadzono dla 4<br />
próbek (jedną dla P = 49,1 N, dwie dla P = 78,5 N<br />
i jedną dla P = 98,1 N).<br />
5. pomiar metodą zginania trójpunktowego belek<br />
z karbem.<br />
Pomiary K Ic<br />
wykonano w układzie zginania trójpunktowego<br />
przy odległości podpór L = 20 mm na<br />
belkach z naciętymi karbami (Rys. 1). Próbki obciążano<br />
z szybkością 1 mm/min K Ic<br />
liczono ze wzoru (13):<br />
Rys. 3. Wykres współczynnika ψ (wzór(10)) w funkcji<br />
długości pęknięcia Vickersa c.<br />
Fig. 3. Graph of ψ coefficient (formula (10)) as a function<br />
of Vickers crack length c.<br />
4. Pomiar propagacji pęknięć Vickersa.<br />
Po wprowadzeniu pęknięcia Vickersa do próbki<br />
przykładano obciążenie stanowiące początkowo ok.<br />
połowy przewidywanego obciążenia zniszczenia<br />
z szybkością 1 mm/min (w układzie zginania czteropunktowego.<br />
Po odjęciu obciążenia z szybkością<br />
10 mm/min próbkę przenoszono na mikroskop<br />
optyczny (Neophot 2) gdzie mierzono długości pęknięć<br />
prostopadłych do krawędzi belki. Po powtórnym<br />
umieszczeniu próbki w uchwycie na zginanie obciążano<br />
ją siłą większą o ~ 10 N niż poprzednio i cały<br />
cykl pomiarowy powtarzano jak to opisano powyżej.<br />
Test prowadzono, aż do zniszczenia próbki. K Ic<br />
wyznaczono<br />
na podstawie zależności (12) wyprowadzonej<br />
w [20 - 21].<br />
(12)<br />
gdzie: χ – współczynnik charakteryzujący pole naprężeń<br />
szczątkowych wokół odcisku Vickersa, pozostałe<br />
oznaczenia wprowadzono powyżej.<br />
Wyrażenia A = ψσc 2 /P oraz B = c 1,5 /P wyznacza się<br />
eksperymentalnie na podstawie opisanego powyżej<br />
testu. Przedstawienie wielkości A w funkcji B pozwala<br />
wyznaczyć K Ic<br />
z nachylenia prostej prowadzonej przez<br />
,<br />
(13)<br />
gdzie: Y – stała geometryczna obliczana wg [10],<br />
b = 2,5 mm, w = 4 mm.<br />
2.3. Badania mikroskopowe mikrostruktury<br />
materiału oraz przełamów<br />
Mikrostrukturę próbek analizowano na wypolerowanych<br />
i wytrawionych powierzchniach próbek.<br />
Próbki spinelowe trawiono w powietrzu w temperaturze<br />
1450 °C przez 1 godz. Zdjęcia mikrostruktur<br />
wykonano na mikroskopie optycznym typu Axiovert<br />
40 Mat firmy Zeiss, a wielkości ziaren szacowano za<br />
pomocą programu do analizy obrazu firmy Clemex<br />
Techn. Inc. Przełamy belek z karbem po badaniu K Ic<br />
(obszar w pobliżu czoła nacięcia) były analizowane<br />
na elektronowym mikroskopie skaningowym Opton<br />
DSM-950.<br />
3. WYNIKI POMIARÓW<br />
W Tab. 2 zebrano wyniki pomiarów twardości<br />
H, modułu Younga E, oraz wytrzymałości na zginanie<br />
czteropunktowe σ c<br />
dla różnych stanów powierzchni<br />
zginanej belki.<br />
W Tab. 3 zestawiono wartości odporności na<br />
pękanie K Ic<br />
otrzymane różnymi metodami.<br />
,<br />
H (GPa) E (GPa) σ c<br />
(MPa)<br />
P = 98,1 N P= 29,4 N Szlifow. Poler. Vickers Vickers+wygrz.<br />
14,3 ± 0,4 14,8 ± 1,2 230 ± 10 131 ± 4 169 ± 18 73,2 ± 1,4 108 ± 6<br />
Tab. 2. Twardość H, moduł Younga E i wytrzymałość na zginanie czteropunktowe σ c<br />
dla przypadku powierzchni rozciąganej:<br />
szlifowanej, polerowanej oraz z wgnieceniem Vickersa dla P = 98,1 N przed i po wygrzewaniu.<br />
Tab. 2. Hardness H, Young’s modulus E and four-point bending strength σ c<br />
for the surface in tension: after grinding,<br />
polishing and with Vickers cracks for P = 98.1 N before and after annealing.<br />
6 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Boniecki, M. Karczmarz<br />
Wzór→ (4) (5) (6) (7) (8) (9) (12) (13)<br />
P= 98,1 N 1,2 ± 0,1 1,7 ± 0,2 1,7 ± 0,2 1,8 ± 0,3<br />
2,1 ± 0,03 2,1 ± 0,1 2,2 ± 0,1 1,9 ± 0,1<br />
P= 29,4 N 1,2 ± 0,2 1,7 ± 0.4 1,7 ± 0,4 1,9 ± 0,4<br />
Tab. 3. Wartości odporności na pękanie K Ic<br />
(MPam 1/2 ) otrzymane różnymi metodami.<br />
Tab. 3. Values of fracture toughness K Ic<br />
(MPam 1/2 ) obtained by various methods.<br />
Na Rys. 4 przedstawiono zależność (12) we<br />
współrzędnych A i B z której wyznaczono K Ic<br />
= 2,2 ±<br />
0,1 MPam 1/2 oraz χ = 0,12 ± 0,01.<br />
Na Rys. 5 umieszczono zdjęcia wytrawionej<br />
mikrostruktury materiału oraz przełamu. Średnia<br />
wielkość ziaren d = 5,7 ± 2,8 µm.<br />
4. DYSKUSJA WYNIKÓW<br />
Rys. 4. Zależność (12) we współrzędnych A = ψσc 2 /P<br />
oraz B = c 1,5 /P.<br />
Fig. 4. Relationship (12) between the coordinates A = ψσc 2 /P<br />
and B = c 1.5 /P.<br />
(a)<br />
(b)<br />
Rys. 5. Zdjęcia (a) mikrostruktury i (b) przełamu ceramiki<br />
spinelowej.<br />
Fig. 5. Photos of (a) the microstructure and (b) fracture<br />
surface of spinel ceramics.<br />
Zestawione w Tab. 2 wartości wytrzymałości na<br />
zginanie σ c<br />
pokazują silny wpływ stanu rozciąganej<br />
podczas testu powierzchni próbki na otrzymane wyniki.<br />
Stan ten można opisać rozkładem wielkości wad<br />
oraz naprężeń szczątkowych na powierzchni próbki.<br />
Wytrzymałość σ c<br />
można policzyć przekształcając<br />
wyrażenie (9) do postaci:<br />
.<br />
(14)<br />
Z kolei w przypadku występowania naprężeń<br />
szczątkowych [17-19]:<br />
.<br />
(15)<br />
Można oczekiwać, że najmniejsze wady wprowadzone<br />
w czasie procesu technologicznego występują<br />
na powierzchni wypolerowanej, zaś nieco większe<br />
na powierzchni szlifowanej. Z kolei na powierzchniach<br />
z odciskiem Vickersa (P = 98,1 N) znajdują<br />
się sztucznie wprowadzone wady (pęknięcia), których<br />
długości mierzono za pomocą mikroskopu (dla<br />
próbek wygrzewanych średnia długość pęknięcia<br />
wynosiła 330 ± 20 µm). Odpowiednio do tego dla<br />
powierzchni wypolerowanej σ c<br />
równa się 169 MPa,<br />
dla szlifowanej 131 MPa, dla polerowanej z wadą<br />
Vickersa, gdzie naprężenie usunięto przez wygrzewanie<br />
108 MPa, a dla polerowanej z wadą Vickersa<br />
z naprężeniami szczątkowymi 73,2 MPa. Wielkość<br />
wady krytycznej na powierzchni szlifowanej i wypolerowanej<br />
można oszacować na podstawie wzoru<br />
(9). Problemem jest jednak nieznana z góry wartość<br />
współczynnika ψ, która zależy od wielkości wady<br />
(wzór (10), Rys. 3). Zależność ψ = f(c) wykreśloną na<br />
Rys. 3 można aproksymować funkcją liniową (16):<br />
.<br />
(16)<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 7
Właściwości mechaniczne przeświecalnego spinelu MgAl 2<br />
O 4<br />
Wyznaczone metodą najmniejszych kwadratów<br />
współczynniki a 1<br />
i b 1<br />
wynoszą odpowiednio 1,18<br />
i – 330 (gdy c w metrach). Po podstawieniu wyrażenia<br />
(16) do (9) otrzymujemy (17):<br />
(17)<br />
które po podstawieniu x = c 1/2 przekształca się<br />
w równanie trzeciego stopnia. Równanie (17) rozwiązujemy<br />
po podstawieniu eksperymentalnie wyznaczonych<br />
wartości σ c<br />
oraz K Ic<br />
= 2,1 MPam 1/2 (Tab. 3<br />
wzór (8 - 9) (przy założeniu, że wady technologiczne<br />
na powierzchni próbki dają się opisać funkcją (10)).<br />
Równanie to posiada trzy pierwiastki rzeczywiste<br />
c k<br />
, ale tylko jeden z nich spełnia zależność (9), i tak<br />
odpowiednio dla próbki wypolerowanej c k<br />
≈ 120 µm,<br />
a dla szlifowanej c k<br />
≈ 210 µm. Dla porównania w [6]<br />
oceniono wielkość wad krytycznych na podstawie<br />
mikroskopowych zdjęć przełamów próbek spinelowych,<br />
na 200 - 230 µm. Wyniki obliczeń potwierdzają<br />
wcześniejsze przypuszczenia, że najmniejsze<br />
wady występują na powierzchni polerowanej.<br />
Z kolei wyniki pomiarów K Ic<br />
w Tab. 3 uzyskane<br />
,<br />
różnymi metodami i wyliczone różnymi wzorami<br />
wykazują dobrą zgodność poza wynikiem dla wzoru<br />
Anstisa (4) (układają się w zakresie wartości 1,7 –<br />
2,2 MPam 1/2 ). Jeśli uznać wynik 1,9 MPam 1/2 dla<br />
belek z karbem jako wzorcowy to plasuje się on<br />
pośrodku tego zakresu i jest najbliższy wynikom<br />
1,8 i 1,9 MPam 1/2 uzyskanym z wzoru Blendella (7).<br />
W Tab. 4 porównano wartości E, H oraz σ c<br />
,<br />
a w Tab. 5 wartości K Ic<br />
otrzymane w temperaturze<br />
pokojowej przez różnych autorów dla próbek ze<br />
spinelu. Wybrano dane dla ceramik o zbliżonych<br />
wielkościach ziaren oraz otrzymane tymi samymi<br />
metodami.<br />
Na podstawie danych zaprezentowanych w Tab.<br />
4 - 5 można stwierdzić, że w przypadku ceramik<br />
o zbliżonych wielkościach ziaren wartości mierzonych<br />
tymi samymi metodami parametrów mechanicznych<br />
są praktycznie takie same (uwzględniając<br />
rozrzut statystyczny wyników).<br />
Na zdjęciu przełamu (Rys. 5b) widać, że pęknięcie<br />
idzie głównie poprzez ziarna. Podobnie wygląda<br />
zdjęcie przełamu próbki spinelowej zamieszczone<br />
w [7].<br />
Źródło d(µm) E(GPa) H(GPa) σ c<br />
(MPa)<br />
własne 5,7 ± 2,8 230 ± 10 14,3 ± 0,4 169 ± 18<br />
[7] ~ 5 242 ± 13 ~15,7 169 ± 3<br />
[6] ~ 5 260 ± 5 16 155 ± 25<br />
[5] 2,1 - 15,2 364<br />
[9] 1,5 ± 0,8 ~ 205 - 194 ± 20<br />
Tab. 4. Porównanie wartości modułu Younga E, twardości<br />
Vickersa H oraz wytrzymałości na zginanie σ c<br />
otrzymanych<br />
przez różnych autorów.<br />
Tab. 4. Comparison of Young’s modulus E, Vickers hardness<br />
H and bending strength σ c<br />
values obtained by various<br />
authors.<br />
Źródło/Metoda→<br />
↓<br />
belka<br />
z karbem<br />
(13)<br />
Anstis<br />
(4)<br />
Lankford<br />
(5)<br />
5. PODSUMOWANIE<br />
W pracy przedstawiono wyniki pomiarów<br />
wybranych właściwości mechanicznych ceramiki<br />
spinelowej (MgAl 2<br />
O 4<br />
) w temperaturze pokojowej.<br />
Szczególną uwagę poświęcono odporności na pękanie<br />
K Ic<br />
, którą zmierzono pięcioma metodami:<br />
czterema opartymi na kontrolowanych pęknięciach<br />
wprowadzanych wgłębnikiem Vickersa i jedną<br />
z użyciem belek z karbem. Wartości K Ic<br />
z wyjątkiem<br />
jednej (dla wzoru (4) z [13]) zawierają się w zakresie<br />
od 1,7 do 2,2 MPam 1/2 . Wartość<br />
Niihara<br />
(6) (8)<br />
własne 1,9 ± 0,1 1,2 ± 0,1 1,7 ± 0,2 1,7 ± 0,2 2,1 ± 0,03<br />
[7] 1,8 ± 0,2 1,3 ± 0,05 2,0 ± 0,1 1,9 ± 0,1 1,9 ± 0,2<br />
[6] - - - 1,8 ± 0,1 1,6<br />
[5] - 1,4 - - -<br />
[9] 3,0 ± 0,1 - - - -<br />
Tab. 5. Porównanie wartości K Ic<br />
w MPam 1/2 otrzymanych przez różnych autorów.<br />
W nawiasach () umieszczono numery wzorów z których liczono K Ic<br />
. Wielkości<br />
ziaren cytowanych ceramik podano w Tab. 4.<br />
Tab. 5. Comparison of K Ic<br />
values in MPam 1/2 obtained by various authors. Numbers<br />
of formulas used for K Ic<br />
calculations are placed in () brackets. Grain sizes<br />
of the cited ceramics are given in Tab. 4.<br />
środkowa tego zakresu (ok.<br />
1,9 MPam 1/2 ) odpowiada wartości<br />
otrzymanej dla belki<br />
z karbem oraz takiej samej obliczonej<br />
ze wzoru Blendell’a (7)<br />
z [16],(gdzie K Ic<br />
jest wyznaczane<br />
na podstawie pomiarów długości<br />
pęknięć powstałych wokół<br />
odcisku Vickersa). Praktycznie<br />
oznacza to, że wartość oporności<br />
na pękanie K Ic<br />
dla ceramiki<br />
spinelowej można wyznaczać<br />
używając jednej płytki z wypolerowaną<br />
powierzchnią, na której<br />
wykonuje się np. od 5 do 10<br />
8 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Boniecki, M. Karczmarz<br />
odcisków Vickersa.<br />
Śledząc publikacje w literaturze światowej [5 - 9]<br />
nie trudno zauważyć, że odporność na pękanie, tak<br />
istotna dla kruchych materiałów ceramicznych, jest<br />
wyznaczana w różny sposób. W niniejszej pracy pokazano,<br />
że zastosowane metody i wzory dają wyniki<br />
porównywalne oraz że są one zbliżone do wyników<br />
uzyskanych przez innych badaczy dla ceramik<br />
o podobnych wielkościach ziaren.<br />
Podziękowanie<br />
Autorzy pracy serdecznie dziękują pracownikom<br />
Zakładu Ceramiki Z-4 <strong>ITME</strong> za przygotowanie próbek<br />
do badań.<br />
LITERATURA<br />
[1] Wei G.C.: Transparent ceramic lamp envelope,<br />
J. Phys. D: Appl.Phys., 2005, 38, 3057-3065<br />
[2] Krell A., Hutzler T., Klimke J.: Transmission physics<br />
and consequences for materials selection, manufacturing,<br />
and applications, J. Eur. Ceram. Soc., 2009,<br />
29, 207-221<br />
[3] Krell A., Blank P., Ma H., Hutzler T.: Transparent<br />
sintered corundum with high hardness and strength,<br />
J. Am. Ceram. Soc., 2003, 86, 1, 12-18<br />
[4] Krell A., Klimke J., Hutzler T.: Advanced spinel and<br />
sub-μm Al 2<br />
O 3<br />
for transparent armour applications, J.<br />
Eur. Ceram. Soc., 2009, 29, 275-281<br />
[5] Mroz T., Goldman L.M., Gledhill A.D., Li D., Padture<br />
N.P.: Nanostructured, infrared-transparent magnesium-aluminate<br />
spinel with superior mechanical<br />
properties, Int. J. Appl. Ceram. Technol., 2012, 9, 1,<br />
83-90<br />
[6] Tokariev O., Steinbrech R.W., Schnetter L., Malzbender<br />
J.: Micro- and macro-mechanical testing of<br />
transparent MgAl 2<br />
O 4<br />
spinel. J. Mater. Sci., 2012, 47,<br />
4821-4826<br />
[7] Tokariev O., Schnetter L., Beck T., Malzbender J.:<br />
Grain size effect on the mechanical properties of<br />
transparent spinel ceramics, J. Eur. Ceram. Soc.,<br />
2013, 33, 749-757<br />
[8] Ghosh A., White K.W., Jenkins M.G., Kobayashi<br />
A.S., Bradt R.C.: Fracture resistance of a transparent<br />
magnesium aluminate spinel. J. Am. Ceram. Soc.,<br />
1991, 74, 7, 1624-1630<br />
[9] Baudin C., Martinez R., Pena P.: High-temperature<br />
mechanical behavior of stoichiometric magnesium<br />
spinel, J. Am. Ceram. Soc., 1995, 78, 7, 1857-1862<br />
[10] Fett T., Munz D.: Subcritical crack growth of macrocracks<br />
in alumina with R-curve behavior, J. Am.<br />
Ceram. Soc., 1992, 75, 4, 958-963<br />
[11] Harris D.C.: Durable 3 – 5 μm transmitting infrared<br />
window materials, Infrared Physics & Technology,<br />
1998, 39, 185-201<br />
[12] Matsumoto R. L. K.: Evaluation of fracture toughness<br />
determination methods as applied to ceria-stabilized<br />
tetragonal zirconia polycrystal, J. Am. Ceram. Soc.,<br />
1987, 70, 12, C-366 – C-368<br />
[13] Anstis G. R., Chantikul P., Lawn B. R., Marshall D.<br />
B.: A critical evaluation of indentation techniques for<br />
measuring fracture toughness: I. Direct crack measurements,<br />
J. Am. Ceram. Soc., 1981, 64, 9, 533- 538<br />
[14] Lankford J.: Indentation microfracture in the Palmqvist<br />
crack regime: implication for fracture toughness<br />
evaluation by the indentation method, J. Mater.<br />
Sci. Lett., 1982 1, 493-495<br />
[15] Niihara K., Morena R., Hasselman D. P. H.: Evaluation<br />
of K Ic<br />
of brittle solids by the indentation method<br />
with low crack-to-indent ratios, J. Mater. Sci. Lett.,<br />
1982 1, 13-16<br />
[16] Blendell J. E.: The origin of internal stresses in polycrystalline<br />
alumina and their effects on mechanical<br />
properties. Ph.D. Thesis. Massachusetts Institute of<br />
Technology, Cambridge, MA, 1979<br />
[17] Chantikul P., Anstis G.R., Lawn B.R., Marshall D.B.:<br />
A critical evaluation of indentation techniques for<br />
measuring fracture toughness: 2. Strength method,<br />
J. Am. Ceram. Soc., 1981, 64, 9, 539-543<br />
[18] Smith S.M. Scattergood R.O.: Crack shape effects for<br />
indentation fracture toughness measurements, J. Am.<br />
Ceram. Soc., 1992, 75, 305-315<br />
[19] Krause R.F.: Flat and rising R-curves for elliptical<br />
surface cracks from indentation and superposed flexure,<br />
J. Am. Ceram. Soc., 1994, 77, 172-178<br />
[20] Sglavo V. M., Melandri C., Guicciardi S., De Portu<br />
G., Dal Maschio R.: Determination of fracture toughness<br />
in fine-grained alumina with glassy phase<br />
by controlled indentation-induced cracks at room<br />
and high temperature, Fourth Euro-Ceramic, 1995,<br />
3, 99-106<br />
[21] Boniecki M.: Badanie właściwości ceramiki metodą<br />
kontrolowanego rozwoju pęknięć Vickersa. Materiały<br />
Elektroniczne, 1996, 24, 1, 28-34<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 9
Próby wytwarzania soczewek Fresnela metodą wytłaczania na gorąco...<br />
Próby WYTWARZANIA soczewek Fresnela<br />
METODą wytłaczania na gorąco w szkłach<br />
tlenkowych DEDYKOWANYCH na zakres<br />
od 400 do 8000 nm<br />
Ireneusz Kujawa 1 , Rafał Kasztelanic 2 , Piotr Waluk 3 , Ryszard Stępień 1 ,<br />
Krzysztof Haraśny 1 , Dariusz Pysz 1 , Ryszard Buczyński 1,2<br />
1<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa; e-mail: ireneusz.kujawa@itme.edu.pl<br />
2<br />
Wydział Fizyki, Uniwersytet Warszawski, ul. Pasteura 7, 02-093 Warszawa<br />
3<br />
Kolegium Międzywydziałowych Interdyscyplinarnych Studiów Matematyczno - Przyrodniczych,<br />
Uniwersytet Warszawski, ul. Hoża 69, 00-681 Warszawa<br />
Streszczenie: Głównym celem pracy było zbadanie możliwości<br />
wykonywania szklanych, niedrogich w produkcji elementów<br />
mikrooptycznych do pracy w zakresie bliskiej i średniej<br />
podczerwieni. Masowa produkcja takich elementów odbywa<br />
się przy wykorzystaniu metody wytłaczania na gorąco (hot<br />
embossing) dotyczy jednak głównie elementów polimerowych.<br />
Te z kolei jako materiały organiczne nie mogą być<br />
wykorzystywane we wszystkich zastosowaniach. W artykule<br />
przedstawiono wyniki prac zrealizowanych dla szeregu szkieł<br />
tlenkowych charakteryzujących się wysoką transmitancją<br />
w zakresie od światła widzialnego do średniej podczerwieni.<br />
Jako stempla użyto płytkę ze szkła kwarcowego o reliefie wykonanym<br />
standardowymi metodami trawienia jonowego. Do<br />
odwzorowywania zastosowano statyczny proces wytłaczania<br />
z zastosowaniem niewielkich sił nacisku. Jakość uzyskanych<br />
elementów zbadano przy pomocy interferometru światła<br />
białego oraz pomiarów ogniskowania.<br />
Słowa kluczowe: mikropowielanie, wytłaczanie na gorąco,<br />
soczewka Fresnela, mikrooptyka, średnia podczerwień<br />
Trial processes of Fresnel lenses<br />
MOULDING in oxide GLASSES intended<br />
FOR VIS and MidIR REGIONS using<br />
the hot embossing technique<br />
Abstract: The aim of this work was to examine the possibility<br />
of manufacturing low-cost glass diffractive optical elements<br />
that work in near and mid-infrared. The paper focuses on the<br />
results of the fabrication of Fresnel lenses from multi-component<br />
glasses in a hot embossing process. In the experiment<br />
lead-bismuth-gallium oxide and tellurite glasses characterized<br />
by high transmittance in the range of visible light spectrum to<br />
mid-infrared were applied. A fused silica element obtained by<br />
standard ion etching was used as the mold. The presented elements<br />
were fabricated in a static process with the use of low<br />
pressure. The quality of the outcome elements was examined<br />
employing white light interferometry as well as performing<br />
focusing measurements.<br />
Keywords: microreplication, hot embossing, Fresnel lense,<br />
microoptics, MidIR<br />
1. Wstęp<br />
Elementy optyczne DOE (diffractive optical<br />
element) wykonane z najrozmaitszych materiałów<br />
stanowią zainteresowanie nowoczesnej optyki, fizyki<br />
i inżynierii. Do celów wytwarzania mikrostruktur<br />
optycznych stosowane są różne techniki, w tym<br />
procesy litograficzne, epitaksja, techniki jonowe,<br />
obróbka mikromechaniczna oraz wiele innych. Jedną<br />
z najtańszych i najlepiej dostosowanych zarówno do<br />
mało- jak i wielkoseryjnej produkcji jest wyciskanie<br />
na gorąco (hot embossing). Technika ta posiada trzy<br />
podstawowe odmiany polegające na [1 - 4]:<br />
- odwzorowywaniu wzoru za pomocą walcowania<br />
substratu przez dwa wzorniki (Rys. 1a);<br />
- walcowaniu substratu przez wzornik na powierzchni<br />
dolnego płaskiego stempla (Rys. 1b);<br />
- odciskaniu dwóch płaskich stempli na powierzchni<br />
substratu (Rys. 1c).<br />
Rys. 1. Schematy podstawowych odmian procesu wyciskania<br />
na gorąco.<br />
Fig. 1. Basic types of hot embossing processes.<br />
10 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
I. Kujawa, R. Kasztelanic, P. Waluk, ...<br />
W szczególności zaprezentowane metody stosuje<br />
się do wytwarzania polimerowych elementów<br />
mikrooptycznych [1 - 4]. W ograniczonym stopniu<br />
wytłaczanie na gorąco jest także stosowane do<br />
wytwarzania elementów ze szkieł nieorganicznych<br />
tlenkowych i beztlenowych [1, 5 - 10]. W tym jednak<br />
przypadku pojawiają się dodatkowe problemy<br />
technologiczne. W trakcie procesu przetwórczego<br />
szkła zwykle konieczne jest zapewnienie relatywnie<br />
wysokiej temperatury w porównaniu do temperatury,<br />
w jakiej odbywa się proces odciskania polimerów<br />
– wyjątek stanowią szkła beztlenowe [1 - 10].<br />
W przypadku formowania polimerów proces zachodzi<br />
maksymalnie w temperaturze 200 °C (zwykle<br />
~ 80 °C), natomiast przy przetwarzaniu większości<br />
stabilnych wieloskładnikowych szkieł tlenkowych<br />
(pracujących w zakresie VIS i MidIR) stosuje się<br />
temperatury rzędu 400 ÷ 600 °C lub wyższe. Jest<br />
to związane z koniecznością uzyskania przez szkło<br />
odpowiedniej lepkości, która w procesie odciskania<br />
winna mieścić się między 10 13 a 10 9 P. W przypadku,<br />
gdy lepkość jest mniejsza szkło (niezależnie od<br />
przejawianej skłonności do adhezji) zwykle trwale<br />
przywiera do stempla niszcząc i korodując jego powierzchnię<br />
[1, 5, 8 - 9] Natomiast przy zbyt dużej<br />
lepkości szkło nie jest wystarczająco plastyczne<br />
i niedokładnie wypełnia drobne szczegóły wzorca<br />
[1, 5 - 10]. Inne ograniczenia wynikają z własności<br />
termo-chemicznych [1, 5, 10 - 11], a także mechanicznych<br />
(w tym głównie związane są z modułem<br />
Younga i kruchym pękaniem szkieł) [1]. W podwyższonej<br />
temperaturze zachodzą również spontaniczne<br />
procesy korozji wzajemnej na granicy szkło - stempel<br />
wpływające na szkło i skracające żywotność formy<br />
[1, 5, 8]. Dla szkieł beztlenowych nieodzownym jest<br />
zapewnienie ochrony przed agresywnym wpływem<br />
tlenu atmosferycznego i wilgoci [5 - 8]. W przypadku<br />
szkieł tlenkowych o wysokiej transmitancji<br />
w zakresie od widzialnego do średniej podczerwieni<br />
szczególną trudność nastręcza natomiast krystalizacja,<br />
którą można ograniczyć, ale tylko kosztem<br />
transmisji w MidIR, wzbogacając skład o tlenki<br />
szkłotwórcze [9 - 11]. Niezależnie od rodzaju szkła<br />
istotne jest także właściwe dopasowanie współczynnika<br />
rozszerzalności cieplnej do materiału stempla<br />
w zakresie temperatury przetwarzania, jak również daleko<br />
poniżej temperatury transformacji T g<br />
(logη = 13,4)<br />
[1]<br />
2. Dobór MATERIAŁU<br />
Do testów technologicznych wybrano szkła<br />
potencjalnie odpowiednie dla zakresu widzialnego<br />
i podczerwieni, o składzie tlenkowym zaprezentowanym<br />
w Tab. 1.<br />
Inne własności, a zwłaszcza adhezja do szkła<br />
kwarcowego, charakterystyka lepkościowa oraz<br />
skłonność do krystalizacji miały rozstrzygnąć<br />
o ostatecznym wyborze poszczególnych szkieł. Za<br />
wyznacznik odporności na krystalizację szkła przyjęto<br />
przebieg krzywych DSC (differential scanning calorimetry)<br />
[12] – Rys. 2. Pojawianie się na krzywych<br />
wyraźnych pików egzotermicznych sugeruje skłonność<br />
szkła do dewitryfikacji w określonym zakresie<br />
TWNB-01<br />
PBG-05<br />
TCG75921<br />
LW-1<br />
TWPN/I/6<br />
PBG-08<br />
Rys. 2. Krzywe DSC rozważanych szkieł.<br />
Fig. 2. Curves of differential scanning calorimetry of the<br />
investigated glasses.<br />
SYMBOL<br />
Skład tlenkowy w % wag.<br />
SZKŁA SiO 2<br />
PbO Bi 2<br />
O 3<br />
Ga 2<br />
O 3<br />
CdO B 2<br />
O 3<br />
ZnO Tl 2<br />
O GeO 2<br />
WO 3<br />
Na 2<br />
O TeO 2<br />
Nb 2<br />
O 5<br />
LW-1 5,2 63,7 - - - 14,6 16,5 - - - - - -<br />
PBG05 - 40,6 42,4 17,0 - - - - - - - - -<br />
TCG75921 - 28,6 31,3 12,6 4,9 - - 13,4 9,2 - - - -<br />
PBG08 14,1 39,2 27,3 14,3 5,3 - - - - - - - -<br />
TWNB-1 - - - - - - - - - 28,6 1,8 67,2 2,4<br />
TWPN/I/6 - - - - - - - - - 34,8 1,8 60,3 3,1<br />
Tab. 1. Zestawienie składów szkieł.<br />
Tab. 1. Oxide composition of the investigated glasses.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 11
Próby wytwarzania soczewek Fresnela metodą wytłaczania na gorąco...<br />
temperatury. Z tego względu ustalono, że najlepszą<br />
odpornością na odszklenie spośród rozważanych<br />
szkieł charakteryzują się szkła: LW-1, PBG08 oraz<br />
TCG75921. W ograniczonym zakresie możliwe jest<br />
również przetwarzanie pozostałych szkieł, jednak<br />
w poszczególnych przypadkach istnieje większe lub<br />
mniejsze ryzyko wystąpienia krystalizacji.<br />
W Tab. 2 zaprezentowano także zestawienie<br />
podstawowych własności typowanych szkieł<br />
z uwzględnieniem współczynnika załamania n d<br />
,<br />
temperatur charakterystycznych, gęstości i transmisji<br />
spektralnej.<br />
SYMBOL SZKŁA<br />
PARAMETR<br />
LW-1 PBG08 PBG05 TWNB-1 TWPN/I/6 TCG75921<br />
Współczynnik załamania światła n d<br />
1,846 1,938 2,350 2,155 2,149 2,170<br />
Współczynnik liniowej rozszerzalności cieplnej<br />
α [10 -6 K -1 ]:<br />
- dla zakresu 20 ÷ 300 ºC<br />
- dla zakresu 20 ÷ 400 ºC<br />
8,31<br />
9,58<br />
8,30<br />
8,48<br />
11,05<br />
9,10<br />
15,51<br />
b.d.<br />
14,40<br />
b.d.<br />
10,78<br />
b.d.<br />
Temperatura transformacji:<br />
T g<br />
[ºC] 400,0 463,2 443,0 355,9 365,0 368,5<br />
Dylatometryczna temperatura mięknięcia:<br />
DTM [ºC] 420,0 500,0 468,5 368,0 385,0 392,2<br />
Temp. charakterystyczne [ºC]:<br />
- zaoblenia próbki T z<br />
logη= 9,0<br />
- utworzenia kuli T k<br />
logη= 6,0<br />
- utworzenia półkuli T pk<br />
logη= 4,0<br />
- rozpłynięcia się próbki T r<br />
logη=2,0<br />
421,0<br />
450,0<br />
487,5<br />
645,0<br />
542,0<br />
615,0<br />
690,8<br />
800,5<br />
490,0<br />
540,0<br />
575,0<br />
680,0<br />
370,0<br />
395,0<br />
440,0<br />
510,0<br />
395,0<br />
415,0<br />
460,0<br />
535,5<br />
395,0<br />
445,0<br />
485,0<br />
560,0<br />
Gęstość d [g/cm 3 ] 5,625 5,798 8,020 5,795 5,881 7,410<br />
Zakres transmisji [nm]:<br />
- krawędź dolna (DPA)<br />
- krawędź górna (GPA)<br />
380<br />
3700<br />
380<br />
5200<br />
460<br />
8000<br />
425<br />
6700<br />
420<br />
6850<br />
460<br />
7400<br />
Tłumienność w zakresie transmisji:<br />
A [dB/m] b.d. 5-2200 b.d. b.d. b.d. 16-2100<br />
Tab. 2. Parametry typowanych szkieł.<br />
Tab. 2. Characteristics of the glasses considered for the experiment.<br />
Rys. 3. Transmisja spektralna szkła PBG08 dla próbki o grubości 2 mm w zakresie 300 ÷ 2050 nm oraz 2000 ÷ 6000 nm.<br />
Fig. 3. Spectral transmission of PBG08 glass for a 2 mm sample in 300 ÷ 2050 nm and 2000 ÷ 6000 nm.<br />
12 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
I. Kujawa, R. Kasztelanic, P. Waluk, ...<br />
Rys. 4. Transmisja spektralna szkła TCG75921 dla próbki o grubości 2 mm w zakresie 300 ÷ 2050 nm oraz 2000 ÷ 8000 nm.<br />
Fig. 4. Spectral transmission of TCG75921 glass for a 2 mm sample in 300 ÷ 2050 nm and 2000 ÷ 8000 nm.<br />
Spośród trzech szkieł o małej skłonności do<br />
krystalizacji dwa ostatnie charakteryzują się znaczną<br />
transmisją w zakresie widzialnym i podczerwieni –<br />
Rys. 3 - 4; (dla szkła LW-1 górna granica transmisji<br />
nie przekracza 3700 nm – Tab. 2). Szkła te różnią<br />
się jednak adhezją do szkła kwarcowego. Szkło<br />
PBG08 nie przywiera pod obciążeniem w tak dużym<br />
stopniu do szkła kwarcowego jak ma to miejsce<br />
w przypadku szkła TCG75921, które natomiast<br />
w mniejszym stopniu niż PBG08 przywiera do podłoży<br />
metalicznych. Ze względu na dostępny materiał<br />
stempli do dalszych prac wytypowano szkło PBG08.<br />
3. Stemplowanie<br />
W substratach ze szkła PBG08 wykonano próby<br />
odwzorowania soczewek Fresnela używając<br />
stempla ze szkła kwarcowego. Układ stemplujący<br />
był zgodny z Rys. 1c. Stosowanie krótkiego czasu<br />
odciskania wymusza użycie większych sił, zwłaszcza<br />
jeśli chcemy uzyskać pełne odwzorowanie<br />
profilu, to jednak zwiększa przywieranie szkła<br />
i uniemożliwia otrzymanie gotowego wyrobu – przy<br />
próbie rozdzielenia substrat i stempel zwykle ulegają<br />
uszkodzeniu. Podobny skutek przynosi zwiększenie<br />
temperatury – substrat chętniej przywiera i koroduje<br />
powierzchnię stempla. Dlatego też do odciśnięcia<br />
matrycy soczewek wykorzystano proces statyczny<br />
z zastosowaniem długiego czasu odwzorowywania<br />
i niewielkiego nacisku w umiarkowanej temperaturze.<br />
Takie podejście pozwoliło w pewnym zakresie<br />
ograniczyć przywieranie szkła PBG08 do materiału<br />
stempla i wydłużyć jego żywotność do 5 cykli. Profil<br />
powierzchni użytego stempla zarejestrowany przy<br />
wykorzystaniu interferometru światła białego (Veeco<br />
Wyko NT2000) przedstawiono na Rys. 5.<br />
Rys. 5. Profil powierzchni zastosowanego stempla ze szkła<br />
kwarcowego wraz z histogramem.<br />
Fig. 5. Scans of the surface of the original stamp in cross-<br />
-section (fused silica glass mould insert) and the actual<br />
histogram.<br />
Poniżej zaprezentowano obrazy odciśniętych<br />
replik soczewki na powierzchni substratów ze szkła<br />
PBG08 wraz z opisem parametrów procesowych<br />
i odpowiednimi histogramami (Rys. 6).<br />
Na jakość odwzorowania kształtu soczewki<br />
w prezentowanym przypadku mają wpływ głównie<br />
czas oraz w nieco mniejszym stopniu temperatura<br />
prowadzenia procesu odwzorowywania (siła nacisku<br />
ze względu na małą wartość nie stanowi głównego<br />
czynnika). Analizę uzyskanych głębokości odwzoro-<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 13
Próby wytwarzania soczewek Fresnela metodą wytłaczania na gorąco...<br />
(a)<br />
replika<br />
(b)<br />
replika<br />
Temp.: 518 ºC<br />
SIŁA NACISKU: ~ 1,02N<br />
CZAS STEMPLOWANIA: 40’<br />
powierzchnia substratu PBG08<br />
Temp.: 518 ºC<br />
SIŁA NACISKU: ~ 1,02N<br />
CZAS STEMPLOWANIA: 120’<br />
powierzchnia substratu PBG08<br />
Rys. 6. Profile powierzchni wykonanych soczewek w szkle PBG08 wraz z ich histogramami dla czasu stemplowania<br />
(a) 40 minut i (b) 120 minut w temperaturze T s<br />
= 518 ºC i przy zastosowaniu siły stemplowania F s<br />
= 1,02 N.<br />
Fig. 6. Scans of the samples fabricated in PBG08 at the temperature of 518 ºC and force of 1.02 N for different process<br />
times: 40 min (a), and 120 min (b).<br />
wania w substracie ze szkła PBG08 w porównaniu do<br />
stempla wykonanego metodami trawienia jonowego<br />
w szkle kwarcowym zaprezentowano na Rys. 7.<br />
Przedstawione przekroje świadczą o wyraźnym<br />
wpływie czasu stemplowania na głębokość odwzorowania.<br />
Dobranie optymalnych warunków pozwala<br />
uzyskać kopię zbliżoną do wzorca (z błędem odwzorowania<br />
kształtu ~ 10%). W prezentowanym przypadku<br />
były to: siła nacisku F s<br />
= 1,02 N, temperatura<br />
prowadzenia procesu stemplowania T s<br />
= 518 ºC<br />
i czas stemplowania τ s<br />
= 120 min. Warto przy tym<br />
pamiętać, że wielkość T s<br />
nie jest tożsama z osiąganą<br />
w trakcie procesu temperaturą substratu ze szkła<br />
PBG08. Poziom temperatury T s<br />
uwarunkowany jest<br />
rozwiązaniami konstrukcyjnymi, które uzależniają<br />
miejsce umieszczenia termopary względem substratu.<br />
Temperaturę T s<br />
, jak i pozostałe parametry procesu<br />
stemplowania określa się doświadczalnie dla danego<br />
szkła. Dążono do tego by poziom temperatury procesu<br />
był maksymalnie bliski DTM (logη = 11).<br />
14 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
I. Kujawa, R. Kasztelanic, P. Waluk, ...<br />
(a)<br />
(b)<br />
(c)<br />
Rys. 7. Obrazy przekrojów x - y: (a) wzorca – stempla ze szkła kwarcowego oraz wykonanych soczewek w szkle PBG08<br />
w procesie w T = 518 ºC w czasie: (b) 40 min stemplowania oraz (c) 120 min.<br />
Fig. 7. Scans of the surface of the original stamp in cross-section (fused silica glass mould insert) (a), and the samples fabricated<br />
in PBG08 glass at the temperature of 518 ºC and force of 1.02 N for different process times: 40 min (b), and 120 min (c).<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 15
Próby wytwarzania soczewek Fresnela metodą wytłaczania na gorąco...<br />
4. Pomiary optyczne<br />
Dla wykonanych soczewek na powierzchni szkła<br />
PBG08 przeprowadzono pomiary optyczne. Prezentowane<br />
wyniki dotyczą substratu przetworzonego<br />
(a)<br />
w warunkach uznanych za optymalne. W pierwszej<br />
kolejności przeprowadzono inspekcję powierzchni<br />
przy pomocy mikroskopu optycznego (Mikroskop<br />
stereoskopowy TPL SCIENCE ETD-101) (Rys. 8).<br />
Po oczyszczeniu powierzchni z ewentualnych<br />
(b)<br />
Rys. 8. Uzyskane w mikroskopie optycznym zdjęcie powierzchni substratu ze szkła PBG08 z macierzą soczewek Fresnela<br />
- a) oraz wygląd pojedynczej soczewki - b).<br />
Fig. 8. Image of the array of the Fresnel lenses obtained using an optical microscope. Magnification 3.2x - a) and 10x - b).<br />
(a)<br />
(b)<br />
Rys. 9. Schemat pomiaru – (a) oraz rejestrowany obraz przez<br />
kamerę CCD (uzyskane natężenie światła blisko ogniska) – (b).<br />
Fig. 9. Scheme of the measurement setup – (a) and light<br />
intensity near the focal plane for the array of lenses recorded<br />
by a CCD camera – (b).<br />
zanieczyszczeń strumieniem sprężonego powietrza<br />
przeprowadzono testy ogniskowania soczewek stosując<br />
światło o długości fali λ = 1300 nm – schemat<br />
stanowiska przedstawiono na Rys. 9. Dla poszczególnych<br />
soczewek uzyskano dużą jednorodność<br />
natężenia światła niezależnie od ich położenia – Rys.<br />
9(b). Widok ogniskowania pokazano na Rys. 10.<br />
Kolejne obrazy pokazują natężenie fali świetlnej<br />
w różnych płaszczyznach w okolicy płaszczyzny<br />
ogniskowej prezentowanej soczewki Fresnela. Ogniskową<br />
w tym przypadku określono na 10 mm.<br />
W trakcie pomiarów, dzięki analizie obrazów leżących<br />
w kilku płaszczyznach w okolicy odległości<br />
ogniskowej określono parametr M 2 (M square) dla<br />
8 mm 9 mm 10 mm ogniskowa 11 mm 12 mm<br />
Rys. 10. Ogniskowanie światła przez jedną z soczewek Fresnela. Natężenie światła w kolejnych płaszczyznach.<br />
Fig. 10. Light focusing through the Fresnel lens array. Light intensity in several planes for one of the Fresnel lenses.<br />
16 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
I. Kujawa, R. Kasztelanic, P. Waluk, ...<br />
losowo wybranych 30 soczewek. Niniejszy parametr<br />
zdefiniowany jest dla danej długości fali λ jako [13]:<br />
Pomiar wartości d 0<br />
oraz θ oznaczających odpowiednio<br />
średnicę przewężenia wiązki oraz jej<br />
rozbieżność dokonano na podstawie dopasowania<br />
do plamki ogniskowej w kilku płaszczyznach wokół<br />
płaszczyzny ogniskowej krzywej Gaussa, odczytaniu<br />
z jej kształtu szerokości połówkowej, a następnie<br />
dopasowania do niej paraboli. Schemat postępowania<br />
przedstawiony został na Rys. 11. Średnia wartość<br />
M 2 wyniosła 11,97. Wykonane na tej podstawie<br />
soczewki oceniono jako słabej jakości. Jak można<br />
dostrzec na Rys. 8 na powierzchni soczewek pojawiają<br />
się różnego rodzaju wady, głównie powstałe<br />
w wyniku kłopotów z kompatybilnością szkła i materiału<br />
stempla. Poważnym utrudnieniem w uzyskaniu<br />
wysokiej jakości soczewek jest adhezja szkła PBG08<br />
do powierzchni szkła kwarcowego, której wynikiem<br />
są różnego rodzaju artefakty na powierzchni soczewek<br />
(Rys. 8b).<br />
Rys. 11. Schemat pomiaru parametru M 2 (M square)<br />
z oznaczeniem średnicy przewężenia d 0<br />
oraz kątem rozbieżności<br />
wiązki θ.<br />
Fig. 11. Scheme of the measurement of the M square parameter<br />
(d 0<br />
- beam waist, θ - beam divergence).<br />
Dla wykonanych soczewek sprawdzono również<br />
możliwość wprowadzenia światła w zakresie bliskiej<br />
podczerwieni do światłowodu wielomodowego<br />
o średnicy rdzenia D r<br />
= 10 μm. Mimo niezbyt dobrej<br />
jakości soczewek pozytywne wyniki uzyskane<br />
zostały dla fal o długości od 1,3 µm do 4,8 µm gdzie<br />
wprowadzono ponad 75% światła.<br />
.<br />
5. Wnioski<br />
W pracy przedstawiono wyniki doświadczeń<br />
związanych z próbą wytwarzania, przy wykorzystaniu<br />
względnie mało kosztownej metody hot embossingu,<br />
dyfrakcyjnych elementów szklanych działających<br />
w zakresie bliskiej i średniej podczerwieni. Jak stwierdzono<br />
istotnym ograniczeniem stosowania szkieł<br />
posiadających transmitancję w zakresie widzialnym<br />
i podczerwieni jest ich reologia i skłonność do<br />
krystalizacji, którą można ograniczyć poprzez poszerzenie<br />
składu o GeO 2<br />
, SiO 2<br />
, Tl 2<br />
O, CdO, Nb 2<br />
O 5<br />
itp., ale kosztem pogorszenia transmisji spektralnej<br />
w obszarze podczerwieni (Tab. 2). Dodatkowym<br />
poważnym problemem jest skłonność do przywierania<br />
szkieł do powierzchni wzornika w czasie<br />
stemplowania. Spośród sześciu szkieł branych pod<br />
uwagę wytypowano pięcioskładnikowe ołowiowo<br />
- bizmutowo - galowe szkło o symbolu PBG08 posiadające<br />
odporność na odszklenie i w ograniczonym<br />
zakresie wykazujące adhezję do szkła kwarcowego,<br />
z którego wykonano stempel. W temperaturze roboczej<br />
T s<br />
= 518 ºC przy zastosowaniu niewielkiego nacisku<br />
F s<br />
= 1,02 N i długiego czasu stemplowania τ s<br />
= 120 min<br />
uzyskano dość dobre odwzorowanie wzorca (t.j.<br />
z błędem odwzorowania kształtu ~ 10% - Rys. 5 - 6).<br />
Pomiary optyczne wykonanych soczewek pozwoliły<br />
określić zakres ich ogniskowania dla światła<br />
λ = 1300 nm oraz możliwość wprowadzenia światła<br />
w zakresie 1300 ÷ 4800 nm do światłowodu wielomodowego.<br />
W wyniku tego można stwierdzić,<br />
że technika stemplowania na gorąco nadaje się do<br />
produkcji szklanych elementów dyfrakcyjnych na<br />
potrzeby optyki w zakresie podczerwieni i jest perspektywiczną<br />
metodą pozwalającą dokonać pewnego<br />
postępu w dziedzinie wykonywania niewielkich elementów<br />
optycznych ze szkieł tlenkowych. Ze względu<br />
na poziom uzyskanego parametru M 2 zastosowana<br />
metoda wymaga jednak dalszej optymalizacji.<br />
Praca finansowana ze środków MNiSW w ramach<br />
grantu N N507 431339, pt.: „Opracowanie metody<br />
wytwarzania szklanych elementów mikrooptycznych<br />
i dyfrakcyjnych dla średniej podczerwieni ze szkieł<br />
nieorganicznych”.<br />
Literatura<br />
[1] Worgull M.: Hot embossing: theory and technology<br />
of microreplication (Micro and nano technologies,<br />
William Andrew, 2009<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 17
Próby wytwarzania soczewek Fresnela metodą wytłaczania na gorąco...<br />
[2] Heckele M., Schomburg W. K.: Review on micro<br />
molding of thermoplastic polymers, J. of Micromech.<br />
Microeng., 2004, 14, R1 - R14<br />
[3] Becker H., Heim U.: Hot embossing as a method for<br />
the fabrication of polymer high aspect ratio structures,<br />
ELSEVIER - Sensors and Actuators, 2000, 83, 130-135<br />
[4] Velten T., Schuck H., Haberer, Bauerfeld W. F.: Investigations<br />
on reel-to-reel hot embossing, Int. J. of Adv.<br />
Manuf. Technol., 2010, 47, 1-4, 73 - 80<br />
[5] Pan C. T., Wu T. T., Chen M. F., Chang Y. C., Lee C.<br />
J., Huang J. C.: Hot embossing of micro-lens array on<br />
bulk metallic glass, Sensors and Actuators A, 2008,<br />
141, 422 – 431<br />
[6] Zhang X. H., Guimond Y., Bellec Y.: Production of<br />
complex chalcogenide glass optics by molding for<br />
thermal imaging, J. of Non-Crystalline Solids, 2003,<br />
326 - 327, 519 - 523<br />
[7] Edelmann J., Worsch Ch., Schubert A., Rüssel Ch.:<br />
Micro structuring of inorganic glass by hot embossing<br />
of coated glass wafers, Journal Microsystem Technologies,<br />
2010, 16(4), 553 - 560<br />
[8] Chua J. P., Wijaya H., Wu C. W., Tsai T. R., Wei C.<br />
S., Nieh T. G., Wadsworth J.: Nanoimprint of gratings<br />
on a bulk metallic glass, Appl. Phys. Lett., 2007, 90,<br />
034101<br />
[9] Kujawa I., Buczyński R., Duszkiewicz J., Lechna<br />
A., Pysz D., Stępień R.: Stemplowanie szkieł – tania<br />
metoda formowania struktur optycznych, Materiały<br />
Ceramiczne/Ceramic Materials, 2012, 64, 2, 181-187<br />
[10] Kujawa I., Stępień R., Waddie A. J., Skrabalak G.,<br />
Taghizadeh M. R., Buczyński R.: Development of glass<br />
microoptics for MidIR with hot embossing technology,<br />
Proc. of SPIE, 2012, 8428, 84281P-84281P-7<br />
[11] Stępień R., Buczyński R., Pysz D., Kujawa I.: Szkła<br />
ołowiowo - bizmutowe na włókna mikrostrukturalne<br />
i elementy mikrooptyczne dla średniej podczerwieni,<br />
Materiały Ceramiczne/Ceramic Materials, 2012, 64,<br />
2, 219-224<br />
[12] Höhne G., Hemminger W. F., Flammersheim H.-J.:<br />
Differential scanning calorimetry, Springer, 2003<br />
[13] ISO Standard 11146, Lasers and laser-related equipment<br />
– Test methods for laser beam widths, divergence<br />
angles and beam propagation ratios, 2005<br />
18 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
NOWOCZESNE MATERIAŁY TERMOELEKTRYCZNE -<br />
PRZEGLĄD LITERATUROWY<br />
Aleksandra Królicka, Andrzej Hruban, Aleksandra Mirowska<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa; e-mail: aleksandra.krolicka@itme.edu.pl<br />
Streszczenie: Odkrycie na początku XXI wieku nowych zjawisk<br />
oraz innowacyjnych metod wytwarzania pozwoliło<br />
na znaczny rozwój dziedziny materiałów termoelektrycznych<br />
oraz ich zastosowań. Rozwój ten idzie w parze z coraz<br />
większymi wymaganiami dotyczącymi pozyskiwania energii<br />
w wyniku eksploatacji paliw kopalnych i globalnego dążenia<br />
do zniwelowania tego zjawiska na rzecz rozwoju i wdrożenia<br />
odnawialnych źródeł energii. Artykuł stanowi przegląd<br />
aktualnej wiedzy na temat materiałów termoelektrycznych<br />
i zawiera: rys historyczny, podział materiałów, zjawiska występujące<br />
w termoelektrykach, metody ich wytwarzania, opis<br />
ich przydatności do budowy elementów termoelektrycznych<br />
oraz możliwości zastosowań. Podano również zalety technologii<br />
materiałów termoelektrycznych w porównaniu z innymi<br />
metodami odnawialnymi.<br />
Słowa kluczowe: materiały termoelektryczne, efekt Seebecka,<br />
efekt Peltiera, efekt Thomsona, generator termoelektryczny,<br />
moduł Peltiera, własności termoelektryczne<br />
ADVANCED THERMOELECTRIC MATE-<br />
RIALS – LITERATURE REVIEW<br />
Abstract: The discovery of new phenomena and innovative<br />
methods of production at the beginning of the 21 st century<br />
has led to significant growth in the field of thermoelectric<br />
materials and their applications. The said progress is inextricably<br />
linked with new requirements for energy production as<br />
a result of fossil fuel depletion and global efforts to overcome<br />
this problem by developing and implementing renewable<br />
energy sources. This article provides an overview of current<br />
knowledge about thermoelectric materials including: the<br />
historical background, division of materials and phenomena<br />
in thermoelectrics, methods for their preparation, description<br />
of their suitability for the construction of thermoelectric<br />
elements and possible applications. The advantages of the<br />
thermoelectric technology are compared with those of other<br />
renewable methods.<br />
Key words: thermoelectric materials, Seebeck effect, Peltier<br />
effect, Thomson effect, thermoelectric generator, Peltier module,<br />
thermoelectric properties<br />
1. Parę słów wstępu<br />
Zasady leżące u podstaw termoelektryki zostały<br />
odkryte i zrozumiane już w pierwszej połowie XIX<br />
wieku.<br />
W 1822 r. niemiecki naukowiec Thomas Johann<br />
Seebeck odkrył, że igła kompasu porusza się gdy<br />
znajduje się w pobliżu złącza dwóch różnych metali<br />
znajdujących się w różnych temperaturach. Seebeck<br />
mylnie zinterpretował ten efekt, jako magnetyczny.<br />
Prawidłowego wyjaśnienia zjawiska dokonali Hans<br />
Christian Oersted (twórca elektromagnetyzmu) oraz<br />
James Cumming (chemik z Cambridge), przypisując<br />
je własnościom elektrycznym.<br />
W 1834 r. paryski wytwórca zegarków, Jean<br />
Charles Athanese Peltier dokonał kolejnego ważnego<br />
odkrycia w tej dziedzinie. Stało się to podczas eksperymentu<br />
mającego na celu zmierzenie przewodności<br />
bizmutu i antymonu. Jak przewidział Peltier temperatura<br />
na złączu dwóch przewodników zmieniła się<br />
po podłączeniu źródła prądu elektrycznego. Peltier<br />
odkrył również, że temperatura metali różniła się na<br />
ich końcach i że przepływ prądu powodował absorpcję<br />
ciepła na jednym końcu i wydzielanie na drugim.<br />
Tak samo, jak Seebeck, Peltier błędnie odczytał<br />
swoje wyniki. Efekt Peltiera został poprawnie zinterpretowany<br />
przez Emila Lenza w 1838 r. w ramach<br />
prostego eksperymentu, polegającego na umieszczeniu<br />
kropli wody na złączu dwóch przewodników.<br />
Następnie obserwowano zamarzanie i topnienie<br />
wody w zależności od kierunku podłączonego prądu.<br />
W 1854 r. William Thomson (znany później, jako<br />
Lord Kelvin) określił związek między efektem Peltiera<br />
i Seebecka ujednolicając oba zjawiska do jednego<br />
wyrażenia, co pozwoliło na jeszcze dokładniejsze<br />
zrozumienie tego zjawiska.<br />
W tym okresie powstały pierwsze urządzenia<br />
termoelektryczne. Zdjęcia (Rys. 1a - b) przedstawiają<br />
jedne z pierwszych stosów termoelektrycznych.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 19
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
(a)<br />
(b)<br />
Rys. 1. a) Stos termoelektryczny Pouilleta, ~ 1840 r., b) stos termoelektryczny Ruhmkorffa, ~ 1860 r. Stosy te znajdują<br />
się obecnie w CNAM-Conservatoire National des Arts et Metiers, w Paryżu [1].<br />
Fig. 1. a) Pouillet’s thermoelectric pile, around the year 1840, b) Ruhmkorff’s thermoelectric pile, around the year 1860.<br />
Both piles are currently available in CNAM-Conservatoire National des Arts et Metiers in Paris [1].<br />
Na zdjęciu po lewej (Rys. 1a) znajduje się stos<br />
termoelektryczny, wynaleziony około 1840 r. przez<br />
Claude’a Pouilleta, pioniera detekcji promieniowania<br />
podczerwonego. Zasada jego działania jest jak dotąd<br />
nieznana, np. niewiadomo gdzie i w jaki sposób była<br />
dostarczana temperatura. Przypuszczalnie urządzenie<br />
służyło raczej jako przyrząd pomiarowy niż źródło<br />
prądu. Zdjęcie po prawej stronie (Rys. 1b) przedstawia<br />
stos termoelektryczny wynaleziony około 1860 r.<br />
przez Heinricha Daniela Ruhmkorffa, niemieckiego<br />
twórcę przyrządów elektrycznych. Wewnątrz czarnego<br />
korpusu urządzenia znajdują się palniki gazowe.<br />
Po lewej stronie znajduje się rura doprowadzająca<br />
gaz. Mosiężne zbiorniki trzymają schłodzoną wodę<br />
dla zimnych węzłów. Interesującą cechą stosu jest<br />
styk ślizgowy, znajdujący się na górze, który pozwala<br />
zmieniać napięcie wyjściowe przez połączenie<br />
z różną liczbą węzłów do obwodu.<br />
Od połowy XIX wieku aż do lat pięćdziesiątych<br />
XX wieku nie odnotowano wielkiego postępu<br />
w dziedzinie termoelektryczności. Stosowane materiały<br />
pozwalały na osiągnięcie wydajności nieprzekraczającej<br />
1%, co stanowiło wartość o wiele<br />
za małą, by uzasadnić przeznaczanie nakładów<br />
finansowych na jej rozwój. Najistotniejszy wkład<br />
w rozwój termoelektryczności na początku XX wieku<br />
wniósł E. Altenkirch, niemiecki naukowiec, który<br />
odkrył, że postęp w termoelektryczności zależy od<br />
użycia materiałów, które posiadają trzy charakterystyczne<br />
cechy: wysoką przewodność elektryczną,<br />
wysoki współczynnik Seebecka i niską przewodność<br />
termiczną [2 - 3]. Altenkirch jednak zaniechał swoich<br />
badań, ponieważ ówczesny stan wiedzy był zbyt ubogi<br />
i nie pozwalał na znalezienie takich materiałów.<br />
Większe zrozumienie możliwości półprzewodników<br />
nastąpiło w latach trzydziestych XX wieku, kiedy<br />
to Maria Talkes przeprowadziła gruntowne badania<br />
pary materiałów półprzewodnikowych PbS-ZnSb<br />
[4] (wcześniej stosowano jedynie metale). Natomiast<br />
w 1942 r. wynaleziono złącze p-n, bardzo istotny<br />
komponent wszystkich urządzeń termoelektrycznych.<br />
Lata pięćdziesiąte były świadkiem wzmożonego<br />
zainteresowania badaniami termoelektrycznymi,<br />
zwłaszcza w celu chłodzenia. W przeciągu czterech<br />
lat (1956-1960) na świecie opublikowano dwa razy<br />
więcej artykułów na temat termoelektryczności niż<br />
w przeciągu poprzednich 130 lat. Większe przedsiębiorstwa<br />
zajmujące się zastosowaniami elektrycznymi<br />
(General Electrics, RCA, Westinghouse<br />
i Whirlpool) pokładały wielkie nadzieje w szybko<br />
rozwijającym się rynku urządzeń chłodzących do<br />
zastosowań domowych. Lodówki termoelektryczne<br />
nie mogły jednak konkurować wydajnością z istniejącymi<br />
mechanicznymi chłodziarkami. Co więcej, producenci<br />
nie byli skłonni zmienić swoich oczekiwań<br />
i przebranżowić się na o wiele bardziej konkurencyjny<br />
rynek niszowych urządzeń specjalistycznych.<br />
Z tego względu do połowy lat sześćdziesiątych XX<br />
wieku prawie wszystkie główne zakłady (poza kilkoma<br />
najbardziej wyspecjalizowanymi) zaniechały badań<br />
nad materiałami termoelektrycznymi i rozwojem<br />
tej dziedziny. Badania ich w celach militarnych były<br />
kontynuowane i okazały się efektywne w długim<br />
przedziale czasowym. Urządzenia termoelektryczne<br />
20 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
wykorzystywano by zasilać sprzęt elektroniczny<br />
w statkach kosmicznych, do chłodzenia łodzi podwodnych<br />
i w innych zastosowaniach, w których<br />
koszty i wydajność odgrywały drugorzędną rolę.<br />
Zainteresowanie komercyjnymi zastosowaniami<br />
materiałów termoelektrycznych odżyło ponownie<br />
w latach dziewięćdziesiątych XX wieku, głównie<br />
w dziedzinie urządzeń chłodzących. Firmy wytwarzające<br />
towary niszowe uruchomiły produkcję przenośnych<br />
chłodziarek, a co najmniej jeden koncern<br />
samochodowy zastosował chłodzenie termoelektryczne<br />
w siedzeniach w swoich samochodach. Producenci<br />
w USA, Europie, Japonii zaczęli badania nad<br />
użyciem termoelektrycznych chipów do chłodzenia<br />
komputerów i sprzętu medycznego (np. analizatory<br />
krwi). Większość z tych urządzeń działała w oparciu<br />
o stopy na bazie tellurku bizmutu. Ówczesna technologia<br />
złączy p-n była jednak zbyt mało wydajna<br />
by sprawdzić się w zastosowaniu w większych<br />
urządzeniach, jak np. domowe lodówki. Techniczny<br />
przełom, na który czekano czterdzieści lat nastąpił<br />
w 2002 r. za sprawą badań prowadzonych przez rząd<br />
amerykański w RTI (Research Triangle Institute)<br />
w Północnej Karolinie. Pracownicy RTI używali<br />
procesu osadzania się cienkich folii składających się<br />
z naprzemiennie ułożonych warstw materiału. Otrzymana<br />
w wyniku struktura mikroskopowa (supersieć)<br />
zwiększa przepływ nośników elektrycznych i jednocześnie<br />
zmniejsza przepływ ciepła, pozwalając<br />
na osiąganie dwa i pół razy lepszej wydajności niż<br />
osiągane w zwykłym złączu p-n [5 - 6].<br />
Jak dotąd jedynie w wyniku trzech prac udało<br />
się otrzymać wartości dobroci termoelektrycznej ZT<br />
powyżej 2 (parametr ten jest dokładnie objaśniony<br />
w dalszej części artykułu). Są to:<br />
• supersieci na kropkach kwantowych Harmana<br />
(ZT ~ 3,5 w T = 575 K) [7],<br />
• supersieci Venkatasubramaniana (ZT ~ 2,4 w T =<br />
300 K i ZT = 2,9 w T = 400 K) [8],<br />
• objętościowy PbSbAgTe z nanowtrąceniami<br />
(LAST) (ZT ~2,2 w T = 800 K) [9].<br />
Dość niedawno udało się otrzymać ZT ~1,4 na<br />
drobnoziarnistym materiale objętościowym BiTe<br />
wykonanym poprzez zmielenie na proszek o nanometrycznych<br />
rozmiarach i następne sprasowanie go<br />
z powrotem do materiału objętościowego. Obecnie<br />
jest to materiał o najwyższym ZT dostępny komercyjnie,<br />
a jedna z inaugurujących niedawno na rynku<br />
firm - GMZ Energy ogłosiła zamiar produkowania<br />
tego materiału na skalę przemysłową. Ostatnie doniesienia<br />
głoszą, że materiał o ZT = 3 będzie dostępny<br />
w ciągu najbliższych kilku lat [10].<br />
2. Zjawiska WYKORZYSTYWANE<br />
w MATERIAŁACH<br />
TERMOELEKTRYCZNYCH<br />
Zjawiska termoelektryczne służą do opisu wzajemnych<br />
relacji między efektami elektrycznymi<br />
i cieplnymi występującymi w materiałach.<br />
Efekt Joule’a<br />
Efekt ten pozwala wyznaczyć ilość ciepła, jakie<br />
wydzieli się podczas przepływu prądu przez przewodnik<br />
elektryczny. Opisuje to poniższa zależność:<br />
Q = RI 2 t ,<br />
gdzie:<br />
Q – ilość wydzielonego ciepła,<br />
I – natężenie prądu elektrycznego,<br />
R – opór elektryczny przewodnika,<br />
t – czas przepływu prądu.<br />
Zależność ta wyraża zasadę zachowania energii dla<br />
przepływu prądu elektrycznego i oznacza, że energia<br />
prądu zamieniła się w energię wewnętrzną układu.<br />
Jest to zjawisko nieodwracalne, tzn. przemiana energii<br />
zachodzi tylko w jednym kierunku, z elektrycznej<br />
na cieplną. Znane są również trzy zjawiska termoelektryczne<br />
odwracalne - efekt Seebecka, Peltiera<br />
i Thomsona.<br />
Zjawisko Seebecka<br />
Polega na generowaniu napięcia na styku dwóch<br />
metali, których końce są ze sobą spojone i znajdują<br />
się w różnych temperaturach. Następuje zatem<br />
zamiana energii cieplnej na elektryczną, a podstawowym<br />
urządzeniem realizującym taką konwersję<br />
jest termopara złożona z materiałów A i B (Rys. 2).<br />
Włączenie w obwód termopary przyrządu do<br />
pomiaru siły termoelektrycznej nie ma wpływu na<br />
jej wartość wypadkową. Dzieje się tak, ponieważ<br />
jak wynika z praw termodynamiki, wypadkowa siła<br />
termoelektryczna obwodu wykonanego z dowolnej<br />
liczby ogniw jest równa zeru pod warunkiem, że jego<br />
złącza są utrzymywane w jednakowej temperaturze.<br />
Pojawienie się siły elektromotorycznej w takim<br />
obwodzie byłoby zaprzeczeniem drugiej zasady<br />
termodynamiki [11].<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 21
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
(a)<br />
Rys. 2. Termopara, urządzenie powszechnie stosowane do<br />
pomiaru temperatury, działa w oparciu o efekt Seebecka [1].<br />
Fig. 2. A thermocouple, the device used especially for<br />
temperature measurements. It operates based on the Seebeck<br />
effect [1].<br />
Pomiar prądu elektrycznego w obwodzie wykazuje,<br />
że iloczyn natężenia prądu przez całkowity opór<br />
obwodu posiada zawsze jednakową wartość, bez<br />
względu na długość, kształt, przekrój itd. obwodu<br />
pod warunkiem, że nie zmienią się użyte w eksperymencie<br />
materiały oraz temperatury spojeń. Iloczyn<br />
ten, dany wzorem:<br />
RI = E m<br />
,<br />
jest miarą siły elektromotorycznej, którą nazywamy<br />
w tym wypadku siłą termoelektryczną. Przy obwodzie<br />
otwartym siła ta napędza ładunki, wskutek czego<br />
na biegunach wytworzy się napięcie przeciwdziałające<br />
przepływowi ładunków. Napięcie to będzie równe<br />
sile termoelektrycznej [12].<br />
Efekt Seebecka powstaje w wyniku nakładania<br />
się na siebie dwóch zjawisk.<br />
Pierwsze z nich polega na dyfuzji elektronów<br />
w materiale typu n i dziur w materiale typu p wzdłuż<br />
materiału wywołanej różnymi koncentracjami<br />
wysoko energetycznych nośników prądu na obu<br />
końcach materiałów. Nośniki „cieplejsze” dyfundują<br />
w kierunku „zimnego” złącza. W tym samym czasie<br />
nośniki „zimniejsze” dyfundują w kierunku przeciwnym.<br />
Ponieważ nośniki z obu stron są rozpraszane<br />
na zanieczyszczeniach, niedoskonałościach struktury<br />
lub drganiach sieci, nośniki o wyższych wartościach<br />
energii dyfundują znacznie szybciej. Ze względu na<br />
powstawanie pola elektrycznego przeciwdziałającego<br />
temu ruchowi w obwodzie pojawia się składowa<br />
napięcia termoelektrycznego związana z dyfuzją<br />
nośników.<br />
Drugą przyczyną powstawania siły termoelektrycznej<br />
jest dryft fononów spowodowany gradientem<br />
temperatury wzdłuż przewodnika. Fonony<br />
podczas przemieszczania się przez materiał ulegają<br />
zderzeniom z nośnikami ładunku i podczas tych<br />
zderzeń przekazują im część swojej energii kinetycz-<br />
Rys. 3. a) Schemat działania generatora termoelektrycznego,<br />
b) stos termoelektryczny składający się z wielu<br />
termopar połączonych szeregowo-elektrycznie i równolegle-termicznie.<br />
Fig. 3. a) Thermoelectric generator operation chart, b)<br />
a thermoelectric pile consisting of many thermocouples<br />
connected electrically-in series and thermally-in parallel.<br />
nej. W wyniku pobudzenia elektronów (lub dziur)<br />
następuje ich przepływ w kierunku niższej temperatury.<br />
Ładunki gromadząc się na „zimnym” końcu<br />
powodują pojawienie się „fononowego” składnika<br />
siły termoelektrycznej.<br />
Zależność na siłę termoelektryczną, przy założeniu,<br />
że współczynniki Seebecka są niezależne od<br />
temperatury, można również przedstawić w sposób<br />
następujący:<br />
E m<br />
= S AB<br />
(T 1<br />
- T 2<br />
) ,<br />
(b)<br />
22 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
gdzie:<br />
S AB<br />
– współczynnik będący różnicą współczynników<br />
Seebecka użytych materiałów (S AB<br />
= S A<br />
- S B<br />
),<br />
zwany również współczynnikiem Seebecka złącza,<br />
T 1<br />
– temperatura „gorącego” złącza,<br />
T 2<br />
– temperatura „zimnego” złącza.<br />
Występujące w powyższym wzorze współczynniki<br />
Seebecka S A<br />
i S B<br />
są podstawowym parametrem<br />
charakteryzującym materiały termoelektryczne. Może<br />
on przyjmować wartości od pojedynczych μV/K<br />
dla metali do kilkuset μV/K dla półprzewodników.<br />
Zazwyczaj jego wartość podaje się w odniesieniu<br />
do platyny, która jest materiałem referencyjnym (dla<br />
platyny S = 0 μV/K). Na zjawisku Seebecka opiera<br />
się zasada działania termoelektrycznych generatorów<br />
energii elektrycznej (Rys. 3a).<br />
Ponieważ siła termoelektryczna pojedynczej termopary<br />
zazwyczaj nie jest duża, w zastosowaniach<br />
praktycznych często wykorzystywane są stosy termoelektryczne<br />
(Rys. 3b). Są to zespoły termopar,<br />
które elektrycznie są połączone szeregowo, zaś<br />
termicznie równolegle. Oznacza to, że każda pojedyncza<br />
termopara posiada złącze „gorące” oraz<br />
„zimne”. Powoduje to zwielokrotnienie generowanej<br />
siły termoelektrycznej tyle razy ile złącz użyjemy.<br />
Zjawisko Peltiera<br />
Jest ono odwrotne do zjawiska Seebecka z termoelektrycznego<br />
punktu widzenia, jednak podobnie,<br />
jak efekt Seebecka jest niezależne od rozmiarów<br />
i kształtu złącza, co wyraźnie odróżnia je od efektu<br />
Joule’a. Zasadę jego działania można przedstawić<br />
następująco: jeżeli przez obwód złożony z dwóch<br />
metali (lub półprzewodników) przepuści się prąd<br />
elektryczny, to na jednym złączu nastąpi wydzielenie<br />
ciepła, a na drugim ciepło zostanie pochłonięte<br />
(Rys. 4).<br />
Ilość wydzielonego/pochłoniętego ciepła Q jest<br />
proporcjonalna do wartości prądu o natężeniu I przepływającego<br />
przez układ i do wartości współczynnika<br />
Peltiera złącza (Π AB<br />
), zależnego od temperatury.<br />
Π AB<br />
= Π A<br />
+ Π B<br />
,<br />
Q = Π AB<br />
∙ I .<br />
To, czy ciepło jest pochłaniane, czy wydalane<br />
zależy od kierunku przepływu prądu przez złącze<br />
oraz wartości współczynników Peltiera materiałów<br />
A i B (Π A<br />
i Π B<br />
). Efekt Peltiera jest wynikiem zmiany<br />
entropii nośników ładunków elektrycznych przepływających<br />
przez złącze.<br />
Rys. 4. Schemat działania elementu Peltiera (chłodziarki).<br />
Fig. 4. Peltier module operation chart (refrigerator).<br />
Zjawisko Thomsona<br />
Polega ono na wydzielaniu lub pochłanianiu<br />
,<br />
ciepła przy przepływie prądu przez jednorodny<br />
przewodnik, wzdłuż którego występuje gradient<br />
temperatury ΔT:<br />
Q = τ ∙ I ∙ ΔT ,<br />
gdzie:<br />
τ - współczynnik Thomsona.<br />
Gdy prąd przepływa w kierunku przeciwnym do<br />
gradientu temperatury następuje pochłanianie ciepła,<br />
natomiast gdy prąd przepływa w tym samym kierunku<br />
ciepło jest wydzielane.<br />
Jedną z zasług Thomsona jest również dokonanie<br />
opisu związków między efektami termoelektrycznymi,<br />
a dokładniej między współczynnikami Seebecka<br />
(S), Peltiera (Π) i Thomsona (τ) określającymi wielkość<br />
poszczególnych efektów w danym materiale<br />
i danej temperaturze (T):<br />
Π = S ∙ T ,<br />
dS<br />
τ = T ∙ − dT<br />
.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 23
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
3. Omówienie PRZYDATNOŚCI<br />
MATERIAŁÓW<br />
TERMOELEKTRYCZNYCH<br />
do budowy elementów<br />
TERMOELEKTRYCZNYCH<br />
Zjawiska termoelektryczne zachodzą właściwie<br />
w każdym materiale oprócz nadprzewodników. Jednak<br />
nie oznacza to, że wszystkie materiały nadają się<br />
w równym stopniu do wykorzystania. Jak stwierdził<br />
Altenkirch dobry materiał termoelektryczny powinien<br />
charakteryzować się wysoką przewodnością<br />
elektryczną (niską rezystancją elektryczną właściwą)<br />
w celu zminimalizowania ciepła Joule’a, wysokim<br />
współczynnikiem Seebecka, by już niewielka różnica<br />
temperatur generowała duże napięcie i niską<br />
przewodnością termiczną, pozwalającą zatrzymywać<br />
ciepło na złączach i utrzymać duży gradient<br />
temperatury.<br />
Warunki te można ująć w jeden parametr określający<br />
termoelektryczną wydajność materiału tzw.<br />
współczynnik dobroci termoelektrycznej materiału<br />
Z, dany wzorem:<br />
wydaje się być proste: np. dwukrotne zmniejszenie<br />
κ powinno podwoić wartość ZT. W rzeczywistości<br />
jednak bardzo ciężko jest uzyskać kompromis między<br />
tymi wartościami. Wartości S, σ i κ są ze sobą ściśle<br />
powiązane, ponieważ kierują nimi te same zjawiska<br />
fizyczne i polepszenie jednego z nich zazwyczaj<br />
powoduje pogorszenie dwóch pozostałych (Rys. 5),<br />
np. wzrost σ prowadzi jednocześnie do wzrostu<br />
wartości κ. Przewodność cieplna materiału jest<br />
sumą składowej elektronowej (κ e<br />
) i fononowej (κ f<br />
).<br />
Aby zmniejszyć składową fononową do materiału<br />
wprowadza się domieszki powodujące zdefektowanie<br />
sieci krystalicznej. Składowa elektronowa pozostaje<br />
zaś niezmieniona (jej zmniejszenie spowodowałoby<br />
również spadek σ). Jednak defektowanie struktury<br />
powoduje zmniejszenie S. Ponadto wzrost S prowadzi<br />
do zmniejszenia wartości σ ze względu na<br />
rosnącą koncentrację nośników.<br />
S 2 σ<br />
Z = − κ<br />
,<br />
gdzie:<br />
S – termomoc (napięcie wytworzone przy danej<br />
różnicy temperatur: S = (ΔV/ΔT) S = dV/dT),<br />
σ – przewodność elektryczna,<br />
κ – przewodność termiczna.<br />
Wartości współczynnika Seebecka oraz przewodności<br />
elektrycznej i termicznej zależą od temperatury,<br />
w związku z tym to samo dzieje się ze współczynnikiem<br />
Z. Aby móc porównywać różne materiały<br />
termoelektryczne podaje się charakteryzujący je<br />
współczynnik dobroci termoelektrycznej w jednakowej<br />
temperaturze. Powyższe równanie można też<br />
tak zmodyfikować, aby uwzględnić temperaturę.<br />
Z tego powodu w literaturze bardzo często stosuje<br />
się bezwymiarowy współczynnik dobroci termoelektrycznej<br />
ZT:<br />
S 2 σ<br />
ZT = − T κ<br />
gdzie:<br />
T – temperatura absolutna, w której był prowadzony<br />
pomiar.<br />
Pozornie dobranie odpowiednich parametrów<br />
,<br />
Rys. 5. Przewodność elektryczna, współczynnik Seebecka,<br />
termoelektryczna wydajność mocowa oraz przewodność<br />
cieplna w funkcji koncentracji nośników ładunków elektrycznych<br />
[10].<br />
Fig. 5. Electrical conductivity, Seebeck coefficient, thermoelectric<br />
power efficiency and thermal conductivity<br />
versus charge carrier concentration [10].<br />
Mimo tych trudności notuje się systematyczne<br />
zwiększanie współczynników dobroci termoelektrycznej<br />
materiałów [13 - 14].<br />
24 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
Jak podaje literatura [15 - 16], aby urządzenie<br />
termoelektryczne pracowało wydajnie materiał,<br />
z którego jest zbudowane powinien spełniać następujące<br />
warunki:<br />
• optymalna koncentracja nośników n, jaka jest<br />
konieczna, by osiągnąć równowagę między współczynnikiem<br />
Seebecka a przewodnością elektryczną<br />
powinna wynosić ~10 19 - 10 21 nośników/cm 3 , jest to<br />
koncentracja charakteryzująca silnie domieszkowane<br />
półprzewodniki,<br />
• współczynnik PFC (tzw. termoelektryczna<br />
wydajność mocowa, dana wzorem: PFC = S 2 /ρ,<br />
gdzie: ρ - rezystywność elektryczna) powinien być<br />
rzędu 10 -3 Wm -1 K -2 ,<br />
• wartość współczynnika Seebecka powinna się<br />
mieścić w zakresie 300 μV/K > S > 100 μV/K.<br />
Do materiałów najlepiej spełniających te wymagania<br />
należą półprzewodniki, a najczęściej obecnie<br />
wykorzystywane w tym celu to: Bi 2<br />
Te 3<br />
, Bi 2<br />
Se 3<br />
,<br />
Sb 2<br />
Te 3<br />
(zastosowania niskotemperaturowe) oraz<br />
stopy oparte na PbTe, CoSb 3<br />
, SiGe, skutterudyty<br />
(zastosowania wysokotemperaturowe).<br />
Współczynnik ZT można wyznaczyć metodą<br />
pośrednią przez pomiar każdego z parametrów składowych<br />
z osobna, albo jedną z metod bezpośrednich<br />
np. Harmana lub Mina (pomiar napięć i prądów wyjściowych<br />
próbki). Opisy tych metod można znaleźć<br />
w literaturze [10,17].<br />
Wydajność termoelementu jest związana ze<br />
współczynnikiem ZT następującym równaniem:<br />
T<br />
−<br />
Hot<br />
- T Cold √1+ ZT - 1<br />
η =−− ,<br />
THot − T Cold<br />
√1 + ZT + − THot<br />
gdzie:<br />
T Hot<br />
– temperatura gorącego złącza,<br />
T Cold<br />
– temperatura zimnego złącza.<br />
Z powyższego równania wynika, że gdy ZT<br />
zbliża się do nieskończoności wydajność zmierza<br />
w kierunku limitu Carnota. Brak jest teoretycznego<br />
limitu dla wartości ZT.<br />
Do niedawna materiały termoelektryczne posiadały<br />
wartości ZT rzędu 0,5 - 0,8 co dawało niskie<br />
wydajności konwersji i ograniczało zastosowania<br />
tych materiałów do zastosowań niszowych. Nadal<br />
niezrealizowanym wyzwaniem termoelektryczności<br />
pozostaje znalezienie materiałów, które mogłyby zapewnić<br />
wytwarzanie mocy oraz chłodzenie osiągając<br />
jednocześnie wysokie wydajności termoelektryczne.<br />
Obecnie materiałem osiągającym najwyższe wydajności<br />
(~10%) są stopy oparte na Bi 2<br />
Te 3<br />
. W porównaniu<br />
ze sprawnością uzyskiwaną w elektrowniach<br />
spalania paliw kopalnych oraz z lodówek opartych<br />
na kompresorze termoelektryki są średnio o 20 - 30%<br />
mniej wydajne. Jednak dzięki innowacyjnym ideom<br />
i metodom wytwarzania, osiągnięcie wysokich wydajności<br />
staje się coraz bardziej realne.<br />
4. Podział MATERIAŁÓW<br />
Standardowe materiały termoelektryczne stosowane<br />
do niedawna wytwarzane były przez krystalizację<br />
z fazy ciekłej i posiadały litą budowę gruboziarnistą<br />
i wysokie przewodnictwo cieplne. Współczynnik<br />
ZT w takich materiałach był na poziomie 10 -2 - 10 -3 .<br />
W nowoczesnych materiałach termoelektrycznych<br />
dzięki zastosowaniu specjalnych technik i technologii<br />
[18 - 20] możliwe jest obniżenie κ o 2 - 3 rzędy, co<br />
powoduje wzrost ZT do wartości 1, a nawet 2 lub 3.<br />
Do technik tych zaliczyć można m.in.:<br />
- wytworzenie materiału z wbudowanymi nanoinkluzjami,<br />
- wytworzenie struktury niskowymiarowej powodujące<br />
zwiększone tłumienie fononów na granicach<br />
ziaren i interfejsach,<br />
- umieszczenie nośników ładunku w studni kwantowej,<br />
powodujące zwiększenie gęstości stanów<br />
w pobliżu poziomu Fermiego, a co za tym idzie,<br />
wzrost S,<br />
- redukcję grubości próbki do rozmiarów nanometrycznych<br />
równoważne zmniejszeniu długości<br />
średniej drogi swobodnej fononu, a tym samym<br />
ich tłumieniu (obniżenie κ),<br />
- wytworzenie wydzieleń faz wtórnych skutkujące<br />
tłumieniem fononów.<br />
Panuje opinia, że osiągnięcie ZT ≥ 3 umożliwi<br />
budowę urządzeń termoelektrycznych o wysokiej<br />
opłacalnej ekonomicznie sprawności. Dlatego też<br />
systematycznie poszukuje się materiałów o podwyższonych<br />
własnościach elektrycznych oraz materiałów<br />
o niskiej wartości współczynnika przewodności<br />
termicznej. Szczegółowo metody pozwalające na<br />
uzyskanie takich struktur zostaną omówione w następnym<br />
rozdziale.<br />
Ogólnie rzecz biorąc, w celu sklasyfikowania<br />
materiałów termoelektrycznych odznaczających<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 25
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
się najlepszymi wartościami parametrów termoelektrycznych<br />
można dokonać następującego ich<br />
podziału [10]:<br />
• metale,<br />
• materiały na bazie pierwiastków grupy IV,<br />
• materiały na bazie pierwiastków grup V i VI,<br />
• PGEC (Phonon-Glass, Electron-Crystal, szkło-<br />
-fononowe, kryształ-elektronowy),<br />
• TAGS (Te-Ag-Ge-Sb).<br />
Metale<br />
W porównaniu z materiałami półprzewodnikowymi<br />
charakteryzują się one dużo mniejszą wartością<br />
współczynnika Seebecka, a co za tym idzie,<br />
mniejszymi wartościami dobroci termoelektrycznej.<br />
Niewątpliwą ich zaletą jest natomiast stosunkowo<br />
mały koszt i łatwość wykonania.<br />
Pierwiastki grupy IV<br />
Do tej grupy zalicza się głównie materiały na<br />
bazie germanu i krzemu, a najważniejszym ich<br />
przedstawicielem jest właśnie SiGe.<br />
SiGe jest materiałem uważanym obecnie za najlepszy<br />
materiał termoelektryczny na zakres wysokich<br />
temperatur (870 - 1300 K). W jednej z nowszych<br />
prac poświęconych SiGe udało się uzyskać ZT = 1,3<br />
w temperaturze 300 K [21]. Pozwala to na zastosowanie<br />
tego materiału przez NASA do budowy<br />
termogeneratorów w sondach kosmicznych, które<br />
wytwarzają energię elektryczną przetwarzając ciepło<br />
wytwarzane przez jednostki radioizotopowe. W przyszłości<br />
SiGe znajdzie zastosowanie w aplikacjach<br />
służących do wytwarzania elektryczności poprzez<br />
konwersję energii termicznej, słonecznej, zużytego<br />
ciepła z eksploatacji silników. Materiały te wytwarza<br />
się w formie monokryształów za pomocą metody<br />
Czochralskiego lub Bridgmana lub polikryształów<br />
poprzez zsyntetyzowanie kawałków Si i Ge za pomocą<br />
wysokotemperaturowego mielenia kulowego<br />
i następnie spiekanie mechanicznie wytworzonych<br />
nanoproszków na gorąco. Wysokie wartości ZT<br />
uzyskuje się w wyniku wprowadzenia nanoinkluzji,<br />
które powodują tłumienie fononów, nośniki ładunku<br />
mające niskie wartości energii są natomiast „filtrowane”<br />
przez materiał. Tłumienie fononów zachodzi<br />
także na defektach struktury krystalicznej powstałych<br />
przez zniekształcenia sieci [22].<br />
Kolejną grupę stanowią materiały Mg 2<br />
B IV , gdzie<br />
B IV , to Si, Ge lub Sn. Tworzy się je poprzez stapianie<br />
obu składników wchodzących w skład związku,<br />
krystalizującego w strukturze kubicznej. Wiedza na<br />
ich temat nie jest usystematyzowana.<br />
Pierwiastki grup V i VI<br />
Są to materiały oparte na arsenie, antymonie,<br />
bizmucie (grupa V) oraz na selenie i tellurze (grupa<br />
VI). Do tej grupy zalicza się również PbTe, chociaż<br />
ołów znajduje się w IV grupie układu okresowego.<br />
Jak wspomniano wcześniej, właśnie w oparciu o materiały<br />
z tej grupy odkryto efekt Seebecka i Peltiera<br />
oraz posłużyły one do budowy pierwszego generatora<br />
termoelektrycznego.<br />
Bi 2<br />
Te 3<br />
jest obecnie uważany za najlepszy komercyjny<br />
materiał termoelektryczny na zakres średnich<br />
temperatur 400 - 800 K, np. w elementach Peltiera,<br />
osiągając ZT = 1,44 w temperaturze 300 K [23]. Do<br />
zastosowań laboratoryjnych materiały te wytwarza<br />
się najczęściej metodą Bridgmana, Czochralskiego<br />
lub przetapiania strefowego. W przemyśle częściej<br />
stosuje się krystalizację z roztopionych proszków<br />
lub procesy metalurgiczne: spiekanie niskociśnieniowe,<br />
prasowanie na zimno lub na gorąco. Dobre<br />
wyniki osiągnięto poprzez zmielenie wcześniej<br />
wytworzonego wlewka Bi-Te za pomocą technik<br />
krystalizacji z roztopu w młynach kulowych oraz<br />
następne spiekanie proszków na gorąco [24]. Jedną<br />
z ostatnio stosowanych technik jest wykonywanie<br />
materiałów o strukturze krystalicznej złożonej z ziaren<br />
nanokrystalicznych, między którymi występują<br />
nanopory. Powstają one w wyniku ściskania podczas<br />
procesu prasowania na gorąco. Dzięki rozproszeniom<br />
na licznych granicach nanoziaren i interfejsach por-<br />
-ziarno następuje spadek κ.<br />
Związki PbTe uważane są obecnie za jedne<br />
z najnowocześniejszych materiałów termoelektrycznych<br />
dzięki wielu pożądanym cechom, jakie<br />
posiadają m.in. izotropowa morfologia, wysoka<br />
symetria krystaliczna, niska przewodność termiczna,<br />
możliwość kontrolowania koncentracji nośników<br />
[25 - 26]. Dzięki wprowadzaniu rozmaitych domieszek<br />
do tych materiałów, jak np. Cr lub La można<br />
wywołać lokalne powiększenie gęstości stanów<br />
w paśmie przewodnictwa PbTe, co w połączeniu<br />
z wyższą pozycją poziomu Fermiego (wskutek np.<br />
dodania jodu) prowadzi do wzrostu wartości siły<br />
termoelektrycznej (współczynnika Seebecka). Osiągane<br />
obecnie wartości współczynnika ZT wynoszą<br />
nawet 2,2 (550 K [27]) oraz 1,8 (850 K [28]), zaś<br />
wartości siły termoelektrycznej powyżej 200 μV/K,<br />
czyli mieszczą się w wymaganych standardach.<br />
Ogólnie rzecz biorąc, za pomocą odpowiedniego<br />
26 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
kontrolowania struktury pasmowej<br />
można osiągnąć wysokie wartości<br />
parametrów termoelektrycznych<br />
w tych półprzewodnikach.<br />
Szkła fononowe<br />
W kryształach o otwartej strukturze<br />
i regularnej sieci krystalicznej<br />
występują tzw. klatki,<br />
w których uwięzione są cząsteczki<br />
innego materiału (gościa). Cząsteczki<br />
te mogą drgać w obrębie<br />
klatki, co wywołuje efektywniejsze<br />
rozpraszanie fononów<br />
i wpływa na obniżenie κ. Efekt ten<br />
został zaproponowany przez Slacka<br />
w 1995 r. i stanowi nowe kryterium<br />
poszukiwania materiałów<br />
termoelektrycznych. Materiały<br />
PGEC charakteryzują się bardzo<br />
dużą przewodnością elektryczną<br />
Rodzaj<br />
materiału<br />
uzyskiwaną w idealnych kryształach, temu właśnie<br />
zawdzięczają swoją nazwę. Do grupy tej należą m.in.<br />
skutterudyty i stopy Heuslera [29].<br />
Skutterudyty są to minerały z grupy arsenków<br />
[30]. Istnienie ich po raz pierwszy stwierdzono<br />
w miejscowości Skutterud w Norwegii, od której<br />
pochodzi ich nazwa. Interesujące własności tych<br />
materiałów wynikają m.in. z tworzenia się obszarów<br />
pustek po stosunkowo dużych atomach Sb, które<br />
mogą być zapełniane mniejszymi atomami i dzięki<br />
ich drganiom powodować zmniejszenie κ [31].<br />
W materiałach tych stwierdzono również tworzenie<br />
się faz wtórnych przy przekroczeniu limitu zapełnienia<br />
cząstkami, co w rezultacie stanowi przyczynę<br />
polepszonych własności termoelektrycznych<br />
tych materiałów [32].Wartości ZT osiągane w tych<br />
materiałach są bardzo wysokie i dochodzą do 1,7<br />
w 850 K [33].<br />
Stopy Heuslera są to ferromagnetyczne systemy<br />
krystaliczne o dużych komórkach elementarnych.<br />
Temperatura<br />
[K]<br />
Współczynnik<br />
Seebecka S<br />
[μV/K]<br />
Przewodność<br />
termiczna κ<br />
[W/mK]<br />
TAGS (Te-Ag-Ge-Sb)<br />
Materiały te oparte są na związku Te-Ag-Ge-Sb<br />
i zostały opracowane, jako alternatywa dla PbTe typu<br />
p [10], który w pewnym zakresie temperatur zachowuje<br />
się niestabilnie. Jest to materiał przeznaczony<br />
do pracy w średnim zakresie temperatur (400 - 800<br />
K) o wzorze ogólnym (GeTe) x<br />
(AgSbTe 2<br />
) 100-x<br />
. Najlepsze<br />
parametry osiągają struktury o składzie x = 75, 80<br />
i 85, czyli materiały o nazwach: TAGS-75, TAGS-80<br />
i TGS-85. Stopy te wytwarza się krystalizacją metodą<br />
Bridgmana w połączeniu z syntezą mechaniczną<br />
i metodą plazmowego spiekania iskrowego (SPS -<br />
Spark Plasma Sintering) [34 - 35]. Osiągane są wysokie<br />
wartości współczynnika dobroci, nawet ZT = 2,2<br />
w temperaturze 800 K dla materiału typu n [36].<br />
Tab. 1 zawiera zestawienie wybranych danych<br />
literaturowych dotyczących najważniejszych własności<br />
przeanalizowanych materiałów termoelektrycznych<br />
wytwarzanych obecnie na świecie. Oczywiście<br />
wyniki uzyskane w różnych pracach różnią się między<br />
sobą, jednak istotne jest ukazanie przybliżonego<br />
rzędu wielkości.<br />
5. Omówienie technik<br />
WYTWARZANIA<br />
Współczynnik<br />
dobroci ZT<br />
PbTe 775 -200 1,0 > 1,5<br />
AgPbTe 673 260 0,3 > 1,5<br />
BiTe 300 436 - 1,44<br />
SiGe ~ 1000 -280 3 1,3<br />
PbSe 850 -225 ~ 0,9 1,3<br />
InGaAsP ~ 800 240 0,4 1,18<br />
BiTeSe ~ 370 -210 1,18 1,0<br />
CeFeSb 780 151 2,9 0,86<br />
LaCeB 0,3 - 0,8 100 0,05 0,1<br />
BiSe 523 -149 0,83 0,096<br />
AlPdMn 300 85 1,6 0,08<br />
Tab. 1. Wybrane wartości parametrów materiałów termoelektrycznych wytwarzanych<br />
obecnie na świecie.<br />
Tab. 1. Chosen parameter values of thermoelectric materials currently produced<br />
around the world.<br />
Wstępne materiały składowe służące do otrzymywania<br />
nowoczesnych stopów termoelektrycznych<br />
wytwarza się głównie za pomocą tradycyjnych technik<br />
polegających na wzroście kryształów objętościowych<br />
z fazy ciekłej. Do technik tych należą klasyczna<br />
metoda Czochralskiego polegająca na powolnym<br />
wyciąganiu zarodka z tygla ze stopionym wsadem,<br />
znajdującego się w komorze w odpowiednim ciśnieniu<br />
przy gradiencie osiowym i promieniowym<br />
temperatur (Rys. 6a) oraz jej odmiany jak np. metoda<br />
Czochralskiego z hermetyzacją cieczową (Liquid<br />
Encapsulated Czochralski). Tygiel ogrzewany jest<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 27
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
piecem indukcyjnym. Do stopu dodaje się domieszki<br />
w celu uzyskania półprzewodnika odpowiedniego typu.<br />
Stosuje się też metody pionowej krystalizacji postępującej,<br />
jak np. Vertical Gradient Freeze (Rys. 6b)<br />
lub Vertical Bridgman oraz tradycyjną poziomą<br />
(a)<br />
(b)<br />
Rys. 6. Schematy krystalizacji: a) metodą Czochralskiego,<br />
b) metodą VGF (Vertical Gradient Freeze).<br />
Fig. 6. Crystalization schemes using: a) Czochralski’s<br />
method, b) Vertical Gradient Freeze method.<br />
metodę Bridgmana. Metody te polegają na przemieszczaniu<br />
frontu krystalizacji z jednego końca<br />
rury kwarcowej na drugi za pomocą zmiany położenia<br />
ampuły z wsadem między kolejnymi strefami<br />
pieca, bądź na zmianie położeń grzejnika względem<br />
nieruchomej ampuły.<br />
Otrzymane powyższymi metodami wlewki,<br />
o ile posiadają zadowalające parametry mogą już być<br />
stosowane jako materiał termoelektryczny. Najczęściej<br />
jednak, w celu poprawy parametrów materiał<br />
poddawany jest kolejnym procesom jak np. synteza<br />
mechaniczna, w wyniku której otrzymane nanoproszki<br />
mogą być następnie poddane takim procesom, jak<br />
choćby prasowanie i spiekanie. Te, oraz inne metody,<br />
których głównym celem jest poprawa własności<br />
termoelektrycznych materiałów zostaną omówione<br />
w dalszej części rozdziału.<br />
Początek XXI wieku to okres nowych możliwości<br />
inżynierii materiałowej. Postęp techniczny<br />
jaki dokonał się w budowie nowoczesnych maszyn<br />
i urządzeń pomiarowych nie byłby jednak możliwy,<br />
gdyby konstruktorzy nie otrzymali do dyspozycji<br />
nowych materiałów o bardziej zróżnicowanych<br />
i lepszych właściwościach.<br />
Od kilku lat obserwuje się szybki rozwój nanotechnologii.<br />
W wielu laboratoriach naukowych<br />
wytwarzane są nanostruktury i badane są ich właściwości.<br />
W tym celu stosuje się techniki polegające<br />
m. in. na budowaniu struktury z pojedynczych atomów,<br />
wykorzystaniu dużych odkształceń plastycznych<br />
lub rozdrabnianiu mikrostruktur do rozmiarów<br />
nanometrycznych.<br />
Synteza mechaniczna (Mechanical Alloying)<br />
Jest to jedna z technik wytwarzania nanostruktury,<br />
której podstawą są dwa procesy: mechaniczne<br />
rozdrabnianie nanoproszków i spiekanie na zimno<br />
rozdrobnionych fragmentów. To właśnie obecność<br />
zarówno kruszenia, jak i stapiania jest tym co odróżnia<br />
mechaniczną syntezę od innych procesów<br />
mielenia kulowego. Wstępnie rozdrabnia się proszki<br />
czystych metali w wysokoenergetycznych młynach.<br />
Materiał w wyniku zderzeń o kule i ścianki tygla<br />
ulega silnemu odkształceniu nakładając się na siebie<br />
i tworząc silnie rozwiniętą strukturę płytkową. Siła<br />
deformująca cząstki proszku prowadzi do ich utwardzenia<br />
i następnie do pękania materiału. Ze względu<br />
na obecność gazów ochronnych powierzchnie nie<br />
ulegają utlenianiu, a podczas dalszych zderzeń może<br />
nastąpić stapianie cząstek. Następnie proces się<br />
powtarza i przebiega na nowopowstałych powierzchniach<br />
cząstek a ich skład chemiczny ulega ciągłym<br />
zmianom podczas trwania procesu. Po długim czasie<br />
nawet małe cząstki są umocnione do tego stopnia,<br />
że również ulegają pęknięciom, co w końcu może<br />
doprowadzić do rozdrobnienia proszku na krystality<br />
(lub cząstki amorficzne) o wielkości od kilku do<br />
kilkudziesięciu nanometrów. W końcu tendencja<br />
cząstek do stapiania i do kruszenia wyrównuje się,<br />
a ich rozmiar pozostaje stały w wąskim zakresie.<br />
W miarę upływu czasu mielenia proces prowadzi do<br />
znacznego rozdrobnienia i równocześnie do ujedno-<br />
28 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
rodnienia ziaren proszków.<br />
Zaletą procesu syntezy mechanicznej jest możliwość<br />
otrzymywania dużych ilości materiałów<br />
o unikalnych właściwościach, których nie można<br />
otrzymać z zastosowaniem technologii tradycyjnych,<br />
oraz możliwość kontroli składu chemicznego stopów<br />
i ich mikrostruktury.<br />
Wadą procesu jest zanieczyszczenie wsadu materiałem<br />
mielników i reaktora oraz ubytek rozdrabnianych<br />
i stapianych proszków wskutek pozostawiania<br />
resztek materiału na ścianach reaktora i mielników<br />
przy uderzeniach [37 - 38].<br />
Prasowanie izostatyczne na gorąco<br />
(Isostatic Hot Pressing)<br />
Jest to proces zagęszczania materiałów oraz redukowania<br />
porowatości dający poprawę ich własności<br />
mechanicznych. Proces ten polega na poddawaniu<br />
składników działaniu podwyższonej temperatury<br />
i izostatycznego ciśnienia gazu w naczyniu izolującym.<br />
Najczęściej używany jest gaz obojętny, np.<br />
argon, tak aby w materiale nie zachodziły reakcje<br />
chemiczne. Komora jest podgrzewana, co powoduje<br />
wzrost ciśnienia wewnątrz naczynia, to eliminuje<br />
tworzenie się wewnętrznych luk i mikroporowatości.<br />
Ciśnienie jest dostarczane z wszystkich kierunków,<br />
stąd w nazwie wyraz „izostatyczne”. Proces ten<br />
poprawia wytrzymałość zmęczeniową materiału.<br />
Plazmowe spiekanie iskrowe<br />
(Spark Plasma Sintering)<br />
Metoda ta została wynaleziona<br />
w latach sześćdziesiątych<br />
XX wieku przez<br />
Inoue’a, jednak początkowo<br />
nie poświęcano jej zbyt wiele<br />
uwagi. Dziś metoda ta rozwinęła<br />
się i jest powszechnie<br />
stosowana do produkcji<br />
wzmocnionych nanoproszków<br />
wszystkich dostępnych materiałów<br />
proszkowych: metali,<br />
materiałów nanofazowych,<br />
ceramiki, kompozytów, kompozytów<br />
metalowo-polimerowych<br />
a nawet materiałów<br />
o wysokiej porowatości.<br />
W metodzie tej mamy<br />
do czynienia z jednoczesnym<br />
prasowaniem oraz spiekaniem<br />
proszku (Rys. 7).<br />
Następuje impulsowe przepuszczanie<br />
prądu stałego przez grafitowe stemple<br />
na które działa ciśnienie prasowania, matrycę<br />
oraz konsolidowany w niej proszek. Wydzielające<br />
się ciepło Joule’a powoduje samonagrzewanie<br />
się proszku od środka. Wywołuje to bardzo<br />
duże prędkości grzania lub chłodzenia (do<br />
1000 K/min), co powoduje, że proces SPS zajmuje<br />
najczęściej do kilku minut. Inaczej dzieje się<br />
w procesie prasowania na gorąco (HP - Hot Pressing)<br />
w którym ciepło musi być dostarczane przez<br />
zewnętrzne grzejniki co znacznie wydłuża proces.<br />
Prąd impulsowy może płynąć przez prasowany proszek<br />
na skutek dwóch procesów. Pierwszym z nich<br />
są wyładowania łukowe w porach między zagęszczanymi<br />
cząstkami proszku, a drugim tunelowanie<br />
przez warstwę tlenków pokrywających powierzchnie<br />
proszku w miejscu ich kontaktu lub jej przebicia<br />
elektrycznego.<br />
W wyniku łukowych wyładowań, w porach<br />
następuje powierzchniowe parowanie materiału<br />
i przejście pary w stan plazmy. Podczas parowania<br />
z powierzchni proszku usuwane są tlenki i zaadsorbowane<br />
gazy. Transport masy przebiega podobnie<br />
jak w konwencjonalnych procesach spiekania na<br />
drodze parowania i kondensacji, dyfuzji objętościowej,<br />
powierzchniowej i po granicach ziaren, jednak<br />
intensywność tych zjawisk jest znacznie większa niż<br />
w przypadku spiekania innymi metodami. Proces ten<br />
ma znaczną przewagę w porównaniu z tradycyjnymi<br />
metodami spiekania ciśnieniowego: impulsowy<br />
charakter dostarczania energii prowadzi do obniżenia<br />
Rys. 7. Schemat urządzenia do spiekania metodą SPS [41].<br />
Fig. 7. Spark Plasma Sintering device scheme [41].<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 29
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
energii aktywacji procesów dyfuzyjnych, a co za<br />
tym idzie temperatur i czasu spiekania. Dodatkową<br />
zaletą jest brak nadmiernego rozrostu ziaren oraz<br />
poprawa własności mechanicznych materiałów - następuje<br />
wzmocnienie, większa odporność na korozję/<br />
utlenianie oraz poprawa własności elektrycznych<br />
i magnetycznych [39 - 40].<br />
Szybkie chłodzenie ze stanu ciekłego<br />
(Melt Spinning)<br />
Metodą, która również zasługuje na uwagę jest<br />
technika melt spinning. Polega ona na wylewaniu<br />
strugi płynnego stopu na szybko wirujący bęben<br />
metalowy z kontrolą grubości warstwy wylewanej<br />
(zazwyczaj do 3 mm). Pod wpływem wirowania następuje<br />
zasysanie ciekłego stopu do formy chłodzonej<br />
wodą, co prowadzi do jego zastygania.<br />
Na początku procesu należy przygotować czyste<br />
pierwiastki, z których powstanie stop. Przygotowany<br />
stop (np. Bi 2<br />
Te 3<br />
) należy wyważyć z dokładnością do<br />
1 mg oraz rozkruszyć. Rozkruszony stop umieszcza się<br />
w tyglach kwarcowych, które są wytrzymałe na temperaturę<br />
do ~ 1700 K. Zanim rozpocznie się proces<br />
należy sprawdzić odległość tygla od bębna - powinna<br />
ona wynosić 0,2 mm. Następnie rozpędza się bęben<br />
do prędkości liniowej 40 m/sek. Rozpoczyna się<br />
topienie indukcyjne za pomocą generatora indukcyjnego<br />
o częstotliwości 150 kHz. Hel pod ciśnieniem<br />
wypycha ciekły stop na szybko obracający się bęben<br />
i powstaje taśma materiału, która może być następnie<br />
sproszkowana i spieczona.<br />
6. Zastosowanie<br />
MATERIAŁÓW<br />
TERMOELEKTRYCZNYCH<br />
w OPARCIU o ZJAWISKA<br />
w nich występujące<br />
Urządzenia działające w oparciu o zjawiska termoelektryczne<br />
można podzielić na 2 rodzaje: urządzenia<br />
wykorzystujące zjawisko Seebecka, zwane<br />
generatorami termoelektrycznymi oraz urządzenia<br />
opierające się na efekcie Peltiera, czyli moduły Peltiera,<br />
stosowane najczęściej jako chłodziarki.<br />
Aby materiały termoelektryczne mogły pełnić<br />
swoją rolę potrzebne jest jedynie źródło ciepła, które<br />
można następnie przetworzyć na energię elektryczną.<br />
Dlatego też liczba zastosowań termoelektryków<br />
jest praktycznie nieograniczona i są one stosowane<br />
nieomalże w każdej dziedzinie naszego życia, od<br />
przemysłu i handlu począwszy, a na medycynie<br />
i badaniach kosmosu kończąc.<br />
Jednym z głównych sposobów wykorzystania<br />
zjawiska Seebecka jest bardzo dokładny pomiar<br />
temperatury za pomocą termopary lub pomiary<br />
natężenia światła za pomocą termostosów próżniowych.<br />
Poza podstawowymi zastosowaniami pełen<br />
wachlarz możliwości otwierają przed nami generatory<br />
termoelektryczne. Są one wykorzystywane<br />
m.in. do zasilania satelitów i statków kosmicznych,<br />
szczególnie jeśli zasilanie inną metodą, np. za<br />
pomocą baterii słonecznych jest niemożliwe (eksploracja<br />
kosmosu w dużej odległości od Słońca).<br />
Termogeneratory znajdują zastosowanie również<br />
w medycynie np. jako miniaturowe wersje termogeneratorów<br />
w rozrusznikach serca itp. Istotną rolę<br />
odgrywają też w wojskowości: zasilanie radiostacji,<br />
radioodbiorników oraz innych urządzeń pracujących<br />
zdalnie (boje, niedostępne latarnie morskie).<br />
Ponadto dzięki nim żołnierz dysponujący obecnie<br />
coraz liczniejszym oprzyrządowaniem elektrycznym<br />
(noktowizory, latarki, systemy nawigacji, monitory,<br />
kamery) nie musiałby nosić ze sobą ciężkich baterii<br />
i korzystać z elektrycznych punktów ładowania.<br />
Urządzenia te bowiem mogą być ładowane na bieżąco.<br />
Innym wynalazkiem są zegarki ręczne napędzane<br />
ciepłem ludzkiego ciała. Produkcją takich zegarków<br />
mogą pochwalić się znane firmy o światowej renomie,<br />
takie, jak: Seiko lub Citizen.<br />
Z ciekawostek aplikacyjnych można wymienić<br />
choćby takie gadżety, jak: bransoletka na rękę mająca<br />
na celu dostarczanie prądu do zasilania urządzeń np.<br />
telefony komórkowe, odtwarzacze mp3 oraz odzież<br />
termoelektryczna.<br />
Obecnie coraz częściej obieranym kierunkiem<br />
badań i aplikacji są termogeneratory służące do pozyskania<br />
energii z ciepła odpadowego: w pojazdach samochodowych,<br />
na statkach, do odzyskania eksploatowanego<br />
ciepła w hutach, rafineriach, cementowniach<br />
oraz konwersja ciepła pochodzącego z naturalnych<br />
źródeł np. jako generatory wykorzystujące energię<br />
słoneczną, energię geotermalną, spalarnie śmieci itp.<br />
Aktualnie wszystkie wiodące firmy samochodowe<br />
prowadzą programy dotyczące konwersji odzyskanego<br />
ciepła w elektryczność. Zostało to podyktowane<br />
dyrektywami wydanymi w 2009 r. przez Parlament<br />
Europejski dotyczącymi zaostrzenia wymagań<br />
odnośnie emisji CO 2<br />
w samochodach osobowych<br />
przyszłości.<br />
W oparciu o zjawisko Peltiera działają ma-<br />
30 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
łe przenośne lodówki, stosowane w samochodach,<br />
łodziach itp., termostaty do akwarium,<br />
klimatyzatory, pojemniki o kontrolowanej temperaturze<br />
np. do przechowywania napojów, stroje<br />
o regulowanej temperaturze, torby chłodzące,<br />
chłodzenie kasków motocyklowych lub siedzeń<br />
w samochodach.<br />
Moduły Peltiera są również szeroko stosowane<br />
w biologii i medycynie m.in. w aparatach do zamrażania<br />
tkanek, przyrządach w kriochirurgii (operacje<br />
gałki ocznej), do transportu i przechowywania preparatów<br />
biologicznych, do chłodzenia i ogrzewania<br />
komór klimatycznych oraz laserów, do tworzenia<br />
warunków reakcji łańcuchowej polimerazy (PCR)<br />
związanej z badaniami genetycznymi np. analizą<br />
DNA, w modelach urządzeń badawczych działających<br />
w oparciu o różne cykle termalne ujawniające<br />
wewnętrzne wady testowanych urządzeń, do ochrony<br />
sprzętu terapeutycznego i kosmetycznego.<br />
Spośród zastosowań technicznych należy wymienić:<br />
wyznaczanie wilgotności (higrometry),<br />
wymrażarki próżniowe, procesy topienia strefowego<br />
i postępującej krystalizacji, urządzenia termostatujące<br />
(np. „sztuczne zero”), chłodzenie laserów półprzewodnikowych,<br />
chłodzenie detektorów IR (noktowizory)<br />
i kamer CCD, chłodzenie nagrzewających<br />
się elementów elektronicznych np. procesorów i kart<br />
graficznych komputerów, chłodzenie kwarcowych<br />
stabilizatorów częstotliwości, elementy półprzewodnikowe<br />
w radiodbiornikach wysokiej czułości<br />
i we wzmacniaczach, nadajnikach do przekazywania<br />
informacji, chłodzenie generatorów wysokiej mocy<br />
[42].<br />
Mnogość tych aplikacji i ich różnorodność jest<br />
dowodem bogactwa i różnorodności potencjalnych<br />
możliwości jakie niosą ze sobą materiały termoelektryczne.<br />
7. Podsumowanie<br />
Obecnie 90 % energii jest czerpane z paliw kopalnych<br />
(oleju, gazu ziemnego i węgla). Niezaprzeczalnym<br />
faktem jest, że paliwa kopalne są nieodnawialne<br />
a ich światowe złoża powoli się wyczerpują. Poza<br />
nielicznymi optymistami większość specjalistów<br />
w tej dziedzinie uważa, że produkcja gazu ziemnego<br />
i oleju osiągnie szczyt przed połową XXI wieku<br />
(Rys. 8). Po tym czasie będą one nadal dostępne,<br />
jednak ich wydobycie będzie tak drogie, że zaczną<br />
być wykorzystywane inne źródła energii.<br />
Ostatnio na rynek paliw kopalnych dołączył gaz<br />
łupkowy - gaz ziemny uzyskiwany z łupków osadowych.<br />
Eksploatacja złóż tego typu staje się coraz<br />
poważniejszym źródłem gazu ziemnego na świecie.<br />
Globalny rynek gazu łupkowego w 2011 r. był wart<br />
27 miliardów USD. Spore zasoby tego gazu czekają<br />
na eksploatację w USA, Kanadzie, Europie, Azji<br />
i Australii. Wśród krajów europejskich Polska jest<br />
prekursorem w dziedzinie projektów poszukiwawczych<br />
tego surowca. Niektórzy specjaliści są zdania,<br />
że gaz łupkowy w rzeczywistości jest znacznie<br />
droższy niż w kalkulacjach przedstawionych przez<br />
przedsiębiorstwa wydobywcze. Czas pokaże czy<br />
surowiec ten będzie miał większe znaczenie w światowym<br />
rynku paliw.<br />
Jednym z rozwiązań jest energia jądrowa. Jej<br />
niebywałą zaletą jest to, iż nie produkuje gazów<br />
cieplarnianych prowadzących do globalnego ocieplenia,<br />
jak to ma miejsce w wypadku paliw kopalnych.<br />
Jest to jednak metoda o wiele za mało wydajna by<br />
pokryć zapotrzebowanie ludzkości na energię [44].<br />
Elektrownie jądrowe produkują również odpady<br />
radioaktywne, które mogą mieć bardzo negatywny<br />
wpływ na środowisko naturalne.<br />
Obecnie wyróżnia się kilka alternatywnych technik<br />
wykorzystujących energię odnawialną: energię<br />
wiatrową, wibracje mechaniczne (MV), odzyskiwanie<br />
energii przy użyciu urządzeń piezoelektrycznych,<br />
przetwarzanie energii promieniowania słonecznego<br />
na energię elektryczną za pomocą fotowoltaiki (PV),<br />
wytwarzanie energii poprzez wykorzystanie naturalnych<br />
procesów biologicznych (CE) oraz zamianę<br />
energii termicznej na elektryczną za pomocą materiałów<br />
termoelektrycznych. Każda z wymienionych<br />
Ekwiwalent liczony w ilościach baryłek paliwa (x10 9 )<br />
Lata<br />
Rys. 8. Światowe zasoby złóż energetycznych wg ASPO<br />
2007 [43].<br />
Fig. 8. World’s energy resources according to ASPO 2007 [43].<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 31
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
technologii konwersji ciepła na energię ma zarówno<br />
słabe, jak i mocne strony.<br />
Energia wiatru zaliczana do odnawialnych źródeł<br />
energii, jest to energia kinetyczna przemieszczających<br />
się mas powietrza przekształcana w energię<br />
elektryczną poprzez pracę turbin wiatrowych. Może<br />
być ona również wykorzystywana jako energia<br />
mechaniczna w wiatrakach i pompach wiatrowych.<br />
Źródłem jej jest energia światła słonecznego. Na ziemi<br />
cały czas powstają różnice temperatur. Dzieje się<br />
tak ponieważ jest ona ogrzewana nierównomiernie,<br />
a lądy nagrzewają się (i stygną) szybciej niż morza.<br />
Wywołuje to prądy konwekcyjne w atmosferze,<br />
różnice ciśnień, a w rezultacie cyrkulację powietrza.<br />
Szacuje się, że ~ 1% energii słonecznej docierającej<br />
do powierzchni Ziemi przekształca się w energię<br />
wiatrów. Zatem sumaryczna moc jaką można w ten<br />
sposób otrzymać wynosi po przeliczeniu 900 TW.<br />
Ilość mocy jaka może być praktycznie wykorzystana<br />
jest szacowana w zależności od metodologii, od 18<br />
do 170 TW. Dla porównania, całkowite zapotrzebowanie<br />
mocowe ludzkości to 15 – 18 TW. W 2010<br />
roku energia wiatru dostarczyła ludzkości 430 TWh,<br />
czyli 2,5% światowego zapotrzebowania na energię<br />
elektryczną [45].<br />
Innym rozwiązaniem są urządzenia fotowoltaiczne<br />
produkujące prąd stały. Mogą one być stosowane<br />
w typowych bateriach poprzez szeregowe<br />
podłączenie ogniw fotowoltaicznych. Rozwiązanie<br />
to eliminuje problemy związane z konwersją z prądu<br />
przemiennego na prąd stały. Z drugiej strony materiały<br />
fotowoltaiczne są trudne do zastosowań choćby<br />
w elektronice bioimplantów ze względu na brak<br />
przezroczystości na światło. Doświadczenia Stacji<br />
Badawczej IMiGW w Borowej Górze wskazują, że<br />
w warunkach polskich wykorzystanie samych tylko<br />
kolektorów słonecznych do ogrzewania pomieszczeń<br />
nie jest szczególnie efektywne z powodu trudności<br />
zsynchronizowania energetycznej podaży ciepła<br />
z popytem. Dostęp do energii słonecznej ma miejsce<br />
głównie latem, zaś zapotrzebowanie na ciepło występuje<br />
przede wszystkim zimą. Obecnie na świecie<br />
koszt energii uzyskanej z baterii słonecznych wynosi<br />
0,6 euro/kWh [46].<br />
Dla kontrastu metoda MV jest wydajna w wielu<br />
sytuacjach, np. poprzez zbieranie wibracji z urządzeń<br />
HVAC (heating, ventilation, and air conditioning)<br />
i wentylatorów w systemach elektronicznych. Systemy<br />
te ze specjalnymi ustawieniami mogą osiągać<br />
bardzo duże wydajności np. podczas pracy w szybach<br />
naftowych. Jednak częstotliwość wibracji jest<br />
złożona i zależy od natury urządzenia i środowiska,<br />
w którym zachodzą wibracje. Połączenie wibracji<br />
oraz „odbiorców” działających na bazie materiałów<br />
aktywnych elektrycznie pozostaje wyzwaniem.<br />
Mocną stroną termoelektryków jest to, iż obecnie<br />
wytwarzane urządzenia o rozmiarach rzędu 1 mm 3 ,<br />
oparte na cienkich foliach, konwertujące ciepło na<br />
energię są w stanie wyprodukować przy różnicy<br />
temperatur ΔT = 9 K moce o wartości sporo przewyższającej<br />
775 μW/mm 3 . Najnowocześniejsze moduły<br />
termoelektryczne wykorzystujące technologię<br />
cienkowarstwową są już dostępne w rozmiarach<br />
< 1 mm 3 . W niedalekiej przyszłości przewiduje<br />
się, że cienkie folie termoelektryków o rozmiarach<br />
1 mm 3 i różnicy temperatur ΔT = 1 K będą w stanie<br />
produkować moce o wartości ponad 100 μW/mm 3<br />
i dzięki temu znajdą szerokie zastosowanie np.<br />
w medycynie w urządzeniach do implantacji [47].<br />
Obecnie jednym z głównych celów aplikacyjnych<br />
jest odzyskiwanie ciepła traconego przez silniki<br />
samochodowe. Samochody posiadają mocno ograniczone<br />
sprawności sięgające zaledwie ~ 20%, więc<br />
~ 1/3 wytwarzanej mocy jest marnowana przez układ<br />
wydechowy, a kolejna 1/3 przez radiator. Spośród<br />
tych dwóch głównych źródeł ciepła w samochodach<br />
układ wydechowy ma wyższą temperaturę i dzięki<br />
temu jest bardziej odpowiedni do zastosowań termoelektrycznych.<br />
Ostatnio naukowcy z Akademii<br />
Górniczo Hutniczej z prof. Wojciechowskim na<br />
czele stworzyli prototyp generatora termoelektrycznego,<br />
który wykorzystując ciepło spalin samochodowych<br />
może generować prąd o mocy rzędu 200 W,<br />
a nawet więcej. Zastosowanie nowych materiałów<br />
termoelektrycznych opracowywanych przez AGH<br />
mogłoby pozwolić na zwiększenie wydajności nawet<br />
pięciokrotnie [48].<br />
Ciepło do konwersji może być również pobierane<br />
z gruntu za pomocą odwiertów. Z 1 mb odwiertu<br />
pionowego można uzyskać ~ 55 W mocy cieplnej<br />
tj. 0,055 kW. Dla przykładu, aby uzyskać moc<br />
10 kW należy wykonać odwierty na głębokość<br />
~ 180 m. Obecnie odwierty wykonuje się nawet na<br />
głębokości 5000 m, co powiększa uzyskane moce<br />
do wartości ~ 0,3 MW [49].<br />
W porównaniu z innymi urządzeniami spełniającymi<br />
te same funkcje materiały termoelektryczne<br />
odznaczają się następującymi zaletami:<br />
- stosunkowo niską ceną w odniesieniu do możliwej<br />
uzyskiwanej mocy,<br />
- brakiem cieczy roboczych oraz części ruchomych<br />
(możliwość pracy w każdej pozycji oraz przy braku<br />
grawitacji urządzenia nie ulegają zużyciu, nie<br />
32 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Królicka, A. Hruban, A. Mirowska<br />
wymagają części zamiennych ani konserwacji),<br />
- małymi rozmiarami i niską masą (tworzenie niewielkich<br />
i poręcznych urządzeń przenośnych),<br />
- wysoką żywotnością (20 - 30 lat),<br />
- łatwością i elastycznością kontroli (poprzez<br />
zmiany kierunku prądu można grzać lub chłodzić),<br />
- szerokim zakresem temperatur pracy,<br />
- brakiem zagrożeń płynących z awarii systemów<br />
lub wypadków losowych.<br />
Wszystkie wymienione zalety powodują, że<br />
jest to obiecujący materiał, a <strong>ITME</strong> ma możliwość<br />
uaktywnienia prac nad tym materiałem w Polsce,<br />
a więc tym samym może przyczynić się do poprawy<br />
sytuacji naszego kraju w światowym rynku energii<br />
odnawialnej.<br />
Bibliografia<br />
[1] http://www.aztekium.pl/sites.py?tekst=1&kod=&lang=en<br />
[2] Altenkirch E.: Über den Nutzeffekt der Thermosäule,<br />
Physikalische Zeitschrift, 1909, 10, 560 – 580<br />
[3] Altenkirch, E.: Elektrothermische Kälteerzeugung<br />
und reversible elektrische Heizung, Physikalische<br />
Zeitschrift, 1911, 12, 920 – 924<br />
[4] Telkes M.: The efficiency of thermoelectric generators.,<br />
I. J. Appl. Phys., 1947, 18, 1116 – 1127<br />
[5] Hempstead C.H., Encyclopedia of 20th-century<br />
technology, London, New York, Routledge, 2005,<br />
674 - 676<br />
[6] Boukai A.I.: Thermoelectric properties of bismuth and<br />
silicon nanowires, rozprawa dokt., USA, Pasadena<br />
2008<br />
[7] Harman T. C., Walsh M. P., Laforge B. E. & Turner<br />
G. W.: Nanostructured thermoelectric materials,<br />
J. Electron. Mater., 2005, 34, 19 - 22<br />
[8] Venkatasubramanian, R., Silvola, E., Colpitts, T.,<br />
O’Quinn, B.: Thin-film thermoelectric devices with<br />
high room - temperature figures of merit, Nature,<br />
2001, 413, 597–602<br />
[9] Hsu, K. F. et al.: Cubic AgPb m<br />
SbTe 2+m<br />
: bulk thermoelectric<br />
materials with high figure of merit., Science,<br />
2004, 303, 818 – 821<br />
[10] Vining C.B.: An inconvenient truth about thermoelectrics,<br />
Nature Mat., 2009, 8, 83 - 85<br />
[11] Markowski P.: Własności termoelektryczne kompozytów<br />
grubowarstwowych, rozprawa dokt., Wrocław<br />
2008, 12<br />
[12] Jeżewski M., Fizyka, PWN, 1970, 411 - 413<br />
[13] Sales B.C.: Critical overview of recent approaches<br />
to improved thermoelectric materials., Int. J. Appl.<br />
Ceram. Technol., 2007, 4, 291 - 296<br />
[14] Bérardan D., 8th European Workshop on Thermoelectrics,<br />
2nd Eur. Conf. on Thermoelectrics, Kraków,<br />
2004<br />
[15] Snyder G.J.: Small thermoelectric generators. The<br />
Electrochemical Society Interface, 2008, 54<br />
[16] Kosuga A., Uno M., Kurosaki K.: Thermoelectric<br />
properties of stoichiometric Ag 1−x<br />
Pb 18<br />
SbTe 20<br />
(x = 0,<br />
0.1, 0.2)., J. of Alloys and Comp. 2005, 391, 288 - 291<br />
[17] Min G., Rowe D.M.: A novel principle allowing rapid<br />
and accurate measurement of a dimensionless thermoelectric<br />
figure of merit, Meas. Sci. Techn., 2001,<br />
12, 1261 - 1262<br />
[18] Medlin D. L.: Interfaces in bulk thermoelectric<br />
Materials, current opinion in colloid & interface G,<br />
Science, 2009, 14, 226<br />
[19] Zebarjadi M., Esfarjani K., Dresselhaus M.S., Ren<br />
Z.F., Chen G.: Perspectives on thermoelectrics: from<br />
fundamentals to device applications, Energy Environ.<br />
Sci., 5, 2012 - 5147<br />
[20] Li J., Yeung T.C.A, Kam C.H.: Influence of electron<br />
scatterings on thermoelectric effect., J. Appl. Phys.,<br />
2012, 112, 034306<br />
[21] Wang X.W., Lee H., Lan Y.C, Zhu G.H.: Enhanced<br />
Thermoelectric figure of merit in nanostructured n-<br />
-type silicon germanium bulk alloy., Appl. Phys. Let.<br />
93, 193121, 1 - 3<br />
[22] Joshi G., Lee H., Lan Y., Wang X: Enhanced thermoelectric<br />
figure-of-merit in nanostructured p-type<br />
silicon germanium bulk alloys, Nano Lett. 2008, 12,<br />
4670 - 4674<br />
[23] Thonhauser T., Scheidemantel T. J., Sofo J.O.: Improved<br />
thermoelectric devices using bismuth alloys,<br />
Appl. Phys. Lett. 2004, 85, 588 - 590<br />
[24] Ma Y., Hao Q., Poudel B., Lan Y.: Enhanced thermoelectric<br />
figure-of-merit in p-type nanostructured<br />
bismuth antimony tellurium alloys made from elemental<br />
chunks, Nano Lett. 2008, 8, 2580 - 2584<br />
[25] Harman T. C., Spears D. L., Manfra M.J.: High thermoelectric<br />
figures of merit in PbTe quantum wells, J.<br />
Electron. Mater. 1996, 25, 1121<br />
[26] Pei Y., Lensch-Falk J., Toberer E.S., Medlin D.L,<br />
Snyder G.J.: High thermoelectric performance in<br />
PbTe due to large nanoscale Ag 2<br />
Te precipitates and<br />
La doping, Adv. Funct. Mater., 2011, 21, 241<br />
[27] Paul B., Rawat K., Banerji P.: Dramatic enhancement<br />
of thermoelectric power factor in PbTe:Cr co-doped<br />
with iodine, Appl. Phys. Lett., 2011, 98, 262101<br />
[28] Pei Y., Shi X., Lalonde A., Wang H., Chen L.: Co-<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 33
Nowoczesne materiały termoelektryczne - przegląd literaturowy<br />
nvergence of electronic bands for high performance<br />
bulk thermoelectrics, Nature, 2011, 473<br />
[29] Zhang Y., Day T., Sneadaker M.L.: A Mesoporous<br />
anisotropic n-Type Bi 2<br />
Te 3<br />
monolith with low thermal<br />
conductivity as an efficient thermoelectric material.<br />
Adv. Mater., 2012, 10, 1 - 6<br />
[30] Nolas G.S., Morelli D.T., Tritt T.M.: SKUTTERU-<br />
DITES: A phonon-glass-electron crystal approach to<br />
advanced thermoelectric energy conversion applications.,<br />
Annu. Rev. Mater. Sci., 1999, 29, 289<br />
[31] Qiu P.F., Yang J., Liu R.H., Shi X., Huang X.Y.,<br />
Snyder G.J.: High-temperature electrical and thermal<br />
transport properties of fully filled skutterudites<br />
RFe 4<br />
Sb 12<br />
(R = Ca, Sr, Ba, La, Ce, Pr, Nd, Eu, and<br />
Yb)., J. Appl. Phys., 2011, 109, 063713<br />
[32] Puneet P., He J., Zhu S., Tritta T.M.: Thermoelectric<br />
properties and Kondo behavior in indium incorporated<br />
p-type Ce 0.9<br />
Fe 3.5<br />
Ni 0.5<br />
Sb 12<br />
skutterudites., J. Appl.<br />
Phys., 2012, 112, 033710<br />
[33] Shi X., Yang J., Salvador J. R., Chi M.: High-performance<br />
nanostructured thermoelectric materials, J.<br />
Am. Chem. Soc., 2011, 133, 7837<br />
[34] Wang H., Li J.F., Zhou M., Sui T.: Synthesis and<br />
transport property of AgSbTe 2<br />
as a promising thermoelectric<br />
Compound, Appl. Phys. Lett., 2008, 93,<br />
202106, 1-3<br />
[35] Wang H., Li J.F., Zhou M., Nan C. W.: High-performance<br />
Ag 0.8<br />
Pb 18+x<br />
SbTe 20<br />
thermoelectric bulk materials<br />
fabricated by mechanical alloying and spark plasma<br />
sintering., Appl. Phys. Lett., 2006, 88, 092104, 1 - 3<br />
[36] Hsu K.F., Loo S., Guo F., Chen W., Dyck J.S., Polychroniadis<br />
E.K.:AgPb 18+x<br />
SbTe 20<br />
, LAST Science, 2004,<br />
6, 303, 818 - 821<br />
[37] http://www.elstudento.org/articles.php?article_id=924<br />
[38] Suryanarayana C.: Mechanical alloying and milling.,<br />
Prog. Mat. Sc., 2001, 46, 1 - 184<br />
[39] Michalski A., Siemiaszko D.: Pulse Plasma Sintering<br />
of nanocrystalline WC-12Co cemented carbides, Inż.<br />
Mat., 2006, 3, 629<br />
[40] Michalski A., Rosiński M.: Pulse plasma sintering<br />
technique: fundamentals and applications, Inż. Mat.<br />
2010, 1, 7<br />
[41] http://www.konstrukcjeinzynierskie.pl/images/stories/<br />
obrazki_sekcje/fragmenty_2012/listopad/schemat-<br />
-urzadzenia-do-spiekania-metoda-SPS.jpg<br />
[42] http://www.matint.pl/materialy-termoelektryczne.php<br />
[43] http://www.geo.cornell.edu/eas/energy/_Media/<br />
edwards.png<br />
[44] http://www.geo.cornell.edu/eas/energy/the_challenges/<br />
[45] http://en.wikipedia.org/wiki/Wind_power<br />
[46] http://www.ekoenergia.polska-droga.pl/ogrzewanie/89-konwersja-promieniowania-ssonecznego.html<br />
[47] Venkatasubramanian R., Watkins C., Stokes D.<br />
Energy harvesting for electronics with thermoelectric<br />
devices using nanoscale materials, Conference:<br />
Electron Devices Meeting, 2007, 367-370<br />
[48] http://www.biuletyn.agh.edu.pl/index.php?option=com_content&view=article&id=342:17&catid=45:grudzie-2010-nr-36<br />
[49] http://forumees.pl/gfx/ees/userfiles/files/43_forum/s_dunin_wasowicz.pdf<br />
34 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
J. Sarnecki<br />
OKREŚLENIE KONCENTRACJI I WSPÓŁCZYNNIKA<br />
SEGREGACJI AKTYWNYCH JONÓW ZIEM RZADKICH<br />
W WARSTWACH EPITAKSJALNCH<br />
I STRUKTURACH FALOWODOWYCH YAG<br />
Jerzy Sarnecki<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa; e-mail: jerzy.sarnecki@itme.edu.pl<br />
Streszczenie: Korzystając z wyników pomiarów dyfraktometrycznych<br />
określono niedopasowanie sieciowe pomiędzy<br />
warstwą i podłożem w zależności od składu warstw YAG<br />
domieszkowanych jonami ziem rzadkich. Z wyznaczonych<br />
wartości różnic stałych sieciowych oszacowano koncentrację<br />
jonów ziem rzadkich domieszkujących warstwy YAG oraz<br />
określono współczynniki segregacji tych jonów. Szerokość<br />
pików dyfrakcyjnych posłużyła do oceny jakości strukturalnej<br />
warstw.<br />
Słowa kluczowe: LPE, YAG, stała sieci, współczynnik segregacji<br />
jonu, koncentracja jonów<br />
Determination of CONCENTRATION<br />
and the SEGREGATION coefficient<br />
of active rare EARTH ions in YAG<br />
EPITAxial LAYERS and WAVEGUIDE<br />
structures<br />
Abstract: Using X-ray diffraction measurements, the lattice<br />
mismatch between the layer and the substrate was determined<br />
as a function of composition of YAG layers doped with rare<br />
earth ions. The determined values of the difference between<br />
the film and substrate lattice constants allowed the estimate of<br />
the concentration of the rare earth ions in the YAG epitaxial<br />
layers and determination of the segregation coefficients of<br />
these ions. The width of the diffraction peaks was used to<br />
evaluate the structural quality of the layers.<br />
Key words: LPE, YAG, lattice constant, segregation coefficient,<br />
ions concentration<br />
1. WSTĘP<br />
Dynamiczny rozwój optoelektroniki wiąże się<br />
z poszukiwaniem i badaniem nowych materiałów<br />
aktywnych optycznie, które można zastosować<br />
w systemach transmisji sygnałów optycznych czy<br />
systemach optycznego przechowywania i przetwarzania<br />
informacji. Istotnym elementem każdego takiego<br />
systemu jest właściwe źródło promieniowania<br />
koherentnego o wysokiej sprawności i odpowiednio<br />
miniaturowych rozmiarach, które jednocześnie umożliwia<br />
skuteczne i ograniczające straty sprzęganie<br />
z torem transmisyjnym systemu. Wymagania takie<br />
mogą spełniać struktury aktywne w postaci falowodów<br />
planarnych generujące promieniowanie<br />
w szerokim zakresie spektralnym. Układy wykonane<br />
w technologii planarnej umożliwiają uzyskanie<br />
wyższej sprawności sprzężenia z promieniowaniem<br />
pompującym laserowych diod półprzewodnikowych<br />
w porównaniu z włóknami światłowodowymi. Geometria<br />
falowodu planarnego pozwala na otrzymanie<br />
bardzo wysokich gęstości promieniowania umożliwiających<br />
uzyskanie efektów nieliniowych m. in.<br />
takich, jak konwersja wzbudzenia czy też emisja<br />
kooperatywna.<br />
W <strong>ITME</strong> od około dekady prowadzone są prace<br />
poświęcone otrzymywaniu, badaniom i analizie<br />
właściwości spektroskopowych i generacyjnych<br />
epitaksjalnych warstw falowodowych granatu itrowo<br />
- glinowego Y 3<br />
Al 5<br />
O 12<br />
(YAG) domieszkowanych<br />
aktywnymi jonami ziem rzadkich RE takimi jak Nd,<br />
Pr, Yb, Tm, Dy [1 - 6] oraz Tb. Warstwy RE:YAG<br />
i struktury falowodowe osadzano w procesie epitaksji<br />
z fazy ciekłej – LPE (Liquid Phase Epitaxy) [7 - 8].<br />
Wytworzenie aktywnego falowodu epitaksjalnego<br />
granatu YAG wymaga wzrostu wartości współczynnika<br />
załamania warstwy n F<br />
w stosunku do współczynnika<br />
załamania podłoża n S<br />
minimum o 10 -2 (dla<br />
λ ≈ 1 μm). Częściowe podstawienie jonów Al 3+ przez<br />
jony Ga 3+ prowadzi do wzrostu wartości n F<br />
warstwy<br />
i jednoczesnego wzrostu wartości stałej sieci warstwy<br />
a F<br />
. Wzrost wartości stałej sieci można skompensować<br />
obojętnymi jonami Lu 3+ o mniejszym<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 35
Określenie koncentracji współczynnika segregacji aktywnych jonów ziem...<br />
promieniu jonowym w porównaniu z promieniem<br />
jonu Y 3+ , tak aby niedopasowanie stałych sieci warstwy<br />
a F<br />
i podłoża a S<br />
mieściło się w dopuszczalnym<br />
zakresie niedopasowania Δa ≈ ± 0,02 Å, dla którego<br />
możliwy jest wzrost monokrystalicznych warstw<br />
RE:YAG na podłożu YAG.<br />
Ocenę jakości strukturalnej otrzymanych warstw<br />
i struktur falowodowych RE:YAG oraz określenie<br />
względnego niedopasowania stałych sieci podłoża<br />
i warstwy umożliwiły pomiary z wykorzystaniem<br />
wysokorozdzielczej dyfraktometrii rentgenowskiej.<br />
Dodatkową choć niebagatelną korzyścią wynikającą<br />
z pomiarów dyfraktometrycznych było oszacowanie<br />
koncentracji wprowadzonych do warstw jonów ziem<br />
rzadkich i galu oraz wyznaczenie współczynników<br />
segregacji tych jonów przy wzroście warstw YAG<br />
metodą LPE z roztworu wysokotemperaturowego.<br />
2. EPITAKSJA WARSTW RE:YAG<br />
Wzrost epitaksjalny warstw granatów z fazy<br />
ciekłej zachodzi z przechłodzonego roztworu wysokotemperaturowego.<br />
Fazę granatu np. Y 3<br />
Al 5<br />
O 12<br />
tworzą tlenki Al 2<br />
O 3<br />
i Y 2<br />
O 3<br />
rozpuszczone w topniku<br />
PbO – B 2<br />
O 3<br />
. Proces epitaksji odbywa się warunkach<br />
izotermicznych metodą zanurzeniową [9].<br />
Dla określenia wzajemnych proporcji poszczególnych<br />
tlenków w składzie wyjściowym oraz zależności<br />
temperaturowo-fazowych w złożonym układzie<br />
topnik - faza granatu Blank i Nielsen wprowadzili<br />
współczynniki molowe R i<br />
[10]. Tak więc dla warstw<br />
YAG domieszkowanych jonami ziem rzadkich oraz<br />
jonami Ga współczynniki molowe definiuje się jako:<br />
Faza mieszanych granatów (YRE) 3<br />
(AlGa) 5<br />
O 12<br />
może krystalizować w szerokim przedziale współczynników<br />
molowych R i<br />
. Skład warstwy jest funkcją<br />
zarówno składu wyjściowego, jak i parametrów<br />
procesu epitaksji.<br />
Przy wzroście warstw domieszkowanych granatów<br />
z fazy ciekłej zachodzi zjawisko segregacji<br />
domieszki, które powoduje różnice koncentracji domieszki<br />
w rosnącej warstwie i roztworze wysokotemperaturowym.<br />
Miarą tej różnicy jest współczynnik<br />
segregacji określony dla roztworów rozcieńczonych,<br />
a z takimi mamy do czynienia w przypadku procesu<br />
LPE warstw YAG, jako:<br />
k = C S<br />
/C L<br />
,<br />
(2.2)<br />
gdzie C S<br />
i C L<br />
są odpowiednio ułamkami molowymi<br />
(koncentracjami) domieszki w warstwie i roztworze.<br />
Domieszkowanie warstwy YAG jonami RE 3+<br />
oraz Ga 3+ polega w istocie na podstawianiu części<br />
jonów Y 3+ w pozycjach dodekaedrycznych jonami<br />
np. Nd 3+ i Lu 3+ , zaś jonów Al 3+ jonami Ga 3+ . Skład<br />
docelowej warstwy falowodowej przedstawia wzór<br />
Y 3-x-y<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
.<br />
Współczynniki segregacji jonów neodymu k Nd<br />
i galu k Ga<br />
można określić następująco:<br />
, (2.3)<br />
. (2.4)<br />
(2.1)<br />
Analogicznie definiuje się współczynniki segregacji<br />
innych jonów, które zajmują określone miejsca<br />
w komórce granatu.<br />
3. WPŁYW SKŁADU<br />
CHEMICZNEGO NA STAŁĄ<br />
SIECI DOMIESZKOWANYCH<br />
WARSTW YAG<br />
gdzie RE = Nd, Yb, Pr , Lu, Tm, Dy, Tb oraz Y.<br />
,<br />
Skład chemiczny kryształu granatu determinuje<br />
jego własności strukturalne i optyczne. Własności te<br />
decydują o przydatności epitaksjalnych struktur granatów<br />
w zastosowaniach laserowych. Skład warstw<br />
36 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
J. Sarnecki<br />
falowodowych YAG, w których część jonów itru<br />
w pozycjach dodekaedrycznych jest zastąpiona<br />
innymi jonami z grupy lantanowców, a w miejsce<br />
jonów glinu głównie w położenia tetraedryczne [11],<br />
wchodzą jony galu, opisano wzorem:<br />
(3.1)<br />
wyliczenie wartości różnicy stałych sieci, a następnie<br />
wartości stałej sieci warstwy epitaksjalnej a F<br />
.<br />
Dla kryształów granatów wartość stałej sieci<br />
kryształu można obliczyć zgodnie z doświadczalną<br />
zależnością Strockiej [14]:<br />
(3.2)<br />
, a = b o<br />
+ b 1<br />
r VIII<br />
+ b 2<br />
r VI<br />
+ b 3<br />
r IV<br />
+ b 4<br />
r VIII<br />
r IV<br />
+ b 5<br />
r VIII<br />
r VI<br />
,<br />
gdzie np.: RE (1) = Nd lub Pr, RE (2) = Yb oraz<br />
RE (3) = Lu<br />
Kryształ mieszanego granatu jest w istocie roztworem<br />
stałym o własnościach zależnych od koncentracji<br />
kationów lokujących się w poszczególnych<br />
pozycjach sieci. Zmiana składu chemicznego kryształu<br />
mieszanego granatu powoduje liniową zmianę<br />
stałej sieci. Wartość stałej sieci można wyznaczyć<br />
z interpolacji stałych sieci kryształów granatu<br />
(end – member garnet) tworzących roztwór stały,<br />
uwzględniając procentowy ich udział w roztworze<br />
stałym o danym składzie (reguła Vegarda). Kontrola<br />
wartości stałej sieci warstwy i możliwość jej zmian<br />
w wymaganym zakresie jest zasadniczym problemem<br />
związanym z epitaksją domieszkowanych warstw<br />
YAG.<br />
Perfekcja strukturalna epitaksjalnych warstw<br />
granatów zależy od niedopasowania sieciowego<br />
i wywołanych nim naprężeń w warstwie. Blank<br />
i Nielsen [10] zaobserwowali, że dopuszczalny<br />
zakres niedopasowania stałych sieci podłoża a S<br />
granatu gadolinowo - galowego (Gd 3<br />
Ga 5<br />
O 12<br />
- GGG)<br />
i warstwy a F<br />
granatu magnetyczneg EuEr 2<br />
Fe 5-x<br />
Ga x<br />
O 12<br />
,<br />
mieści się, dla temperatury pokojowej w przedziale<br />
od – 0,018 Å (ściskanie warstw) do + 0,013 Å<br />
(rozciąganie warstw). Różnica stałych sieciowych<br />
Δa = a S<br />
– a F<br />
powyżej wartości + 0,013 Å powodowała<br />
pękanie warstw, natomiast dla wartości poniżej<br />
- 0,018 Å obserwowano wzrost określany terminem<br />
faceting growth. Zbliżony przedział niedopasowania<br />
cechował wzrost warstw Eu:GGG (± 0,015 Å) na<br />
podłożu GGG [12]. W przypadku epitaksji na podłożu<br />
YAG warstw YAG domieszkowanych jonami<br />
z grupy lantanowców pękanie warstw zachodziło<br />
poczynając od Δa ≈ 0,01 Å, natomiast dolna wartość<br />
zakresu niedopasowania odpowiadała różnicy stałych<br />
sieci Δa ≈ – 0,02 Å [13].<br />
Do oceny jakości strukturalnej warstw i określenia<br />
względnego niedopasowania stałych sieci<br />
warstw i podłoża zastosowana została metoda<br />
wysokorozdzielczej dyfraktometrii rentgenowskiej.<br />
Wyznaczenie wartości względnego niedopasowania<br />
zdefiniowanego jako: Δa/a s<br />
= (a s<br />
– a f<br />
)/as umożliwiało<br />
gdzie: a jest stałą sieci granatu, b 0<br />
.... b 5<br />
współczynnikami<br />
doświadczalnymi oraz r VIII<br />
, r VI<br />
i r IV<br />
średnimi<br />
promieniami poszczególnych jonów w pozycjach dodekaedrycznych,<br />
oktaedrycznych i tetraedrycznych.<br />
Wzór (3.2) został wyprowadzony przyjmując<br />
założenie, że średni promień jonowy dla danych<br />
węzłów sieci w jakie wchodzą jony domieszkujące<br />
jest funkcją koncentracji tych jonów oraz że ich<br />
rozkład w możliwych dla danego kationu pozycjach<br />
jest przypadkowy [14]. Dla kryształu granatu opisanego<br />
ogólnym wzorem {C 3-x<br />
C’ x<br />
}[A 2-y<br />
A’ y<br />
](D 3-z<br />
D’ z<br />
)O 12<br />
średni promień kationu dla pozycji dodekaedrycznej<br />
r VIII , oktaedrycznej r VI i tetraedrycznej r IV dany jest<br />
kolejnymi zależnościami:<br />
(3.3)<br />
(3.4)<br />
(3.5)<br />
Do oszacowania koncentracji jonów domieszkujących<br />
otrzymane warstwy skorzystano ze wzorów<br />
(3.2) – (3.5) przyjmując do obliczeń wartości<br />
efektywnych promieni poszczególnych kationów<br />
przedstawione w pracy Shannona i Prewitta [11].<br />
Wyznaczenie koncentracji jonu domieszki ze<br />
zmian wartości stałej sieci spowodowanej obecnością<br />
tego jonu w warstwie jest zasadne w sytuacji<br />
kiedy warstwy nie są domieszkowane jonami Pb 2+<br />
z topnika. To niekorzystne zjawisko skutecznie<br />
ograniczyła wysoka temperatura wzrostu powyżej<br />
1000 o C. Wskazują na to jakościowe pomiary składu<br />
warstwy wykonane z wykorzystaniem mikrosondy<br />
elektronowej. Porównanie widm fluorescencji rentgenowskiej<br />
wzbudzanej wiązką elektronów w podłożu<br />
i warstwie przedstawia Rys. 1. W warstwie zarejestrowana<br />
została dodatkowo w stosunku do podłoża<br />
linia L pochodząca od neodymu. Nie zaobserwowano<br />
innych pierwiastków w tym Pb. Uzyskany wynik po-<br />
.<br />
,<br />
,<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 37
Określenie koncentracji współczynnika segregacji aktywnych jonów ziem...<br />
twierdza obserwacje Robertsona [12] oraz Gualtieri<br />
[15] iż w warstwach YAG otrzymanych w temperaturze<br />
wzrostu powyżej 1000 o C nie stwierdzono<br />
obecności jonów ołowiu.<br />
Rys. 1. Widmo fluorescencji rentgenowskiej struktury<br />
Nd: YAG/YAG. Pomiar przeprowadzono na szlifie z napyloną<br />
warstwą Au prostopadłym do powierzchni płytki.<br />
Fig. 1. X-ray fluorescence spectrum of the Nd: YAG/ YAG<br />
epitaxial structure.The measurement was performed on<br />
the edge of the structure perpendicular to its surface, with<br />
an Au deposited layer.<br />
4. NIEDOPASOWANIE STAŁYCH<br />
SIECI STRUKTUR<br />
RE, Ga:YAG/YAG JAKO MIARA<br />
KONCENTRACJI JONÓW RE<br />
W WARSTWIE EPITAKSJALNEJ<br />
Jon Położenie{c}<br />
r c<br />
[Å]<br />
Położenie [a]<br />
r a<br />
[Å]<br />
Położenie (d)<br />
r a<br />
[Å]<br />
Y 3+ 1,019<br />
Nd 3+ 1,109<br />
Pr 3+ 1,126<br />
Yb 3+ 0,985 0,858<br />
Lu 3+ 0,977 0,848<br />
Tm 3+ 0,99 0,869<br />
Dy 3+ 1,03<br />
Tb 3+ 1,04<br />
Al 3+ 0,535 0,39<br />
Ga 3+ 0,61 0,47<br />
Tab. 1. Promienie wybranych jonów zajmujących położenia<br />
dodekaedryczne {c} oktaedryczne [a] i tetraedryczne<br />
(d) w sieci granatu wg Shannona i Prewitta [12].<br />
Tab. 1. Ionic radii of selected ions occupying dodecahedral<br />
{c}, octahedral [a] and tetrahedral (d) sites in the<br />
garnet lattice given by Shannon and Prewitt [12].<br />
W Tab. 1. zestawiono wartości promieni jonów<br />
w zależności od zajmowanych przez te jony pozycji<br />
w sieci [11].<br />
Pomiary dyfrakcji rentgenowskiej (XRD) struktur<br />
epitaksjalnych przeprowadzono z użyciem wysokorozdzielczego<br />
quasi-równoległego dyfraktometru<br />
rentgenowskiego z monochromatorem Ge (400)<br />
będącego w posiadaniu <strong>ITME</strong> [16]. Układ ten zapewnia<br />
otrzymanie monochromatycznej, o małej<br />
rozbieżności wiązki pierwotnej Cu K α1<br />
z dyspersją<br />
długości fali Δλ/λ ≈ 2,8 x 10 -4 , gdzie Δλ = 3,8 x 10 -3 Å<br />
jest różnicą długości fali dubletu K α1<br />
i K α2<br />
promieniowania<br />
Cu K α<br />
. Pomiary przeprowadzono<br />
w symetrycznym odbiciu 444 YAG [17]. Stosunkowo<br />
nieznaczna absorpcja linii Cu Kα1<br />
w warstwie epitaksjalnej<br />
pozwalała na jednoczesną rejestrację pików dyfrakcyjnych<br />
pochodzących od warstwy i podłoża dla<br />
struktur z warstwą epitaksjalną o grubości do 10 μm.<br />
Przeprowadzone badania dyfrakcji rentgenowskiej<br />
umożliwiły wyznaczenie różnic stałych sieci w kierunku<br />
prostopadłym do granicy rozdziału podłoże<br />
warstwa Δa ┴ /a S<br />
= (a S<br />
– a F┴<br />
)/a S<br />
. Wyniki badań w odbiciu<br />
symetrycznym nie pozwalają na określenie stopnia<br />
relaksacji warstw i jednoznaczne stwierdzenie czy<br />
warstwy są sieciowo koherentne z podłożem YAG.<br />
Rys. 2. Stała sieci Y 3-x<br />
RE x<br />
Al 5<br />
O 12<br />
w funkcji koncentracji<br />
wybranych jonów RE 3+ .<br />
Fig. 2. Lattice constant of Y 3-x<br />
RE x<br />
Al 5<br />
O 12<br />
as a function of<br />
concentration of selected RE 3+ ions.<br />
Przy domieszkowaniu warstw YAG jonami Nd 3+ ,<br />
Pr 3+ , Dy 3+ , Tb 3+ wartość stałej sieci rośnie. Wprowadzenie<br />
w miejsce jonów Y 3+ jonów Lu 3+ , Tm 3+ czy<br />
Yb 3+ obniża wartość stałej sieci granatu itrowo-glinowego.<br />
Liniową zmianę stałej sieci mieszanego granatu<br />
o składzie Y 3-x<br />
RE x<br />
Al 5<br />
O 12<br />
w funkcji koncentracji<br />
jonów RE 3+ = Nd 3+ , Pr 3+ , Lu 3+ i Yb 3+ obliczoną ze<br />
wzorów (3.2) – (3.5) dla wartości promieni jonowych<br />
zamieszczonych w Tab. 1 przedstawiono na Rys. 2.<br />
Zwiększenie o 1 at. % koncentracji jonów Nd 3+ czy<br />
Pr 3+ w krysztale YAG prowadzi do wzrostu wartości<br />
stałej sieci odpowiednio o 2,1 x 10 -3 Å i 2,45 x 10 -3 Å.<br />
38 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
J. Sarnecki<br />
4.1. Warstwy YAG<br />
Dyfraktogram struktury epitaksjalnej YAG/YAG<br />
przedstawia Rys. 2. Wynika z niego, że wartości<br />
stałych sieci warstwy epitaksjalnej i podłoża YAG<br />
różnią się. Odległość kątowa pików dyfrakcyjnych<br />
Δθ 444<br />
= θ S<br />
- θ f<br />
wynosi ~ - 26". Wartość względnego<br />
niedopasowania Δa ┴ /a S<br />
= (a S<br />
- a F<br />
)/a S<br />
obliczona<br />
w funkcji sinθ F<br />
/sinθ S<br />
wynosi 2,53 x 10 -4 . Pik dla<br />
mniejszej wartości θ S<br />
pochodzi od podłoża, co oznacza,<br />
że stała sieci podłoża jest większa niż warstwy.<br />
Różnicę stałych sieci Δa = a S<br />
- a F<br />
= 0,003 Å wyliczono<br />
dla stałej sieci a S<br />
= 12,008 Å monokryształu YAG,<br />
z którego wykonano podłoża do procesów epitaksji.<br />
Rys. 4. Dyfraktogramy struktur Nd: YAG/YAG z różnymi<br />
koncentracjami jonów Nd 3+ w warstwie epitaksjalnej.<br />
Fig. 4. X-ray diffraction patterns of the Nd: YAG/YAG<br />
structures with a different concentration of Nd 3+ ions in<br />
the layers.<br />
Rys. 3. Krzywa dyfraktometryczna struktury YAG/YAG.<br />
Fig. 3. X-ray rocking curve of the YAG/YAG structure.<br />
Stała sieci warstwy Y 3<br />
Al 5<br />
O 12<br />
otrzymanej w procesie<br />
LPE wynosi wobec tego ~12,005 Å. Podobne<br />
były obserwacje autorów prac [8,18]. Zgodnie jednak<br />
z ich danymi różnica stałych sieci podłoża YAG<br />
i warstwy YAG wynosiła, odpowiednio ~ 0,0025 Å<br />
i 0,004 Å.<br />
4.2. Struktury falowodowe YAG<br />
z aktywnymi jonami Nd, Pr i Yb<br />
W warstwach Y 3-x<br />
Nd x<br />
Al 5<br />
O 12<br />
dla koncentracji<br />
jonów Nd 3+ ~ 1 at. % stałe sieci podłoża i warstwy<br />
są zbliżone. Krzywe dyfraktometryczne struktur<br />
epitaksjalnych Nd: YAG/YAG o różnej koncentracji<br />
jonów Nd 3+ w warstwie zamieszczone w .publikacji<br />
[17] przedstawia Rys. 4. Pojedynczy pik powstał<br />
z nałożenia wiązki odbitej od podłoża i warstwy. Symetryczność<br />
piku świadczy o dobrym dopasowaniu<br />
stałych sieci podłoża i warstwy.<br />
Piki z mniejszymi wartościami kąta θ pochodzą<br />
od warstwy, które mają większą stałą sieci od<br />
podłoża YAG i są w stanie naprężonym (ściskanie).<br />
Rys. 5. Wartość Δa ┴ w zależności od koncentracji jonów<br />
Nd 3+ w warstwie epitaksjalnej Nd: YAG [13].<br />
Fig. 5. The value of Δa ┴ depending on the concentration<br />
of Nd 3+ ions in the Nd: YAG epitaxial layer [13].<br />
Wyliczona różnica stałych sieci Δa ┴ zawiera dwa<br />
człony: stały wynikający z Δa ┴ ≈ 2,5 x YAG/YAG 10-3 Å<br />
oraz zmienny, związany ze wzrostem koncentracji<br />
jonów neodymu w warstwie, tak jak to przedstawia<br />
w ślad za pracą [13] Rys. 5.<br />
W Tab. 2 wraz z współczynnikami molowymi<br />
R i<br />
, wyznaczonymi doświadczalnie wartościami<br />
względnego niedopasowania Δa ┴ /a S<br />
, stałą sieci warstwy<br />
epitaksjalnej a ┴ , koncentracjami jonów Nd3+<br />
F<br />
i obliczonymi dla tych koncentracji wartościami<br />
współczynnika segregacji k ┴ przedstawiono oczekiwane<br />
w warstwach Nd: YAG koncentracje jonów<br />
Nd<br />
neodymu obliczone dla wartości współczynnika<br />
segregacji k Nd<br />
wynoszącej 0,15, wyznaczonej przez<br />
autorów prac [8, 13].<br />
Dla struktur Pr: YAG/YAG określono względne<br />
niedopasowanie sieciowe Δa ┴ /a S<br />
i różnicę stałych<br />
sieci Δa ┴ , która posłużyła do obliczenia koncentracji<br />
i współczynnika segregacji jonów prazeodymu.<br />
Wyniki przedstawiono w Tab. 2.<br />
Wprowadzenie do warstw Nd: YAG jonów galu,<br />
które wchodzą w pozycje zajmowane przez jony<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 39
Określenie koncentracji współczynnika segregacji aktywnych jonów ziem...<br />
N<br />
Nr próbki R 1<br />
R RE<br />
[at.%]<br />
∆a<br />
5<br />
∆a<br />
Nd, Pr * ┴ /a S<br />
10 -4 ┴ [Å]<br />
10 -3 Koncentracja N Nd<br />
x at. %<br />
k ┴ Nd<br />
Y 3-x<br />
Nd x<br />
Al 5<br />
O 12<br />
i<br />
4 5,0 14,0 1,0 0 0 0,033 1,1 0,16<br />
7 4,1 3,5 3,3 -4,8 -5,76 0,108 3,6 0,16<br />
13 3,4 1,75 5,45 -10,2 -12,2 0,183 6,1 0.18<br />
Y 3-x<br />
Pr x<br />
Al 5<br />
O 12<br />
Koncentracja N Pr<br />
x at. %<br />
k ┴ Pr<br />
Pr:2 5,0 21,0 0,45 2,4 2,9 0,018 0,6 0,13<br />
Pr:11 4,1 3,6 2,2 -1,9 -2,3 0,084 2,8 0,13<br />
Pr:15 2,7 1,05 4,9 -7,7 -9,24 0,169 5,6 0,12<br />
Y 2,97<br />
Nd 0,03<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
(R 1<br />
= 5,0)<br />
Nr próbki R 2<br />
R 5<br />
∆a ┴ /a S<br />
10 -4 ∆a ┴ [Å]<br />
10 -3 a ┴ [Å]<br />
Koncentracja N Ga<br />
z at. %<br />
NdGa:2 11,55 13,99 -5,3 -6,36 12,0144 0,125 2,5 0,31<br />
NdGa:6 5,775 13,99 -11,8 -14,16 12,0224 0,285 5,7 0,38<br />
NdGa:10 2,888 13,99 ? ≥ -100 - ~10 *<br />
NdGa:14 12,0 13,9 -5,8 - 6,96 12,015 0,140 2,8 0,36<br />
NdGa:17 6,0 13,9 -13,4 -16,1 12,0292 0,32 6,4 0,44<br />
NdGaLu:3 2,888 7,82 -19,5 -23,4 12,0314<br />
NdGaLu:9 2,887 4,98 -8,2 -9,84 12,0178<br />
NdGaLu:19 2,887 3,41 ~ 0<br />
* Oczekiwane koncentracje N RE<br />
jonów Nd i Pr obliczono dla współczynników segregacji, odpowiednio: k Ng<br />
= 0,15 [13],<br />
k Pr<br />
= 0,1 (dla procesu Czochralskiego<br />
Tab. 2. Wyniki pomiarów XRD struktur epitaksjalnych Nd: YAG/YAG, Pr:YAG/YAG oraz Nd, Lu, Ga: YAG/YAG,<br />
koncentracje jonów domieszkowych ich współczynniki segregacji.<br />
Tab. 2. The results of XRD measurements of the Nd: YAG /YAG, Pr:YAG/YAG and Nd, Lu, Ga: YAG/YAG epitaxial<br />
structures, the concentration of dopant ions and their segregation coefficients.<br />
k ┴ Ga<br />
glinu powoduje wzrost wartości współczynnika<br />
załamania warstwy i w efekcie ma doprowadzić do<br />
otrzymania warstwy falowodowej.<br />
Niedopasowanie stałych sieci podłoża YAG i warstwy<br />
Y 3-x<br />
Nd x<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
(gdzie x ≈ 0,03) informuje<br />
o wpływie domieszkowania jonami Ga 3+ na stałą<br />
sieci warstwy i umożliwia oszacowanie koncentracji<br />
jonów galu w warstwach. Obrazy dyfraktometryczne<br />
struktur epitaksjalnych Y 2,97<br />
Nd 0,03<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG<br />
przedstawia Rys. 6. Koncentracja jonów Nd 3+ jest<br />
w warstwach jednakowa i wynosi ~ 1 at. %, co<br />
odpowiada wartości parametru składu x = 0,03. Piki<br />
dyfrakcyjne dla mniejszych wartości kąta θ pochodzą<br />
od warstw. Położenie pików dyfrakcyjnych warstw<br />
otrzymanych z rosnącą wyjściową koncentracją<br />
Ga 2<br />
O 3<br />
przesuwa się w kierunku mniejszych kątów<br />
θ wraz ze wzrostem wartości stałej sieci warstwy.<br />
Stałe sieci warstw Y 2,97<br />
Nd 0,03<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
są większe<br />
od stałych sieci podłoża YAG. Liniową zmianę stałej<br />
sieci granatu Y 3-x<br />
Nd x<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
w funkcji koncentracji<br />
jonów Ga 3+ wyliczono zgodnie z modelem<br />
Strockiej [14]. Wzrost koncentracji jonów Ga 3+<br />
Rys. 6. Krzywa dyfraktometryczna struktur epitaksjalnych<br />
Y 2,97<br />
Nd 0,03<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG.<br />
Fig. 6. X-ray rocking curve of the Y 2,97<br />
Nd 0,03<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG<br />
structures.<br />
40 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
J. Sarnecki<br />
o 1 at. % wiąże się ze wzrostem wartości stałej<br />
sieci o 2,5 x 10 -3 Å. Z wyznaczonych wartości Δa ┴<br />
określono koncentrację jonów Ga 3+ w warstwach,<br />
a następnie współczynnik segregacji jonów galu<br />
zdefiniowany jako: k Ga<br />
= z (1 + R 2<br />
) /5. Otrzymane<br />
wyniki pomiarów przedstawiono w Tab. 2.<br />
Zwiększenie w składzie wyjściowym ilości Ga 2<br />
O 2<br />
(R 2<br />
= 2,9) spowodowało wzrost warstw określany<br />
terminem faceting growth, wynikający z dużego<br />
niedopasowania stałych sieci [10,13]. Na Rys. 7.<br />
przedstawiono obraz powierzchni takiej warstwy<br />
uzyskany za pomocą skaningowego mikroskopu<br />
elektronowego.<br />
Zmniejszenie różnicy stałych sieci Δa umożliwiło<br />
domieszkowanie warstw jonami Lu 3+ . Efekt ten<br />
ilustruje dla dwóch koncentracji jonów Lu 3+ (Rys.<br />
8). Koncentrację jonów lutetu w warstwach wyliczono<br />
przyjmując, że współczynnik segregacji jonów<br />
Rys. 7. Obraz powierzchni warstwy odpowiadający ukierunkowanemu<br />
wzrostowi naturalnych ścianek kryształu<br />
granatu (faceting growth).<br />
Fig. 7. Faceting growth of the Nd,Ga:YAG film.<br />
Rys. 8. Dyfraktogramy struktur Y 3-x-t<br />
Nd x<br />
Lu t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG.<br />
Fig. 8. X-ray diffraction patterns of the<br />
Y 3-x-t<br />
Nd x<br />
Lu t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG structures.<br />
lutetu k Lu<br />
= 2,0 [13]. Skład wyjściowy roztworu<br />
wysokotemperaturowego przeznaczonego do epitaksji<br />
warstw falowodowych Y 3-x-y<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
zamieszczono w Tab. 2.<br />
Niedopasowaną sieciowo warstwę Y 3-x<br />
Nd x<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
oznaczoną w Tab. 2. jako NdGa:10 (faceting<br />
growth) oraz warstwę zawierającą jony lutetu<br />
Y 3-x-y<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
(NdGaLu: 3) otrzymano dla<br />
tego samego stężenia wyjściowego Ga 2<br />
O 3<br />
(R 2<br />
= 2,9)<br />
w roztworze wysokotemperaturowym. Wpływ obecności<br />
jonów Lu 3+ w warstwie jest ewidentny. Jak<br />
wynika z pomiarów XRD przedstawionych na Rys. 8<br />
mimo znacznego niedopasowania Δa ┴ = -0,023 Å,<br />
nastąpił wzrost warstwy monokrystalicznej<br />
Y 3-x-y<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
. Dalsze domieszkowanie<br />
jonami lutetu prowadziło do zmniejszenia różnicy<br />
stałych sieci, tak jak to przedstawia Rys. 8.<br />
Wpływ koncentracji jonów Lu 3+ i Ga 3+ na stałą<br />
sieci granatu Y 3-x-y<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
przedstawiono<br />
na Rys. 9. Stałą sieci obliczono z zależności (3.2)<br />
– (3.5). W warstwach Y 3-x-y<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
koncentracja<br />
jonów Nd 3+ i Ga 3+ jest stała. Optymalne są<br />
takie wartości parametrów składu y i z dla których<br />
a f<br />
≈ a s<br />
. Najlepsze dopasowanie stałych sieci dla<br />
struktur Y 2,97-y<br />
Nd 0,03<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG uzyskano<br />
dla warstwy NdGaLu: 19 otrzymanej ze składu<br />
o najwyższym stężeniu wyjściowym Lu 2<br />
O 3<br />
(R 5<br />
= 3,41).<br />
Dyfraktogram takiej struktury przedstawia Rys. 10.<br />
Składem wyjściowym do epitaksji falowodowych<br />
warstw laserowych Y 3,0-x-y-t<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Yb t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
[19]<br />
zawierających równocześnie jony Nd i Yb był skład<br />
z którego otrzymano warstwę o zbliżonych stałych<br />
sieci warstwy i podłoża (NdGaLu: 19), uzupełniony<br />
o tlenek Yb 2<br />
O 3<br />
w proporcji Y 2<br />
O 3<br />
/Yb 2<br />
O 3<br />
= 20.<br />
Częściowe podstawienie w miejsce jonów Y 3+<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 41
Określenie koncentracji współczynnika segregacji aktywnych jonów ziem...<br />
Rys. 9. Stała sieci granatu Y 2,97-y<br />
Nd 0,03<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
w funkcji parametrów składu y i z.<br />
Fig. 9. Lattice constant of Y 2.97-y<br />
Nd 0.03<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
garnet<br />
as a function of the y and z composition parameters.<br />
Rys. 10. Dyfraktogram dopasowanej sieciowo struktury<br />
Y 2,97-y<br />
Nd 0,03<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG.<br />
Fig. 10. X-ray diffraction pattern of the lattice matched<br />
Y 2.97-y<br />
Nd 0.03<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG structure.<br />
jonów Yb 3+ powoduje zmniejszenie stałej sieci. Ze<br />
zmierzonej odległości kątowej pików dyfrakcyjnych<br />
Δθ 444<br />
= θ S<br />
- θ F<br />
-27" wynikało, że stała sieci<br />
podłoża YAG jest większa od stałej sieci warstwy<br />
i Δa = 3,1 x 10 -3 Å (Δa/a S<br />
= 2,64 x 10 -4 ). Trzykrotne<br />
zwiększenie koncentracji tlenków Nd 2<br />
O 3<br />
i Yb 2<br />
O 3<br />
w składzie wyjściowym nieznacznie przesunęło<br />
względem siebie piki pochodzące od podłoża i warstwy<br />
dając w efekcie Δθ 444<br />
= -41" (Δa/a S<br />
= 4,03 x 10 -4 )<br />
i niedopasowanie sieciowe Δa = 4,8 x 10 -3 Å.<br />
Wyznaczone dla struktur Pr, Yb: YAG/YAG<br />
odległości kątowe pików Δθ 444<br />
, względne niedopasowanie<br />
Δa ┴ /a S<br />
oraz Δa ┴ zestawiono w Tabeli 3.<br />
W celu otrzymania warstw falowodowych Pr, Yb: YAG<br />
(Δn ≥ 0,01) skład 4 (Tab. 3) wzbogacono o tlenek<br />
galowy Ga 2<br />
O 3<br />
(R 2<br />
= 2,9), co prowadziło do<br />
Nr R 1<br />
R 2<br />
R 5<br />
∆θ [ " ] ∆a ┴ /a x 10 -4 ∆a ┴ x 10 -3 [Å]<br />
Y 3,0-x-y-t<br />
Nd x<br />
Lu y<br />
Yb t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
1 4,0 2,887 2,93 - 27 2,65 3,1<br />
2 3,37 2,887 1,705 - 41 4,03 4,8<br />
Y 3-x-y<br />
Pr x<br />
Yb y<br />
Al 5<br />
O 12<br />
3 4,82 - 10,91 - 67 6,46 7,8<br />
4 4,41 - 5,21 - 201 9,82 11,8<br />
Y 3-x-y-t<br />
Pr x<br />
Yb y<br />
Lu t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
5 (t = 0) 4,41 2,9 5,21 403 -19,7 -23,6<br />
6 4,0 2,9 3,17 32 -3,16 -3,8<br />
Tab 3. Wyniki pomiarów XRD struktur epitaksjalnych YAG zawierających<br />
jony Yb 3+ , Pr 3+ , Nd 3+ i Lu 3+ .<br />
Tab. 3. The results of XRD measurements of the YAG epitaxial structures<br />
containing Yb 3+ , Pr 3+ , Nd 3+ and Lu 3+ ions.<br />
oczekiwanego zwiększenia stałej sieci warstwy.<br />
Sumaryczny wpływ jonów Pr 3 i Ga 3+ spowodował<br />
znaczne niedopasowanie stałych sieci warstwy<br />
i podłoża, jakie w efekcie prowadziło do wzrostu<br />
określanego jako faceting growth (Rys. 7). Dodanie<br />
tlenku lutetowego (skład 6) umożliwiło wzrost monokrystalicznej<br />
warstwy Y 3-x-y-t<br />
Pr x<br />
Yb y<br />
Lu t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
.<br />
Różnica stałych sieci dla struktury falowodowej<br />
Y 3-x-y-t<br />
Pr x<br />
Yb y<br />
Lu t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG zmalała do wartości<br />
Δa = ≈ -3,8 x 10 -3 Å.<br />
Przedstawione w Tab. 2. koncentracje jonów<br />
neodymu, prazeodymu i galu obliczono dla niedopasowania<br />
sieciowego w kierunku prostopadłym do<br />
granicy rozdziału warstwa - podłoże Δa ┴ bez przeliczania<br />
różnicy stałych sieci Δa = a S<br />
– a F<br />
do stanu<br />
bez naprężeń [20 - 21].<br />
Oszacowana z pomiarów XRD<br />
wartość współczynnika segregacji jonów<br />
Nd 3+ k ┴ mieści się w przedziale<br />
Nd<br />
0,16 – 0,18, czyli jest zbliżona do<br />
przyjmowanej przy monokrystalizacji<br />
Nd:YAG metodą Czochralskiego wartości<br />
oraz wartości k Nd<br />
= 0,15 przedstawionej<br />
w pracy [8]. Wyznaczona<br />
z pomiarów dyfraktometrycznych<br />
wartość współczynnika segregacji<br />
k ┴ Nd<br />
, która posłużyła do obliczenia<br />
kolejnych składów wyjściowych<br />
do epitaksji warstw zawierających<br />
jony neodymu obarczona jest kilku<br />
procentowym błędem wynikającym<br />
z nie przeliczenia wartości Δa ┴<br />
do stanu bez naprężeń, ponieważ<br />
Δa ┴ > Δa [21]. Wartość współczynnika<br />
k ┴ należy przyjąć jako wiel-<br />
Nd<br />
42 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
J. Sarnecki<br />
kość użyteczną do przewidywania składu warstw<br />
w codziennej praktyce technologicznej, nie zaś jako<br />
bezwzględnie wyznaczoną stałą. Uwaga ta dotyczy<br />
również współczynników segregacji jonów prazeodymu<br />
k ┴ czy galu Pr k┴ . Wartość współczynnika<br />
Ga<br />
segregacji jonów prazeodymu k ┴ = 0,12 – 0,13 jest<br />
Pr<br />
zawyżona ze wspomnianych wyżej powodów. Dla<br />
procesów wyciągania monokryształów Pr: YAG metodą<br />
Czochralskiego przyjmuje się k Pr<br />
≈ 0,1. Współczynnik<br />
segregacji jonów galu k Ga<br />
obliczony ze składu<br />
wyjściowego i składu warstwy Nd,Yb,Ga:YAG<br />
zamieszczonego w pracy [22] wynosi ~ 0,28.<br />
W danym przypadku wartość współczynnika k ┴ Ga<br />
zawierała się w przedziale 0,31 – 0,44 i zależała<br />
od wyjściowego stężenia Ga 2<br />
O 3<br />
potwierdzając tym<br />
samym wpływ składu wyjściowego na efektywność<br />
wchodzenia jonów galu w sieć YAG, sygnalizowany<br />
w pracy [13].<br />
Rys. 11. Współczynnik segregacji jonu ziemi rzadkiej<br />
w zależności od promienia jonowego<br />
Fig. 11. Segregation co-efficient of a rare earth ion versus<br />
the ionic radius.<br />
4.3. Promień jonowy a współczynnik<br />
segregacji<br />
W przypadku epitaksji warstw YAG domieszkowanych<br />
jonami dysprozu i terbu zasadniczym utrudnieniem<br />
była nieznajomość wartości współczynnika<br />
segregacji tych jonów.<br />
Wyznaczone wyżej wartości współczynnika<br />
segregacji jonów Nd i Pr oraz przedstawione<br />
w pracy [13] wartości dla jonów Lu, Tm i Yb<br />
można powiązać z ich promieniami jonowymi,<br />
a tym samym mówiąc w swobodnym uproszczeniu<br />
z „łatwością” sytuowania się tych jonów w pozycje<br />
dodekaedryczne w sieci granatu itrowo – glinowego.<br />
Wartości współczynników segregacji jonów ziem<br />
rzadkich k RE<br />
w zależności od ich promieni jonowych<br />
przedstawiono na Rys. 11.<br />
Eksperymentalną zależność współczynników<br />
segregacji jonów ziemi rzadkich od ich promieni<br />
jonowych można przedstawić wielomianem trzeciego<br />
stopnia k RE<br />
= A + B 1<br />
r RE<br />
+ B 2<br />
(r RE<br />
) 2 + B 3<br />
(r RE<br />
) 3<br />
gdzie A = 515,82, B 1<br />
= -1356,48, B 2<br />
= 1248,49, B 3<br />
= -376,48. Przebieg dopasowanej krzywej pozwolił<br />
na określenie wartości współczynnika segregacji<br />
jonów terbu k Tb<br />
, dysprozu k Dy<br />
, których wartości nie<br />
były znane, jak również na skorygowanie wartości<br />
współczynnika segregacji jonu tulu k Tm<br />
. Te wartości<br />
współczynników segregacji przyjęto do wyliczenia<br />
składu wyjściowego (zbioru współczynników R i<br />
)<br />
przy epitaksji warstw Dy: YAG, Tb:YAG i Tm:YAG.<br />
Zgodnie z modelem przedstawionym w pracy [14]<br />
Rys. 12. Dyfraktogramy struktur Y 3-x-y<br />
Tm x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/<br />
YAG. Numery odpowiadają składom wyjściowym z rosnącym<br />
stężeniem Tm 2<br />
O 3<br />
(Rys. 13)<br />
Fig. 12. X-ray diffraction patterns of the epitaxial<br />
Y 3-x-y<br />
Tm x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG structures. The numbers<br />
correspond to the melt compositions with an increasing<br />
concentration of Tm 2<br />
O 3<br />
(Fig. 13).<br />
zwiększenie koncentracji jonów Tm 3+ Dy 3+ i Tb 3+<br />
o 1 at. % w warstwie YAG powoduje w przypadku<br />
jonów Tm 3+ zmniejszenie stałej sieci Tm: YAG<br />
o ~5,2 x 10 -4 Å i prowadzi do wzrostu wartości<br />
stałej sieci warstw Dy: YAG o ok. 3 x 10 -4 Å i Tb:<br />
YAG o ~ 6,3 x 10 -4 Å. Informacja ta w powiązaniu<br />
z przyjętymi wartościami współczynników segregacji<br />
umożliwiła określenie zakresu niedopasowania<br />
stałych sieci i dzięki temu określenie składów<br />
wyjściowych, dla których można było oczekiwać<br />
monokrystalicznego wzrostu warstw RE: YAG (RE<br />
= Tm, Dy, Tb). Oczekiwania te mogły potwierdzić<br />
badania XRD.<br />
Rysunek 12 przedstawia dyfraktogramy otrzymanych<br />
epitaksjalnych struktur falowodowych<br />
Y 3-x-y<br />
Tm x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG. Pik dla mniejszej<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 43
Określenie koncentracji współczynnika segregacji aktywnych jonów ziem...<br />
Rys. 13. Stała sieci warstwy falowodowej Y 3-x-y<br />
Tm x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
w funkcji ułamka molowego Tm 2<br />
O 3<br />
w składzie wyjściowym.<br />
Fig. 13. Lattice constant of the Y 3-x-y<br />
Tm x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
waveguide layer- as a function of the Tm 2<br />
O 3<br />
mole fraction<br />
in the melt.<br />
∆Q<br />
Nr C Tm<br />
[arcs]<br />
∆a ┴ /a x 10 -4 ∆a ┴ x 10 -3 [Å]<br />
1 1,61 x 10 -4 104 -10,82 -12,99<br />
2 3,2 x 10 -4 77 -8,11 -9,74<br />
3 4,65 x 10 -4 53 -5,67 -6,81<br />
Tab. 4. Wyniki pomiarów niedopasowania stałych sieci<br />
w strukturach falowodowych TmLuGa:YAG/YAG. C Tm<br />
oznacza ułamek molowy Tm 2<br />
O 3<br />
w roztworze.<br />
Tab. 4. The results of the lattice mismatch measurements<br />
of the TmLuGa:YAG/YAG wavequide where C Tm<br />
means<br />
the Tm 2<br />
O 3<br />
molar ratio in the solution.<br />
wartości 2θ pochodzi od warstwy, czyli stała sieci<br />
podłoża jest mniejsza niż warstwy. Odległość kątowa<br />
pików dyfrakcyjnych Δθ 444<br />
= θ S<br />
- θ f<br />
maleje ze<br />
wzrostem stężenia Tm 2<br />
O 3<br />
w roztworze co świadczy<br />
o zmniejszaniu się wartości stałej sieci warstwy<br />
w miarę wzrostu w warstwie koncentracji jonów<br />
Tm 3+ . Na Rys. 13 przedstawiono zmianę wartości<br />
stałych sieci warstwy a F<br />
w zależności od ułamka<br />
molowego Tm 2<br />
O 3<br />
w roztworze wysokotemperatu-<br />
rowym.<br />
Wyznaczone z pomiarów dyfraktometrycznych<br />
odległości kątowe pików Δθ 444<br />
, względne niedopasowanie<br />
Δa ┴ /a S<br />
oraz różnica stałych sieci warstwy<br />
i podłoża Δa dla struktur falowodowych TmGaLu: YAG<br />
zestawiono w Tab. 4. Wartości względnego niedopasowania<br />
Δa ┴ /a, tak jak poprzednio, nie były<br />
przeliczane dla stanu bez naprężeń.<br />
W celu otrzymania warstw falowodowych<br />
(Δn ≥ 0,01) skład wyjściowy zawierał tlenek Ga 2<br />
O 3<br />
(R 2<br />
= 2,887). Z Rys. 13 wynika, że wartość stałej<br />
sieci warstwy Y 3-y<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
, nie zawierającej<br />
jonów Tm 3+ powinna wynosić ~ 12,021 Å. Dla<br />
założonej koncentracji jonów Ga 3+ (11,5 at. %)<br />
i Lu 3+ (20 at. %) w warstwie, wynikającej ze składu<br />
wyjściowego obliczona wartość stałej sieci warstwy<br />
Y 2,64<br />
Lu 0,36<br />
Al 4,4<br />
Ga 0,6<br />
O 12<br />
jest bliska i wynosi 12,018 Å,<br />
czyli różni się mniej niż 0,1%.<br />
Pomiary niedopasowania stałych sieci warstwy<br />
falowodowej i podłoża pozwoliły oszacować koncentrację<br />
jonów Tm 3+ w warstwach i zweryfikować<br />
założoną wartość współczynnika segregacji jonów<br />
T 3+ (k Tm<br />
= 1,4) [13] przyjętą przy obliczaniu składu<br />
wyjściowego. Oczekiwane i wyznaczone koncentracje<br />
jonów tulu zestawiono w Tab. 5.<br />
Otrzymane wartości koncentracji jonów Tm 3+<br />
wskazują, że do obliczenia składu wyjściowego od<br />
jakiego zależy oczekiwana wartość N Tm<br />
przyjęto zbyt<br />
niską wartość współczynnika segregacji jonów tulu<br />
k Tm<br />
= 1,4. Wartość k Tm<br />
jest większa, wynosi ~ 1,6<br />
i jest zbliżona do wartości wynikającej z przebiegu<br />
zależności współczynnika segregacji jonów ziem<br />
rzadkich w pozycjach dodekaedrycznych k RE<br />
od ich<br />
promieni jonowych, jak to ilustruje Rys. 11.<br />
Na Rys. 14 przedstawiono dyfraktogramy struktur<br />
epitaksjalnych Y 3-x-y<br />
Dy x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG<br />
o najwyższej i najniższej koncentracji jonów Dy 3+ .<br />
Pik dla mniejszej wartości 2θ pochodzi od warstwy<br />
co świadczy, że stała sieci podłoża jest mniejsza niż<br />
warstwy. Z Rys. 14 wynika, że odległość kątowa<br />
Nr C Tm<br />
∆a’ [Å]<br />
∆N Tm<br />
[at.%]<br />
N Tm<br />
(wyznaczona)<br />
[at.%]<br />
N Tm<br />
(oczekiwana dla<br />
k Tm<br />
= 1,4) [at.%]<br />
1 1,61 x 10 -4 0,00327 6,3 6,3 ~ 4,8<br />
2 3,2 x 10 -4 0,00325 6,2 13,5 ~ 9,5<br />
3 4,65 x 10 -4 0,00293 5,6 18,1 ~ 13,5<br />
gdzie : Δa’ = a i+1<br />
-a i = 0, 1, 2, 3<br />
(a i<br />
– stała sieci warstwy falowodowej dla kolejnych składów wyjściowych, a o<br />
= 12,02106 Å<br />
jest wartością stałej sieci warstwy Y 2,64<br />
Lu 0,36<br />
Al 4,4<br />
Ga 0,6<br />
O 12<br />
), ΔN Tm<br />
jest zmianą koncentracji jonów Tm 3+ wynikającą z różnicy<br />
stałych sieci Δa’ i N Tm<br />
oznacza koncentrację jonów Tm 3+ w warstwie falowodowej.<br />
Tab. 5. Koncentracja jonów Tm 3+ w zależności od ułamka molowego Tm 2<br />
O 3<br />
w roztworze.<br />
Tab. 5. Concentration of Tm 3+ versus the Tm 2<br />
O 3<br />
molar ratio in the solution.<br />
44 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
J. Sarnecki<br />
Warstwa<br />
∆a ┴ I [Å]<br />
wyznaczona<br />
∆aII [Å]<br />
obliczona<br />
∆a ┴ I - ∆aII [Å] N Dy<br />
[at. %] k Dy<br />
DyLuGa:YAG_12 -22,3 x 10 -3 -17,1 x 10 -3 - 5,2 x 10 -3 ~ 17,3 ~ 0,95<br />
Tab. 6. Wyznaczone eksperymentalnie Δa ┴ i obliczone wartości Δa oraz oszacowana koncentracja jonów Dy 3+ warstwie<br />
i wynikająca z niej wartość k Dy<br />
.<br />
Tab. 6. Experimentally determined value of Δa ┴ and calculated value of Δa together with the estimated concentration<br />
of Dy 3+ ions in the layer and the value of the dysprosium ions segregation coefficient k Dy<br />
.<br />
pików dyfrakcyjnych Δθ 444<br />
= θ S<br />
- θ F<br />
zwiększyła się<br />
wraz ze wzrostem stężenia Dy 2<br />
O 3<br />
w roztworze, choć<br />
w tym konkretnym przypadku efekt ten został wzmocniony<br />
dodatkową, celową zmianą składu warstw.<br />
W badanych warstwach falowodowych DyLuGa: YAG,<br />
podobnie jak w warstwach TmLuGa: YAG,<br />
koncentracja jonów Ga 3+ jest stała i wynosi około<br />
11,3 at.%. W warstwie DyLuGa:YAG_12<br />
z najwyższą koncentracją jonów dysprozu obniżono<br />
koncentrację jonów Lu 3+ z ~ 30 at. % do ~ 21,5 at. %<br />
celem uzyskania czytelnego oddzielenia pików pochodzących<br />
od warstw.<br />
W Tab. 6. zestawiono wyznaczone i obliczone dla<br />
hipotetycznej warstwy bez jonów dysprozu wartości<br />
Δa. Z różnicy wyznaczonych i obliczonych wartości<br />
Δa oszacowano koncentrację jonów dysprozu<br />
i zweryfikowano poprawność przyjętej do obliczeń<br />
zgodnie z Rys. 11, wartości współczynnika segregacji<br />
jonów dysprozu k Dy<br />
= 0,85. Z Tab. 6 wynika, że<br />
wartość współczynnika segregacji jonów dysprozu<br />
wynosi ~ 0,95 Wartość ta jest rozsądnie zbliżona do<br />
zakładanej. Należy pamiętać, że bez znajomości rzeczywistego<br />
składu warstw można jedynie szacować<br />
wartość k Dy<br />
, bez możliwości określenia jak dużym<br />
błędem może być obarczona przyjęta wartość k Dy<br />
.<br />
Z dyfraktogramów struktur epitaksjalnych<br />
Tb: YAG/YAG o najwyższej uzyskanej koncentracji<br />
jonów terbu ~ 5 at. % wyznaczono różnicę wartości<br />
stałych sieci warstwy i podłoża co umożliwiło oszacowanie<br />
koncentracji domieszkowych jonów terbu<br />
a w konsekwencji określenie wartości współczynnika<br />
segregacji jonów terbu k Tb<br />
. Wartość współczynnika<br />
segregacji k Tb<br />
określona z pomiarów XRD wynosi<br />
~ 0,75. Do obliczenia składów wyjściowych przyjęto<br />
wartość k Tb<br />
= 0,7 jaka wynikała z Rys. 11. Zestawienie<br />
tych dwóch wartości k Tb<br />
przewidywanej<br />
i oszacowanej z niedopasowania sieciowego świadczy<br />
o przydatności przedstawionej na Rys. 11<br />
zależności współczynnika segregacji jonów RE od<br />
ich promieni jonowych do szacowania koncentracji<br />
jonów ziem rzadkich w warstwach RE: YAG wytwarzanych<br />
w procesie LPE.<br />
Przeprowadzone badania dyfraktometryczne<br />
struktur epitaksjalnych YAG domieszkowanych<br />
niektórymi, aktywnymi optycznie jonami ziem rzadkich<br />
pozwoliły również ocenić jakość strukturalną<br />
otrzymanych warstw. Szerokości połówkowe pików<br />
dyfrakcyjnych (FWHM) pochodzących od warstw<br />
i podłoża YAG są zbliżone. Porównanie szerokości<br />
połówkowych pików dla kilku różnych składów<br />
Warstwa FWHM ["]<br />
YAG EPI<br />
12,6<br />
Y 3-x<br />
Nd x<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
14,4 – 15,6<br />
Y 3-x-t<br />
Nd x<br />
Lu t<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
14,4 – 15,6<br />
Y 3-x<br />
Pr x<br />
Al 5<br />
O 12<br />
18,0 – 19,1<br />
Y 3-x-t<br />
Pr x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
19,0<br />
Y 3-x-y<br />
Dy x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
14 - 15<br />
Rys. 14. Dyfraktogramy struktur Y 3-x-y<br />
Dy x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG<br />
otrzymanych ze składów, w których ułamek molowy Dy 2<br />
O 3<br />
wynosi 1,1 x 10 -5 i 9,9 x 10 -4 .<br />
Fig. 14. X-ray diffraction patterns of the Y 3-x-y<br />
Dy x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
/YAG<br />
epitaxial structures grown from the melts with the Dy 2<br />
O 3<br />
mole<br />
fraction equal to 1.1 x 10 -5 and 9.9 x 10 -4 .<br />
Y 3-x-y<br />
Tm x<br />
Lu y<br />
Al 5-z<br />
Ga z<br />
O 12<br />
15<br />
YAG - podłoże ~ 11<br />
Tab. 7. Szerokości połówkowe pików dyfrakcyjnych<br />
(FWHM) warstw i podłoża.<br />
Tab. 7. The FWHM of the diffraction peaks of the epitaxial<br />
layers and the YAG substrate.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 45
Określenie koncentracji współczynnika segregacji aktywnych jonów ziem...<br />
warstw i podłoża YAG zawarto w Tab. 7. Szerokości<br />
połówkowe pików dyfrakcyjnych (FWHM)<br />
warstw i RE: YAG i warstw falowodowych mieszczą<br />
się w przedziale 14" – 19", co w zestawieniu<br />
z 11" dla podłoża YAG dowodzi wysokiej perfekcji<br />
struktury krystalicznej warstw falowodowych.<br />
5. PODSUMOWANIE<br />
Możliwość oszacowania koncentracji jonów<br />
domieszkujących warstwy YAG była jedynie dodatkowym,<br />
choć bardzo użytecznym wynikiem rentgenowskich<br />
badań dyfraktometrycznych, które służyły<br />
ocenie poprawności strukturalnej warstw i określeniu<br />
niedopasowania sieciowego. Kłopoty z określeniem<br />
składu warstw spowodowane brakiem odpowiednich<br />
wzorców wymaganych przy pomiarach metodą rentgenowskiej<br />
analizy fluorescencyjnej, jak również nieskuteczność<br />
metody SIMS w przypadku materiałów<br />
dielektrycznych spowodowała, że badania XRD stały<br />
się praktycznie jedynym dostępnym, przy wszystkich<br />
ograniczeniach, sposobem określenia składu warstw<br />
granatu itrowo – glinowego domieszkowanego wybranymi<br />
jonami ziem rzadkich.<br />
Koncentrację jonów ziem rzadkich Nd, Pr, Tm,<br />
Yb, Lu, Dy i Tb oraz jonów Ga obliczono dla niedopasowania<br />
sieciowego w kierunku prostopadłym<br />
do międzypowierzchni warstwa - podłoże bez przeliczania<br />
wartości różnicy stałych sieci Δa do stanu<br />
bez naprężeń. Do wyznaczenia koncentracji poszczególnych<br />
jonów domieszkujących warstwę YAG wykorzystano<br />
zaproponowany w pracy Strockiej model<br />
wiążący zmianę stałej sieci mieszanego granatu<br />
z koncentracja jonów podstawiających określone pozycje<br />
w jego sieci. Założono, że jony ziem rzadkich<br />
wchodzą jedynie w pozycje dodekaedryczne.<br />
Wyznaczona z pomiarów dyfraktometrycznych<br />
wartość współczynnika segregacji jonów ziem<br />
rzadkich obarczona jest kilkuprocentowym błędem<br />
(zawyżona) wynikającym z nie przeliczenia wartości<br />
Δa ┴ do stanu bez naprężeń. Wartość współczynnika<br />
k ┴ można przyjąć jako wielkość użyteczną<br />
RE<br />
w codziennej praktyce technologicznej do obliczenia<br />
składu wyjściowego celem osadzenia warstw<br />
o założonym w przybliżeniu składzie.<br />
Zaobserwowaną zależność wartości współczynnika<br />
segregacji niektórych jonów RE (Nd, Pr, Yb,<br />
Lu, Y) od wielkości ich promieni jonowych przedstawiono<br />
w postaci krzywej, dzięki której określono<br />
wartości współczynnika segregacji jonów Tm, Dy<br />
i Tb przystępując do epitaksji warstw YAG domieszkowanych<br />
tymi jonami.<br />
Podziękowania<br />
Autor pragnie podziękować mgr Krystynie Mazur<br />
za wykonanie pomiarów dyfraktometrycznych.<br />
Praca została częściowo sfinansowana w ramach<br />
projektów badawczych: PBZ-023-10 i NN<br />
515 081537 oraz kilku tematów statutowych <strong>ITME</strong><br />
w latach 2001 – 2007.<br />
LITERATURA<br />
[1] Sarnecki J., Malinowski M., Skwarcz J., Jabłoński R.,<br />
Mazur K., Litwin D. Sass J.: Liquid phase epitaxial<br />
growth and chracterization of Nd:YAG/YAG structures<br />
for thin film lasers, Proceedings SPIE, 2000,<br />
4237, 5 - 11<br />
[2] Malinowski M., Sarnecki J., Piramidowicz R., Szczepański<br />
P., Woliński W.: Epitaxial RE 3+ :YAG planar<br />
wavguide lasers, Opto-Electronics Rev., 2001, 9, 67<br />
- 74<br />
[3] Nakielska M., Sarnecki J., Malinowski M., Piramidowicz<br />
R.: Up-conversion and fluorescence quenching<br />
processes studies in highy Pr 3+ - doped YAG waveguides,<br />
J. of Alloys and Comp., 2008, 451, 190<br />
[4] Malinowski M., Nakielska M., Piramidowicz R.,<br />
Sarnecki J.: Energy transfer processes in highly<br />
rare_earth-doped planar YAG waveguides, Spectroscopy<br />
Letters, 2007, 40, 1 - 22<br />
[5] Klimczak M., Malinowski M., Sarnecki J., Piramidowicz<br />
R.: Luminescence properties in the visible of<br />
Dy: YAG/YAG planar waveguides, J. of Luminescence,<br />
2009, 129, 1869 - 1873<br />
[6] Piramidowicz R., Ławniczuk K., Nakielska M., Sarnecki<br />
J., Malinowski M.: UV emission properties of<br />
highly Pr 3+ - doped YAG epitaxial waveguides, J. of<br />
Luminescence, 2008, 128, 708 - 711<br />
[7] Van der Ziel J. P., Bonner W. A., Kopf L., Van Uitert<br />
L. G.: Coherent emission from Ho 3+ ions in epitaxialy<br />
grown thin aluminium garnet films, Phys. Letters,<br />
1972, 42A, 105 - 106<br />
[8] Ferrand, B. Pelenc D., Chartier I., Wyon Ch.: Growth<br />
by LPE of Nd:YAG single crystal layers for waveguide<br />
laser applications, J. of Cryst. Growth, 1993,<br />
128, 966 - 969<br />
[9] Davies J. E., White E. A. D., Wood J. D. C.: A study<br />
of parameters to optimise the design of LPE dipping<br />
apparatus, J. Cryst. Growth, 1974, 27, 227-240<br />
46 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
J. Sarnecki<br />
[10] Blank S. L., Nielsen J. W.: The growth of magnetic<br />
by liquid phase epitaxy, J. Cryst. Growth, 1972, 17,<br />
302 - 311<br />
[11] Shannon R. D., Prewitt C. T.: Effective ionic radii in<br />
oxides and fluorides, Acta Cryst., 1969, B25, 925 -<br />
946<br />
[12] Robertson J. M., Van Tol M. W., Heynen J. P. H.,<br />
Smits W. H., De Boer, T.: Thin single crystalline phosphor<br />
layers grown by liquid Phase epitaxy, Philips<br />
J. Res., 1980, 35, 354 - 371<br />
[13] Pelenc D.: Elaboration par epitaxie en phase liquide<br />
et caracterisation de couches monocristallines de YAG<br />
dope, realisation de laser guides d’onde neodyme et<br />
ytterbium a faibles seuils, Ph. D. Thesis Universite<br />
Grenoble, 1993<br />
[14] Strocka B., Holst, P. Tolksdorf W.: An empirical<br />
formula for calculation of lattice constants of oxide<br />
garnets based on substituted yttrium - and gadolinium<br />
iron garnets, Philips J. Research., 1978, 33, 186 - 202<br />
[15] Gualtieri D. M.: Liquid phase epitaxial growth of<br />
Y 3<br />
(Al,Sc) 5<br />
O 12<br />
on (111)-oriented Y 3<br />
Al 5<br />
O 12<br />
substrates,<br />
J. Cryst. Growth, 1987, 84, 399 - 402<br />
[16] Sass J.: Rentgenodyfrakcyjna analiza odkształceń<br />
koherentnych w półprzewodnikowych strukturach<br />
warstwowych A III B V , Prace <strong>ITME</strong>, 2000, 54<br />
[17] Jabłoński R., Sarnecki J., Mazur K., Sass J., Skwarcz<br />
J.: ESR and X-ray diffraction measurements of Nd<br />
substituted yttrium aluminum garnet films, J. of Alloys<br />
and Compounds, 2000, 300 - 301, 316 - 321<br />
[18] Gualtieri D. M., Morris R. C., Epitaxial waveguides<br />
of aluminum garnet, J. Appl. Phys., 1993, 74, 20 - 23<br />
[19] Sarnecki J., Kopczyński K.: Falowodowe struktury<br />
laserowe Yb, Nd: YAG/YAG, Materiały Elektroniczne,<br />
2002, 30, 1, 5 - 19<br />
[20] Tolksdorf, Bartels G., Holst P.: Dependence of lattice<br />
parameter on composition in substituted yttrium iron<br />
garnet epitaxial layers, J. Cryst. Growth, 1974, 26,<br />
122 - 126<br />
[21] Brice J. C., Robertson J. M., Stacy, Verplanke J. C.:<br />
Strain induced effects in the LPE growth of garnets,<br />
J. Cryst. Growth, 1975, 30, 66 - 76<br />
[22] Sugimoto N., Ohishi Y., Katoch, Tate A., Shimikozono<br />
M., Sudo:A ytterbium - and neodymium-co-doped<br />
yttrium aluminum garnet - buried channel waveguide<br />
laser pumped at 0,81 mm, Appl. Phys. Lett., 1995, 67,<br />
582 - 584<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 47
Rentgenowska metoda określania profilu składu chemicznego w heterostrukturach...<br />
Rentgenowska METODA określania profilu<br />
składu chemicznego w heterostrukturach<br />
GaN/InGaN OTRZYMYWANYCH METODą MOCVD<br />
na podłożu szafirowym<br />
Marek Wójcik, Włodzimierz Strupiński, Mariusz Rudziński, Jarosław Gaca<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa; e-mail: marek.wojcik@itme.edu.pl<br />
Streszczenie: Opracowano procedurę graficznego modelowania<br />
profilu składu chemicznego w obszarze interfejsu<br />
dla związków A III N, która w znacznym stopniu ułatwia<br />
i skraca proces tworzenia modelu kryształu wielowarstwowego<br />
InGaN/GaN. Procedurę tę wykorzystano w trójstopniowej<br />
metodzie modelowania heterostruktur InGaN/GaN i z powodzeniem<br />
zastosowano do zbadania realnej struktury systemów<br />
epitaksjalnych wytworzonych w <strong>ITME</strong>.<br />
Słowa kluczowe: HRXRD, heterostruktura, interfejs, GaN,<br />
InGaN<br />
HRXRD INVESTIGATION OF THE CHEmical<br />
composition profile in<br />
theGaN/InGaN heterostructures<br />
grown by the MOCVD method on<br />
a sapphire substrate<br />
w których studniami kwantowymi są warstwy InGaN<br />
o grubości od 2 nm do 3 nm są stosowane w diodach<br />
laserowych przy czym w zależności od koncentracji<br />
indu można otrzymać lasery ultrafioletowe, fioletowe<br />
lub niebieskie, a dla bardzo wysokiej koncentracji<br />
indu można nawet otrzymać lasery zielone (Rys. 1).<br />
Wzrost warstw InGaN wymaga niższej temperatury<br />
niż wzrost warstw GaN, co może powodować<br />
zarówno niejednorodne wbudowywanie się indu<br />
w sieć krystaliczną, jak i zwiększenie koncentracji<br />
zanieczyszczenia tlenowego, a także szorstkości<br />
rosnącej warstwy. Wymienione powyżej zjawiska<br />
mogą wpływać na rozmycie profilu interfejsów<br />
pomiędzy warstwami InGaN oraz GaN, a to z kolei<br />
ma kluczowe znaczenie dla późniejszych zastosowań<br />
Abstract: A procedure for forming a graphical chemical composition<br />
profile in the interface region was developed for A III N<br />
compounds. It greatly simplifies and shortens the process<br />
of creating the model of InGaN/GaN heterostructures. The<br />
three-step-method was successfully worked out and used<br />
for modeling the InGaN/GaN structure, and finally applied<br />
to the investigation of the real structure of epitaxial systems<br />
produced at <strong>ITME</strong> by means of the MOCVD technique.<br />
Key words: HRXRD, heterostructure, interface, GaN, InGaN<br />
1. Wstęp<br />
Celem badań było opracowanie rentgenowskiej,<br />
nieniszczącej metody określania profilu składu<br />
chemicznego dla heterostruktur InGaN/GaN ze<br />
szczególnym uwzględnieniem profilu interfejsów<br />
występujących pomiędzy warstwami o różnym<br />
składzie chemicznym. Supersieci InGaN/GaN,<br />
Rys. 1. Zakres spektralny Ga x<br />
In (1-x-y)<br />
Al y<br />
N zawiera się od<br />
0,7 eV (dla x = 0, y = 0) do 3,4 eV (dla x = 1, y = 0), odpowiada<br />
temu długość fali od 364 nm do 1770 nm.<br />
Fig. 1. Ga x<br />
In (1-x-y)<br />
Al y<br />
N spectral range: between 0.7 eV (for<br />
x = 0, y = 0) and 3.4 eV (for x = 1, y = 0), corresponding<br />
to wavelength between 364 nm and 1770 nm.<br />
48 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Wójcik, W. Strupiński, M. Rudziński, ...<br />
optoelektronicznych tych heterostruktur. Wydajną<br />
i nieniszczącą metodą, która pozwala badać profil<br />
składu chemicznego w obszarze interfejsów jest metoda<br />
rentgenowska [1 - 2], pozwalająca określić skład<br />
chemiczny każdej płaszczyzny atomowej systemu<br />
epitaksjalnego prostopadłej do kierunku wzrostu. [3].<br />
2. Eksperyment<br />
Heterostruktury InGaN/GaN zostały wykonane<br />
w <strong>ITME</strong>. Podwójne warstwy epitaksjalne InGaN/<br />
GaN o grubościach od 3 nm do 30 nm odkładano<br />
na podłożu szafirowym o orientacji 001 metodą MO-<br />
CVD w urządzeniu do epitaksji związków III-N typu<br />
AIX 200/4 RF-S firmy AIXTRON. W urządzeniu<br />
tym poziomy reaktor pozwala na załadowanie jednej<br />
dwucalowej płytki. Przepływ gazów przez reaktor<br />
ma charakter laminarny, co umożliwia dokładną<br />
kontrolę składu chemicznego odkładanej warstwy<br />
[4 - 5]. Laminarny przepływ gazów roboczych pozwala<br />
wymienić atmosferę gazową w sposób natychmiastowy<br />
i kontrolować ostre przejścia pomiędzy<br />
warstwami, a także ich grubość w zakresie atomowym.<br />
Podłoże jest obracane za pomocą systemu Gas<br />
Foil Rotation Technique, który gwarantuje bardzo<br />
wysoką czystość i duży stopień bezpieczeństwa. Brak<br />
przełożeń mechanicznych prowadzi do znacznego<br />
wzrostu niezawodności, a połączenie obrotów stolika<br />
i laminarnego przepływu gazów roboczych prowadzi<br />
do powtarzalnych charakterystyk otrzymywanych<br />
heterostruktur.<br />
2. 1. Metodyka badawcza<br />
Badanie profilu składu chemicznego systemów<br />
epitaksjalnych przy użyciu wysokorozdzielczej dyfraktometrii<br />
rentgenowskiej wymaga zastosowania<br />
metod numerycznych [6 - 8]. Te metody wymagają<br />
utworzenia modelu badanego kryształu w ten sposób,<br />
że układany jest on z kolejnych płaszczyzn atomowych,<br />
które są prostopadłe do kierunku wzrostu. Na<br />
Rys. 2 jest to kierunek [001]. Żeby model był kompletny,<br />
to dla każdej płaszczyzny należy określić jej<br />
skład chemiczny co powoduje, że dla kolejnych płaszczyzn<br />
atomowych heterostruktury Ga x<br />
In (1-x-y)<br />
Al y<br />
N<br />
należy podać dwie liczby rzeczywiste z przedziału<br />
: liczbę x – oznaczającą ułamek molowy galu<br />
oraz liczbę y czyli ułamek molowy glinu, przy<br />
czym x + y ≤ 1. W ten sposób otrzymuje się model<br />
kryształu złożonego z 2N płaszczyzn atomowych,<br />
w którym co druga płaszczyzna jest obsadzona przez<br />
atomy azotu, Model ten odpowiada macierzy o trzech<br />
kolumnach, której elementami są: ułamek molowy<br />
galu x i<br />
, ułamek molowy indu (1-x i<br />
-y i<br />
), a także ułamek<br />
molowy aluminium y i<br />
, gdzie i jest liczbą naturalną<br />
z zakresu od 1 do N i numeruje wszystkie płaszczyzny<br />
atomowe modelowanej heterostruktury prostopadłe<br />
do kierunku wzrostu.<br />
Rys. 2. Model heterostruktury (GaN/In)N z uwzględnionym<br />
obszarem interfejsu gdzie może powstać płaszczyzna<br />
atomowa o składzie pośrednim np. In 0,5<br />
Ga 0,5<br />
N dla x = 0,5,<br />
y = 0, w pierwszej kolumnie tabeli znajduje się liczba<br />
płaszczyzn o założonym składzie chemicznym.<br />
Fig. 2. The model of the heterostructure (GaN/In) N with<br />
the area of the interface with the atomic plane of the intermediate<br />
composition such as In 0,5<br />
Ga 0,5<br />
N for x = 0.5, y<br />
= 0, in the first column of the table there is the number of<br />
planes with the assumed chemical composition.<br />
Opisany powyżej sposób tworzenia modelu kryształu<br />
jest bardzo wygodny w zastosowaniu do systemów<br />
epitaksjalnych o prostokątnych interfejsach.<br />
Pewne trudności pojawiają się gdy profil interfejsów<br />
zaczyna odbiegać od prostokątnego. Dzieje się tak<br />
dlatego, że wtedy kolejne płaszczyzny atomowe<br />
tworzące interfejs różnią się składem chemicznym.<br />
Z tego też względu opracowano i uruchomiono procedurę<br />
przyspieszającą zadawanie składu chemicznego<br />
płaszczyzn atomowych w rozważanym obszarze.<br />
że w granicach dopuszczalnych przez teorię<br />
Procedura graficznego modelowania profilu interfejsu<br />
polega na tym, że przesuwanie kolejnych<br />
aktywnych przycisków w obszarze okna pokazanego<br />
na Rys. 3 generuje odpowiednie kolumny x i<br />
, (1-x i<br />
-y i<br />
),<br />
y i<br />
macierzy modelu kryształu, a jednocześnie wizualizuje<br />
skład chemiczny danej płaszczyzny atomowej,<br />
co pozwala oceniać profil interfejsu. Oczywi-<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 49
Rentgenowska metoda określania profilu składu chemicznego w heterostrukturach...<br />
Rys. 3. Procedura graficznego formowania interfejsu użyta do wygenerowania interfejsu<br />
w obszarze 11 płaszczyzn atomowych pomiędzy warstwami In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N oraz GaN.<br />
Fig. 3. The procedure for the interface creation. In this case it was used to generate the<br />
interface consisting of 11 atomic planes between In 0.29<br />
Ga 0.71<br />
N and GaN layers.<br />
l.p. Ga In Al. N Skład chemiczny<br />
4 0,71 0,29 0 1 In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N<br />
1 0,72 0,28 0 1<br />
1 0,737 0,263 0 1<br />
1 0,76 0,24 0 1<br />
1 0,791 0,209 0 1<br />
1 0,844 0,156 0 1<br />
Obszar<br />
interfejsu In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N/GaN<br />
1 0,903 0,097 0 1<br />
1 0,953 0,047 0 1<br />
1 0,976 0,024 0 1<br />
1 0,984 0,016 0 1<br />
1 0,995 0,005 0 1<br />
15 1 0 0 1 GaN<br />
1 0,998 0,002 0 1<br />
1 0,99 0,01 0 1<br />
1 0,967 0,033 0 1<br />
1 0,925 0,075 0 1<br />
1 0,869 0,131 0 1<br />
Obszar interfejsu<br />
1 0,824 0,176 0 1 GaN/In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N<br />
1 0,785 0,215 0 1<br />
1 0,771 0,229 0 1<br />
1 0,749 0,251 0 1<br />
1 0,735 0,265 0 1<br />
1 0,723 0,277 0 1<br />
Tab. 1. Profil składu chemicznego w kierunku wzrostu,<br />
odpowiadający Rys. 3.<br />
Tab. 1. Chemical composition profile in the growth direction,<br />
corresponding to Fig. 3.<br />
ście procedura ta posiada<br />
ograniczenia, które uniemożliwiają<br />
otrzymanie<br />
niefizycznego składu<br />
chemicznego płaszczyzny<br />
tworzącej interfejs.<br />
W ten sposób powstał,<br />
zamieszczony w Tab. 1,<br />
profil składu chemicznego<br />
w kierunku wzrostu<br />
heterostruktury. Macierz<br />
[x i<br />
, (1-x i<br />
-y i<br />
), y i<br />
]<br />
można bezpośrednio<br />
zaimplementować do<br />
programu X-diffraction<br />
i w ten sposób obliczyć<br />
rentgenowski profil dyfrakcyjny<br />
(Rys. 6), który<br />
odpowiada modelowi<br />
heterostruktury otrzymanemu<br />
za pomocą opisanej<br />
procedury. Gdy w badanej heterostrukturze<br />
występuje więcej niż jeden interfejs uwzględniono<br />
możliwość multiplikowania otrzymanych macierzy<br />
danych, tak aby w efekcie otrzymać macierz odpowiadającą<br />
realnemu systemowi epitaksjalnemu.<br />
Na Rys. 4 pokazano rentgenowski profil dyfrakcyjny<br />
obliczony w zakresie kątowym 2θ od 32º<br />
do 36º dla przypadku pięciu studni InGaN/GaN<br />
o profilu składu chemicznego jak w Tab. 1. W tym<br />
zakresie kątowym rentgenowski profil dyfrakcyjny<br />
posiada pik główny oznaczony jako s o<br />
występujący<br />
w okolicach kąta 34,5º. Położenie tego refleksu na<br />
skali kątowej związane jest ze średnim składem<br />
chemicznym heterostruktury.<br />
Natężenie refleksu głównego zależy zarówno od<br />
średniego składu chemicznego heterostruktury, jak<br />
i od liczby oraz grubości warstw podwójnych<br />
InGaN/GaN. Poza tym obserwuje się występowanie<br />
czterech refleksów pobocznych s -2<br />
, s -1<br />
, s +1<br />
, s +2<br />
a ich<br />
położenia zależą przede wszystkim, od grubości<br />
warstwy podwójnej InGaN/GaN, ale też w nieco<br />
mniejszym stopniu od jej składu chemicznego. Ta<br />
ostatnia zależność wynika z tego, że odległości<br />
między kolejnymi płaszczyznami atomowymi,<br />
tworzącymi omawianą warstwę podwójną nie są<br />
parametrami niezależnymi ale wynikają z prawa<br />
Vegarda i są obliczane ze składu chemicznego dwu<br />
sąsiednich płaszczyzn atomowych.<br />
Rentgenowski profil dyfrakcyjny charakteryzuje<br />
się także występowaniem, praktycznie w całym zakresie<br />
kątowym maksimów grubościowych, których<br />
50 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Wójcik, W. Strupiński, M. Rudziński, ...<br />
Rys. 4. Rentgenowski profil dyfrakcyjny obliczony dla<br />
interfejsu pomiędzy In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N oraz GaN przedstawionego<br />
na Rys. 3 i powtórzonym 5 razy w objętości całej<br />
heterostruktury.<br />
Fig. 4. X-ray diffraction profile calculated for the interface<br />
between In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N and GaN layers presented in<br />
Fig. 3 and repeated 5 times in the volume of the entire<br />
heterostructure.<br />
położenia na skali kątowej zależą od całkowitej<br />
grubości heterostruktury i nazywane są maksimami<br />
grubościowymi.<br />
2. 2. Analiza kształtu profili dyfrakcyjnych<br />
W celu stwierdzenia w jakim stopniu profil interfejsu<br />
wpływa na rentgenowski profil dyfrakcyjny<br />
przeprowadzono analizę porównawczą położeń,<br />
a także natężeń satelitarnych pików dyfrakcyjnych<br />
o indeksach -2, -1, 0, 1, 2 i stwierdzono, że natężenia<br />
tych refleksów maleją monotonicznie wraz<br />
ze wzrostem grubości interfejsu. Zależność ta nie<br />
dotyczy refleksu głównego (refleksu o indeksie 0,<br />
którego położenie praktycznie nie zmienia się wraz<br />
ze zmianą grubości interfejsu), a najbardziej czułe<br />
na zmiany grubości interfejsu pomiędzy warstwą<br />
InGaN oraz GaN jest natężenie refleksu satelitarnego<br />
o numerze -2.<br />
Zbadano także zależności pomiędzy położeniami<br />
refleksów satelitarnych i grubością interfejsu,<br />
i stwierdzono, że podobnie jak w przypadku natężeń<br />
największą czułością na zmiany grubości interfejsu<br />
charakteryzuje się pik o indeksie -2. Biorąc to pod<br />
uwagę należy w celu określenia kształtu interfejsu<br />
przede wszystkim analizować tę część profilu<br />
dyfrakcyjnego, która występuje po niskokątowej<br />
stronie refleksu głównego, ponieważ to właśnie ta<br />
część wykazuje największą czułość na zmiany profilu<br />
składu chemicznego heterostruktury InGaN/GaN<br />
w obszarze interfejsów.<br />
Wnioski wynikające z powyższej analizy zostały<br />
wykorzystane do określenia realnej struktury<br />
badanych obiektów, a opracowana metodyka zaprezentowana<br />
zostanie na przykładzie heterostruktury<br />
019-HQ, której najważniejszym elementem<br />
jest układ pięciu studni InGaN/GaN odkładanych<br />
w temperaturze 765ºC. Warstwa InGaN odkładana<br />
była przez 70 s, warstwa GaN przez 300 s. Układ<br />
studni został odłożony na warstwie GaN o grubości<br />
~ 3000 nm wliczając w to 20 nm warstwę<br />
nukleacyjną GaN oraz warstwę buforową GaN<br />
o grubości 480 nm. Studnie przykryte zostały warstwą<br />
GaN odkładaną przez 7 s, a cała heterostruktura<br />
powstała na podłożu szafirowym o orientacji 001<br />
(Rys. 5a), natomiast rentgenowski profil dyfrakcyjny<br />
otrzymany dla tego kryształu prezentowany jest<br />
na Rys. 5b. Profil doświadczalny różni się nieco od<br />
omawianego profilu teoretycznego właściwego dla<br />
układu 5 studni Inga/GaN. W centralnej części profilu<br />
dla kąta 2θ = 34,54º występuje dominujący refleks<br />
002 pochodzący od względnie grubej warstwy GaN<br />
znajdującej się bezpośrednio pod studniami. Poza<br />
tym refleksem w prezentowanym profilu wyróżnić<br />
można bardzo dobrze wykształcone piki: główny s 0<br />
,<br />
oraz refleksy satelitarne s -1<br />
, s +1<br />
, a także s +2<br />
właściwe<br />
dla układu 5 studni.<br />
2. 3. Modelowanie heterostruktury<br />
InGaN/GaN<br />
Rys. 5. a - schemat heterostruktury 019-HQ, b – rentgenowski doświadczalny<br />
profil dyfrakcyjny dla heterostruktury 019-HQ.<br />
Fig. 5. a – The scheme of the heterostructure 019-HQ, b - experimental<br />
X-ray diffraction profile for the heterostructure 019-HQ.<br />
Określenie budowy krystalicznej<br />
heterostruktury InGaN/GaN polega na<br />
zastosowaniu metody trójstopniowej. Poniżej,<br />
na przykładzie modelowania kryształu<br />
pochodzącego z procesu 019-HQ<br />
pokazane są kolejne kroki tej metody.<br />
Krok pierwszy polega na możliwie jak<br />
najdokładniejszym określeniu średniego<br />
składu chemicznego, ale także grubości<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 51
Rentgenowska metoda określania profilu składu chemicznego w heterostrukturach...<br />
Rys. 6. Testowy profil doświadczalny dla 019-HQ z usuniętym<br />
refleksem 002 GaN.<br />
Fig. 6. The experimental test profile for 019-HQ with GaN<br />
002 reflection removed.<br />
Rys. 7. Profile: doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska, otrzymany w pierwszym<br />
kroku procedury tworzenia modelu heterostruktury.<br />
Fig. 7. The experimental test (red curve) and calculated<br />
(blue curve) profiles obtained in the first step of creating<br />
a heterostructure model.<br />
warstwy podwójnej Ga x<br />
In (1-x)<br />
N/GaN. Aby osiągnąć<br />
oba zakładane cele z profilu doświadczalnego usuwa<br />
się refleks 002GaN i w ten sposób otrzymuje się<br />
profil testowy prezentowany na Rys 6.<br />
W procesie poszukiwania najlepszego dopasowywania<br />
pokazanego na Rys. 7 profilu teoretycznego<br />
do profilu eksperymentalnego otrzymano poniższy<br />
model heterostruktury:<br />
i) skład warstwy InGaN : In = 0.29, Ga = 0,71,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 2,136 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13350 nm,<br />
iv) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
v) grubość warstwy GaN wynosi 8,5619 nm,<br />
vi) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
vii) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/<br />
GaN wynosi 10,698 nm,<br />
viii) średni skład chemiczny w objętości warstwy<br />
podwójnej jest Ga = 0,943 In = 0,057.<br />
Wyznaczenie średniego składu chemicznego oraz<br />
całkowitej grubości warstwy podwójnej kończy krok<br />
pierwszy.<br />
Krok drugi polega na utworzeniu (przy stosowaniu<br />
minimalnych koniecznych zmian dotyczących<br />
parametrów wyznaczonych w pierwszym kroku<br />
czyli całkowitej grubości warstwy podwójnej i jej<br />
średniego składu chemicznego, modelu pełnej heterostruktury<br />
z wykorzystaniem prostokątnego profilu<br />
interfejsów pomiędzy warstwami InGaN i GaN,<br />
a także GaN i InGaN.<br />
W kroku drugim procedury w przypadku heterostruktury<br />
takiej jak 019–HQ czyli odłożonej<br />
na podłożu szafirowym ustala się także całkowitą<br />
grubość warstw GaN włącznie z grubością warstwy<br />
nukleacyjnej i warstwy cap, natomiast w przypadku<br />
heterostruktur odkładanych na podłożu GaN objętościowe<br />
obliczenia należy prowadzić zakładając,<br />
że heterostruktura odłożona została w na pół skończonym<br />
idealnym monokrysztale GaN. Wynik tego<br />
dopasowania przedstawiony jest na Rys. 8.<br />
W drugim kroku otrzymano następujący model<br />
heterostruktury:<br />
i) skład warstwy InGaN: In = 0,33, Ga = 0,67,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 2,41 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13402 nm,<br />
iv) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
v) grubość warstwy GaN wynosi 8,5619 nm,<br />
vi) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
vii) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/GaN<br />
wynosi 10,97 nm,<br />
viii) średni skład chemiczny w objętości warstwy<br />
podwójnej jest Ga = 0,949 In = 0,051,<br />
ix) grubość warstw GaN wynosi 665,49 nm<br />
x) grubość całej heterostruktury wynosi 710,48 nm.<br />
Udokładnienie średniego składu chemicznego<br />
oraz całkowitej grubości heterostruktury kończy<br />
krok drugi.<br />
Krok trzeci polega na utworzeniu przy wykorzy-<br />
Rys. 8. Profile: doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska otrzymane w drugim<br />
kroku procrdury tworzenia modelu heterostruktury.<br />
Fig. 8. The experimental (red curve) and calculated (blue<br />
curve) profiles obtained in the second step of creating<br />
a heterostructure model.<br />
52 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Wójcik, W. Strupiński, M. Rudziński, ...<br />
Rys. 9. Profile: doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska otrzymane w trzecim<br />
kroku procedury tworzenia modelu heterostruktury.<br />
Fig. 9. The experimental (red curve) and calculated (blue<br />
curve) profiles obtained in the third step of creating<br />
a heterostructure model.<br />
Rys. 10. Profil interfejsu o grubości w 0,5267 nm, wygenerowany<br />
za pomocą procedury graficznego formowania<br />
i wykorzystany dla otrzymania najlepszego dopasowania<br />
profilu doświadczalnego oraz obliczonego pokazanego na<br />
Rys. 9 dla heterostruktury 019-HQ.<br />
Fig. 10. The profile of the interface with the thickness of<br />
0.5267 nm generated by the graphical procedure and used<br />
to obtain the best fit between the experimental and calculated<br />
profiles presented in Figure 9 for the heterostructure<br />
019-HQ.<br />
staniu procedury graficznego formowania interfejsu,<br />
modelu pełnej heterostruktury z różnymi interfejsami<br />
pomiędzy warstwami InGaN i GaN, a także GaN<br />
i InGaN, oraz na zweryfikowaniu, który z założonych<br />
interfejsów zapewnia najlepsze dopasowanie pomiędzy<br />
profilem doświadczalnym a profilem teoretycznym,<br />
ze szczególnym uwzględnieniem dopasowania<br />
w niskokątowym zakresie profilu dyfrakcyjnego. Na<br />
Rys. 9 prezentowany jest efekt przeprowadzenia tego<br />
kroku dla heterostruktury 019–HQ.<br />
W trzecim kroku otrzymano następujący model<br />
heterostruktury:<br />
i) skład warstwy InGaN: In = 0,28, Ga = 0,72,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 2,1338 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13337 nm,<br />
iv) interfejs pomiędzy warstwą In 0,28<br />
Ga 0,72<br />
N i warstwą<br />
GaN ma grubość 0,5267 nm,<br />
v) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w interfejsie wynosi 0,13168 nm,<br />
vi) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
vii) grubość warstwy GaN wynosi 7,5241 nm,<br />
viii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
ix) interfejs pomiędzy warstwą GaN i warstwą<br />
In 0,28<br />
Ga 0,72<br />
N ma grubość 0,5267 nm,<br />
x) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w interfejsie wynosi 0,13168 nm,<br />
xi) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/<br />
GaN wynosi 10,711 nm,<br />
xii) średni skład chemiczny w objętości warstwy<br />
podwójnej jest Ga = 0,931 In = 0,069,<br />
xiii) grubość warstw GaN wynosi 656,93 nm w tym<br />
grubość cap-u wynosi 18,16 nm,<br />
xiv) grubość całej heterostruktury wynosi 709,42<br />
nm.<br />
Na Rys. 10 przedstawiony jest profil składu<br />
chemicznego, z uwzględnieniem obszaru interfejsu,<br />
uzyskany dla potrzeb symulacji dla powyżej<br />
przytoczonego modelu heterostruktury 0192-HQ<br />
i wygenerowany przy pomocy procedury graficznego<br />
formowania profilu interfejsu.<br />
Trójstopniowa metoda tworzenia modelu heterostruktury<br />
InGaN/GaN pozwala nie tylko określić takie<br />
ważne parametry strukturalne systemu epitaksjalnego<br />
jak: średni skład chemiczny warstwy InGaN,<br />
średni skład chemiczny warstwy GaN, grubości obu<br />
warstw, ale przede wszystkim pozwala wnioskować<br />
o grubości interfejsu i wyznaczyć gradient składu<br />
chemicznego w jego obszarze.<br />
3. Zastosowanie<br />
Opracowana powyżej trójstopniowa metoda tworzenia<br />
modelu heterostruktury InGaN/GaN została<br />
wykorzystana do określenia realnej budowy systemów<br />
epitaksjalnych wytwarzanych w Z-15 w <strong>ITME</strong>.<br />
Heterostruktura 2256<br />
Model heterostruktury 2256:<br />
i) skład warstwy InGaN: In = 0,1, Ga = 0,9,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 7,7178 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13103 nm,<br />
iv) interfejs pomiędzy warstwą In 0,1<br />
Ga 0,9<br />
N i warstwą<br />
GaN ma grubość 0,7814 nm,<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 53
Rentgenowska metoda określania profilu składu chemicznego w heterostrukturach...<br />
v) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w interfejsie wynosi 0,13025 nm,<br />
vi) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
vii) grubość warstwy GaN wynosi 17,12 nm,<br />
viii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
ix) interfejs pomiędzy warstwą GaN i warstwą<br />
In 0,28<br />
Ga 0,72<br />
N ma grubość 0,7814 nm,<br />
x) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w interfejsie wynosi 0,13025 nm,<br />
xi) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/<br />
GaN wynosi 23,40 nm.<br />
Rys. 13. Profile: doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska otrzymane w trzecim kroku<br />
procrdury tworzenia modelu heterostruktury 2490-HQ2.<br />
Fig. 13. The experimental (red curve) and calculated (blue<br />
curve) profiles obtained in the third step of creating the<br />
2490-HQ2 heterostructure model.<br />
Rys. 11. Profile: doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska otrzymane w trzecim<br />
kroku procrdury tworzenia modelu heterostruktury 2256.<br />
Fig. 11. The experimental (red curve) and calculated (blue<br />
curve) profiles obtained in the third step of creating the<br />
2256 heterostructure model.<br />
Rys. 12. Profil interfejsu o grubości 0,7814 nm wygenerowany<br />
za pomocą procedury formowania graficznego<br />
i wykorzystany dla otrzymania najlepszego dopasowania<br />
profilu doświadczalnego oraz obliczonego pokazanego na<br />
Rys. 11 dla heterostruktury 2256.<br />
Fig. 12. The profile of the interface with the thickness<br />
of 0.7814 nm generated by the graphical procedure and<br />
used to obtain the best fit between the experimental and<br />
calculated profiles presented in Figure 11 for the heterostructure<br />
2256.<br />
Heterostruktura 2490-HQ2<br />
Model heterostruktury 2490:<br />
Rys. 14. Profil interfejsu o grubości 0,52 nm wygenerowany<br />
za pomocą procedury graficznego formowania<br />
i wykorzystany dla otrzymania najlepszego dopasowania<br />
profilu doświadczalnego oraz obliczonego pokazanego na<br />
Rys. 13 dla heterostruktury 2490-HQ.<br />
Fig. 14. The profile of the interface with the thickness of<br />
0.52 nm generated by the graphical procedure and used<br />
to obtain the best fit between the experimental and calculated<br />
profiles presented in Figure 13 for the 2490-HQ<br />
heterostructure.<br />
i) skład warstwy InGaN: In = 0,11, Ga = 0,89,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 6,033 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13116 nm,<br />
iv) interfejs pomiędzy warstwą In 0,1<br />
Ga 0,9<br />
N i warstwą<br />
GaN ma grubość 0,52 nm,<br />
v) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w interfejsie wynosi 0,13038 nm,<br />
vi) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
vii) grubość warstwy GaN wynosi 23,869 nm,<br />
viii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
ix) interfejs pomiędzy warstwą GaN i warstwą<br />
In 0,1<br />
Ga 0,9<br />
N ma grubość 0,52 nm,<br />
x) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w interfejsie wynosi 0,13038 nm,<br />
54 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Wójcik, W. Strupiński, M. Rudziński, ...<br />
xi) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/GaN<br />
wynosi 30,686 nm.<br />
Heterostruktura 2566<br />
Model heterostruktury 2566:<br />
viii) interfejs pomiędzy warstwą GaN i warstwą<br />
In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N prostokątny,<br />
ix) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/GaN<br />
wynosi 3,136 nm.<br />
Heterostruktura 2567<br />
Model heterostruktury 2567:<br />
Rys. 15. Profile: doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska otrzymane w trzecim<br />
kroku procrdury tworzenia modelu heterostruktury 2566.<br />
Fig, 15. The experimental (red curve) and calculated (blue<br />
curve) profiles obtained in the third step of creating the<br />
2566 heterostructure model.<br />
Rys. 17. Profile doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska otrzymane w trzecim<br />
kroku procedury tworzenia modelu heterostruktury the<br />
2567.<br />
Fig. 17. The experimental (red curve) and calculated (blue<br />
curve) profiles obtained in the third step of creating 2567<br />
heterostructure model.<br />
Rys. 16. Profil prostokątnego interfejsu wygenerowany<br />
za pomocą procedury graficznego formowania i wykorzystany<br />
dla otrzymania najlepszego dopasowania profilu<br />
doświadczalnego oraz obliczonego pokazanego na Rys. 15<br />
dla heterostruktury 2566.<br />
Fig. 16. The profile of the rectangular interface generated<br />
by the graphical procedure and used to obtain the best fit<br />
between the experimental and calculated profiles presented<br />
in Figure 15 for the 2566 heterostructure.<br />
i) skład warstwy InGaN jest In = 0,29, Ga = 0,71,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 0,8 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13350 nm,<br />
iv) interfejs pomiędzy warstwą In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N i warstwą<br />
GaN jest prostokątny,<br />
v) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
vi) grubość warstwy GaN wynosi 2,3351 nm,<br />
vii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
Rys. 18. Profil prostokątnego interfejsu wygenerowany<br />
za pomocą procedury graficznego formowania i wykorzystany<br />
dla otrzymania najlepszego dopasowania profilu<br />
doświadczalnego oraz obliczonego pokazanego na Rys. 17<br />
dla heterostruktury 2567.<br />
Fig. 18. The profile of the rectangular interface generated<br />
by the graphical procedure and used to obtain the best fit<br />
between the experimental and calculated profiles presented<br />
in Figure 17 for the 2567 heterostructure.<br />
i) skład warstwy InGaN: In = 0,29, Ga = 0,71,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 0,8 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13350 nm,<br />
iv) interfejs pomiędzy warstwą In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N i warstwą<br />
GaN prostokątny,<br />
v) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
vi) grubość warstwy GaN wynosi 0,77835 nm,<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 55
Rentgenowska metoda określania profilu składu chemicznego w heterostrukturach...<br />
vii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
viii) interfejs pomiędzy warstwą GaN i warstwą<br />
In 0,29<br />
Ga 0,71<br />
N prostokątny,<br />
ix) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/GaN<br />
wynosi 1,2953 nm.<br />
Heterostruktura 2585<br />
Model heterostruktury 2585:<br />
vii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie GaN wynosi 0,12973 nm,<br />
viii) interfejs pomiędzy warstwą GaN i warstwą<br />
InGaN ma grubość 0,790 nm,<br />
ix) całkowita grubość warstwy podwójnej InGaN/GaN<br />
wynosi 23,71 nm.<br />
W celu weryfikacji opracowanej metody badawczej<br />
porównano wyniki rentgenowskie otrzymane<br />
dla heterostruktury 2585 z wynikami otrzymanymi<br />
w badaniu in situ, a także przy zastosowaniu mikroskopu<br />
skaningowego SEM. Zestawienie wyników<br />
pomiarów wykonanych za pomocą tych metod<br />
zawiera Tab. 2.<br />
Numer<br />
procesu<br />
2585<br />
Grubość<br />
„in situ”<br />
[nm]<br />
Grubość<br />
SEM [nm]<br />
Grubość<br />
HRXRD [nm]<br />
Skład<br />
chemiczny<br />
warstwy<br />
Rys. 19. Profile: doświadczalny testowy - krzywa czerwona<br />
oraz obliczony - krzywa niebieska otrzymane w trzecim<br />
kroku procedury tworzenia modelu heterostruktury 2585.<br />
Fig. 19. The experimental (red curve) and calculated (blue<br />
curve) profiles obtained in the third step of creating the<br />
2585 heterostructure model.<br />
GaN:Mg 207 133 130<br />
AlGaN 40 22 21<br />
GaN<br />
spacer<br />
20 28 26<br />
Ga = 1,<br />
N = 1<br />
Al = 0,63,<br />
G = 0,37,<br />
N = 1<br />
Ga = 1,<br />
N = 1<br />
5 x<br />
(InGaN/GaN)<br />
80<br />
5 x (2 + 20) =<br />
110<br />
5 x (2,68 + 20,24) =<br />
116,6<br />
In = 0,35,<br />
Ga = 0,65,<br />
N = 1<br />
GaN:Si 2048 1094<br />
GaN 1024 1507<br />
NL 20<br />
Podłoże<br />
półskończone<br />
półskończone<br />
GaN półskończony<br />
Rys. 20. Profil interfejsu wygenerowany za pomocą procedury<br />
graficznego formowania i wykorzystany dla otrzymania<br />
najlepszego dopasowania profilu doświadczalnego<br />
oraz obliczonego pokazanego na Rys. 19 dla heterostruktury<br />
2585.<br />
Fig. 20. The profile of the interface generated by the graphical<br />
procedure and used to obtain the best fit between the<br />
experimental and calculated profiles presented in Fig.19<br />
for the 2585 heterostructure.<br />
i) skład warstwy InGaN: In = 0,35, Ga = 0,65,<br />
ii) grubość warstwy InGaN wynosi 2,6855 nm,<br />
iii) średnia odległość między płaszczyznami 002<br />
w warstwie InGaN wynosi 0,13428 nm,<br />
iv) interfejs pomiędzy warstwą InGaN i warstwą<br />
GaN ma grubość 0,790 nm,<br />
v) skład warstwy GaN jest Ga = 1,<br />
vi) grubość warstwy GaN wynosi 20,237 nm,<br />
Tab. 2. Wyniki otrzymane dla heterostruktury 2585.<br />
Tab. 2. The results obtained for the heterostructure 2585.<br />
Z zamieszczonych w Tab. 2 wyników można<br />
wnioskować o bardzo dobrej zgodności metody<br />
rentgenowskiej i pomiarów wykonanych za pomocą<br />
mikroskopu skaningowego. Na uwagę zasługuje<br />
fakt, że wyniki otrzymane tymi metodami są zgodne<br />
z dokładnością do 5% co jest bardzo dobrym wynikiem.<br />
Należy jednakże podkreślić, że ani metoda<br />
pomiarów in situ ani też pomiary SEM nie umożliwiają<br />
poznania składu chemicznego poszczególnych<br />
warstw tworzących heterostrukturę, a tym bardziej<br />
nie mogą dać odpowiedzi na pytanie o profil interfejsów<br />
pomiędzy tymi warstwami co powoduje, że<br />
metodę rentgenowską należy traktować jako metodę<br />
znacznie bardziej wszechstronną.<br />
56 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
M. Wójcik, W. Strupiński, M. Rudziński, ...<br />
4. Wnioski<br />
Procedura graficznego formowania interfejsu dla<br />
związków A III N w znacznym stopniu ułatwia i skraca<br />
proces tworzenia modelu heterostruktur InGaN/GaN<br />
niezbędnego w procesie poszukiwania najlepszego<br />
dopasowania pomiędzy doświadczalnym a symulowanym<br />
profilem rentgenowskim. Opracowaną procedurę<br />
zaimplementowano do trójstopniowej metody<br />
określania realnej budowy krystalicznej heterostruktury<br />
InGaN/GaN. Następnie metodę tę z powodzeniem<br />
zastosowano do zbadania realnej struktury systemów<br />
epitaksjalnych wytworzonych w Z-15 <strong>ITME</strong>.<br />
Przekrój otrzymanych wyników pokazuje duży zakres<br />
stosowalności opracowanej metody badawczej.<br />
Można ją stosować w odniesieniu do warstw podwójnych<br />
bardzo cienkich jak w heterostrukturze 2567,<br />
w której grubość warstwy podwójnej wynosi zaledwie<br />
1,0453 nm, ale także do warstw podwójnych<br />
nieco grubszych jak np. występujących w heterostrukturze<br />
2490, w której grubość tej warstwy wynosi<br />
30,686 nm. Otrzymane wyniki pokazują bardzo<br />
dobrą zgodność z wynikami otrzymanymi metodą<br />
SEM, ale także przede wszystkim przydatność<br />
rentgenowskiej metodyki badawczej do wyznaczenia<br />
kształtu interfejsów pomiędzy warstwą InGaN<br />
a warstwą GaN.<br />
LITERATURA<br />
[1] Ryan P. A., Wall J. L., Bytheway R. T., Jacques D.,<br />
Matney K. M., Qu Bo: Production metrology of<br />
advanced led structures using high resolution X-ray<br />
diffraction, The 10th Biennial Conference on High<br />
Resolution X-Ray Diffractionand Imaging United<br />
Kingdom 20th – 23rd September 2010 ABSTRACT<br />
BOOKLET (9)<br />
[2] Durbin S. M., Follis G. C.: Darwin theory of heterostructure<br />
diffraction, Phys. Rev., 1995, B51, 10127<br />
– 10133<br />
[3] Wójcik M., Gaca J., Turos A., Strupiński W., Caban<br />
P., Borysiuk J., Pathak A.P., Sathish N.: Badanie heterostruktur<br />
związków A III N zawierających warstwy<br />
ultracienkie, Materiały Elektroniczne, 2008, 36, 4,<br />
61 - 84<br />
[4] Caban P., Kosciewicz K., Strupinski W., Szmidt J.,<br />
Pagowska K., Ratajczak R., Wójcik M., Gaca J., Turos<br />
A. : Structural characterization of GaN epitaxial<br />
layers grown on 4H-SiC substrates with different<br />
off-cut, Materials Science Forum, 2009, 615-617,<br />
939 - 942<br />
[5] Caban P., Kosciewicz K., Strupinski W., Wojcik M.,<br />
Gaca J., Szmidt J., Ozturk M., Ozbay E.: The influence<br />
of substrate surface preparation on LP MO-<br />
VPE GaN epitaxy on differently oriented 4H-SiC<br />
substrates, Journal of Crystal Growth, 2008, 310,<br />
4876 - 4897<br />
[6] Gaca J., Wojcik M., Jasik A., Pierścinski K., Kosmala<br />
M., Turos A., and Abdul-Kaderd A. M.: Effects of<br />
composition grading at heterointerfaces and layer<br />
thickness variations on Bragg mirror quality, OPTO-<br />
-<strong>ELECTRONIC</strong>S REVIEW, 2008, 16(1), 12 – 17<br />
[7] Jasik A., Gaca J., Wójcik M., Muszalski J., Pierściński<br />
K. , Mazur K., Kosmala M., Bugajski M.: Characterization<br />
of (Al)GaAs/AlAs distributed Bragg mirrors<br />
grown by MBE and LP MOVPE techniques, Journal<br />
of Crystal Growth, 2008, 310, 4094 – 4101<br />
[8] Gaca J., Gronkowski J., Jasik A., Tokarczyk M.,<br />
Wojcik M.: Determination of lateral inhomogeneity of<br />
the chemical profile of AlAs/GaAs distributed Bragg<br />
reflectors grown by MBE on GaAs 001 substrate,<br />
Synchrotron Radiation in Natural Science, 2008, 7,<br />
No. 1 – 2<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 57
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
DOBÓR WARUNKÓW WZROSTU MONOKRYSZTAŁÓW<br />
ANTYMONKU GALU O ŚREDNICY 3”<br />
ZMODYFIKOWANĄ METODĄ CZOCHRALSKIEGO<br />
Aleksandra Mirowska, Wacław Orłowski<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa; e-mail: aleksandra.mirowska@itme.edu.pl<br />
Streszczenie: Zbadano możliwość zwiększenia (do 3 cali)<br />
średnicy monokryształów antymonku galu (GaSb) w układzie<br />
termicznym niskociśnieniowego urządzenia wykorzystywanego<br />
do otrzymywania kryształów o średnicy 2 cale.<br />
Zmodyfikowano technologiczne warunki procesu krystalizacji<br />
umożliwiając otrzymanie kryształów o ciężarze<br />
~ 1,9 kg i stabilnej średnicy. Opracowano warunki otrzymywania<br />
monokryształów antymonku galu o średnicy 3 cale<br />
zmodyfikowaną metodą Czochralskiego. Zbadano wpływ<br />
parametrów technologicznych na przebieg procesu monokrystalizacji<br />
oraz własności otrzymywanych kryształów.<br />
Przeprowadzono procesy krystalizacji zmodyfikowaną metodą<br />
Czochralskiego, jak też proces zintegrowany (synteza<br />
in-situ połączona z monokrystalizacją) uzyskując kryształy<br />
GaSb domieszkowane tellurem o koncentracji elektronów<br />
w zakresie od 2 x 10 17 cm -3 do 2 x 10 18 cm -3 . Zbadano koncentrację<br />
domieszki (metodą GDMS – Glow Discharge Mass<br />
Spectroscopy) rozkłady własności elektrycznych (pomiary<br />
hallowskie) i strukturalnych (pomiary EPD – Etch Pit Density)<br />
otrzymanych kryształów.<br />
Słowa kluczowe: GaSb, metoda Czochralskiego, domieszkowanie,<br />
segregacja, defekty<br />
EVALUATION OF GROWTH CONDI-<br />
TIONS FOR 3" GALLIUM ANTIMONIDE<br />
SINGLE CRYSTALS BY THE MODIFIED<br />
CZOCHRALSKI METHOD<br />
Abstract: The possibility of growing gallium antimonide<br />
(GaSb) single crystals measuring 3 inches in diameter in<br />
a thermal system previously used for growing 2 - inch crystals<br />
was checked. Technological parameters modified for bigger<br />
crystals allowed obtaining GaSb crystals weighting ~ 1,9 kg<br />
and having a stable diameter ~ 80 mm. An integrated process<br />
of in-situ synthesis, modified Czochralski crystal growth<br />
as well as recrystallization process were performed. The<br />
influence of technological parameters on crystal growth was<br />
investigated. Tellurium doped n-type GaSb single crystals<br />
with the carrier concentration ranging between 2 x 10 17 cm -3<br />
and 2 x 10 18 cm -3 - were obtained. Electrical parameters were<br />
determined by Hall measurements, whereas the dopant concentration<br />
was estimated by carrying out the GDMS analysis<br />
and the structural quality by measuring the etch pit density<br />
(dislocation density).<br />
Key words: GaSb, in-situ synthesis, Czochralski method,<br />
doping, segregation, defects<br />
1. WSTĘP<br />
Antymonek galu (GaSb) w ostatnich latach cieszy<br />
się rosnącym zainteresowaniem głównie jako<br />
materiał podłożowy pod wieloskładnikowe (potrójne<br />
i poczwórne) warstwy epitaksjalne. Prosta przerwa<br />
energetyczna GaSb w temperaturze pokojowej ma<br />
wartość 0,72 eV, natomiast przerwa energetyczna<br />
osadzanych na nim warstw może się zmieniać w szerokim<br />
zakresie od 0,3 eV w przypadku InGaAsSb do<br />
1,58 eV dla AlGaSb [1,2]. Stała sieci GaSb wynosi<br />
a 0<br />
=0,6095 nm, więc jest on szczególnie interesujący<br />
ze względu na dobre dopasowanie do stałej sieci<br />
różnych związków bazujących na antymonie (Δa/a<br />
w zakresie od 0,08% do 0,14% [3 - 4]).<br />
Wśród przyrządów bazujących na GaSb, pracujących<br />
w zakresie bliskiej (NIR) i średniej (MIR)<br />
podczerwieni, wymienić można lasery półprzewodnikowe<br />
[5 - 7], fotodetektory [8], przyrządy termofotowoltaiczne<br />
[9 - 12] oraz mikrofalowe. Pracując<br />
w zakresie długości fal 2 ÷ 5 μm i 8 ÷ 14 μm znajdują<br />
one zastosowanie zarówno w sferze militarnej<br />
(jako np. sensory obrazu w podczerwieni dla rakiet<br />
i systemów pomiarowych), jak i cywilnej (jako<br />
czujniki wykrywające pożar lub monitorujące skażenia<br />
środowiska). Przyrządy bazujące na podłożach<br />
z GaSb mogą spełniać wiele pożytecznych funkcji<br />
np. monitorowanie czystości gazów, wykrywanie<br />
niebezpiecznych gazów (jak HF i H 2<br />
S) w zakładach<br />
chemicznych, wykrywanie mikrowycieków gazów<br />
toksycznych takich jak PH 3<br />
, śledzenie wilgotności<br />
gazów agresywnych np. HCl w procesach półprzewodnikowych,<br />
monitorowanie in-situ trawienia<br />
plazmowego itp. [7,13].<br />
Satysfakcjonujący producenta uzysk z wytwarzanych<br />
przyrządów półprzewodnikowych zależy od<br />
dobrej jakości warstw epitaksjalnych, a to wiąże się<br />
bezpośrednio z polepszeniem doskonałości płytek<br />
58 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
podłożowych i jednoczesnej poprawie ekonomiczności<br />
wykorzystania ich powierzchni. Wynika stąd<br />
ciągła potrzeba zwiększania średnicy otrzymywanych<br />
monokryształów. Celem niniejszej pracy było<br />
opracowanie warunków otrzymywania monokryształów<br />
GaSb o zwiększonej (3 cale) średnicy. Jest<br />
to kolejny artykuł poświęcony antymonkowi galu<br />
w oparciu o prowadzone w <strong>ITME</strong> prace badawcze<br />
[14 - 17]: pierwszy dotyczył otrzymywania GaSb<br />
zmodyfikowaną metodą Czochralskiego [18],<br />
w następnych omówiono problem domieszkowania<br />
GaSb w celu uzyskania materiału typu n i typu p<br />
[19 - 20] oraz problemy towarzyszące wbudowywaniu<br />
się domieszek w sieć krystaliczną i defekty<br />
związane z domieszkowaniem tellurem [21 - 22].<br />
Podstawowe zagadnienia dotyczące wzrostu monokryształów<br />
GaSb omówione zostaną w rozdziale 2<br />
niniejszego artykułu w oparciu o dane literaturowe<br />
oraz wyniki naszych wcześniejszych badań. Nasze<br />
badania dotyczące zwiększenia średnicy kryształów<br />
GaSb zostaną omówione w rozdziale 3, a w rozdziale<br />
4 przedstawione zostaną wyniki badań własności<br />
elektrycznych i strukturalnych 3-calowych kryształów<br />
GaSb:Te oraz porównane rozkłady parametrów<br />
w otrzymanych kryształach.<br />
2. OTRZYMYWANIE<br />
MONOKRYSZTAŁÓW GaSb<br />
Monokryształy GaSb otrzymywane są głównie<br />
metodą Czochralskiego (w redukującej atmosferze<br />
wodoru lub z hermetyzacją cieczową). Kryształy<br />
najlepszej czystości można uzyskać przez wyciąganie<br />
w redukującej atmosferze H 2<br />
[23] z wsadów<br />
stechiometrycznych lub lekko wzbogaconych<br />
w antymon. Skład stechiometryczny kryształów<br />
można uzyskać jedynie przy krystalizacji z cieczy<br />
bogatej w Sb. Uwzględniając straty antymonu (minimum<br />
0,1%) jako składnika lotnego należy zachować<br />
odpowiednią proporcję Ga/Sb aż do zakończenia<br />
procesu wyciągania w celu uzyskania jak najniższej<br />
koncentracji rodzimych defektów punktowych<br />
takich jak luki (V Ga<br />
, V Sb<br />
), defekty antystrukturalne<br />
(Ga Sb<br />
, Sb Ga<br />
) oraz ich kompleksy (V Ga<br />
Ga Sb<br />
) [24 - 27].<br />
Znaczący poziom akceptorów rzędu 1 ÷ 2 x 10 17 cm -3<br />
jest bowiem czynnikiem ograniczającym zastosowanie<br />
antymonku galu otrzymanego metodą Czochralskiego.<br />
2.1. Jednorodność własności<br />
domieszkowanych monokryształów GaSb<br />
Dla domieszki o współczynniku segregacji zdecydowanie<br />
różnym od jedności występują zazwyczaj<br />
znaczące różnice wartości parametrów elektrycznych<br />
mierzonych wzdłuż osi kryształu. Ponadto, w przypadku<br />
znacznej wypukłości frontu krystalizacji i występowania<br />
na nim obszarów facetkowych, radialny<br />
rozkład domieszki może też nie być jednorodny [28].<br />
W celu otrzymania monokryształów GaSb typu<br />
p najczęściej stosuje się domieszkowanie krzemem,<br />
germanem lub cynkiem [13, 19 - 20, 29], a dla typu<br />
n tellurem [1, 19, 21, 29 - 37]. W literaturze zamieszczone<br />
są różne wartości współczynników<br />
dyfuzji i współczynników segregacji domieszek<br />
w GaSb. Wartości mogą się znacznie różnić, chociażby<br />
w zależności od warunków technologicznych<br />
procesów opisywanych przez autorów. Szybkość<br />
dyfuzji niektórych domieszek może być zależna od<br />
stechiometrii wsadu (dla In), lub też od koncentracji<br />
nośników (dla Sn i Li). Krzem charakteryzuje się<br />
współczynnikiem segregacji zbliżonym do 1, tak<br />
więc zarówno osiowe jak i promieniowe rozkłady<br />
własności fizycznych są bardzo jednorodne [19].<br />
W przypadku cynku w literaturze podano jedynie<br />
wartość współczynnika segregacji równą 0,3 [13].<br />
Nasze badania [15] wykazały jednak, że współczynnik<br />
segregacji cynku w GaSb bardzo silnie zmienia<br />
się w funkcji koncentracji domieszki we wsadzie<br />
i przyjmuje wartości ~ 0,7 dla 1 x 10 19 cm -3 aż do<br />
~ 1,6 dla 2 x 10 18 cm -3 [19, 20, 22]. Podobną zależność,<br />
choć o wiele słabszą, zaobserwowano dla<br />
telluru [15,19].<br />
Do produkcji przyrządów o wysokiej wydajności<br />
kwantowej (np. fotokonwerterów) potrzebne są<br />
dobrej jakości materiały półprzewodnikowe o ściśle<br />
określonych parametrach. Dla przyrządów fotowoltaicznych<br />
zazwyczaj potrzebny jest antymonek galu<br />
domieszkowany tellurem o koncentracji elektronów<br />
2 ÷ 8 x 10 17 cm -3 oraz jednorodnym rozkładzie<br />
parametrów elektrycznych [10]. Stąd też najwięcej<br />
publikacji dotyczy właśnie GaSb domieszkowanego<br />
tellurem o współczynniku segregacji ~ 0,35.<br />
Charakterystyczne jest zróżnicowane obsadzenie<br />
stanów donorowych w zależności od koncentracji Te<br />
oraz fakt, że część wprowadzanej domieszki pozostaje<br />
elektrycznie obojętna przy wysokim poziomie<br />
domieszkowania. Powyżej granicznej rozpuszczalności<br />
Te zaczynają tworzyć się wytrącenia Ga 2<br />
Te 3<br />
,<br />
stąd określono maksymalną dawkę telluru jako<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 59
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
3 x 10 19 cm -3 [30], jednak nawet dla nieco niższych<br />
koncentracji Te obserwowano występujące lokalnie<br />
wytrącenia zarówno Ga 2<br />
Te 3<br />
jak też atomowego Te [2].<br />
W przypadku domieszkowanego GaSb o przewodnictwie<br />
typu n kluczową rolę odgrywają zjawiska<br />
kompensacji akceptorowych rodzimych defektów<br />
punktowych, a także autokompensacji, czyli tworzenia<br />
defektów akceptorowych z udziałem donorowej<br />
zazwyczaj domieszki (Te) [32].<br />
Domieszkowanie GaSb tellurem stwarza poważne<br />
problemy, zwłaszcza przy jego niskiej koncentracji<br />
we wsadzie (~ 1 x 10 18 cm -3 ). Rozkład parametrów<br />
elektrycznych bywa bardzo niejednorodny zarówno<br />
w początkowej jak i końcowej części kryształu<br />
[33, 34]. Stwierdzono, że obok poziomu donorowego<br />
związanego z tellurem oraz typowego akceptorowego<br />
kompleksu V Ga<br />
Ga Sb<br />
pojawia się kolejny<br />
poziom akceptorowy odpowiadający kompleksowi<br />
V Ga<br />
Ga Sb<br />
Te Sb<br />
, o koncentracji zależnej od składu cieczy<br />
i zawartości w niej telluru, natomiast w przypadku<br />
bardzo niskiej koncentracji Te występuje jeszcze<br />
dodatkowy defekt akceptorowy V Ga<br />
Ga Sb<br />
V Ga<br />
[35].<br />
Otrzymywane wówczas kryształy, mniej więcej<br />
w połowie swej długości zmieniają typ przewodnictwa,<br />
co związane jest ze stopniowo narastającą kompensacją<br />
rodzimych akceptorowych defektów punktowych<br />
przez donorową domieszkę [32 - 33, 35 - 37].<br />
Niejednorodność parametrów elektrycznych monokryształów<br />
GaSb domieszkowanych niewielką<br />
ilością telluru znalazła potwierdzenie również<br />
w naszych badaniach [14 - 16]. Obserwowano prawidłowości<br />
w rozkładzie koncentracji nośników mierzonej<br />
w różnych miejscach na płytkach o orientacji<br />
(100) [19, 21 - 22]. Obniżenie koncentracji nośników<br />
w początkowej części kryształów domieszkowanych<br />
Te [19, 22], stanowi potwierdzenie bardzo istotnej<br />
roli zjawisk kompensacji i autokompensacji w domieszkowanym<br />
GaSb typu n [21].<br />
2.2. Czynniki wpływające na rozkład<br />
domieszek w GaSb<br />
Na rozkład domieszki (oraz parametrów elektrycznych)<br />
w całej objętości kryształu duży wpływ<br />
mogą mieć obszary facetkowe (idealnie płaskie<br />
obszary na froncie krystalizacji). Powszechnie stosowane<br />
materiały półprzewodnikowe o wiązaniach<br />
kowalencyjnych mają tendencję do tworzenia facetek<br />
jedynie na swoich najgęściej upakowanych płaszczyznach<br />
(tzn. płaszczyznach o orientacji (111)) [30, 38].<br />
Powstawanie obszarów facetkowych spowodowane<br />
jest niejednorodnym rozkładem koncentracji domieszki<br />
w stopionym wsadzie i z lokalnym przechłodzeniem<br />
[2, 28, 38 - 39]. W przypadku wzrostu GaSb<br />
w kierunku w centralnej części kryształu obserwowano<br />
obszar facetkowy (111)B o zmiennej geometrii<br />
[2, 30, 39]. Koncentracja nośników zmierzona<br />
w tym obszarze była 2 do 3 razy większa niż poza<br />
nim [39]. Współczynnik segregacji dla Te wynosił<br />
0,8 w obszarze facetkowym i 0,4 poza nim [28]. Przy<br />
wzroście kryształów w kierunku także możemy<br />
mieć do czynienia z facetkami gdy na froncie<br />
krystalizacji tworzą się mikro facetki (płaszczyzny<br />
o orientacji (111), na których występuje efekt zwiększonego<br />
wyłapywania atomów domieszki podobnie<br />
jak w przypadku wzrostu w kierunku [38].<br />
Wartość efektywnego współczynnika segregacji<br />
i grubość warstwy dyfuzyjnej opisane zostały przez<br />
Burtona Prima i Slichtera. Zależą one od współczynnika<br />
dyfuzji, prędkości krystalizacji oraz prędkości<br />
obrotowej kryształu. Prowadzono badania nad modelowaniem<br />
matematycznym rozkładu domieszki<br />
zarówno w krysztale jak i w warstwie dyfuzyjnej<br />
przylegającej bezpośrednio do frontu krystalizacji<br />
w funkcji współczynnika segregacji, kształtu frontu<br />
krystalizacji, prędkości wzrostu kryształu [28]. Koncentracja<br />
domieszki w krysztale rośnie jeśli kształt<br />
frontu krystalizacji z wypukłego staje się bardziej<br />
płaski. Kształt frontu krystalizacji jest natomiast<br />
ściśle powiązany z geometrią układu termicznego,<br />
z kierunkiem wzrostu i prędkością krystalizacji oraz<br />
innymi parametrami procesu wzrostu, jak choćby<br />
obrotami tygla i kryształu odpowiedzialnymi za konwekcję<br />
cieczy w tyglu. Ilość domieszki w krysztale<br />
rośnie także ze wzrostem prędkości krystalizacji<br />
i efekt ten jest silniejszy niż w dla różnego kształtu<br />
frontu krystalizacji [28]. Efektywny współczynnik<br />
segregacji może również zależeć od stechiometrii<br />
wsadu, gdyż np. wzrost koncentracji antymonu<br />
międzywęzłowego Sb i<br />
obniża koncentrację antymonowych<br />
luk V Sb<br />
, a tym samym możliwości wbudowywania<br />
się telluru w podsieci antymonu [30].<br />
Przy wzroście metodą Czochralskiego osiowy<br />
rozkład koncentracji domieszki opisywany jest zazwyczaj<br />
równaniem Pfanna [40, 41], zakładającym<br />
całkowite mieszanie cieczy w tyglu. Istnieje natomiast<br />
jeszcze inny mechanizm sterujący rozkładem<br />
domieszki – segregacja idealnie równowagowa<br />
i w pełni kontrolowana przez dyfuzję (tzw. rozkład<br />
dyfuzyjny) opisywana równaniem Tillera [42]. Taki<br />
rozkład domieszki obserwowany był najczęściej przy<br />
wzroście kryształów w warunkach mikrograwitacji<br />
60 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
(eliminacja konwekcji) [41]. W przypadku GaSb<br />
nie udało się jednak osiągnąć idealnie dyfuzyjnego<br />
rozkładu domieszki, pomimo ograniczania konwekcji<br />
w cieczy w tyglu [43 - 45]. Podobne wnioski towarzyszyły<br />
naszym badaniom dotyczącym domieszkowania<br />
2-calowych kryształów GaSb [15, 19, 21].<br />
Rozkład osiowy telluru w kryształach GaSb zawsze<br />
leżał pomiędzy teoretycznymi krzywymi odpowiadającymi<br />
całkowitemu mieszaniu cieczy w tyglu<br />
i rozkładowi kontrolowanemu przez dyfuzję.<br />
3. EKSPERYMENT<br />
Do otrzymywania 3-calowych monokryształów<br />
GaSb zostało przeznaczone urządzenie niskociśnieniowe<br />
wykorzystywane dotychczas do otrzymywania<br />
dwucalowych kryształów zmodyfikowaną metodą<br />
Czochralskiego [14]. W „małym” układzie termicznym<br />
stosowane są tygle kwarcowe o średnicy<br />
111 mm umożliwiające załadunek 1 ÷ 2 kg. Przy<br />
załadunku ~ 1,7 kg GaSb otrzymywane są monokryształy<br />
o średnicy 2" oraz długości do 145 mm.<br />
Zintegrowanie w jednym procesie syntezy metodą<br />
in-situ z monokrystalizacją metodą Czochralskiego<br />
ogranicza do minimum ilość niezbędnych etapów<br />
technologicznych i towarzyszących im procesów<br />
przygotowania wsadu (obróbki mechanicznej i trawienia<br />
przed procesem) [18 - 22]. Oprócz procesów<br />
zintegrowanych z syntezą prowadzone są również<br />
procesy monokrystalizacji z wykorzystaniem materiału<br />
skrystalizowanego wcześniej. Procesy monokrystalizacji<br />
GaSb prowadzone są w przepływie<br />
czystego wodoru, a zastosowanie niewielkiej ilości<br />
topnika (B 2<br />
O 3<br />
) zdecydowanie poprawia czystość<br />
powierzchni stopionego wsadu. Należy podkreślić,<br />
że taka niewielka ilość topnika służy jedynie uzyskaniu<br />
niemal idealnie czystej powierzchni stopionego<br />
w tyglu wsadu (wolnej od nalotu tlenkowego).<br />
3.1. Problemy towarzyszące<br />
zwiększaniu średnicy kryształów<br />
Przy wzroście kryształów metodą Czochralskiego<br />
pierwszorzędne znaczenie dla przebiegu procesu ma<br />
odpowiedni kształt frontu krystalizacji. Wypukły<br />
front krystalizacji w pobliżu tzw. punktu potrójnego<br />
(stopiony wsad - kryształ - atmosfera gazowa) jest<br />
warunkiem koniecznym dla wzrostu monokrystalicznego.<br />
W takim przypadku, nawet przypadkowa<br />
Rys. 1. Wypukłość frontu krystalizacji (f) dla różnej średnicy<br />
(d) rosnącego kryształu .<br />
Fig. 1. Relationship between the convexity of the interface<br />
(f) and the diameter of the crystal (d).<br />
wstawka rośnie tylko w warstwie przypowierzchniowej<br />
i wygubia się z czasem. Nawet przy froncie<br />
wypukłym w centralnej części kryształu, jeśli przy<br />
brzegu wystąpi zagięcie (lokalna wklęsłość frontu),<br />
prawie zawsze występuje wzrost polikrystaliczny.<br />
Przy froncie wklęsłym na ogół nie ma szans na<br />
otrzymanie monokryształu. Dlatego też uzyskanie<br />
frontu wypukłego w danym układzie termicznym<br />
jest tak ważne. Zbyt duża wypukłość frontu może<br />
jednak uniemożliwić prowadzenie procesu kiedy<br />
kryształ podpiera się o dno tygla (Rys. 1). Ponadto<br />
przy zbyt dużej wypukłości frontu wprowadzane są<br />
dodatkowe naprężenia. Przekroczenie krytycznych<br />
naprężeń w krysztale skutkuje pękaniem kryształu<br />
bądź generacją defektów strukturalnych (wysokiej<br />
gęstości dyslokacji i wzrostu polikrystalicznego).<br />
W przypadku domieszkowania kryształów, przy<br />
bardzo wypukłym froncie krystalizacji dodatkowym<br />
problemem jest radialna segregacja domieszki.<br />
Występuje ona bardzo wyraźnie zwłaszcza dla domieszek<br />
o współczynniku segregacji zdecydowanie<br />
mniejszym od 1. Tak właśnie jest w przypadku domieszkowania<br />
antymonku galu tellurem, dla którego<br />
współczynnik segregacji wynosi ≈ 0,35. Zwiększona<br />
koncentracja atomów telluru na obrzeżach kryształu<br />
w porównaniu z jego częścią centralną powoduje<br />
dodatkowo naprężenia w krysztale (lokalna deformacja<br />
sieci krystalicznej) i może być przyczyną<br />
jego pękania.<br />
Wszystkie opisane wyżej problemy występować<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 61
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
będą jeszcze wyraźniej podczas wzrostu kryształów<br />
o zwiększonej średnicy (Rys. 1). Wypukłość frontu<br />
(f) w osi kryształu zależy od parametrów technologicznych<br />
procesu, od średnicy rosnącego kryształu<br />
oraz jej stabilizacji (wahań). Z tym związana jest<br />
konieczność zapewnienia minimalnej (bezpiecznej)<br />
odległości rosnącego kryształu od dna tygla w trakcie<br />
procesu.<br />
3.1.1. Wypukłość frontu krystalizacji,<br />
a lokalne zmiany średnicy kryształu<br />
Na Rys. 2 widać, jak silna jest zależność pomiędzy<br />
wypukłością (f) frontu krystalizacji mierzoną dla<br />
średnicy 50 mm, a rzeczywistym kształtem kryształu<br />
o średnicy 2" otrzymanego w stosowanym układzie<br />
termicznym. Widoczny jest szybki wzrost wypukłości<br />
frontu w każdym miejscu gdzie rosła średnica<br />
kryształu (co odpowiada jednocześnie wystudzeniu<br />
cieczy w tyglu poniżej frontu). Każdorazowo też<br />
korekta temperatury podczas procesu krystalizacji<br />
doprowadzała do szybkiego powrotu do mniejszej<br />
Rys. 2. Zależność wypukłości frontu krystalizacji od lokalnych<br />
zmian średnicy kryształu.<br />
Fig. 2. Relationship between the convexity of the interface<br />
and local changes in the diameter of the crystal.<br />
wypukłości frontu.<br />
Niezależnie od średnicy kryształu istnieje tendencja<br />
zmniejszania się wypukłości frontu z długością<br />
kryształu. Związane jest to z intensywniejszym odbiorem<br />
ciepła z powierzchni kryształu opuszczającego<br />
układ termiczny i związaną z tym koniecznością<br />
zwiększania ciepła dostarczanego przez nagrzewnik<br />
dogrzewający jednocześnie tygiel z wsadem. Dodatkowym<br />
czynnikiem powodującym zmniejszanie<br />
wypukłości frontu krystalizacji jest zmiana pozycji<br />
tygla względem układu termicznego. W każdym<br />
procesie monokrystalizacji tygiel w trakcie procesu<br />
jest podnoszony i wchodzi coraz bardziej w obszar<br />
o maksymalnej temperaturze. Dokładna kontrola<br />
pozycji tygla oraz stabilizacja średnicy rosnącego<br />
kryształu jest jeszcze istotniejsza dla kryształów<br />
o większej średnicy.<br />
Po analizie dotychczasowych procesów krystalizacji<br />
wprowadzono wstępną korektę parametrów<br />
technologicznych dla otrzymania GaSb o średnicy<br />
3 cale. Zwiększona została ilość wsadu i dokonano<br />
korekty (podwyższenia) pozycji tygla względem<br />
nagrzewnika zarówno w początkowej jak i końcowej<br />
fazie procesu krystalizacji.<br />
3.1.2. Kształt frontu dla 3 calowych<br />
kryształów GaSb<br />
Powyższe zmiany dały szansę na przeprowadzenie<br />
procesu wzrostu 3-calowego kryształu przy<br />
założeniu prawidłowego oszacowania i stabilizacji<br />
średnicy rosnącego kryształu, gdyż dodatkowym<br />
utrudnieniem przy obserwacji kryształu 3-calowego<br />
w tym układzie termicznym jest przysłonięty krawędzią<br />
tygla kwarcowego front krystalizacji. Stosowany<br />
układ termiczny z jednym (bocznym) nagrzewnikiem<br />
ma pewne ograniczenia. Jednym z nich jest brak<br />
możliwości kontroli temperatury dna tygla, a drugim<br />
ze względu na małe rozmiary jest ograniczenie maksymalnej<br />
możliwej do uzyskania średnicy kryształu.<br />
Wzdłuż osi niektórych kryształów wycinano płytki<br />
testowe przeznaczone do następujących badań:<br />
- ujawnianie frontu krystalizacji (płytka o grubości<br />
5 mm, orientacji (011) przeznaczona do trawienia<br />
prążków segregacyjnych),<br />
- zbadanie rozkładu własności elektrycznych<br />
(płytka o grubości 1 mm, orientacji (011) do pomiarów<br />
hallowskich).<br />
Zbyt duża średnica kryształu (w procesie Cz-34<br />
zamiast planowanych 81 mm wynosiła 91 mm)<br />
skutkowała dużo większą wypukłością frontu krystalizacji.<br />
Po wycięciu wzdłuż osi kryształu płytki<br />
pomiarowej wytrawione zostały na płaszczyźnie<br />
(011) prążki segregacyjne ujawniając w ten sposób<br />
kształt frontu krystalizacji (Rys. 3) i potwierdzając<br />
przyczynę niepowodzenia procesu. Szczególną uwagę<br />
należy więc zwracać na utrzymanie właściwej<br />
średnicy kryształu ~ 81 mm. Poderwanie kryształu<br />
po zakończeniu procesu monokrystalizacji (Cz-35)<br />
umożliwiło ocenę wypukłości frontu w końcowej<br />
fazie procesu (wklęsły 2 mm) i dokonanie kolejnych<br />
62 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
Rys. 3. Schemat prążków segregacyjnych ujawnionych na<br />
płaszczyźnie (011) dla Cz-34.<br />
Fig. 3. Scheme of segregation lines revealed on the (011)<br />
plane for the Cz-34 GaSb crystal.<br />
korekt parametrów procesu wzrostu. Należy podkreślić<br />
fakt, że poderwanie kryształu przy dość dużej<br />
średnicy (~ 50 mm) nie spowodowało przekroczenia<br />
krytycznego stanu naprężeń w krysztale.<br />
Procesy prowadzone przy niższej (o ~ 3 mm) pozycji<br />
tygla pozwoliły na uzyskanie w końcowej części<br />
kryształu płaskiego frontu krystalizacji (Rys. 4).<br />
Umożliwiło to wyciągnięcie maksymalnej ilości<br />
wsadu - pozostawienie w tyglu poniżej 10 g (< 0,5%)<br />
- podobnie jak to było w przypadku monokryształów<br />
GaSb o średnicy 2 cale. Po ujawnieniu wypukłości<br />
frontu krystalizacji okazało się, że zgodnie z założeniem,<br />
jest on w początkowej fazie procesu dość<br />
wypukły (~ 20 mm w osi kryształu), w końcowej<br />
części walca ~ 10 mm i płaski przy końcu kryształu.<br />
Linie są bardzo regularne i w każdym miejscu ich<br />
kształt świadczy o warunkach termicznych, które<br />
powinny zapewnić wzrost monokrystaliczny.<br />
Przeprowadzono analizę procesów krystalizacji<br />
porównując wypukłość frontu krystalizacji w osi<br />
kryształów, aby określić warunki wzrostu kryształów<br />
3-calowych w tyglu o średnicy 111 mm. Do<br />
porównania (Rys. 5) wybrano kryształy o średnicy<br />
50 mm, o średnicy ~90 mm z procesu zakończonego<br />
uderzeniem o dno tygla oraz typowe kryształy 3-calowe.<br />
Dodatkowo na wykresie zaznaczono (kolorem<br />
zielonym) zmieniający się w trakcie procesu poziom<br />
stopionego wsadu w tyglu.<br />
Wypukłość frontu kryształów dwucalowych utrzymuje<br />
się na poziomie ~ 10 mm aż do 2/3 długości<br />
kryształu, następnie front zmniejsza wypukłość aż do<br />
zakończenia kryształu (nawet jeśli średnica kryształu<br />
rośnie). W przypadku kryształu o średnicy największej<br />
(~ 90 mm) wyraźnie jest widoczne, że znaczne<br />
Rys. 4. Schemat prążków segregacyjnych ujawnionych<br />
na płaszczyźnie (011) kryształu GaSb Cz-38 (po korekcie<br />
średnicy kryształu i pozycji tygla).<br />
Fig. 4. Scheme of segregation lines revealed on the (011)<br />
plane of the Cz-38 GaSb single crystal (after having corrected<br />
both the diameter of the crystal and the position of<br />
the crucible)<br />
Rys. 5. Porównanie wypukłości frontu krystalizacji dla<br />
kryształów GaSb o średnicy 3 cale (Cz-35 i Cz-38) oraz<br />
kryształów o średnicy 50 mm (Cz-29 żółty) i 90 mm (Cz-<br />
34 niebieski).<br />
Fig. 5. Comparison of the convexity of the interface for<br />
3-inch GaSb crystals (Cz-35, Cz-38) and crystals 50 mm<br />
(Cz-29 yellow) and 90 mm (Cz-34 blue) in diameter.<br />
przekroczenie zakładanej (~ 81 mm) wartości średnicy<br />
doprowadziło do tego, że wypukłość frontu równa<br />
była wysokości cieczy w tyglu po skrystalizowaniu<br />
~ 50% wsadu. Kryształy o średnicy 3" charakteryzują<br />
się frontem, którego wypukłość mierzona<br />
w osi kryształów jest największa tuż po osiągnięciu<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 63
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
założonej średnicy (i wynosi do 20 mm), w dalszej<br />
części kryształu jej wartość maleje poprzez ~ 10 mm<br />
na końcu części walcowej, aż do frontu płaskiego na<br />
końcu kryształu. Kryształy o średnicy ~ 81 mm różniły<br />
się tylko nieznacznie (~ 2 mm) średnicą części<br />
walcowej oraz sposobem zakończenia procesu (poderwanie<br />
przy średnicy ~ 50 mm lub klasyczny stożek<br />
aż do średnicy ~ 20 mm). Większa wypukłość frontu<br />
dla Cz-38 spowodowana jest niższą o 2 ÷ 3 mm<br />
pozycją tygla w procesie wzrostu kryształu oraz<br />
większą o ~ 2 mm średnicą w porównaniu z Cz-35.<br />
Różnice w przebiegu linii wykresów dla obu kryształów<br />
o średnicy 3" pokazują jak duże znaczenie ma<br />
utrzymanie równej (± 2 mm) średnicy.<br />
W porównaniu do procesów wzrostu GaSb<br />
o średnicy 2" zwiększenie ilości wsadu dało wyższy<br />
o ~ 6 mm poziom cieczy w tyglu na początku<br />
procesu, a ponadto procesy odbywały się przy wyższej<br />
pozycji tygla. Zmieniła się więc pozycja powierzchni<br />
stopionego wsadu względem nagrzewnika.<br />
W przypadku krystalizacji GaSb o średnicy 3" jest<br />
ona wyższa o ~ 9 mm zarówno na początku jak i pod<br />
koniec procesu wzrostu. Procesy odbywają się przy<br />
mniejszej prędkości obrotów kryształu (~ 6 rpm)<br />
i niższej prędkości krystalizacji (~ 9 mm/h zamiast<br />
~ 11 mm/h). Przyjęte warunki technologiczne umożliwiają<br />
lepsze odprowadzenie ciepła z powierzchni<br />
rosnącego kryształu i wyciągnięcie kryształu o stabilnej<br />
~ 81 mm średnicy. Jednocześnie pozwalają<br />
one na zachowanie bezpiecznej odległości (minimum<br />
5 mm) między rosnącym kryształem, a dnem tygla<br />
kwarcowego (Rys. 5).<br />
3.1.3. Wzrost naprężeń w domieszkowanych<br />
kryształach<br />
Korekty parametrów technologicznych pozwoliły<br />
na uzyskanie zgodnie z założeniem płaskiego frontu<br />
krystalizacji w końcowej części procesu wzrostu oraz<br />
wypukłego na każdym etapie procesu o maksymalnej<br />
wypukłości ~ 20 mm (Rys. 4 - 5). Niestety kryształy<br />
zakończone klasycznym stożkiem (tzn. zejście do<br />
średnicy ~ 20 mm przy płaskim froncie krystalizacji)<br />
pękały po wyjęciu z komory urządzenia lub<br />
podczas procesu cięcia płytek pomiarowych. Przyczyną<br />
pękania kryształów otrzymywanych metodą<br />
Czochralskiego bywa najczęściej zbyt intensywne<br />
odprowadzanie ciepła przez powierzchnię kryształu<br />
opuszczającego układ termiczny. W celu dogrzania<br />
kryształów dokonano drobnych korekt ekranowania<br />
a) Cz-35 a) Cz-38<br />
Rys. 6. Porównanie kształtu zakończenia kryształów:<br />
a) proces zakończony wcześniej (w tyglu zostało ~ 100 g<br />
wsadu), b) wsad wyciągnięty niemal do końca (zostało 8 g).<br />
Fig. 6. Comparison of the shape of crystal ends when: a)<br />
the process was finished earlier (~ 100 g charge left in<br />
the crucible), b) almost the entire charge got crystallized<br />
(~ 8 g left).<br />
bocznego, ale nie przyniosły one pożądanego rezultatu<br />
(kryształy nadal pękały pomimo obniżonych<br />
gradientów temperatury w układzie termicznym).<br />
Podczas wzrostu kryształu domieszkowanego tellurem<br />
(współczynnik segregacji ~ 0,35) gwałtownie<br />
wzrasta koncentracja domieszki w stopionym wsadzie,<br />
a zatem i w krysztale. Stąd przyczyną pękania<br />
kryształów domieszkowanych tellurem okazał się<br />
zbyt wysoki osiowy gradient koncentracji atomów<br />
domieszki w końcówce stożka dolnego rosnącego<br />
kryształu. Różne rodzaje zakończeń procesu wzrostu<br />
pokazano na (Rys. 6a - 6b). Kończąc wyciąganie<br />
kryształu przy średnicy ~ 20 mm pozostawiano<br />
w tyglu mniej niż 10 g wsadu, o bardzo wysokiej koncentracji<br />
Te. W samej końcówce kryształu koncentracja<br />
telluru była też bardzo wysoka powodując dużą<br />
deformację sieci krystalicznej i przekroczenie stanu<br />
naprężeń krytycznych (w konsekwencji - pękanie).<br />
W pękniętym krysztale, w odległości ~ 3mm od zakończenia,<br />
koncentracja elektronów gwałtownie wzrosła<br />
aż do wartości 5,9 x 10 18 cm -3 (co odpowiada koncentracji<br />
Te zdecydowanie większej niż 1 x 10 19 cm -3 ).<br />
Powyższe przypuszczenia potwierdził kryształ Cz-43<br />
zakończony celowo przy dość dużej średnicy ~ 55 mm<br />
(pozostawiono w tyglu 82 g), który nie pękał pomimo<br />
bardzo wysokiej koncentracji domieszki tellurowej<br />
dodanej do wsadu.<br />
Nasuwa się więc wniosek, że dla uniknięcia pękania<br />
kryształów domieszkowanych tellurem (zwłaszcza<br />
3-calowych) należy zakończyć proces celowo<br />
64 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
pozostawiając w tyglu przynajmniej 80 g wsadu.<br />
W ten sposób można wyeliminować drastyczny<br />
wzrost koncentracji Te w samej końcówce kryształu,<br />
a tym samym ograniczyć nadmierny wzrost<br />
naprężeń spowodowanych lokalną deformacją sieci<br />
krystalicznej.<br />
3.2. Czystość w procesach<br />
monokrystalizacji GaSb<br />
Czystość odgrywa kluczową rolę na każdym<br />
etapie otrzymywania antymonku galu ze względu na<br />
jego szczególną podatność na utlenianie [18 - 22].<br />
Największym problemem w trakcie krystalizacji<br />
jest szybko rosnąca ilość wytrąceń na powierzchni<br />
stopionego wsadu (Rys. 7a), które przyczepiając się<br />
do krystalizującego stożka mogą powodować wzrost<br />
obcych ziaren lub zbliźniaczeń. Defekty takie są<br />
szczególnie trudne do wychwycenia po przejściu na<br />
część walcową kryształu, ze względu na ograniczoną<br />
widoczność (Rys. 7c). Krystalizacja jest zakończona<br />
kiedy pozostała w tyglu stopiona część wsadu jest<br />
już niewidoczna (schowana pod kryształem).<br />
Wszystkie kryształy GaSb badane w ramach<br />
tej pracy są domieszkowane tellurem. W przypadku<br />
wykorzystania w procesach krystalizacji (jako<br />
materiał wsadowy) kawałków poprzednio otrzymanych<br />
kryształów do stopienia wsadu konieczne<br />
jest jego dużo większe przegrzanie (50 - 100 ºC<br />
powyżej temperatury, w której przeprowadzany jest<br />
proces syntezy). Wyższa temperatura w układzie<br />
termicznym powoduje uwalnianie się większej<br />
ilości zanieczyszczeń z elementów grafitowych.<br />
Wszystkie uwalniające się w komorze urządzenia<br />
zanieczyszczenia osiadają natychmiast na odsłoniętej<br />
powierzchni stopionego wsadu (Rys. 7a), pomimo<br />
dokładnego jej oczyszczenia tuż przed rozpoczęciem<br />
procesu monokrystalizacji.<br />
W przypadku wykorzystania jako materiał wsa-<br />
a) b)<br />
c) d)<br />
Rys. 7. Obserwacja procesu Cz-42: a) wytrącenia na powierzchni stopionego wsadu - tworzenie stożka ϕ ~ 40 mm,<br />
b) przejście na walec ϕ ~ 80 mm, c) końcowa faza procesu, stopiony wsad ukryty pod kryształem, d) ~ 8 g wsadu<br />
pozostało w tyglu po procesie.<br />
Fig. 7. Observation of the Cz-42 process: a) contaminations on the melt surface - crystal cone diameter ϕ ~ 40 mm,<br />
b) crystal body - diameter ϕ ~ 80 mm, c) final part of the growth process, the melt hidden under the crystal d) ~ 8 g<br />
of the charge left in the crucible.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 65
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
a) Cz-37<br />
mniej wytrąceń powstaje na powierzchni kryształów<br />
otrzymanych w procesach zintegrowanych z syntezą<br />
niż po procesach ponownego przetapiania wymagających<br />
przegrzania wsadu (Rys. 8a - b). Lepsza czystość<br />
stanowi więc wyraźną zaletę zintegrowanego<br />
procesu syntezy in situ i monokrystalizacji.<br />
W żadnym z 3-calowych kryształów nie zaobserwowano<br />
defektów w postaci drobnych ziaren<br />
o granicach niskokątowych (tzw. mozaiki). Świadczy<br />
to o prawidłowo dobranych warunkach termicznych<br />
w stosowanym układzie, zapewniających wypukły<br />
front krystalizacji. Wstawki pochodzące od przyklejonych<br />
na stożku wytrąceń miały zawsze charakter<br />
powierzchniowy.<br />
b) Cz-41<br />
Rys. 8. Widok powierzchni kryształu po: a) procesie zintegrowanym<br />
z syntezą in-situ, b) procesie krystalizacji<br />
z przetopu w tym samym układzie termicznym.<br />
Fig. 8. Surface of crystals after: a) a process integrated<br />
with in-situ synthesis, b) a growth process from a polycrystalline<br />
material in the same thermal configuration.<br />
dowy kawałków wcześniej otrzymanych kryształów<br />
wymagają one przed włożeniem do tygla obróbki<br />
zarówno mechanicznej (usunięcie pozostałości np.<br />
po procesach cięcia), jak też chemicznej (mycie<br />
i trawienia utlenionej powierzchni). Wielokrotne<br />
procesy obróbki powodują znaczące pogorszenie<br />
jakości (czystości) materiału stosowanego jako wsad.<br />
Skutkiem tego są wytrącenia zbierające się na powierzchni<br />
otrzymanych monokryształów. Znacznie<br />
4. WŁASNOŚCI OTRZYMANYCH<br />
KRYSZTAŁÓW GaSb<br />
W ramach badań przeprowadzono 8 procesów<br />
monokrystalizacji GaSb o średnicy 3 cale. Procesy<br />
prowadzone były z wykorzystaniem jako materiał<br />
wsadowy kawałków kryształów poprzednio otrzymanych.<br />
Tylko jeden proces (Cz-37) był w całości<br />
zintegrowany z syntezą in-situ (6N5 Ga i 6N Sb).<br />
Wszystkie kryształy były domieszkowane tellurem,<br />
a ilość domieszki była tak dobierana, aby uzyskać<br />
w każdym przypadku materiał typu n o koncentracji<br />
elektronów powyżej 3 x 10 17 cm -3 . Tellur<br />
dodawano w postaci uprzednio zsyntezowanego<br />
Ga 2<br />
Te 3<br />
(związek używany jako źródło domieszki<br />
tellurowej dla związków A 3 B 5 zawierających gal).<br />
Przy komponowaniu wsadu GaSb domieszkowanego<br />
tellurem wykorzystywano wyniki prac badawczych,<br />
prowadzonych w latach ubiegłych [15 -16]. Straty<br />
antymonu były uzupełniane tak aby utrzymać stechiometrię<br />
materiału. Otrzymane obecnie kryształy<br />
miały stabilną średnicę ~ 81 mm, orientację <br />
i ciężar ~ 1,9 kg. Przeprowadzane procesy cechują<br />
się bardzo dużą powtarzalnością.<br />
Standardowo, dla pomiarów własności elektrycznych<br />
i strukturalnych płytki były wycinane z początku<br />
i końca otrzymanych kryształów. Dla kilku kryształów<br />
przygotowano, oprócz standardowych, także<br />
specjalne płytki testowe w celu zbadania osiowych<br />
i radialnych rozkładów parametrów elektrycznych<br />
oraz ujawnienia kształtu frontu krystalizacji (Rys. 4).<br />
Rozmieszczenie standardowych płytek pomiarowych<br />
pokazano na Rys. 9 na przykładzie kryształu<br />
Cz-37. Z płytek tych przygotowywane były próbki<br />
o wymiarach ~ 6 x 6 mm przeznaczone do pomiarów<br />
66 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
Rys. 9. Rozmieszczenie płytek pomiarowych w kryształach<br />
GaSb o średnicy 3 cale (Cz-37).<br />
Fig. 9. Arrangement of wafers in 3-inch crystals (Cz-37)<br />
for different measurements.<br />
hallowskich (oznaczone - Hall). Sąsiednie płytki<br />
(EPD) były szlifowane i trawione w celu ujawnienia<br />
dyslokacji oraz skrajne płytki (GDMS) przeznaczone<br />
do oceny czystości i zawartości<br />
domieszek metodą spektroskopii<br />
masowej z wyładowaniem jarzeniowym<br />
(GDMS - Glow Discharge<br />
Mass Spectroscopy).<br />
4.1. Parametry elektryczne<br />
Parametry elektryczne badane<br />
były w temperaturze pokojowej<br />
oraz w temperaturze ciekłego azotu.<br />
Pomiary były wykonywane na<br />
standardowych płytkach (Rys. 9)<br />
wyciętych z początkowej i końcowej<br />
części kryształu (z centralnej<br />
części płytki oraz z jej części<br />
brzegowej). Parametry elektryczne<br />
niektórych otrzymanych kryształów<br />
zawarte są w Tab. 1.<br />
Kolorem czerwonym oznaczono<br />
w Tab. 1 wyniki dla próbek<br />
brzegowych przy pobocznym (SF)<br />
ścięciu bazowym (wg standardu<br />
SEMI) w odróżnieniu od pró-<br />
Nr<br />
kryształu<br />
Te<br />
[mg/kg]<br />
Cz-35 125<br />
Cz-37 133<br />
Cz-38 141<br />
Cz-43 177<br />
bek brzegowych z pobliża głównego (PF) ścięcia.<br />
Kolorem czarnym oznaczone są parametry próbek<br />
wyciętych z centralnej części płytki pomiarowej.<br />
Pomiary hallowskie (Tab. 1) pokazują, że zawsze<br />
w początkowej części kryształów koncentracja<br />
elektronów jest najwyższa w pobliżu pobocznego<br />
ścięcia bazowego (SF), natomiast w centralnej części<br />
płytki jest podobna jak w pobliżu głównego ścięcia<br />
(PF). W końcowej części kryształów w części centralnej<br />
koncentracja elektronów jest najmniejsza,<br />
a w pobliżu SF największa, choć różnice na obrzeżach<br />
płytki są niewielkie. Taki rozkład parametrów<br />
elektrycznych jest charakterystyczny dla płytek<br />
z kryształów GaSb domieszkowanych tellurem<br />
o orientacji (100) [16].<br />
Jeśli zmianę koncentracji nośników w domieszkowanym<br />
tellurem krysztale GaSb w porównaniu<br />
z niedomieszkowanym GaSb otrzymaną z pomiarów<br />
hallowskich podzieli się przez koncentrację Te<br />
określoną metodą GDMS, otrzyma się aktywną część<br />
domieszki. W prowadzonych wcześniej pracach<br />
stwierdzono, że dla niewielkich ilości domieszki tellurowej<br />
(~ 30 mg/kg) zmiana koncentracji nośników<br />
w porównaniu do niedomieszkowanych kryształów<br />
odpowiada niemal dokładnie koncentracji Te oznaczonej<br />
metodą GDMS, natomiast dla kryształów<br />
Położenie<br />
płytki [mm]<br />
Koncentracja [cm -3 ]<br />
(środek - brzeg PF/SF)<br />
Ruchliwość<br />
[cm 2 /Vs]<br />
Rezystywność<br />
[Wcm]<br />
300K 26 (4,89 - 3,64) x 10 17 2807 - 2526 (4,5 - 6,8) x 10 -3<br />
71 (0,61 - 1,05) x 10 18 1973 - 2280 (5,2 - 2,6) x10 -3<br />
300K 19<br />
77K 19<br />
(3,85 - 4,47) x 1017<br />
7,05 x 10 17 2749 - 2814<br />
2663<br />
(5,9 - 5,0) x10 -3<br />
3,3 x10 -3<br />
83 (1,22 - 1,85) x 10 18 2067 - 2269 (2,5 - 1,5) x10 -3<br />
(6,38 - 6,64) x 1017 4971 - 5739<br />
10,2 x 10 17 5860<br />
(2,0 - 1,6) x10 -3<br />
1,1 x10 -3<br />
83 (1,48 - 1,83) x 10 18 4922 - 6711 (8,6 - 5,1) x10 -4<br />
300K 15 (4,28 - 9,54) x 10 17 2889 - 2538 (5,1 - 2,6) x10 -3<br />
20 (6,68 - 6,61) x 10 17 2371 - 2725 (3,9 - 3,5) x10 -3<br />
56 (6,11 - 8,94) x 10 17 2314 - 2328 (4,4 - 3,0) x10 -3<br />
74 (1,18 - 1,60) x 10 18 1233 - 1924 (4,3 - 2,1) x10 -3<br />
86 (3,10 - 5,87) x 10 18 1377 - 1228 (1,5 - 1,2) x10 -3<br />
300K 10<br />
(4,70 - 4,78) x 1017 2674 - 2685<br />
8,35 x 10 17 2405<br />
(5,0 - 4,9) x10 -3<br />
3,1 x10 -3<br />
81 (1,81 - 2,20) x 10 18 2111 - 2062 (1,6 - 1,4) x10 -3<br />
Tab. 1 Parametry elektryczne 3-calowych domieszkowanych tellurem kryształów<br />
GaSb mierzone w 300 K i 77 K w centrum płytki (czarny) i na jej obrzeżach<br />
(PF/ SF).<br />
Tab. 1 Electrical parameters of the 3-inch Te-doped GaSb crystals measured<br />
at room temperature and 77 K in the center (black) and on the periphery (PF/<br />
SF) of the wafers.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 67
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
o największej zastosowanej wtedy ilości telluru<br />
(~ 135 mg/kg) zmiana ta stanowi mniej niż połowę<br />
(zaledwie 0,42) zmierzonej metodą GDMS koncentracji<br />
Te [19, 21]. W badanej serii kryształów o średnicy<br />
3 cale, zawartość Te zbadano metodą GDMS tylko<br />
dla jednego kryształu Cz-38 (żółte trójkąty na<br />
Rys. 10) i dodano dla porównania do zmierzonej<br />
koncentracji nośników. Koncentracji elektronów<br />
~ 4 x 10 17 cm -3 w początkowej części kryształu<br />
odpowiada koncentracja telluru 7,8 x 10 17 cm -3<br />
(22 ppm). W końcowej części kryształu natomiast dla<br />
koncentracji elektronów ~ 1,8 x 10 18 cm -3 zmierzono<br />
koncentrację Te 4,2 x 10 18 cm -3 (120 ppm). Zarówno<br />
w przypadku płytek z 2-calowych kryształów, jak<br />
i w aktualnej pracy otrzymujemy, że im więcej<br />
telluru, tym mniejsza jest aktywna część domieszki<br />
tellurowej [19, 21]. W przypadku kryształu Cz-38<br />
maleje ona od wartości 0,67 (dla 22 ppm Te) do<br />
0,42 na końcu kryształu (dla 120 ppm Te). Wartości<br />
te dobrze zgadzają się z zależnościami otrzymanymi<br />
w naszych wcześniejszych pracach [15 - 16] dotyczących<br />
domieszkowanych tellurem monokryształów<br />
GaSb.<br />
Otrzymane dla 3-calowych kryształów GaSb<br />
wyniki pomiarów koncentracji elektronów mierzonej<br />
wzdłuż osi obrazują wykresy na Rys. 10. Krzywe<br />
na wykresie łączą wartości koncentracji elektronów<br />
(z pomiarów hallowskich) dla płytek wyciętych<br />
z różnych miejsc w otrzymanych kryształach. Są<br />
one próbą dopasowania do otrzymanych wyników<br />
(z pomiarów hallowskich i GDMS) teoretycznych<br />
rozkładów domieszki (wg zależności Pfanna i Tillera)<br />
przy uwzględnieniu aktywnej części Te oszacowanej<br />
na podstawie wcześniejszych prac.<br />
Dla kilku wybranych kryształów (Cz-35 i Cz-<br />
38) przygotowano specjalne płytki testowe wycięte<br />
wzdłuż ich osi tak, aby ich powierzchnia była<br />
płaszczyzną (01-1), a boczna krawędź odpowiadała<br />
głównemu ścięciu bazowemu PF (Primary Flat wg<br />
standardu SEMI). Płytki te umieszczone na folii<br />
przylepnej zostały pocięte na kwadraty o bokach<br />
6 x 6 mm. W ten sposób przygotowano dla pomiarów<br />
hallowskich próbki, których rozmieszczenie<br />
w krysztale było dokładnie określone. Na podstawie<br />
zmierzonych na ww. próbkach parametrów elektrycznych<br />
zostały wykonane mapy koncentracji elektronów<br />
pokazane na Rys. 11- 12. W celu łatwiejszego<br />
porównania rozkłady pokazane są przy tej samej<br />
skali kolorystycznej, chociaż kryształy różnią się<br />
nieznacznie ilością dodanej do wsadu domieszki.<br />
W początkowej części kryształów GaSb: Te obserwowany<br />
jest lekki wzrost koncentracji elektronów,<br />
a następnie spadek do wartości niższej niż w obszarze<br />
tuż przy zarodzi (Rys. 11). Najwyraźniejszy<br />
spadek koncentracji widoczny jest do ~ 40 mm od<br />
zarodzi, w odległości 10 ÷ 20 mm od osi kryształu<br />
Rys. 10. Koncentracja elektronów wzdłuż osi kryształów<br />
GaSb:Te. Linie łączą wartości mierzone dla kryształów<br />
o numerach i ilościach dodanej do wsadu domieszki podanej<br />
w legendzie. Koncentrację Te określono dla kryształu<br />
Cz-38 metodą GDMS (żółte trójkąty).<br />
Fig. 10. Electron concentration distribution along the axis<br />
of the GaSb:Te crystals. Lines join the values obtained for<br />
crystals with numbers and Te doses provided in the legend.<br />
Tellurium concentration was estimated for the Cz-38 crystal<br />
by performing the GDMS analysis (yellow triangles).<br />
Rys. 11. Rozkład koncentracji elektronów na płaszczyźnie<br />
(011) kryształu Cz-35 (ilość telluru we wsadzie 125 mg/kg)<br />
wykonany przy wykorzystaniu programu SURFER_8.<br />
Fig. 11. Electron concentration distribution on the (011)<br />
plane of the Cz-35 crystal (tellurium dose in the charge<br />
- 125 mg/kg) measured with the use of SURFER_8<br />
software.<br />
68 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
Rys. 12. Rozkład koncentracji elektronów na płaszczyźnie<br />
(011) kryształu Cz-38 (ilość telluru we wsadzie 141mg/<br />
kg) wykonany przy wykorzystaniu programu SURFER_8.<br />
Fig. 12. Electron concentration distribution on the (011)<br />
plane of the Cz-38 crystal (tellurium dose in the charge<br />
- 141 mg/kg) measured with the use of SURFER_8<br />
software.<br />
w kierunku głównego ścięcia bazowego (PF).<br />
W dalszej części kryształu koncentracja elektronów<br />
rośnie dość równomiernie, choć w każdym przypadku<br />
jest większa na obrzeżach niż w centralnej<br />
części kryształu.<br />
Na przykładzie kryształu Cz-38 (Rys. 12) widoczne<br />
jest jeszcze wyraźniej, że początkowy wzrost<br />
koncentracji dotyczy głównie obszaru w pobliżu osi<br />
kryształu. W dalszej części znowu obserwuje się spadek<br />
koncentracji , aż do minimum w odległości ~ 35<br />
mm od zarodzi oraz ~ 20 mm od osi kryształu w kierunku<br />
PF. Widoczny jest szybszy wzrost koncentracji<br />
niż w przypadku Cz-35, zwłaszcza w brzegowych<br />
obszarach kryształu. Po zakończeniu walcowej części<br />
kryształu następuje gwałtowny wzrost koncentracji<br />
elektronów związany z coraz większą koncentracją<br />
domieszki tellurowej. Dla 76 mm od końca zarodzi<br />
koncentracja elektronów wynosi 1,8 x 10 18 cm -3 ,<br />
a Te zmierzona metodą GDMS wynosi 4,2 x 10 18 cm -<br />
3<br />
. Tuż przed końcem kryształu (86 mm) koncentracja<br />
elektronów osiąga wartość 5,9 x 10 18 cm -3 . Należy<br />
zauważyć, że w przypadku tego kryształu niemal cały<br />
wsad wyciągnięto z tygla pozostawiając w tyglu po<br />
procesie mniej niż 10 g (Rys. 7d). Koncentracja Te<br />
we wsadzie pod koniec procesu wzrostu kryształu<br />
mogła w tym przypadku znacznie przekroczyć wartość<br />
maksymalną rozpuszczalności telluru w GaSb<br />
(3 x 10 19 cm -3 ).<br />
Mapy rozkładu koncentracji elektronów opracowane<br />
dla kryształów GaSb: Te o średnicy 3 cale<br />
przypominają otrzymane na podstawie wcześniej-<br />
szych prac [16] dla dwucalowych kryształów antymonku<br />
galu. Charakterystyczne dla domieszkowania<br />
GaSb tellurem jest obniżenie koncentracji nośników<br />
w początkowej części kryształów, a następnie<br />
wzrost koncentracji elektronów zwłaszcza w części<br />
końcowej kryształu. Szczegółowe badania pokazują<br />
ponadto, że rozkład parametrów elektrycznych<br />
na płytkach o orientacji (100) nie jest izotropowy<br />
[22]. W początkowej partii kryształu najsilniejszy<br />
spadek koncentracji występuje w kierunku ,<br />
podczas gdy w kierunku koncentracja rośnie.<br />
Dla płytek wyciętych z drugiej połowy kryształu<br />
rozkłady są bardziej regularne, wartości minimalne<br />
występują zawsze w centrum płytki, a na obrzeżach<br />
są większe, ale podobne dla różnych kierunków<br />
[22]. Pomimo zaobserwowanych niejednorodności<br />
w rozkładach własności elektrycznych parametry<br />
otrzymanych przez nas kryształów GaSb domieszkowanych<br />
tellurem są porównywalne z podawanymi<br />
w ofertach handlowych przez innych producentów.<br />
Zazwyczaj oferowane kryształy charakteryzują się<br />
koncentracją elektronów z zakresu 1 ÷ 9 x 10 17 cm -3<br />
przy ruchliwości 3500 ÷ 2500 cm 2 /Vs, mierzonej<br />
w temperaturze pokojowej.<br />
4.2. Parametry strukturalne<br />
Dla większości monokryształów parametry strukturalne<br />
oceniane są na podstawie pomiaru gęstości<br />
dyslokacji (EPD - Etch Pit Density). Rozmieszczenie<br />
punktów pomiarowych dla płytek o orientacji (100)<br />
oraz (111) przy standardowej gęstości dyslokacji<br />
ujęte jest w normy (Rys. 13). Dla monokryształu<br />
podawana jest średnia (z 9 punktów pomiarowych)<br />
gęstość dyslokacji. W przypadku monokryształów<br />
niskodyslokacyjnych konieczne jest zliczanie jamek<br />
Rys. 13. Schemat rozkładu punktów do pomiaru EPD na<br />
płytkach (100) i (111).<br />
Fig. 13. Typical arrangement of the points on the (100)<br />
and (111) wafers for the EPD measurement.<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 69
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
Rys. 14. Schemat rozmieszczenia punktów przy pomiarze<br />
EPD dla niskodyslokacyjnych płytek GaSb o średnicy<br />
3 cale i orientacji (100).<br />
Fig. 14. Arrangement of the points on the 3-inch low-<br />
-dislocation density (100) oriented GaSb wafers for the<br />
EPD measurement.<br />
trawienia z większej ilości punktów (nawet 64).<br />
Ujawnianie dyslokacji na płaszczyźnie (100)<br />
w przypadku GaSb nie jest łatwe. Antymonek galu<br />
jest materiałem stosunkowo miękkim. Płytki wycięte<br />
w celu ujawnienia obrazu dyslokacji koniecznie muszą<br />
zostać wyszlifowane w celu usunięcia warstwy<br />
uszkodzonej o grubości conajmniej 80 μm. Kolejnym<br />
etapem przygotowania jest polerowanie chemiczne<br />
i natychmiast po wypłukaniu, trawienie ujawniające<br />
dyslokacje. Ważne jest jak najszybsze przeprowadzenie<br />
trawienia chemicznego, gdyż GaSb bardzo łatwo<br />
ulega utlenieniu, nawet w temperaturze pokojowej.<br />
Tlenki blokują działanie mieszanki trawiącej i często<br />
uniemożliwiają uzyskanie wyraźnego obrazu dyslokacji.<br />
Dodatkowo jamki dyslokacyjne wytrawione<br />
na płaszczyźnie (100) mają niewielkie wymiary<br />
(~ 20 μm), co bardzo utrudnia ich zliczanie. Procedury<br />
ujawniania dyslokacji i chemicznego trawienia<br />
zastosowane w tej pracy omówione zostały we<br />
wcześniejszych pracach dotyczących GaSb [18 - 20].<br />
Monokryształy GaSb charakteryzują się dość<br />
niską gęstością dyslokacji (rzędu 10 3 cm -2 ).<br />
W takim przypadku należy więc zastosować pomiar<br />
wielopunktowy. Wartości EPD dla monokryształów<br />
GaSb: Te o średnicy 3 cale otrzymanych w tej pracy<br />
podane są w oparciu o zliczanie jamek trawienia z 49<br />
punktów rozmieszczonych na płytce według schematu<br />
przedstawionego na Rys. 14. Dla standardowych<br />
Rys. 15. Średnie wartości gęstości dyslokacji na płytkach<br />
z 3-calowych kryształów GaSb o podobnym profilu (średnica<br />
~ 81 mm).<br />
Fig. 15. Average values of etch pit density on wafers -<br />
obtained from 3-inch GaSb crystals with a similar profile<br />
(diameter ~ 81 mm).<br />
płytek pomiarowych obliczono średnie wartości<br />
gęstości dyslokacji (EPD) na podstawie pomiaru<br />
wielopunktowego. Otrzymane wyniki przedstawiono<br />
na Rys. 15 w funkcji położenia płytki pomiarowej<br />
(odległości od zarodzi). Na wykresie pokazany został<br />
również typowy profil średnicy kryształu 3-calowego<br />
GaSb (rzeczywiste profile otrzymanych kryształów<br />
były bardzo podobne – Rys. 4 i Rys. 9). W końcowej<br />
części stożka (~15 mm od zarodzi na Rys. 15)<br />
widoczny jest stosunkowo wysoki poziom EPD<br />
(2 ÷ 3 x 10 3 cm -2 ) związany wysokimi naprężeniami<br />
w szybko rozszerzającym się krysztale. Po przejściu<br />
na część walcową gęstość dyslokacji maleje<br />
zazwyczaj do wartości poniżej 2 x 10 3 cm -2 . W dalszej<br />
walcowej części kryształu EPD nie przekracza<br />
2 x 10 3 cm -2 , ale na płytkach wyciętych ze stożkowego<br />
zakończenia kryształu gęstość dyslokacji szybko<br />
rośnie (do 4 x 10 3 cm -2 ) prawdopodobnie wskutek<br />
naprężeń spowodowanych obecnością dużej ilości<br />
atomów domieszki (Te).<br />
Na Rys. 16 przedstawiono przykładowe mapy<br />
rozkładu EPD przygotowane dla płytek z początku<br />
i końca monokryształu Cz-38 (przy zastosowaniu<br />
schematu rozmieszczenia punktów pomiarowych jak<br />
na Rys. 14). Maksymalne zagęszczenia dyslokacji<br />
w początkowej części kryształu (18 mm od zarodzi)<br />
występują na brzegach płytki w kierunkach <br />
i . Jest to charakterystyczny rozkład EPD na<br />
płytkach o orientacji (100). Na płytce z końca krysz-<br />
70 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
a) 18mm od zarodzi – 2090 cm -2 b) 69 mm od zarodzi – 2210 cm -2<br />
Rys. 16. Przykładowe mapy rozkładu EPD na płytkach o orientacji (100) z kryształu Cz 38 na podstawie zliczeń jamek<br />
trawienia: a) na początku i b) na końcu kryształu.<br />
Fig. 16. EPD distribution across the (100) oriented wafers obtained from the Cz-38 crystal estimated by etch pit counting:<br />
a) at the beginning and b) at the end of the crystal body.<br />
tału maksymalne zagęszczenie dyslokacji występuje<br />
również na brzegach płytki, ale w kierunku <br />
odpowiadającym pobocznemu ścięciu bazowemu<br />
(wg standardu SEMI – Rys. 13). W tym obszarze<br />
płytek GaSb domieszkowanych tellurem występuje<br />
zazwyczaj maksymalna koncentracja elektronów.<br />
Średnia gęstość dyslokacji dla 3-calowej płytki<br />
GaSb: Te wynosi ~ 2 x 10 3 cm -2 i jest jest zbliżona<br />
do wartości mierzonej w kryształach GaSb o średnicy<br />
2 cale.<br />
5. PODSUMOWANIE WYNIKÓW<br />
BADAŃ<br />
Opracowane zostały warunki technologiczne<br />
otrzymywania metodą Czochralskiego monokryształów<br />
GaSb o średnicy 3" w niskociśnieniowym urządzeniu<br />
przy wykorzystaniu układu termicznego stosowanego<br />
dotychczas do otrzymywaniu monokryształów<br />
GaSb o średnicy 2 cale. Dużym utrudnieniem<br />
jest narastająca w czasie procesu monokrystalizacji<br />
ilość wytrąceń na powierzchni stopionego wsadu.<br />
Zjawisko to nasila się po przegrzaniu koniecznym do<br />
stopienia materiału wsadowego. Dodatkowo drgania<br />
mechaniczne i fluktuacje temperatury występujące<br />
w urządzeniu mogą być powodem wzrostu defektów<br />
(łuki, wstawki). Stosowanie wysokiej czystości<br />
materiałów wsadowych (gal, antymon) oraz wodoru<br />
jest koniecznym warunkiem dla procesu monokrystalizacji.<br />
Przeprowadzone badania pozwalają na<br />
wyciągnięcie następujących wniosków:<br />
1. Stwierdzono, że w urządzeniu GK2 w układzie<br />
termicznym stosowanym dotychczas do otrzymywania<br />
2-calowych monokryształów GaSb przy załadunku<br />
~ 1960 g można uzyskać kryształ o stabilnej<br />
średnicy ~ 81 mm i ciężarze ~ 1,9 kg. Kształt front<br />
ukrystalizacji w każdym etapie wzrostu kryształu<br />
jest wypukły. Układ zapewnia odpowiednie warunki<br />
termiczne dla wzrostu monokrystalicznego.<br />
2. Dla otrzymania 3-calowych monokryształów<br />
należy stosować zintegrowany proces syntezy in-situ<br />
i monokrystalizacji. Poprawia to czystość wsadu<br />
w trakcie procesu dając większe prawdopodobieństwo<br />
uzyskania monokryształu. Zintegrowany proces<br />
syntezy i monokrystalizacji jest również korzystny<br />
ze względów ekonomicznych, koszty są obniżane<br />
również poprzez ograniczenie ilości etapów technologicznych<br />
towarzyszących wytwarzaniu monokryształu.<br />
3. W celu uniknięcia przekroczenia naprężeń<br />
krytycznych w przypadku monokryształów GaSb<br />
domieszkowanych tellurem należy kończyć proces<br />
monokrystalizacji pozostawiając w tyglu ~ 80 g<br />
(4%) wsadu.<br />
4. Stwierdzono, że dla kryształów GaSb: Te<br />
o średnicy 3 cale rozkłady koncentracji elektronów<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 71
Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku galu o średnicy 3"...<br />
zarówno na płytce jak i rozkłady osiowe są podobne<br />
do obserwowanych dla kryształów dwucalowych.<br />
Na płytkach o orientacji (100) występuje charakterystyczny<br />
anizotropowy rozkład koncentracji elektronów.<br />
Wyraźne różnice w radialnym rozkładzie<br />
koncentracji elektronów występują w kierunkach<br />
, oraz . W rozkładach osiowych<br />
koncentracji elektronów występuje obniżenie<br />
wartości koncentracji elektronów w początkowej<br />
części kryształów.<br />
5. Średnia gęstość dyslokacji na płytkach o średnicy<br />
3 cale i orientacji (100) wynosi ~ 2 x 10 3 cm -2 .<br />
Stwierdzono wpływ koncentracji domieszki (Te) na<br />
rozkład gęstości dyslokacji na płytkach z końcowej<br />
części kryształu.<br />
LITERATURA<br />
[ 1] Milnes A.G., Polyakov A.Y.: Review – Gallium antimonide<br />
device related properties, Solid State Electr.,<br />
1993, 36, 803-818<br />
[ 2] Doerschel J., Geissler U.: Characterization of extended<br />
defects in highly Te-doped GaSb single<br />
crystals grown by the Czochralski technique, J. Cryst.<br />
Growth, 1992, 121, 781-789<br />
[ 3] Tsang W.T., Chiu T.H., Kisker W., Ditzenberger J.A.:<br />
Molecular beem epitaxial growth of In 1-x<br />
Ga x<br />
As 1-y<br />
Sb y<br />
lattice matched to GaSb, Appl. Phys. Lett., 1985, 46,<br />
283-285<br />
[ 4] Lee H., York P.K., Menna R.J., Martinelli R.U.,<br />
Garbuzov D., Narayan S.Y.: 2,78 μm InGaSb/Al-<br />
GaSb multiple quantum-well lasers with metastable<br />
InGaAsSb wells grown by molecular beem epitaxy,<br />
J. Cryst. Growth, 1995, 150, 1354-1357<br />
[ 5] Garbuzov D.Z., Martinelli R.U., Menna R.J., York<br />
P.K., Lee H., Narayan S.Y., Connolly J.C.: 2.7-μm<br />
InGaAsSb/AlGaAsSb laser diodes with continous-<br />
-wave operation up to – 39 °C, Appl. Phys. Lett.,<br />
1995, 67, 1346-1348<br />
[ 6] Ducanchez A., Cerutti L., Grech P., Genty F., Tournie<br />
E.: Mid-infrared GaSb-based EP-VCSEL emitting at<br />
2.63 μm, Electr. Lett., 2009, 45, 265-267<br />
[ 7] Motyka M., i in.: Optical properties of GaSb-based<br />
type II quantum wells as the active region of midinfrared<br />
interband cascade lasers for gas sensing<br />
applications, Appl. Phys. Lett., 2009, 94, 251901<br />
[ 8] Lackner D., i in: Growth of InAsSb/InAs MQWs on<br />
GaSb for mid-IR photodetector applications, J. Cryst.<br />
Growth, 2009, 311, 3563-3567<br />
[ 9] Anikeev S., Donetsky D., Belenky G., Luryi S.,<br />
Wang C.A., Borrego J.M., Nichols G.: Measurement<br />
of the Auger recombination rate in p-type 0.54 eV<br />
GaInAsSb by time resolved photoluminescence, Appl.<br />
Phys. Lett., 2003, 83, 3317-3319<br />
[10] Luca S., Santailler J.L., Rothman J., Belle J.P., Calvat<br />
C., Basset G., Passero A., Khvostikov V.P., Potapovich<br />
N.S., Levin R.V.: GaSb crystals and wafers for<br />
photovoltaic devices, J. Sol. Ener. Eng., 2007, 129,<br />
304-313<br />
[11] Khvostikov V.P., Santailler J.L, Rothman J., Bell<br />
J.P., Couchaud M., Calvat C., Basset G., Passero A.,<br />
Khvostikova O.A., Shvarts M.Z.: Thermophotovoltaic<br />
GaSb Cells Fabrication and Characterization, AIP<br />
Conf. Proc., 2007, 890, 198-207<br />
[12] Afrailov M.A., Andreev I.A., Kunitsyna E.V., Mikhailova<br />
M.P., Yakovlev Y.P., Erturk K.: Gallium antimonide-based<br />
photodiodes and thermophotovoltaic<br />
devices, AIP Conf. Proc., 2007, 899, 447-448<br />
[13] Dutta P.S., Bhat H.L.: The physics and technology<br />
of gallium antimonide: An emerging optoelectronic<br />
material, J. Appl. Phys., 1997, 81, 5821-5870<br />
[14] Mirowska A. i in.: Dobór warunków wzrostu monokryształów<br />
antymonku galu (GaSb) o orientacji<br />
oraz metodą Czochralskiego, 2008,<br />
sprawozdanie z pracy statutowej <strong>ITME</strong><br />
[15] Mirowska A. i in.: Opracowanie metody otrzymywania<br />
monokryształów i płytek GaSb domieszkowanych<br />
na typ n oraz typ p, 2009, sprawozdanie z pracy<br />
statutowej <strong>ITME</strong><br />
[16] Mirowska A. i in.: Badanie jednorodności rozkładu<br />
własności fizycznych monokryształów GaSb domieszkowanych<br />
tellurem, 2010, sprawozdanie z pracy<br />
statutowej <strong>ITME</strong><br />
[17] Mirowska A. i in.: Opracowanie warunków otrzymywania<br />
monokryształów GaSb o średnicy 3” metodą<br />
Czochralskiego, 2011, sprawozdanie z pracy statutowej<br />
<strong>ITME</strong><br />
[18] Mirowska A., Orłowski W., Bańkowska A., Hruban<br />
A.: Dobór warunków wzrostu monokryształów antymonku<br />
galu w kierunku oraz metodą<br />
Czochralskiego, Mat. Elektron., 2009, 37/2, 3-15<br />
[19] Mirowska A., Orłowski W.: Domieszkowanie monokryształów<br />
antymonku galu na typ przewodnictwa n<br />
oraz na typ p, Mat. Elektron., 2010, 38/1, 17-32<br />
[20] Mirowska A., Orłowski W., Bańkowska A.: Monokryształy<br />
antymonku galu (GaSb) otrzymane metodą<br />
Czochralskiego, Elektronika, 2010, 1, 53-55<br />
[21] Mirowska A., Orłowski W., Piersa M.: Jednorodność<br />
własności elektrycznych monokryształów antymonku<br />
galu domieszkowanych tellurem, Mat. Elektron.,<br />
2011, 39/4, 3-21<br />
[22] Mirowska A., Orłowski W.: Influence of growth conditions<br />
and doping on physical properties of gallium<br />
antimonide single crystals, Acta Physica Polonica A,<br />
2012, 122/6, 1111-1114<br />
[23] Stepanek B., Sestakova V., Sestak J.: Analiza porów-<br />
72 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
A. Mirowska, W. Orłowski<br />
nawcza monokryształów GaSb otrzymanych różnymi<br />
metodami, Nieograniczeskie Mat., 1993, 29, 1210-<br />
1215<br />
[24] Meinardi F., Parisini A., Tarricone L.: A study of the<br />
electrical properties controlled by residual acceptors<br />
in gallium antimonide, Semicond. Sci. Technol., 1993,<br />
8, 1985-1922<br />
[25] Hakala M., Puska M.J., Nieminen R.M.: Native<br />
defects and self-diffusion in GaSb, J. Appl. Phys.,<br />
2002, 91, 4988-4994<br />
[26] Ling C.C., Lui M.K., Ma S.K., Chen X.D., Fung S.,<br />
Beling C.D.: Nature of the acceptor responsible for<br />
p-type conduction in liquid encapsulated Czochralski-grown<br />
undoped gallium antimonide, Appl. Phys.<br />
Lett., 2004, 85, 384-386<br />
[27] Lui M.K., Ling C.C.: Liquid encapsulated Czochralski<br />
grown undoped p-type gallium antimonide<br />
studied by temperature-dependent Hall measurement,<br />
Semicond. Sci. Technol., 2005, 20, 1157-1161<br />
[28] Hayakawa Y., Saitou Y., Sugimoto Y., Kumagawa<br />
M.: Analysis of impurity concentration distributions<br />
in pulled semiconductor crystals, J. El. Mat., 1990,<br />
19, 145-149<br />
[29] Mimkes J., Sestakova V., Nassr K.M., Lubbers M.,<br />
Stepanek B.: Diffusion mobility and defect analysis<br />
in GaSb, J. Cryst. Growth, 1998, 187, 355-362<br />
[30] Sunder W.A., Barns R.L., Kometani T.Y., Parsey J.M.,<br />
Laudise R.A.: Czochralski growth and characterization<br />
of GaSb, J. Cryst. Growth, 1986, 78, 9-18<br />
[31] Velazquez-Hernandez R., Garcia-Rivera R., Rodriguez-Garcia<br />
M.E., Jimenez-Sandoval S., Mendoza-<br />
-Alvarez J.G., Garcia J.A.: Photothermal, photocaccier<br />
and Raman characterization of Te-doped GaSb,<br />
J. Appl. Phys., 2007, 101, 023105<br />
[32] Milvidskaya A.G., Polyakov A.Y., Kolchina G.P.,<br />
Milnes A.G., Govorkov A.V., Smirnov N.B., Tunitskaya<br />
I.V.: The properties of heavily compensated<br />
high resistivity GaSb crystals, Mat. Sci. Eng., 1994,<br />
B22, 279-282<br />
[33] Stepanek B., Sourek Z., Sestakova V., Sestak J., Kub<br />
J.: Study of low Te-doped GaSb single crystals, J.<br />
Cryst. Growth, 1994, 135, 290-296<br />
[34] Sestakova V., Stepanek B.: Doping of GaSb single<br />
crystals with various elements, J. Cryst. Growth,<br />
1995, 146, 87-91<br />
[35] Dutta P.S., Prasad V., Bhat H.L.: Carrier compensation<br />
and scattering mechanisms in p-GaSb, J. Appl. Phys.,<br />
1996, 80, 2847-2853<br />
[36] Danilewsky A.N., Lauer S., Meinhardt J., Benz K.W.,<br />
Kaufmann B., Hofmann R., Dornen A.: Growth and<br />
characterization of GaSb bulk crystals with low acceptor<br />
concentration, J. El. Mat., 1996, 25, 1082-1087<br />
[37] Pino R., Ko Y., Dutta P.S.: Native defect compensation<br />
in III-antimonide bulk substrates, Int. J. High<br />
Speed Electr. Syst., 2004, 14, 658-663<br />
[38] Hurle D.T.J., Rudolph P.: A brief history of defect<br />
formation, segregation, faceting and twinning in melt<br />
grown semiconductors, J. Cryst. Growth, 2004, 264,<br />
550-564<br />
[39] Ohmori Y., Sugii K., Akai S., Matsumoto K.: LEC<br />
growth of Te-doped GaSb single crystals with uniform<br />
carrier concentration distribution, J. Cryst. Growth,<br />
1982, 60, 79-85<br />
[40] Pfann W.G., J. Metals, 1952, 194, 747<br />
[41] Dutta P.S., Ostrogsky A.: Nearly diffusion controlled<br />
segregation of tellurium in GaSb, J. Cryst. Growth,<br />
1998, 191, 904-908<br />
[42] Tiller W.A., Jackson K.A., Rutter J.W., Chalmers B.:<br />
The redistribution of solute atoms during the solidification<br />
of metals, Acta Met., 1953, 1, 428<br />
[43] Nakamura T., Nishinaga T., Ge P., Huo C.: Distribution<br />
of Te in GaSb grown by Bridgman technique<br />
under microgravity, J. Cryst. Growth, 2000, 211,<br />
441-445<br />
[44] Sestakova V., Stepanek B., Sestak J.: Te-doped GaSb<br />
crystals grown in ionized hydrogen atmosphere, J.<br />
Cryst. Growth, 1997, 181, 290-292<br />
[45] Dutta P.S., Ostrogorsky A.G.: Segregation of tellurium<br />
in GaSb single crystals and associated diffusion coefficient<br />
in the solute layer, J. Cryst. Growth, 1999,<br />
197, 749-754<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 73
BIULETYN PTWK<br />
BIULETYN<br />
POLSKIEGO TOWARZYSTWA WZROSTU<br />
KRYSZTAŁÓW (PTWK)<br />
POLISH SOCIETY FOR CRYSTAL GROWTH<br />
2012<br />
Zarząd Główny PTWK<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa<br />
Tel: +48 22 8349949; Fax: +48 22 8645496<br />
NIP: 1181485963<br />
REGON: 350023547<br />
Internet: www.ptwk.org.pl<br />
Prezes: prof. dr hab. Ewa Talik<br />
Uniwersytet Śląski<br />
e-mail: Ewa.Talik@us.edu.pl<br />
Sekretarz: dr Katarzyna Racka<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
e-mail: Katarzyna.Racka@itme.edu.pl<br />
Konto PTWK: Bank Millennium S.A.<br />
23 11602202 0000 0000 1235 1497<br />
Działalność<br />
Polskiego TOWARZYSTWA Wzrostu Kryształów<br />
w 2012 r.<br />
Zarząd Główny Polskiego TOWARZYSTWA Wzrostu Kryształów (PTWK)<br />
w kadencji 2010 – 2013:<br />
Prof. Ewa Talik – Prezes, Prof. Wojciech Sadowski – Eksprezes, Prof. Dorota Pawlak – Prezes elekt,<br />
Dr Katarzyna Racka – Sekretarz Naukowy, Dr Paweł Zajdel – Sekretarz Techniczny,<br />
Dr Monika Oboz – Skarbnik, Prof. Stanisław Krukowski – Przewodniczący Sekcji Kryształów Objętościowych,<br />
Prof. Michał Leszczyński – Przewodniczący Sekcji Mikrostruktur,<br />
Dr Ludwika Lipińska – Przewodnicząca Sekcji Nanokryształów,<br />
Prof. Jolanta Prywer – Przewodnicząca Sekcji Biokrystalizacji.<br />
Polskie Towarzystwo Wzrostu Kryształów przyczyniło<br />
się do wydawnictwa materiałów pokonferencyjnych,<br />
po Niemiecko-Polskiej Konferencji<br />
Wzrostu Kryształów ,,GPCCG-2011”, która odbyła<br />
się w dniach 15-18.03.2011 r. we Frankfurcie/Słubicach.<br />
Materiały ukazały się drukiem na początku<br />
marca 2012 r. w specjalnym numerze czasopisma<br />
naukowego Crystal Research and Technology (vol.<br />
47, issue 3; wydawnictwo Wiley-VCH). Koszty<br />
druku materiałów pokonferencyjnych zostały pokryte<br />
z dotacji przyznanej PTWK przez Ministerstwo Nauki<br />
i Szkolnictwa Wyższego (MNiSW), w ramach<br />
grantu na dofinansowanie organizacji konferencji<br />
,,GPCCG-2011”.<br />
W 2012 r. PTWK poczyniło szereg starań o to,<br />
by rok 2013 został uznany Rokiem profesora Jana<br />
Czochralskiego. W kwietniu 2012 r. Prezes PTWK<br />
– prof. Ewa Talik, oraz założycielka PTWK – prof.<br />
Anna Pajączkowska, uczestniczyły w spotkaniu<br />
i rozmawiały o tej sprawie z przedstawicielką Komisji<br />
Sejmowej – posłanką Iwoną Śledzińską - Katarasińską<br />
(Przewodniczącą Komisji Kultury i Środków<br />
Przekazu). Prof. Ewa Talik przedstawiła wtedy listy<br />
poparcia, które otrzymała od wielu osób ze świata<br />
nauki, w odpowiedzi na rozesłany wcześniej list,<br />
z podkreśleniem zasług prof. Jana Czochralskiego,<br />
jako wybitnego polskiego naukowca. W październiku<br />
2012 r. PTWK przygotowało wniosek o ustanowienie<br />
roku 2013 Rokiem prof. Czochralskiego i wystąpiło<br />
z nim do Sejmu RP. Starania PTWK w ww. sprawie<br />
zwieńczył sukces – Sejm RP ogłosił prof. Czochralskiego<br />
Patronem roku 2013 uchwałą z dn. 7 grudnia<br />
2012 r.<br />
Sekretarz Naukowy PTWK, dr Katarzyna Racka,<br />
74 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
BIULETYN PTWK<br />
brała czynny udział w organizacji dwóch ważnych<br />
wydarzeń naukowych – Sympozjum Naukowego<br />
oraz wystawy w Sejmie RP, poświęconych prof.<br />
Czochralskiemu.<br />
Sympozjum, zorganizowane przez PTWK oraz<br />
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
(<strong>ITME</strong>), odbyło się w <strong>ITME</strong>, w dn. 24 października<br />
2012 r. Miało ono na celu popularyzację osoby oraz<br />
osiągnięć naukowych prof. Czochralskiego.<br />
W listopadzie 2012 r. rozpoczęły się starania<br />
PTWK o uzyskanie zgody Marszałek Sejmu – Ewy<br />
Kopacz, na zorganizowanie w Sejmie RP wystawy<br />
poświęconej życiu i dziełu prof. Czochralskiego.<br />
Wystawa odbędzie się w dniach 6-8 lutego 2013 r.,<br />
a jej organizatorami będą: PTWK, <strong>ITME</strong>, Politechnika<br />
Warszawska oraz Urząd Miejski w Kcyni.<br />
Patronat nad wystawą objęło MNiSW.<br />
W 2012 r. Zarząd PTWK wykonywał prace<br />
związane z organizacją dwóch ważnych wydarzeń<br />
naukowych, które będą miały miejsce w roku 2013 –<br />
Międzynarodowej Konferencji Wzrostu Kryształów<br />
,,ICCGE-17" (odbędzie się ona w dn. 11-16.08.2013,<br />
w Warszawie) oraz Międzynarodowej Szkoły Wzrostu<br />
Kryształów ,,ISSCG-15" (odbędzie się ona w dn.<br />
04-10.08.2013, w Gdańsku).<br />
W 2012 r. PTWK wystąpiło z inicjatywą przetłumaczenia<br />
na język angielski książki o prof. Czochralskim,<br />
pt.: ,,Powrót. Rzecz o Janie Czochralskim",<br />
autorstwa dr. P. E. Tomaszewskiego. Brało także<br />
czynny udział w pozyskaniu środków finansowych<br />
na tłumaczenie i wydawnictwo w/w książki. Dzięki<br />
przetłumaczonej książce możliwa będzie popularyzacja<br />
osoby prof. Czochralskiego wśród zagranicznych<br />
gości, którzy w sierpniu 2013 r. będą uczestniczyć<br />
w organizowanych przez PTWK – Konferencji ,,IC-<br />
CGE-17" i Szkole ,,ISSCG-15".<br />
Zawartość strony internetowej PTWK (www.<br />
ptwk.org.pl), zarządzanej przez Sekretarza Technicznego<br />
PTWK, dr Pawła Zajdla, była w 2012 r.<br />
na bieżąco uaktualniania, w miarę otrzymywania<br />
nowych materiałów.<br />
W 2013 r. upływa kadencja obecnego Zarządu<br />
Głównego PTWK. Nowe władze Towarzystwa zostaną<br />
wybrane w sierpniu br., na Walnym Zebraniu<br />
członków PTWK.<br />
Sympozjum Naukowe<br />
poświęcone PAMIĘCI profesora Jana Czochralskiego<br />
Sympozjum Naukowe, poświęcone pamięci<br />
profesora Jana Czochralskiego odbyło się w Instytucie<br />
Technologii Materiałów Elektronicznych<br />
(<strong>ITME</strong>) w dniu 24 października 2012 r. Zostało<br />
ono zorganizowane przez Polskie Towarzystwo<br />
Wzrostu Kryształów (PTWK) oraz <strong>ITME</strong>. Sympozjum<br />
miało na celu popularyzację osoby oraz<br />
osiągnięć naukowych profesora Czochralskiego,<br />
w świetle podjętych przez różne środowiska naukowe<br />
(m.in.: PTWK, Instytuty PAN, Towarzystwa<br />
Chemików, Fizyków oraz Sejmiku Województwa<br />
Kujawsko - Pomorskiego) starań o to, by rok 2013<br />
został uznany przez Sejm RP – Rokiem prof. Czochralskiego.<br />
W Sympozjum uczestniczyli zaproszeni goście<br />
oraz pracownicy <strong>ITME</strong> (ogółem 44 osoby). Wśród<br />
przybyłych na Sympozjum znaleźli się przedstawiciele:<br />
uczelni wyższych (Politechniki Warszawskiej,<br />
Politechniki Gdańskiej, Politechniki Poznańskiej),<br />
placówek i instytutów naukowych (Centrum Nauki<br />
Kopernik, Instytutu Fizyki PAN, Unipressu PAN,<br />
Instytutu Niskich Temperatur i Badań Strukturalnych<br />
PAN we Wrocławiu), jak również grupa osób<br />
z Kcyni, rodzimego miasta profesora Czochralskiego.<br />
W Sympozjum uczestniczyli m.in.: Jego Magnificencja<br />
Rektor Politechniki Warszawskiej – prof.<br />
Jan Szmidt, Prodziekan ds. Nauki Wydziału Fizyki<br />
Technicznej Politechniki Poznańskiej – Prof. Ryszard<br />
Czajka, Dyrektor Unipress PAN – Prof. Izabella<br />
Grzegory, Prezes Polskiego Towarzystwa Badań<br />
Materiałowych – Prof. Andrzej Mycielski, Dyrektor<br />
Centrum Nauki Kopernik – Robert Firmhofer, Wicedyrektor<br />
Centrum Nauki Kopernik – Irena Cieślińska,<br />
Redaktor Gazety Wyborczej – Piotr Cieśliński<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 75
BIULETYN PTWK<br />
oraz przedstawiciele z miasta Kcynia: Burmistrz –<br />
Piotr Hemmerling, Dyrektor Szkoły Podstawowej im.<br />
J. Czochralskiego – Michał Poczobutt, nauczyciel –<br />
Jan Kurant, uczniowie Liceum Ogólnokształcącego<br />
im. Karola Libelta – Miłosz Frasz i Maciej Poraj,<br />
oraz Anna Duda-Nowicka z Urzędu Miejskiego.<br />
W trakcie Sympozjum była możliwość zakupu<br />
dwóch książek – biografii prof. Czochralskiego, pt.:<br />
,,Powrót. Rzecz o Janie Czochralskim”, autorstwa dr<br />
Pawła Tomaszewskiego (był on uczestnikiem Sympozjum)<br />
oraz tomiku poezji prof. Czochralskiego, pt.:<br />
,,MAJA powieść miłosna”, z utworami zebranymi<br />
również przez dr. Pawła Tomaszewskiego.<br />
Sympozjum otworzył Dyrektor <strong>ITME</strong> – dr Zygmunt<br />
Łuczyński. W programie Sympozjum znalazły<br />
się kolejno trzy referaty:<br />
• „Powrót z zapomnienia” – profesor Anny Pajączkowskiej<br />
z Instytutu Technologii Materiałów<br />
Elektronicznych;<br />
• „Jan Czochralski: life, works, accomplishments”<br />
– profesora Roberto Fornari’ego, Dyrektora Instytutu<br />
Wzrostu Kryształów w Berlinie i Przewodniczącego<br />
Międzynarodowej Organizacji Wzrostu Kryształów;<br />
• „Metoda Czochralskiego” – profesor Ewy Talik<br />
z Uniwersytetu Śląskiego, Prezes Polskiego Towarzystwa<br />
Wzrostu Kryształów.<br />
Po referatach, w dalszej części Sympozjum<br />
odbyła się dyskusja, w trakcie której mówiono<br />
o konieczności podejmowania dalszych działań,<br />
mających na celu popularyzację osoby profesora<br />
i jego osiągnięć naukowych. Jako pierwszy zabrał głos<br />
w dyskusji Burmistrz Kcyni – Piotr Hemmerling,<br />
który podziękował za dotychczasowe przedsięwzięcia<br />
mające na celu popularyzację profesora.<br />
Szczególne podziękowania Burmistrz skierował do<br />
prof. Anny Pajączkowskiej, która jest honorową obywatelką<br />
miasta Kcyni i została odznaczona medalem<br />
osoby zasłużonej dla gminy Kcynia. Burmistrz Piotr<br />
Hemmerling podziękował także Dyrektorowi <strong>ITME</strong><br />
– dr. Zygmuntowi Łuczyńskiemu za popularyzację<br />
Osoby prof. Czochralskiego i w imieniu społeczności<br />
kcyńskiej wręczył mu album książkowy wraz<br />
z materiałami promocyjnymi miasta Kcyni, które<br />
w 2012 r. obchodziło uroczystość 750-lecia nadania<br />
praw miejskich.<br />
Następnie głos w dyskusji zabrał prof. Mirosław<br />
Nader z Politechniki Warszawskiej, który<br />
w lutym 2011 r. został powołany przez ówczesnego<br />
Rektora PW – prof. Włodzimierza Kurnika, na<br />
członka Komisji Historycznej do zbadania prawdy<br />
o prof. Czochralskim. Profesor Nader opowiedział<br />
o swoich poszukiwaniach dokumentów dotyczących<br />
prof. Czochralskiego w Archiwum Instytutu Pamięci<br />
Narodowej, Centralnego Archiwum Wojskowego<br />
i Archiwum Akt Nowych. W świetle zebranych<br />
materiałów, świadczących o patriotycznej postawie<br />
profesora i zadających tym samym kłam wcześniejszym<br />
pomówieniom o jego kolaborację z Niemcami,<br />
Senat Politechniki Warszawskiej, uchwałą z dnia<br />
29 czerwca 2011 r., przywrócił dobre imię profesorowi<br />
Czochralskiemu i należne mu miejsce w społeczności<br />
akademickiej Politechniki Warszawskiej,<br />
z której został wykluczony w 1945 r.<br />
W dalszej części dyskusji głos zabrała Wicedyrektor<br />
Centrum Nauki Kopernik (CNK) – Irena<br />
Cieślińska, która wyraziła chęć i gotowość CNK do<br />
współpracy w działaniach popularyzowania osoby<br />
profesora i jego metody otrzymywania kryształów.<br />
Poszukiwane będą takie metody przekazu wiedzy na<br />
temat osoby prof. Czochralskiego, aby zwiedzający<br />
76 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
BIULETYN PTWK<br />
CNK mieli możliwość jej zdobycia na drodze<br />
osobistego doświadczenia, poprzez ich bezpośredni<br />
kontakt z eksponatami interaktywnymi.<br />
Są już w tej kwestii pewne pomysły, np.<br />
zorganizowanie warsztatów edukacyjnych<br />
i doświadczeń dla młodzieży, lub ekspozycji,<br />
podkreślającej znaczenie metody Czochralskiego.<br />
W dyskusji głos zabrali także dr Ludwika<br />
Lipińska z <strong>ITME</strong> oraz Dyrektor Szkoły<br />
Podstawowej im. J. Czochralskiego w Kcyni<br />
– Michał Poczobutt, którzy wyrazili swoją<br />
opinię, iż osobę prof. Czochralskiego należało<br />
by zacząć popularyzować już wśród uczniów szkoły<br />
podstawowej poprzez wprowadzenie edukacji wczesnoszkolnej<br />
i nauczania o profesorze, na przykład,<br />
w ramach lekcji historii, czy też lekcji wychowawczo<br />
- informacyjnych. W tym celu niezbędne są rozmowy<br />
z Minister Edukacji Narodowej – Krystyną Szumilas.<br />
Po dyskusji Dyrektor <strong>ITME</strong> – dr Zygmunt Łuczyński<br />
zakończył Sympozjum i zaprosił uczestników<br />
do zwiedzenia Zakładu Epitaksji Związków<br />
Półprzewodnikowych, w którym wytwarzany jest<br />
grafen, oraz Zakładu Technologii Monokryształów<br />
Tlenkowych, gdzie znajduje się Laboratorium im.<br />
Jana Czochralskiego, w którym powszechnie stosuje<br />
się metodę Czochralskiego do wytwarzania różnego<br />
rodzaju monokryształów.<br />
Po Sympozjum, prof. Anna Pajączkowska<br />
wraz prof. Ewą Talik udały się do Sejmu RP na<br />
posiedzenie Komisji Kultury i Środków Przekazu.<br />
Prof. Pajączkowska złożyła tam ustne uzasadnienie<br />
do zgłoszonych wcześniej<br />
w Sejmie wniosków i dokumentów,<br />
w sprawie ogłoszenia roku 2013 Rokiem<br />
Jana Czochralskiego.<br />
Uchwałą Sejmu RP z dnia 7 grudnia<br />
2012 r., prof. Czochralski został ogłoszony<br />
Patronem Roku 2013.<br />
W uchwale tej czytamy: ,,W sześćdziesiątą<br />
rocznicę śmierci Jana Czochralskiego<br />
Sejm Rzeczypospolitej Polskiej<br />
postanawia oddać hołd jednemu z najwybitniejszych<br />
naukowców współczesnej<br />
techniki, którego przełomowe odkrycia<br />
przyczyniły się do światowego rozwoju<br />
nauki.<br />
Odkryta przez niego metoda otrzymywania monokryształów,<br />
nazwana od jego nazwiska metodą<br />
Czochralskiego, wyprzedziła o kilkadziesiąt lat swoją<br />
epokę i umożliwiła rozwój elektroniki. Dziś wszelkie<br />
urządzenia elektroniczne zawierają układy scalone,<br />
diody i inne elementy z monokrystalicznego krzemu,<br />
otrzymywanego właśnie metodą Czochralskiego.<br />
Wkład polskiego uczonego prof. Jana Czochralskiego<br />
w dziedzinę światowej nauki oraz techniki<br />
został doceniony przez uczonych świata, którzy<br />
zaczęli korzystać z jego najważniejszego wynalazku.<br />
Wynalazku bez którego trudno było by funkcjonować<br />
w XXI wieku.<br />
Sejm Rzeczypospolitej Polskiej ogłasza rok 2013<br />
Rokiem Jana Czochralskiego.”<br />
Katarzyna Racka<br />
Sekretarz Naukowy<br />
Polskiego Towarzystwa Wzrostu Kryształów<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 77
Streszczenia wybranych artykułów pracowników <strong>ITME</strong><br />
streszczenia wybranych ARTYKUŁÓW<br />
pracowników itme<br />
Parametric wave interaction in one-dimensional<br />
nonlinear photonic crystal with randomized<br />
distribution of second-order nonlinearity<br />
K. Kalinowski 1,2 , V. Roppo 1,3 , T. Łukasiewicz 4 , M. Świrkowicz<br />
4 , Y. Sheng 1 , W. Krolikowski 1<br />
1<br />
Laser Physics Center, Research School of Physics and<br />
Engineering, Australian National University, Canberra, ACT<br />
0200, Australia<br />
2<br />
Nonlinear Physics Center, Research School of Physics<br />
andEngineering, Australian National University, Canberra,<br />
ACT 0200, Australia<br />
3<br />
Departament de Fisica i Enginyeria Nuclear, Escola Tecnica<br />
Superior d’Enginyeries Industrial y Aeronautica de Terrassa,<br />
Universitat Politecnica de Catalunya, Rambla Sant Nebridi,<br />
08222 Terrassa, Barcelona, Spain<br />
4<br />
Institute of Electronic Materials Technology, Wólczyńska<br />
133,01-919 Warsaw, Poland<br />
Applied Physics B, (2012) 109:557-566<br />
We theoretically study the parametric wave interaction<br />
in nonlinear optical media with randomized<br />
distribution of the quadratic nonlinearity χ (2) . In<br />
particular, we discuss the properties of second and<br />
cascaded third harmonic generation. We derive analytical<br />
formulas describing emission properties of<br />
such harmonics in the presence of χ (2) disorder and<br />
show that the latter process is governed by the characteristics<br />
of the constituent processes, i.e. second<br />
harmonic generation and sum frequency mixing.<br />
We demonstrate the role of randomness on various<br />
second and third harmonic generation regimes such<br />
as Raman–Nath and Cerenkov nonlinear diffraction.<br />
We show that the randomness-induced incoherence in<br />
the wave interaction leads to deterioration of conversion<br />
efficiency and angular spreading of harmonic<br />
generated in the processes relying on transverse<br />
phase matching such as Raman-Nath interaction. On<br />
the other hand, the Cerenkov frequency generation<br />
is basically insensitive to the domain randomness.<br />
Fracture toughness, strength and creep<br />
of transparent ceramics at high temperature<br />
Marek Boniecki, Zdzisław Librant, Anna Wajler, Władysław<br />
Wesołowski, Helena Węglarz<br />
Institute of Electronic Materials Technology, 133 Wólczyńska<br />
Str, 01-919 Warsaw, Poland<br />
Ceramics International, August (2012), 38, 6, , 4517–4524<br />
Fracture toughness, four-point bending strength<br />
of transparent spinel, Y 2<br />
O 3<br />
and YAG ceramics in<br />
function of temperature (from room temperature<br />
up to 1500 °C) were measured. Creep resistance at<br />
1500 – 1550 °C was studied too. Grain size distribution<br />
was determined on polished and etched surfaces<br />
of samples. Fracture surfaces after tests were examined<br />
by scanning electron microscopy. The obtained<br />
results showed that: in the case of spinel ceramics<br />
fracture toughness and strength decreased from 20<br />
to 800° C, increased from 800 to 1200 °C and decreased<br />
at higher temperature; in the case of Y 2<br />
O 3<br />
ceramics they increased from 400 to 800 °C, and<br />
next kept constant up to 1500 °C; in the case of YAG<br />
ceramics they kept constant from 20 to 1200 °C and<br />
then decreased. The creep strain rate was measured<br />
for spinel and YAG but not for Y 2<br />
O 3<br />
ceramics which<br />
appeared creep resistant. The hypotheses concerning<br />
toughening and creep mechanisms were proposed.<br />
Colloidal domain lithography in multilayers<br />
with perpendicular anisotropy: an experimental<br />
study and micromagnetic simulations<br />
Piotr Kuświk 1 , Iosif Sveklo 2 , Bogdan Szymański 1 , Maciej<br />
Urbaniak 1 , Feliks Stobiecki 1 , Arno Ehresmann 3 ,<br />
Dieter Engel 3 , Piotr Mazalski 2 , Andrzej Maziewski 2 ,<br />
Jacek Jagielski 4,5<br />
1<br />
Institute of Molecular Physics, Polish Academy of Sciences,<br />
M. Smoluchowskiego 17, 60-179 Poznań, Poland<br />
2<br />
Laboratory of Magnetism, Faculty of Physics, University<br />
of Białystok, Lipowa 41, 15-424 Białystok, Poland<br />
3<br />
Institute of Physics and Centre for Interdisciplinary Nanostructure<br />
Science and Technology, University of Kassel, Heinrich-Plett-Strasse<br />
40, D-34132 Kassel, Germany<br />
4<br />
Institute of Electronic Materials Technology, Wólczyńska 133,<br />
01-919 Warsw, Poland<br />
78 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012
Streszczenia wybranych artykułów pracowników <strong>ITME</strong><br />
5<br />
The Andrzej Soltan Institute for Nuclear Studies, 05-400<br />
Świerk/Otwock, Poland<br />
Nanotechnology, (2012), 23, 475303<br />
Currently, much attention is being paid to patterned<br />
multilayer systems in which there exists<br />
a perpendicular magnetic anisotropy, because of<br />
their potential applications in spintronics devices<br />
and in a new generation of magnetic storage media.<br />
To further improve their performance, different patterning<br />
techniques can be used, which render them<br />
suitable also for other applications. Here we show<br />
that He + 10 keV and Ar + 100 keV ion bombardment<br />
of Ni 80<br />
Fe 20<br />
-2 nm/Au-2 nm/Co-0.6 nm/Au-2 nm) 10<br />
multilayers through colloidal mask enables magnetic<br />
patterning of regularly arranged cylindrical magnetic<br />
domains, with perpendicular anisotropy, embedded<br />
in a non-ferromagnetic matrix or in a ferromagnetic<br />
matrix with magnetization oriented along the normal.<br />
These domains form an almost perfect two-dimensional<br />
hexagonal lattice with a submicron period and<br />
a large correlation length in a continuous and flat<br />
multilayer system. The magnetic anisotropy of these<br />
artificial domains remains unaffected by the magnetic<br />
patterning process, however the magnetization<br />
configuration of such a system depends on the magnetic<br />
properties of the matrix. The micromagnetic<br />
simulations were used to explain some of the features<br />
of the investigated patterned structures.<br />
to understand better processes responsible for quenching<br />
of the terbium 5 D 3<br />
and 5 D 4<br />
emissions. Decays<br />
were modelled using Inokuti–Hirayama approach to<br />
obtain information on the energy transfer mechanism.<br />
The cross-relaxation transfer rates were experimentally<br />
determined as a function of temperature and<br />
Tb 3+ concentration. The investigation revealed strong<br />
influence of cross-relaxation process on 5 D 3<br />
emission<br />
quenching. The two different processes responsible<br />
for the increase of fluorescence quenching with<br />
growing temperature were observed, both related to<br />
thermal activation energy. For temperatures above<br />
700 K, the temperature dependence of the emission<br />
intensity ratio ( 5 D 3<br />
/ 5 D 4<br />
) becomes linear and the decay<br />
times are rapidly decreasing monotonously with<br />
increasing temperature, what is confirming the potential<br />
of Y 4<br />
Al 2<br />
O 9<br />
:Tb 3+ material in high temperature<br />
luminescence thermometry.<br />
Thermal properties of high-power diode lasers<br />
investigated by means of high resolution<br />
thermography<br />
Anna Kozłowska, Andrzej Maląg, Elżbieta Dąbrowska,<br />
Marian Teodorczyk<br />
Institute of Electronic Materials Technology, Wólczyńska 133,<br />
01-919 Warsaw, Poland<br />
Materials Science and Engineering: B (2012), 177, 15, 1268<br />
– 1272<br />
Temperature and concentration quenching<br />
of Tb 3+ emissions in Y 4<br />
Al 2<br />
O 9<br />
crystals<br />
Z. Boruc 1 , B. Fetlinski 1 , M. Kaczkan 1 , S. Turczynski 2 ,<br />
D. Pawlak 2 , M. Malinowski 1<br />
1<br />
Institute of Microelectronics and Optoelectronics, Warsaw<br />
University of Technology, ul. Koszykowa 75, 00-662 Warsaw,<br />
Poland<br />
2<br />
Institute of Electronic Materials Technology, ul. Wólczyńska<br />
133, 01-919 Warsaw, Poland<br />
Journal of Alloys and Compounds, (2012), 532, 15 August,<br />
92–97<br />
In the present work, thermal effects in high-power<br />
diode lasers are investigated by means of high<br />
resolution thermography. Thermal properties of the<br />
devices emitting in the 650 nm and 808 nm wavelength<br />
ranges are compared. The different versions<br />
of the heterostructure design are analyzed. The results<br />
show a lowering of active region temperature for<br />
diode lasers with asymmetric heterostructure scheme<br />
with reduced quantum well distance from the heterostructure<br />
surface (and the heat sink). Optimization<br />
of technological processes allowed for the improvement<br />
of the device performance, e.g. reduction<br />
of solder non-uniformities and local defect sites at the<br />
mirrors which was visualized by the thermography.<br />
Spectroscopic properties of trivalent terbium<br />
(Tb 3+ ) activated Y 4<br />
Al 2<br />
O 9<br />
(abbreviated YAM) crystals<br />
were studied. Concentration and temperature dependent<br />
emission spectra and fluorescence dynamics<br />
profiles have been investigated in YAM:Tb 3+ in order<br />
MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012 79
Lista recenzentów<br />
Prof. dr hab. inż. Andrzej Dziedzic<br />
Prof. dr hab. inż. Krzysztof Haberko<br />
Prof. dr hab. inż. Małgorzata Jakubowska<br />
Prof. dr hab. inż. Michał Malinowski<br />
Prof. dr hab. inż. Waldemar Soluch<br />
Prof. dr hab. inż. Władysław Włosiński<br />
Prof. dr hab. Marek Berkowski<br />
Prof. dr hab. Wojciech Paszkowicz<br />
Prof. dr hab. Piotr Przysłupski<br />
Prof. dr hab. Tadeusz Wosiński<br />
Dr hab. inż. Lech Dobrzański<br />
Dr hab. inż. Krzysztof Grasza<br />
Dr hab. inż. Ryszard Kisiel<br />
Dr hab. inż. Katarzyna Pietrzak<br />
Dr hab. Jadwiga Bąk-Misiuk<br />
Dr hab. Wojciech Wierzchowski<br />
Dr inż. Łukasz Kaczyński<br />
Dr Piotr Caban<br />
Dr Marek Daszkiewicz<br />
Dr Jarosław Domagała<br />
Dr Piotr Panek<br />
Dr Tomasz Runka<br />
Dr Adriana Wrona<br />
Informacja dla autorów i czytelników<br />
„Materiałów Elektronicznych”<br />
I. Zasady przyjmowania prac<br />
1. Przyjmowane są wyłącznie prace wcześniej niepublikowane.<br />
Wymagana jest deklaracja autora, lub w przypadku pracy<br />
zbiorowej osoby zgłaszającej manuskrypt, która reprezentuje<br />
wszystkich autorów, że praca nie została uprzednio opublikowana.<br />
Jeżeli wyniki badań przedstawiane w manuskrypcie<br />
prezentowane były wcześniej na konferencji naukowej<br />
lub sympozjum, informacja o tym fakcie zawierająca nazwę,<br />
miejsce i dni konferencji powinna być podana na końcu artykułu.<br />
Na końcu artykułu autorzy powinni podać również informację<br />
o źródłach finansowania pracy, wkładzie instytucji<br />
naukowo-badawczych, stowarzyszeń i innych podmiotów.<br />
2. Przyjmowane są prace zarówno w języku polskim, jak<br />
i w języku angielskim.<br />
W związku z rozpowszechnianiem w Internecie wszystkich<br />
artykułów drukowanych w „Materiałach Elektronicznych”,<br />
autor powinien złożyć oświadczenie o przekazaniu autorskich<br />
praw majątkowych do publikacji na rzecz Wydawcy.<br />
3. W trosce o rzetelność w pracy naukowej oraz kształtowanie<br />
etycznej postawy pracownika naukowego wdrożona została<br />
procedura przeciwdziałania przypadkom przejawu nierzetelności<br />
naukowej i nieetycznej postawy określonym jako „ghostwriting”<br />
i „guest authorship” („honorary authorship”):<br />
- „ghostwriting” występuje wówczas, gdy ktoś wniósł istotny<br />
wkład w powstanie publikacji, bez ujawnienia swojego<br />
udziału jako jednego z autorów lub bez wymienienia jego roli<br />
w podziękowaniach zamieszczonych w publikacji;<br />
- „guest authorship” występuje wówczas, gdy udział autora<br />
jest znikomy lub w ogóle nie miał miejsca, a pomimo to jest<br />
autorem/współautorem publikacji.<br />
Redakcja wymaga od autorów publikacji zbiorowych ujawnienia<br />
wkładu poszczególnych autorów w powstanie publikacji<br />
z podaniem ich afiliacji oraz udziału w procesie powstawania<br />
artykułu t.j. informacji kto jest autorem koncepcji, założeń,<br />
metod itp. wykorzystywanych przy przygotowaniu artykułu.<br />
Główną odpowiedzialność za te informacje ponosi autor zgłaszający<br />
manuskrypt.<br />
4. Redakcja jest zobowiązana do dokumentowania wszelkich<br />
przejawów nierzetelności naukowej, zwłaszcza łamania<br />
i naruszania zasad etyki obowiązujących w nauce. Wszelkie<br />
wykryte przypadki „ghostwriting” i „guest authorship” będą<br />
przez Redakcję demaskowane, włącznie z powiadomieniem<br />
odpowiednich podmiotów, takich jak instytucje zatrudniające<br />
autorów, towarzystwa naukowe, stowarzyszenia edytorów naukowych<br />
itp.<br />
II. Procedura recenzowania i dopuszczania artykułów do<br />
druku<br />
1. Materiały autorskie kierowane do druku w „Materiałach<br />
Elektronicznych” podlegają ocenie merytorycznej przez niezależnych<br />
recenzentów i członków Kolegium Redakcyjnego.<br />
2. Recenzentów proponują odpowiedzialni za dany dział redaktorzy<br />
tematyczni wchodzący w skład Kolegium Redakcyjnego.<br />
3. Do oceny każdej publikacji powołuje się, co najmniej<br />
dwóch niezależnych recenzentów spoza jednostki naukowej<br />
afiliowanej przez autora publikacji.<br />
4. W przypadku publikacji w języku obcym, powołuje się co<br />
najmniej jednego<br />
z recenzentów afiliowanego w instytucji zagranicznej mającej<br />
siedzibę w innym państwie niż państwo pochodzenia autora<br />
publikacji.<br />
5. Autor lub autorzy publikacji i recenzenci nie znają swoich<br />
tożsamości (tzw. „double-blind review proces”).<br />
6. Recenzja ma formę pisemną i zawiera jednoznaczny wniosek<br />
recenzenta dotyczący dopuszczenia artykułu do publikacji<br />
(bez zmian lub wprowadzeniu zmian przez autora) lub<br />
jego odrzucenia.<br />
7. Kryteria kwalifikowania lub odrzucenia publikacji i ewentualny<br />
formularz recenzji są podane do publicznej wiadomości<br />
na stronie internetowej „Materiałów Elektronicznych”.<br />
8. Nazwiska recenzentów poszczególnych publikacji lub numerów<br />
wydań nie są ujawniane. Raz w roku w ostatnim numerze<br />
„Materiałów Elektronicznych” będzie podawana do<br />
publicznej wiadomości lista współpracujących recenzentów.<br />
9. Redakcja „Materiałów Elektronicznych” może otrzymany<br />
materiał przeredagować, skrócić lub uzupełnić (po uzgodnieniu<br />
z autorem) lub nie zakwalifikować go do publikacji.<br />
10. Redaktor naczelny odmawia opublikowania materiałów<br />
autorskich w następujących przypadkach:<br />
- treści zawarte w manuskrypcie są niezgodne z obowiązującym<br />
prawem,<br />
- zostaną ujawnione jakiekolwiek przejawy nierzetelności<br />
naukowej, a zwłaszczaprzypadki „ghostwriting” i „guest authorship”,<br />
- praca nie uzyskała pozytywnej oceny końcowej recenzentów<br />
i redaktora tematycznego.<br />
11. Redaktor naczelny może odmówić opublikowania artykułu<br />
jeśli:<br />
- tematyka pracy nie jest zgodna z zakresem tematycznym<br />
„Materiałów Elektronicznych”,<br />
- artykuł przekracza dopuszczalną objętość, zaś autor nie zgadza<br />
się na wprowadzenie skrótów w treści artykułu,<br />
- autor odmawia dokonania wszystkich koniecznych poprawek<br />
zaproponowanych przez recenzenta i Redakcję,<br />
- tekst lub materiał ilustracyjny dostarczony przez autora nie<br />
spełnia wymagań technicznych.<br />
80 MATERIAŁY <strong>ELEKTRONICZNE</strong> (Electronic Materials), T. 40, Nr 4/2012