Elektronika 2011-10 I.pdf - Instytut Systemów Elektronicznych ...

ok LII nr 10/2011• MATERIAŁY • KONSTRUKCJE • UKŁADY• SYSTEMY • MIKROELEKTRONIKA• OPTOELEKTRONIKA • FOTONIKAkonstrukcje technologie zastosowaniaMIESIECZNIK NAUKOWO-TECHNICZNY• ELEKTRONIKA MIKROFALOWA• MECHATRONIKA• ENERGOELEKTRONIKA • INFORMATYKAZESPÓŁ REDAKCYJNYprof. dr hab. inż. Jerzy Klamka – redaktor naczelnyBożena Lachowicz – sekretarz redakcjiStali współpracownicy: mgr inż. Wiesław Jabłoński,mgr inż. Krzysztof Kowalski, mgr inż. Cezary RudnickiAdres redakcji: ul. Chmielna 6 m.6, 00-020 Warszawa,tel./fax (22) 827 38 79; tel.: (22) 826 65 64,e-mail: elektronika@red.pl.pl, www.elektronika.orf.plZamówienia na reklamę przyjmuje redakcja lub Dział Reklamyi Marketingu, ul. Mazowiecka 12, 00-950 Warszawa, skr. 1004, tel./fax(22) 827 43 66, (22) 826 80 16, e-mail: reklama@sigma-not.plKolportaż: ul. Ku Wiśle 7, 00-716 Warszawa, tel. (22) 840 35 89;tel./fax: (22) 840 59 49, (22) 891 13 74RADA PROGRAMOWAprof. dr hab. inż. Władysław Torbicz (PAN) – przewodniczącyprof. dr hab. inż. Leonard Bolc, dr hab. inż. Jerzy Czajkowski,prof. dr hab. Zdzisław Drozd , prof. dr hab. inż. Andrzej Dziedzic,prof. dr hab. inż. Jerzy Frączek, dr hab inż. Krzysztof Górecki, dr inż.Józef Gromek, mgr inż. Jan Grzybowski, prof. dr hab. Ryszard Jachowicz,prof. dr hab. Włodzimierz Janke, prof. dr hab. Włodzimierz Kalita,inż. Stefan Kamiński, prof. dr hab. inż. Marian P. Kaźmierkowski,dr inż. Wojciech Kocańda, prof. dr hab. Bogdan Kosmowski, mgr inż.Zbigniew Lange, dr inż. Zygmunt Łuczyński, prof. dr hab. inż. JózefModelski, prof. dr hab. Tadeusz Morawski, prof. dr hab. Bohdan Mroziewicz,prof. dr hab. Andrzej Napieralski, prof. dr hab. Tadeusz Pałko,prof. dr hab. inż. Marian Pasko, prof. dr hab. Józef Piotrowski, prof. drhab. inż. Ryszard Romaniuk, dr hab. inż. Grzegorz Różański, prof. drhab. inż. Edward Sędek, prof. dr hab. Ludwik Spiralski, prof. dr hab.inż. Zdzisław Trzaska, mgr inż. Józef Wiechowski, prof. dr hab. inż.Marian Wnuk, prof. dr hab. inż. Janusz ZarębskiCzasopismo dotowane przez Ministerstwo Nauki i SzkolnictwaWyższego. Za opublikowane w nim artykuły MNiSzW przyznaje9 punktów.SIGMA - NOTSpółka z o.o.00-950 Warszawaskrytka pocztowa 1004ul. Ratuszowa 11tel.: (0-22) 818 09 18, 818 98 32fax: (022) 619 21 87Internethttp://www.sigma-not.plPrenumeratae-mail: kolportaz@sigma-not.plInformacjee-mail: informacja@sigma-not.pl“Elektronika” jest wydawanaprzy współpracy Komitetu Elektronikii Telekomunikacji Polskiej Akademii NaukIEEEWYDAWNICTWOCZASOPISM I KSIĄŻEKTECHNICZNYCHRedakcja współpracujez Polską Sekcją IEEE„Elektronika” jest notowanaw międzynarodowej bazie IEEInspecPublikowane artykuły naukowe byłyrecenzowane przez samodzielnychpracowników naukiRedakcja nie ponosi odpowiedzialnościza treść ogłoszeń. Zastrzegasobie prawo do skracania i adiustacjinadesłanych materiałów.Indeks 35722Nakład do 2000 egz.Skład i druk: Drukarnia SIGMA-NOT Sp. z o.o.Wersja papierowa ELEKTRONIKI jest wersją pierwotną.Spis treści ● ContentsKwantowe lasery kaskadowe na zakres średniej podczerwieni(Quantum-cascade lasers for mid-infrared range) – Kosiel K.,Szerling A., Bugajski M., Karbownik P., Pruszyńska-KarbownikE., Sankowska D., Kubacka-Traczyk J., Wójcik-Jedlińska A.,Gutowski P., Barańska A., Pierścińska D., Pierściński K. . . . . . 15Struktury detektora podczerwieni na bazie supersieci II rodzajuze związków InAs/GaSb (Infrared detector structuresbased on type-II InAs/GaSb superlattice) – Kaniewski J., JasikA., Regiński K., Sankowska I., Pierścińska D., Pierściński K.,Papis E., Wawro A. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18Detektory średniej podczerwieni (MIR) na bazie supersieciII rodzaju ze związków InAs/GaInSb (Type-II InAs/Ga-InSb superlattices for infrared photodetectors) – Gawron W.,Orman Z. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22Zastosowanie technologii MOCVD w dziedzinie laserówantymonkowych z heterozłączem I-go rodzaju (The applicationof MOCVD technology for growth of antimonidetype-I laser heterostructures) – Wesołowski M., StrupińskiW., Pruszyńska-Karbownik E., Motyka M., Sęk G., Wójcik-Jedlińska A., Pierściński K., Pierścińska D., Jasik A., MirowskaA., Jakieła R., Jóźwik I., Piątkowska A., Kościewicz K.,Caban P., Bugajski M. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25Zjawiska fotoelektryczne w złożonych heterostruturachHgCdTe stosowanych w konstrukcjach niechłodzonychdetektorów podczerwieni (The photoelectric phenomena inHgCdTe heterostuctures applied in constructions of uncooledinfrared detectors) – Gawron W., Rogalski A. . . . . . . . . . . . . . . 28Techniki charakteryzacji laserów kaskadowych, badanie generacjii transportu ciepła w strukturach (Characterizationtechniques of Quantum Cascade Lasers, investigation of heatgeneration and transport effects in structures) – Pierściński K.,Pierścińska D., Kosiel K., Szerling A., Bugajski M. . . . . . . . . . . 31System detekcji śladowych ilości gazów w zakresie podczerwieni(Infrared detection system of residual concentrationof gas molecules) – Miczuga M., Kopczyński K., Kwaśny M.,Kubicki J. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35Fourierowska spektroskopia fotoluminescencyjna i fotoodbiciowastruktur półprzewodnikowych przeznaczonych nazakres średniej i długofalowej podczerwieni (Fourier transformedphotoluminescence and photoreflectance spectroscopyof semiconductor structures in the mid and long wavelengthspectral range) – Motyka M., Sęk G., Misiewicz J. . . . . . . . . . . 37Symulator kwantowego lasera kaskadowego (NEGF symulatorof quantum cascade lasers) – Hałdaś G., Kolek A., Tralle I.: . . . 40Wykorzystanie metody Monte Carlo do modelowania transportunośników w strukturach kwantowych laserów kaskadowych(Application of the Monte Carlo method to modelingf carrier transport in quantum cascade laser structure) – BorowikP., Adamowicz L., Thobel J-L. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43Optyczne właściwości supersieci GaAs/AlGaAs badane zapomocą spektroskopii modulacyjnej (Optical properties ofGaAs/AlGaAs superlattices investigated by modulation spectroscopy)– Janiak F., Motyka M., Sęk G., Ryczko K., Misiewicz J.,KosieL K., Bugajski M. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46Goniometryczna metoda pomiaru przestrzennego rozkładunatężenia promieniowania kwantowych laserów kaskadowych(Goniometric method for examining the spatial distributionof light emitted by quantum cascade lasers) – Regiński K.,Mroziewicz B., Pruszyńska-Karbownik E. . . . . . . . . . . . . . . . . . 48

Model numeryczny lasera QCL oparty na formalizmie nierównowagowychfunkcji Greena (Numerical model ofmid-infrared QCL based on NEGF) – Kolek A., Hałdaś G.,BugajskI M.: . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51Niechłodzone detektory podczerwieni z HgCdTe (UncooledHgCdTe infrared photodetectors) – Pawluczyk J., Piotrowski J.,Gawron W. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54Koncepcja radaru pasywnego dla systemu obrony aktywnejobiektów (A conception of the passive radar for the active protectionsystem of the objects) – Rutkowski A.K., Kawalec A. . . 57Antena z wiązką sterowaną elektronicznie na pasmo S (Electronicallyscanning antenna for S-band) – Stec B., CzyżewskiM., Słowik A. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59Trójfazowy zasilacz prądu zmiennego 3×2,5 kW (Three-phaseAC power 3×2,5 kW) – Tuśnio N., Tuśnio J. . . . . . . . . . . . . . . . . 61Lutowanie kondensacyjne – wybrane aspekty (Vapor PhaseSoldering – chosen aspects) – Skwarek A., Witek K. . . . . . . . . 65Właściwości dielektryczne nieferroelektrycznej ceramikiGd 2/3CuTa 4O 12na kondensatory typu IBLC (Dielectric propertiesof nonferroelectric Gd 2/3CuTa 4O 12ceramic for IBLCtypecapacitors) – Szwagierczak D. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68Wpływ kierunku mechanicznego odkształcenia folii PVDF nawartość sygnału elektrycznego (Influence of mechanical deformationdirection of PVDF film, to the electric signal value)– Klimiec E., Zaraska W., Kuczyński Sz. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72Wpływ doboru rdzenia dławika na nieizotermiczne charakterystykiprzetwornicy buck (Influence of choosing the chocking-coilcore on nonisothermal characteristics of the buck converter)– Górecki K., Detka K. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76Wpływ doboru elementów półprzewodnikowych na charakterystykiprzetwornicy boost (Influence of the selection ofsemiconductor devices on characteristics of boost converters)– Zarębski J., Górecki K. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79Lasery z obszarami czynnymi z rozcieńczonych azotkówwytworzone na podłożu InP emitujące w zakresie średniejpodczerwieni (Mid infrared InP-based diode lasers with diluted-nitrideactive regions) – Sarzała R.P., Szczerbiak P., KudrawiecR. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82Problematyka sprzęgania wiązek światła do światłowodówplanarnych na podłożach ceramicznych LTCC (Problemsof coupling light into a planar optical waveguides made onLTCC substrates) – Tadaszak R. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85Wyznaczanie parametrów optycznych epitaksjalnych heterostrukturlaserowych (Determination of optical parametersof epitaxial laser heterostructures) – Maląg A., Sobczak G.,Dąbrowska E., Teodorczyk M., Wnuk A., Piątkowska A., JakiełaR. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88Filtrujące struktury EBG w układzie zasilania planarnej antenyszczelinowej (Filtering EBG structures implemented incoplanar waveguide feedline of planar slot antenna) – KurganP., Bekasiewicz A., Żelaziński T., Kitliński M. . . . . . . . . . . . . . . . 91Naświetlanie schematów gęsto upakowanych połączeń elektrycznychza pomocą prototypowego urządzenia laserowego(Imaging of high density electric connection patterns byprototype laser system) – Garasz K., Tański M., Barbucha R.,Kocik M., Janke M., Mizeraczyk J. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93Wpływ rezystancji termicznej na parametry elektrooptycznei termiczne diod laserowych (Influence of thermal resistanceon electro-optical and thermal parameters of laser diodes)– Dąbrowska E., Kozłowska A., Teodorczyk M., Sobczak G.,Krzyżak K., Kalbarczyk J., Maląg A. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95Elipsometryczna metoda określania naprężeń w strukturachMOS (Ellipsometric method for determination of mechanicalstress in MOS strucutres) – Rzodkiewicz W. . . . . . . . . . . . . . . . 98Zestaw laboratoryjny źródeł zaburzeń EMC (The laboratorykit of EMC sources of disturbances) – Elert A., Śniadach E.,Galla S. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101Wykorzystanie mikroskopu sił atomowych w trybie stałegoprądu do badania materiałów przewodzących i tlenkowych(Constant Current Conductive-Atomic Force Microscope forinvestigation conductive and oxide materials) – Gajewski K.,Gotszalk T., Wielgoszewski G. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104Wpływ temperatury pracy na właściwości magnetyczne dielektromagnetykówz proszków żelaza (Influence of temperatureon magnetic properties of dielectromagnetics made of ironpowder) – Jankowski B., Ślusarek B., Kapelski D., Karbowiak M.,Przybylski M. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107Dynamicznie rekonfigurowalna matryca analogowa jakoukład stabilizacji amplitudy w przetworniku pojemność/częstotliwość (Dynamic reconfigurable analog array as amplituderegulation circuit in capacitance to frequency converter)– Malcher A. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109Rozszerzenia funkcjonalne arbitrażu magistrali VME (Functionalexpansions of VME bus arbiter) – Wiśniewski B., Szecówka-WiśniewskaB. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113Zmodyfikowana struktura krzemowych ogniw słonecznychpoprzez zastosowanie warstwy antyrefleksyjnej (Modifiedstructures of silicon solar cells by antireflective coating appliaction)– Swatowska B., Stapiński T. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116Układ lock-in z cyfrową syntezą częstotliwości w techniceFPGA (Lock-in system with direct digital synthesis based onFPGA technology) – Szecówka P.M., Zając M., Gotszalk T.P.,Zielony M., Jóźwiak G., Stania R. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 120Plazmowa synteza nanorurkowych podłoży węglowych dlaukładów elektronicznych (Plasma synthesis of carbon nanotubessubstrates for electronic devices) – Kolaciński Z., SzymańskiŁ., Raniewski G., Wiak S. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122Permutacja argumentów funkcji logicznej przy poszukiwaniudekompozycji Ashenhursta w dziedzinie spektralnej Reeda-Mullera(Logic function variables permutation in Ashenhurstdecomposition searching) – Hrynkiewicz E., Polok D. . . . . . . . 124Analiza parametrów modułów PV różnych typów w warunkachrzeczywistych (Analysis of various types PV modulesunder real atmospheric conditions) – Znajdek K., Walczak S.,Sibiński M. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127TECHNIKA SENSOROWA: Zastosowanie sterownika PLC wnowoczesnym systemie zarządzania inteligentnym domem(Application of the PLC controller in a modern system ofintelligent home management) – Hulewicz A. . . . . . . . . . . . . . . 130TECHNIKA MIKROFALOWA I RADIOLOKACJA: Dokładna procedurawyznaczania kierunkowości szyków antenowych(Accurate procedure for calculation of antenna array directivity)– Żebrowski M., Dyderski P. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133Instytut badawczy na rynku innowacji (Research institute onthe innovation market) – Nowakowski P., Głuszak T., Florkowska-TrąbińskaJ. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140Znaczenie badań patentowych w procesie kreacji innowacji(Importance of patent research in the process of innovation creation)– Adamowicz B., Gonera M. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143Multi – pole magnetization of Nd-Fe-B bonded magnets forrotary linear actuators (Wielobiegunowe magnesowaniewiązanych magnesów trwałych Nd-Fe-B dla silników liniowo– obrotowych) – Karbowiak M., Jankowski B., Kapelski D.,Przybylski M., Ślusarek B. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 147Bezzałogowe pojazdy podwodne – stan obecny, potencjałbiznesowy, perspektywy rozwoju (Unmanned underwatervehicles – current state, business potential, development prospects)– Tariov A., Kruszko S. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 148Analyzing feature trajectories for audio content discrimination(Analiza trajektorii cech w zadaniach dyskryminacji danychakustycznych) – Mąka T. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 157Embedded automatic weather station (Wbudowana automatycznastacja meteorologiczna) – Levski D., Gotsov TS.,Krastev K., Manukova A., Dimov V. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 159Elektronika 10/2011

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesKOSIEL K., SZERLING A., BUGAJSKI M., KARBOWNIK P., PRUSZYŃ-SKA-KARBOWNIK E., SANKOWSKA D., KUBACKA-TRACZYK J.,WÓJCIK-JEDLIŃSKA A., GUTOWSKI P., BARAŃSKA A., PIERŚCIŃ-SKA D., PIERŚCIŃSKI K.: Kwantowe lasery kaskadowe na zakresśredniej podczerwieniElektronika (LII), nr 10/2011, s. 15Prezentujemy systematyczny rozwój naszych prac nad technologią laserówkaskadowych AlGaAs/GaAs. W wyniku zastosowania właściwych rozwiązańkonstrukcyjnych oraz udoskonalenia procesów wytwarzania przyrządów,otrzymaliśmy lasery działające w temperaturze pokojowej, któreostatnio zdały test w ramach prototypowego układu detekcji śladowychilości substancji gazowych.Słowa kluczowe: laser kaskadowy, AlGaAs/GaAs, średnia podczerwieńKOSIEL K., SZERLING A., BUGAJSKI M., KARBOWNIK P., PRUSZYŃ-SKA-KARBOWNIK E., SANKOWSKA D., KUBACKA-TRACZYK J.,WÓJCIK-JEDLIŃSKA A., GUTOWSKI P., BARAŃSKA A., PIERŚCIŃ-SKA D., PIERŚCIŃSKI K.: Quantum-cascade lasers for mid-infraredrangeElektronika (LII), no 10/2011, p. 15We present a systematic development of our works on technology of Al-GaAs/GaAs quantum-cascade lasers. As a result of appropriate constructionalsolutions as well as improvement of device fabrication processeswe have obtained the room-temperature operating lasers. These deviceshave recently passed the test as mid-infrared sources within prototype gastrace detection system.Keywords: quantum-cascade laser, AlGaAs/GaAs, mid-infrared rangeKANIEWSKI J., JASIK A., REGIŃSKI K., SANKOWSKA I., PIERŚCIŃ-SKA D., PIERŚCIŃSKI K., PAPIS E., WAWRO A.: Struktury detektorapodczerwieni na bazie supersieci II rodzaju ze związków InAs/GaSbElektronika (LII), nr 10/2011, s. 18W artykule przedstawiono aktualny stan technologii detektorów podczerwienina bazie supersieci II-rodzaju ze związków InAs/GaSb. Detektory tewytwarzane są metodą epiaksji z wiązek molekularnych MBE w InstytucieTechnologoii Elektronowej (ITE) w Warszawie.Słowa kluczowe: detektory podczerwieni, supersieci II-rodzaju, InAs/GaSb, epitaksja MBEKANIEWSKI J., JASIK A., REGIŃSKI K., SANKOWSKA I., PIERŚCIŃ-SKA D., PIERŚCIŃSKI K., PAPIS E., WAWRO A.: Infrared detectorstructures based on type-II InAs/GaSb superlatticeElektronika (LII), no 10/2011, p. 18Present state of technology of infrared detectors based on InAs/GaSbtype-II superlattice is presented. Detectors of this type are fabricated bymolecular beam epitaxy MBE at the Institute of Electron Technology (IET)in Warsaw.Keywords: infrared detectors, type-II superlattice, InAs/GaSb, epitaxyMBEGAWRON W., ORMAN Z.: Detektory średniej podczerwieni (MIR) nabazie supersieci II rodzaju ze związków InAs/GaInSbElektronika (LII), nr 10/2011, s. 22Artykuł przedstawia wyniki badań średniofalowych detektorów podczerwienina bazie supersieci II rodzaju ze związków InAs/GaInSb. Badaniate prowadzone są w VIGO System SA w ramach realizacji zadania nr 3programu zamawianego PBZ – MNiSW 02/I/2007. Podstawę do konstrukcjifotodiod stanowią struktury z supersieci II rodzaju z InAs/InGaSb, wykonanew ramach zadania nr 2 PBZ – MNiSW 02/I/2007, realizowanegorównolegle w Instytucie Technologii Elektronowej.Słowa kluczowe: detektory podczerwieni, kwantowe efekty rozmiarowe,supersieci II rodzaju, InAs/GaInSbGAWRON W., ORMAN Z.: Type-II InAs/GaInSb superlattices for infraredphotodetectorsElektronika (LII), no 10/2011, p. 22This article presents state of the art of new generation of infrared detectorsbased on low dimensional solids – type II InAs/GaSb superlattices forphotovoltaic detectors. This paper has been done in Institute of AppliedPhysics Military University of Technology VIGO System SA under financialsupport of the Polish Ministry of Sciences and Higher Education, Key ProjectPBZ – MNiSW 02/I/2007.Keywords: infrared detectors, low dimensional solids, superlattices typeII, InAs/GaInSbWESOŁOWSKI M., STRUPIŃSKI W., PRUSZYŃSKA-KARBOWNIKE., MOTYKA M., SĘK G., WÓJCIK-JEDLIŃSKA A., PIERŚCIŃSKI K.,PIERŚCIŃSKA D., JASIK A., MIROWSKA A., JAKIEŁA R., JÓŹWIK I.,PIĄTKOWSKA A., KOŚCIEWICZ K., CABAN P., BUGAJSKI M.: Zastosowanietechnologii MOCVD w dziedzinie laserów antymonkowychz heterozłączem I-go rodzajuElektronika (LII), nr 10/2011, s. 25Zastosowanie technologii epitaksji MOCVD (Metal-Organic Vapor PhaseEpitaxy) w przypadku optoelektronicznych przyrządów półprzewodnikowychotrzymywanych ze związków antymonu napotyka na problemw postaci zanieczyszczenia węglem i tlenem warstw zawierających glin.W związku z powyższym opracowano skuteczną technologię MOCVDstruktur przyrządów antymonkowych w przypadkach, gdy nie ma koniecznościwprowadzania do warstw atomów tego pierwiastka, jest taknp. w dziedzinie niektórych konstrukcji ogniw termo-foto-woltaicznychoraz detektorów In(Ga)(As)Sb/GaSb. Odmienne natomiast okolicznościwystępują w dziedzinie laserów heterozłączowych InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb. W tym przypadku opublikowano dotychczas tylko jeden przypadekdziałającego lasera, nie udało się przy tym osiągnąć trybu pracy ciągłej.Celem przeprowadzonych badań była weryfikacja trudności tej technologiioraz próba ich pokonania poprzez zastosowanie optymalnego zestawuprekursorów. Przedstawione są wyniki prac nad otrzymywaniem warstwtworzących heterostrukturę oraz wyniki charakteryzacyjne heterostruktur.Porównanie jakości struktur otrzymanych w oparciu o zastosowaneprekursory alternatywne DMEAAl (dwu-metylo-amino-diolan-glinu) orazTEGa (trój-etylek-galu) z warstwami wykonanymi przy zastosowaniu prekursorówTMAl (trój-metylek-glinu) oraz TMGa (trój-metylek-galu) wykazałopoprawność koncepcji. Pokazane są wyniki symulacji numerycznychuwzględniających problematykę domieszkowania okładek i barier laserów.Umożliwiają one optymalizację projektu struktury dla epitaksji w technologiiMOCVD.Słowa kluczowe: laser, epitaksja, MOCVD, antymonki, GaSb, InGaAsSb,AlGaAsSbWESOŁOWSKI M., STRUPIŃSKI W., PRUSZYŃSKA-KARBOWNIKE., MOTYKA M., SĘK G., WÓJCIK-JEDLIŃSKA A., PIERŚCIŃSKI K.,PIERŚCIŃSKA D., JASIK A., MIROWSKA A., JAKIEŁA R., JÓŹWIK I.,PIĄTKOWSKA A., KOŚCIEWICZ K., CABAN P., BUGAJSKI M.: The applicationof MOCVD technology for growth of antimonide type-I laserheterostructuresElektronika (LII), no 10/2011, p. 25The application of the MOCVD (metal organic vapor phase epitaxy) epitaxialgrowth method to optoelectronic semiconductor devices based on antimonycompounds is problematic primary due to the carbon and oxygencontamination of layers containing aluminum. Thus, an effective MOCVDtechnology for antimonide devices, which do not incorporate atoms of thiselement in heterostructures, has been established. It concerns some thermo-photovoltaiccells or In(Ga)(As)Sb/GaSb detectors. The situation ofInGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb heterojunction lasers is dissimilar, since up tothis point only one instance of a working laser has been reported; additionally,continuous wave operation has not been shown. The predominantgoal of this study has been to verify the technology and to overcome itsdifficulties by using currently optimal precursors. Both the results of workon the process of obtaining single layers and the characterization resultsfor laser heterostructures are presented. The comparison of the quality ofthe structures produced using alternative precursors DMEAAl (di-methylethyl-amino-alane)as well as TEGa (tri-ethyl-galium) and the structuresobtained with the use of TMAl (tri-methyl-aluminum) and TMGa (tri-methylgalium)precursors proved the correctness of the concept. Numerical simulationsof the laser devices considering the specific barrier and claddinglayers doping issue are presented.Keywords: laser, epitaxy, MOCVD, antimonides, GaSb, InGaAsSb, AlGa-AsSbElektronika 10/2011

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesGAWRON W., ROGALSKI A.: Zjawiska fotoelektryczne w złożonychheterostruturach HgCdTe stosowanych w konstrukcjach niechłodzonychdetektorów podczerwieniElektronika (LII), nr 10/2011, s. 28Artykuł przedstawia wybrane wyniki prac badawczych nad udoskonaleniemkonstrukcji niechłodzonych detektorów podczerwieni z warstw epitaksjalnychHgCdTe uzyskiwanych w technologii MOCVD na podłożuGaAs. Badania te zrealizowano w Instytucie Fizyki Technicznej WojskowejAkademii Technicznej w ramach realizacji zadania nr 6 grantu zamawianegoPBZ – MNiSW 02/I/2007.Słowa kluczowe: heterostruktury, fotodetektory, niechłodzone detektorypodczerwieni, HgCdTe, MOCVD, domieszkowanie akceptorowe, TDMAAsGAWRON W., ROGALSKI A.: The photoelectric phenomena in Hg-CdTe heterostuctures applied in constructions of uncooled infrareddetectorsElektronika (LII), no 10/2011, p. 28The paper presents selected results of studies connected with developmentof uncooled HgCdTe infrared detectors fabricated using MOCVDepitaxial deposition on GaAs substrates. This paper has been done in Instituteof Applied Physics Military University of Technology under financialsupport of the Polish Ministry of Sciences and Higher Education, Key ProjectPBZ – MNiSW 02/I/2007Keywords: HgCdTe photodiode, uncooled infrared photodetectors, MO-CVD growth, acceptor doping, TDMAAs precursor, response timePIERŚCIŃSKI K., PIERŚCIŃSKA D., KOSIEL K., SZERLING A., BU-GAJSKI M.: Techniki charakteryzacji laserów kaskadowych, badaniegeneracji i transportu ciepła w strukturachElektronika (LII), nr 10/2011, s. 31Kwantowe lasery kaskadowe QCLs (Quantum Cascade Lasers) są obecniebardzo szybko rozwijającą się grupą laserów półprzewodnikowych emitującychw zakresie średniej podczerwieni (3,5…24 µm), jak i w zakresieterahercowym (1,2…4,9 Thz). Warunkiem koniecznym do zwiększeniawydajności i niezawodności laserów kaskadowych w wyższych temperaturachpracy jest kompleksowa charakteryzacja, zarówno termiczna jaki elektrooptyczna laserów kaskadowych, prowadząca do optymalizacji termicznejstruktury. Praca ta przedstawia wyniki analizy struktury modoweji termicznych własności kwantowych laserów kaskadowych GaAs/AlGaAsemitujących w zakresie średniej podczerwieni.Słowa kluczowe: Kwantowe Lasery Kaskadowe – (Quantum Cascade Laser– QCL), Spektroskopia Temoodbiciowa, spektroskopia fourierowskaMICZUGA M., KOPCZYŃSKI K., KWAŚNY M., KUBICKI J.: System detekcjiśladowych ilości gazów w zakresie podczerwieniElektronika (LII), nr 10/2011, s. 35Postępy, jakie dokonały się w ostatnich latach w technologii laserów kaskadowychoraz spektroskopowych metodach detekcji umożliwiają wykrywanieśladowych ilości gazów na poziomie ppb (część na miliard). Systemydetekcji gazów zbudowane w oparciu o lasery kaskadowe znajdują corazszersze zastosowanie w monitoringu środowiska naturalnego, ochroniezdrowia i diagnostyce medycznej, układach wykrywania niebezpiecznychsubstancji chemicznych oraz w systemach bezpieczeństwa.W pracy przedstawiono modułowy system detekcji śladowych ilości gazówzbudowany w oparciu o lasery kaskadowe. Głównymi elementamisystemu są: laser kaskadowy wykonany w Instytucie Technologii Elektronowej(ITE), komórka przejść wielokrotnych AMAC-36 oraz detektor firmyVIGO System. Działanie systemu przedstawiono na przykładzie detekcjiamoniaku. Określono minimalne możliwe do wykrycia stężenie gazu orazzbadano wpływ cinienia i temperatury na wyniki pomiarów.Słowa kluczowe: lasery kaskadowe, laserowa spektroskopia absorpcyjna,detekcja gazów, podczerwieńMOTYKA M., SĘK G., MISIEWICZ J.: Fourierowska spektroskopiafotoluminescencyjna i fotoodbiciowa struktur półprzewodnikowychprzeznaczonych na zakres średniej i długofalowej podczerwieniElektronika (LII), nr 10/2011, s. 37W pracy przedstawiono wyniki badań spektroskopowych struktur półprzewodnikowychprowadzonych w Zespole Optycznej Spektroskopii NanostrukturInstytutu Fizyki Politechniki Wrocławskiej w zakresie widmowym średnieji długofalowej podczerwieni. Zaprezentowano możliwości jakie daje stosowaniespektroskopii modulacyjnej, wspartej spektroskopią fotoluminescencyjną,do wyznaczania parametrów fizycznych istotnych z punktu widzeniakonstruowaniu urządzeń takich jak np. źródła promieniowania laserowego.W pierwszej części przedstawiono układ pomiarowy do spektroskopii modulacyjnejbazujący na spektrometrze Fouriera jak również wyniki badań zarównostudni kwantowych I rodzaju InGaAsSb/GaSb jak i II rodzaju GaSb/AlSb/InAs/GaInSb/InAs/AlSb/GaSb do zastosowań emiterowych i detektorowychw zakresie 2-6 µm. W drugiej części przedstawione zostały rezultaty badańwarstw HgCdTe o różnej koncentracji atomów kadmu przeznaczonych do zastosowańw czujnikach gazów w zakresie fal 5…15 µm jak również rezultatypomiarów fotoluminescencyjnych w obszarze przejść wewnątrzpodpasmowychdla supersieci GaAs/AlGaAs, będących podstawą laserów kaskadowychna zakres emisji 10…15 µm. Ponadto, zaproponowano eksperymentróżnicowej spektroskopii odbiciowej pozwalający na szybką charakteryzacjaoptyczną (w czasie rzędu pojedynczych minut a nawet sekund) struktur półprzewodnikowychw szerokim zakresie spektralnym 1…15 µm.Słowa kluczowe: Fourierowska spektroskopia fotoluminescencyjna i fotoodbiciowa,studnie kwantowe, supersieci, zakres średniej i długofalowejpodczerwieniPIERŚCIŃSKI K., PIERŚCIŃSKA D., KOSIEL K., SZERLING A., BUGAJ-SKI M.: Characterization techniques of Quantum Cascade Lasers, investigationof heat generation and transport effects in structuresElektronika (LII), no 10/2011, p. 31The QCLs are the most advanced class of semiconductor sources operatingin the midinfrared wavelengths (3.5 – 24 µm) and also in the terahertzrange (1.2 – 4.9 Thz). Complex characterization of devices, thermal, aswell as electrooptical, is essential for improving their performance and reliabilityin high temperature of opertaion.This work presents results of analysis of mode structure and thermal propertiesof mid-IR QCLs.Keywords: Quantum Cascade Laser – QCL, Thermoreflectance spectroscopy,Fourier SpectroscopyMICZUGA M., KOPCZYŃSKI K., KWAŚNY M., KUBICKI J.: Infrared detectionsystem of residual concentration of gas moleculesElektronika (LII), no 10/2011, p. 35The great progress in cascade laser technology and spectroscopic detectionsystems that has been made recently enables the residual concentrationsof gas molecules at the ppb (part per billion) level to be detected. Themeasuring systems detecting gas molecules, built using cascade lasers,are now widely used in natural environment monitoring and health service,as well as in medical diagnostics, systems detecting hazardous chemicalsand safety control apparatus.In this work, we present a modular system with a cascade laser, which iscapable to detect trace concentrations of gas molecules. The main systemunits are: a cascade laser manufactured at the Institute of Electron Technology(IET), multipath cell AMAC-36 and a photodetector made by the VIGOSystem Company. The operation of the measuring system is exemplified by itsapplication to the detection ammonia residual molecules. The limit of the gasconcentration possible to be detected has been determined and the effect ofthe pressure and temperature on the measurement results has been studied.Keywords: quantum cascade lasers, laser absorption spectroscopy, gasdetection, infraredMOTYKA M., SĘK G., MISIEWICZ J.: Fourier transformed photoluminescenceand photoreflectance spectroscopy of semiconductorstructures in the mid and long wavelength spectral rangeElektronika (LII), no 10/2011, p. 37In this work, we show the results of optical studies on low-dimensionalstructures realized in the Laboratory for Optical Spectroscopy of Nanostructuresat Institute of Physics Wrocław University of Technology in thespectral range of mid and long wavelength infrared. In the first part therehave been shown the advantages and opportunities which gives themodulation spectroscopy gives for the case of structures as InGaAsSb/GaSb type I and GaSb/AlSb/InAs/GaInSb/InAs/AlSb/GaSb type II quantumwells. In the second part, there are presented the results of opticalcharacterization on HgCdTe layers with different Cd atoms content andalso on GaAs/AlGaAs superlatticess in the range of intersubband transitions.Additionally, it has been also introduced a fast differential techniquewhich allowed to measure the modulation-like spectra in the very shorttime scale (single minutes or even seconds) in the broad spectral range(1…15 µm).Keywords: Fourier transformed photoluminescence and photoreflectance,quantum wells, superlattices, mid and long wavelength spectralrangeElektronika 10/2011

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesHAŁDAŚ G., KOLEK A., TRALLE I.: Symulator kwantowego laserakaskadowegoElektronika (LII), nr 10/2011, s. 40W pracy opisano zastosowanie formalizmu nierównowagowych funkcjiGreena w reprezentacji pędowo-położeniowej do obliczenia właściwościtransportowych kwantowych laserów kaskadowych. W algorytmie obliczeniowymwprowadzono dwa „ulepszenia”: (i) granice jednego segmentulasera zostały tak dobrane, aby zachować okresowość całej struktury laserakaskadowego (ii) moduł obliczeniowy został wyposażony w dyskretnyregulator PID, który umożliwia uzyskanie zbieżności metody dla strukturkwantowych z wieloma stanami rezonansowymi i warunkami brzegowymidla równania Poissona ustalonymi wewnątrz struktury.Słowa kluczowe: nierównowagowe funkcje Greena (NEGF), kwantowylaser kaskadowy (QCL), symulacje numeryczne, energie własne (selfenergies)HAŁDAŚ G., KOLEK A., TRALLE I.: NEGF symulator of quantum cascadelasersElektronika (LII), no 10/2011, p. 40The application of non-equilibrium Green’s functions formalism that preservereal-space basis in the simulations of quantum cascade lasers, havebeen described. The approach developed in the paper relies on two improvementsintroduced to non-equilibrium Green’s functions/Poisson computationalscheme: first, the boundaries of single laser stage were carefullydesigned as to maintain its periodicity with the whole quantum cascadestructure. Second, non-equilibrium Green’s functions/Poisson solver wasequipped with several controlling features that enable to restore convergenceof the method for complex quantum devices with many resonancesand boundary conditions for Poisson equation set inside the structure.Keywords: nonequilibrium Green’s functions (NEGF), quantum cascadelasers (QCL), numerical simulationsBOROWIK P., ADAMOWICZ L., THOBEL J-L.: Wykorzystanie metodyMonte Carlo do modelowania transportu nośników w strukturachkwantowych laserów kaskadowychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 43Opis zjawisk fizycznych występujących w urządzeniach mikroelektronicznychjest nie tylko ciekawym zagadnieniem teoretycznym, ale też możebyć przydatny w praktyce konstrukcji przyrządów. Wytwarzanie strukturkwantowych laserów kaskadowych (QCL) w Instytucie Technologii Elektronowejw Warszawie zachęca nas do rozwoju metod obliczeniowych pozwalającychna modelowanie transportu elektronowego w tego typu urządzeniach.Większość zjawisk fizycznych odpowiedzialnych za działanie takichlaserów, przystosowanych do emisji promieniowania w obszarze średniejpodczerwieni, może być opisane z użyciem teorii nawiązującej do równaniatransportu Boltzmanna bez uciekania się do bardziej zaawansowanych teoriitransportu kwantowego. Jedną z najbardziej rozpowszechnionych metodużywanych do rozwiązywania tego typu zagadnień jest metoda MonteCarlo (MC). W pracy przedstawione są wyniki symulacji MC dla strukturylasera działającego w obszarze średniej podczerwieni, pierwotnie zaproponowanejprzez H. Page i in. Wyznaczone zostaną populacje elektronóww poszczególnych poziomach energetycznych lasera w zależności od poziomudomieszkowania struktury i wynikającej stąd gęstości elektronówswobodnych. W przypadku struktur wytwarzanych w praktyce, koniecznejest włączenie do modelowania samouzgodnionych obliczeń uwzględniającychnierównowagowy rozkład ładunku w strukturze i wynikające z tegopowodu modyfikacje potencjału elektrycznego, a stąd położeń poziomówenergetycznych oraz kształtu funkcji falowych elektronów.Słowa kluczowe: kwantowe lasery kaskadowe, Monte Carlo, modelowanie,transport elektronówJANIAK F., MOTYKA M., SĘK G., RYCZKO K., MISIEWICZ J., KOSIELK., BUGAJSKI M.: Optyczne właściwości supersieci GaAs/AlGaAsbadane za pomocą spektroskopii modulacyjnejElektronika (LII), nr 10/2011, s. 46Spektroskopię modulacyjną - fotoodbicie zastosowano do badania optycznychi strukturalnych właściwości supersieci AlGaAs/GaAs. Otrzymanowidma fotoodbiciowe bogate w linie spektralne związane z procesami absorpcjimiędzy poszczególnymi stanami kwantowymi w badanych supersieciach.Zmierzone linie spektralne zidentyfikowane zostały na podstawieobliczeń struktury pasmowej w modelu masy efektywnej. Przeprowadzonepomiary pozwoliły potwierdzić założone w procesie wzrostu składy i grubościposzczególnych warstw studni i barier. Ponadto wykazano bardzodużą jednorodność wytwarzanych 2-calowych płytek jak również wysokąpowtarzalność procesów technologicznych.Słowa kluczowe: spektroskopia modulacyjna, fotoodbicie, supersieci, laserykaskadowe, epitaksja z wiązek molekularnych, półprzewodniki III–VBOROWIK P., ADAMOWICZ L., THOBEL J-L.: Application of the MonteCarlo method to modeling of carrier transport in quantum cascadelaser structureElektronika (LII), no 10/2011, p. 43Description of the physical phenomena in microelectronic devices is notonly an interesting theoretical challenge, but can also be used for practicaldesign of such components. Fabrication of quantum cascade lasersdevices (QCL) in the Institute of Electron Technology in Warsaw encouragesour work on computational methods used for the modeling of electrontransport in QCLs. Most of the physical phenomena responsible for theoperation of these devices, designed to emit in the mid-infrared, can bedescribed by the Boltzmann Transport Equations theory. One of the mostcommon methods used to solve such problems is the Monte Carlo method(MC). Presented paper reports the results of MC simulations of the QCLstructure, originally proposed by H. Page et al. Electron populations on thestructure energy sub-bands are presented as the function of the structuredoping and resulting electron sheet density. Presented results indicate thenecessity to include in the simulation algorithm the self-consistent calculationsof non-equilibrium electric charge distribution in the device, thenthe resulting modifications of the electrical potential, and hence the modificationof energy levels positions as well as the shapes of the electronwave functions.Keywords: quantum cascade lasers, QCL, Monte Carlo, simulations,electron transportJANIAK F., MOTYKA M., SĘK G., RYCZKO K., MISIEWICZ J., KOSIELK., BUGAJSKI M.: Optical properties of GaAs/AlGaAs superlatticesinvestigated by modulation spectroscopyElektronika (LII), no 10/2011, p. 46Modulation spectroscopy - photoreflectance has been applied for opticalinvestigation of AlGaAs/GaAs superlattices. Optical features obtained inphotoreflectance spectra associated with the transitions between confinedlevels in investigated superlattices have been recognized and analyzed bycalculation performed in effective mass approximation formalism. In addition,there has been demonstrated a high uniformity of investigated 2 inchwafers and also high repeatability of the growth process.Keywords: modulation spectroscopy, photoreflectance, superlattices,cascade lasers, Molecular Beam Epitaxy, III–V semiconductorREGIŃSKI K., MROZIEWICZ B., PRUSZYŃSKA-KARBOWNIK E.: Goniometrycznametoda pomiaru przestrzennego rozkładu natężeniapromieniowania kwantowych laserów kaskadowychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 48W artykule omówiono goniometryczne metody pomiaru rozkładu promieniowanialaserów półprzewodnikowych. Szczególny nacisk położono naproblemy związane z pomiarem profili wiązek promieniowania laserówkaskadowych. Przedstawiono unikalny układ goniometryczny zaprojektowanyw Instytucie Technologii Elektronowej przeznaczony do takichpomiarów. Omówiono budowę tego układu i jego parametry robocze.Przedstawiono możliwy zakres zastosowań tego układu w projektowaniui diagnostyce laserów kaskadowych.Słowa kluczowe: kwantowy laser kaskadowy, wiązka laserowa, rozkładnatężenia pola, charakteryzacja laserów, profilometr, goniometElektronika 10/2011REGIŃSKI K., MROZIEWICZ B., PRUSZYŃSKA-KARBOWNIK E.: Goniometricmethod for examining the spatial distribution of light emittedby quantum cascade lasersElektronika (LII), no 10/2011, p. 48The paper concerns goniometric methods of measuring the field intensitydistribution in the beams generated by semiconductor lasers. Special attentionis paid to the problems of measuring the profiles of beams of quantumcascade lasers. Certain unique goniometric set-up (called also beamprofiler) designed in Institute of Electron Technology is presented. Detailsof construction of the beam profiler are discussed and selected parametersof the set-up are described. The range of application of the set-up ininvestigation of quantum cascade lasers is briefly discussed.Keywords: quantum cascade laser, laser beam, light intensity distribution,laser characterization, beam profiler, goniometer

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesKOLEK A., HAŁDAŚ G. BUGAJSKI M.: Model numeryczny lasera QCLoparty na formalizmie nierównowagowych funkcji GreenaElektronika (LII), nr 10/2011, s. 51W artykule przedstawiono wyniki obliczeń numerycznych przeprowadzonychdla struktury lasera kaskadowego emitującego promieniowaniew zakresie średniej podczerwieni uzyskane z zastosowaniem formalizmunierównowagowych funkcji Greena. Obliczenia przeprowadzono w przestrzenirzeczywistej. Uwzględniono nieparaboliczność pasm oraz różnerodzaje rozproszeń elastycznych i nieelastycznych. Wyniki porównanoz eksperymentem uzyskując dobrą zgodność.Słowa kluczowe: nierównowagowa funkcja Greena (NEGF), kwantowylaser kaskadowy (QCL)KOLEK A., HAŁDAŚ G. BUGAJSKI M.: Numerical model of mid-infraredQCL based on NEGFElektronika (LII), no 10/2011, p. 51Nonequlibrium Green’s function formalism was applied to the structure ofquantum cascade laser emitting at mid-infrared range. Calculations weremade in real space basis and took into account nonparabolicity of the subbandsand various scattering mechanisms. Results were compared withexperiments and good agreement was found.Keywords: nonequilibrium Green’s functions (NEGF), quantum cascadelasers (QCL), numerical simulations, mid infrared emiterPAWLUCZYK J., PIOTROWSKI J., GAWRON W.: Niechłodzone detektorypodczerwieni z HgCdTeElektronika (LII), nr 10/2011, s. 54Artykuł prezentuje wyniki badań nad rozwojem niechłodzonych detektorówpodczerwieni, zrealizowanych w VIGO System SA w ramach realizacjizadania nr 5 pt. „Niechłodzone detektory podczerwieni z HgCdTe”, grantuzamawianego PBZ – MNiSW 02/I/2007 pt.: „Zaawansowane technologiedla półprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni”. Niechłodzone detektorypodczerwieni z HgCdTe to jeden z niewielu produktów optoelektronicznychprodukowanych obecnie w Polsce i eksportowanych do wielukrajów świata. Przyrządy te znajdują zastosowania praktyczne w nowoczesnejaparaturze naukowej i medycznej, w przemyśle, ochronie środowiskanaturalnego, technice wojskowej.Słowa kluczowe: heterostruktury, fotodetektory, niechłodzone detektorypodczerwieni, HgCdTe, MOCVDPAWLUCZYK J., PIOTROWSKI J., GAWRON W.: Uncooled HgCdTeinfrared photodetectorsElektronika (LII), no 10/2011, p. 54Uncooled infrared photodetectors made from HgCdTe are one of few optoelectronicproducts manufactured currently in Poland and exported tomany countries worldwide. The devices have found important applicationsfor scientific and medical instruments, in industry, environment protectionand military technique. The paper presents the current state of the art in thefield of uncooled HgCdTe photodetectors in Poland. This paper has beendone in VIGO System SA under financial support of the Polish Ministry ofSciences and Higher Education, Key Project PBZ – MNiSW 02/I/2007.Keywords: HgCdTe photodiode, uncooled infrared photodetectors,MOCVD growth, response timeRUTKOWSKI A.K., KAWALEC A.: Koncepcja radaru pasywnego dlasystemu obrony aktywnej obiektówElektronika (LII), nr 10/2011, s. 57Obrona aktywna pojazdu jest ważnym elementem działania w warunkachbojowych. Jej zadaniem jest wykrycie zagrożenia i podjęcie działań zmierzającychdo minimalizowania jego następstw. Istotnym ogniwem obronyaktywnej jest zespół sensorów wykrywających obiekty atakujące pojazd.W pracy przedstawiono koncepcję monoimpulsowego radaru pasywnegowykorzystującego układy natychmiastowego pomiaru fazy, natychmiastowegopomiaru częstotliwości i natychmiastowego pomiaru kąta nadejściasygnału mikrofalowego. Opisany układ estymuje odległość do celu i kątjego położenia. Odległość jest wyznaczana przy użyciu niezbędnej liczbykorelatorów pracujących równolegle. Kąt położenia celu może być wyznaczanymetodą fazową lub amplitudową. Przewiduje się, że użytkowawersja radaru będzie wyposażona w dodatkowy nadajnik wykorzystywanyw szczególnych warunkach.Słowa kluczowe: radar pasywny, natychmiastowy pomiar kąta nadejściasygnału, obrona aktywnaRUTKOWSKI A.K., KAWALEC A.: A conception of the passive radarfor the active protection system of the objectsElektronika (LII), no 10/2011, p. 57The active protection of the vehicle is the important element of the operationin the battle conditions. Its task is detection of the threats and undertakingof workings aiming to minimalizing their after–effects. The group of sensorsdetecting the objects attacking the vehicle is the essential component of theactive protection. The conception of the monopulse passive radar using thedevices of the instantaneous phase measurement, instantaneous frequencymeasurement, and instantaneous angle of arrival measurement waspresented in the work. The described apparatus estimates the distance tothe target and the angle of its position. The distance is pointed out by theusing of the necessary number of correlators working simultaneously. Theangle of the target position can be determined by means of the phase or theamplitude method. It is anticipated that the usable version of radar will beequipped with the additional transmitter used in special conditions.Keywords: passive radar, instantaneous angle of arrival measurement,active protection systemSTEC B., CZYŻEWSKI M., SŁOWIK A.: Antena z wiązką sterowanąelektronicznie na pasmo SElektronika (LII), nr 10/2011, s. 59W artykule przedstawiono wyniki prac nad anteną z elektronicznie sterowanąwiązką, dedykowaną do pracy w paśmie S. Przedstawiono wynikidoboru parametrów szyku antenowego w celu uzyskania założonych jegoparametrów: szerokość wiązki głównej ok. 20°, możliwość sterowaniapołożeniem wiązki w jednej płaszczyźnie w kącie ±70°. W celu analizyszyku dla różnych wartości: bazy antenowej, opóźnień fazowych poszczególnychelementów promieniujących szyku, wymiarów ekranu, wykonanosymulacje pracy szyku antenowego, w oparciu o dedykowane oprogramowanie.Jako punkt początkowy przyjęto szyk antenowy bazujący na dipolachzrealizowanych na podłożu dielektrycznym. Uzyskane wyniki dowodząsłuszności założeń, jak również pokazują ograniczenia w możliwychdo uzyskania zakresach parametrów kierunkowych szyku.Słowa kluczowe: liniowy antenowy szyk fazowy, elektroniczne sterowaniewiązką antenową, antena na podłożu dielektrycznym, baza antenowaSTEC B., CZYŻEWSKI M., SŁOWIK A.: Electronically scanning antennafor S-bandElektronika (LII), no 10/2011, p. 59The investigation results under electronically scanning antenna for S-bandhave been presented in the paper. The array parameters selection resultsfor assumed volumes of this one reaching have been presented. The mainlobe width 20° and scanning angle ±70° destination were assumed. Thephased array simulations were made for various values of the: antennabase, phase shift and reflector dimensions. The dedicated software for thispurpose was used. The antenna array using microstrip dipoles was usedas the base of the array. The reasonableness presumption and the parametersrestriction were confirmed and shown in the obtained results.Keywords: linear phased array, electronically scanning antenna pattern,microstrip antenna, antenna baseElektronika 10/2011

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesTUŚNIO N., TUŚNIO J.: Trójfazowy zasilacz prądu zmiennego 3×2,5 kWElektronika (LII), nr 10/2011, s. 61W opracowaniu przedstawiono zasadę działania i budowę trójfazowegozasilacza przeznaczonego do zasilania elementów grzejnych podczas badaniaprocesów fizykochemicznych zachodzących w czasie rozkładu bezpłomieniowego(tlenia), żarzenia i spalania różnych produktów i substancji.Konstrukcja zasilacza pozwala na równoczesne sterowanie napięciemwyjściowym lub mocą w trzech fazach (kanałach) z możliwością kalibracjiw każdym kanale. Zasilacz wyposażony jest w sekwencyjny układ odczytuwartości zadanej oraz napięć (mocy) w poszczególnych fazach oraz układalarmu.Słowa kluczowe: układy tyrystorowe, zasilacze, regulacjaTUŚNIO N., TUŚNIO J.: Three-phase AC power 3×2,5 kWElektronika (LII), no 10/2011, p. 61The paper presents the principle of operation and construction of threephaseAC power supply intended for the heating elements when examiningthe physicochemical processes occurring during decompositionof flameless (smoldering), the filament and burning of various productsand substances. The power pack design allows for simultaneous controlof output voltage or power in three phases (channels) with the possibilityof calibration of each channel. Power supply features a sequential readsystem setpoint and the voltage (power) in the different phases and alarmsystem.Keywords: thyristor, power supplies, controlSKWAREK A., WITEK K.: Lutowanie kondensacyjne – wybraneaspektyElektronika (LII), nr 10/2011, s. 65Lutowanie kondensacyjne jest aleternatywną metodą wykonywania połaczeńlutowanych w technologii montażu powierzchniowego. W porównaniuz próbkami wykonanymi w wyniku lutowania rozpływowego, wykonanespoiny mogą charakteryzować się lepszą ciągłością połączenia czy niższymstopniem utlenienia powierzchni.W artykule przedstawiono wybrane aspekty lutowania kondensacyjnego,mogące wpływać na jakość otrzymanych połączeń. Z przedstawionychponiżej badań równocześnie wynika, że wybór stopu stosowanego przylutowaniu kondensacyjnym może okazać się kluczowym czynnikiem wpływającymna jakość połączenia.Słowa kluczowe: lutowanie kondensacyjne, lutowanie rozpływowe, stopybezołowioweSKWAREK A., WITEK K.: Vapor Phase Soldering – chosen aspectsElektronika (LII), no 10/2011, p. 65Vapor phase soldering in an alternative method of solder joint creation inthe surface mount technology. In comparision to the samples performed inreflow soldering, the joints can be characterized by better uniformity andlower degree of surface oxidation.In this article the selected aspects of vapor phase soldering influencing thequality of joints are presented. The main conclusion from this experiment isthat the choice of proper alloy used in vapor phase soldering is the essiencialfactor influencing the joint quality.Keywords: vapor phase soldering, reflow soldering, Pb-free alloysSZWAGIERCZAK D.: Właściwości dielektryczne nieferroelektrycznejceramiki Gd 2/3CuTa 4O 12na kondensatory typu IBLCElektronika (LII), nr 10/2011, s. 68Opracowano warunki syntezy i spiekania nowego nieferroelektrycznegomateriału o składzie Gd 2/3CuTa 4O 12odznaczającego się wysoką przenikalnościąelektryczną. W artykule przedstawiono wyniki badań metodą spektroskopiiimpedancyjnej przeprowadzone w szerokim zakresie temperatur-55…700°C i w zakresie częstotliwości 10 Hz – 2 MHz. W widmach impedancyjnychwyróżniono dwa rodzaje odpowiedzi dielektrycznej, przypisanepółprzewodnikowym ziarnom i granicom międzyziarnowym o wyższejrezystancji. Analiza metodą EDS składu pierwiastkowego ceramiki Gd CuTa O 2/wskazuje na wzbogacenie granic ziaren w tlen i tantal i wnętrza3 4 12ziaren w miedź. Wysoka efektywna przenikalność wytworzonej ceramikiobserwowana przy niskich częstotliwościach i/lub w wyższych temperaturachwynika z samorzutnego tworzenia się kondensatorów z zaporowąwarstwą wewnętrzną na granicach ziaren podczas jednoetapowego wypalaniaw atmosferze powietrza.Słowa kluczowe: ceramika Gd 2/3CuTa 4O 12, właściwości dielektryczne,kondensator IBLCSZWAGIERCZAK D.: Dielectric properties of nonferroelectric Gd CuTa O 2/ceramic for IBLC-type capacitors3 4 12Elektronika (LII), no 10/2011, p. 68The synthesis and sintering procedure was developed for a new nonferroelectricmaterial with the composition Gd 2/3CuTa 4O 12which showshigh dielectric permittivity. The paper presents the results of impedancespectroscopic studies carried out in a wide temperature range from -55 to700°C and in the frequency range 10 Hz – 2 MHz. Two types of dielectricresponse were revealed in impedance data, attributed to semiconductinggrains and more resistive grain boundaries. Chemical composition ofGd 2/3CuTa 4O 12ceramic determined by EDS method indicates an enhancedcontent of oxygen and tantalum at grain boundaries regions and anenrichment in copper in grain interiors. High effective permittivity of theobtained ceramics observed at low frequencies and/or higher temperaturesresults from spontaneous formation of capacitors with internal barrierlayers at grain boundaries, fabricated during one step firing in air.Keywords: Gd 2/3CuTa 4O 12ceramic, dielectric properties, IBLC capacitorKLIMIEC E., ZARASKA W., KUCZYŃSKI Sz.: Wpływ kierunku mechanicznegoodkształcenia folii PVDF na wartość sygnału elektrycznegoElektronika (LII), nr 10/2011, s. 72Badania wpłwu kierunku naprężenia działającego na próbkę, na wartośćsygnału piezoelektrycznego, prowadzono na foliach z polifluorku winylidenuPVDF o grubości 28, 52 i 110 µm w trzech kierunkach: 33, 31, i 32.Ponieważ badania piezoelektrycznych folii nie są znormalizowane, prowadzonoje na stanowisku pomiarowym, w skład którego wchodziły siłownikiwłasnej konstrukcji. Wartości napięcia piezoelektrycznego przy naprężeniachściskających wynosiły do 3 V dla próbek o powierzchni 10 cm 2 przynaprężeniu 12 N/cm 2 Przy naprężeniach rozciągających w kierunku 31 wartościnapięć dochodziły do 250 V z powierzchni 7 cm 2 . Przy naprężeniachrozciągających w kierunku 32 wartości napięć były 6 razy mniejsze niż dlakierunku 31. Badania wykazały, że otrzymana wartość piezoelektrycznegonapięcia przy rozciąganiu jest kilkadziesiąt razy większa, niż przy ściskaniu,dla próbek o zbliżonych wielkościach powierzchni elektrod. Wartośćpiezoelektrycznego sygnału była większa, dla folii o większej grubości.Słowa kluczowe: PVDF, piezopolimery, stałe piezoelektryczne, g 3n, d 3nKLIMIEC E., ZARASKA W., KUCZYŃSKI Sz.: Influence of mechanicaldeformation direction of PVDF film, to the electric signal valueElektronika (LII), no 10/2011, p. 72This paper presents investigation of acting stress direction to the piezoelectricsignal value of the polyvinylidene fluoride PVDF film sample with28, 52 and 110 µm thickness in three directions: 33, 31 and 32. Becausethe investigations of piezoelectric films are not standardize, investigationswere conducted on measuring positions in composition with own constructionactuators. For stress in 33 direction, piezoelectric voltage value wasup to 3V for samples with 10 cm 2 surface and acting stress 12 N/cm 2 . Fortension stress in 31 direction, piezoelectric voltage value was up to 250V for samples with 7 cm 2 . For tension stress in 32 direction, piezoelectricvoltage value was 6 times smaller than voltge value in 31 direction.Investigations showed that the obtained values of piezoelectric voltagefor streatched film is a few dozen times bigger than for compression forsamples with similar electrodes surface. The value of piezoelectric signalwas bigger for thicker film samples.Keywords: PVDF, piezopolymers, piezoelectric constant g 3nand d 3nElektronika 10/2011

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesRZODKIEWICZ W.: Elipsometryczna metoda określania naprężeńw strukturach MOSElektronika (LII), nr 10/2011, s. 98Analiza widm optycznych dostarcza wielu cennych informacji na tematwłaściwości fizycznych materiałów. W tym celu stosuje się funkcję dielektryczną,opisującą wpływ zewnętrznego pola elektrycznego na optycznewłaściwości materiałów półprzewodnikowych.W pracy tej do analizy widm zespolonej funkcji dielektrycznej, zarównoimplantowanego, jak i nie implantowanego krzemu, posłużyła elipsometriaspektroskopowa w połączeniu z modelem pochodnych ułamkowych FDS(Fractional Derivatives Spectrum). Dokładne wyekstrahowanie parametrówpunktów krytycznych przy użyciu tych dwóch metod stało się pomocneprzy określeniu naprężeń mechanicznych w warstwie półprzewodnikastruktury MOS.Słowa kluczowe: naprężenia, struktura MOS, elipsometria spektroskopowa,pochodne ułamkoweRZODKIEWICZ W.: Ellipsometric method for determination of mechanicalstress in MOS strucutresElektronika (LII), no 10/2011, p. 98Optical spectra analysis provides a wealth of information on physicalproperties of various semiconductor materials. Fractional Derivative Spectrum(FDS) technique is especially interesting when the limitations of thestandard treatment are occurred. In this paper we present the FDS withspectroscopic ellipsometry method for analyze of the optical spectra ofsilicon surfaces (after oxidation, after implantation and high pressure-hightemperature treatment). On the basis of extracted Van Hove singularitiesby FDS and SE methods, the stresses in the semiconductor layer of MOSstrucutre were determined.Keywords: spectroscopic ellipsometry, fractional-derivative-spectrum,van Hove singularities, stressELERT A., ŚNIADACH E., GALLA S.: Zestaw laboratoryjny źródeł zaburzeńEMCElektronika (LII), nr 10/2011, s. 101W artykule podano podstawowe przyczyny powstawania zakłóceń w urządzeniachelektrycznych i elektronicznych oraz metody i sposoby ich analizy.Przedstawiono również koncepcje układów elektronicznych mającychbyć wzorcowymi źródłami zaburzeń stosowanymi podczas ćwiczeń laboratoryjnych.Jako źródła zaburzeń małych i wysokich częstotliwości wybranoukłady, które mogą być łatwo sterowane i zmieniane dla wykazaniakonieczności stosowania rozwiązań minimalizujących powstawanie przebiegówniepożądanych. Wybrane układy pozwalają na zobrazowanie zaburzeńzarówno w zakresie m.cz. jak i w.cz. oraz na łatwe wprowadzanieróżnych elementów przeciwzakłóceniowych do ich konstrukcji. Dają onerównież możliwość przeprowadzenia analizy działania rozpatrywanegoukładu w programach symulacyjnych.Słowa kluczowe: EMC, źródła zaburzeń, zestaw laboratoryjnyELERT A., ŚNIADACH E., GALLA S.: The laboratory kit of EMC sourcesof disturbancesElektronika (LII), no 10/2011, p. 101In the paper the basic information about sources of interference in electricaland electronic equipment and methods for their analysis are presented.Author presents concepts of electronic systems designed to be referencesources of disturbances to be used during the laboratory exercises. Asa source of disturbance for low and high-frequency range easily controlledand modified devices should be selected. This devices allow the imagingof low and high frequency disturbances and allow the easy implementationof different methods of suppression of disturbances. This also gives thepossibility to analyze device operation using simulation programs.Keywords: EMC, source of disturbance, laboratory kitGAJEWSKI K., GOTSZALK T., WIELGOSZEWSKI G.: Wykorzystaniemikroskopu sił atomowych w trybie stałego prądu do badania materiałówprzewodzących i tlenkowychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 104W artykule przedstawiono mikroskop sił atomowych z przewodzącą sondą,pracujący w trybie stałego prądu. Od klasycznego rozwiązania różnisię tym, że napięcie polaryzujące nie jest stałe, ale jest za pomocą regulatoraproporcjonalno-całkująco-różniczkującego (PID) dopasowywane tak,aby prąd płynący przez ostrze miał stałą wartość. Umożliwia to uniknięcieuszkodzeń powierzchni próbki i ostrza, wynikających z przepływu prąduo zbyt dużym natężeniu.W uzupełnieniu do opisu metody pomiarowej zaprezentowana zostałakonstrukcja przetwornika prąd-napięcie o pikoamperowej czułości, niezbędnegodo pomiarów właściwości warstw z materiałów dielektrycznych,docelowego obiektu badań przedstawionego mikroskopu. Przedstawionesą również wyniki pomiarów, uzyskane w trybie stałego prądu na powierzchniwysoko zorientowanego grafitu pirolitycznego.Słowa kluczowe: cienkie warstwy tlenkowe, HOPG, AFM, C-AFM, trybstałoprądowy C-AFMGAJEWSKI K., GOTSZALK T., WIELGOSZEWSKI G.: Constant CurrentConductive-Atomic Force Microscope for investigation conductiveand oxide materialsElektronika (LII), no 10/2011, p. 104In the paper a constant-current conductive atomic force microscope (CC-CAFM) is introduced. In this set-up the applied polarization voltage is notconstant, as in a standard conductive AFM, but is set by a proportional-integral-derivativecontroller, which maintains the tip current constant. Sucha solution prevents surface modification and tip wear, which may occur asa result of too high current.In addition to the description of the set-up, construction of a current-tovoltageconverter of picoampere sensitivity is presented. The device isneeded for investigation of dielectric films’ properties, which are goal experimentsto be conducted using the presented CC-CAFM. Results of experimentson a highly oriented pyrolytic graphite are also presented.Keywords: thin oxide films, HOPG, AFM, C-AFM, constant current C-AFMJANKOWSKI B., ŚLUSAREK B., KAPELSKI D., KARBOWIAK M.,PRZYBYLSKI M.: Wpływ temperatury pracy na właściwości magnetycznedielektromagnetyków z proszków żelazaElektronika (LII), nr 10/2011, s. 107Magnetycznie miękkie materiały kompozytowe, nazywane również dielektromagnetykami,są coraz szerzej stosowane w urządzeniach elektrycznychróżnego typu. Najliczniejszą grupę urządzeń stanowią maszyny elektryczne,w których materiały kompozytowe zastępują tradycyjne blachyelektrotechniczne. Ponadto dielektromagnetyki wykorzystywane są jakordzenie elementów pasywnych, takich jak: dławiki oraz filtry częstotliwościoweograniczające szkodliwe harmoniczne prądów lub napięć. Podczaspracy urządzenia elektryczne mogą być poddawane działaniu wysokichtemperatur. Temperatura pracy wpływa na właściwości magnetyczne dielektromagnetyków.W referacie przedstawiono i omówiono wpływ oddziaływaniatemperatury pracy na właściwości magnetyczne dielektromagnetykówwykonanych z dwóch rodzajów magnetycznie miękkich proszkówżelaza. W ramach przeprowadzonych badań wyznaczono m.in. maksymalnąwzględną przenikalność magnetyczna oraz stratność wykonanychdielektromagetyków.Słowa kluczowe: dielektromagnetyki, metalurgia proszków, właściwościmagnetyczne, temperatura pracy, przenikalność, stratnośćJANKOWSKI B., ŚLUSAREK B., KAPELSKI D., KARBOWIAK M.,PRZYBYLSKI M.: Influence of temperature on magnetic properties ofdielectromagnetics made of iron powderElektronika (LII), no 10/2011, p. 107Soft magnetic composite materials, also called dielectromagnetics, arewidely applied in various electrical devices. The largest group of devicesrepresented are electrical machines in which composite materials replaceconventional electrical steel sheet. Furthermore, dielectromagnetics areused as cores of passive elements: choke coils and frequency filters whichreduce adverse harmonics of currents or voltages. Electrical devices mayby subjected to high temperature during work. The paper presents anddiscusses the influence of high temperature on the magnetic propertiesof dielectromagnetics made from two types of soft magnetic powder. Thestudy determined following parameters; maximum relative permeability,core losses of used materials.Keywords: dielectromagnetic, powder metallurgy, magnetic properties,temperature of work, permeability, core losses10Elektronika 10/2011

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesMALCHER A.: Dynamicznie rekonfigurowalna matryca analogowa jakoukład stabilizacji amplitudy w przetworniku pojemność/częstotliwośćElektronika (LII), nr 10/2011, s. 109Artykuł prezentuje układ przeznaczony do przetwarzania sygnałów z pojemnościowychczujników wielkości fizycznych. Układ oparty jest na generatorzesinusoidalnym RC przestrajanym pojedynczą pojemnością.Regulator amplitudy generatora zrealizowano używając programowalnejmatrycy analogowej, co pozwoliło na dynamiczną zmianę amplitudy orazparametrów regulatora podczas pracy układu bez naruszania ciągłościpracy przetwornika. Obliczenia pozwalające uzyskać pojemność czujnikana podstawie zmierzonego okresu, a także przygotowanie danych rekonfiguracyjnychdla matrycy wykonywane są w mikrokontrolerze.Słowa kluczowe: programowalna matryca analogowa, dynamiczna rekonfiguracja,czujnik pojemnościowy, układ mnożący, regulator amplitudyMALCHER A.: Dynamic reconfigurable analog array as amplitude regulationcircuit in capacitance to frequency converterElektronika (LII), no 10/2011, p. 109This paper presents a circuit designed for the conversion of signals obtainedfrom capacitive sensors of physical quantities. The circuit is basedon an RC sinewave oscillator tuned by single capacitance. The amplituderegulator is built using a Field Programmable Analog Array (FPAA), whichallows for a dynamic change of oscillation amplitude and parameters of theregulator during runtime without affecting the functionality of the converter.The calculations that allow to obtain the capacity value according to themeasured period and also the reconfiguration data preparation are preformedin a microcontroller.Keywords: programmable analog array, dynamic reconfiguration, capacitivesensor, analog multiplier, amplitude regulatorWIŚNIEWSKI B., SZECÓWKA-WIŚNIEWSKA B.: Rozszerzenia funkcjonalnearbitrażu magistrali VMEElektronika (LII), nr 10/2011, s. 113Omówiono zasady arbitrażu magistrali VME i obowiązujące standardy.Przedstawiono zasady rozszerzeń funkcjonalnych arbitrażu z uwzględnieniemspecyfiki laboratoryjnej. Zaproponowaną rozbudowę funkcjonalnązaprezentowano w postaci sieci działania, w odniesieniu do zminimalizowanegorozwiązania układowego.Słowa kluczowe: standard VME, arbiter magistrali VME, systemy wieloprocesorowe,priorytet stały i rotujący, optymalizacja przydziału magistraliWIŚNIEWSKI B., SZECÓWKA-WIŚNIEWSKA B.: Functional expansionsof VME bus arbiterElektronika (LII), no 10/2011, p. 113VME bus arbiter and obligatory standards are discussed. Principles of functionalarbiter’s expansions, are presented. Proposed functional extensionin form of flow chart is shown, in relation to minimized circuit solution.Keywords: VME standard, VME bus arbiter, multiprocessor systems, fixedand rotated priority, bus access optimizationSWATOWSKA B., STAPIŃSKI T.: Zmodyfikowana struktura krzemowychogniw słonecznych poprzez zastosowanie warstwy antyrefleksyjnejElektronika (LII), nr 10/2011, s. 116W pracy przedstawiono wpływ warstw antyrefleksyjnych typu a-Si:C:H,nanoszonych metodą chemicznego osadzania z fazy gazowej ze wspomaganiemplazmowym (PECVD) na parametry krzemowych ogniw słonecznych.Uzyskane warstwy wykazywały niski współczynnik efektywnegoodbicia od przedniej powierzchni ogniw oraz pełniły rolę pasywatora defektówstrukturalnych, szczególnie licznych w krzemie multikrystalicznym.Zaobserwowano zwiększenie sprawności oraz prądu zwarcia zarówno dlaogniw na bazie krzemu mono-, jak i multikrystalicznego. Wytwarzane warstwycechuje także dobra wytrzymałość mechaniczna, w związku z czym,mogą dodatkowo pełnić funkcje ochronne powierzchni ogniw.Słowa kluczowe: ogniwa słoneczne, warstwy antyrefleksyjne, parametryelektryczne ogniwSWATOWSKA B., STAPIŃSKI T.: Modified structures of silicon solarcells by antireflective coating appliactionElektronika (LII), no 10/2011, p. 116The influence of a-Si:C:H antireflective coatings obtaine by PECVD onsilicon solar cell parameters was presented. The films exhibit low effectivereflectivity parameter from the front side of solar cell surface and playthe passivation role of structural defects present in multicrystalline silicon.The improvement of efficiency and short circuit current for both mono- andmulticrystalline silicon solar cells were observed. The coatings were wearresistant and play the role of mechanical protection of solar cells.Keywords: solar cells, antireflective coatings, electrical parameters ofsolar cellsSZECÓWKA P.M., ZAJĄC M., GOTSZALK T.P., ZIELONY M., JÓŹWIAKG., STANIA R.: Układ lock-in z cyfrową syntezą częstotliwości w techniceFPGAElektronika (LII), nr 10/2011, s. 120Opisano własną konstrukcję komputerowo sterowanego układu lock-in.Kluczowe elementy – detektor fazy i generator częstotliwości odniesieniawykonano w technice cyfrowej, w oparciu o język VHDL i programowalneukłady logiczne FPGA. Przebiegi sinusoidalne generowano za pomocąrozwinięcia w szereg Maclaurina. Pokazano, że przy wydłużonym czasiezbierania próbek i uśrednianiu wyników można przeprowadzić analizę rezonatora32 kHz pomimo zastosowania przetworników A/C i C/A o niewielewiększych częstotliwościach próbkowania.Słowa kluczowe: detektor fazy, cyfrowa synteza częstotliwości, DDS,VHDL, FPGAKOLACIŃSKI Z., SZYMANSKI Ł., RANIEWSKI G., WIAK S.: Plazmowasynteza nanorurkowych podłoży węglowych dla układów elektronicznychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 122W artykule przedstawiono plazmową metodę syntezy nanorurek węglowychnie wymagającą systemu hybrydowego z piecem CVD. Metodą tąmożna wytwarzać nanorurki węglowe w postaci proszku lub osadzać warstwynanorurek na różnych podłożach takich, jak krzem, metale i odpornetermicznie izolatory, co może mieć zastosowanie w układach elektronicznych.Określono warunki wymagane do syntezy nanorurek węglowychw plazmie mikrofalowej podając parametry procesu i pomiary temperaturystrumienia plazmy.Słowa kluczowe: plazma mikrofalowa, synteza nanorurek węglowych,emitery, radiatorySZECÓWKA P.M., ZAJĄC M., GOTSZALK T.P., ZIELONY M., JÓŹWIAKG., STANIA R.: Lock-in system with direct digital synthesis based onFPGA technologyElektronika (LII), no 10/2011, p. 120In-house developed, computer-controlled lock-in system is presented.Crucial elements – phase detector and direct digital synthesizer were basedon digital technique (VHDL and FPGA). Sine signals are generated inreal time by Maclaurin series approximation. It was shown that for extendedtime of samples collection, resonant frequency of 32 kHz oscillatormay be measured, in spite of applying A/D and D/A converter working withsampling rate only silghtly exceeding the measured frequency.Keywords: lock-in, phase detector, direct digital synthesis, VHDL, FPGAKOLACIŃSKI Z., SZYMANSKI Ł., RANIEWSKI G., WIAK S.: Plasmasynthesis of carbon nanotubes substrates for electronic devicesElektronika (LII), no 10/2011, p. 122The paper describes a CNT’s synthesis plasma method not being hybridizedwith a CVD furnace. It allows producing CNTs in the powder formor making deposits on substrates such as silica, metals and on refractoryinsulators. This can be applied to some elctronic devices as heat sinks.Conditions required for CNTs synthesis in a microwave plasma are specified.Also the process parameters and plasma jet temperature measurementsare presented.Keywords: microwave plazma, carbon nanotubes synthesis, emitters,heat sinksElektronika 10/2011 11

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesHRYNKIEWICZ E., POLOK D.: Permutacja argumentów funkcji logicznejprzy poszukiwaniu dekompozycji Ashenhursta w dziedzinie spektralnejReeda-MulleraElektronika (LII), nr 10/2011, s. 124W artykule zajmowano się dekompozycją funkcji logicznych w dziedziniespektralnej Reeda-Mullera. Analizowano wpływ permutacji argumentówfunkcji logicznej na możliwość spełnienia spektralnych warunków przeprowadzeniadekompozycji Ashenhursta. Ponadto przedstawiono sposóbna obliczanie widma Reeda-Mullera nie wymagający wyznaczania, zwykledużych rozmiarów, macierzy przekształcenia.Słowa kluczowe: dekompozycja, widmo Reeda-Mullera, permutacja argumentów,FPGAHRYNKIEWICZ E., POLOK D.: Logic function variables permutationin Ashenhurst decomposition searchingElektronika (LII), no 10/2011, p. 124The logic function decomposition in Reed-Muller spectral domain is consideredin the paper. A possibility of fulfilling the spectral requirements forexisting Ashenhurst decomposition by permutation of function variableswas investigated. Moreover the way of Reed-Muller spectrum calculationwithout using transformation matrix (usually large dimensions) calculationwas presented.Keywords: decomposition, Reed-Muller spectrum, variables permutation,FPGAZNAJDEK K., WALCZAK S., SIBIŃSKI M.: Analiza parametrów modułówPV różnych typów w warunkach rzeczywistychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 127W artykule przedstawiono wyniki półtorarocznych pomiarów parametrówelektrycznych instalacji fotowoltaicznej, zainstalowanej na budynku WydziałuElektrotechniki, Elektroniki, Informatyki i Automatyki PolitechnikiŁódzkiej. System wyposażony jest w połączone szeregowo moduły fotowoltaiczneróżnych typów, które za pośrednictwem falowników przekazująenergię elektryczną do sieci wewnętrznej uczelni. Za pomocą urządzeniado monitoringu i archiwizacji danych, parametry instalacji przekazywanesą na serwer, gdzie są magazynowane oraz udostępniane on-line.Słowa kluczowe: instalacja fotowoltaiczna, moduły i panele fotowoltaiczne,odnawialne źródła energiiZNAJDEK K., WALCZAK S., SIBIŃSKI M.: Analysis of various typesPV modules under real atmospheric conditionsElektronika (LII), no 10/2011, p. 127The following paper presents the results of 18 months-time electrical parametersmeasurements of photovoltaic system, installed on the buildingof the Faculty of Electrical, Electronic, Computer and Control Engineeringat the Technical University of Lodz. The system is equipped with differenttypes PV modules connected in series, which transfer electrical energy tothe internal university network through converters. Using the device formonitoring and archiving of data, system parameters are transmitted toa server where they are stored and made ​available on-line.Keywords: photovoltaic system, PV modules and panels, renewable energysourcesHULEWICZ A.: Zastosowanie sterownika PLC w nowoczesnym systemiezarządzania inteligentnym domemElektronika (LII), nr 10/2011, s. 130W artykule poddano analizie funkcjonalność oraz koszty instalacji dwóchwybranych grup systemów zarządzania inteligentnym domem. Do pierwszejgrupy zakwalifikowano komercyjne systemy sterowania, natomiastdrugą stanowi system zbudowany przy wykorzystaniu sterownika PLCpołączonego z odpowiednimi czujnikami. Przeprowadzona analiza funkcjonalnościoraz kosztów instalacji systemów dowodzi, że zaproponowanerozwiązanie na bazie sterownika PLC umożliwia osiągnięcie parametrówporównywalnych z systemami komercyjnymi, przy jednoczesnym obniżeniukosztów instalacji.Słowa kluczowe: system zarządzania inteligentnym domem, sterownikPLC, czujniki inteligentneHULEWICZ A.: Application of the PLC controller in a modern systemof intelligent home managementElektronika (LII), no 10/2011, p. 130In the article the functionality and installation costs of two selected intelligenthome management systems are examined. The commercial controlsystems were qualified to the first group and the other is a system built onthe PLC connected to the appropriate sensors. The analysis of functionalityand cost of installation of systems can prove that the proposed solution,using a PLC, achieves performance comparable to the commercialsystems, while reducing installation costs.Keywords: intelligent home management system, PLC controllers, smartsensorsŻEBROWSKI M., DYDERSKI P.: Dokładna procedura wyznaczaniakierunkowości szyków antenowychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 133Dokładne określenie kierunkowości, jako jednego z podstawowych parametrówanten, ma duże znaczenie praktyczne. W literaturze znane sąprzybliżone formuły służące do obliczania kierunkowości szyków antenowych.Należy uznać je jednak za niezadowalające głównie ze względu nafakt, że są obarczone potencjalnie dużym błędem. Kierunkowość zależybowiem od wielu parametrów określających kształt charakterystyki promieniowania,podczas gdy w przybliżonych zależnościach wykorzystujesię najczęściej jedynie 3 dB szerokości charakterystyki promieniowaniaw jej dwóch przekrojach. Przy wszystkich powyższych ograniczeniachznanych formuł, nieznanym wydaje się powód, dla którego autorzy znanychpublikacji nie odwołują się do dokładnej metody określania kierunkowościszyków antenowych, podając w zamian wiele różnych postaciprzybliżonej zależności, szczególnie dla charakterystyki szpilkowej najbardziejinteresującej z punktu widzenia praktycznego. Zależność ta musibyć, co oczywiste, modyfikowana dla innych kształtów charakterystyki, np.dla charakterystyki typu kosekans kwadrat. Niniejszy artykuł uzupełnialukę w literaturze fachowej, poprzez wskazanie prostej, dokładnej metodyobliczania kierunkowości przestrzennych szyków antenowych, którychelementy pobudzane są prądami o dowolnym rozkładzie amplitudowo–fazowym.W metodzie tej stosuje się definicję kierunkowości, wykorzystującdo obliczania występującej w niej całki podwójnej prostą, skutecznąmetodę Simpsona. Proponowana metoda może zostać zastosowana doobliczania kierunkowości dowolnych anten o znanej funkcji opisującej charakterystykępromieniowania, a w szczególności do szyków planarnycho dowolnie rozmieszczonych elementach promieniujących, w tym szyków,których elementy promieniujące rozmieszczone są na płaszczyznachkrzywoliniowych.Słowa kluczowe: szyki antenowe, anteny kierunkowe, wyznaczanie kierunkowoścŻEBROWSKI M., DYDERSKI P.: Accurate procedure for calculationof antenna array directivityElektronika (LII), no 10/2011, p. 133Precise determination of directivity – one of the fundamental antenna parameters– is a task of great practical importance. Various forms of approximateformula for directivity calculations of antenna arrays exist. Unfortunately,they may be considered unsatisfactory due to potentially large errorthey are encumbered with. Although antenna directivity depends on manyparameters that describe its radiation pattern, yet approximate formulasgenerally use only 3 dB beamwidths in two principal planes of the pattern.Moreover, the approximate formula considered for pencil beam pattern (asthe most useful from practical point of view) has to be modified for differentpattern shapes, e.g. for cosecant–square pattern. Taking all limitations ofknown formula into consideration it seems unclear why the authors of mostpublications tend not to utilize precise directivity formulas for antenna arrays.The present paper fills the gap in professional literature, by introducingsimple, precise procedure for determination of directivity of antennaarrays with arbitrary amplitude and phase excitation. The procedure usesdefinition of directivity and computes the double integral value containedwithin this definition, by means of simple yet effective Simpson method. Asa consequence, it may by used for any kind of arrays, e.g. planar arrayswith elements placed arbitrarily as well as arrays with elements placed oncurvilinear planes. In particular, the procedure may be applied to calculatedirectivities of any antenna array, provided that its radiating pattern isknown.Keywords: antenna arrays, antenna theory, directional antennas, directivitycalculations12Elektronika 10/2011

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesNOWAKOWSKI P., GŁUSZAK T., FLORKOWSKA-TRĄBIŃSKA J.: Instytutbadawczy na rynku innowacjiElektronika (LII), nr 10/2011, s. 140W artykule przedstawiono koncepcje budowania strategii w instytucie badawczymw kontekście komercjalizacji wyników badań.. Opisano główneelementy strategii oraz ich wpływ na osiągnięcie sukcesu i wdrożenie innowacyjnychrozwiązań do praktyki gospodarczej.Słowa kluczowe: strategia, innowacje, unikalne technologie, komercjalizacjabadańADAMOWICZ B., GONERA M.: Znaczenie badań patentowych w procesiekreacji innowacjiElektronika (LII), nr 10/2011, s. 143Zdefiniowano pojęcie innowacji. Przedstawiono cykl kreacji innowacjiw oparciu o model konwersji wiedzy. Omówiono znaczenie informacji patentowejw procesie innowacyjnym, w szczególności rolę badań patentowychdla inkubacji nowych pomysłów. Podano schemat ogólnej metodykibadań patentowych stanu techniki. Podkreślono znaczenie MKP dla efektywnegowyszukiwania informacji. Sformułowano postulaty upowszechnieniaprowadzenia badań patentowych i ich obligatoryjności w celuzwiększenia potencjału wiedzy twórców oraz eliminacji dublowania pracbadawczo-rozwojowych.Słowa kluczowe: innowacja, zarządzanie wiedzą, konwersja wiedzy, kreacjainnowacji, badania patentowe, Międzynarodowa Klasyfikacja Patentowa(MKP)NOWAKOWSKI P., GŁUSZAK T., FLORKOWSKA-TRĄBIŃSKA J.: Researchinstitute on the innovation marketElektronika (LII), no 10/2011, p. 140Management strategy of research units in innovattive industry- economyshould largely take into account the mechanisms of research teams andtheir cooperation with economic operators. For this purpose, should carefullyidentify conditions and factors to leading to an increase and competitivenessimplemented researches.Keywords: strategy, innovation, unique technologies, research commercializationADAMOWICZ B., GONERA M.: Importance of patent research in theprocess of innovation creationElektronika (LII), no 10/2011, p. 143Conception of innovation was defined. The cycle of innovation creationbased on knowledge conversion model was presented. The role of patentinformation in innovation process, particularly the importance of patent researchfor incubation of new ideas was discussed. There was inserted theoutline of patent research general methodology for technology state of artinvestigation. The significance of International Patent Classification for effectiveinformation finding was underlined. The postulates of disseminationof patent research carrying on and its obligation for enlarging the knowledgepotential of creators and elimination of research and developmentworks doubling were formulated.Keywords: innovation, knowledge management, knowledge conversion,innovation creation, International Patent Classification (IPC)KARBOWIAK M., JANKOWSKI B., KAPELSKI D., PRZYBYLSKI M.,ŚLUSAREK B.: Wielobiegunowe magnesowanie wiązanych magnesówtrwałych Nd-Fe-B dla silników liniowo – obrotowychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 147Magnesy trwałe z rozkładem biegunów magnetycznych w kształcie szachownicyznajdują zastosowanie w silnikach liniowo – obrotowych. Izotropowemagnesy trwałe z proszku Nd-Fe-B, nazywane również dielektromagnesami,są odpowiednie do magnesowania wielobiegunowego wewszystkich kierunkach. Aby uzyskać wielobiegunowe namagnesowaniepierścieniowego magnesu trwałego stosuję się specjalne głowice magnesującewspółpracujące z impulsowymi magneśnicami. W jednym procesiemagnesowanie możliwe jest uzyskanie wielobiegunowego rozkładu biegunówmagnetycznych na średnicy i wzdłuż długości magnesu. Taki rodzajmagnesowania wytwarza rozkład biegunów magnetycznych w kształcieszachownicy na powierzchni magnesu trwałego. W artykule przedstawionowyniki pomiarów rozkładu indukcji magnetycznej na powierzchni magnesu.Pomiary wykonano za pomocą teslomierza F.W. Bell model 5070.Przedstawiona głowica magnesująca pozwala namagnesować pierścieniowymagnes trwały w złożony układ biegunów magnetycznych. Jedenwielobiegunowy magnes trwały może zastąpić konstrukcje otrzymywanepoprzez sklejanie pojedynczych magnesów dwubiegunowych.Słowa kluczowe: magnesowanie wielobiegunowe, silniki liniowo obrotoweKARBOWIAK M., JANKOWSKI B., KAPELSKI D., PRZYBYLSKI M.,ŚLUSAREK B.: Multi – pole magnetization of Nd-Fe-B bonded magnetsfor rotary linear actuatorsElektronika (LII), no 10/2011, p. 147In some group of rotary linear actuators permanent magnets are commonlyused whose magnetic poles are arranged in chessboard pattern. IsotropicNd-Fe-B bonded magnets, also called dielectromagnets, are capable ofmulti – pole magnetization in all directions. Multi – pole magnetization ofa ring – shaped permanent magnet was performed by pulse magnetizationin special magnetization head. One magnetization process makes it possibleto achieve distribution of magnetic poles on the circumference andlength of magnet. This kind of magnetization creates a chessboard patternfor distribution of magnetic poles on the surface of permanent magnet. Thedistribution of magnetic induction on the external surface of magnets wasmeasured by teslameter with Hall probe (F.W. Bell model 5070). A multi– pole permanent magnet allows to replace the multi – pole glued constructionsof bipolar permanent magnets.Keywords: multi – pole magnetization, linear rotary motorsTARIOV A., KRUSZKO S.: Bezzałogowe pojazdy podwodne – stanobecny, potencjał biznesowy, perspektywy rozwojuElektronika (LII), nr 10/2011, s. 148Jedną z najbardziej interesujących gałęzi robotyki, posiadającą ogromnypotencjał biznesowy, są bezzałogowe pojazdy podwodne UUV (UnmannedUnderwater Vehicle). W ciągu ostatnich trzydziestu lat stworzono ponaddziewięć tysięcy tego typu obiektów, mających zastosowanie w pracachratunkowych, badawczych oraz militarnych. Dynamika rozwoju tejgrupy pojazdów spowodowana jest w dużej mierze postępem technologicznym,jaki dokonał się na przestrzeni tych lat, zwłaszcza w dziedzinietechnik telekomunikacyjnych oraz informatycznych. Ze względu na szerokiespektrum zastosowań tych obiektów warto przyjrzeć się im bliżej,ogólnym trendom oraz kierunkom rozwoju badań towarzyszącym przy ichprojektowaniu, zatem celem przedstawionego artykułu jest omówienie stanuobecnego oraz perspektyw rozwoju UUV na podstawie systematyzacjiwiedzy dotyczącej tej kategorii obiektów.Słowa kluczowe: UUV, przegląd, klasyfikacja, tendencje projektoweTARIOV A., KRUSZKO S.: Unmanned underwater vehicles – currentstate, business potential, development prospectsElektronika (LII), no 10/2011, p. 148One of the most interesting branch of robotics, which has huge businesspotential, are Unmanned Underwater Vehicles (UUV). Over the last thirtyyears more than nine thousand objects of this type have been created,applicable in rescue, research and military field. The dynamics of this vehicles’development is caused in large part by technological progress thathas been made over the years, especially in the field of telecommunicationsand information technology. Due to the wide range of applications ofthese objects should look at them closely, the general trends and directionsof development and research associated with their design, thereforethe purpose of the article is to discuss the current situation and developmentprospects of UUV based on systematic knowledge about this categoryof objects.Keywords: UUV, review, classification, design trendsElektronika 10/2011 13

Streszczenia artykułów ● Summaries of the articlesMĄKA T.: Analiza trajektorii cech w zadaniach dyskryminacji danychakustycznychElektronika (LII), nr 10/2011, s. 157Podejście do klasyfikacji akustycznej przedstawione w pracy wykorzystujecharakterystykę zmienności cech niskopoziomowych. Wykorzystano własnościwystępowania szczytów w trajektoriach cech oraz własności punktówprzecięć pomiędzy dwoma wybranymi trajektoriami cech. Uzyskanew ten sposób deskryptory poddano selekcji z użyciem algorytmu wykorzystującegomaszyny wektorów nośnych SVM dla problemu klasyfikacjisygnałów mowy i muzyki. Pokazano, że proponowane podejście i użytecechy pozwalają uzyskać wysoką skuteczność klasyfikacji.Słowa kluczowe: trajektorie cech, wybór cech, klasyfikacja akustyczna,SVMMĄKA T.: Analyzing feature trajectories for audio content discriminationElektronika (LII), no 10/2011, p. 157The paper presents an approach to classification of audio data usingproperties derived from low-level features. The new descriptors basedon peakiness of the feature trajectory, and the crossing points betweentwo selected trajectories. Calculated features are exploited in wrapperbasedselection process and Support Vector Machines are employed tothe speech/music classification problem. The obtained results show thatproposed approach can be applied to perform audio classification in efficientmanner.Keywords: feature trajectories, feature selection, audio classification,SVMLEVSKI D., GOTSOV TS., KRASTEV K., MANUKOVA A., DIMOV V.:Wbudowana automatyczna stacja meteorologicznaElektronika (LII0, nr 10/2011, s. 159W pracy przedstawiono nowoczesną automatyczną stację meteorologiczną,która według ustalonego programu samoczynnie wykonuje pomiaryokreślonych parametrów meteorologicznych (temperatury, ciśnienia, wilgotności,prędkości i kierunku wiatru, promieniowania słonecznego oraznaturalnego tła promieniowania gamma). Stacja wyświetla wartości parametrówmeteorologicznych przez standardowe połączenie IEEE 802.3Ethernet oraz przechowywuje w pamięci Compact Flash dane z pomiarówwykonanych w poprzednich okresach. Mikroprocesorowy systemdoskonale nadaje się też do profesjonalnego pomiaru i monitorowaniatła promieniowania jonizującego. System może być rozszerzony na dwaoddzielne moduły komunikacji bezprzewodowej przy pomocy kodowaniaw standardzie Manchester i wykorzystywany do komunikacji pomiędzyurządzeniami slave i master.Słowa kluczowe: automatyczna stacja meteorologiczna, pomiary meteorologiczne,pogoda, mikroprocesor, algorytmLEVSKI D., GOTSOV TS., KRASTEV K., MANUKOVA A., DIMOV V.:Embedded automatic weather stationElektronika (LII), no 10/2011, p. 159The article presents a modern automatic weather station which automaticallymeasures particular weather parameters (temperature, atmosphericpressure, relative humidity, wind speed and direction, solar radiation andbackground gamma radioactivity). The weather station transmits the valuesof the parameters via IEEE 802.3 Ethernet connection and logs themade measurements in a standard Compact Flash card.The microprocessor system can professionally measure and keep track ofthe background gamma radioactivity level. The system can be extendedinto two separate modules communicating wirelessly.Keywords: weather station, electronic system, microprocessor, algorithm14Elektronika 10/2011

Kwantowe lasery kaskadowe na zakres średniejpodczerwienidr KAMIL KOSIEL, dr inż. ANNA SZERLING, prof. dr hab. MACIEJ BUGAJSKI,mgr inż. Piotr Karbownik, mgr inż. Emilia Pruszyńska-Karbownik,dr Iwona Sankowska, mgr inż. Justyna Kubacka-Traczyk,dr inż. Anna Wójcik-Jedlińska, mgr inż. Piotr Gutowski, mgr inż. Anna Barańska,dr inż. Dorota Pierścińska, dr inż. Kamil PierścińskiInstytut Technologii Elektronowej, Centrum Nanofotoniki, WarszawaLasery kaskadowe QCLs (ang. Quantum-Cascade Lasers) topółprzewodnikowe, unipolarne emitery promieniowania koherentnego,których zasada działania polega na wewnątrzpasmowychprzejściach promienistych nośników oraz tunelowaniu przez wielobarierowyukład kwantowomechaniczny [1].Warunkiem poprawnego działania tego typu przyrządu jestprecyzyjne wykonanie heterostruktury epitaksjalnej, dające poprzyłożeniu odpowiedniej zewnętrznej polaryzacji elektrycznejzaprojektowane wartości prawdopodobieństwa przejść wewnątrzpasmowychoraz tunelowych. Obszar aktywny laserakaskadowego ma budowę wielowarstwową i wielomodułową.W ogólności, w każdym z modułów QCL generowany jest układpoziomów laserowych oraz możliwość tunelowego przejściaelektronów do kolejnego modułu. Dzięki temu każdy z elektronówwstrzykniętych do obszaru aktywnego ma szansę wzięciaudziału w serii wewnątrzpasmowych przejść promienistych.Spektrum emisyjne QCLs to szeroki zakres od średniej MIR(ang. Mid Infrared ) do dalekiej podczerwieni FIR (ang. Far Infrared). Lasery kaskadowe są lub mogą być szeroko stosowane,np. w układach detekcji gazów (np. CO 2, NO, CH 4) [2], diagnostycemedycznej [3] oraz w monitorowaniu zanieczyszczeńśrodowiska [4].Ścisłe wymogi precyzji dotyczą technologii heterostruktur epitaksjalnychw zakresie założonej konstrukcji i jej jednorodnościw obszarze płytki epitaksjalnej oraz powtarzalności osadzaniaw serii procesów. Dla działania lasera krytyczna jest zgodnośćgeometrii pasma przewodnictwa obszaru aktywnego z założeniamikonstrukcyjnymi, determinowana przez grubości i składywarstw. Wielomodułowość obszaru aktywnego komplikuje to zagadnienie.Zespół nasz od paru lat pracuje nad laserami kaskadowymi Al-GaAs/GaAs na zakres MIR [5–9]. Rozwój naszej technologii pozwoliłotrzymać przyrządy, które pozytywnie przeszły próbę w ramachprototypowego układu detekcji śladowych ilości substancjigazowych, wykonanego w Wojskowej Akademii Technicznej.Poniżej zaprezentowano wyniki naszych prac nad wykonaniemi stałym udoskonalaniem laserów pracujących w temperaturzepokojowej.Technologia MBE i właściwości heterostrukturlaserowychRysunek 1 przedstawia schemat heterostruktury lasera, wykonanejmetodą epitaksji z wiązek molekularnych MBE (ang. Molecular-BeamEpitaxy).Na rysunku 2 przedstawiono wyniki pomiarów wysokorozdzielczejdyfraktometrii rentgenowskiej HRXRD (ang. High-ResolutionX-Ray Diffractometry), przeprowadzone z zastosowaniempromieniowania synchrotronowego na wykonanych strukturachQCL. Dzięki tym pomiarom otrzymano krzywe dyfrakcyjne zawierającepo kilkadziesiąt pików satelitarnych. Ich wysoka liczbapotwierdza wysoki stopień regularności supersieciowychobszarów aktywnych QCL oraz wysoką dokładność wykonaniazaprojektowanej konstrukcji (nie gorszą niż ~ 2% grubościmodułu).Rys. 1. Schemat heterostruktury lasera QCL wykonanego w ITEFig. 1. A scheme of heterostructure of quantum-cascade laser fabricatedin Institute of Electron TechnologyRys. 2. Wysokorozdzielcze rentgenowskie profile dyfrakcyjne otrzymanez zastosowaniem promieniowania synchrotronowegoFig. 2. High-resolution X-ray diffraction 2θ/ω profiles obtained withuse of synchrotron radiationElektronika 10/2011 15

a) b)Rys. 3. Morfologia powierzchni dla struktur osadzanych w różnych warunkach wzrostu: a) T S= 580°C; V Gas= 0,5 ML/s; a) T S= 630°C; V Gas= 1 ML/sFig. 3. Surface morphology for the structures deposited under various growth conditions: a) T s= 580°C, V GaAs= 0.5 ML/s, b) T s= 630°C, V GaAs= 1 ML/sW ramach analizy jakości technologii epitaksji badano takżemorfologię powierzchni międzyfazowych, stosując mikroskopięsił atomowych AFM (ang. Atomic Force Microscopy) – (rys. 3).Założono przy tym, że topografia powierzchni swobodnej strukturtestowych satysfakcjonująco odzwierciedla morfologię korespondującychpowierzchni międzyfazowych.Temperaturę powierzchni kryształu (Ts) podczas epitaksjikontrolowano za pomocą pirometru, utrzymując stałą wartośćz zakresu 580 lub 630ºC. Wzrost warstw GaAs prowadzonoz szybkością (V GaAs) z zakresu 0,5…1 ML/s, a odpowiadającamu szybkość wzrostu AlAs zapewniała 45% zawartość Alw warstwach AlGaAs. Badano powierzchnie warstw homoepi-a) b) c)Rys. 4. Zwierciadło lasera kaskadowego bez pokrycia (a) i zwierciadło z pokryciem wysokoodbiciowym (b). Zależność współczynnika odbiciaod długości fali dla zwierciadeł z pokryciem wysokoodbiciowym (c). Warstwy Al 2O 3pełnią rolę izolatorówFig. 4. Quantum-cascade laser mirror without coating (a) and a mirror with high reflective coating (b). Dependence of reflectivity on wavelengthfor mirrors with high reflective coatings (c). Al 2O 3layers play the role of electric isolatorsRys. 5. Zależność prądu progowego QCL od temperatury działaniaprzyrządu, dla lasera z pokryciem wysokoodbiciowym (HR) oraz laserabez pokrycia (UC) – laser z pokryciem HR działa w temperaturzepokojowej (18°C)Fig. 5. Dependence of QCL’s threshold current on device temperature,for the laser with high reflective coating (HR) and for the laserwithout coating (UC) – the coated laser operates at the room-temperature(18°C)16Rys. 6. Wzrost temperatury w obszarze aktywnym dla laserów z różnymrodzajem montażuFig. 6. An increase of temperature of QCL’s active region, for laserswith different type of mountingElektronika 10/2011

taksjalnych GaAs/GaAs, heteroepitaksjalych AlGaAs/GaAsoraz powierzchnie wielowarstwowych struktur supersieciowychAlGaAs/GaAs. W charakterze powierzchni referencyjnej zbadanopowierzchnię podłoża GaAs, wygrzaną uprzednio w temperaturzeT = 580°C, w strumieniu cząsteczek As 4.Z przeprowadzonych badań morfologii powierzchni wynika,że dominujący wpływ ma temperatura procesu wzrostu. Mniejszeznaczenie ma szybkość wzrostu, geometria krystalizowanej struktury(grubość warstw GaAs i AlGaAs) i parametr V/III. Na morfologiępowierzchni ma również wpływ koncentracja domieszki.Processing przyrządowyZ heterostruktur wykonano przyrządy o konstrukcji typu doubletrench. W warstwie izolacji elektrycznej z azotku krzemu (Si 3N 4)otworzono „okna” dla kontaktu omowego o szerokości 15…35 m.Dla laserów pracujących w temperaturze pokojowej kluczowebyło wykonanie pokryć wysokoodbiciowych na tylnych zwierciadłachoraz doskonała technologia montażu.Ze względu na długość fali emitowanej przez nasze lasery(~ 9,6 μm) praktyczna realizacja wysokoodbiciowego zwierciadłabraggowskiego byłaby bardzo utrudniona, gdyż wymagałaby wykonaniastruktury wielowarstwowej o znacznej grubości. Dlategoteż wykonano wysokoodbiciowe pokrycia metaliczne, o optymalnejkonstrukcji, znalezionej w efekcie przeprowadzonych przeznas badań: 100 nm Al 2O 3/100 nm Au/100 nm Al 2O 3(rys. 4). Silnywzrost maksymalnej temperatury działania oraz spadek wartościprądu progowego lasera uzyskany dzięki zastosowaniu pokryćwysokoodbciowych przedstawiono na rys. 5.Właściwie przeprowadzony montaż jest warunkiem uzyskaniapoprawnych parametrów termicznych i elektrycznych przyrządu orazstabilności i niezawodności jego działania. W skrajnym przypadkunieprawidłowy montaż może doprowadzić do zniszczenia przyrządu.Na rysunku 6 przedstawiono zależność wzrostu temperaturyobszaru aktywnego QCL od mocy prądu zasilania, dla laserówmontowanych na chłodnicach z zastosowaniem różnych rodzajówlutu, o różnych grubościach. Wzrost grubości warstwy lutuzwiększa oporność cieplną przyrządu.Właściwości laserówWarunkiem uzyskania laserowania w temperaturze pokojowejbyły właściwe rozwiązania konstrukcyjne, a w szczególnościoptymalizacja poziomu domieszkowania iniektorów w heterostrukturachlaserowych i optymalizacja geometrii chipów orazzastosowanie odpowiednio wykonanych pokryć wysokoodbiciowychna tylnych zwierciadłach (rys. 7a). Do osiągnięcia tegorezultatu przyczyniło się także udoskonalenie procesów technologiiwytwarzania przyrządów, m.in. sukcesywne udoskonalanieprocesów składających się na montaż chipów na chłodnicach,warunkujące poprawę właściwości termicznych.Szczegółowe testy chipów laserowych dotyczyły badania możliwościuzyskania akcji laserowej oraz mocy generowanej przez laserw zależności od warunków termicznych (rys. 7b) oraz warunków zasilania.Przetestowano ponad 100 chipów laserowych, badając ichwłaściwości elektryczne oraz optyczne w różnych warunkach pracy.W warunkach kriogenicznych rekordowa emitowana moc optyczna,emitowana przez jedno lustro lasera bez pokryć, przekracza2,5 W w piku (rys. 8a).Zbadano także możliwość kontroli długości emitowanej fali.Określono tu m.in. wpływ domieszkowania iniektorów (rys. 8b),a także wpływ warunków pracy lasera (wpływ natężenia prąduzasilania oraz temperatury pracy chipu).Wzrost długości fali towarzyszący wzrostowi domieszkowaniaobszaru aktywnego jest prawdopodobnie efektem wzrostu temperaturyobszaru aktywnego związanego z wyższym prądem progowymstruktur silniej domieszkowanych. Analogicznie, wzrosttemperatury działania lasera również wiąże się z przesunięciemdługości fali w kierunku wyższych wartości.Przeprowadzono również badania rozbieżności wiązki laserowejemiterów QCL, która ma wartość co najmniej kilkudziesięciustopni.a)b)Rys. 7. Zależność maksymalnej temperatury działania lasera od jegoparametrów konstrukcyjnych (a), emitowana moc optyczna w zależnościod temperatury działania lasera oraz maksymalna temperaturadziałania QCL (b)Fig. 7. Dependence of QCL’s maximum operating temperature on thelaser’s construction parameters (a), dependence of radiative poweremitted by the QCL on its operating temperature and QCL’s maximumoperating temperature (b)a)b)Carrier sheet density (10 11 cm -2 )Rys. 8. Para podstawowych charakterystyk laserowych (L-I-V) zmierzonaw warunkach kriogenicznych (a), zależność długości emitowanej falilaserowej od poziomu domieszkowania obszarów iniektorowych (b)Fig. 8. QCL’s L-I-V characteristics measured at cryogenic conditions(a), dependence of emitted wavelength on doping concentrationof QCL’s injector regions (b)Elektronika 10/2011 17

PodsumowanieW wyniku prac nad technologią laserów kaskadowych uzyskanoprzyrządy pracujące w temperaturze pokojowej. Osiągnięcietego rezultatu warunkowały właściwe rozwiązania konstrukcyjne,a w szczególności optymalizacja poziomu domieszkowania iniektoróww heterostrukturach laserowych i optymalizacja geometriichipów oraz zastosowanie odpowiednio wykonanych pokryć wysokoodbiciowychna tylnych zwierciadłach.Lasery nasze pozytywnie przeszły próbę w ramach prototypowegoukładu detekcji śladowych ilości substancji gazowych,wykonanego w Wojskowej Akademii Technicznej.Praca finansowana była z projektu PBZ-MNiSW-02/I/2007. Dyfrakcyjnepomiary rentgenowskie z zastosowaniem promieniowaniasynchrotronowego były wykonane w synchrotronowychośrodkach badawczych w Grenoble i w Hamburgu.Literatura[1] Faist J., F. Capasso, D. L. Sivco, C. Sirtori, A. L. Hutchinson, and A.Y. Cho: Quantum cascade laser. Science 264, p. 553, 1994.[2] Kosterev A., G. Wysocki, Y. Bakhirkin, S. So, R. Lewicki, M. Fraser, F.Tittel, R.F. Curl: Application of quantum cascade lasers to trace gasanalysis. Appl. Phys. B 90, p. 165, 2008.[3] Moeskops B. W. M., H. Naus, S.M. Cristescu, F.J.M. Harren: Quantumcascade laser-based carbon monoxide detection on a secondtime scale from human breath. Appl. Phys. B 82, p. 649, 2006.[4] Tihov M. I.: Chemical sensors based on distributed feedback quantumcascade laser for environmental monitoring. Diploma thesis,2003.[5] Kosiel K., J. Kubacka-Traczyk, P. Karbownik, A. Szerling, J. Muszalski,M. Bugajski, P. Romanowski, J.Gaca, M. Wójcik: Molecular-beamepitaxy growth and characterization of mid-infrared quantum cascadelaser structures. Microelectronics Journal, 40, p. 565.[6] Kosiel K., M. Bugajski, A. Szerling, J. Kubacka-Traczyk, P. Karbownik,E. Pruszyńska-Karbownik, J. Muszalski, A. Łaszcz, P. Romanowski,M. Wasiak, W. Nakwaski, I. Makarowa, P. Perlin: 77 K operation of Al-GaAs/GaAs quantum cascade laser at 9 um. Photonics Lett. Poland,1, p. 16, 2009.[7] Kosiel K., A.Szerling, J. Kubacka-Traczyk, P. Karbownik,E.Pruszyńska-Karbownik, M. Bugajski: Molecular Beam EpitaxyGrowth for Quantum Cascade Lasers. Acta Physica Polonica A, vol.116, p. 806, 2009.[8] Szerling A., P. Karbownik, K. Kosiel, J. Kubacka-Traczyk, E.Pruszyńska-Karbownik, M. Płuska, M. Bugajski: Mid-Infrared GaAs/AlGaAs Quantum Cascade Lasers Technology. Acta Physica PolonicaA, vol. 116, p. S45, 2009.[9] Kosiel K., A. Szerling, M. Bugajski, P. Karbownik, J. Kubacka-Traczyk,I. Sankowska, E. Pruszyńska-Karbownik, A. Trajnerowicz, A.Wójcik-Jedlińska, M. Wasiak, D. Pierścińska, K. Pierściński, S. Adhi,T. Ochalski, G. Huyet: Chapter 13, Terahertz and Mid Infrared Radiation.NATO Science for Peace and Security Series B: Physics andBiophysics, Springer, 2011.Struktury detektora podczerwieni na bazie supersieciII rodzaju ze związków InAs/GaSbdr Janusz Kaniewski, dr inż. Agata Jasik, dr hab. Kazimierz Regiński,dr Iwona Sankowska, dr inż. Dorota Pierścińska, dr inż. Kamil Pierściński, dr Ewa PapisInstytut Technologii Elektronowej, Centrum Fotoniki, Warszawadr hab. inż. Andrzej Wawro, Instytut Fizyki, PAN, WarszawaTechnologia otrzymywania supersieci InAs/GaInSb jest wewstępnej fazie rozwoju. Główne trudności związane są z przygotowaniempodłoży do epitaksji, optymalizacją technologiiotrzymywania supersieci, „processingiem” struktur prowadzącymdo otrzymania detektorów oraz ich pasywacją. Jednakpotencjalne znaczenie supersieci InAs/GaInSb jest duże, cow przyszłości może spowodować dominację tego związkuw konstrukcji detektorów podczerwieni, szczególnie w zakresiedalszej podczerwieni. Należy również podkreślić, że supersieciInAs/GaInSb z powodzeniem mogą być stosowane w produkcjiniechłodzonych detektorów podczerwieni. Eksperymentalniewykazano, że ich parametry są podobne do tych, jakie uzyskujesię dla HgCdTe.Dodatkową zachętę dla podjęcia tematyki detektorów na baziesupersieci stanowi fakt, że ze względu na zagrożenie dla środowiskaw najbliższych latach przewiduje się stopniową eliminacjęrtęci (Hg) i kadmu (Cd) z technologii półprzewodnikowych.Trudności występujące przy wytwarzaniu tego typu detektorówpowodują, że stosunkowo mało grup zajmuje się tą tematyką. Dotychczasw Polsce nikt nie zajmował się zastosowaniem supersiecido wytwarzania przyrządów półprzewodnikowych.Nowoczesne fotodetektory podczerwieniPodstawowym celem pracy było zaprojektowanie i wykonaniepełnej, zoptymalizowanej struktury detektora promieniowaniapodczerwonego na bazie supersieci II rodzaju ze związków InAs/GaSb. Do realizacji tego celu konieczne było opanowanie technologiiwytwarzania warstw i supersieci metodą epitaksji z wiązekmolekularnych MBE (Molecular Beam Epitaxy) oraz ich charakteryzacji.„Processing” oraz pomiary przyrządu były przedmiotemodrębnych prac wykonanych w firmie VIGO System.18Procesy epitaksji prowadzono w reaktorze RIBER 32P. Do charakteryzacjiwarstw i struktur stosowano następujące metody:– do obrazowania powierzchni stosowano mikroskopię optyczną,– do określenia szorstkości powierzchnio wykorzystano mikroskopięsił atomowych AFM (Atomic Force Microscopy) orazinterferometryczną mikroskopię optyczną,– skład, grubość warstw oraz naprężenia określano metodą dyfrakcjirentgenowskiej,– defekty rozciągłe badano stosując mikroskopię elektronową,– profile domieszek określano przy użyciu spektroskopii masowejjonów wtórnych,– koncentrację i ruchliwość nośników wyznaczano z badań efektuHalla,– międzypowierzchnie badano stosując spektroskopię fotoelektronówwzbudzonych promieniowaniem rentgenowskim orazelipsometrię.Optymalizację struktur wykonano dla przyrządów wytwarzanychna podłożach GaSb i GaAs. W przypadku struktur naGaSb optymalizowano międzypowierzchnie oraz stosunek strumienipierwiastków grup V i III podczas wzrostu warstw tworzącychsupersieć. Natomiast w strukturach wytwarzanych na GaAsszczególnie ważne było opanowanie wzrostu grubych warstw buforowychz GaSb o dobrej jakości krystalograficznej i małej ilościdyslokacji niedopasowania.W ogólności w strukturach supersieci InAs/GaSb możliwe jestwytwarzanie różnych typów miedzypowierzchni w zależności odsposobu prowadzenia procesu epitaksji. W procesach wzrostuw których po wytworzeniu warstwy InAs na międzypowierzchniekieruje się wyłącznie strumień Sb wytwarza się interfejs typuInSb, natomiast po warstwie GaSb tylko strumień As interfejs jestElektronika 10/2011

log 10I [a.u]5432#A79 pomiarobliczeniaGaAs 1 A (0.4 ML)InAs 30.1 A (9.9 ML)InSb 4.3 A (1.3 ML)GaSb 30.1 A (9.9 ML)log 10I [a.u]niedopasowanie krzywej symulowanej 0.7*10 -310niedopasowanie okolo -0.7*10 -3 52 54 56 58 60 62 64 66 6886#A95 pomiarobliczenia:GaAs 0.6A (0.2ML)InAs 29A (9.6ML)InSb 4.1A (1.3ML)GaSb 29.3A (9.6ML)1052 54 56 58 60 62 64 66 682θ [deg]42θ [deg]Rys. 1. Krzywa dyfrakcji rentgenowskiej dla struktury 30 × (10 MLInAs-Sb/10 ML GaSb-As) na GaSbFig. 1. X-ray diffraction pattern of 30 × (10 ML InAs-Sb/10 ML GaSb-As) on GaSb structureRys. 3. Krzywa dyfrakcji rentgenowskiej dla struktury 30 × (10 MLInAs-Sb/10 ML GaSb-As) na GaSb. V/III = 4,2 dla warstw InAsFig. 3. X-ray diffraction pattern of 30 × (10 ML InAs-Sb/10 ML GaSb-As) on GaSb. V/III= 4.2 for InAs layer10niedopasowanie 5.5*10 -3#A91 pomiarlog 10I [a.u]86Rys. 2. Obraz AFM dla struktury 30 × (10 ML InAs-Sb/10 ML GaSb-As)na GaSbFig. 2. AFM image of 30 × (10 ML InAs-Sb/10 ML GaSb-As) on GaSbstructure53 54 55 56 57 58 59 60 61 622θ [deg]Rys. 4. Obraz AFM dla struktury 30 × (10 ML InAs-Sb/10 ML GaSb-As)na GaSb V/III = 2,8 dla warstw InAsFig. 4. X-ray diffraction pattern of 30 × (10 ML InAs-Sb/10 ML GaSb-As) on GaSb. V/III= 2.8 for InAs layertypu GaAs. Dyfrakcja rentgenowska i wyniki pomiaru AFM dlastruktury składającej się z 30 par warstw, w której wytworzonomiędzypowierzchnie obu typów przedstawione są na rys. 1 i 2.W strukturze tej średnia grubość miedzypowierzchni typu InSbwynosi 1,3 ML (monowarstwy), natomiast typu GaAs ok. 0,4 ML.Grubości warstw supersieci InAs/GaSb wynoszą ok. 9,9 ML.Drugim, istotnym problemem przy optymalizacji struktur był stosunekstrumieni pierwiastków grup V/III przy wytwarzaniu warstwInAs. Na rys. 3 i 4 przedstawione są krzywe dyfrakcji dla supersieciInAs/GaSb w których stosunek strumieni V/III przy wytwarzaniuwarstw InAs wynosił 4,2 i 2,8. Na podstawie wykonanych badaństwierdzono, że w przypadku stosunku strumieni wynoszącym ok.4 wytworzone supersieci charakteryzują się dużą doskonałością.Natomiast gdy ten stosunek wynosił ok. 2,8 to supersieć byłazłej jakości, o czym świadczy brak poprawnej krzywej dyfrakcji.Uzyskany wynik był na tyle zły, że nie można było dopasowaćdo niego żadnej symulacji numerycznej supersieci. Także w tymprzypadku niedopasowanie sieciowe względem podłoża byłodużo większe i wynosiło ok. 5,5 × 10 -3 , podczas gdy dla dobrychsupersieci niedopasowanie jest mniejsze niż 1 × 10 -3 .Wytwarzanie struktur supersieciowych InAs/GaSb na GaAszwiązane jest ze wzrastaniem grubych warstw buforowych GaSbniedopasowanych sieciowo do GaAs. Grubość tych warstw wynosinajczęściej kilka mikrometrów. Krzywa dyfrakcji dla takichwarstw przedstawiona jest na rys. 5. Lewa linia dyfrakcyjna związanajest z warstwą GaSb natomiast prawa z GaAs. Pomimoznacznego niedopasowania sieciowego szerokość połówkowa liniidyfrakcyjnych pochodzących od GaSb jest akceptowalna i wynosi120…130 sec. Z pomiarów AFM wynika, że warstwy GaSbna GaAs wzrastają dwuwymiarowo – rys. 6.Jakość wytwarzanych struktur supersieciowych InAs/GaSbmożna ocenić na podstawie widm fotoluminescencji w T = 10K– rys. 7. Obserwowane zmiany położenia linii wynikają z małychróżnic w grubości warstw tworzących supersieć. Wśród linii luminescencyjnychnajwiększą intensywność mają te, które zostałyuzyskane dla supersieci w których warstwy InAs wytwarzano przystosunku strumieni pierwiastków grup V/III większym niż 4.Najważniejsze jest jednak to, że intensywność luminescencja supersieciwytworzonej na podłożu GaAs – A080 jest porównywalnaz luminescencją supersieci wytworzonych na podłożach z GaSb.Korzystając z opracowanych procedur wzrostu poszczególnychelementów wytworzono pełne struktury detektorowe. Jakopierwszą wykonano strukturę podobną do tej jaka była wytworzonaw Instytucie Fraunhofera we Freiburgu w 2005 r. – rys. 1[1]. Przyrząd oświetlany jest od góry. Obok przedstawiona jestkrzywa dyfrakcji dla pełnej struktury przyrządowej. Widoczne jestdobre dopasowanie symulacji do krzywej doświadczalnej. Najlepszedopasowanie uzyskano dla grubości poszczególnych warstwok. 10 ML i naprzemiennych międzypowierzchni typu GaAs i InSbróżniących się grubością.Elektronika 10/2011 19

log 10I [a.u]642#A70 pomiar na GaSbobliczenia:GaAs 0.86 umGaAsSb(0.005) 0.14 umGaSb 4um20 nm60x40x90xInAs:Te n-type10 ML InAs:Te/10 ML GaSb n-type10 ML InAs/10 ML GaSb undoped10 ML InAs/10 ML GaSb:Be p-type5x10 17 cm -35x10 17 cm -3undoped2x10 17 cm -3100 nmGaSb:Be p-type2x10 17 cm -30900 nmGaSb:Be p-type1x10 18 cm -360 61 62 63 64 65 662θ [deg]400 μm2” (100) GaSbundopedRys. 5. Krzywa dyfrakcji rentgenowskiej dla struktury GaSb na GaAsFig. 5. X-ray diffraction pattern of GaSb on GaAsRys. 8. Schemat struktury detektora na bazie supersieci InAs/GaSbna GaSb wykonanej w ITEFig. 8. Schematic layer structure of InAs/GaSb superlattice detectoron GaSb fabricated at IETlog 10I [a.u]642#A83pomiarobliczenia:GaAs 0.9A (0.3ML)InAs 29.9 A (9.9 ML)InSb 4.3 A (1.3 ML)GaSb 29.6 A (9.7 ML)Rys. 6. Obraz AFM dla struktury GaSb na GaAsFig. 6. AFM image of GaSb on GaAs053 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 672θ [deg]PL intensity (a.u.)240160800Wavelength (µm)6.5 6 5.5 5 4.5 4A080A072A092 InAs V/II=4.2, FWHM = 13.44 meVA091 InAs V/II=2.8A090 InAs V/II=3.5A089 InAs V/II=4.2, FWHM = 16.46 meVA080 (on GaAs) InAs V/II=5.6, FWHM = 14.35 meVA072 InAs V/II=5.6, FWHM = 14.7 meVA092200 225 250 275 300 325 350Energy (meV)T=10KRys. 7. Fotoluminescencja supersieci InAs/GaSb wytworzonych przyróżnych stosunkach strumieniach pierwiastków V/III podczas wzrostuInAs wytwarzanych na podłożach GaAs i GaSbFig. 7. Photoluminescence of InAs/GaSb superlattices grown at differentV/III flux ratios of InAs layer on GaAs and GaSb substratesRys. 9. Krzywa dyfrakcji rentgenowskiej dla struktury InAs/GaSb naGaSb wykonanej w ITEFig. 9. X-ray diffraction pattern of InAs/GaSb structure on GaSb fabricatedat IETNa rysunku 10 przedstawiono widma fotodpowiedzi dla strukturydetektora wykonanej w ITE. Struktura ta składa ze 130 parwarstw typu p – rys. 8. Długofalowa granica widma dla tej strukturywynosi ok. 5,5 μm w T = 14K. Po prawej stronie przedstawionowidma dla podobnych struktur wykonanych w Instytucie Fraunhofera.W tym przypadku długofalowa granica widma zmierzonaw nieco wyższej temperaturze, w 77K wynosi 5 μm. Zmniejszenieabsorpcji przy długości fali ok. 4,2 mikrona jest artifactem i wynikaz istnienia linii absorpcyjnej CO 2w powietrzu. Kolejne widma fotoodpowiedzisą zmierzone dla struktur z różną ilością par warstwtypu p w supersieciach 130…940.Z rozważań przeprowadzonych przez Rehma i in. wynika, żesprawność struktur detektora typu p-i-n na bazie supersieci InAs/GaSb silnie zależy od ilości par warstw typu p [2]. Maksymalnewartości sprawności uzyskuje się dla detektorów z supersieciz bardzo dużą ilością warstw, wynoszącą ok. 1000 par warstw10 ML InAs/10 10 ML. Grubość takiej supersieci wynosi ok. 6μm. Oznacza to, że detektory z supersieci InAs/GaSb o długo-20Elektronika 10/2011

Wavelength (µm) 1x10 18 cm -33.5 4 4.5 5 5.5 6 6.5 7100 nmGaSb:Be p-type100 nmGaSb:Be p-type1x10 17 cm -340x9 ML InAs/10 ML GaSb:Be p-type1x10 17 cm -3Photoresponse (a.u.)0.80.4T=14KNormalized A84-14KNormalized A83 14K0.0400 350 300 250 200Energy (meV)300x60x100 nm4 μm1100μm9 ML InAs/10 ML GaSb undoped9 ML InAs:Te/10 ML GaSb n-typeGaSb:Te n-typeGaSb:Te n-type2” (100) GaAsundoped5x10 17 cm -35x10 17 cm -31x10 18 cm -3SIRys. 10. Widma fotoodpowiedzi struktury schematycznie przedstawionejna rys. 8Fig. 10. Spectrally resolved photoresponse of InAs/GaSb superlatticestructures schematically shown in Fig. 8Rys. 12. Schemat struktury detektora na bazie supersieci InAs/GaSbna GaAs wykonanej w ITEFig. 12. Schematic layer structure of InAs/GaSb superlattice detectoron GaAs fabricated at IETRys. 11. Widma fotoodpowiedzi struktur wykonanych w InstytucieFraunhofera o różnej ilości par warstw typu p [2]Fig. 11. Spectrally resolved photoresponse of InAs/GaSb superlatticestructures with different number of p-type periods. fabricated atFraunhofer Institute [2]falowej granicy ok. 5,5 μm, optymalizowane pod kątem maksymalnejsprawności powinny mieć grubość absorbera blisko 1000par warstw. Wykonanie takiej struktury jest wyjątkowo trudne zewzględu na konieczność kompensacji naprężeń mechanicznychwarstw InAs/GaSb przez odpowiednią sekwencję międzypowierzchni.Pierwsze struktury detektorowe wytwarzane w ITE były stosunkowocienkie – rys. 8. Dlatego też kolejne kroki technologicznezwiązane były z pogrubianiem warstwy absorbera.Bardzo istotną poprawę wielu parametrów detektorów podczerwieniuzyskuje się przez stosowanie mikrosoczewek z GaAs.Zastosowanie optyki immersyjnej pozwala także na poprawęwykrywalności ok. 3 i 10 razy w przypadku zastosowania odpowiedniohemisferycznych i hiperhemisferycznych. Ponadto wykonaniemonolitycznych mikrosoczewek immersyjnych bezpośredniow podłożu na którym wytworzona jest struktura pozwalana oświetlanie struktur od dołu. Taka konfiguracja pozwala nawykonanie metalicznego kontaktu elektrycznego od góry, którypełni także role zwierciadła. W detektorach o takiej geometrii promieniowaniepodczerwone przechodzi dwukrotnie przez obszarabsorbera. Rozwiązanie to jest bardzo korzystne w przypadkusupersieci II rodzaju gdy wytwarzanie supersieci wielokrotnychz InAs/GaSb jest wyjątkowo trudne.Na rysunku 12 przedstawiono schematycznie strukturę detektorana bazie supersici InAs/GaSb wytworzoną na podłożu GaAs.Przyrząd jest oświetlany od dołu. Grubość podłoża wynosi 1100μm, co pozwala na wykonanie monolitycznej mikrosoczewki immersyjnejbezpośrednio w GaAs.Ze względu na duże niedopasowanie sieciowe GaAs i GaSbkonieczne było wytworzenie grubego – 4 μm bufora z GaSb:Te na GaAs. Obszar ten pełni także rolę warstwy kontaktowejtypu n. Przyrząd ten składa się z sekwencji wartsw odwrotnejdo tej jaką stosowano w detektorach na GaSb – rys. 8. Ponadtoobszar niedomieszkowanej supersieci składa się z 300 parwarstw InAs/GaSb. Oznacza to, że po wytworzeniu metalicznejwarstwy kontaktowo-zwierciadlanej na górze, efektywnie detektorbędzie absorbował promieniowanie w 600 parach warstwsupersieci.Pomiary dyfrakcji rentgenowskiej wskazuje na dobrą jakośćstruktury. Z dopasowania symulacji do eksperymentu wynika,że warstwy InAs i GaSb mają grubość odpowiednio 9 i 10 ML,a międzypowierzchnie są naprzeminnie typu GaAs i InSb o grubościachróżniących się 2 razy.Wszystkie omawiane struktury zostały przekazane do „processing”i pomiarów w VIGO SystemPraca była finansowana w ramach projektu PBZ-MNiSW-02/I/2007 pt. „Zaawansowane technologie dla półprzewodnikowejoptoelektroniki podczerwieni”.Literatura[1] Rehm R., M. Walther, J. Schmitz, J. Fleißner, F. Fuchs, J. Ziegler, W.Cabanski: InAs/GaSb superlattice focal plane arrays for high-resolutionthermal imaging. Proc. SPIE vol. 5957, pp. 595707-1 – 595707-8, 2005.[2] Rehm R., M. Walther, J. Schmitz, F. Rutz, J. Fleißner, R. Scheibner,J. Ziegler: InAs/GaSb superlattices for advanced infrared focal planearrays. Infrared Phys. Technol. vol. 52, pp. 344-347, 2009.Elektronika 10/2011 21

Detektory średniej podczerwieni (MIR) na bazie supersieciII rodzaju ze związków InAs/GaInSbdr inż. Waldemar Gawron, Wojskowa Akademia Techniczna, Instytut Fizyki Technicznej, Warszawamgr inż. Zbigniew Orman, VIGO System SA Ożarów MazowieckiTellurek kadmowo-rtęciowy, Hg 1–xCd xTe (HgCdTe), ze względuna unikalne właściwości, nadal zajmuje wiodącą pozycję wśródmateriałów do konstrukcji detektorów promieniowania podczerwonego,szczególnie pracujących bez chłodzenia kriogenicznego[1–6]. Niestety jest on materiałem bardzo trudnym technologicznie.Jednym z największych problemów technologii HgCdTe jestniska stabilność właściwości tego materiału. Wynika ona z niskiejenergii wiązania Hg-Te, co w szczególności skutkuje łatwym odparowaniemHg i HgTe z roztworu oraz tworzeniem luk w podsiecimetalu. Wynikająca z tego niestabilność sieciowa i powierzchniowazwiązku powoduje przyśpieszoną degradację detektorówpodczerwieni konstruowanych z HgCdTe. Problem ten ujawniasię szczególnie w wąskoprzerwowym HgCdTe. Ponadto okazujesię, że małe fluktuacje składu Hg 1–xCd xTe powodują duże fluktuacjew długofalowej granicy czułości, co w konsekwencji powodujeduże trudności w uzyskiwaniu jednorodnych macierzy detektorów,szczególnie w długofalowym zakresie widma podczerwieni12…16 µm. Niejednorodności składu są natomiast przyczyną niskiejrozdzielczości temperaturowej macierzy.Najbardziej perspektywicznym nowym materiałem do konstrukcjidetektorów podczerwieni są supersieci z naprężeniamiSLSs (ang. Strained Layer Superlattices) układu InAs/Ga 1–xIn xSb(InAs/GaInSb). Już w 1987 r. wskazali na to Smith i Mailhiot [7]. Tezwiązki półprzewodnikowe, ze względu na większy udział wiązaniakowalencyjnego, charakteryzują się większą trwałością wiązańw porównaniu z HgCdTe. Poza tym supersieci II rodzaju InAs/Ga-InSb mają szereg właściwości, podobnych do tych, jakie obserwujesię w HgCdTe [8–10]. Współczynniki absorpcji w obu materiałachsą podobne, więc wydajności kwantowe detektorów z obu tychmateriałów również są podobne. Szerokość przerwy energetycznejw obu materiałach można zmieniać w szerokim zakresie. SupersieciII rodzaju InAs/GaInSb mogą być także stosowane dokonstrukcji detektorów podczerwieni, pracujących bez chłodzeniakriogenicznego. Pod pewnymi względami właściwości fizycznesupersieci są bardziej odpowiednie w konstrukcji detektorów niżwłaściwości HgCdTe. Masa efektywna elektronów w supersieci jestwiększa niż w HgCdTe, co ogranicza składową prądu tunelowegow fotodiodach. Budowa struktury pasmowej supersieci umożliwiabardziej efektywne dławienie rekombinacji Augera nośników, cow konsekwencji wpływa na zwiększenie czasu życia nośników i polepszenieosiągów fotodiod (wydajności kwantowej, iloczynu R 0A).Dodatkową korzyścią z zastosowania supersieci jest wyeliminowanieszkodliwych dla zdrowia metali ciężkich Hg i Cd.Pewnym ograniczeniem w technologii fotodiod z supersieci IIrodzaju InAs/GaInSb, a w szczególności macierzy detektorów,są podłoża. Handlowo dostępne są niedomieszkowane podłożaz GaSb typu p i domieszkowane tellurem typu n, jednak o wysokiejkoncentracji nośników. Problemem jest duża absorpcja takiegoGaSb w podczerwieni. Aby uzyskać dobrą transmisję promieniowaniawymaganą przy oświetlaniu fotodiod od tyłu, podłożeGaSb musi być ścieniane do grubości poniżej 25 µm.Przed rozpoczęciem pracy badawczej PBZ- MNiSW 02/I/2007,nikt w Polsce nie zajmował się praktycznym wykorzystaniemsupersieci II rodzaju do konstrukcji detektorów promieniowaniapodczerwonego. Znane są natomiast prace teoretyczne na tematwykorzystania supersieci II rodzaju do konstrukcji detektorów promieniowaniapodczerwonego głównie A. Rogalskiego i innych [5,9-18], w których między innymi szczegółowo porównano detektorypodczerwieni na bazie supersieci II rodzaju oraz z HgCdTe.22Struktury detekcyjne z supersieciami II rodzajuNa rysunku 1 przedstawiono schematy dwóch struktur typu PINz supersieciami II rodzaju wykonanych w ITE. W tych supersieciachgrubości warstw GaAs wynoszą około 30,5 Å, a warstw InAs30,3 Å, co odpowiada przerwie energetycznej około 0,25 eV.a)b)20 nm InAs:Te N d = 5x10 17 cm -360 x 10 ML InAs:Te / 10 ML GaSb N d = 5x10 17 cm -340 x 10 ML InAs / 10 ML GaSb90 x 10 ML InAs / 10 ML GaSb:Be N a = 1x10 17 cm -3700 nm GaSb:Be N a = 1x10 17 cm -3pod łoże GaSb20 nm InAs:Te N d = 5x10 17 cm -360 x 10 ML InAs:Te / 10 ML GaSb N d = 5x10 17 cm -340 x 10 ML InAs / 10 ML GaSb90 x 10 ML InAs / 10 ML GaSb:Be N a = 1x10 17 cm -31000 nm GaSb:Be N a = 1x10 18 cm -3pod łoże GaSbRys. 1. Schematy dwóch struktur typu PIN z supersieciami II rodzajuwykonanych w ITEFig. 1. Diagrams of two structures of type II InAs/GaSb superlatticedetectors with PIN design grown on a GaSb substrateObie badane struktury mają niemal identyczną budowę. Wykonanoje w postaci pięciu warstw, w tym trzech zbudowanychz supersieci. Podłożem jest półizolacyjny kryształ GaSb o niskiejtransmisji w podczerwieni. Na podłożu wyhodowano warstwęGaSb o wysokiej koncentracji domieszek berylu, tworząc półprzewodniktypu P + . W strukturze pierwszej (rys. 1a) warstwa ta jestdomieszkowana na poziomie N a= 1×10 17 cm -3 i jej grubość wynosiokoło 0,7 µm, natomiast w strukturze drugiej warstwa ta jestdomieszkowana na poziomie N a= 1×10 18 cm -3 i jej grubość wynosiokoło 1 µm. Jest to jedyna różnica między tymi strukturami.Modyfikacja drugiej struktury została wykonana w celu ułatwieniawykonania kontaktów elektrycznych do tej warstwy P + . Na tychwarstwach GaSb wytworzono już identyczne warstwy – najpierwwarstwę supersieci InAs/GaSb o grubości około 0,55 µm i domieszkowaniuberylem w fazie GaSb na poziomie N a= 5×10 17 cm -3 ,następnie warstwę niedomieszkowaną supersieci InAs/GaSbo grubości około 0,25 µm. Kolejno wytworzono na niej warstwęsupersieci InAs/GaSb typu n + o domieszkowaniu tellurem w fazieInAs na poziomie N d= 5×10 17 cm -3 i grubości około 0,37 µm.Powierzchniową warstwę stanowi InAs o grubości około 20 nmi domieszkowaniu tellurem na poziom N d= 5×10 17 cm -3 .Elektronika 10/2011

Wyniki badańZ obydwu warstw otrzymanych w ITE w ramach zad. 2 PBZ– MNiSW 02/I/2007, wykonano do celów badawczych niepasywowanestruktury detekcyjne, oświetlane od góry, dzięki czemuuniknięto kłopotliwego ścieniania podłoża. Nieznacznie lepszerezultaty uzyskano dla struktur detekcyjnych z pierwszej warstwy(rys. 1a). Na rys. 2 przedstawiono przykładowe charakterystykispektralne czułości prądowej zmierzone w różnych temperaturach.Ich przebieg jest charakterystyczny dla struktur detekcyjnycho zbyt małej grubości absorbera (obserwujemy systematycznyspadek czułości ze wzrostem długości fali padającego na detektorpromieniowania). Jest to spowodowane malejącą wydajnościąkwantową. W wyższych temperaturach uwidacznia się wpływ rezystancjiszeregowej, powodującej spadek czułości, szczególniew temperaturze pokojowej (297K). W konsekwencji uzyskiwaneczułości prądowe, w zależności od temperatury pracy, są o rządR i , A/W10,10,0177 K114 K144 K174 K203 K230 K297 KR 0 A, Ωcm 21001010,10,013 5 7 9 11 131000/T, 1/KRys. 3. Zależność R 0A od odwrotności temperaturyFig. 3. R 0A product as a function of 1/TJ, A/cm 20,050-0,05JR d A15105R d A, Ωcm 20,0012 2,5 3 3,5 4 4,5 5 5,5 6 6,5λ, µmRys. 2. Charakterystyki spektralne czułości prądowej zmierzonew różnych temperaturachFig. 2. Temperature-dependent spectral response from the type IIInAs/GaSb superlattice detectorwielkości (i więcej) niższe od oczekiwanych. Chłodzenie przesuwadługofalową granicę czułości ku falom krótszym, co wiążesię z temperaturową zależnością przerwy zabronionej absorbera.Przesunięcie to wynosi około 1 µm od długofalowej granicyczułości około 6 µm w temperaturze pokojowej, do długofalowejgranicy czułości około 5 µm w temperaturze azotowej.Iloczyn R 0ANajważniejszy parametr detektorów podczerwieni, jakim jest wykrywalnośćznormalizowana, jest zdeterminowany przez iloczynR 0A [3]. Na rys. 3 przedstawiono iloczyn R 0A w funkcji odwrotnościtemperatury. Załamanie krzywej rezystancji widoczne w skalilogarytmicznej dla temperatury około 150K wynika z rosnącegowpływu tunelopodobnych prądów upływności. Widać to na przykładziecharakterystyki prądowo-napięciowej i rezystancyjno-napięciowejprzedstawionej na rys. 4. Rezystancje dyfuzyjne i generacyjno-rekombinacyjnegwałtownie rosną przy zmniejszaniutemperatury. Natomiast rezystancja wynikająca z tunelowania lubupływności powierzchniowych nie zmienia sie istotnie w funkcjitemperatury i ona determinuje iloczyn R 0A dla temperatur poniżej150K. Wartość rezystancji znormalizowanej dla temperatury 77Kwynosi 22 Ωcm 2 , czyli ponad kilka rzędów wielkości mniej w porównaniuz fotodiodami na ten zakres spektralny [10].Na rysunku 5 przedstawiono charakterystyki prądowo-napięciowei rezystancyjno-napięciowe zmierzone w temperaturachuzyskiwanych na dwu-, trój- i czterostopniowych chłodziarkachtermoelektrycznych. W tych temperaturach R 0A uwarunkowanejest prądem dyfuzyjnym, natomiast w 230K R 0A jest lekko zafałszowaneprzez wpływ rezystancji szeregowej.Na rysunku 6 przedstawiono zależność iloczynu R 0A od długofalowejgranicy czułości detektorów wykonanych z warstw Hg-CdTe uzyskanych w laboratorium MOCVD. Wykres przedstawionodla temperatury 230K, czyli uzyskiwanej na dwustopniowychchłodziarkach termoelektrycznych (2TE). Dla porównania przed--0,10-800 -600 -400 -200 0 200U, mVRys. 4. Charakterystyki prądowo-napięciowa i rezystancyjno-napięciowazmierzone w temperaturze 94KFig. 4. J-U plots and R 0A-U plots of type II InAs/GaSb superlatticedetector at 94Ka)a) 0,4b)J, A/cm 2R d A, Ωcm 2b)0,30,20,10-0,1-0,2-0,3194 K203 K-0,4230 K-0,5-800 -600 -400 -200 0 200U, mV101194 K203 K230 K0,1-800 -600 -400 -200 0 200U, mVRys. 5. Charakterystyki prądowo-napięciowe (a) i rezystancyjno-napięciowe(b) zmierzone w temperaturach uzyskiwanych na dwu-, trójiczterostopniowych chłodziarkach termoelektrycznychFig. 5. J-U plots and R 0A-U plots at 2-stage, 3-stage and 4-stage thermoelectriccoolersElektronika 10/2011 23

R 0 A, Ωcm 2Rys. 6. Iloczyn R 0A w funkcji długofalowej granicy czułości w temperaturze230K (2TE)Fig. 6. R 0A product at 230K as a function of cutoff wavelength ofMWIR photodiodes made from HgCdTe epilayers in VIGO System SAstawiono wartość iloczynu R 0A, uzyskaną dla badanych detektorówz supersieci. Dodatkowo linią ciągłą zaznaczono dolnągranicę iloczynu R 0A detektorów pracujących w 230K, produkowanychw VIGO System SA. Iloczyn R 0A detektorów z supersieciprzewyższa kilkukrotnie dolną granicę iloczynu R 0A detektorów,produkowanych w VIGO System SAWykrywalność znormalizowanaTaka wartość iloczynu R 0A została uzyskana między innymi dziękimałej grubości absorbera, czego negatywną konsekwencją jestwspomniana już niska wydajność kwantowa i czułość prądowadetektorów. Skutkuje to oczywiście także niższą od oczekiwanejwykrywalnością. Na rysunku 7 przedstawiono charakterystykispektralne wykrywalności znormalizowanej dla dwóch najbardziejinteresujących nas temperatur 203K, uzyskiwanej na trójstopniowejchłodziarce termoelektrycznej (3TE) i 230K, uzyskiwanej nadwustopniowej chłodziarce termoelektrycznej (2TE).Dla zwiększenia wydajności kwantowej i wykrywalności niezbędnejest uzyskanie struktur detekcyjnych z supersieciamio większej grubości absorbera. Spowoduje to pewien spadekiloczynu R 0A, ale znaczny wzrost wydajności kwantowej, a coza tym idzie, czułości prądowej i wykrywalności znormalizowanej.Jeszcze lepszym rozwiązaniem jest wykonanie strukturydetekcyjnej z supersieciami na alternatywnym podłożu, jakimjest GaAs. Możliwość taką potwierdza choćby praca E. Plisi inni [19]. Rozwiązanie takie ma wiele zalet. Po pierwsze umożliwiaoświetlenie struktury detekcyjnej od podłoża i wykorzystanieodbicia promieniowania od górnego kontaktu, dzięki czemuodbite promieniowanie ponownie przejdzie przez absorber.D*, cmHz 1/2 /W241010,10,010,0011,E+101,E+091,E+081,E+07Typ II supersieci4,5 5 5,5 6 6,5λ cut-off , µm203 K230 K2 3 4 5 6λ, µmRys. 7. Charakterystyki spektralne wykrywalności znormalizowanejdla temperatur 203K (3TE) i 230K (2TE)Fig. 7. D* vs λ of type II InAs/GaSb superlattice detector at 203K (3TE)and 230K (2TE)Po drugie i co najważniejsze, umożliwi wykonanie soczewkiimmersyjnej bezpośrednio z podłoża GaAs, technologii opracowaneji dobrze opanowanej w VIGO System SA. Dzięki zastosowaniupółsferycznej soczewki immersyjnej, optyczne polepowierzchni zostaje zwiększone w stosunku do rzeczywistegopola powierzchni n 2 razy, gdzie n jest współczynnikiem załamaniamateriału soczewki. Pozwala to na radykalne zmniejszenietermicznej generacji – rekombinacji nośników, tym samym ichmocy szumów, która maleje proporcjonalnie wraz ze zmniejszaniemobjętości absorbera. Jeszcze większy (n 4 ) zysk uzyskujesię stosując soczewki hiperhemisferyczne. Dla soczewkiwykonanej z arsenku galu (n = 3,4) optyczne pole powierzchnizostaje powiększone o około 1 i 2 rzędy wielkości odpowiedniodla soczewek hemisferycznych i hiperhemisferycznych, a co zatym idzie odpowiednio około 3,4-krotny i 10-krotny wzrost wykrywalności.Istnieje realna szansa wdrożenia w przyszłości do produkcjiw VIGO System SA tej nowej generacji detektorów, co przyczynisię do utrzymania wiodącej pozycji w świecie polskiej produkcjifotonowych detektorów podczerwieni, pracujących bez chłodzeniakriogenicznego.Praca naukowa finansowana ze środków na naukę w latach 2008–2010 jako projekt badawczy zamawiany PBZ- MNiSW 02/I/2007.Literatura[1] Rogalski A.: HgTe-based photodetectors in Poland. Proc. SPIE,7298, pp. 72982Q-72982Q-11, 2009.[2] Gawron W., A. Rogalski, P. Madejczyk, J. Pawluczyk, J. Piotrowski,A. Piotrowski: Heterostruktury w niechłodzonych detektorach podczerwieni.Elektronika, 10, pp. 106-108, 2010.[3] Rogalski A., K. Adamiec, and J. Rutkowski: Narrow-Gap SemiconductorPhotodiodes. SPIE Press, Bellingham, 2000.[4] Piotrowski J., W. Gawron, Z. Orman, J. Pawluczyk, K. Kłos, D. Stępieńand A. Piotrowski: Dark currents, responsivity, and response timein graded gap HgCdTe structures. Proc. SPIE, 7660, pp. 766031-766031-8, 2010.[5] Piotrowski J. and A. Rogalski: High-Operating-Temperature InfraredPhotodetectors. SPIE Press, Bellingham, 2007.[6] Rogalski A.: Infrared Detectors, Second Edition. CRC Press, 2010.[7] Smith D.L. and C. Mailhiot: Proposal for strained type II superlatticeinfrared detectors. J. Appl. Phys. 62, pp. 2545, 1987.[8] Brown G.J., F. Szmulowicz, K. Mahalingam, S. Houston, Y. Wei, A.Gon, and M. Razeghi: Recent advances in InAs/GaSb superlatticesfor very long wavelength infrared detection. Proc. SPIE 4999, pp.457–466, 2003.[9] Rogalski A., P. Martyniuk: InAs/GaInSb superlattices as a promisingmaterial system for third generation infrared detectors. Infrared Physics& Technol. 48, pp. 39–52, 2006.[10] Rogalski A.: New material systems for third generation infrared photodetectors.Opto-Electron. Rev. 16, pp. 458–482, 2008.[11] Rogalski A.: Competitive technologies for third generation infraredphoton detectors. Opto-Electron. Rev. 14, pp. 87–101, 2006.[12] Rogalski A.: Material consideration for third generation infrared photondetectors. Infrared Phys.& Technol. 50, pp. 240–252, 2007.[13] Rogalski A., J. Antoszewski, and L. Faraone: Third-generation infraredphotodetector arrays. J. Appl. Phys. 105, 091101, 2009.[14] Piotrowski J., A. Rogalski: High-Operating-Temperature InfraredPhotodetectors. SPIE Press, Bellingham, 2007.[15] Gawron W., A. Rogalski: Detektory podczerwieni na bazie supersieciII rodzaju ze związków InAs/GaInSb. Elektronika, 5,pp. 58–60, 2009.[16] Gawron W., A. Rogalski: Detektory podczerwieni z supersieci II rodzajuukładu InAs/GaInSb. Biuletyn WAT, LVIII, 4, pp. 7–16, 2009.[17] Kaniewski J., W. Gawron: Detektory podczerwieni na bazie supersieciII rodzaju ze związków InAs/GaInSb. Elektronika, 10,pp. 87–89, 2010.[18] Rogalski A.: Recent progress in third generation infrared detectors. J.Modern Optics, 57(18), pp. 1716–1730, 2010.[19] Plis E., J. B Rodriguez, G. Balakrishnan, Y. D. Sharma, H. S. Kim, T.Rotter and S. Krishna: Mid-infrared InAs/GaSb strained layer superlatticedetectors with nBn design grown on a GaAs substrate. Semicond.Sci. Technol., 25, pp. 085010, 2010.Elektronika 10/2011

Zastosowanie technologii MOCVD w dziedzinie laserówantymonkowych z heterozłączem I-go rodzajudr Marek Wesołowski 1 , dr inż. Włodek Strupinski 1 , dr Emilia Pruszyńska-Karbownik 2 ,dr Marcin Motyka 3 , dr Grzegorz Sęk 3 , dr Anna Wójcik-Jedlińska 2 ,dr Kamil Pierściński 2 , dr Dorota Pierścińska 2 , dr inż. Agata Jasik 2 ,mgr inż. Aleksandra Mirowska 1 , dr Rafał Jakieła 4 , dr Iwona Jóźwik 1 ,dr Anna Piątkowska 1 , mgr inż. Kinga Kościewicz 1 , mgr Piotr Caban 1 ,prof. dr hab. Maciej Bugajski 21Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych, Warszawa, 2 Institut Technologii Elektronowej, Warszawa3Politechnika Wrocławska, 4 Institut Fizyki PAN, WarszawaHeterozłaczowe lasery pólprzewodnikowe zakresu 1,9…3 µm zestrukturą wykonaną z antymonków są obecnie głównym rodzajemlaserów pracujących w tym obszarze widmowym (rys. 1). Zapewniajątryb pracy ciągłej w temperaturze pokojowej oraz względniewysokie moce. W przeciwieństwie jednak do większości laserówpółprzewodnikowych technologia otrzymywania heterostrukturcałkowicie zdominowana jest przez epitaksję z wiązek molekularnych(MBE), a technologia epitaksji ze związków metaloorganicznych(MOCVD) jest w tej dziedzinie prawie nieobecna. Obokszeregu przyczyn utrudniających zastosowanie MOCVD jak np.niskie temperatury topnienia, niepełna piroliza prekursorów, separacjafaz czy brak możliwości zastosowania SbH 3jako prekursoraantymonu występuje czynnik częściowo z nimi związany i prawieuniemożliwiający otrzymywanie warstw zawierających glin o jakościodpowiedniej do zastosowania w laserach. Czynnik ten mapostać silnego zanieczyszczenia węglem oraz tlenem i prowadzido występowania wysokiej nieintencjonalnej koncentracji dziurowej[1–3]. Niezamierzona koncentracja typu p w warstwach zawierającychwięcej niż 60% atomów glinu wśród atomów grupy IIIprzekracza zwykle 2E18 cm -3 . Następstwem tych problemów jestprawie całkowity brak doniesień o laserach na GaSb wykonanychprzy zastosowaniu MOCVD oraz brak jakiejkolwiek komercjalizacjitej technologii. W jedynym opublikowanym dotychczas przypadku[1] przyrządu o strukturze podobnej do przedstawionej narys. 1 parametry lasera znacznie odbiegały od parametrów uzyskiwanychw przypadku stosowania MBE i nie przedstawiono trybupracy ciągłej. Z drugiej strony technologia MOCVD odpowiadaznacznie mniej wymagającemu zakresowi ciśnień i pojedynczyproces jest krótszy. W ogólności związana jest z mniejszymikosztami oraz – jeśli jest już opracowana – z łatwiejszą komercjalizacją.Technologie MBE i MOCVD odpowiadają także różnymwarunkom termodynamicznym, w związku z czym zdarza się, żeMOCVD pozwala uzyskać lepsze parametry niektórych materiałów.Publikacja [1] opisująca laser InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSbpojawiła się w roku 1997. Od tego czasu kluczowe zagadnieniewzrostu warstw AlGaAsSb w technologii MOCVD rozwinięto niezależnieod laserów między innymi poprzez próby stosowania alternatywnychprekursorów glinu [3-6]. Najlepsze wyniki udaje sięzwykle uzyskać przy użyciu DMEAAl, czyli prekursora innego niżTMAl używany rutynowo podczas wzrostu arsenków i fosforków,a także innego niż zastosowany w pracy [1] TTBAl (Tri-Tertiary-Butyl-Aluminum). Jakkolwiek powtarzalność wyników nie jestzadowalająca. Ponieważ nie pojawiła się dotychczas publikacjaweryfikująca zastosowanie innych prekursorów w strukturze laseraprzeprowadzenie badań takiej możliwości jest wskazane, takiteż jest cel przedstawionych badań. Nie są w literaturze dostępnewyniki obliczeń numerycznych pokazujących wpływ nieintencjonalnychkoncentracji nośników na parametry przyrządów i brakoptymalizacji numerycznej struktur limitowanych wysokimi wartościamikoncentracji nośników w warstwach typu p. Uwzględnienieprzedstawionych w tej pracy symulacji powinno prowadzić dopoprawy parametrów przyrządów.Rys. 1. Schemat struktury lasera InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb dopasowanegosieciowo do GaSb z heterozłączem I-go rodzaju o emisjiok. 2,1 µmFig. 1. The structure of type-I InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb lattice-matchedlaser emitting at 2.1 mmEksperymentEpitaksję warstw przeprowadzano przy pomocy niskociśnieniowegoreaktora MOCVD AIXTRON 200 z horyzontalną komorąkwarcową i nagrzewnikiem halogenowym. Jako gaz nośny zastosowanowodór. Prekursorem metaloorganicznym antytmonubył TMSb (trójmetylek antymonu). Antymonowodór SbH 3, któryzapewniłby pasywację powierzchni wzrostu wodorem, jako niestabilnyw temperaturze większej od 20°C jest niedostępny. Inneprekursory antymonu jak np TESb lub TDMASb [3] nie pozwalająuzyskać istotnie lepszych wyników technologicznych. Jako prekursorarsenu zastosowano arsenowodór. Jako prekursory glinudwa związki: TMAl oraz DMEAAl. Drugi z nich ma niską temperaturędekompozycji oraz charakteryzuje się budową chemicznąutrudniającą powstawanie produktów pirolizy zawierających glinz węglem i ewentualnie tlenem. W związku z tym jest w epitaksjiantymonków obiecujący. Użyto także dwóch prekursorów galu:TMGa oraz TEGa. Inny niż dla TMGa przebieg pirolizy TEGamoże powodować zmniejszone zanieczyszczenie warstw węglem.Jako domieszkę na typ n zastosowano tellur w prekursorzeDMTe (dwumetylek telluru). Procesy epitaksjalne odbywałysię w temperaturze 500…650ºC, przy ciśnieniu 50…500 mbari ilorazie V/III w przedziale 0,3…20. Zastosowano podłoża GaSb„epi-ready” o orientacjach: , oraz odchylone w zakresie0,5…6° od w kierunku A oraz B. Podłożaprzed właściwym procesem epitaksji poddawano wygrzewaniuw reaktorze w celu usunięcia warstwy tlenków. Sprawdzano takżeznaczenie trawienia mokrego w roztworach HCl przed umieszczeniempodłoża w reaktorze. Przeprowadzono optymalizacjęwzrostu warstw homoepitaksjalnych GaSb/GaSb, następniewarstw z indem InGaSb i InGaAsSb, wykonano badania struk-Elektronika 10/2011 25

tur ze studnią kwantową InGaSb/GaSb oraz InGaAsSb/GaSb.Wykonano opracowanie wzrostu warstw z glinem AlGaSb/GaSboraz AlGaAsSb/GaSb z prekurorami TMAl i DMEAAl. Ostateczniewykonano struktury studni kwantowej InGaSb/AlGaAsSb/GaSbi InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb oraz heterostruktury samego lasera.Charakteryzacja jakości strukturalnej warstw odbywała sięw oparciu o mikroskopię optyczną, AFM, SEM i TEM oraz dyfrakcjęrentgenowską. Do pomiaru grubości warstw wykorzystanomikroskopię SEM i TEM. Skład chemiczny warstw wyznaczanoza pomocą dyfrakcji rentgenowskiej oraz spektroskopii EDS. Pomiarwłaściwości optycznych wykonywany był za pomocą spektroskopiifotoluminescencyjnej, absorbcyjnej oraz fotoodbiciowejw 300K oraz 10K. Wobec braku półizolacyjnych podłoży GaSbcharakteryzację elektryczną uzyskiwano w oparciu o pomiaryefektu Hall’a na podłożach półizolacyjnych GaAs oraz o pomiaryECV. Do analizy zanieczyszczeń wykorzystano technikę SIMS.Wykonane struktury laserowe poddano dalszej obróbce z nanoszeniemkontaktów i montażem oraz charakteryzacji. Symulacjenumeryczne przyrządów laserowych przeprowadzono za pomocąprogramu PICS 3D firmy Crosslight Software Inc.WynikiAnaliza zależności jakości warstw od podstawowych parametrówtechnologicznych wykazała w przypadku warstw homoepitaksjalnychGaSb/GaSb wrażliwość na sposób przygotowania i orientacjępodłoża, najlepsze warstwy otrzymano dla podłoży odchylonych6° w kierunku po wygrzaniu w reaktorze w 600°Cprzez 30 min bez trawienia mokrego przed procesem. Optymalnetemperatury procesu były w zakresie 550…600°C, ciśnienie ok.100 mbar i iloraz V/III w zakresie 2…5. Koncentracja nieintencjonalnawarstw GaSb/GaAs typu p wyniosła ok. 7E16 cm -3 . Wynikite nie odbiegają od publikowanych wartości [1-6] za wyjątkiemwpływu trawienia chemicznego przed procesem. Optymalizacjaepitaksji warstw z indem wykazała, że najlepszą powierzchnięi linię XRD otrzymano przy zastosowaniu temperatury wzrostu600°C i ilorazu V/III od 1 do 2. Uzyskano warstwy o zawartościindu dochodzącej do x(In)=0.3, jednak dobrej jakości heterostrukturyz wyraźną linią XRD odpowiadały x(In)

przekompensowaniu koncentracji typu p uzyskiwano niewielkiekoncentracje typu n sięgające tylko 1E16 cm -3 , równocześnie zaobserwowanow spektroskopii SIMS koncentracje atomów tellururzędu 2E19 cm -3 . Dowodzi to obecności złożonych mechanizmówkompensacji i znacznej ilości defektów wynikających najprawdopodobniejz zanieczyszczenia atomami C i O.Opracowane w oparciu o wcześniejsze rezultaty dla warstwz indem studnie kwantowe InGaAsSb/Al 0.28Ga 0.62As 0.02Sb 0.98/GaSbujawniły sygnał fotoluminescncyjny (rys. 2) także w 300K i zostałyzakwalifikowane do wykonania struktury laserowej.Przy wyborze struktury laserowej kierowano się wynikamiopublikowanego przyrządu [1], danymi otrzymanymi w ramachopisanych badań warstw i struktur składowych oraz symulacjaminumerycznymi. Laser opisany w pracy [1] posiadał strukturęprzedstawioną w tabeli.Schemat lasera InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb z czterema studniamikwantowymi [1]The InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb laser structure published in [1]Koncentracja nośników w okładce AlGaAsSb typu p oraz w barierachAlGaAsSb była koncentracją bez stosowania domieszekintencjonalnych, natomiast okładka typu n oraz podłoże były domieszkowanena typ n tellurem. Zawartość indu w studniach zostałaprawdopodobnie zaniżona w związku z zastosowaną metodąwyznaczenia. Struktura ujawniła akcję laserową dla długościfali λ=2,06 µm w 300K przy prądzie progowym powyżej 1 kA/cm 2 .Zbyt wysoki poziom koncentracji dziurowej w okładce typu pi barierach jest czynnikiem wpływającym negatywnie na parametrylasera. Otrzymane wyniki przedstawiają wyższe niż w pracy [1]koncentracje dziur w przypadku obu rodzajów warstw, bardzo ważnestały się więc symulacje numeryczne pozwalające przewidziećRys. 3. Wpływ koncentracji typu p w warstwach barier i okładekAlGaAsSb na charakterystykę lasera o strukturze podobnej do przedstawionejw tab. z korzystniejszą liczbą i grubością studni (3 studnie,d = 13 nm). Wymiary pasków laserowych: L = 1 mm, d = 0,1 mmFig. 3. The laser emmission as a function of p-type concentration incladdings and barriers for structure similar to shown in Tabl. withmore pronouncing number od wells antd well thickness (3 wells and13 nm thickness). Laser device dimensions: L = 1 mm, d = 0.1 mmskutki zastosowania takich materiałów. Zoptymalizowano numeryczniestrukturę między innymi pod względem liczby studni i grubościstudni oraz sprawdzono jak działa przekroczenie podanychwartości koncentracji p. Optymalna liczba studni wyniosła 3, natomiastgrubość 13 nm (nie jak odpowiednio cztery studnie i 15 nmw strukturze z tab.). W przypadku wyższych wartości koncentracjitypu p charakterystyki emisyjne struktury ulegały pogorszeniu, jakpokazano na rys. 3, jednak laser powinien osiągać prąd progowy.Wykonane testowe struktury laserowe trochę odbiegały odpowyższego schematu z powodu dodatkowych ograniczeń technologicznych,zawierały dwie tylko studnie kwantowe o grubościok.10 nm i przejściu optycznym 1,95 µm. Mniejsza liczba studniwiązała się z mniejszym prądem progowym (i osiąganychniższych mocach), jednak przede wszystkim z poprawą jakościstruktury. Podobny skutek miało obniżanie grubości studni poprawiającsygnał fotoluminescencyjny. Fotografia SEM przełomuprzedstawiona jest na rys. 4.Dla struktury testowej #4545 wykonano obróbkę płytki. Otrzymanodyskretne przyrządy 1 mm/0,1 mm pocienione do 0,1 mmi mocowane na chłodnicy miedzianej stroną p. Kontakty typu pwykonano poprzez napylenie metalizacji Cr/Pd/Pt bezpośredniopo trawieniu jonowym. Kontakty typu n poprzez napylenie stopuRys. 4. Fotografia SEM i schemat przekroju poprzecznego struktury laserowej #4545Fig. 4. The SEM image and the scheme of laser structure #4545 cross sectionElektronika 10/2011 27

AuGe także po trawieniu jonowym i następnie wygrzanie w 300°Cprzez 1 min. Wyniki badań elektrooptycznych wykazały dla elementówze struktury #4545 bardzo dużą oporność szeregową,uzyskano prądy niewystarczające do zaobserwowania rekombinacjiradiacyjnej. Przyczyną wysokiej oporności może być niskieprzewodnictwo okładki Al 0.7Ga 0.3As 0.05Sb 0.95typu n. Niewykluczonesą inne przyczyny, jak np utlenianie warstw w okresie i procesachprzed wykonywania kontaktów. Dla otrzymania poprawnychprzyrządów wymagana jest w tym przypadku weryfikacja i dalszaoptymalizacja technologii. Można ją przeprowadzić poprzez zastosowanieprekursora galu TEGa w warstwach z glinem w celuobniżenia zanieczyszczenia węglem i tlenem okładek i barier.PodsumowaniePrzedstawiono badania możliwości zastosowania technologiiMOCVD do wykonania struktur laserów zakresu 1,9…3 µm zezłączem I-go rodzaju na GaSb. Połączenie badań technologicznychz równoczesnymi symulacjami numerycznymi wykazało, żedziałające przyrządy są w zakresie dostępnych heterostruktur.W przypadku osiągnięcia prametrów poszczególnych warstw napoziomie najlepszych wyników podawanych w literaturze i zastosowaniaoptymalnej konstrukcji lasery powinny charakteryzowaćsię dobrymi właściwościami. Wobec prawie braku doniesieńw tej dziedzinie przy jednocześnie dużym potencjale praktycznymproblemu badania w tym zakresie są cenne.Większość wykorzystanych podłoży GaSb zostało otrzymanychz zakładu z-6 ITME kierowanego przez dr inż AndrzejaHrubana.Badania finansowane z projektu: „ZAAWANSOWANE TECHNO-LOGIE DLA PÓŁPRZEWODNIKOWEJ OPTOELEKTRONIKI POD-CZERWIENI”, PBZ-MniSW 02/I/2007.Literatura[1] Wang C.A. and H. K. Choi: Appl. Phys. Lett. 70 (7), 802 (1997).[2] Wang C.A.: J. Crystal Growth 272, 664–681 (2004).[3] Dimroth F., C. Agert, A.W. Bett: J. Crystal Growth 248 265 (2003).[4] Aardvark A., N.J. Mason, P.J. Walker: Prog. Crystal Growth andCharact. 35, 2–4, 207–241 (1997).[5] Giesen Ch., A. Szymakowski, S. Rushworth, M. Heuken, K. Heime: J.Crystal Growth 221, 450–455 (2000).[6] Biefeld R.M.: Materials Science and Engineering R 36, 105–142(2002).[7] Li S., Y. Jin, T. Zhou, B. Zhang, Y. Ning, H. Jiang, G.Yuan, X.Zhang,J.Yuan: J. Crystal Growth 156, 39 (1995).[8] Grasse C., R. Meyer, U. Breuer, G. Bohma, M.C. Amann: J. CrystalGrowth 310, 4835–4838 (2008).[9] Agert C., P. Lanyi, A.W. Bett: J. Crystal Growth 225, 426–430(2001).[10] Lazzari J. L., E. Tournie, F. Pitard, A. Joullie, B. Lambert: Mater. Sci.Eng. B 9, 125 (1991).[11] Lin C., A.Z. Li: Journal of Crystal Growth 203, 511–515 (1999).Zjawiska fotoelektryczne w złożonych heterostruturachHgCdTe stosowanych w konstrukcjach niechłodzonychdetektorów podczerwienidr inż. WALDEMAR GAWRON, prof. dr hab. inż. Antoni RogalskiWojskowa Akademia Techniczna, Instytut Fizyki Technicznej, WarszawaPodstawową cechą nowej generacji fotodetektorów promieniowaniapodczerwonego jest efektywna praca detektorów bez koniecznościchłodzenia kriogenicznego. Detektory „HOT” (HigherOperation Temperature) są obecnie istotnym kierunkiem rozwojudetektorów na świecie, a te konstruowane z HgCdTe pracującebez chłodzenia kriogenicznego są polską specjalnością dobrzerozpoznawalną w świecie.W ramach grantu zamawianego PBZ- MNiSW 02/I/2007 pt.:„Zaawansowane technologie dla półprzewodnikowej optoelektronikipodczerwieni”, realizowane są dwa zadania: nr 5 pt.” Niechłodzonedetektory podczerwieni z HgCdTe” w VIGO System SA i nr6 pt.” Zjawiska fotoelektryczne w złożonych heterostrukturachHgCdTe stosowanych w konstrukcjach niechłodzonych detektorówpodczerwieni” w Instytucie Fizyki Technicznej, WojskowejAkademii Technicznej. Zadania te są ściśle ze sobą powiązanei wzajemnie się uzupełniają. Podstawowym ich celem było pokonanienierozwiązanych dotąd problemów związanych z teorią,konstrukcją i technologią detektorów promieniowania podczerwonegoz Hg 1–xCd xTe pracujących bez chłodzenia kriogenicznego.Wyniki badań uzyskane w ramach zadania 6 były prezentowanena wielu konferencjach naukowych i przedstawiane w wielupracach [1–12]. W niniejszej pracy przedstawiamy w skrócie najważniejszeosiągnięcia będące efektem realizacji tych badań.Technologia wzrostu warstwEpitaksja ze związków metaloorganicznych MOCVD (MetalorganicChemical Vapour Deposition) jest drugą technologią niskotemperaturowejepitaksji HgCdTe – obok epitaksji z wiązekmolekularnych (MBE) – umożliwiającą otrzymanie heterostrukturHgCdTe, niezbędnych dla nowych przyrządów pracujących bezchłodzenia kriogenicznego.28Odpowiednio zaprogramowane epitaksjalne struktury detekcyjnez HgCdTe otrzymywane były w układzie MOCVD typuAIX 200 wchodzącego w skład laboratorium MOCVD (wspólnejinwestycji VIGO System SA i Wojskowej Akademii Technicznej.W procesie wzrostu stosowane były 2-calowe podłoża GaAso orientacji (100). Wzrost heterostruktur HgCdTe na niedopasowanychpodłożach GaAs był poprzedzany osadzeniem buforowejwarstwy CdTe. Szczegółowo technologia wzrostu warstwHgCdTe metodą MOCVD została opisana w pracach [13–16].Najbardziej krytycznym etapem wzrostu warstw HgCdTe metodąMOCVD na podłożu GaAs jest zarodkowanie warstwy buforowejCdTe nającej ma za zadanie, między innymi niwelowaćwpływ niedopasowania GaAs i HgCdTe. Duże niedopasowaniesieciowe między CdTe i GaAs powoduje, że na podłożachGaAs o orientacji (100) można uzyskać warstwy CdTe o orientacji(100) i (111). W ramach prowadzonych prac udało się,w sposób powtarzalny opanować technologię otrzymywaniana podłożu GaAs o orientacji (100), warstw buforowych CdTea na nich HgCdTe o orientacji (111). Zdjęcie takiej warstwyz warstwą buforową CdTe(111)B wraz z morfologią powierzchnitakiej warstwy buforowej przedstawione zostały na rys. 1.Pomimo, że rysunek ten uwidacznia nieregularną budowę, którawskazuje na dużą gęstość defektów i może być związanaz bliźniakowaniem, charakterystycznym dla tej orientacji [17],taka powierzchnia warstw buforowych CdTe(111)B jest wystarczająca,aby uzyskać na nich 15 µm grubości heterostrukturyHgCdTe (rys. 2) z nierównościami powierzchni poniżej 80 nmi o parametrach fotoelektrycznych wymaganych do konstrukcjidetektorów podczerwieni.Jednym z kluczowych zagadnienień, z punktu widzeniatechnologii wysokotemperaturowych detektorów podczerwieniElektronika 10/2011

Rys. 1. Zdjęcie epiwarstwy z warstwą buforową CdTe(111)B na podłożu GaAs o orientacji (100) oraz morfologia jej powierzchniFig. 1. Photo of CdTe buffer layer on GaAs substrate and surface morphology of CdTe(111)B buffer on GaAs(100) substrateRys. 2. Morfologia powierzchni warstwy HgCdTeFig. 2. Surface morphology of HgCdTe layersz HgCdTe jest kontrola domieszkowania akceptorowego i donorowegowarstw. Naszym podstawowym zadaniem było uzyskaniewyższych koncentracji akceptorów i donorów, szczególniew roztworach stałych o większej zawartości CdTe. Ma to fundamentalneznaczenie w technologii detektorów pracującychw wysokich temperaturach ze względu na to, że te silnie domieszkowaneobszary pełnią kluczową rolę (np. w obszarachprzykontaktowych) w konstrukcji detektorów. Najefektywniejszymsposobem kontroli domieszkowania jest wyznaczeniekrzywych kalibracyjnych dla precyzyjnie określonych warunkówwzrostu i w tym kierunku były prowadzone badania. Określenietych krzywych jest szczególnie istotne przy wzroście złożonychheterostruktur. Jednak ich wyznaczenie to proces kosztowny(wymagający przeprowadzenia dużej ilości procesów wzrostu)i mozolny. Opanowanie technologii wzrostu warstw domieszkowanychz HgCdTe jest możliwe jedynie wówczas, gdy zostanieopanowana najpierw technologia wzrostu dobrej jakości warstwniedomieszkowanych o niskim poziomie niekontrolowanychdomieszek. Prace związane z osadzaniem warstw domieszkowanychjak i niedomieszkowanych były więc prowadzonerównolegle. W ramach tych badań przeprowadzono procesypozwalające określić poziom niekontrolowanych domieszektypu n, szacowanym na ~(2–3)×10 15 cm –3 . Niskie tło domieszkowew uzyskanych warstwach zostało potwierdzone pomiaramiwysokich czułości fotorezystorów i długich czasów życia. Tłodomieszkowe typu n na poziomie ~(2–3)×10 15 cm –3 lub niższymumożliwia otrzymanie detektorów o bardzo dobrych parametrach.Łatwiejsza sytuacja występuje w przypadku domieszkowaniadonorowego. Podstawową domieszką jest jod, a jako jego źródłostosowano metalorganikę jodową (EI – etylojod). Dla wąskoprzerwowegoHg 1–xCd xTe (x < 0,35) domieszkowanie jodem nienastręcza większych problemów w szerokim zakresie poziomudomieszkowania i zostało ono wcześniej opanowane. Należałojedynie rozwiązać problem dla większych zawartości CdTe(większa przerwa energetyczna). Im większa zawartość CdTetym wymagane jest wyższe domieszkowanie, a tym samym pojawiająsię większe problemy. Silnie domieszkowane warstwytypu n o szerokiej przerwie energetycznej konieczne są w złożonychheterostrukturach; ich właściwości są kluczowe w konstrukcjiwysokotemperaturowych fotowoltaicznych detektorówpodczerwieni [7, 12]. Warstwy te odgrywają również istotną rolęjako warstwy podkontaktowe. Rozszerzenie zakresu domieszkowaniajodem na materiał bardziej szerokoprzerwowy umożliwiłoudoskonalenie konstrukcji, a więc i wzrost parametrówdetektorów i było na bieżąco wykorzystane w rozwiązaniachopracowanych w ramach zadania 5. Do badań nad domieszkowaniemakceptorowym wykorzystywano nowy prekursor arsenowyw postaci źródła metaloorganicznego TDMAAs, zastępującwcześniej stosowany arsenowodór (AsH 3), a otrzymanewyniki porównano z rezultatami uzyskanymi podczas stosowaniaarsenowodoru. Parametry domieszkowania akceptorowegozależą od przeznaczenia warstwy. Potrzebne są warstwy słaboi silnie domieszkowane (1×10 15 do 1×10 18 cm –3 ). W ramachbadań przeprowadzono procesy kalibracyjne domieszkowaniaakceptorowego warstw HgCdTe polegające na zastosowaniuw kolejnych procesach wzrostu różnych dawek TDMAAs począwszyod 0,14 ppm aż do 20 ppm. Uzyskano łatwą kontrolędomieszkowania akceptorowego w zakresie od 7×10 15 cm –3do 1×10 17 cm –3 . W celu uzyskania poziomu domieszkowaniaakceptorowego powyżej 1×10 17 cm –3 zmieniano stosunek ciśnieńparcjalnych II/VI podczas procesu osadzania. Uzyskanowzrost koncentracji akceptorów do poziomu 3×10 17 cm –3 [4,7],oraz przesunięto zakres składu do 0,5 przy którym uzyskujesię koncentracje akceptorów na poziomie 2×10 17 cm –3 . Ponadto,porównanie wyników pomiarów czasu życia metodą zaniku fotoprzewodnictwaw warstwach HgCdTe domieszkowanych akceptorowoprzy użyciu TDMAAs i AsH 3wskazuje, że czas życianośników w warstwach domieszkowanych przy użyciu TDMAAsjest wyraźnie większy w stosunku do warstw domieszkowanychAsH 3[4,7].Iloczyn R 0ANajwarzniejszy parametr detektorów podczerwieni, jakim jestwykrywalność znormalizowana, jest zdeterminowany przeziloczyn R 0A [18]. Z tego też powodu na rys. 3 przedstawionoiloczyn R 0A w funkcji długości fali detektorów wykonanychz warstw domieszkowanych AsH 3i TDMAAs zmierzony w temperaturze230K. Iloczyn R 0A jest o blisko rząd wielkości większydla struktur domieszkowanych z użyciem TDMAAs w stosunkudo struktur domieszkowanych AsH 3w całym prezentowanymzakresie długości fali 3…7 µm. Przyczyną wzrostu iloczynu R 0Ajest nie tylko zastosowanie TDMAAs, ale również udoskonaleniejakości krystalicznej warstw HgCdTe, technologii kontaktów,procesingu detektorów i architektury detektorów, czyli wszystkichbadań realizowanych w ramach zad. 5 i 6 projektu PBZ-MNiSW 02/I/2007.Elektronika 10/2011 29

2R0A ( Ω mm )10 510 410 310 210 1TDMAAsAsH 3T = 230Kτ, ns10010110 010 -13 4 5 6 7λ ( µ m)0,1-700 -600 -500 -400 -300 -200 -100 0U, mVRys. 3. Porównanie iloczynu R 0A w funkcji długości fali detektorówwykonanych z warstw domieszkowanych AsH 3i TDMAAsFig. 3. R 0A product at 230K as a function of cutoff wavelength for MWIRphotodiodes with absorbing layers doped with AsH 3and TDMAAsRys. 4. Zależność stałej czasowej sygnału fotodiody od napięcia zasilanianapięciem wstecznym (283K)Fig. 4. Signal time constant vs reverse bias voltage of the photodiode(283K)Stała czasowaZainteresowanie szerokopasmowymi detektorami średniej i dalekiejpodczerwieni jest związane z ważnymi zastosowaniami tychdetektorów; w szczególności w systemach łączności optycznejdrugiej generacji w otwartej przestrzeni, analizatorach gazów,dalmierzach laserowych działających w trudnych warunkach meteorologicznych,ostrzegaczach o namierzaniu laserowym, długofalowejmetrologii laserowej, diagnostyce plazmy w badaniachnad syntezą termonuklearną, lidarach i czujnikach pirometrycznycho subnanosekundowej rozdzielczości. Prowadzone w ramachgrantu zamawianego PBZ – MNiSW 02/I/2007 prace naddetektorami fotowoltaicznymi nowej generacji, umożliwiły uzyskaniezarówno wysokiej szybkości działania, jak i wysokiej czułości.Postęp w ich technologii był możliwy dzięki opracowaniu specjalnieskonstruowanych fotodiod heterozłączowych [12, 19].Najprościej rzecz ujmując, dużą szybkość odpowiedzi możnaosiągnąć na dwa sposoby:● poprzez szybki zanik fotogenerowanych nośników wynikającyz silnej rekombinacji.● poprzez szybki transport fotogenerowanych nośników dokontaktów.Ponieważ rekombinacja powoduje silne szumy oraz niski stosuneksygnału do szumu, pierwsza metoda nie jest optymalna.Pozostaje więc drugi sposób. Aby ten sposób był skuteczny, wykorzystujesię heterostruktury z HgCdTe [12,19], gdzie absorberemjest materiał typu p. Charakteryzuje się on dużą ruchliwościąelektronów, a co z tym jest związane, dużym współczynnikiemdyfuzji ambipolarnej. W takiej sytuacji o szybkości odpowiedzi fotodetektoradecydują trzy czynniki:● czas przelotu nośników przez obszar ładunku przestrzennego(obszar zubożony);● czas dyfuzji nośników od miejsca generacji do obszaru ładunkuprzestrzennego;● czas ładowania pojemności złącza.W celu znalezienia optymalnych rozwiązań należy określić, któryz trzech wymienionych czynników jest decydujący i w jaki sposóbmożna ograniczyć jego wpływ, aby zwiększyć szybkość reakcji detektora,bez znaczącego pogarszania jego wykrywalności. W przypadkuheterostruktur o skomplikowanej strukturze wewnętrznej, efektywnymnarzędziem badawczym pozostaje praktycznie numeryczna analizaprzeprowadzona w oparciu o zaawansowany model, uwzględniającyzarówno przestrzenne zmiany parametrów materiałowych i całespektrum różnych mechanizmów generacyjno-rekombinacyjnych(g-r), w tym i mechanizmów Shockley’a-Read’a-Halla (SRH) związanychz defektami strukturalnymi (lukami rtęciowymi oraz dyslokacjami).Wyniki takich analiz przedstawiono w pracach [3, 8].30τ, ns100230 K, 0 V300 K, 0 V10210 K, 0 V283 K, 0 V 200 K, 0 V230 K, 0.8 V230 K, 0 V1 300 K, 0.8 VPEMPVM210 K, 0.8 V230 K, 0.2 VPC, 300 K283 K, 0.5 V0,1200 K, 0.2 V4 5 6 7 8 9 10 11λ, µmRys. 5. Wyniki pomiarów stałej czasowej sygnału fotodiody w funkcjidługości fali dla której wykonywano pomiar (w przybliżeniu odpowiadaona λ cofotodiody). Dodatkowo zaznaczono stałe czasowe fotorezystoraPC, detektora typu PEM i detektora wielokrotnego PVMFig. 5. Response time versus wavelength for zero-biased and reversebiased (as indicated) HgCdTe photodiodes operating in temperaturerange between 200 and 300KNa rysunku 4 przedstawiono zmierzoną zależność stałej czasowejsygnału fotodiody, pracującej w temperaturze 283K, w funkcjizasilania napięciem wstecznym. Charakterystyka stałej czasowejtej fotodiody ma specyficzny kształt, ponieważ zachodzi w niej nierównowagowe,stacjonarne zubożenie półprzewodnika w nośnikiładunku po przyłożeniu zasilania napięciem wstecznym. Wartośćtego napięcia regulowano w zakresie od 0 do wartości –700 mV.Niezasilana fotodioda charakteryzuje się stosunkowo długą stałączasową. Przyłożone niewielkie napięcia zasilania fotodiodyw kierunku wstecznym zwiększają wartość stałej czasowej, a przynapięciu –200 mV osiąga ona maksimum. Dalszy wzrost zasilaniaradykalnie ją zmniejsza. Można to interpretować jako skutekekstrakcji elektronów z absorbera, co powoduje zmniejszanie ichkoncentracji, a w rezultacie wzrost ruchliwości ambipolarnej i ambipolarnegowspółczynnika dyfuzji w absorberze. Dla większychnapięć wstecznych następuje przyspieszenie transportu dyfuzyjnegoi dryftowego nośników do kontaktów. Skutkuje to silnymspadkiem stałej czasowej przy wzroście zasilania. Gdy ruchliwośćambipolarna i ambipolarny współczynnik dyfuzji w absorberzeosiągną maksymalne wartości stała czasowa już nie maleje.Na rysunku 5 zebrano wyniki pomiarów stałych czasowychsygnału fotodiod w funkcji długości fali (długość fali w przybliżeniuElektronika 10/2011

odpowiada długofalowej granicy czułości). Przedstawiono wynikizmierzone przy zerowym napięciu zasilania i przy wartościach napięciaw kierunku zaporowym powyżej którego nie obserwowanospadku stałej czasowej. Porównano wyniki dla fotodiod pracującychw różnych temperaturach uzyskiwanych na chłodziarkach termoelektrycznych.Dodatkowo zaznaczono stałe czasowe fotorezystoraPC, detektora typu PEM i detektora wielokrotnego PVM.Praca naukowa finansowana ze środków na naukę w latach2008–2010 jako projekt badawczy zamawiany PBZ- MNiSW 02/I/2007.Literatura[1] Madejczyk P., A. Piotrowski, K. Kłos, W. Gawron, A. Rogalski,J. Rutkowski, W. Mróz: Surface smoothness improvement of HgCdTelayers grown by MOCVD. Bul. Pol. Ac.:Tech., Vol. 57, No. 2, pp. 139–146, 2009.[2] Jóźwikowski K., J. Piotrowski, W. Gawron, A. Rogalski, A. Piotrowski,J. Pawluczyk, A. Jóźwikowska, J. Rutkowski, M. Kopytko: Generation-recombinationeffect in high temperature HgCdTe heterostructurenon-equilibrium photodiodes. Journal of Electronic Materials,38(8), pp. 1666–1676, 2009.[3] Kopytko M., K. Jóźwikowski, A. Rogalski, A. Jóźwikowska: High frequencyresponse of near-room temperature LWIR HgCdTe heterostructurephotodiodes. Opto-Electron. Rev., 18(3), pp. 277–283, 2010.[4] Madejczyk P., A. Piotrowski, K. Kłos, W. Gawron, J. Rutkowski, A.Rogalski: Control of acceptor doping in MOCVD HgCdTe epilayers.Opto-Electron. Rev., 18(3), pp. 34–39, 2010.[5] Rogalski A.: History of HgTe-based photodetectors in Poland. Opto-Electron. Rev., 18(3), pp. 284–294, 2010.[6] Jóźwikowski K., M. Kopytko, A. Rogalski, A. Jóźwikowska: Enhancednumerical analysis of current-voltage characteristics of long wavelengthinfrared n-on-p HgCdTe photodiodes. Journal of Applied Physics,108, pp. 074519, 2010.[7] Madejczyk P., W. Gawron, A. Piotrowski, K. Kłos, J. Rutkowski, A.Rogalski: Influence of TDMAAs acceptor precursor on performanceimprovement of HgCdTe photodiodes. Acta Phys. Polonica A,Vol. 118 No 6, pp. 1199–1204, 2010.[8] Madejczyk P., W. Gawron, A. Piotrowski, K. Kłos, J. Rutkowski, A.Rogalski: Performance improvement of high-operating temperatureHgCdTe photodiodes. Przyjęte do druku w Infrared Physics & Technology.[9] Rogalski A.: HgTe-based photodetectors in Poland. Proc. SPIE,7298, pp. 72982Q-72982Q-11, 2009.[10] Madejczyk P., A. Piotrowski, W. Gawron, K. Kłos, A. Rogalski,J. Rutkowski: Morphology issues of HgCdTe samples grown byMOCVD. Proc. SPIE, 7298, pp. 729825-729825-10, 2009.[11] Gawron W., P Madejczyk, A. Rogalski: Optymalizacja technologiiMOCVD pod kątem poprawy morfologii powierzchni warstw HgCdTe.Elektronika, 5, pp. 67–72, 2009.[12] Gawron W., A. Rogalski, P. Madejczyk, J. Pawluczyk, J. Piotrowski,A. Piotrowski: Heterostruktury w niechłodzonych detektorach podczerwieni.Elektronika, 10, pp. 106–108, 2010.[13] Piotrowski A., P. Madejczyk, W. Gawron, K. Kłos, M. Romanis, M.Grudzień, J. Piotrowski, and A. Rogalski: MOCVD growth of Hg Cd 1–Te heterostructures for uncooled infrared photodetectors. OptoxxElectron. Rev. 12, pp.453–458, 2004.[14] Madejczyk P., A. Piotrowski, W. Gawron, K. Kłos, J. Pawluczyk, J.Rutkowski, J. Piotrowski, and A. Rogalski: Growth and properties ofMOCVD HgCdTe epilayers on GaAs substrate. Opto-Electron. Rev.13, pp. 239–251, 2005.[15] Piotrowski A., W. Gawron, K. Klos, J. Pawluczyk, J. Piotrowski, P.Madejczyk and A. Rogalski: Improvements in MOCVD growth of Hg Cd 1-Te heterostructures for uncooled infrared photodetectors. Proc.x xSPIE 5957, pp. 108–116, 2005.[16] Kłos K., A. Piotrowski, W. Gawron, J. Piotrowski: Insight into precursorkinetics using an IR gas analyzer. Opto-Electron. Rev. 18(1),pp. 95–101, 2010.[17] Mora-Seró I., C. Polop, C. Ocal, M. Aguiló, and V. Muñoz-Sanjosé:Influence of twinned structure on the morphology of CdTe(111) layersgrown by MOCVD on GaAs(100) substrates. J. Crystal Growth 257,pp. 60–68, 2003.[18] Rogalski A., K. Adamiec, and J. Rutkowski: Narrow-Gap SemiconductorPhotodiodes. SPIE Press, Bellingham, 2000.[19] Piotrowski J., W. Gawron, Z. Orman, J. Pawluczyk, K. Kłos, D. Stępieńand A. Piotrowski: Dark currents, responsivity, and response timein graded gap HgCdTe structures. Proc. SPIE, 7660, pp. 766031-766031-8, 2010.Techniki charakteryzacji laserów kaskadowych,badanie generacji i transportu ciepła w strukturachdr inż. Kamil Pierściński, dr inż. Dorota Pierścińska, dr Kamil Kosiel,dr inż. Anna Szerling, prof. dr hab. Maciej BugajskiInstytut Technologii Elektronowej, Centrum Nanofotoniki, WarszawaKwantowe lasery kaskadowe QCLs (Quantum Cascade Lasers)są obecnie bardzo szybko rozwijającą się grupą laserów półprzewodnikowychemitujących w zakresie średniej podczerwieni(3,5…24 µm) [1], jak i w zakresie terahercowym (1,2…4,9 THz)[2,3]. Pierwsza demonstracja emisji w laserach kaskadowychGaAs/AlGaAs miała miejsce w 1998 r. w grupie C. Sirtori w laboratoriachBella [4]. Od tego czasu lasery kaskadowe bazującena materiałach GaAs/AlGaAs zostały znacząco udoskonalone,jednakże nadal maksymalna temperatura pracy na fali ciągłejCW (Continous Wave) to temperatura kriogeniczna. Głównymczynnikiem ograniczającym pracę CW jest wysoka moc przyjakiej pracuje urządzenie. Wysokie prądy i napięcia zasilająceskutkują wydzieleniem dużej ilości ciepła w obszarze aktywnym(progowa gęstość mocy sięga 90 kW/cm 2 ). Prowadzi to doniekorzystnego wzbudzania nośników z poziomów energetycznychw studniach kwantowych do kontinuum stanów ponad tymistudniami, przez co maleje inwersja obsadzeń, a stąd równieżzmniejsza się wzmocnienie promieniowania i jeszcze bardziejrośnie prąd progowy. Zwiększenie wydajności i niezawodnościlaserów kaskadowych w wyższych temperaturach pracy wymagacieplnej optymalizacji struktury i montażu, niezbędna jest więcznajomość rozkładu temperatury w przyrządzie. Pomiary rozkładówtemperatury na powierzchni zwierciadeł lasera QCL zostaływykonane przy wykorzystaniu techniki eksperymentalnej – spektroskopiitermoodbiciowej (STR). Kwantowe lasery kaskadowezdobywają coraz większą popularność w wielu dziedzinachnauki i inżynierii: w ochronie środowiska, w medycynie, w systemachbezpieczeństwa oraz w bezprzewodowych systemachtelekomunikacyjnych. Pomiary spektralne dostarczają informacjio długości fali emitowanej i pozwalają ocenić strukturę modowąlasera a przez to przydatność lasera dla konkretnych zastosowań.W celu określenia struktury modowej wykonano pomiarycharakterystyk spektralnych laserów przy wykorzystaniu spektroskopiiFourierowskiej.Charakteryzacja elektrooptyczna laserówkaskadowychCharakteryzacja elektrooptyczna zmontowanych laserów kaskadowychobejmuje, w pierwszym rzędzie pomiary charakterystykmocy optycznej w funkcji prądu (L – I) oraz charakterystyk prądowo-napięciowych(I–V) w funkcji temperatury (77K-300K). Pomiaryte pozwalają wyznaczyć prąd progowy lasera QCL, temperaturęcharakterystyczną T0, energię aktywacji oraz maksymalnątemperaturę pracy. Rysunek 1 przedstawia przykładowe charakterystyki:moc optyczna w funkcji prądu (L – I) oraz charakterystykiprądowo-napięciowych (I–V) zmierzone w funkcji temperaturychłodnicy dla laserów o różnej geometrii tj. różnej szerokości obszaruaktywnego i różnej długości rezonatora.Elektronika 10/2011 31

Rys. 2. Zależności gęstości prądu progowego od temperatury chłodnicydla badanych laserów kaskadowych o różnej geometriiFig. 2. Temperature increase vs current density for QCLs differing inthe geometry of the active regiona)b)Rys. 1. Charakterystyki L-I-V laserów kaskadowych w funkcji temperaturychłodnicy, zmierzone dla laserów o różnej szerokości obszaruaktywnego i różnej długości rezonatoraFig. 1. QCLs light-current-voltage characteristics as a function of temperature,for devices differing in the width and length of the mesa32Rys. 3. Zależność gęstości prądu od temperatury dla wybranegonapięcia polaryzującego V = 9 V (a), Schemat pasma przewodnictwapokazujący przejścia laserowe mające miejsce między stanami3 i 2 (b)Fig. 3. Current density vs temperature of operation for QCLs atselected polarization voltage V=9 V (a), calculated wavefunctionsimportant for device operation (lasing transition between state 3and 2) (b)Elektronika 10/2011

Rys. 4. Charakterystyki L-I-V lasera kaskadowego o wymiarach15 × 2000 µmFig. 4. Light-current-voltage characteristics for 15 × 2000 µm activeregion QCLCharakterystyki przedstawione na rys. 2 były zmierzone dlalaserów QCL pracujących w trybie impulsowym: długość impulsuτ = 200 ns, częstotliwość repetycji PRF = 1 kHz, współczynnik wypełnieniadc = 0,02%.Uzyskane wyniki pozwoliły wyznaczyć maksymalną temperaturępracy badanych laserów – T MAX, temperaturę charakterystyczną– T 0oraz energię aktywacji – E A. Rysunek 2 przedstawiazależności gęstości prądu progowego od temperatury chłodnicy.Na rysunku 3 możemy zaobserwować że najwyższą temperaturępracy (T MAX= 260K) i jednocześnie najwyższą wartośćtemperatury charakterystycznej (T 0= 79K) uzyskano dla laserao geometrii 15 × 2000 µm (W x L). Temperaturowe zależnościprądowo-napięciowe I-V umożliwiają wyznaczenie/obliczenieenergii aktywacji EA. Energia aktywacji umożliwia analizę procesówtransportu w laserach QCL i dlatego jest użytecznym narzędziemdo optymalizacji laserów QCL.Wyliczone wartości energii aktywacji pokazują że badaneprzez nas lasery charakteryzują się występowaniem dodatkowegomechanizmu transportu nośników.Rys. 5. Charakterystyki spektralne zmierzone w zakresieprądowym: 2,4 – 7,3 AFig. 5. Spectral characteristics of QCL in range of currents:2.4 – 7.3 AElektronika 10/2011 33

W kolejnym etapie charakteryzacji elektrooptycznej, wykonanoserie pomiarów charakterystyk spektralnych. Pomiary wykonanoprzy wykorzystaniu spektrometru Fourierowskiego NICO-LET 8700, z beamspliterem KBr i detektorem MCT. Rysunek 4przedstawia charakterystyki L-I-V w temperaturze T = 77K, dlalasera o wymiarach 15 × 2000 µm wraz z naniesionymi punktamipomiarowymi odpowiadającymi różnym wartością prądu płynącegoprzez laser. W punktach pomiarowych 1–5 wykonano pomiaryspektralne. Laser zasilany był impulsowo, długość impulsuτ = 200 ns i częstotliwość f = 5 kHz (dc = 0,01%).Zmianę charakterystyki spektralnej wraz z wartością płynącegoprądu (przyłożonego napięcia) przedstawia rys. 5. Dla prąduI = 2,4 A (punkt 1) obserwujemy pracę jednomodową, przy zwiększeniuprądu dochodzimy do reżimu wielodomowego gdzie obserwujemytzw: „Rabi splitting”. Charakterystyka spektralna zmierzonadla prądów 7,3 A (punkt 5) jest trudna do interpretacji zewzględu na skomplikowany charakter ośrodka wzmocnienia dlaktórego dla danych warunków pomiarowych trudno jednoznacznieokreślić pochodzenie przejść.Optymalizacja właściwości termicznych laserówkaskadowychJednym z głównych czynników, który ogranicza pracę na fali ciągłej(CW) w temperaturze pokojowej (RT) laserów kaskadowychjest bardzo duży wzrost temperatury we wnętrzu lasera podczasjego pracy, spowodowany wysokim prądem i napięciem progowym.Dlatego też, pomiar rozkładów temperatury na powierzchnizwierciadeł laserów QCL jest niezbędny w procesje optymalizacjitermicznej struktury lasera QCL.Pomiary rozkładów temperatury w strukturach QCL zostaływykonane przy wykorzystaniu spektroskopii termoodbiciowej.Spektroskopia termoodbiciowa jest techniką modulacyjną pozwalającąna zobrazowanie rozkładu temperatury na badanejpowierzchni i zlokalizowanie obszarów, które ulegają maksymalnemupodgrzaniu podczas pracy lasera [5, 6]. Wykorzystuje siętu zależność współczynnika odbicia od temperatury. Wiązka analizującajest odbijana od powierzchni próbki i mierzona jest jejintensywność. Zmiana współczynnika odbicia powiązana jest zezmianą temperatury zależnością:∆ R1∂R=∆T=CRR∂TTR∆gdzie C TRjest to współczynnik termoodbicia, który zależy od długościfali wiązki analizującej i badanego materiału, musi być wyznaczanyeksperymentalnie.Wykonano serie pomiarów badających wpływ geometrii (szerokościobszaru aktywnego i długości rezonatora) na temperaturęlaserów. Rysunek 6 przedstawia zależność przyrostu temperaturyw obszarze aktywnym (∆T) od gęstości prądu dla badanych laserówo różnej geometrii.Zaobserwowano kwadratową zależność przyrostu temperaturyw obszarze aktywnym lasera QCL od gęstości prądu. Efekt tenjest związany z wydzielaniem się ciepła Joule’a proporcjonalnegodo I 2 .Uzyskane w spektroskopii termoodbiciowej wartości przyrostutemperatury pokazują, że maksymalną/największą wartościąoporności termicznej (Rth = 33K/W) charakteryzuje się lasero geometrii 35 × 2000 µm. Najmniejsze wartości przyrostu temperaturyi oporności termicznej uzyskano dla lasera o geometrii 15× 2000 µm. Laser z wąskim obszarem aktywnym (15 µm) charakteryzujesię niższą opornością termiczną związaną z relatywniewiększym rozprowadzaniem w płaszczyźnie ciepła wygenero-TRys. 6. Zależność przyrostu temperatury w obszarze aktywnym laseraQCL (∆T) od gęstości prądu, dla badanych laserów o różnejgeometriiFig. 6. Maximal temperature incresses (∆T) in the active area of QCLvs current density for devices differing in the width and length of themesawanego w obszarze aktywnym. Dodatkowo zaobserwowano, żelaser o wymiarach 15 x 2000 µm, charakteryzuje się najwyższątemperaturą pracy T max= 260K, najwyższą temperaturą charakterystycznąT 0= 79K/W (rys. 2), najniższym przyrostem temperaturyw obszarze aktywnym 30K. Na podstawie przedstawionychwyników laser o konstrukcji/geometrii 15 × 2000 µm jest optymalnąkonstrukcją.PodsumowaniePrzedstawione eksperymentalne wyniki charakteryzacj laserówQCL obrazują, że jest to niezmiernie ważny i istotny elementw procesie optymalizacji technologii wzrostu, procesingu, jaki projektowania termicznego struktur w kierunku pracy CW.Rozwinięta charakteryzacja elektropotyczna, spektralna i termicznakwantowych laserów kaskadowych tworzy kompleksowenarzędzie pomiarowe, umożliwiające poprawę parametrów konstruowanychi wytwarzanych przyrządów.Praca finansowana była z projektu PBZ-MNiSW-02/I/2007.Literatura[1] Faist J., F. Capasso, C. Sirtori, D. Sivco, A. Cho: Quantum CascadeLasers. Intersubband Transitions in Quantum Wells: Physics and DeviceApplications. H. Liu, F. Capasso, Eds. New York: Academic, vol.66, ch. 1, pp. 1–83. 2000.[2] Walther C., M. Fischer, G. Scalari, R. Terazzi, N. Hoyler, J. Faist:Quantum Cascade Lasers operatingfrom 1.2 to 1.6 Thz. Appl. Phys.Lett., vol. 91, no. 131122, pp. 1–3, 2007.[3] Lee A. W. M., Q. Qin, S. Kumar, B. S. Williams, Q. Hu, J. L. Reno:Real – time terahertz imaging over a standoff distance (> 25 meters).Appl. Phys. Lett., vol. 89, no. 141125, pp. 1–3, 2006.[4] Sirtori C., P. Kruck, S. Barbieri, P. Collot, J. Nagle, M. Beck, J. Faist,U. Oesterle: GaAs/AlxGa1 – xAs quantum cascade lasers. Appl.Phys. Lett. Vol. 73, pp. 3486–3488, 1998.[5] Bugajski M., T. Piwoński, D. Wawer, T. Ochalski, E. Deichsel, P. Unger,B. Corbett: Materials Science in Semiconductor Processing, 9,188 (2006).[6] Ochalski T., D. Pierścińska, K. Pierściński, M. Bugajski, J. W. Tomm,T. Grunske, A. Kozłowska: Appl. Phys. Lett. 89, 071104 (2006).34Elektronika 10/2011

System detekcji śladowych ilości gazów w zakresiepodczerwienidr inż. Marcin Miczuga, dr inż. Krzysztof Kopczyński, dr inż. Mirosław Kwaśny,dr inż. Jan KubickiWojskowa Akademia Techniczna, WarszawaZnaczny wzrost zanieczyszczeń atmosfery szkodliwymi dla środowiskagazami będący skutkiem gwałtownego rozwoju przemysłowegooraz coraz bardziej realna groźba wykorzystania przezorganizacje terrorystyczne trujących substancji chemicznych doataku na obiekty użyteczności publicznej i środki transportu zbiorowegospowodowały poszukiwanie szybkich, niezawodnych metoddetekcji i identyfikacji śladowych ilości gazów.W ostatnich latach obserwuje się gwałtowny wzrost zainteresowaniaoptycznymi układami wykrywania i ich aplikacjami w ochronieśrodowiska, medycynie, technice wojskowej oraz poszukiwaniachropy naftowej i gazu ziemnego. Rozwój technologii laserówkaskadowych (QCL) na zakres średniej podczerwieni oraz spektroskopowychmetodach detekcji, jaki nastąpił w ostatnich latach,umożliwia wykrywanie śladowych ilości gazów oraz par związkówchemicznych na poziomie sub-ppb (część na miliard). Przestrajanylaser kaskadowy stanowi przełom w rozwoju spekroskopii laserowejLAS (ang. Laser Absorption Spectroscopy). W stosunku dolaserów gazowych charakteryzuje się on małymi wymiarami, niewymaga wysokonapięciowych układów zasilania i nie emituje zakłóceńelektromagnetycznych. Najważniejszą jednak zaletą tegotypu lasera jest możliwosć emisji impulsów promieniowania IR zezmianą długości fali w czasie trwania impulsu, pozwalająca na dokładnedostrojenie się do wybranej lini absorpcyjnej gazu leżącejw zakresie przestrajania lasera. Nowoczesne układy detekcji bazującena połączeniu laserów kaskadowych ze znanymi metodamidetekcji gazów umożliwiają osiągnięcie bardzo dużej czułości i selektywnościoraz charakteryzują się bardzo dużą szybkością detekcji.Systemy wykrywania gazów zbudowane w oparciu o QCLznajdują coraz szersze zastosowanie w monitoringu środowiskanaturalnego, ochronie zdrowia, układach wykrywania niebezpiecznychsubstancji chemicznych oraz w systemach bezpieczeństwainstalowanych m. in. na lotniskach [1, 2]. Dynamicznie rozwijanesą także militarne mobilne systemy detekcji i identyfikacj bojowychśrodków trujących wykorzystujące lasery kaskadowe [3].Opis systemu pomiarowegoRys. 1. Schemat blokowy systemu detekcji śladowych ilości gazóww zakresie podczerwieniFig. 1. Schematic diagram of the infrared detection system of residualconcentration of gas moleculesSystem pomiarowy umożliwiający detekcję śladowych ilości gazóww zakresie podczerwieni został zaprojektowany i wykonanyw Instytucie Optoelektroniki Wojskowej Akademii Technicznej[4–7]. Głównymi elementami systemu są: opracowany i wykonanyw Instytucie Technologii Elektronowej laser kaskadowy generującywiązkę promieniowania IR o długości fali 9,4 μm, komórkaprzejść wielokrotnych AMAC-36 firmy Aerodyne ResearchInc. oraz detektor PVI-2TE firmy VIGO System. W skład systemupomiarowego wchodzą ponadto: układ optyczny służący do formowaniai kierowania wiązki IR, kontroler temperatury MPT5000zapewniający właściwą temperaturę struktury lasera kaskadowego,układy zasilania lasera i kontrolera temperatury, komputer PCwraz z oprogramowaniem sterującym pracą systemu pomiarowegoi umożliwiającym analizę wyników pomiaru oraz układ zobrazowaniadanych. Schemat blokowy systemu detekcji śladowychilości gazów przedstawiono na rys. 1.Wiązka promieniowania IR generowana przez umieszczonyw głowicy laser kaskadowy 9,4 μm kierowana jest poprzez układoptyczny do komórki przejść wielokrotnych AMAC-36, w którejzachodzi absorpcja promieniowania przez wykrywany gaz. Komórkata jest komórką typu Herriota (rezonatorem pozaosiowym).Wiązka promieniowania w komórce dokonuje 182 przejść pomiędzylustrami układu optycznego oddalonymi od siebie o 20 cm,natomiast maksymalna długość drogi optycznej wynosi 36 m. Objętośćkomórki równa jest 0,3 l. Liczbę przejść w komórce AMACmożna zmieniać poprzez zmianę odległości pomiędzy lustramioraz obrót jednego z luster względem osi komórki.Wiązka promieniowania IR z komórki przejść wielokrotnychkierowana jest przez układ optyczny systemu do detektora PVI-2TE. Detektor ten jest szybkim detektorem fotowoltaicznymo szerokim zakresie dynamicznym z dwustopniowym termoelektrycznymukładem chłodzenia.Sygnał z detektora przesyłany jest do jednopłytowego komputeraprzemysłowego wyposażonego w procesor P3 1,2 GHz orazdysk twardy 40 GB. Komputer pracuje pod systemem operacyjnymWindows 2000. Sterowanie laserem kaskadowym umieszczonymw głowicy laserowej oraz akwizycja danych z detektora odbywasię za pośrednictwem karty NI PCI 6111. Zainstalowana w komputerzekarta NI PCI 6024 umożliwia pomiar ciśnienia oraz temperaturymieszanki gazów w komórce przejść wielokrotnych. Obydwiekarty wyposażone są w specjalne konektory umożliwiające podłączeniegłowicy laserowej, detektora oraz czujnika temperaturyi ciśnienia. Do sterowania laserem kaskadowym, akwizycji danychoraz ich analizy wykorzystywane jest oprogramowanie TDL Wintelopracowane przez firmę Aerodyne Research Inc oraz dedykowaneoprogramowanie wykonane w trakcie budowy systemu.Wszystkie elementy systemu detekcji śladowych ilości gazówumieszczone są w standardowej kasecie 19´ wykonanej na podstawieprojektu przez firmę EDAK. Kaseta ta spełnia wszystkiewymagania obowiązujących norm militarnych NATO.Opis zjawisk fizycznychW wyniku opromieniowania molekuł gazu przez wiązkę monochromatycznegopromieniowania IR o częstotliwości ν dopasowanejdo różnicy oscylacyjno-rotacyjnych poziomów energetycznychhν= E 2− E1, następuje absorpcja promieniowania, przyczym współczynnik absorpcji wynosi [8]: hν⎛gj⎞κ = S(ν)(1)⎜ n −⎟inj,c ⎝ gi⎠Elektronika 10/2011 35

gdzie S(ν) jest funkcją kształtu linii absorpcyjnej, n i, n j oznaczaobsadzenie odpowiednich poziomów oscylacyjno-rotacyjnych,natomiast g jest wagą statystyczną.Kształt linii absorpcyjnej zależy od warunków w jakich znajdujesię gaz [9, 10]. Przy niskich ciśnieniach, gdy oddziaływaniepomiędzy molekułami gazu jest stosunkowo słabe i zderzeniamiędzy nimi występują rzadko, przyjmuje się niejednorodne poszerzeniedopplerowskie, natomiast przy ciśnieniach wyższychdominuje jednorodne poszerzenie opisane krzywą Lorentza:( ) S ν=,(2)2⎡2⎛∆ν⎞ ⎤2π⋅⎢( ν−ν0)+⎜⎟⎥⎢⎣⎝2⎠⎥⎦gdzie Δν jest szerokością połówkową linii absorpcyjnej zależnąod wielu czynników takich jak temperatura, ciśnienie i skład gazu.Na podstawie [10] można przyjąć, że dla gazu składającego sięz wielu składników poszerzenie linii widmowej równe jest:∑2 ∆ν [ MHz]=7,036(P[Tr]/T)ϕα,(3)gdzie φ boznacza udział gazu b poszerzającego linię, α abnatomiastwspółczynnik poszerzania linii absorpcyjnej gazu absorbującegoa przez gaz poszerzający b.Z przedstawionych zależności wynika, że przesyłając wiązkępromieniowania IR przestrajanego lasera kaskadowego przezmieszankę gazów o określonym składzie, otrzymuje się widmoabsorpcyjne odpowiadające dokładnie składowi gazów w mieszance.Przyjmując:1bbabRys. 2. Widmo absorpcyjne amoniaku w zakresie liczby falowej od1046,056 cm -1 do 1046,836 cm -1 . Pomiary wykonano dla ciśnieniamieszanki gazów równego 0,1 atm i jej temperatury wynoszącej 18°C(291K)Fig. 2. Ammonia absorption spectrum in the wavenumber rangefrom 1046.056 to 1046.836 cm -1 . The measurements were performedfor a pressure of gas mixture equal to 0.1 atm and its temperatureof 18 o C (291K) gj(4)ni− nj= γC,gigdzie C oznacza stężenie gazu absorbującego promieniowanie,a γ – współczynnik proporcjonalności, zależność (2) możnaprzedstawić w postaci:hν κ= γS(ν ).(5)cNa podstawie powyższych zależności można wykazać, że minimalnatransmisja w gazie wynosi: ⎛2hν0⎞(6)T( ν0)= exp⎜−γLC⎟.⎝c∆ν⎠Na podstawie wzoru (6) można określić stężenie wykrywanegogazu:c∆ν1 C= [ −lnT(ν0)].(7)2hνγLPrzyporządkowanie minimom poszczególnych pasm absorpcyjnychgazu wartości liczby falowej możliwe jest przy wykorzystaniuetalonu germanowego o określonych częstotliwościach własnych,stężenie gazu w mieszance gazów można określić natomiast napodstawie wartości transmisji dla pasm związanych z tym gazem.Wyniki badańDziałanie systemu zostało przedstawione na podstawie detekcjiamoniaku przeprowadzonej z wykorzystaniem opracowanegow ITE lasera kaskadowego 9,4 μm. Laser generował impulsy promieniowaniaIR o czasie trwania równym 50 ns. W trakcie impulsuprzestrajał się on w zakresie 0,78 cm -1 , od wartości 1046,056 cm -1do wartości 1046,836 cm -1 . Na rys. 2 przedstawiono widmo absorpcyjneamoniaku w podanym zakresie liczby falowej. Pomiaryzostały wykonane dla ciśnienia mieszanki gazów równego 0,1 atmi jej temperatury wynoszącej 18°C (291K). Temperatura strukturylasera kaskadowego stabilizowana była na wartości ~ 272,2K.Jak można zaobserwować na rysunku, w widmie występuje jedno360Rys. 3. Obliczenie minimalnego stężenia amoniaku w mieszance gazówmożliwego do wykrycia i określenia za pomocą prezentowanegosystemu. Obliczeń dokonano dla temperatury mieszanki równej18°C, ciśnienia 0,1 atm oraz różnej długości drogi optycznej w komórceprzejść wielokrotnychFig. 3. Calculation of minimal ammonia concentration to be detectedin a gas mixture by using the presented system. The temperatureand pressure of the mixture were 18 o C and 0.1 atm, respectively. Thedifferent length of the optical distance in the multipath cell was takeninto accountpasmo absorpcyjne, dla którego minimum położone jest dla wartościliczby falowej równej 1046,4 cm -1 .Stężenie amoniaku w mieszance amoniak-azot, dla widma pokazanegona rys. 2, wynosiło ~ 1,4 ppm. Należy zaznaczyć, żeomawiane pasmo absorpcyjne jest pasmem bardzo silnym, a coz tym się wiąże możliwe jest wykrycie i określenie na jego podstawiebardzo małych stężeń amoniaku.Dla wybranego pasma absorpcyjnego dokonano obliczeń minimalnegostężenia amoniaku w mieszance gazów, które możnawykryć i jednoznacznie określić za pomocą wykonanego systemu.Obliczeń dokonano dla długości dróg optycznych charakteryzującychdostępne komercyjnie komórki przejść wielokrotnych:36, 72 oraz 210 m. Na rys. 3. przedstawiono przebiegi wykorzystanedo obliczenia minimalnego stężenia amoniaku w powietrzumożliwego do wykrycia i określenia. Obliczeń dokonano dla temperaturymieszanki równej 18°C, ciśnienia 0,1 atm oraz różnejdługości drogi optycznej w komórce przejść wielokrotnych.Elektronika 10/2011

Jako minimalną, możliwą do wykrycia i określenia wartośćstężenia amoniaku w mieszance gazów przyjęto stężenie, dlaktórego transmisja równa jest 0,95. Jak wynika z danych przedstawionychna rysunku wraz ze wzrostem długości drogi optycznejw komórce przejść wielokrotnych zmniejsza się możliwe dowykrycia stężenia amoniaku w powietrzu. Dla komórek o drodzeoptycznej równej 36, 72 oraz 210 m stężenia te wynoszą odpowiednio73, 37 oraz 12 ppb.WnioskiW pracy przedstawiono system detekcji śladowych ilości gazóww zakresie podczerwieni wykorzystujący metodę laserowej spektroskopiiabsorpcyjnej zbudowany w oparciu o laser kaskadowywykonany w ITE. Na przykładzie detekcji amoniaku zostały zaprezentowanemożliwości pomiarowe systemu. Przedstawionozjawiska fizyczne występujące przy absorpcji promieniowania IRprzez molekuły gazu oraz metodę identyfikacji i określania stężeniawykrywanego gazu. Stwierdzono, że opracowany systemdetekcji umożliwia, przy zastosowaniu lasera wykonanego w ITEi komórki przejść wielokrotnych AMAC-36, wykrycie stężeniaamoniaku w mieszance gazów na poziomie 73 ppb.Praca została wykonana w ramach projektu badawczego nr PBZ– MNiSW 02/I/2007, pod tytułem: „Zaawansowane technologiedla półprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni” finansowanegoprzez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wyższego.Literatura[1] Duxbury G., N. Langford: Quantum Cascade Lasers bring sensitivityand speed to infrared gas sensing. Spectroscopy Europe, Vol. 18,No. 5, pp. 18–23, 2006.[2] Kosterev A., G. Wysocki, Y. Bakhirkin, S. So, R. Lewicki, M. Fraser, F.Tittel, R. F. Curl: Application of quantum cascade Lasers to trace gasanalysis. Applied Physics B, No.90 pp. 165–176, 2008.[3] Peach L. A.: Environmental Monitoring Laser Focus World. Vol. 45,Issue 2009.[4] Miczuga M., K. Kopczyński, M. Kwaśny, J. Kubicki: System detekcjigazów z wykorzystaniem komory wielokrotnych przejść i laserówkaskadowych. 9 Sympozjum Techniki Laserowej, Świnoujście, 21–25września 2009 r., CD ROM.[5] Miczuga M., M. Kwaśny: System detekcji gazów wykorzystujący laserykaskadowe. Elektronika – konstrukcje, technologie, zastosowania,Nr 5/2009.[6] Kopczyński K., M. Miczuga, P. Głogowski, M. Kwaśny, J. Kubicki:Układ detekcji metanu na bazie lasera kaskadowego oraz komórkiwielokrotnych przejść. Prace Instytutu Elektrotechniki, nr 245,str. 139–152, 2010.[7] M. Miczuga, P. Głogowski, J. Kubicki, M. Kwaśny, K. Kopczyński,„Zastosowanie laserów kaskadowych (QCL) do detekcji śladowychilości gazów”, Elektronika – konstrukcje, technologie, zastosowania,nr 10/2010, 2010.[8] Kaczmarek M.: Wstęp do fizyki laserów. PWN, Warszawa 1978.[9] Shimoda K.: Wstęp do fizyki laserów. PWN, Warszawa 1993.[10] Patel B. S.: Collision broadening of high pressure CO and CO 2lasertransitions. Phys. Lett. 2, 13, 1973.Fourierowska spektroskopia fotoluminescencyjnai fotoodbiciowa struktur półprzewodnikowych przeznaczonychna zakres średniej i długofalowej podczerwienidr inż. Marcin Motyka, dr inż. Grzegorz Sęk, prof. dr hab. Jan MisiewiczPolitechnika Wrocławska, Instytut FizykiW dzisiejszym świecie materiały półprzewodnikowe, czy też strukturyniskowymiarowe wykonane z półprzewodników, takie jak np.studnie czy kropki kwantowe, są powszechnie wykorzystywanedo konstrukcji urządzeń emitujących bądź wykrywających promieniowanie.Lasery i detektory znajdują powszechne zastosowaniaw różnych dziedzinach życia, na przykład w szeroko rozumianejoptoelektronice towarzysząc w szybkiemu jej rozwojowi, ale teżw ochronie środowiska do monitoringu i wykrywania wszelkiegorodzaju zanieczyszczeń. Obecne przyrządy półprzewodnikowe toskomplikowane konstrukcje wykorzystujące z jednej strony właściwościmateriałowe z drugiej mechanikę kwantową. Wytwarzanietakich urządzeń wymaga ścisłej współpracy między „technologiąi charakteryzacją”. W swej konstrukcji urządzenia te składają sięz wielu cienkich warstw niejednokrotnie tworzonych z kombinacjiróżnych półprzewodników jak i różnych koncentracji nośnikówprądu. Procesy technologiczne takie jak epitaksja z wiązkimolekularnej wymagają technik pomiarowych pozwalających nakontrolowanie wzrostu i składów wzrastanych struktur. Opróczbadań strukturalnych niezwykle istotną rolę odgrywają badaniaspektroskopowe pozwalające na badanie właściwości optycznych.Ponieważ docelowo struktury czy urządzenia takie mająemitować bądź wykrywać promieniowanie elektromagnetyczneistotne jest poznanie ich takich właściwości jak: struktura energetycznapoziomów w potencjale wiążącym, mechanizmy ucieczkinośników z obszarów aktywnych, energie przerw wzbronionychi wiele innych składających się na wydajność pracy przyrządówz nich konstruowanych. Do bardzo użytecznych w tym względziemetod badawczych należą pomiar fotoluminescencji (PL (ang.Photoluminescence), czy fotoodbicia PR (Photoreflectance). Pomiarfotoluminescencji pozwala na zbadanie właściwości emisyjnychbadanych/wytwarzanych struktur, które polega na analiziemaksimów fotoluminescencyjnych (ich energii, intensywności czyposzerzenia). Fotoodbicie natomiast, poprzez swój różniczkowycharakter, cechuje się niezwykłą czułością w detekcji przejść optycznychzwiązanych także z wzbudzonymi stanami kwantowymi,co w połączeniu z obliczeniami pozwala na poznanie charakterupotencjału wiążącego (np. ilości stanów związanych odpowiadającymróżnym typom nośników oraz ich energii).W pracy zostaną przedstawione zalety i możliwości spektroskopiimodulacyjnej w szczególności realizowanej przy pomocy spektrometruFouriera, pozwalającego na prowadzenie badań struktur półprzewodnikowychw zakresie średniej i długofalowej podczerwieni.Wyniki i dyskusjaNa rysunku 1 przedstawiono przykładowe rezultaty pomiarów fotoodbiciowychdla studni kwantowej GaInAsSb/GaSb przy zastosowaniudwóch różnych podejść eksperymentalnych. Na rysunkutym widzimy że (w zakresie bliskiej podczerwieni do ~2 µm) widmofotoodbicia otrzymane w układzie ze spektrometrem Fouriera(panel b) nie różni się jakościowo od widma PR otrzymanegow standardowej konfiguracji (panel b). Zaletą jednak podejścia wykorzystującegospektrometr Fouriera jest jednak znacznie krótszyczas pomiaru. Zaobserwowane linie widmowe w obu przypadkachzostały powiązane z przejściami optycznymi związanymi zarównoz obszarem warstw studni kwantowej (stan podstawowy oraz wzbudzony),jak i warstwy podłoża z GaSb co ilustruje ważną cechętego eksperymentu jaką jest możliwość badania elementów składowychcałej badanej struktury. Dzięki dużej czułości na przejściaoptyczne eksperymentu fotoodbicia, który reprezentuje spektroskopięmodulacyjną [1–3], otrzymujemy (w połączeniu z odpowied-Elektronika 10/2011 37

Rys. 1. Widma fotoodbicia studni kwantowej InGaAsSb/GaSb otrzymanew układzie z monochromatorem (panel a) w układzie ze spektrometremFouriera (panel b)Fig. 1. Photoreflectance spectra of InGaAsSb/GaSb quantum well obtainedby using monochromatore based configuration (panel a) andFourier spectrometer configuration (panel b)nio wykonanymi obliczeniami struktury energetycznej) możliwośćbadania wielu istotnych parametrów wytwarzanych struktur jak np.:nieciągłości pasm [4], wartość wbudowanego pola elektrycznego[5], poziom Fermiego na powierzchni -między powierzchniach [6]czy stopień relaksacji (jakość optyczna) warstw [7].W związku z niewątpliwymi zaletami wspomnianymi powyżej,spektroskopia modulacyjna jest stosowana w szerokim zakresiespektralnym od ultrafioletu (ok. 275 nm) [8] do średniej podczerwieni(ok. 3 µm) [9]. Niemniej jednak, realizowana w klasycznymukładzie eksperymentalnym wykorzystującym monochromatorjako element dyspersyjny (np. monochromator z siatką dyfrakcyjną)ma pewne ograniczenia [10], które właściwie wykluczająstosowalność metody w obszarze fal dłuższych. Wynikają onegłównie z faktu strat w intensywności światła próbkującego naelemencie dyspersyjnym. Ograniczenia te można jednak wyeliminowaćpoprzez zastosowanie spektrometru Fouriera zamiastmonochromatora [10–12]. Rozwiązanie to pozwala ominąć wyżejwymienione trudności i realizować eksperymenty modulacyjnew obszarze dla fal dłuższych niż 3 µm. Na rysunku 2 został przedstawionyukład pomiarowy, który pozwala realizować pomiary PL,PR i FDR (ang. Fast Differential Reflectance) w obszarze średnieji długofalowej podczerwieni (do ~20 µm). Na rysunku tym widzimy,że odpowiednie ustawienie luster i dobór systemu detekcjiumożliwia w prosty sposób realizację wspomnianych pomiarów,gdzie wiązka optyczna prowadzona jest całkowicie w próżni. Tozaś pozwala eliminować niedogodności związanie z absorpcjągazów- składowych powietrza, jak CO 2, czy para wodna, co jestszczególnie istotne w przypadku eksperymentu FDR[12].Na rysunku 3 przedstawiono widma fotoluminescencji (szarelinie) i fotoodbicia (czarne linie) otrzymane w zakresie średniejpodczerwieni dla studni kwantowych drugiego rodzaju GaSb/AlSb/InAs/InGaSb/InAs/AlSb/GaSb o różnych grubościach warstwyInAs zmieniających się w zakresie 1,2…2,9 nm. Wraz zezmianą grubości InAs zmienia się energia poziomu elektronowego,a w konsekwencji energia podstawowego przejścia optycznego(typu drugiego, gdzie dziury zlokalizowane są w warstwieGaInSb). Im szersza warstwa InAs tym energia przejścia przesuwasię bardziej w stroną podczerwieni. Widzimy, że wykonaniepowyższych eksperymentów za pomocą układu ze spektrometremFouriera pozwoliło otrzymać wysokiej jakości widma PL i PRtemperaturze 300K w szerokim zakresie 2…6 µm. Przeprowadzonebadania pozwoliły wykazać możliwość zastosowania tegorodzaju struktur kwantowych do detekcji różnego rodzaju gazówtakich jak np.: CO 2, NH 3, węglowodory, których charakterystycznelinie spektralne zawierają się w tym obszarze spektralnym.Dotąd przedstawione wyniki otrzymywane za pomocą spektroskopiimodulacyjnej wykorzystującej spektrometr Fouriera pokazujązalety takiego podejścia w przypadku prowadzonych badańw obszarze średniej podczerwieni. Na wykresie 4 zostały przedstawionewyniki badań warstw HgCdTe w zakresie fal dłuższychniż 5 µm (osiągając zakres długofalowej podczerwieni). Z racjiwspomnianych wcześniej ograniczeń klasycznego układu pomiarowegoz monochromatorem siatkowym pomiary przeprowadzonezostały ze spektrometrem Fouriera: FTPR (panel b) i FDR(panel c), oraz dodatkowo poparte pomiarami emisji w formiefotoluminescencji (panel a). Zmiana koncentracji atomów kadmuw badanych próbkach, jak i zmiana temperatury pomiaru skutkująRys. 2. Układ pomiarowy do eksperymentów FTPL, FTPR i FDR wykorzystującypróżniowy spektrometr Fourierowski [11]Fig. 2. Scheme of experimental setup for FTPL, FTPR and FDR basedon Fourier transformed spectrometer [11]38Rys. 3. Widma FTPR otrzymane dla studni kwantowych drugiego rodzajuGaSb/AlSb/InAs/InGaSb/InAs/AlSb/GaSb o różnej grubości warstwyInAs zmieniającej się od 1,2 nm (panel a) do 2,9 nm (panel c)Fig. 3. FTPR spectra obtained for the GaSb/AlSb/InAs/InGaSb/InAs/AlSb/GaSb type II quantum wells with different InAs layers widthchanging from 1.2 nm (panel a) to 2.9 nm (panel c)Elektronika 10/2011

Rys. 4. Widma FTPL (panel a), FTPR (panel b) oraz FDR (panel c)warstw HgCdTe o różnej zawartości atomów kadmu (odpowiednioczarne i szare linie) otrzymane w temperaturze 300K (ciągłe linie)i 77K (linie przerywane)Fig. 4. FTPL spectra (panel a), FTPR (panel b), FDR (panel c) spectra ofthe HgCdTe layers with different Cd atoms concentration (black andgray curves) obtained with 300K (solid lines) and 77K (dashed lines)zmianą energii podstawowego przejścia optycznego związanegoz absorpcją przez przerwę wzbroniona materiału [13]. Warto zwrócićuwagę na fakt czasu trwania pomiarów: 30 minut dla eksperymentuFTPR i 1 minuta dla eksperymentu FDR. Analizując wynikizamieszczone na tym wykresie widzimy, iż spektroskopię modulacyjnązarówno w postaci FTPR jak i FDR można z powodzeniemstosować w obszarze fal dłuższych niż 10 µm otrzymując widmaoptyczne o dobrym stosunku sygnał – szum, przy równocześniebardzo krótkim czasie trwania pomiaru. Przedstawione w pracywyniki związane były z badaniem (pomiarami fotoodbiciowymi jaki fotoluminescencyjnymi) struktur półprzewodnikowych w zakresieprzejść międzypasmowych badanych struktur. Na ostatnim rysunkupokazano zalety zastosowania spektrometru Fourierowskiegodo badania przejść optycznych wewnątrzpodpasmowych.Na rysunku 5 pokazano widma fotoluminescencji dla supersieciGaAs/AlGaAs [14] o różnych grubościach zarówno warstwRys. 5. Widma FTPL otrzymane dla supersieci GaAs(8.1 nm)/AlGaAs(1.1nm)(czarna krzywa), GaAs(5.4 nm)/AlGaAs(4.6 nm)(szara krzywa)Fig. 5. FTPL spectra for GaAs(8.1nm)/AlGaAs(1.1 nm)(black line) andGaAs(5.4 nm)/AlGaAs(4.6 nm)(grey line)materiału studni kwantowych, jak i bariery przeprowadzone w obszarzeprzejść wewnątrzpodpasmowych (związanych z emisjąświatła na skutek przejścia elektronu między poziomami/pasmamie2 i e1). Widzimy, iż dla struktury GaAs(5,4 nm)/AlGaAs(4,6 nm)– szara linia, otrzymano emisję wewnątrzpasmową przy długościfali ~7 µm. Zaś, dla struktury GaAs(8,1 nm)/AlGaAs(1,1 nm)– czarna linia, sygnał ten przesunięty jest w kierunku podczerwieniz maksimum przy długości fali ~12 µm co jest głównie konsekwencjąszerszej studni kwantowej i bliżej siebie położonychstanów elektronowych. Otrzymane rezultaty pozostają w dużejzgodności z obliczeniami struktury energetycznej dla tych supersieci(patrz rys. 5) przedstawiając możliwość wykonywania tegotypu eksperymentów w szerszym jeszcze zakresie spektralnym.PodsumowanieW pracy przedstawiono wyniki badań spektroskopowych przeprowadzonychprzy pomocy spektroskopii fotoluminescencyjneji fotoodbiciowej wykorzystującej spektrometr Fouriera. Badaniaprzeprowadzono dla różnego rodzaju struktur półprzewodnikowychtakich jak: studnie kwantowe I rodzaju InGaAsSb/GaSb,studnie kwantowe II rodzaju GaSb/AlSb/InAs/GaInSb/InAs/AlSb/GaSb, warstwy HgCdTe oraz supersieci AlGaAs/GaAs. Otrzymanerezultaty potwierdzają z jednej strony duże znaczenie tychtechnik pomiarowych z punktu widzenia charakteryzacji półprzewodnikówi struktur półprzewodnikowych na zakres średniej i długofalowejpodczerwieni, z drugiej strony konieczność realizacjitych eksperymentów (w tych zakresach spektralnych) w konfiguracjiwykorzystującej spektrometr Fouriera.Prace finansowane w ramach Projektu Badawczego ZamawianegoPBZ-MNiSW-02/I/2007 pt. „Zaawansowane technologie dlapółprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni” oraz ProjektuSensHy realizowanego w ramach 7 ramowego Programu Unii Europejskiej.Struktury użyte do badań w tej pracy pochodzą z: FirmyVIGO SA z Ożarowa Mazowieckiego (Prof. Józef Piotrowski);Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych (Dr WłodzimierzStrupiński); Instytutu Technologii Elektronowej (Prof. Maciej Bugajski);Instytutu Fizyki Stosowanej Uniwersytetu w Wuerzburgu(Prof. Alfred Forchel).Literatura[1] Cardona M.: Modulation Spectroscopy Academic, New York, 1969.[2] Pollak F.H., in: Handbook on Semiconductors, edited by T. S. Moss,vol. 2, Elsevier Science, Amsterdam, (1994), pp. 527–635.[3] Motyka M., G. Sęk, R. Kudrawiec, J. Misiewicz, B. Alloing, L. H. Li, A.Fiore: J. Appl. Phys. 100, 073502 (2006).[4] Motyka M., R. Kudrawiec, J. Misiewicz, M. Hümmer, K. Rößner, T.Lehnhardt, M. Müller, and A. Forchel’: J. Appl. Phys. 103, 113514(2008).[5] Kudrawiec R., B. Paszkiewicz, M. Motyka, J. Misiewicz, J. Derluyn,A. Lorenz, K. Cheng, J. Das, and M. Germain: J. Appl. Phys. 104,096108 (2008).[6] Kudrawiec R., H. B. Yuen, S. R. Bank, H. P. Bae, M. A. Wistey, JamesS. Harris, M. Motyka, and J. Misiewicz: J. Appl. Phys. 104, 033526(2008).[7] Gelczuk Ł., M. Motyka, J. Misiewicz, M. Dąbrowska-Szata: Optica Applicata,Materials Science and Engineering B 147 (2008) 166–170.[8] Motyka M., R. Kudrawiec, G. Cywinski, M. Siekacz, C. Skierbiszewski,J. Misiewicz: Appl. Phys. Lett, 89, 25, 251908, (2006).[9] Motyka M., G. Sęk, K. Ryczko, J. Misiewicz, T. Lehnhardt, S. Höfling,and A. Forchel: Appl. Phys. Lett. 94, 251901 (2009).[10] Hosea T.J.C., M. Merrick, B.N. Murdin: Phys. Stat. Sol.(a) 202, 1233(2005).[11] Motyka M., G. Sęk, J. Misiewicz, A. Bauer, M. Dallner, S. Höfling, andA. Forchel: Appl. Phys. Exp. 2 (12) 126505 (2009).[12] Motyka M., J. Misiewicz: Appl. Phys. Exp. 3, 112401(2010).[13] Motyka M., G. Sęk, J. Misiewicz, K. Kłos and J. Piotrowski: Fourier-transformedphotoreflectance and fast differential reflectance ofHgCdTe layers. The issues of spectral resolution and Fabry-Perotoscillations. Measurement Science and Technology, w recenzjii.[14] Motyka M., F. Janiak, J. Misiewicz, M. Wasiak, K. Kosiel, M. Bugajski:Deternination of the energy difference and width of the minibandsin GaAs/AlGaAs superlattices by using photoreflectance and Fouriertransform infrared photoluminescence. Optoelectronic Review,(2011) in press.Elektronika 10/2011 39

Symulator kwantowego lasera kaskadowegodr inż. Grzegorz Hałdaś, prof. dr hab. inż. Andrzej KolekPolitechnika Rzeszowska, Wydział Elektrotechniki i Informatykidr hab. Igor Tralle, Uniwersytet Rzeszowski, Instytut Fizyki, RzeszówFormalizm nierównowagowych funkcji Greena (NEGF) [1, 2]jest skuteczną metodą badania zjawisk transportu kwantowego.Ważnym przykładem jest tu modelowanie przyrządów/strukturnanoelektronicznych. Poczynając od pionierskich prac Lake’ai in. [3] formalizm ten był z powodzeniem stosowany w modelowaniu,np. rezonansowych diod tunelowych [4], tranzystorówpolowych [5], diod luminescencyjnych [6], nanorurek węglowych[7], detektorów promieniowania [8], ogniw słonecznych zbudowanychze studni kwantowych [9] i kwantowych laserów kaskadowych(QCL) [10–15]. Dla tego ostatniego przypadku ważnesą warunki brzegowe stosowane w symulacjach: powinny onew sposób możliwe najwierniejszy odwzorowywać okresowośćrzeczywistego urządzenia.W artykule przedstawiono rozwinięcie warunków brzegowych,opisanych w pracy [10], stosowanych w formalizmieNEGF w symulacji laserów QCL. Zaproponowano modyfikacje,które spełniają następujące warunki: (i) neutralność ładunkuelektrycznego w pojedynczym okresie (module) lasera, (ii) translacyjnaperiodyczność rozkładu ładunku w kolejnych okresach,(iii) okresowa powtarzalność potencjału V (x) z przesunięciem∆V ≡ V(x) –V(x + Δ) = eU = eFΔ, gdzie U jest przyłożonym napięciem,F średnią wartością pola elektrycznego a Δ długością modułu.Celem tych zmian jest umożliwienie symulacji lasera QCLemitującego promieniowanie w zakresie średniej podczerwieni(mIR). Obliczenia dla struktury takiego lasera są trudne, ponieważpole elektryczne wymagane do powstania akcji laserowejjest tak duże, że w okresie lasera następuje emisja wielu (~7)fononów optycznych. Zbieżność metody NEGF, która wymagaobliczeń iteracyjnych, ulega wtedy znacznemu spowolnieniu.Jeszcze bardziej niekorzystna sytuacja zachodzi w przypadku,gdy uwzględnia się potencjał Hartree. Wtedy równania formalizmuNEGF rozwiązywane są w uzgodnieniu z równaniem Poissona.W standardowym podejściu [3] zilustrowanym na rys. 1azbieżność zostaje utracona. W pracy przedstawiono sposobyumożliwiające odzyskanie i przyspieszenie zbieżności procedurnumerycznych. Pomysły zostały zaczerpnięte z teorii sterowania:użyto cyfrowego regulatora PID w pętli „sprzężenia zwrotnego”procedury samouzgodnionego rozwiązywanie równańNEGF i Poissona.Formalizm NEGFFormalizm NEGF bazuje na równaniach: Dysona na opóźnionąfunkcję Greena G R i Keldysha na funkcję Greena G < . W ogólnymprzypadku G R i G < są funkcjami energii E i dwóch współrzędnychprzestrzennych r, r '. Dla struktur warstwowych z niezmienniczościątranslacyjną w płaszczyźnie warstw można rozważać G R,

Układ równań NEGF jest rozwiązany w przestrzeni rzeczywistej1D w przedziale 0 < x < L, który określa rozmiar symulowanejstruktury (urządzenia). Jednak równania te odnoszą się dourządzenia „otwartego”, ponieważ energie własne kontaktów Σ contw równ. (1) i (2) uwzględniają wpływ doprowadzeń przyłączonychdo struktury w punktach x = 0 (kontakt lewy (L)) i x = L (kontaktprawy (R)). W najprostszym przypadku doprowadzenia to pół-nieskończonejednorodne przewodniki w stanie równowagi termodynamicznej.Dla kontaktów funkcje Σ < są związane z funkcjami Σ R[16] relacją: RΣ < E,k)= Σ(E,k)f(E,),(3)L, R( ||L,R||L,Rk||w której f L,R(E, k ||) = f L,R(E) oznaczają rozkłady Fermiego-Diracaw kontaktach L, R.Modelowanie THz lasera kaskadowegoW laserze kaskadowym każdy okres sąsiaduje z podobnymi okresami,a widmo energii nośników na wejściu/wyjściu pojedynczegookresu lasera z pewnością różni się od widma swobodnych nośnikówwstrzykiwanych do urządzenia z jednorodnych doprowadzeń.Dlatego podejmuje się próby uzyskania bardziej realistycznego widmaenergetycznego nośników wstrzykiwanych/odprowadzanychdo/z struktury. Kubis i in. [10, 11] uwzględnili rozproszenia w doprowadzeniachi stwierdzili, że bardziej realistyczny model doprowadzeńpowinien składać się wielu kwantowych studni będących„kontynuacją” struktury energetycznej lasera. Natomiast Wackerowii in. [12] udało się znaleźć rozwiązanie równań NEGF dla „okresowych”warunków brzegowych nałożonych na funkcję Greena. Ichobliczenia nie były jednak prowadzone w przestrzeni rzeczywistej.Liczba iteracji wymaganych do uzyskania samouzgodnionegorozwiązania równań formalizmu NEGF zależy od mechanizmówrozpraszania uwzględnionych w obliczeniach. Głównym mechanizmemjest tu oddziaływanie elektron-fonon. W tym przypadkufunkcje Σ R , Σ < zawierają składniki zależne od E ± ħω, gdzie ħω jestenergią fononu. W jednej iteracji funkcje G R,< są więc „zaburzane”dla wartości E ± ħω. Liczba iteracji niezbędnych do rozprzestrzenianiasię zaburzenia na zakres energii ∆E wynosi iter min= ∆E/ħω.Dolną granicę zakresu ∆E można łatwo oszacować: ∆E > eU.Dla laserów kaskadowych zbudowanych na bazie GaAs, fononoptyczny ma energię ħω ≈ 36 meV. Stąd iter min≈ 1,5 dla THzlasera kaskadowego, w którym stosuje się napięcia polaryzująceU ≈ 50 mV/na okres [17,18]. W przypadku lasera kaskadowegomIR, który pracuje dla napięć U ≈ 250 mV/na okres [19] iter min≈ 7.W praktyce liczby te należy pomnożyć przez współczynnik 3–4,aby osiągnąć zadowalający poziom uzgodnienia równań.Jeśli w obliczeniach uwzględnia się rozwiązywanie równaniaPoissona liczba iteracji znacznie wzrasta. Równanie Poissonajest zazwyczaj rozwiązane iteracyjnie w dodatkowej pętli, zewnętrznejw stosunku do wewnętrznej pętli równań formalizmuNEGF. Algorymt obliczeń jest następujący: (samouzgodniona)gęstość elektronów n(x), uzyskana na „wyjściu” symulatoraNEGF jest podstawą do obliczenia poprawki δV(x) do bieżącegopotencjału. Poprawka ta jest „przekazywana” zwrotnie nawejście symulatora [20]. Schemat procedury po transformacjiz pokazano w postaci diagramu na rys. 1a. Szczegóły tego schematuodnoszą się do metody numerycznej Newtona-Raphsona,która pozwala obliczyć poprawkę δV(x) na podstawie „błędu”err(x) ≡ δn(x)P c≡ (ñ(x) – n(x))(ea) 2 /ε pomiędzy gęstościami elektronówn(x) i ñ(x). Ta ostatnia jest wynikiem rozwiązania równaniaPoissona:ddV(x)2 ε (x)=e[ ND(x)−ñ(x)],(4)dxdxw którym N D(x) jest rozkładem gęstości zjonizowanych domieszek,a ε (x) = ε r(x) ε 0oznacza stałą dielektryczną. Poprawka δV„koryguje” potencjał V(x) w kolejnych iteracjach, aż osiągnięte zostanieuzgodnienie tj. gdy err (x) ≅ 0.ρ/ρ + (%)100500-50-100-1500 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500nr iteracjiRys. 2. Porównanie zbieżności procedur numerycznych stosowanychw różnych modułach obliczeniowych: całkowity ładunek ρ w okresielasera odniesiony do ładunku ρ + donorów w funkcji numeru iteracji.Wykresy oznaczone symbolami (•, ∆) uzyskano stosując schemat obliczeńz rys. 1a, a wykres (□) stosując schemat z rys. 1b. Seria danychoznaczona (•) odnosi się do struktury lasera THz z pracy [17], zaśserie (∆, □) do struktury lasera mIR. We wszystkich przypadkach dostruktur zostały dołączone jednorodne doprowadzenia, a funkcje Σ

2) Równanie Poissona jest rozwiązane tylko w obrębie jednegookresu lasera tj. w zakresie x 1< x < x 2= x 1+ Δ, z warunkamiNeumanna w punktach x 1, x 2. Zapewnia to neutralność elektrycznąokresu lasera.3) Pełny formalizm NEGF jest stosowany do urządzenia o rozmiarzeL > ∆ składającego się z jednego okresu lasera i fragmentówsąsiednich okresów. Wartości potencjału V(x) dlax < x 1oraz x > x 2otrzymuje się przez „skopiowanie” segmentuV(x 1< x < x 2) z przesunięciem w dziedzinie energii o m eU orazw kierunku współrzędnej x o ± Δ:Relacja V(x + Δ) = V(x) – eU jest zatem spełniona w każdympunkcie urządzenia.4) Do urządzenia są dołączone (w formie odpowiednich energiiwłasnych kontaktów) doprowadzenia składające się z wielustudni kwantowych. W przeciwieństwie do pracy [10] w doprowadzeniachuwzględnia się pole elektryczne: potencjał wewnątrzurządzenia jest „kontynuowany” w doprowadzeniach.Ponadto funkcje obsadzeń f L,Rw równaniu (3) są „okresowym”powtórzeniem nierównowagowej funkcji obsadzeń wewnątrzurządzenia:Należy zauważyć, że takie samouzgodnione obliczenia energiiwłasnych kontaktów stają się możliwe pod warunkiem, że L > ∆.5) Wprowadzono rozwiązania zaczerpnięte z teorii sterowania,mające na celu przywrócenie zbieżności procedury numeryczneji minimalizacji czasu uzyskania rozwiązania. Kwestia tazostanie szczegółowo opisana w B.B. Sterowniki cyfroweProcedury numeryczne przedstawione na rys. 1(a) i 1(b) składająsię z „działań”, wykonywanych sekwencyjnie. Wszystkie wielkościmogą być potraktowane jako sygnały czasu dyskretnego (mierzonegoliczbą iteracji) i poddane transformacji z. Dlatego schematyna tych rysunkach zawierają bloki przetwarzające transformatytych sygnałów. Zawierają one pętlę sprzężenia zwrotnego zamykającąobiekt, który jest jednocześnie nieliniowy i inercyjny: odpowiedźn(x) na sygnał wejściowy V(x) jest nieliniowa, a opóźnienieτ ~ ∆E/ħω zostało omówione wcześniej. Może to uczynić proceduręniestabilną, nawet jeśli sam obiekt (procedura) jest stabilny.Dzieje się tak wtedy, gdy zbyt duży sygnał zwrotny (poprawka δV)w nieprawidłowej „fazie” koryguje sygnał wejściowy (V), tak jakma miejsce na schemacie z rys. 1a, w którym cały sygnał zwrotnyjest całkowany (sumowany w kolejnych iteracjach) i podawany nawejście. Aby uniknąć tej sytuacji w schemacie na rys. 1b wprowadzonocyfrowy regulator PID, który precyzyjnie „dozuje” amplitudęi fazę sygnału zwrotnego. W pętli głównej na rys. 1b poprawkaHartree w i-tej iteracji jest dana wzorem:i2 1u(5)i=K(δ Vi− 1 +δVj+TD(δVi−1+δVi−2)),Tpodczas gdy w schemacie z rys. 1a jestOstatnie równanie odpowiada regulacji typu I. Jak już wspomniano,taka regulacja może powodować niestabilność układudynamicznego. Natomiast regulacja PID, opisana (5) z odpowiedniodobranymi wartościami parametrów K, T I, T Dsprawia, żeukład staje się stabilny. Można wtedy znaleźć odpowiedź układu42V ( 0≤ x

Wykorzystanie metody Monte Carlo do modelowaniatransportu nośników w strukturach kwantowychlaserów kaskadowychdr inż. Piotr Borowik, dr hab. Leszek Adamowicz, Politechnika Warszawska, Wydział Fizykidr hab. Jean-Luc Thobel, Institute d’Electronique de Microélectronique et de Nanotechnologie, FranceJednymi z najbardziej obiecujących źródeł promieniowania w zakresieśredniej podczerwieni oraz częstotliwości terahercowychsą kwantowe lasery kaskadowe, których działanie po raz pierwszyzostało zademonstrowane w latach 90. [1]. Jako że działanietego typu laserów bazuje na przejściach elektronów pomiędzydyskretnymi podpasmami w heterostrukturze, długość fali emitowanegopromieniowania jest określona przez grubości warstw,z których zbudowane są poszczególne studnie kwantowe strukturylasera. Budowa tych skomplikowanych urządzeń jest od początkuwspomagana przez prace teoretyczne pozwalające opisaćprocesy fizyczne odpowiedzialne za ich funkcjonowanie. Odwielu lat, metoda Monte Carlo jest znana jako jedno z narzędziteoretycznych chętnie używanych w fizyce półprzewodników. Metodata jest również z powodzeniem stosowana do badania procesówfizycznych zachodzących w laserach kaskadowych [2–8].Działanie tego typu urządzeń, przynajmniej w zakresie procesówstacjonarnych, może być opisane w ramach teorii opartej na równaniutransportu Boltzmanna, bez uciekania się do pełnego opisutransportu kwantowego [2–3]. Dzięki modelowaniu MC możliwejest uzyskanie mikroskopowego opisu zjawisk fizycznych odpowiedzialnychza transport elektronów w strukturze lasera. Międzyinnymi można wykazać, które stany elektronowe mają istotneznaczenie w tworzeniu się inwersji obsadzeni pomiędzy poziomamilaserującymi [6].Ważnym problemem praktycznym jest dobór odpowiedniegopoziomu domieszkowania struktury [13-16]. Modelowanie MonteCarlo umożliwia badanie zależności parametrów pracy od przyjętejarchitektury urządzenia, włączając w to również domieszkowanie.Dla urządzeń wykonywanych w praktyce istotne jestuwzględnienie w obliczeniach wpływu nierównowagowego rozkładunośników w strukturze i wynikającej stąd modyfikacji potencjałuelektrycznego. Z punku widzenia modelowania, koniecznejest wówczas rozwiązywanie w sposób samouzgodniony trzechrównań: równania Schrödingera – z którego wynikają poziomyenergetyczne oraz funkcje falowe elektronów w strukturze, równaniatransportu Boltzmanna (rozwiązywanego metodą MonteCarlo) – z którego wynikają obsadzenia poszczególnych stanówenergetycznych, oraz równania Poissona – dającego poprawkędo potencjału elektrostatycznego wynikającą z nierównowagowegorozkładu elektronów.W pracy przedstawione zostaną wyniki symulacji Monte Carlodla struktury lasera działającego w obszarze średniej podczerwieni,pierwotnie zaproponowanej przez H. Page [9].Metoda modelowaniaChoć sama metoda Monte Carlo, również w zastosowaniu do modelowaniakwantowych laserów kaskadowych, była opisywanawielokrotnie [2–8], chcielibyśmy w skrócie przybliżyć czytelnikowijej działanie.Na podstawie znajomości grubości poszczególnych warstwstruktury oraz ich materiałów możliwe jest określenie kształtu potencjałuelektrostatycznego, odpowiadającego dolnej krawędzipasma przewodnictwa, wynikającego z heterozłączy. Dla takiegozagadnienia rozwiązywane jest równanie Schrödingera, znajdywanesą położenia poziomów energetycznych oraz funkcje falowetych poziomów. Równanie Schrödingera rozwiązywane jestdla struktury odpowiadającej trzem kolejnym segmentom lasera.Związane jest to z tym, że chcielibyśmy uzyskać rozwiązanie dlastruktury periodycznej. Na podstawie uzyskanego prawdopodobieństwaprzebywania elektronu w danym obszarze określamy,do którego segmentu są przypisane uzyskane funkcje falowe,a następnie przyjmujemy, że stany odpowiadające środkowemusegmentowi, są mało czułe na nałożone warunki brzegowei odpowiadają rozwiązaniu periodycznemu. W tym pierwszymkroku algorytmu nie możemy jeszcze określić, jakie są populacjeelektronów w poszczególnych pasmach, tak więc nie można obliczyćjak wygląda poprawka do potencjału struktury wynikającaz nierównowagowego rozkładu elektronów w strukturze. Rozwiązaniesamego równania Schrödingera, wyłącznie z kształtem potencjałupochodzącym od nieciągłości minimum pasma przewodnictwa,odpowiada przypadkowi bardzo małego domieszkowania.W kolejnym kroku algorytmu, na podstawie uzyskanychuprzednio poziomów energetycznych oraz funkcji falowych, możemywyznaczyć prawdopodobieństwa rozproszeń pomiędzytymi stanami, prawdopodobieństwa te są tabelaryzowane, jakomacierz zależna od energii kinetycznej elektronu, a następniebędą użyte we właściwej symulacji Monte Carlo. W naszym modelowaniuuwzględniamy następujące mechanizmy rozproszeńpoprzez: fonony optyczne polarne, fonony akustyczne, defektytypu stopowego, oddziaływania elektron-elektron. Prawdopodobieństwatych rozproszeń są wyznaczane w przybliżeniu Bornaprzez wykorzystanie złotej reguły Fermiego. W naszym modelumożliwe są rozproszenia pomiędzy wszystkimi stanami środkowegosegmentu, a także rozproszenia z segmentu środkowegodo segmentów sąsiednich, co odpowiada prądowi płynącemuw strukturze. Chcemy zwrócić uwagę na to, że kształt wyznaczonychfunkcji falowych wchodzi do tych obliczeń na dwa sposoby.Po pierwsze prawdopodobieństwa, z grubsza, zależą od przekrywaniasię stanów początkowego i końcowego. Prócz tego,w obliczeniach używane są tzw. efektywne stałe materiałowe (np.masa efektywna elektronu) na każdym poziomie energetycznym,jako średnia ze stałych materiałowych z poszczególnych warstw,ważona prawdopodobieństwem przebywania elektronu w danejwarstwie materiału.Następnym krokiem algorytmu modelowania jest właściwasymulacja Monte Carlo polegająca na śledzeniu stanów zespołustatystycznego elektronów w kolejnych krokach czasowych.W naszym modelowaniu używaliśmy 50 tys. elektronów. Nie jestistotne, od jakiego stanu początkowego (rozłożenia elektronówpomiędzy podpasmami, oraz ich energii) zostanie rozpoczętasymulacja; w jej trakcie powinien zostać osiągnięty poszukiwanystan stacjonarny. W praktyce jednak im stan początkowy będziebliższy stanowi poszukiwanemu, tym szybsza będzie zbieżnośćobliczeń, w związku z tym używamy stanu wyznaczonego przezbardziej przybliżoną i mniej czasochłonną metodę bilansu [10-14].W kolejnych krokach czasowych, o każdym elektronie wiemy, najakim poziomie energetycznym się znajduje, jaką ma energię kinetycznąi na tej podstawie możemy wylosować, czy w tym krokuczasowym nastąpi jego rozproszenie oraz jaki będzie jego stankońcowy. Chociaż modelowane są elektrony znajdujące się tylkow jednym segmencie lasera (środkowym), tym nie mniej mogąsię one rozpraszać nie tylko do stanów z tego segmentu, leczrównież do segmentów sąsiednich, przez co możliwe jest modelowanieprzepływu prądu w strukturze. Jeśli nastąpi tego typurozproszenie, elektron jest przenoszony na odpowiedni poziomw środkowym segmencie.Elektronika 10/2011 43

Pierwsza część symulacji Monte Carlo służy uzyskaniu stanuustalonego, niezależnego od przyjętych warunków początkowych.Wykonywane jest około 20 tys. kroków symulacji z krokiemczasowym 2 × 10 -14 s.Po uzyskaniu stanu stacjonarnego w symulacji Monte Carlomożemy wyznaczyć, jakie są obsadzenia poszczególnych poziomówenergetycznych w laserze, a na tej uzyskać rozkład ładunkuelektrycznego. Ładunek pochodzący od elektronów swobodnychmoże być wyznaczony przez gęstość prawdopodobieństwa przebywaniaelektronu w danym miejscu, co określa kwadrat funkcjifalowej. Ładunek pochodzący od domieszek określony jest przezparametry budowy struktury. Wyznaczony w ten sposób rozkładładunku jest użyty w równaniu Poissona do wyznaczenia poprawkina kształt potencjału elektrostatycznego w strukturze.W tym momencie możliwe jest zamknięcie pętli obliczeń i powrótdo równania Schrödingera, tym razem uwzględniając całypotencjał elektryczny. Całość obliczeń powinna być powtórzonaw sposób samouzgodniony do momentu uzyskania zbieżności.W praktyce wymagane było wykonanie około 10…15 iteracji.Wyniki symulacjiWykonane zostały obliczenia dla struktury z pracy Page’a i in.[9], w której opisane jest jej działanie przy przyłożonym polu elektrycznymrównym 48 kV/cm w temperaturze 150 K. Takie też warunkizewnętrze zostały przyjęte w naszych symulacjach.Rys. 1. Obsadzenia poszczególnych poziomów modelowanej strukturylasera kaskadowego w zależności od założonego poziomu domieszkowaniastruktury i wynikającej z niego gęstości elektronówswobodnych. Symulacje przeprowadzono dla temperatury 150K orazprzyłożonego zewnętrznego pola elektrycznego 48 kV/cmFig. 1. Electron populations of the sub-bands of the modeled QCLstructure as a function of the assumed structure doping level and theresulting electron sheet density. Simulations were performed for thetemperature 150K and an applied external electric field 48 kV/cmMikroskopowy opis mechanizmów odpowiadających za tworzeniesię inwersji obsadzeń oraz porównanie z dostępnymi danymiliteraturowymi można znaleźć w poprzedniej pracy obecnychautorów [6]. Prezentowane tutaj obliczenia rozszerzają poprzednimodel o uwzględnienie wpływu domieszkowania struktury orazwynikającego z tego powodu nierównowagowego rozkładu ładunkuelektrycznego.Pierwszym wynikiem modelowania jest określenie obsadzeńposzczególnych poziomów energetycznych w zależności od poziomudomieszkowania struktury, co przedstawione jest na rys. 1.Widać tam, że modelowanie, które nie uwzględniałoby samouzgodnionychobliczeń z wykorzystaniem równań Schrödingera,Poissona oraz równania transportu Boltzmanna, nie dawałobywiarygodnych wyników.Z analizy kształtów funkcji falowych, położeń ich maksimóworaz wyznaczonego momentu dipolowego pomiędzy różnymi poziomamimożemy wywnioskować, pomiędzy którymi poziomamienergetycznymi zachodzi akcja laserowa. Interesujące jest to, żedla małego domieszkowania, teoretycznie wyznaczona akcja zachodzipomiędzy poziomami oznaczonymi numerami 4 oraz 2. Dlawiększego domieszkowania, poziomy 4 oraz 5 są w rezonansie,zaczynają się bardziej przekrywać, i wraz ze wzrostem domieszkowaniagórnym poziomem laserującym staje się poziom 5. Efektten jest wyraźnie widoczny, jeśli prześledzimy kształty funkcji falowychprzedstawione na rys. 2 dla kilku wybranych poziomówdomieszkowania struktury. Interesujące może być zwrócenie uwagiw celu zrozumienia, dlaczego poziom oznaczony numerem 5– dla słabego domieszkowania, a numerem 4 – dla silniejszego,zmienia swoje położenie w kierunku mniejszych energii wraz zewzrostem domieszkowania. Funkcja falowa tego poziomu jest zlokalizowanaw obszarze domieszkowanym, tak więc jeśli poziomten będzie miał niższą energię, w konsekwencji będzie silniej obsadzanyprzez elektrony, przyciągane przez ładunek domieszek.W podobny sposób możemy wyjaśnić spadek ilości elektronówprzebywających na poziomie 1., który jest dolnym poziomem kolektora,odpowiedzialnym za szybkie opróżnianie dolnego stanulaserującego. Jak możemy wywnioskować z rys. 2, elektrony przebywającena tym poziomie są oddalone od obszaru domieszkowanego.Wraz ze wzrostem domieszkowania, gdy pola elektryczne,wynikające z nierównomiernego rozkładu ładunku w strukturze sąsilniejsze, procent elektronów przebywających na tym poziomiemaleje. Efekt ten jest pożyteczny, gdyż wraz z nim zwiększa sięszybkość opróżniania dolnego poziomu laserującego (poziom 2)i w ten sposób może rosnąć oczekiwana inwersja obsadzeń.Choć w skali rysunku 1 jest to słabo widoczne, możemy jednakzaobserwować, że wyznaczona inwersja obsadzeń, definiowanajako różnica populacji elektronów pomiędzy poziomami laserują-Rys. 2. Wyznaczone kwadraty modułów funkcji falowych dla centralnego segmentu modelowanej struktur, prezentowane w przesunięciudo pozycji odpowiadającej ich poziomom energetycznym. Zaciemnione pole odpowiada obszarowi domieszkowania struktury. Grubościposzczególnych warstw struktury są następujące: 2.8/3.4/1.7/3.0/1.8/2.8/2.0/3.0/2.6/3.0/4.6/1.9/1.1/5.4/1.1/4.8 [nm]. Pogrubioną czcionką zaznaczonowarstwy GaAs odpowiadające studnion, a normalną bariery Al 0.45Ga 0.55As. Przyłożone zewnętrzne pole elektryczne jest równe 48kV/cm, oraz temperatura materiału 150K. Na rysunkach zaznaczona jest gęstość powierzchniowa elektronów swobodnych, odpowiadającaprzyjętemu poziomowi domieszkowania strukturyFig. 2. Calculated squares of wave functions modules for the central segment of the modeled structure shifted to the positions correspondingto their energy levels. Shaded region corresponds to the area of the doping. Thicknesses of the individual layers of the structure are as follows:2.8/3.4/1.7/3.0/1.8/2.8/2.0/3.0/2.6/3.0/4.6/1.9/1.1/5.4/1.1/4.8 [nm]. GaAs quantum wells are indicated by bold and Al 0.45Ga 0.55As barriers byregular fonts. Applied electric field was equal to 48 kV/cm, and crystal lattice temperature – to 150 K. Indicated electron sheet density valuecoresponds to the assumed structure doping44Elektronika 10/2011

Rys. 3. Rozkład ładunku wzdłuż kierunku wzrostu modelowanej struktury lasera. Pokazane są udziały w gęstości ładunku pochodzące od zjonizowanychdomieszek oraz od elektronów swobodnych. Dla większej czytelności rysunku, wkład pochodzący od elektronów (przedstawionyza pomocą niebieskiej linii) pokazano ze znakiem dodatnim. Łączny ładunek jest sumą obu udziałów. Przyłożone zewnętrzne pole elektrycznejest równe 48 kV/cm, a temperatura materiału wynosi 150K. Na rysunkach zaznaczona jest gęstość powierzchniowa elektronów swobodnych,odpowiadająca przyjętemu poziomowi domieszkowania strukturyFig. 3. Electric charge distribution along the modeled QCL structure growth direction. The contributions to the total charge coming fromionized impurities and free electrons are presented in the same graph. For greater graph clarity, the contribution coming from the electrons(represented by the blue line) is shown with a positive sign. Total charge is the sum of the two contributions. External applied electric fieldwas equal to 48 kV/cm, and the material temperature – to 150K. The indicated value of electrons sheet density corresponds to the structuredoping levelcymi jest większa dla silniejszego domieszkowania. Dla przypadkusłabego domieszkowania, jest to różnica pomiędzy poziomami 4 i 2,a dla silnego – pomiędzy poziomami 5 i 2. Z jednej strony wynika toze spadku populacji elektronów na dolnym poziomie lasera, a z drugiejstrony ze wzrostu populacji elektronów na poziomie górnym.Oprócz analizy zmiany kształtów funkcji falowych wraz zewzrostem domieszkowania struktury interesujące może być prześledzenierozkładu ładunku elektrycznego, co przedstawiamy narys. 3. Możemy zaobserwować, jak dla silnego domieszkowaniaładunek elektronów przesuwa się bliżej obszaru domieszkowanego.Ponieważ elektrony nie mają całkowitej swobody ruchu w tymkierunku i mogą jedynie zajmować dyskretne poziomy energetyczne;może się to odbywać wyłącznie przez zmianę położeńpoziomów i kształtów funkcji falowych.PodsumowanieW pracy przedstawiono wyniki symulacji Monte Carlo struktury laserakaskadowego działającego w obszarze średniej podczerwieni.W przypadku modelowania rzeczywistych struktur konieczne jestuwzględnienie wpływu nierównowagowego rozkładu ładunku w strukturzewynikającego z separacji przestrzennej ładunku pochodzącegood domieszek oraz od elektronów obsadzających dyskretne poziomyenergetyczne. Uwzględnienie tego efektu wymaga przeprowadzeniasamouzgodnionych obliczeń obejmujących równanie Schrödingera,równanie transportu Boltzmanna oraz równanie Poissona.Możliwa jest interpretacja uzyskanych wyników poprzez bardziejszczegółowe analizę kształtu funkcji falowych elektronów w strukturzeoraz ich zmianę wraz ze zmianą poziomu domieszkowania.Praca powstała w ramach realizacji grantu PBZ-MNiSW-02/I/2007.Literatura[1] Faist J., F. Capasso, D. L. Sivco, C. Sirtori, A. L. Hutchinson, and A.Y. Cho: Science, 264, 553 (1993).[2] Iotti R. C., and F. Rossi: Appl. Phys. Lett. 76, 2265 (2000).[3] R. C. Iotti, and F. Rossi, Physica E 13, 715 (2002).[4] Campagnone F., M. Maneti, A. Di Carlo, and P. Lugli: Physica B, 314,336 (2002).[5] Bonno O., J.L Thobel, and F. Dessenne: J. Appl. Phys. 97, 043702(2005).[6] Borowik P., J.L. Thobel, and L. Adamowicz: J. Appl. Phys. 108,073106 (2010).[7] Gao X., D. Botez, and I. Knezevic: Appl. Phys. Lett. 89, 191119(2006).[8] Gao X., D. Botez, and I. Knezevic: J. Appl. Phys. 101, 063101(2007).[9] Page H., C. Becker, A. Robertson, G. Glastre, V. Ortiz, and C. Sirtori:Appl. Phys. Lett. 78, 3529 (2001).[10] Harrison P.: Appl. Phys. Lett. 75, 2800 (1999).[11] Indjin D., P. Harrison, R. W. Kelsall, and Z. Ikonić: J. Appl. Phys. 91,9091 (2002).[12] Donovan K., P. Harrison, and R. W. Kelsall: J. Appl. Phys, 89, 3084(2001).[13] Jovanović V. D., D. Indjin, N. Vukmirović, Z. Ikonić, P. Harrison, E. H.Linfield, H. Page, X. Marcadet, C. Sirtori, C. Worrall, H. E. Beere, andD. A. Ritchie: Appl. Phys. Lett. 86, 211117 (2005).[14] Jovanović V. D., S. Höfling, D. Indjin, N. Vukmirović, Z. Ikonć, P. Harrison,J. P. Reithmaier, and A. Forchel: J. Appl. Phys. 99, 103106(2006).[15] Höfling S., D. Indjin, V. D. Jovanović, A.Mircetić, J. P. Reithmeier, A.Forchel, Z. Ikonić, N. Vukmirović, P. Harrison, and V. Milanović: Phys.Stat. Sol. (c) 3, 411 (2006).[16] Höfling S., V. D. Jovanović, D. Indjin, J. P. Reithmeier, A. Forchel, Z.Ikonić, N. Vukmirović, P. Harrison, A. Mircetić, and V. Milanović: Appl.Phys. Lett. 88, 251109 (2006).Elektronika 10/2011 45

Optyczne właściwości supersieci GaAs/AlGaAs badaneza pomocą spektroskopii modulacyjnejmgr inż. Filip Janiak, dr inż. Marcin Motyka, dr inż. Grzegorz Sęk,dr inż. Krzysztof Ryczko, prof. dr hab. Jan MisiewiczPolitechnika Wrocławska, Instytut Fizykidr Kamil Kosiel, prof. dr hab. Maciej BugajskiInstytut Technologii Elektronowej, WarszawaWażnym źródłem promieniowania w zakresie średniej i dalekiejpodczerwieni są lasery kaskadowe [1]. Wytwarzane są one częstow oparciu o supersieci AlGaAs/GaAs [2, 3]. Znajdują zastosowaniew wielu dyscyplinach życia: w medycynie, spektroskopiiczy detekcji szkodliwych gazów. Ze względu na skomplikowaną,wielomodułową budowę obszaru aktywnego lasery te wymagająbardzo dużej precyzji wykonania, w szczególności jeśli chodzi ogrubości oraz składy poszczególnych warstw (barier oraz studnikwantowych) [4], jak również koncentracji nośników [5]. Ponadtoz technologicznego punktu widzenia, niezbędne jest badanie powtarzalnościprocesu wytwarzania struktur.Spektroskopia modulacyjna [6–11] jest metodą pomiarowącharakteryzującą się dużą czułością pozwalającą zdobywać informacjeo przejściach optycznych, a w rezultacie o strukturzeenergetycznej badanych obiektów. W szczególności metoda taw połączeniu z obliczeniami struktury pasmowej badanych próbekpozwala na wyznaczenie wielu istotnych parametrów strukturpółprzewodnikowych, takich jak: przerwy energetyczne,masy nośników, nieciągłości pasm, grubości i składy warstwtworzących strukturę [12, 13]. Ponadto takie podejście pozwalanp. na wyznaczenie wielkości wbudowanych pól elektrycznych[14], możliwość uzyskania informacji na temat położenia poziomuFermiego w strukturze [15]. W badaniach do wyznaczeniaoptycznych właściwości supersieci GaAs/AlGaAs zastosowaliśmyjedną z metod spektroskopii modulacyjnej - fotoodbicie PR(ang. Photoreflectance). Badania wykonano dla serii próbek oróżnej grubości warstw studni jak i warstw barier, celem potwierdzeniazałożonych w procesie wzrostu parametrów struktury.Ponadto wykonano serię pomiarów PR, które miały wykazaćz jednej strony jednorodność badanych struktur w obszarzepłytki epitaksjalnej, z drugiej strony powtarzalność procesówtechnologicznych.EksperymentSupersieciowe struktury testowe wykonano z zastosowaniemtechnologii epitaksji z wiązek molekularnych MBE (ang. MolecularBeam Epitaxy) w urządzeniu Riber Compact 21T, używającstałych źródeł pierwiastkowych SS (ang. Solid Sources).Wiązki molekularne pierwiastków grupy III były emitowane zestandardowych komórek efuzyjnych ABN 80 DF (Double Filament),z zastosowaniem ultraczystych metali Al 6,5N i Ga 7N.Arsen emitowany był w postaci molekuł As 4, z komórki krakingowejz zaworem. Heterostruktury osadzono na podłożachGaAs-n+, o nominalnej orientacji krystalograficznej (100). Temperaturępowierzchni kryształu (T s) podczas wzrostu strukturkontrolowano za pomocą pirometru, utrzymując stałą wartość630°C. Obszar aktywny osadzano w sposób ciągły, tzn. bez zatrzymywaniawzrostu pomiędzy epitaksją poszczególnych warstwmateriału. Komórka Al generowała strumień molekularny pozwalającyuzyskać szybkość wzrostu AlAs równą V AlAs= 0,39 ML/s.Strumień molekularny galu odpowiadał stałej szybkości wzrostuV GaAs= GaAs (0,5 ML/s). Do badań wybrano struktury „A” i„B”– supersieci GaAs/Al 0.45Ga 0.55As o grubości warstwy barieryd = 2,8 nm otrzymane w dwóch niezależnych procesach wzrostu,oraz próbki C,D i E o zmiennych grubościach warstw. Dane tezostały zamieszczone w tabeli.46Szerokości warstw w poszczególnych badanych próbkachPróbkaPomiary fotoodbicia zostały przeprowadzone w tzw. ciemnejkonfiguracji. Jako źródło światła próbkującego użyto światłamonochromatycznego (oświetlacz halogenowy plus monochromator),natomiast czynnikiem modulującym w strukturach wewnętrznewbudowane pole elektryczne była wiązka laserowaharmonicznej lasera Nd:YAG (512 nm). Do detekcji zastosowanodiodę krzemową.WynikiSzerokość barieryAl 0.45Ga 0.55AsSzerokość studniGaAsA 2,8 nm 5,4 nmB 2,8 nm 5,4 nmC 4,6 nm 8,1 nmD 4,6 nm 5,4 nmE 1,1 nm 8,1 nmNa rysunku 1 przedstawiono widma fotoodbicia z temperatury pokojowejdla obu badanych próbek A i B czyli dla supersieci GaAs/Al 0.45Ga 0.55As o grubości warstwy bariery d = 2,8 nm. Na obu widmachobserwujemy linie fotoodbiciowe związane z przerwą wzbronionąw GaAs (przy energii 1,42 eV) oraz linie spektralne związanez przejściami optycznymi w obszarze supersieci (wielokrotnej studnikwantowej). Silniejszy rezonans (przy energii 1,529 eV oznaczonyjako H1e1) związany jest z przejściem miedzy pierwszym podpasmemciężko-dziurowym, a pierwszym podpasmem elektronowym.∆R/R (j.u.)(próbka A)d=2.8nmc150(próbka B)d=2.8nmwidmo PRGaAs modelH1e1L1e11.35 1.40 1.45 1.50 1.55 1.60Rys. 1. Widma fotoodbicia (czarne linie) otrzymane w temperaturzepokojowej, wraz z modelową krzywą teoretyczną (szara linia) dla supersieciGaAs/Al 0.45Ga 0.55As o grubości bariery d = 2,8 nmFig. 1. Room temperature photoreflectane spectra (Black lines) togetherwith theoretical curve (gray line) for GaAs/Al 0.45Ga 0.55As superlatticewith barier width of d = 2,8 nmX31.529eVenergia (eV)1.568eVElektronika 10/2011

Obliczona przy pomocy formalizmu masy efektywnej [16] energiatakiego przejścia mieści się w granicach 1,516…1,531 eV.Wartość energii 1,516 eV oddaje przejście miedzy początkiempierwszego podpasma ciężko-dziurowego, a początkiem pierwszegopodpasma elektronowego w takiej supersieci (oznaczanejako Γ od rodzaju punktu krytycznego). Energia 1,531 eV oddajeto samo przejście ale między końcami (drugimi brzegami) tychpodpasm (oznaczany jako Π). Rezonans przy energii 1,561 eVoznaczony przez L1e1 związany jest z przejściem miedzy pierwszympodpasmem lekko-dziurowym a pierwszym podpasmemelektronowym. Obliczony przedział energii dla tego przejścia wynosi(1,542…1,560 eV). Rezonanse związane z podstawowymprzejściem absorpcyjnym w strukturze zostały zamodelowane(szara linia na rys. 1) za pomocą poniższego równania:⎡n∆Ri ⋅ϑ−m⎤jj ( E) = Re ⎢∑C⋅ ( − + ⋅Γ ) ⎥ (1)je E EjijR ⎣ j=1⎦gdzie, n-numer przejścia optycznego, C j– amplituda, ϑ – faza,E ji Γ jodpowiednio energia i poszerzenie modelowanej krzywej.Parametr m oddaje charakter przejścia optycznego i w tym przypadkuwynosi m = 3.Budowa tych dwóch struktur A i B – wykonanych w ramachoddzielnych procesów epitaksji – była nominalnie taka sama. Ponieważwidma fotoodbicia dla tych próbek są niemal identycznea otrzymane z dopasowania zgodnie z równaniem (1) energiei poszerzenia przejść optycznych są takie same (z dokładnościądo błędu eksperymentalnego ~ 1 meV), zatem możemy stwierdzić,że przeprowadzony proces wzrostu jest bardzo dobrze powtarzalnyz punktu widzenia wytwarzania kolejnych struktur z procesuna proces.Na rysunku 2 przedstawiono widoma fotoodbicia zmierzonew temperaturze pokojowej dla trzech próbek o różnych szerokościachwarstw studni i bariery (próbki C, D i E). Dla struktur o takiejsamej szerokości warstw bariery (C i D), energie przejść optycznychpomiędzy pierwszym poziomem elektronowym a pierwszymciężkodziurowym (linia kropkowana) i pomiędzy pierwszym poziomemelektronowym a pierwszym lekkodziurowym (linia kres-kowana) są mniejsze dla próbki C, czyli dla struktury o szerszychwarstwach materiału studni. W przypadku próbek o takiej samejszerokości warstw studni (C i E) niższą energię przejść optycznychzaobserwowano dla próbki o mniejszej szerokości warstwmateriału bariery, czyli E. Ponadto, dla tejże próbki można równieżzaobserwować rezonans związany z kolejnym przejściemciężkodziurowym (przy energii ok. 1,62 eV).W celu sprawdzenia jednorodności struktur tzn. sprawdzeniajak zmieniają się właściwości próbki wzdłuż promienia badanejpłytki wykonano tzw. eksperyment „mapowania” [6]. Pomiary fotoodbiciawykonano w różnych miejscach na próbce przesuwającsię z plamką światła próbkującego od środka wzdłuż promieniana zewnątrz, co zostało zilustrowane na rys. 3.Rys. 3. Schemat z zaznaczonymimiejscami pomiaru PR dla badanychpróbekFig. 3. Schematic illustration of mappingprocedure in photoreflectaneexperimentNa rysunku 4 przedstawiono widma fotoodbicia dla próbki Botrzymane w różnych miejscach na próbce (rys. 3). Do wszystkichwidm zastosowano procedurę dopasowania opisaną równaniem(1).Na rysunku 5 przedstawiono otrzymane energie oraz poszerzeniaenergetyczne dla podstawowego przejścia optycznegoprzedstawione w funkcji miejsca pomiaru (odległości plamkiświatła próbkującego od środka badanej płytki). Widzimy, że zarównoenergia jak i poszerzenie energetyczne są z dokładnościądo błędu eksperymentalnego takie same.Energia przejścia wynosi (1,530 ± 0,001) eV, a poszerzenie(16 ±1) meV. Rezultaty przedstawione na wykresie 4 dowodzą,że proces technologiczny pozwala wytwarzać struktury (płytkio średnicy 2 cali) o dużej jednorodności.GaAs/Al 0.45Ga 0.55As300KGaAs=8.1nmAlGaAs=4.6nmpróbka Cpróbka BH1e1L1e1(a)GaAs∆R/R (j.u.)próbka DGaAs=5.4nmAlGaAs=4.6nm∆R/R (j.w.)(b)(c)próbka EGaAs=8.1nmAlGaAs=1.1nm(d)1.40 1.45 1.50 1.55 1.60 1.65energia (eV)Rys. 2. Widma fotoodbicia (czarne linie) z temperatury pokojowejdla trzech próbek o różnych grubościach warstw barier i studni.Kolorami czerwonym i niebieskim zaznaczono przejścia optycznew supersieciachFig. 2. Room temperature photoreflectane spectra (black lines) forthree samples with different thickness of barrier and well layers. Redand blue lines are connected with optical transitions in superlattices1,35 1,40 1,45 1,50 1,55 1,60 1,65energia (eV)Rys. 4. Widma fotoodbicia dla próbki B (mapowanie wzdłuż promienia)Fig. 4. Photoreflectane spectra obtained for different places of thesample B (mapping procedure)Elektronika 10/2011 47

energia (eV)1.5401.5381.5361.5341.5321.5301.5281.526Próbka Benergia H1e1poszerzenie H1e1aRys. 5. Energie i poszerzenia energetyczne podstawowego przejściaoptycznego H1e1 dla próbki B w funkcji miejsca pomiaru na płytceFig. 5. The Energy and FWHM of fundamental transition (H1e1) forsample B as a function of following measured places on the samplePodsumowaniebSpektroskopia fotoodbiciowa została wykorzystana do badaniaoptycznych właściwości supersieci GaAs/AlGaAs. Otrzymanowidma bogate w linie spektralne związane z procesem absorpcjimiedzy poziomami (podpasmami) energetycznymi w badanychsupersieciach. Modelowanie otrzymanych widm fotoodbiciowychw połączeniu z obliczeniami wykonanymi w przybliżeniu masyefektywnej pozwoliły na rozpoznanie kolejnych przejść optycznych,a zarazem na potwierdzenie założonych w procesie wzrostuskładów i grubości poszczególnych warstw barier i studni kwantowych.Ponadto wykonano pomiary fotoodbicia, które wykazaływysoką powtarzalność procesu wzrostu, jak również wysoką jednorodnośćwytwarzanych struktur w obrębie 2 calowych płytek.Praca zrealizowana w ramach projektu badawczego zamawianego(PBZ MNiSW-02/I/2007) pt. „Zaawansowane technologie dlapółprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni”.cdcba"PŁYTKA"d30252015105poszerzenie (meV)Literatura[1] Faist J., F. Capasso, D. L. Sivco, C. Sirtori, A. L. Hutchinson, and A.Y. Cho: Science 264, 553 (1994).[2] Sirtori C., P. Kruck, S. Barbieri, P. Collot, J. Nagle, M. Beck, J. Faist,and U. Oesterle: Appl. Phys. Lett. 73, 3486 (1998).[3] Page H., C. Becker, A. Robertson, G. Glastre, V. Ortiz, C. Sirtori:Applied Physics Letters, vol. 78,. 3529 (2001).[4] Kosiel K., J. Kubacka-Traczyk, P. Karbownik, A. Szerling, J. Muszalski,M. Bugajski, P. Romanowski, J. Gaca, M. Wójcik: MicroelectronicsJournal, 40 (2009) 565–569.[5] Kosiel K., J. Muszalski, A. Szerling, M. Bugajski, R. Jakieła: Vacuum82 (2008) 383–388.[6] Pollak F.H. in: Handbook on Semiconductors, edited by T. S. Moss,vol. 2, Elsevier Science, Amsterdam, (1994), pp. 527–635.[7] Glembocki O.J. and B.V. Shanabrook: Photoreflectance spectroscopyof microstructures. in D.G. Seiler, C.L. Littler. (Eds.), ‘Semiconductorsand Semimetals’ Vol. 36, Academic Press, New York,(1992), p. 221.[8] Misiewicz J., R. Kudrawiec, K. Ryczko, G. Sęk, A. Forchel, J.C. Harmand,M. Hammar: J. Phys. Cond. Mat. 16, 3071 (2004).[9] Misiewicz J., G. Sęk, R. Kudrawiec, P. Sitarek: Thin Solid Films 450,14, (2004).[10] Misiewicz J., P. Sitarek, G. Sek, and R. Kudrawiec: Materials Science21, 264 (2003).[11] Motyka M., R. Kudrawiec, G. Sek, J. Misiewicz, I.L. Krestnikov andA. Kovsh: Semic. Sci. and Technol., 21 (2006) 1402–1407.[12] Motyka M., R. Kudrawiec, J. Misiewicz, M. Hümmer, K. Rößner, T.Lehnhardt, M. Müller, and A. Forchel: J. Appl. Phys. 103, 113514(2008).[13] Kudrawiec R., M. Motyka, J. Misiewicz, M. Hümmer, K. Rößner, T.Lehnhardt, M. Müller, and A. Forchel: Appl. Phys. Lett. 92, 041910(2008).[14] Kudrawiec R., B. Paszkiewicz, M. Motyka, J. Misiewicz, J. Derluyn,A. Lorenz, K. Cheng, J. Das, and M. Germain: J. Appl. Phys. 104,096108 (2008).[15] Kudrawiec R., H. B. Yuen, S. R. Bank, H. P. Bae, M. A. Wistey,James S. Harris, M. Motyka, and J. Misiewicz: J. Appl. Phys. 104,033526 (2008).[16] Bastard G.: Wave mechanics applied to semiconductor Heterostructures.EDP Sciences 1992.Goniometryczna metoda pomiaru przestrzennego rozkładunatężenia promieniowania kwantowych laserów kaskadowychdr hab. Kazimierz Regiński, prof. dr hab. inż. Bohdan Mroziewicz,mgr inż. Emilia Pruszyńska-KarbownikInstytut Technologii Elektronowej, WarszawaWraz z rozwojem technologii wytwarzania laserów półprzewodnikowychrównolegle postępuje rozwój metod ich charakteryzacji.W zakresie metod pomiaru wiązek emitowanych przez laserymamy obecnie do dyspozycji dwie zasadnicze grupy przyrządówpomiarowych zwanych często profilometrami: przyrządy typu mozaiki przyrządy typu goniometrycznego.W profilometrach typu mozaik, rejestracja natężenia promieniowaniaodbywa się przy pomocy płaskiej matrycy światłoczułej.Urządzenia te mogą być wyposażone w filtry służące do osłabieniapromieniowania laserowego w ruchome szczeliny, lub teżw ruchome przesłony. Głowice pomiarowe takich profilometrówumieszczane są zwykle na liniowych przesuwach pozwalającychna zmianę odległości detektora od żródła promieniowania. Dziękitakiej konstrukcji przyrządy typu mozaik mogą rejestrować trójwymiarowyrozkład promieniowania w dalekim polu.Przyrządy typu goniometrycznego posiadają zwykle pojedynczydetektor, natomiast układ mechaniczny, umożliwiającyzmianę położenia detektora względem żródła promieniowania,jest bardzo rozbudowany. W odróżnieniu od profilometrów typumozaik, które są urządzeniami popularnymi przeznaczonymi do48standardowych pomiarów, profilometry goniometryczne są częstobudowane przez eksperymentatorów z przeznaczeniem dobadań naukowych nad nowymi typami laserów [1].Ze względu na wielką różnorodność typów laserów półprzewodnikowych(mamy tu na myśli głównie zakres widmowy, moci rozkład przestrzenny wiązki) nie ma w omawianej dziedzinieuniweralnych układów i metodologii pomiarowych. Układy pomiaroweoraz związane z nimi metodologie pomiarów musząbyć nakierowane na konkretny typ lasera. Szczególnie trudnasytuacja ma miejsce w przypadku kwantowych laserów kaskadowych(QCL) pracujących w zakresie średniej podczerwieni (MIR).Analiza przestrzennego rozkładu pola tych laserów napotyka naistotne trudności z kilku powodów. Po pierwsze w zakresie MIRwybór detektorów do rejestracji promieniowania jest bardzo ograniczony.Detektory te mają małą powierzchnię fotoczułą, dużypoziom szumów, i na dodatek są bardzo kosztowne. Uniemożliwiato w praktyce wykonywanie pomiarów w oparciu o matrycedetektorów. Kolejną przeszkodą jest znaczna rozbieżność wiązkiw laserze kaskadowym [2]. Stwarza ona konieczność wykonywaniapomiarów na dużej powierzchni w dużym kącie bryłowym.Elektronika 10/2011

Przyczyny te powodują, że nie ma dostępnych komercyjnychprofilometrów nadających się do pomiarów w interesującym naszakresie.Wysokorozdzielczy profilometr goniometrycznyProfilometr przedstawiony poniżej został tak zaprojektowany, bymógł służyć do prac naukowych w zakresie projektowania i charakteryzacjikwantowych laserów kaskadowych. W porównaniuz urządzaniami komercyjnymi wyróżnia się on kilkoma pozytywnymicechami. Po pierwsze, umożliwia on pomiary w bardzoszerokim kącie bryłowym, w zakresie niedostępnym dla przyrządówkomercyjnych. Następnie, umożliwia on pomiar pola wzdłużdowolnej drogi wewnątrz dostępnego kąta bryłowego, co jestrozwiązaniem unikalnym. Kątowa zdolność rozdzielcza profilometruprzy maksymalnej odległości detektora od lasera wynosiokoło 0,1°, co umożliwia precyzyjną analizę struktury przestrzennejpromieniowania. Dzięki zastosowaniu chłodzonego detektorapółprzewodnikowego, pracującego w paśmie MIR, uzyskanomaksymalną dostępną obecnie czułość urządzenia.Opisany dalej profilometr jest w końcowej fazie budowy.Założenia projektoweProfilometr zaprojektowany przez autorów ma komorę pomiarowąumieszczoną na stoliku obrotowym. Laser, którego polechcemy mierzyć, umieszczamy wewnątrz tej komory (rys. 1i 2). Obrót komory odbywa się wokół osi przechodzącej przezprzednie zwierciadło lasera. Kąt obrotu φ może się zmieniaćw zakresie ±90°. Obrót ten jest kontrolowany przy pomocy silnikakrokowego. Komora może być odpompowana do niskiejpróżni (10 -3 Torr), bądź też napełniona gazem obojętnym. Laserwewnątrz komory jest umieszczony na mikrochłodziarcePeltiera umożliwiającej zmianę jego temperatury. Temperaturalasera jest mierzona przy pomocy termistora. Dzięki możliwościumieszczenia lasera w próżni możliwe jest jego badaniew szerokim zakresie temperatur. Natomiast umieszczenie laseraw atmosferze gazu obojętnego symuluje zwykłe warunkipracy typowe dla praktycznych zastosowań.W urządzeniu pomiarowym fotodetektor umieszczony jest naprzesuwie liniowym, który jest połączony z łukiem pomiarowym (kołyską,ang. cradle) o rozwarciu 90° przy pomocy wspornika (rys. 2).21Rys. 2. Stanowisko pomiarowe do rejestracji rozkładu kątowego natężeniapola w wiązce generowanej przez kwantowy laser kaskadowy(widok z góry): 1) stolik obrotowy, 2) komora pomiarowa, 5) łuk pomiarowy,6) przesuw liniowy, 7) fotodetektor, 8) wysięgnikFig. 2. Experimental set-up for angular distribution registration of thefield intensity in a beam generated by quantum cascade laser (viewfrom top): 1) Rotation stage, 2) Test chamber, 5) Goniometric cradle,6) Linear translation shifter, 7) Photo detector, 8) ArmZasilaczlaseraKontrolertemperaturyKomputer586 7φ,Driver φ, ΘOscyloskopΘ2φ4R3Θ76Rys. 3. Schemat elektryczny stanowiska pomiarowego do rejestracjirozkładu kątowego natężenia pola w wiązce generowanej przezkwantowy laser kaskadowy. Stanowisko komputerowe ze specjalistycznymoprogramowaniem zapewnia pełną kontrolę wszystkichparametrów geometrycznych i elektrycznych oraz rejestrację wynikówpomiarówFig. 3. Electric scheme of the experimental set-up for angular distributionregistration of the field intensity in a beam generated by quantumcascade laser. The computer system furnished with a professionalsoftware assures the full control of all the electric and the geometricparameters, as well as the measurement results acquisition1Rys. 1. Stanowisko pomiarowe do rejestracji rozkładu kątowego natężeniapola w wiązce generowanej przez kwantowy laser kaskadowy(widok boczny): 1) stolik obrotowy, 2) komora pomiarowa, 3) kwantowylaser kaskadowy, 4) mikrochłodziarka Peltiera, 5) łuk pomiarowy,6) przesuw liniowy, 7) fotodetektorFig. 1. Experimental set-up for angular distribution registration of thefield intensity in a beam generated by quantum cascade laser (sideview): 1) Rotation stage, 2) Test chamber, 3) Quantum cascade laser,4) Peltier microcooler, 5) Goniometric cradle, 6) Linear translationshifter, 7) Photodetector5Ruch detektora po łuku jest kontrolowany przez silnik krokowy.Fotodetektor może poruszać się po łuku koła w zakresie±45°. Przesuw liniowy zapewnia zmianę odległości detektoraod lasera i może być napędzany silnikiem krokowym lub śrubąmikrometryczną.Na podkreślenie zasługuje umieszczenie łuku pomiarowego(5) nie na osi optycznej przyrządu, lecz na wysięgniku (8).Dzięki takiemu rozwiązaniu można było rozbudować układprzesuwu detektora i zapewnić duży zakres zmian położeniawzdłuż osi R.Silniki krokowe zapewniające ruch lasera i detektora są sterowanetrzykanałowym sterownikiem. Sterownik ten jest połączonyze stanowiskiem komputerowym zapewniającym pełnąkontrolę wszystkich parametrów geometrycznych i elektrycznychukładu oraz rejestrację wyników pomiarów (rys. 3).Elektronika 10/2011 49

Parametry robocze profilometruParametry robocze profilometruCharacteristic parameters of the beam profilerParametrWartośćparametruUwagiZakres przesuwu wzdłuż R 0…20 cm W tym 8 cm śrubąmikrometrycznąZakres zmian kąta φZakres zmian kąta ΘRozdzielczość kątowaprofilometru−90°…+90°−45° …+45°~0,1° Przy R = 20 cmTyp stolika obrotowego URS100BPP Produkt NewportCorporationRozdzielczośćnominalna stolika obrot.Maksymalna prędkośćobrotu0,05°40°/sTyp łuku pomiarowego M-BGM120PP Produkt NewportCorporationRozdzielczość nominalnałuku pomiar.Maksymalna prędkośćobrotuTyp sterownika silnikówkrokowych0,05°20°/sESP301Produkt NewportCorporationTyp detektora PVI-3TE ProduktVIGO System S.A.Długość mierzonej fali 9,5 µm Przy maksymalnejczułościPowierzchnia światłoczułaPasmo wzmacniaczakoło, φ = 0,5 mm0,5 kHz – 50 MHzZakres zastosowań profilomertuZ soczewką immersyjnąJak już podkreślaliśmy, profilometr został zaprojektowany z przeznaczeniemdo badań naukowych nad własnościami kwantowychlaserów kaskadowych. Umożliwia on zarówno pomiarstandardowych parametrów emitowanej wiązki jak i prowadzenieunikalnych pomiarów, niedostępnych na komercyjnych urządzeniach.Do standardowych pomiarów można zaliczyć określeniepołożenia przewężenia wiązki (ang. waist position) z 0, średnicywiązki w przewężeniu (ang. waist diameter) d 0, rozbieżnościwiązki θ, itd.Znacznie bardziej skomplikowana jest sytuacja w przypadkuokreślenia parametru jakości wiązki M 2 (ang. beamquality factor). Zgodnie ze Standardem ISO 11146 [4] parametrM 2 jest określony jako iloraz parametru BPP (ang. beamparameter product) i λ/π. W przypadku idealnej wiązki gaussowskiejparametr BPP jest zdefiniowany jako iloczyn promieniawiązki w przewężeniu d 0/2 i połówkowej rozbieżnościwiązki θ/2. Dla wiązek niegaussowskich, tak jak w przypadkulaserów QCL, definicje takie są niewystarczajace i powinnybyć zmodyfikowane. Jest to przedmiotem aktualnie prowadzonychbadań [1, 5].W zakresie badań geometrii wiązki szczególnie ważne jestzbadanie rozkładu pola w jak najszerszym kącie bryłowym.Pozwoliłoby to wyjaśnić problem istnienia i postaci modówbocznych. Zasygnalizujmy na koniec potrzebę przeprowadzeniabadań wpływu warunków pracy lasera (długości impulsów,współczynnika wypełnienia, napięcia zasilania, itd.)na kształt wiązki. Przedstawiony układ umożliwia również badaniewpływu temperatury na kształt wiązki laserowej.PodsumowanieW artykule omówiono goniometryczne metody pomiaru rozkładupromieniowania laserów półprzewodnikowych ze szczególnymuwzględnieniem technik możliwych do zastosowaniaprzy projektowaniu i charakteryzacji kwantowych laserówkaskadowych. Przedstawiono unikalny układ goniometrycznyzaprojektowany w Instytucie Technologii Elektronowejprzeznaczony do takich pomiarów. Omówiono konstrukcjętego układu, jego układ sterowania i możliwości pomiarowe.Przedstawiono w skrócie szeroki zakres zastosowań układuw badaniach naukowych nad laserami kaskadowymi.Praca naukowa finansowana ze środków na naukę w latach2010–2012 jako projekt badawczy Nr N N515 524938.Literatura[1] Krishnaswami K., B. E. Bernacki, B. D. Cannon, N. Ho, N. C. Anheier:Emission and Propagation Properties of Midinfrared QuantumCasacade Lasers. IEEE Photon.Techn. Lett., vol. 20, pp. 306–308,2008.[2] Gresh T., M. Giovannini, N. Hoyer, J. Faist: Quantum cascade laserswith Large Optical Waveguides. IEEE Photon. Techn. Lett.,vol. 18, pp. 544-546, 2006.[3] Siegman A. E.: Defining, measuring, and optimizing laser beamquality. Proc. SPIE vol. 1868, pp. 2–12, 1993.[4] ISO Standard 11146, „Lasers and laser-related equipment – Testmethods for laser beam widths, divergence angles and beam propagationratios”, 2005.[5] Alda J.: Laser and Gaussian Beam Propagation and Transformation.in: Encyclopedia of Optical Engineering, Marcel Dekker, Inc.,2003.50Elektronika 10/2011

Model numeryczny lasera QCL oparty na formalizmienierównowagowych funkcji Greenaprof. dr hab. inż. Andrzej Kolek, dr inż. Grzegorz HałdaśPolitechnika Rzeszowska, Katedra Podstaw Elektronikiprof. dr hab. Maciej Bugajski, Instytut Technologii Elektronowej, WarszawaJednym ze sposobów modelowania przyrządów nanoelektronicznychjest metoda nierównowagowych funkcji Greena (NEGF)[1, 2]. Metodę tę i szczegóły jej stosowania w odniesieniu do nanostrukturwarstwowych opisano m.in. w pracach [1–5]. W tymprzypadku równania formalizmu NEGF oraz Poissona rozwiązywanesą w przestrzeni 1D z uwzględnieniem wektora pędu k ||w płaszczyźnie równoległej do warstw struktury. W szczególnościw/w równania rozwiązywane są w przestrzeni rzeczywistej, w kierunkuz, prostopadłym do warstw heterostruktury, w którym odbywasię transport ładunku. Metoda umożliwia wyznaczenie m.in.pędowo-energetyczno-przestrzennych rozkładów funkcji gęstościstanów N, gęstości elektronów n, gęstości prądu J oraz współczynnikaabsorpcji α. Wielkości te można wyznaczać z uwzględnieniemróżnego rodzaju rozproszeń elastycznych i nieelastycznychzachodzących w strukturze, które w formalizmie uwzględniasię za pomocą tzw. energii własnych (Σ R,< ).W pracy opisano wyniki symulacji struktury kwantowego laserakaskadowego (QCL) emitującego promieniowanie w zakresieśredniej podczerwieni (mIR). Struktura takiego przyrząduzawiera kilkadziesiąt identycznych modułów (okresów), którew warunkach polaryzacji tworzą układ kaskady. Z oczywistychwzględów obliczenia prowadzi się dla pojedynczego okresu,a „oddziaływanie” z sąsiednimi modułami jest imitowane przezodpowiednie warunki brzegowe. Z uwagi na okresowość całejstruktury warunki te mają cechy periodycznych warunków brzegowychz uwzględnieniem „przesunięcia” w dziedzinie energiiE o wartość ±eU wynikającą z napięcia elektrycznego (U ) napojedynczym okresie lasera. W pracy [5] opisano szczegółowowarunki brzegowe stosowane w użytym symulatorze. Ich cechącharakterystyczną jest nierównowagowy rozkład elektronów zasilających/opuszczającychpojedynczy moduł lasera wyznaczonyw sposób samo-uzgodniony, spełniający wspomniany wyżejwarunek okresowości. Obliczenia prowadzone są w przestrzenirzeczywistej, dla energii w paśmie przewodnictwa z uwzględnieniemnieparaboliczności. Poprzednie prace [3–5] nie uwzględniałytego zjawiska.Stany elektronowe i transport ładunkuw zakresie przedprogowym lasera QCL średniejpodczerwieniObliczenia przeprowadzono dla lasera kaskadowego GaAs/Ga 0.45Al 0.55As opisanego w pracy [6]. Fragment struktury laserabędący obiektem symulacji przedstawiono na rys. 1. Szerokośćkolejnych barier i studni różni się od oryginalnego projektutym, że w obliczeniach zastosowano siatkę dyskretyzującąo rozdzielczości a = 0,6 nm. Okres lasera ma wtedy długość ∆= 45,6 nm. Struktura na rys. 1 jest nieco większa. Zawiera onafragmenty sąsiednich okresów QCL. W szczególności pierwszai ostatnia studnia kwantowa należą do kolejnych okresówlasera. Takie zdefiniowanie obiektu, dla którego prowadzi sięobliczenia, umożliwia weryfikację „jakości” zastosowanych warunkówbrzegowych. Zgodnie z opisanym wcześniej wymogiemperiodyczności należy oczekiwać, że gęstość stanów i ich obsadzeniew pierwszej i ostatniej studni kwantowej będą identycznewzględem krawędzi pasma przewodnictwa. Wielkości teprzedstawiono na rys. 1 i 2. Jak widać sekwencje poziomówenergetycznych B, D, E (oznaczenia jak w pracy [7]) w pierw-Rys. 1. Krawędź pasma przewodnictwa (linia ciągła) i gęstość stanówN(z, k ||= 0, E) (kolorowa mapa) obliczone dla lasera spolaryzowanegonapięciem U = 0,234 V/okres (F = U/∆ = 51 kV/cm). Zaznaczono poziomylaserowe E 1-E 3w obszarze aktywnym (OA) lasera (20 < x < 36)oraz poziomy A-E w iniektorachFig. 1. Conduction band edge (solid line) and density of statesN (z, k ||= 0, E) (colour map) calculated for m-IR QCL biased by thevoltage U = 0.234 V/period (F = 51 kV/cm). Laser levels E 1-E 3in theactive region (OA), and levels in the injectors are labelled. The calculationsmade in real space involved scattering by phonons (bothoptical and acoustic), alloy disorder and interface roughness characterizedby exponential correlation with the parameters λ = 9 nm andδz = 0.28 nmRys. 2. Rozkład gęstości elektronów n (z, E) w obszarze symulowanejstruktury (napięcie U = 0,234 V/okres). Wartości funkcji podanow skali kolorówFig. 2. Density of electrons n(z, E) in the simulated structure (colourmap) for the bias of U = 0.234 V/periodszej i ostatniej studni są bardzo podobne. W znacznym stopniudotyczy to także gęstości elektronów pokazanej na rys. 2.Obliczenia przeprowadzono dla temperatury T = 77K, dla którejdostępne są dane eksperymentalne [6, 8]. Uwzględniono rozproszenianieelastyczne elektron-fonon (optyczny i akustyczny)oraz rozpraszania elastyczne elektronów na nieuporządkowanejstrukturze stopu Ga xAl 1-xoraz na chropowatości interfejsówwarstw heterostruktury. W tym ostatnim przypadku przyjęto, żeElektronika 10/2011 51

Rys. 3. Przestrzenno-energetyczny rozkład gęstości prądu J (z, E)w obszarze symulowanej struktury (napięcie U = 0,234 V/okres). WartościJ podano w skali kolorówFig. 3. Energy and spatially resolved current density J (z, E) in thestructurechropowatość jest scharakteryzowana eksponencjalną funkcjąkorelacji z parametrami Λ = 9 nm i δz = 0,14 nm (połowa szerokościmonowarstwy atomowej) [9]. Poziomy laserowe oznaczonoliterami E 1-E 3. Dla zastosowanego napięcia U = 234 mV/okres górny poziom laserowy jest zasilany ze stanu iniektorowegoB. Widać to wyraźnie na rys. 3, na którym pokazanoprzestrzenno-energetyczny rozkład gęstości prądu płynącegow strukturze. Z rysunku widać także, że główny strumień elektronówopuszczających obszar aktywny (OA) lasera jest utworzonydzięki rezonansowemu sprzężeniu podstawowego stanulasera E 1z iniektorowym stanem D. Podobną koligację poziomówenergetycznych w strukturze lasera QCL zaobserwowanow pracy [7], w której prowadzono obliczenia z użyciem metodyMonte Carlo. Widmo energetyczne prądu zasilającego górnystan laserowy jest skupione wokół wartości E 3co oznacza, żeelektrony zasilające ten stan mają małą energię kinetyczną E k= (ћk ||) 2 /2 m ruchu w kierunku warstw struktury. Widmo prąduopuszczającego obszar aktywny jest całkowicie inne. Opróczglobalnego maksimum dla wartości energii E 1zawiera lokalnemaksima odległe o wartość energii fononu optycznego ћ ω LO=36 meV. W skali energii E pojawiają się one w zakresie mini-Rys. 5. Szybkość rozpraszania elektronów o wartości momentu pęduk ||= 0 w obszarze aktywnym w funkcji całkowitej energii. Liniami zaznaczonowartość energii poziomów laserowych (dla k ||= 0). Podanowspółrzędne punktów na przecięciu wykresu i liniiFig. 5. Scattering rate of electrons with vanishing in-plane momentumk ||= 0 in the active region of QCL vs. total energy E. Vertical linesare drawn at laser levels energies. Datatips at the lines-plot crossingsdisplay their coordinatesprzerwy energetycznej oddzielającej mini-pasma iniektora. Jestto możliwe, gdyż znaczna część energii elektronu jest w tymprzypadku energią ruchu w kierunku warstw struktury (E k) a wartośćenergii kinetycznej ruchu w kierunku z wynosi w przybliżeniuE 1. Dobre sprzężenie stanów E 1i D umożliwia depopulacjępodpasma E 1również przez odpływ elektronów o różnej od zerawartości wektora k ||. Opisany scenariusz pozostaje w zgodnościz wynikami obliczeń przedstawionymi na rys. 4. Pokazano tampędowo-energetyczny rozkład elektronów n(E, k ||) w obszarzeaktywnym lasera. W podpasmach E 1, E 2rozkład ten jest silnienierównowagowy z wyraźnie widoczną „repliką fononową” w postacilokalnych maksimów powtarzających się z okresem ћω LO.Są one następstwem rozproszeń elektronu z równoczesną emisjąfononu optycznego. W przypadku górnego pasma laserowegoemisja fononu związana jest z przejściem międzypasmowym3→2 lub 3→1 ze znaczną zmianą wartości wektora pędu k ||.Procesy te zaznaczono na rys. 4. Czasy rozpraszania τ 3-2i τ 3-1określają czas życia τ 3elektronu w górnym stanie laserowym:1τ1 1= + .τ 3 τ3 -2 3-1Formalizm NEGF w zastosowanym ujęciu umożliwia wyznaczenieszybkości rozpraszania elektronów jako funkcji zmiennychz, k ||, E [2]− 22 2 RΓ(z,k|| , E)= Im{ ∫ dz'exp( i ( z − z') 2mE/ h − k||) Σ ( z,z', k||, E)},h z'gdzie Σ R jest funkcją energii własnych dla rozważanego mechanizmurozpraszającego, w tym przypadku rozpraszania elektron-fononoptyczny. Czasy życia elektronu w poszczególnych stanachlasera, istotne z punktu widzenia przejść radiacyjnych, możnaoszacować stosując gęstość stanów jako funkcję wagi:Rys. 4. Pędowo-energetyczny rozkład gęstości stanów N i gęstościelektronów n w obszarze aktywnym QCL. Zaznaczono poziomy laseroweE 1-E 3dla k ||= 0 (linie ciągłe) oraz wartości E 3– iћω LO, i = 1, 2,...(linie przerywane). Ukośna kropkowana linia ilustruje nieparabolicznośćpodpasm lasera. Strzałkami zaznaczono procesy rozpraszaniaelektron-LO-fononFig. 4. Energy-momentum resolved density of states N(k ||, E) anddensity of electrons n(k ||, E) in the active region of QCL. Lasers levelsenergies E 1– E 3for k ||= 0 are pointed to with the solid lines. Dashed linesare drawn ate energies E 3– iћω LO, i = 1, 2. Diagonal dashed-dottedline (left figure) indicates nonparabolicity of the subbands. Arrowsillustrate electron-LO-phonon scatterings52∫ dzΓ(z,0,E)N(z,0,E)1 z∈OA =.(1)τ ( E)∫ dzN(z,0,E)z∈OAFunkcję τ (E) -1 pokazano na rys. 5. Z wykresu można odczytaćczasy życia elektronów w górnym i dolnym stanie laserowym:τ 3= 1,61 ps, τ 2= 0,83 ps. Zgodność liczbowa z danymi pochodzącymiz uproszczonych modeli lasera QCL np. analitycznegomodelu bazującego na równaniach bilansujących szybkości roz-Elektronika 10/2011

praszania w poszczególnych stanach laserowych, nie jest zbytdobra. W pracy [6] podano wartości τ 3= 1,4 ps, τ 2= 0,3 ps. Różnicewynikają z bazy, w której prowadzi się obliczenia. W modeluanalitycznym bazę tworzą stany własne lasera, podczas gdyomawiane symulacje są prowadzone w przestrzeni rzeczywistej.Zaproponowane równanie (1) jest surową próbą transformacjiotrzymanych wyników w bazę stanów własnych lasera. Otrzymanewartości czasów τ 3, τ 2wskazują jednak, iż w strukturze wystąpiinwersja obsadzeń. Rozkład gęstości elektronów na rys. 2wykazuje, iż jest to inwersja globalna: w przyjętej tam skali kolorówstan laserowy E 3jest częściowo obsadzony a stan E 2nie jestobsadzony. Spełnione są zatem warunki powstania wzmocnieniaoptycznego.Wzmocnienie optyczneFormalizm NEGF daje możliwość bezpośredniego obliczeniawspółczynnika absorpcji i wzmocnienia materiałowego [10].Zastosowany symulator integruje tę funkcjonalność w pierwszymstopniu przybliżenia: w obliczeniach pomija się zmianyszybkości rozpraszania poszczególnych mechanizmów wywołanepolem optycznym a uwzględnia jedynie zmiany funkcji gęstościstanów i ich obsadzenia. Wyniki tych obliczeń pokazanona rys. 6. Wzmocnienie materiałowe g obliczano uśredniającw okresie lasera współczynnik absorpcji,g = −∆1 z 1 +∆z1∫ dzα ( hν, z).Operacja uśredniania jest istotna, gdyż pozwala wskazać tezakresy widma optycznego, które w strukturze mogą zostaćwzmocnione oraz określić wartość prądu progowego przezporównanie wartości g z sumą strat optycznych (straty falowodui zwierciadeł podzielone przez współczynnik wypełnieniaΓ). W opisywanym w pracy [6] rzeczywistym przyrządziestraty te oszacowano na 63 cm -1 [10]. Z obliczeń, którychwyniki pokazano na rys. 6, wynika, że maksymalne wzmocnieniewynosi ~ 70 cm -1 i przekracza sumę strat optycznychdla energii z zakresu 132…138 meV. Spełniony jest zatemwarunek progowy a w/w zakres energii bardzo dobrze odpowiadawartości eksperymentalnej hv = 132 meV, dla którejzaobserwowano emisję [6]. Dobrą zgodność uzyskuje siętakże w odniesieniu do wartości prądu progowego. Wartościeksperymentalnej ~ 4 kA/cm 2 odpowiada wartość obliczonaJ ≅ 3,56 kA/cm 2 , którą oblicza się jako całkę rozkładu energetycznegoJ (z, E) po energii E. Niezależność tak wyznaczonejgęstości J (z) od współrzędnej z wynika z reguły ciągłości prądui jest ważnym testem fizycznej poprawności równań/uproszczeńzastosowanych w formalizmie NEGF oraz ich numerycznejimplementacji. W omawianym przykładzie obliczeniowymzmienność gęstości prądu w obszarze struktury nigdy nie przekraczała0,8%. Wartość progowa pola elektrycznego F th= 51kV/cm jest nieco większa niż wartość eksperymentalna 48 kV/cm. Należy jednak zauważyć, że aktualna wartość tego estymatorajest lepsza niż wartość F th= 55 kV/cm, którą uzyskanodla modelu z parabolicznymi pasmami [5].Na rysunku 6 w polu wykresu α(z, hν) umieszczono wykreskrawędzi pasma struktury. Pozwala to na szybką przestrzennąlokalizację miejsc o zwiększonej emisji/absorpcji promieniowania.Obszar emisji „netto” znajduje się w obszarze aktywnymlasera w większości w 2. (najszerszej) studni potencjału i zgodniez oczekiwaniem jest rezultatem diagonalnego przejścia optycznegomiędzy stanami laserowymi E 3i E 2. Szerokość pikuwzmocnienia wynika z „rozmycia” (w dziedzinie energii) poziomówlaserowych. Efekt poszerzenia poziomów energetycznychna pewien zakres energii ∆E ijest widoczny na rys. 1. W ogólnościjest on następstwem rozproszeń elektronów. W przypadkulaserów mIR uważa się, że zasadniczy wpływ na szerokośćlinii wzmocnienia i/lub elektroluminescencji mają rozproszeniana chropowatości interfejsów warstw [9], które prowadzą doznacznego poszerzenia górnego poziomu laserowego. Wartośćenergii E 3jest określona przez szerokość d 1= 1,9 nm pierwszej(najwęższej) studni obszaru aktywnego. Wpływ fluktuacjio wartości δz = 0,28 nm prowadzi do znacznie większych zmianwartości tej energii niż w przypadku pozostałych 2. studni, gdyżsą one znacznie szersze: d 2= 5,4 nm, d 3= 4,8 nm. Porównanierozmycia energetycznego stanów E 1-E 3na rys. 1 potwierdza torozumowanie.PodsumowanieZastosowanie metody nierównowagowych funkcji Greena stwarzaszerokie możliwości w zakresie modelowania przyrządównanoelektronicznych. Numeryczna implementacja tej metodyprowadzi jednak do znacznej złożoności zadania, nawet dlawspółczesnych komputerów. Szczególnie trudne do analizysą struktury z wielokrotnymi studniami kwantowymi o znacznej„głębokości”. Z tego powodu struktura lasera QCL średniejpodczerwienie ze studniami kwantowymi o głębokości ~ 0,4 eVnie była dotychczas analizowana z użyciem formalizmu NEGFw przestrzeni rzeczywistej. Pokazane w pracy wyniki obliczeńwypełniają te lukę. Uzyskano wyniki zgodne z aktualnym stanemwiedzy i wynikami eksperymentów w odniesieniu dostanów elektronowych i transportu elektrycznego w zakresieprzedprogowym lasera. Opracowany model numeryczny jestnarzędziem przydatnym dla rozumienia działania, konstrukcjii optymalizacji struktury laserów QCL emitujących promieniowaniemIR – zadań wykonywanych w ramach projektu PBZ 10/G017/T02/2007. Niniejszą pracę wykonano w ramach zadanianr 10 tego projektu.LiteraturaRys. 6. Współczynnik absorpcji α(z, hν) (kolorowa mapa) oraz wzmocnienieg w obszarze struktury lasera dla napięcia U = 0,234V/okres.Maksimum wzmocnienia wynosi ~ 70 cm -1 dla hν = 135 eV. Linią zaznaczonowartość strat optycznych: (α m+ α w)/Γ = 63/cm w laserzebadanym w pracy [6]Fig. 6. Absorption coefficient α (z, hν) and optical g (hν) calculated forthe bias U = 0.234V/period. Gain peak ~ 70 cm -1 at hν = 135 eV is comparedagainst all optical losses (α m+ α w)/Γ = 63/cm [6] represented bythe vertical line[1] Lake R., G. Klimeck, R.C. Bowen, D. Jovanovic: J. Appl. Phys. 81,7845, 1997.[2] Kubis T.: PhD, http://nanohub.org/resources/8612., 2009.[3] Hałdaś G., A. Kolek, I. Tralle: Elektronika, vol. 51, nr 5, 73–77, 2009.[4] Hałdaś G., A. Kolek, I. Tralle: Elektronika, vol. 51, nr 1, 1–44, 2010.[5] Kolek A., G. Hałdaś: W przygotowaniu, mat. X KKE 2011.[6] Page H., C. Becker, A. Robertson, G. Glastre, V. Ortiz, and C. Sirtori:Appl. Phys. Lett. 78, 3529, 2001.[7] Kosiel K. i. in.: Photonics Lett. Poland, 1, 16–18, 2009,[8] Iotti R. C., and F. Rossi: Phys. Rev. Lett. 87, 146603, 2001.[9] Wittmann A., Y. Bonetti, J. Faist, E. Gini, and M. Giovannini: Appl.Phys. Lett. 93, 141103, 2008,.[10] Wacker A.: Phys. Rev. B 66, 085326 1–7, 2002.Elektronika 10/2011 53

Niechłodzone detektory podczerwieni z HgCdTemgr inż. Jarosław Pawluczyk, prof. dr hab. Józef Piotrowski, VIGO System SAdr inż. Waldemar Gawron, Wojskowa Akademia Techniczna, Instytut Fizyki Technicznej, WarszawaPraca bez konieczności chłodzenia kriogenicznego jest podstawowącechą detektorów” HOT” (Higher Operation Temperature)[1]. Prace nad detektorami promieniowania podczerwonego bezkonieczności chłodzenia kriogenicznego rozpoczęto w Polscejuż we wczesnych latach 70. ub. wieku [2-6]. Detektory z HgCd-Te pracyjące bez chłodzenia kriogenicznego są obecnie Polskąspecjalnością dobrze rozpoznawalną w świecie. Zainteresowanietymi detektorami jest związane z ważnymi ich zastosowaniami,w szczególności w systemach łączności optycznej drugiej generacjiw otwartej przestrzeni, analizatorach gazów, dalmierzachlaserowych działających w trudnych warunkach meteorologicznych,ostrzegaczach o namierzaniu laserowym, długofalowej metrologiilaserowej, diagnostyce plazmy w badaniach nad syntezątermonuklearną, lidarach i czujnikach pirometrycznych o subnanosekundowejrozdzielczości.W ramach grantu zamawianego PBZ- MNiSW 02/I/2007 pt.:„Zaawansowane technologie dla półprzewodnikowej optoelektronikipodczerwieni”, realizowane są dwa zadania nr 5 pt. „Niechłodzonedetektory podczerwieni z HgCdTe” w VIGO System SA i nr6 pt. „Zjawiska fotoelektryczne w złożonych heterostrukturachHgCdTe stosowanych w konstrukcjach niechłodzonych detektorówpodczerwieni” w Instytucie Fizyki Technicznej WojskowejAkademii Technicznej. Zadania te są ściśle ze sobą powiązanei wzajemnie się uzupełniają. Podstawowym celem tych zadańbyło pokonanie nierozwiązanych dotąd problemów związanychz teorią, konstrukcją i technologią detektorów promieniowaniapodczerwonego z Hg 1‐xCd xTe pracujących bez chłodzenia kriogenicznego.Wyniki badań uzyskane w ramach zadania 5 były prezentowanena wielu konferencjach naukowych i przedstawiane w wielupracach [7–15]. W niniejszej pracy przedstawiamy w skrócie najważniejszeosiągnięcia będące efektem realizacji tych badań.Koncepcja detektoraW ramach prowadzonych prac badawczych rozwijana była i udoskonalanakoncepcja detektora HOT (rys. 1) o trójwymiarowej architekturzeprzerwy zabronionej, w postaci heterostrukturalnegochipu, w którym są zintegrowane funkcje optyczne (koncentracjapromieniowania), detekcyjne (optyczna generacja par nośnikówładunku, ograniczenie szumogennej termicznej generacji i rekombinacjinośników), elektryczne (wzmocnienie i zbieranie nośników)i inne.Dzięki zastosowaniu półsferycznej soczewki immersyjnejoptyczne pole powierzchni zostaje zwiększone w stosunku dorzeczywistego pola powierzchni n 2 razy, gdzie n jest współczynnikiemzałamania materiału soczewki. Pozwala to na radykalnezmniejszenie termicznej generacji – rekombinacji nośników,tym samym ich mocy szumów, która maleje proporcjonalniewraz ze zmniejszaniem objętości absorbera. Jeszcze większy(n 4 ) zysk dostaje się dla soczewki hiperhemisferycznej.Dla soczewki wykonanej z arsenku galu (n = 3,4) optycznepole powierzchni zostaje powiększone o około 1 i 2 rzędy wielkościodpowiednio dla soczewek hemisferycznych i hiperhemisferycznych.Architektura opracowanych detektorów przedstawiona jestna rys. 2. Struktura taka jest otrzymana w jednym procesiei musi spełniać przy tym prawie idealnie wymogi sprzężeniapromieniowania podczerwonego z aktywnym obszarem detektora.Architektura ta jest rozwinięciem heterozłączowej fotodiodyP + pN + , składającej się z absorbera p, znajdującego siępomiędzy kontaktami P + dla nośników większościowych i N +dla mniejszościowych, wykonanymi z silnie domieszkowanegoszerokoprzerwowego HgCdTe. Ze stosunkowo jednorodnymiobszarami absorbera i kontaktów P + i N + sąsiadują interfejsyo dużej zmienności składu i domieszkowania. Powstają one nieuchronniew czasie wzrostu MOCVD i wykorzystuje je się dlazmniejszenia prądu ciemnego i uzyskania niskooporowego kontaktuz metalizacją kontaktową. Grubości wszystkich warstw, ichskłady i poziomy domieszkowania są dobierane dla pożądanejdługości fali promieniowania i temperatury pracy, tak, aby uzyskaćmaksymalną wykrywalność. Słabo domieszkowany absorberwarunkuje wysoką wartość ambipolarnej ruchliwości nośników,co umożliwia bardzo szybki transport dryftowy i dyfuzyjnynośników od miejsca generacji do kontaktów.Heterostruktura ta powinna zapewnić:● optymalną relację pomiędzy absorpcją promieniowania o żądanejdługości fali a szybkością termicznej generacji nośnikóww obszarze absorbera;● zminimalizowanie termicznej generacji i rekombinacji nośnikóww obszarach kontaktowych, przejściowych i na powierzchniheterostruktury;● odcięcie zakłócającego promieniowania krótkofalowego poprzezodpowiedni dobór składu warstwy N + ;● dobre i szybkie zbieranie nośników generowanych optycznie;p r o m i e n i o w a n i e p o d c z e r w o n eRys. 1. Ilustracja koncepcji detektora HOTFig. 1. A HOT detector concept illustrationkoncentratorkatodaabsorberizolatoranodaRys. 2. Schematyczny przekrój heterozłączowej fotodiody N + pP +Fig. 2. A schematic cross-section of the heterojunction HgCdTe photodiode54Elektronika 10/2011

● zminimalizowanie impedancji pasożytniczych w bazie strukturymesa, szerokoprzerwowych obszarach kontaktowych orazstykach heterostruktury z metalizacją;● zminimalizowanie stałej czasowej RC.W rezultacie można uzyskać szybki detektor o maksymalnychparametrach, wygodny w zastosowaniu i o niskich kosztach wytwarzania.Obudowy detektorówElementy detekcyjne montowane są zwykle w obudowach o różnejkonstrukcji w zależności od przewidywanych warunków pracydetektora. Obudowy te zmniejszają w pewnym stopniu szkodliwywpływ narażeń środowiskowych. Najczęściej stosowane są hermetyzowaneobudowy, zaopatrzone w okna przezroczyste dlaokreślonego zakresu promieniowania podczerwonego. Szczególniekrytyczna jest hermetyzacja detektorów chłodzonych termoelektrycznie.Dla zapewnienia odpowiedniej izolacji termicznejobudowy muszą być opróżniane lub zapełniane gazami o niskimprzewodnictwie cieplnym. Prowadzono badania i udoskonaleniakonstrukcji obudów i technik hermetyzacji obudów, tak aby umożliwićbezawaryjną pracę w ciągu wielu lat. Istotnym ograniczeniemjest konieczność stosowania podczas hermetyzacji i montażujedynie technik niskotemperaturowych, aby nie uszkodzićwrażliwych elementów HgCdTe. Zastosowano bardziej efektywne,miniaturowe chłodziarki termoelektryczne oraz wprowadzonohermetyzację:a) próżniową z getterem (Zr-V-Fe),b) w atmosferze gazów szlachetnych (ksenon) wraz z osłoną antykonwekcyjną,c) w atmosferze gazów szlachetnych (ksenon).Na rysunku 3 przedstawiono zdjęcia podstawek TO8 wrazz zamocowanymi termochłodziarkami i umieszczonymi na nichchipami detektorów przygotowanymi do hermetyzacji [16].Rys. 3. Zdjęcia podstawek TO8 wraz z zamocowanymi termochłodziarkamii umieszczonymi na nich chipami detektorów przygotowanymido hermetyzacji w (a) próżni z getterem, (b) ksenonie z osłonąantykonwekcyjna z absorberem wilgoci oraz (c) ksenonie z absorberemwilgoci [16]Fig. 3. Optically immersed detectors mounted on cold finger of thefour-stage Peltier coolers before hermetic housingTemperatury na górnym stopniu chłodziarek (temperatura otoczenia 300K)[16]The temperature valnes of the upper side of colo ling systemsRodzaj hermetyzacji obudowyTyp termochłodziarki2TE 3TE 4TERys. 4. Charakterystyki wykrywalności znormalizowanej w funkcjidługości fali fotorezystorów zahermetyzowanych w próżni, ksenoniez osłoną antykonwekcyjną oraz ksenonie z absorberem wilgoci [16]Fig. 4. D* vs λ of optically immersed photoconductorsgości fali fotorezystorów typu PCI, chłodzonych czterostopniowymichłodziarkami termoelektrycznymi, zahermetyzowanychw próżni, ksenonie z osłoną antykonwekcyjną oraz ksenoniez absorberem wilgoci [16]. Widoczne jest przesunięcie maksymalnejużytecznej czułości detektora w kierunku dłuższych falz 13 µm do 16 µm.Uzyskane wynikiProwadzone prace nad detektorami fotowoltaicznymi nowej generacji,umożliwiły uzyskanie zarówno wysokiej szybkości działania,jak i wysokiej czułości, wielu typów detektorów z szerokiego za-D*, cmHz 1/2 /W1,E+121,E+111,E+10300 K, 0 mV1,E+09300 K, - 200 mV200 K, 0 mV200 K, - 200 mV1,E+083 3,5 4 4,5 5 5,5λ, µmRys. 5. Charakterystyki widmowe wykrywalności znormalizowanejimmersyjnych fotodiod MWIR w 300K i 230K, niezasilanych i zasilanychnapięciem wstecznym 200 mVFig. 5. D* vs λ of MWIR optically immersed photodiodes at 300K and230KD*, cmHz 1/2 /W1,E+111,E+10283 K, - 700 mV 200 K, - 200 mVPróżnia 206K 190K 183KKsenon + osłona antykonwekcyjna – 205K 190KKsenon 230K 210K 195KW tabeli przedstawiono temperatury na górnym stopniu chłodziarek,w zależności od rodzaju hermetyzacji obudowy [16].Obniżenie temperatury pracy detektora skutkuje podniesieniemwykrywalności i przesunięciem maksymalnej użytecznej czułościdetektora w kierunku dłuższych fal. Na rys. 4 przedstawionocharakterystyki wykrywalności znormalizowanej w funkcji dłu-1,E+093 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13λ, µmRys. 6. Charakterystyki widmowe wykrywalności znormalizowanejimmersyjnych fotodiod LWIR, w 283K zasilanej napięciem wstecznym700 mV i w 200K zasilanej napięciem wstecznym 200 mVFig. 6. D* vs λ of LWIR optically immersed photodiodes at 283K and200KElektronika 10/2011 55

D*, cmHz 1/2 /W1.E+101.E+091.E+083 5 7 9 11 13 15 17λ, µmRys. 7. Charakterystyka widmowa wykrywalności znormalizowanejimmersyjnej fotodiody w 193K (4TE)Fig. 7. D* vs λ of LWIR optically immersed photodiode at 193K (4TE)kresu widmowego (3…16 µm), pracujących w temperaturze pokojoweji z chłodzeniem termoelektrycznym, w tym z czterostopniowymichłodziarkami termoelektrycznymi. Rysunek 5 przedstawiaprzykład charakterystyk widmowych wykrywalności znormalizowanejimmersyjnych fotodiod zakresu MWIR bez chłodzenia (300K)i z chłodzeniem dwustopniową chłodziarką termoelektryczną(230K). Natomiast rys. 6 przedstawia przykład charakterystyk widmowychwykrywalności znormalizowanej immersyjnych fotodiodzakresu LWIR pracujących z chłodzeniem termoelektrycznymw 283 i 200K. Fotodioda pracująca w temperaturze 283K była zasilananapięciem wstecznym 700 mV, a pracująca w temperaturze200 K była zasilana napięciem wstecznym 200 mV.Prace nad rozszerzeniem zakresu widmowego umożliwiłyopracowanie chłodzonych termoelektrycznie detektorów fotowoltaicznychi fotorezystorów o zakresie użytkowym do 16 µm.Na rys. 7 pokazano przykład immersyjnej długofalowej fotodiodypracującej w 193K (4TE). Charakterystyki widmowe prezentowanychtu detektorów fotowoltaicznych mają ostre odcięciew obszarze krótkofalowym, wynikające z absorpcji krótkofalowegopromieniowania w warstwie N + . Mała długość drogi dyfuzjiw tej warstwie powoduje, że generowane tam nośniki niedocierają do złącza.Na rysunku 8 zaprezentowano wykrywalności immersyjnychfotodiod chłodzonych chłodziarkami termoelektrycznymi.Najwyższe uzyskane dotąd wartości w 230K zaznaczono pojedynczymipunktami szarymi. Linie ciągłe przedstawiają typowecharakterystyki widmowe detektorów optymalizowanych dlaróżnych zakresów widmowych. Dodatkowo punktami czarnymizaznaczono najwyższe wartości uzyskane w 200K, a czarnymikwadratami w 283K. Wykrywalność immersyjnych fotodiodśredniofalowych w 230K osiąga granicę BLIP. Zmierzone wykrywalnościdla niektórych długości fali są wyższe od pokazanejna rysunku krzywej BLIP. Wynika to z ograniczenia kąta widzeniadetektorów przez soczewkę hiperhemisferyczną do ok. 36stopni, podczas gdy wartości D* BLIPzostały obliczone dla kątapółpełnego, zgodnie z ogólnie przyjętą konwencją.Praca naukowa finansowana ze środków na naukę w latach2008–2010 jako projekt badawczy zamawiany PBZ – MNiSW02/I/2007.LiteraturaRys. 8. Wykrywalności fotodiod immersyjnych z dwustopniowymichłodziarkami termoelektrycznymiFig. 8. Detectivities of optically immersed photodiodes with thermoelectriccoolers[1] Piotrowski J. and A. Rogalski: High Operation Temperature Photodetectors.SPIE, Bellingham, 2007.[2] Rogalski A.: HgCdTe infrared detector material: history, status andoutlook., Rep. Prog. Phys. 68, pp. 2267–2336, 2005.[3] Piotrowski J.and A. Piotrowski: Uncooled infrared photodetectors inPoland. Proc. SPIE 5957, pp. 117-128, 2005.[4] Piotrowski J.: A new method of obtaining Cd xHg 1-xTe thin films. ElectronTechnology, 5, pp, 87 89, 1972.[5] Igras E., R. Jeżykowski, T. Persak, J. Piotrowski, and Z. Nowak: EpitaxialCd xHg 1-xTe layers as infrared detectors. Proc 6th Int. Symp. onPhoton Detectors 221, Budapest, pp. 236, 1974.[6] Piotrowski J., W. Galus and M. Grudzien: Near room-temperature IRphotodetectors. Infrared Phys. 31, pp. 1–48, 1990.[7] Piotrowski A., J. Piotrowski, W. Gawron, J. Pawluczyk and M. Pedzinska:Extension of Usable Spectral Range of Peltier Cooled Photodetectors.Acta Physica Polonica A, 116, pp. 52–55, 2009.[8] Piotrowski A., J. Piotrowski, W. Gawron, J. Pawluczyk and M. Pedzinska:Extension of spectral range of Peltier cooled photodetectors to16 µm. Proc. SPIE, 7298, 729824, 2009.[9] Stanaszek D., J. Piotrowski, A. Piotrowski, W. Gawron, Z. Orman,R. Paliwoda, M. Brudnowski, J. Pawluczyk and M. Pedzińska: Midand long infrared detection modules for picosecond range measurements.Proc. SPIE, 7482, pp. 74820 M-74820 M-11, 2009.[10] Gawron W., A. Piotrowski, K. Kłos, Z. Orman, J. Pawluczyk, D. Stanaszek,A. Kębłowski, M. Pędzińska, J. Piotrowski: Optymalizacja epitaksjii doskonalenie architektury detektorów podczerwieni z HgCdTe.Elektronika, 5, pp. 61–66, 2009.[11] Kłos K., A. Piotrowski, W. Gawron, J. Piotrowski: Insight into precursorkinetics using an IR gas analyzer. Opto-Electron. Rev. 18(1),pp. 95–101, 2010.[12] Piotrowski J., W. Gawron, Z. Orman, J. Pawluczyk, K. Kłos, D. Stępieńand A. Piotrowski: Dark currents, responsivity, and response timein graded gap HgCdTe structures. Proc. SPIE, 7660, pp. 766031-766031-8, 2010.[13] J. Piotrowski, A.Piotrowski, W.Gawron, „Uncooled Mid-IR Photodetection”,Materiały konferencyjne 4th International Symposium onOptronics in Defence and Security; OPTRO 2010.[14] Gawron W., A. Rogalski, P. Madejczyk, J. Pawluczyk, J. Piotrowski,A. Piotrowski: Heterostruktury w niechłodzonych detektorach podczerwieni.Elektronika, 10, pp. 106–108, 2010.[15] Piotrowski J. and A. Piotrowski: Room-temperature IR photodetectors.in „Mercury Cadmium Telluride: Growth, Properties and Applications”,edited by Peter Capper and James Garland, Willey.[16] Orman Z., M. Romanis, K. Młynarczyk: Długofalowe detektory podczerwienichłodzone termoelektrycznie. 14.09.2010, EMRS Fall Meeting– NANOTECHNOLOGIA-PL.56Elektronika 10/2011

Koncepcja radaru pasywnego dla systemu obronyaktywnej obiektówdr inż. Adam Konrad Rutkowski, prof. dr hab. inż. Adam KawalecWojskowa Akademia Techniczna, Wydział Elektroniki, WarszawaObrona aktywna obiektu jest zespołem przedsięwzięć zmierzającychdo uniknięcia trafienia pociskiem lub zmniejszenia skutkówewentualnego trafienia. Podjęcie odpowiednich przedsięwzięćwymaga jak najwcześniejszego pozyskania informacji, że chronionyobiekt jest atakowany. Ważnym składnikiem tej informacjijest kierunek i bieżąca odległość do atakującego pocisku. Pracebadawcze nad sensorami wykrywającymi fakty ostrzelaniachronionego obiektu obejmują między innymi urządzenia optoelektroniczneoraz różne odmiany systemów radiolokacyjnychpracujących w szeroko pojętym zakresie mikrofalowym i subterahercowym[16–18]. Specyfiką warunków pracy systemu obronyaktywnej jest głęboki deficyt czasu. Należy mieć świadomość, żew wielu przypadkach czas od chwili wystrzelenia pocisku do momentudotarcia jego do celu nie przekracza 1,5 sekundy. W tymczasie sensory systemu obrony muszą wykryć atakujący pociskoraz określić jego cechy i parametry jego lotu. Zbiór tych informacjipozwoli wybrać najlepszy w danych warunkach sposób przeciwdziałania.Z uwagi na tak znaczny niedostatek czasu, w sensorachtypu radiolokacyjnego najlepiej mogą się sprawdzać układynatychmiastowego pomiaru fazy NPF (ang. Instantaneous PhaseMeasurement IPhM), układy natychmiastowego pomiaru częstotliwościNPCz (ang. Instantaneous Frequency Measurement IFM)oraz układy natychmiastowego pomiaru kąta nadejścia sygnałuNPKNS (ang. Instantaneous Angle of Arrival Measurement)).Ponadto, systemy radiolokacyjne pracujące aktywnie, to znaczyz własnym nadajnikiem sygnału sondującego, są źródłem sygnałuelektromagnetycznego, który może ułatwiać ich dekonspirację,a także niszczenie za pomocą samonaprowadzających pociskówprzeciwradiolokacyjnych. W związku z tym alternatywą dla sensorówradiolokacyjnych aktywnych pracujących w systemach obronyaktywnej mogą być lekkie monoimpulsowe radary pasywne orazquasi-pasywne wykorzystujące metody natychmiastowego pomiarufazy i natychmiastowego pomiaru częstotliwości [14, 15].Zasada działania radaru pasywnegoRadar pasywny, określany również mianem radaru typu PCL (ang.Passive Coherent Location) jest odmianą radaru bistatycznego lubogólniej multistatycznego, wykrywającym i lokalizującym obiektyprzy użyciu sygnałów mikrofalowych emitowanych przez nadajniki,przede wszystkim, innego „nieradiolokacyjnego” przeznaczenia.Z punktu widzenia radaru pasywnego, tego rodzaju sygnałysą emisjami nieintencjonalnymi (ang. emission of opportunity),a emitujące je urządzenia nazywa się nadajnikami niewspółpracującymi(ang. non-cooperative emitter) lub okazjonalnymi (ang.occasional emitter) [3–6].Radar pasywny nie posiada własnego nadajnika, a jedynie odbiornikoraz rozbudowane bloki zaawansowanego przetwarzaniasygnałów i zobrazowania informacji. Bieżąca analiza parametrówsygnałów mikrofalowych występujących w monitorowanejprzestrzeni pozwala wykryć moment pojawienia się obiektu orazokreślić jego chwilowe położenie. Pogłębiona analiza odebranychsygnałów pozwala również określić parametry ruchu obserwowanegoobiektu, takie jak kierunek ruchu oraz prędkośći przyśpieszenie, a także może pozwolić na oszacowanie wielkościtego obiektu. Radary pasywne wykorzystują sygnały nadajników„nieradiolokacyjnych” powszechnego użytku, na przykładstacji bazowych systemów GSM [10, 11] lub stacji nadawczychRTV. Dla podniesienia efektywności ich działania można równieżstosować nadajniki wspomagające [14] montowane na obiektachterenowych lub na statkach powietrznych. W celu maskowania,nadajniki wspomagające mogą emitować sygnały na przykładtypu telekomunikacyjnego. Radar pasywny posiada tor referencyjny(odniesienia) oraz tor obserwacji (echa). Tor referencyjnyjest wykorzystywany do analizy sygnału docierającego bezpośredniood nadajnika wykorzystywanego jako oświetlacz monitorowanegoobszaru. W torze obserwacji odbierane są sygnały,które odbiły się od obiektów znajdujących się w sektorze obserwowanymprzez radar pasywny. Wykrycie i lokalizacja obiektówmoże się odbywać przez porównanie wyników pomiarów parametrówsygnałów w torze obserwacji i referencyjnym lub poprzezbezpośrednie wyznaczenie funkcji korelacji tych sygnałów. Wyznaczeniefunkcji korelacji może odbywać się przy użyciu procesorówcyfrowych lub przy wykorzystaniu kwadraturowych mikrofalowychdyskryminatorów fazy KMDF [1, 2, 7–9].Koncepcja monoimpulsowego radaru pasywnegodla systemu obrony aktywnej obiektówIdeę wykorzystania radaru pasywnego w systemie obrony aktywnejobiektów przedstawiono na rys. 2. Obszar wokół chronionegoobiektu jest oświetlany przez nadajnik powszechengo użytku lubRys. 1. Idea funkcjonowania radaru pasywnegoFig. 1. The idea of the passive radar functioningRys. 2. Wykorzystanie radaru pasywnego do skrytego wykrywaniaobiektów atakującychFig. 2. Utilization of the passive radar for the concealed detection ofthe attacking objectsElektronika 10/2011 57

przez nadajnik wspomagający umieszczony w bezpiecznej odległości,na przykład na statku powietrznym.Radar pasywny zainstalowany na chronionym obiekcie, nie zdradzającswojego położenia, analizuje sygnał bezpośredni oraz sygnałyodbite nadchodzące z obserwowanego sektora. W momenciezidentyfikowania sygnałów, których sygnatura świadczy iż zostaływyemitowane lub odbiły się od obiektu stanowiącego zagrożenie,przekazuje informację do systemu obrony aktywnej, który uruchomiodpowiednie środki przeciwdziałania skutkom zagrożenia.Przykładową strukturę monoimpulsowego radaru pasywnegoprzeznaczonego do pracy w systemie obrony aktywnej obiektów,przedstawiono na rysunku 3. Jest to radar wielokanałowy wykorzystującytak zwane monoimpulsowe układy natychmiastowegopomiaru chwilowej fazy NPF i natychmiastowego pomiaru częstotliwościNPCz (ang. IFM). Układy te posiadają również możliwość pomiaruchwilowej wartości mocy sygnałów mikrofalowych [1, 2, 7, 8].W rozwiązaniu przedstawionym na rysunku 3 sygnały oświetlająceprzestrzeń, emitowane przez nadajnik niewspółpracujący [3–6]lub wspomagający [14] są odbierane przez antenę toru referencyjnego.Poprzez wzmacniacz niskoszumny LNA i filtr pasmowo przepustowyFPP oraz dzielnik mocy DM1 są kierowane do kwadraturowegomikrofalowego dyskryminatora częstotliwości KMDCz, którydokonuje pomiaru ich częstotliwości i parametrów amplitudowych.Celem tego pomiaru jest określenie cech dystynktywnychsygnału oświetlającego, które będą pełniły rolę punktów odniesienianiezbędnych do interpretacji danych uzyskanych z toruobserwacji. Blok KMDCz realizuje ponadto funkcję ciągłego monitorowaniapracy nadajnika oświetlającego. W przypadku wykryciaprzerwy w pracy tego nadajnika następuje poszukiwanieinnego źródła sygnału użytecznego dla radaru pasywnego. Torobserwacji, zwany również torem echa lub torem celu, służy doodbioru sygnałów odbitych od obiektów. Kwadraturowe mikrofalowedyskryminatory fazy KMDF pełniące tu funkcję korelatorów,wytwarzają napięcia proporcjonalne do wartości składowychfunkcji korelacji wzajemnej R(τ i) sygnału odbitego S E(t) i sygnałureferencyjnego S R(t) opóźnionego o czasy τ 1÷ τ nodpowiadającezałożonym wartościom odległości D ido celu.* R = R τ = S t ⋅ S t −τ(1)Poszczególnym wartościom opóźnień τ 1÷ τ nsą przyporządkowanekolejne pary komórek linijki odległościowej zaimplementowanejw procesorze radaru pasywnego. W tych komórkach procesorumieszcza dane dostarczane przez odpowiednie korelatory. Analizai porównanie wartości napięć uzyskanych ze wszystkich korelatorówpozwala określić chwilowe położenie celu z rozdzielczością zdeterminowanączasami τ 1÷ τ n. Jeżeli będzie wymagana dokładniejszainformacja o odległości do celu to można ją uzyskać, na przykład,poprzez uaktywnienie w procesorze procedury znalezienia ciągłejfunkcji aproksymującej rozkład wartości funkcji korelacji wzajemnejR(τ i) zapisanych we wszystkich lub wybranych komórkach odległościowych.W opisywanym zastosowaniu proces wyznaczania dokładnejwartości odległości nie będzie trwał długo, gdyż przewidywanyzasięg radaru nie będzie przekraczał kilkuset metrów, a więc liczbakomórek odległościowych będzie ograniczona. Informacja z procesoraradaru jest przekazywana do interfejsu układów obrony aktywnejoraz może być zobrazowana na pulpicie operatora.W wersji radaru pasywnego przedstawionej na rysunku 3, kątpołożenia celu jest wyznaczany monoimpulsowo, metodą fazową[8, 9, 12] przy użyciu kwadraturowego mikrofalowego dyskryminatorafazy KMDF KPC, na podstawie sygnałów z anteny A 1i A 2.Dyskryminator fazy dostarcza napięć, z których jest wyznaczanaróżnica faz Φ sygnałów odbieranych przez anteny A 1i A 2. Na podstawietej różnicy faz oraz przy uwzględnieniu czętotliwości f i odległościmiędzy antenami l Awyznacza się kąt położenia celu θ.⎛ c ⋅ Φ ⎞ θ = arcsin⎜⎟(2)⎝ 2 ⋅π⋅ lA⋅ f ⎠58i( ) ( ) ( ) dti+∞∫−∞ERiRys. 3. Struktura monoimpulsowego radaru pasywnego dla systemuobrony aktywnej – wersja z określaniem kierunku położenia celumetodą fazowąFig. 3. The structure of the monopulse passive radar for the activeprotection system – version with direction finding to the target bymeans of phase methodPomiar kąta położenia obserwowanego obiektu może być realizowanytakże metodą amplitudową [12, 13]. Na rysunku 3przedstawiono konfigurację radaru pasywnego dokonującegopomiaru kąta położenia celu tylko w azymucie lub w elewacji. Pododaniu drugiego toru pomiaru kąta nadejścia sygnału otrzymasię monoimpulsowy radar pasywny trójwspółrzędny. W realnychaplikacjach radar pasywny może być wyposażony dodatkowo wewłasny nadajnik, który byłby wykorzystywany w przypadku brakuodpowiedniego nadajnika okazjonalnego lub wspomagającego.W takich przypadkach funkcjonowanie radaru byłoby analogicznejak opisano powyżej, a zasadnicza różnica dotyczyłaby główniemiejsca położenia źródła oświetlającego obszar obserwacji.PodsumowanieWykorzystanie lekkich monoimpulsowych radarów pasywnychw systemach obrony aktywnej poprawia skrytość działania chronionegopojazdu oraz zmniejsza podatność na rażenie rakietamisamonaprowadzającymi się na źródła promieniowania elektromagnetycznego.Dzięki wykorzystaniu układów natychmiastowegopomiaru fazy, natychmiastowego pomiaru częstotliwości oraznatychmiastowego pomiaru kąta nadejścia sygnału, radar pasywnyw proponowanej wersji może wykrywać i lokalizować obiektyoświetlane bardzo krótkimi sygnałami nieintencjonalnymi lub wspomagającymi,a w tym pojedynczymi impulsami lub incydentalnymisygnałami szerokopasmowymi na przykład o strukturze szumowej.Zależnie od wymagań konkretnej aplikacji, poszczególne funkcjeradaru z rys. 3 mogą być realizowane przy użyciu układów analogowychlub cyfrowych. Przedstawiona wersja radaru pasywnegobędzie wyposażona dodatkowo w nadajnik, który będzie mógł byćużyty w warunkach braku nadajnika okazjonalnego lub wspomagającego.Odmiany opisanego rozwiązania mogą być powszechniewykorzystywane również jako wyposażenie samochodów służącedo sygnalizacji pojawienia się innych pojazdów na kursie kolizyjnymna obszarach o dużym natężeniu ruchu drogowego.Elementy mikrofalowe i cyfrowe przedstawionej koncepcji monoimpulsowegoradaru pasywnego testowano z wynikiem pozytywnymna otwartej przestrzeni, z wykorzystaniem sygnałów impulsowychoraz sygnałów typu szumowego.Praca naukowa finansowana przez Narodowe Centrum Badańi Rozwoju w latach 2010–2012 jako Projekt RozwojowyNr O R00 0082 12.Elektronika 10/2011

Literatura[1] Stec B.: Szerokopasmowy układ homodynowy do pomiaru obwodówmikrofalowych. V Konferencja Mikrofalowa Elektronika Ciała Stałego,MECS, Gdańsk, 27–30.10.1980 r., ss. 353–357.[2] Smólski B.: Analiza i synteza mikrofalowych układów natychmiastowegopomiaru częstotliwości. Dodatek do biuletynu WAT nr7(335), Warszawa 1980.[3] Tan D. K. P., H. Sun, Y. Lu, M. Lesturgie, H. L. Chan: Passive radarusing Global System for Mobile comunication signal: theory, implementationand measurements. IEE Procedings – Radar Sonar Navigation,Vol. 152, No. 3, June 2005, pp. 116–123.[4] Griffiths H. D., C. J. Baker: Passive coherent location radar systems.Part 2: Waveform Properties. IEE Proc. – Radar Sonar Navig., Vol.152, No. 3, June 2005, pp. 160–168.[5] Malanowski M., K. Kulpa, J. Misiurewicz: PaRaDe – Passive RadarDemonstrator Family Development at Warsaw University of Technology.MRRS – 2008 Symposium Proceedings, Kiev, Ukraine, September22–24, 2008, pp. 75–78.[6] Kulpa K., Z. Czekała: Long-Range Performance Increase in PassivePCL Radar. 3rd Multinational Conference on Passive and CovertRadar, 2003 (PCR-2003). University of Washington Applied PhysicsLaboratory, Seattle, Washington, 21–23 October, 2003.[7] Smólski B., A. K. Rutkowski: Szerokopasmowy, natychmiastowy pomiarchwilowej wartości fazy oraz częstotliwości sygnałów radiolokacyjnychi telekomunikacyjnych. Elektronika, konstrukcje – technologie– zastosowania, Miesięcznik Naukowo-Techniczny StowarzyszeniaElektryków Polskich, Nr 5/2007, ss. 12–19.[8] Bao – Yen Tsui J.: Microwave Receivers with Electronic Warfare Applications.John Wiley & Sons, USA 1986.[9] Wiegand R. J.: Radar electronic countermeasures system design.Artech House 1991.[10] Zemmari R.: Reference Signal Extraction for GSM Passive CoherentLocation. 11 th International Radar Symposium IRS 2010, Vilnius,Lithuania, June 16–18, 2010, pp. 52–55.[11] Nickel U.: Extending Range Coverage with GSM Passive Localizationby Sensor Fusion. 11 th International Radar Symposium IRS 2010,Vilnius, Lithuania, June 16–18, 2010, pp. 84–87.[12] Lipsky S. L.: Microwave passive direction finding. John Wiley & Sons,Inc. 1987.[13] Stec B.: Monoimpulsowy amplitudowy układ namiaru kierunkuna źródło promieniowania elektromagnetycznego. Biuletyn WAT,Nr 7(431), Warszawa, lipiec 1988, ss. 47–54.[14] Rutkowski A. K.: Radar quasi–pasywny”, rozdział monografiiUrządzenia i systemy radioelektroniczne. Wybrane problemy. WojskowaAkademia Techniczna, Warszawa, 2009 r., ss. 281–288.[15] Rutkowski A. K., A. Kawalec: Demonstrator radaru pasywnego bliskiegozasięgu zbudowany z podzespołów komercyjnych. VIII KonferencjaNaukowo-Techniczna Systemy Rozpoznania i Walki ElektronicznejKNTWE’10, Pisz, 23–25 listopada 2010, streszczenie str. 62,wydanie na CD.[16] Meyer T. J.: Active Protective Systems. Armor, May-June, 1998.[17] www.altair.com.pl[18] http://defense-update.com/products/t/trophy.htmAntena z wiązką sterowaną elektronicznie na pasmo Sprof. dr hab. inż. Bronisław Stec, dr inż. Mirosław Czyżewski, dr inż. Adam SłowikWojskowa Akademia Techniczna, Wydział Elektroniki, WarszawaStosowanie fazowanych szyków antenowych jest jednym zesposobów poprawienia parametrów kierunkowych systemów antenowych.Rozwiązanie takie wymaga jednak zastosowania dodatkowychukładów sterowania wiązką. Układy te wprowadzająodpowiednie przesunięcie fazowe pomiędzy sygnałami podawanymina poszczególne elementy szyku, co pozwala na skręceniesumarycznej charakterystyki antenowej o określony kąt [1, 2, 4].Ze względu na konieczność zachowania liniowej relacji zmianyfazy w dziedzinie częstotliwości w układach tego typu wykorzystywanesą najczęściej linie opóźniające o różnej długości w połączeniuz odpowiednimi układami przełączającymi [2–4]. Dziękitemu wąską wiązką antenową, charakterystyczną dla szyku wieloelementowego,można przeszukiwać szeroki sektor obserwacji.Rozwiązanie takie niesie ze sobą jednak pewne ograniczenia,ponieważ oprócz pożądanego obrotu charakterystyka szykuantenowego doznaje pewnych zniekształceń. Problemem jesttu głównie rosnący poziom dyfrakcyjnych listków bocznych orazmalejący zysk energetyczny [5]. Niestety zależności analityczneodnoszące się do szyków antenowych opartych na dipolach elementarnychcałkowicie pomijają ten istotny problem. W związkuz tym przy konstruowaniu tego typu układów antenowych koniecznymjest wykorzystanie oprogramowania przeznaczonego dosymulacji rozkładu pól elektromagnetycznych w strefie dalekiej.Najczęściej wykorzystywaną metodą w tego typu programachjest wyznaczenie elementarnych natężeń pól w poszczególnychpunktach analizowanej przestrzeni oraz ich odpowiednie sumowanie,co w literaturze przedmiotu określane jest jako metodaróżnic skończonych w dziedzinie czasu FDTD (ang. Finite-DifferenceTime-Domain).Konstrukcja szyku antenowegoKonstrukcję anteny oparto na szyku antenowym o stałym kąciepromieniowania, zrealizowanym na laminacie 1,5 mm. Ze względuna konieczność zarówno zmniejszenia wymiarów samego szyku,jak i realizacji elektronicznego sterowania wiązką antenową,liczbę elementów promieniujących w szyku ograniczono do 4 pardipoli [6, 7]. Charakterystyka kierunkowa takiego szyku antenowegoopisana jest ogólną zależnością [1, 2, 4, 5]: F( ) = F 1( ψ ) ⋅ F ( ψ )(1)ψ2gdzie F 1(ψ ) jest unormowaną charakterystyką pojedynczej parydipoli, natomiast opisuje charakterystykę grupową całego szykujako:⎛ N ⎞sin ⎜ βdcos( ψ)⎟f2( ψ)1 ⎝ 2 ⎠ F2( ψ ) = = ⋅f ( )(2)2 maxψ N ⎛ 1 ⎞sin ⎜ βdcos( ψ)⎟⎝ 2 ⎠Przy spełnieniu warunku: d 1≤ (3)λ 1 + cos( ψmax)na charakterystyce kierunkowej nie wystąpią niekorzystne listkidyfrakcyjne. W analizowanym paśmie dla bazy 77 mm odpowiadato maksymalnemu kątowi skręcenia charakterystyki 18º, natomiastzmniejszenie wartości bazy do 60 mm powoduje zwiększeniezakresu kąta skręcenia do 42º. Powyżej tego kąta będąwystępować listki dyfrakcyjne, zniekształcając silnie charakterystykęszyku.Poglądowy rysunek rozmieszczenia promienników pokazanona rys. 1.W ten sposób uzyskano antenę o charakterystyce stałejw płaszczyźnie pionowej oraz przestrajanej elektronicznie w płaszczyźniepoziomej. Sygnały podawane są na poszczególne parypromienników poprzez złącza SMA oraz przewody poprowadzoneprzez otwory w reflektorze. Taką konfigurację doprowadzeńwybrano w celu minimalizacji wpływu dodatkowych elementówna parametry szyku. Z tego samego powodu pozostałe elementysterowania wiązką: przełączniki i linie opóźniające również przewidzianesą do umieszczenia za reflektorem płaskim [7]. WymiaryElektronika 10/2011 59

Rys. 1. Model płaskiego szyku antenowego złożonego z 4 par dipoliFig. 1. Linear phased array base on 4 pair of dipoles pictureRys. 3. Charakterystyka kierunkowa szyku na kierunku 0° dla bazyantenowej 60 mmFig. 3. Antenna array pattern for -1° direction and base 60 mmRys. 2. Widok realizacji anteny z reflektorem płaskim na stanowiskupomiarowymFig. 2. Practical realization of the array with wide flat reflector andabsorbing elementsfizycznie zrealizowanej anteny to 27 × 15 cm, natomiast razemz reflektorem płaskim i materiałami tłumiącymi wymiary całegozestawu są około dwukrotnie większe.Dobór parametrów szykuPodstawowym parametrem szyku antenowego jest baza antenowa,której wartość decyduje o szerokości wiązki, ale równieżwpływa na poziom listków bocznych i wstecznych w przypadkuskręcania charakterystyki [2, 3, 5]. W ramach analizy szyku dokonanojego symulacji dla wartości bazy: 77, 60 oraz 50 mm,dla których szerokości wiązki głównej zmieniały się w zakresie18…40°. Ze względu na przyjęte założenia dotyczące szerokościwiązki (20°) najbardziej zbliżone wyniki uzyskano dla szykuz bazą 77 mm, jednak zbyt szybkie narastanie poziomu listkówbocznych przy skręcaniu charakterystyki ogranicza kąt skręceniacharakterystyki do wartości ok. 20°. Lepsze wyniki pod tymwzględem uzyskano dla bazy 60 mm. Pomimo większej szerokościwiązki, która wynosi 24°, maksymalny kąt skręceniawzrasta do wartości ok. 30°, przy zachowaniu separacji międzylistkiem głównym a bocznym 3,9 dB. W ten sposób uzyskujesię sektor obserwacji wiązki 85°. Charakterystyki dla kierunkugłównego i maksymalnego kąta skręcenia przedstawiono odpowiedniona rys. 3 i 4.Poszukując dalszych możliwości poprawy charakterystyki szykudla bazy 60 mm, dokonano znacznego zwiększenia reflektorapłaskiego do wymiarów dwukrotnie większych niż wymiary laminatuz promiennikami. Dodatkowo umieszczono również na krawędziachreflektora elementy tłumiące [6]. W ten sposób uzyskanocharakterystyki pokazane na rys. 5–6. Na charakterystykachtych widać silną niesymetrię, widoczną już przy pobudzaniu synfazowym.Jednak dzięki temu uzyskano polepszenie parametrówkierunkowych anteny. Uzyskane wartości zysku energetycznegomieszczą się w przedziale 15,9…19 dBi, przy zachowaniu dużegoodstępu między listkiem głównym a bocznym.Po wprowadzeniu tych modyfikacji uzyskano dalsze zwiększeniemaksymalnego kąta skręcenia do wartości 35°, przy znacznymzwiększeniu separacji pomiędzy listkiem głównym a bocznym,która wyniosła 9 dB. W ten sposób uzyskano kąt obserwacjiponad 100°, dla szerokości wiązki głównej 23°.60Rys. 4. Charakterystyka kierunkowa szyku na kierunku 39° dla bazyantenowej 60 mmFig. 4. Antenna array pattern for 39° direction and base 60 mmRys. 5. Charakterystyka anteny przy pracy synfazowej po zastosowaniudużego reflektora i elementów tłumiącychFig. 5. Antenna array pattern for inphase mode. Antenna with widereflector and absorbing elementsElektronika 10/2011

Rys. 6. Charakterystyka anteny dla kąta maksymalnego promieniowania35° po zastosowaniu dużego reflektora i elementów tłumiącychFig. 6. Antenna array pattern for 35° mainlobe direction. Antenna withwide reflector and absorbing elements180135225Rys. 7. Zmierzona charakterystyka kierunkowa anteny w płaszczyźniepoziomejFig. 7. Measured antenna pattern in horizontal plane90270-5-10-15-20-25-3045-35-40-35 -30 -25 -20 -15 -10 -53150Wyniki badań symulacyjnych wykazały, że uzyskanie założonegosektora obserwacji ok. 140°, przy wykorzystaniu szyku antenowegow przedstawionej wersji jest niemożliwe. Aby możliwebyło spełnienie warunku dotyczącego dopuszczalnej szerokościwiązki głównej ok. 20°, koniecznym jest zawężenie sektora obserwacjido ok. 100°.Wyniki pomiarów szyku i wnioskiUzyskane wyniki badań symulacyjnych zweryfikowano poprzezpomiar charakterystyki kierunkowej szyku dla pobudzenia synfazowegoelementów promieniujących. Wstępne wyniki pomiarówprzedstawiono na rys. 7. Potwierdziły one wyniki badań symulacyjnych.Listek główny posiada szerokość ok. 20º, przy separacjilistka bocznego względem głównego 10 dB, natomiast listki tylnesą na poziomie –24 dB.Dalsza analiza zaprojektowanego szyku antenowego ukierunkowanabędzie na zweryfikowanie jego parametrów kierunkowych dlawiększych kątów skręcenia wiązki. W tym celu niezbędne jest zaprojektowaniei zbudowanie odpowiedniego zestawu linii opóźniających,wprowadzających wymagane przesunięcia fazowe oraz układuszybkich, sterowanych elektronicznie przełączników mikrofalowych.Zagadnienia te będą stanowić przedmiot dalszych badań nad projektemanteny sterowanej elektronicznie pracującej w paśmie S.Praca naukowa finansowana przez Narodowe Centrum Badańi Rozwoju w latach 2010–2012 jako Projekt Badawczy RozwojowyPBR/15-521/2010/WATLiteratura[1] Johnson R. C.: Antenna engineering handbook. Third edition. Mc-Graw-Hill, New York 1993.[2] Pozar D. M.: Microwave engineering. Third edition. John Wiley & Sons,New York 2005.[3] Stutzman W. L., G. A. Thiele: Antenna theory and design. 2-nd edition.John Wiley & Sons, New York 1998.[4] Visser H. J.: Array and phased array antenna basics. John Wiley & Sons,New York 2005.[5] Richards W. F., Y. T. Lo, D. D. Harrison: An improved theory for microstripantennas and applications. IEEE Transaction on Antennas andPropagation, Vol. AP-29, January 1981, pp. 38–46.[6] Huang J.L.: The finite ground plate effect on the microstrip antennaradiation pattern. IEEE Transactions on Antennas and Propagation,Vol. AP-31, July 1983, pp. 649–653.[7] King H. E., J. L. Wong: An experimental study of balun-fed opensleevedipole in front of metallic reflector. IEEE Transactions on Antennasand propagation, Vol. AP-20, March 1972, pp. 201–204.Trójfazowy zasilacz prądu zmiennego 3 × 2,5 kWdr inż. Norbert Tuśnio, Szkoła Główna Służby Pożarniczej, Warszawadr inż. Janusz Tuśnio, Politechnika Świętokrzyska, Wydział Mechatroniki i Budowy Maszyn, KielceBadania modelowe dotyczące procesów spalania, a zwłaszczatlenia i toksyczności powstających przy tym związków, wymagająprecyzyjnego określenia i dostarczenia mocy przypadającej na jednostkępowierzchni (W/m 2 ). Dostarczona moc musi być niezmiennaw czasie podczas podlegającego badaniom procesu lub też być nastawianazgodnie z opracowanym algorytmem [5, 6]. Zapotrzebowaniena moc podczas takich badań jest jak na warunki laboratoryjneznaczne i w skrajnych warunkach dochodzi do kilkunastu kW. Jestzrozumiałe, że przy tak narzuconych warunkach zasilanie takiegostanowiska prądem przemiennym pobieranym z jednego przewodufazowego już przy mocach rzędu 5 kW jest znacznie utrudnione,chociażby ze względu na istniejące zabezpieczenia i przekrojeprzewodów. Również asymetria spowodowana nadmiernym poboremprądu z jednego przewodu fazowego przy braku obciążeniapozostałych jest niekorzystna, dlatego też celowe jest równomiernerozłożenie mocy pobieranej na poszczególne fazy sieci zasilającej.Z warunków dotyczących sposobu prowadzenia badań wynika,że do poszczególnych segmentów grzejnych powinna być dostarczonataka sama moc, co w pewnych przypadkach zapobiegapowstawaniu niepożądanych naprężeń i odkształceń próbki.W prezentowanym opracowaniu przedstawiono zasadę działaniai budowę laboratoryjnego, trójfazowego regulatora napięcialub mocy, przeznaczonego do zasilania oporowych elementówgrzejnych w stanowiskach do badania procesów fizykochemicznych,zachodzących w procesach powstawania pożarów.Budowa i zasada działania zasilaczaW prezentowanym zasilaczu regulacja napięcia odbywa się równocześniew trzech kanałach (fazach), prowadząc do stabilizacjinapięcia w obciążeniu każdej fazy na określonym, zadanym poziomie[1]. Zgodnie z ogólnie przyjętymi zasadami każdy kanałzasilacza jako układu regulacji składa się z:Elektronika 10/2011 61

− układu pomiaru wielkości regulowanej,− źródła napięcia odniesienia o wartości odpowiadającej napięciuzadanemu (wspólnie dla wszystkich kanałów),− regulatora wraz z układem kalibracji.Ponadto zasilacz posiada:− układ sekwencyjnego pomiaru wartości napięcia w poszczególnychkanałach oraz napięcia zadanego,− układ alarmu.Rys. 1. Zasilacz trójfazowy [1] na tle stanowiska badawczegoFig. 1. Three-phase power supply [1] on the background of the researchW układzie podstawowym przedstawionym w widoku na rys. 1i schemacie ideowym z rys. 2 obciążenia zasilacza w poszczególnychfazach są połączone z przewodem neutralnym N. Pomiarnapięcia przemiennego na rezystancji obciążenia R 0oraz jegokonwersja na napięcie stałe odbywa się w sposób uproszczony,spełniający jednak podstawowe wymagania. Sygnał napięciowyz obciążenia R 0poprzez rezystory R 1– R 3doprowadzony jest dowzmacniacza W1 pracującego w konfiguracji niekonwencjonalnegoprostownika. Dla mierzonego napięcia wyjściowego o polaryzacjidodatniej układ pracuje jako wzmacniacz odwracającyo wzmocnieniu K~R 15/(R 1+R 2+R 3) a dla sygnału ujemnego stajesię wtórnikiem napięciowym z wejściem potencjometrycznym,napięcie na wyjściu wtórnika U wy~U weR 10/(R 1+R 2+R 3+R 10). Zewzględu na znaczne wartości napięcia na obciążeniu spadki napięciana szeregowych diodach impulsowych D 1i D 2mogą byćw pierwszym przybliżeniu pominięte. Mierzony sygnał napięciowydoprowadzono do wejścia prostownika poprzez trzy połączoneszeregowo rezystory R 1– R 3ze względu na niebezpieczeństwoprzekroczenia dopuszczalnej wartości napięcia, grożące zniszczeniemrezystorów oraz układu pomiarowego. Pomierzony, wyprostowanysygnał zostaje odfiltrowany za pomocą kondensatorówC 1i C 5.Regulatory PI, zbudowane w oparciu o wzmacniacze W5, W6i W7, zostały wykonane w konfiguracji sumatorów odwracających[4], do których doprowadzono sygnał proporcjonalny do napięciana obciążeniu o polaryzacji ujemnej oraz sygnał zadany z wyjściaW4 o polaryzacji dodatniej. Do kalibracji regulatorów przeznaczonesą potencjometry P 2, P 3, P 4a sygnał korekcji doprowadzonodo regulatorów poprzez rezystory R 20, R 24i R 28. Możliwość dokonaniakalibracji jest ze względów bezpieczeństwa niedostępnadla prowadzących badania, studentów i osób postronnych.Uzyskany na wyjściach regulatorów sygnał, doprowadzonyprzez połączone równolegle dwójki buforów CD4050 [2, 3], służydo kontroli pracy układów wykonawczych, którymi są triaki TRC1– TRC3 typu BTA16-600CRG, sterowane transoptorami typuMOC3043 [7].Do pomiaru napięć na wyjściach wzmacniaczy W1-W3 wykorzystanoscalony woltomierz typu ICL7107, wizualizacjawartości poszczególnych napięć na rezystancjach obciążeniaw poszczególnych fazach oraz wartości napięcia zadanego(W4) odbywa się cyklicznie; mierzone w danej chwili napięciejest doprowadzone do woltomierza poprzez jeden z kluczy zawartychw układzie U4 typu 4066, wybór czynnego (przewodzącego)klucza dokonywany jest zależnie od wysokiego stanujednego z wyjść licznika Johnsona U5 typu CD4017. Sygnałzegarowy sterujący licznikiem U5 generowany jest przezmultiwibrator astabilny zawarty w układzie scalonym U6 typuNE556, częstotliwość zegara sterującego licznikiem wynosi ok.0,2 Hz. Wybrany, mierzony sygnał z układu CD4066 doprowadzonyjest do wtórnika napięciowego W9, pełniącego rolę bufora(transformatora impedancji) a dalej do woltomierza cyfrowegoICL7107. Sterowane licznikiem Johnsona U5 tranzystoryT1-T4 umożliwiają wyświetlenie za pomocą 7-segmentowegowyświetlacza numeru kanału, w którym dokonywany jest pomiar.W omawianym układzie wyświetlanie zostało zrealizowane zapomocą bramek diodowych; rozwiązanie to jest oszczędniejszeukładowo od transkodera kodu 1 z 4 na kod wyświetlacza siedmiosegmentowego.Niebezpiecznym dla stanowiska badawczego stanem jest zaniknapięcia w jednej lub dwu fazach – nierównomierność ogrzewaniabadanej powierzchni prowadzi do odkształceń termicznychi zakłóca wynik pomiaru. Z tego też względu wprowadzono w zasilaczuukład alarmu, sygnalizującego fakt obniżenia napięciana obciążeniu poniżej zadanej wartości. Realizacja zadania odbywasię za pomocą komparatora W9, porównującego wartośćnapięcia z wyjścia wtórnika zrealizowanego na wzmacniaczuW8 z wartością zadaną przez potencjometr P5. Gdy na wyjściukomparatora pojawi się stan niski, kolektor tranzystora T 5będziew stanie wysokim, co zezwoli na pracę drugiej połówki multiwibratoraastabilnego U6, generującego pulsujący sygnał alarmu,zasilającego z wyjścia 9 (punkt pomiarowy 8 – „Alarm”) brzęczyko odpowiedniej głośności.W przedstawionym na rys. 2 układzie rezystancje obciążeńpołączone są z przewodem neutralnym N, sposób ten umożliwiaprosty pomiar napięcia na obciążeniu za pomocą niekonwencjonalnychprostowników, zbudowanych ze wzmacniaczy operacyjnychW1-W3.Modyfikacje układowe zasilaczaW przedstawionym na rys. 2 układzie zasilacza rezystancjeobciążeń połączone są z przewodem neutralnym N, sposóbten umożliwia prosty pomiar napięcia w obciążeniu za pomocąniekonwencjonalnych prostowników, zbudowanych ze wzmacniaczyoperacyjnych W1-W3. Gdy zachodzi konieczność, abyobciążenia były połączone z przewodami fazowymi, istnieje potrzebazmiany konstrukcji układu pomiaru napięć; jeden z możliwychsposobów rozwiązania problemu przedstawiono na rys. 3.Rys. 3. Pomiar napięcia w obciążeniu połączonym z przewodem fazowymFig. 3. Measurement of voltage at the load connected to the phase conductor62Elektronika 10/2011

Rys. 2. Schemat ideowy zasilacza. Fig. 2. Schematic of power supplyElektronika 10/2011 63

Rys. 4. Pomiar mocy wydzielanej w obciążeniu połączonym z przewodem neutralnymFig. 4. The measurement of power dissipated at the load connected to neutralCelem odniesienia zmierzonego napięcia do masy układu(tożsamej z przewodem neutralnym) wprowadzono wzmacniaczróżnicowy W1 o wzmocnieniu mniejszym od jednościK = R 8/(R 4+R 5+R 6), przy czym R 7= R 8oraz R 1+R 2+R 3= R 4+R 5+R 6.Przebieg napięciowy z wyjścia układu W1 został doprowadzonydo prostownika liniowego zbudowanego ze wzmacniaczyW2 i W3 oraz pozostałych elementów dyskretnych. Wprowadzeniekondensatora C 1w pętli ujemnego sprzężenia zwrotnegowzmacniacza W2 pozwala na uśrednienie w czasie kilkuokresów zmierzonego przebiegu, ułatwiając tym samym pracęukładów regulacji. Dostępny na wyjściu WY sygnał napięciowyjest proporcjonalny do napięcia skutecznego odłożonego naobciążeniu.W przypadku, gdy obciążenie zasilacza ma charakter rezystancyjnya jego wartość nie ulega zmianom w wyniku zmian temperatury,zasilanie obciążeń stałą, określoną wartością skutecznąnapięcia przemiennego (uśrednioną w czasie) jest tożsame z zasilaniemstałą, określoną mocą, wynika to z faktu, że kąt przesunięciapomiędzy napięciem i prądem φ = 0, tym samym cosφ =1. Gdy jednak obciążenie zawiera indukcyjność lub też wartośćrezystancji ulega zmianom w wyniku zmian temperatury lub teżna skutek wypalenia (pocienienia) elementów grzejnych, możliwajest praca zasilacza z regulacją mocy obciążenia. Stosowne rozwiązaniepomiaru mocy przedstawiono na rys. 4.W przypadku tym rezystancje obciążenia są połączonez przewodem neutralnym. W układzie dokonywany jest pomiarnapięcia, którym zasilany jest element grzejny R 01. Do pomiarusłuży opisany wcześniej wzmacniacz różnicowy W2 o wzmocnieniumniejszym od jedności. Pomiar prądu dokonywany jestw sposób pośredni, poprzez pomiar napięcia na włączonymszeregowo z obciążeniem rezystorze R p. Pomiar dokonywanyjest za pomocą wzmacniacza odwracającego W1. Mnożeniechwilowych wartości prądu i napięcia (wyznaczanie mocy) odbywasię za pomocą klasycznego układu mnożącego typuAD532.Uzyskany przebieg podlega wygładzeniu poprzez filtr dolnoprzepustowyR 12C 1po czym zostaje doprowadzony do bufora(wzmacniacza nieodwracającego) W3. Dostępny na wyjściu WYsygnał napięciowy jest proporcjonalny do mocy wydzielanej naelemencie grzejnym R 01. Sygnał w tej postaci może być alternatywniedoprowadzony do układu regulacji, oczywistym jest, żeprawidłowy odczyt tak wartości mocy, jak i napięć odłożonych naelementach grzejnych wymaga odpowiedniej kalibracji układówpomiarowych.PodsumowaniePrzedstawiony na rys. 1 zasilacz, którego schemat ideowy pokazanona rys. 2 w wersji podstawowej został wykonany i umieszczonyw obudowie metalowej oraz zainstalowany w laboratoriumZakładu Badania Przyczyn Pożarów Szkoły Głównej Służby Pożarniczej.Wykorzystywany jest przy prowadzeniu badań własnychoraz realizacji prac dyplomowych studentów dotyczącychprocesów tlenia, żarzenia i spalania różnych produktów, zwłaszczaużywanych w budownictwie i elektrotechnice materiałów izolacyjnychi elementów konstrukcyjnych. Przedstawione na rysunkumodyfikacje układowe bloków pomiarowych zasilacza zostaływykonane i z pozytywnym skutkiem przebadane w warunkachlaboratoryjnych, nie zachodziła jednak potrzeba praktycznego ichzastosowania.Literatura[1] Barlik R., M. Nowak: Technika tyrystorowa. WNT Warszawa 1988.[2] Gajewski P., P. Turczyński: Cyfrowe układy scalone CMOS. WKiŁ,Warszawa 1990.[3] Kalisz: Podstawy elektroniki cyfrowej. WNT, Warszawa 2002.[4] Nadachowski M., Z. Kulka: Analogowe układy scalone. WKŁ.Warszawa 1985.[5] Ościłowska B.: Sprawozdanie z realizacji pracy badawczej własnej„Badanie stopnia zagrożeń dla zdrowia i życia ludzi powodowanychprzez stałe materiały palne stosowane do wykonywania elementówbudowlanych, wystroju i wyposażenia wnętrz podczas pożarówwewnętrznych”, KBN/E-422-BW-11/2001), SGSP W-wa 2001.[6] Pofit-Szczepańska M.: Wybrane zagadnienia z chemii ogólnej,fizykochemii spalania i rozwoju pożarów. SA PSP, Kraków 1994.[7] Motorola Semiconductor Technical Data – MOC3041, MOC3042,MOC3043 6-pin Zero Cross Optoisolators Triac Driver Output(400Volts Peak) www.datasheetcatalog.com64Elektronika 10/2011