Автореферат (1104272), страница 2

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 2)

Каждая серия предназначалась для определённых экспериментов. На рис. 1представлены СЭМ изображения КНН с различной морфологией и характернымиразмерами наноструктур. Так, для серии А (подложка (111) с-Si n-типа, 1-5 мОм·см)формируются разупорядоченные ансамбли КНН (рис. 1а). В серии В (подложка (100) с-Sip-типа, 0,7-1,5 Ом·см) КНН имеют минимальные диаметры и хорошо упорядочены вансамбли (рис. 1б).

Серия С (подложка (111) с-Si p-типа, 1-20 Ом·см) характеризуетсянаклонным к подложке расположением КНН и меньшим упорядочением чем в серии B(рис. 1в). Диаметр нанонитей был в диапазоне от 50 до 200 нм, расстояние между нимисоставляло 100-500 нм, а длина нанонитей могла контролируемо варьироваться от 0,1 до100 мкм путём изменения времени травления.(а)(б)(в)Рис. 1. СЭМ изображения бокового скола образца КНН (а) серии А, (б) серии В, (в) серии С.Третья глава посвящена экспериментальным результатам и их обсуждению.Глава содержит 5 разделов.

Раздел 3.1 посвящён изучению линейных оптическихсвойств ансамблей КНН. Представлены данные по измеренным спектрам зеркальногоотражения и пропускания в ближнем и среднем ИК диапазонах спектра. Из спектровзеркального отражения были рассчитаны эффективные показатели преломления,спомощью которых по формуле Бруггемана (см, например, в обзоре [3]) былирассчитаны пористости слоёв КНН, которые составляли 50-80% для разных серийобразцов. Применимость данной модели обосновывается малостью поперечныхразмеров нанонитей и расстояний между ними по сравнению с длиной волны ИКизлучения.

В спектральной области λ ≤ 2,5 мкм наблюдалось уменьшение величин8коэффициентов отражения и пропускания структур, что объяснялось рассеянием света вансамблях КНН.ВКоэффициент полногоотражения, %100480измерялись104004020500600помощьюближнем ИК спектральных диапазонах260синтегрирующей сферы в видимом иc-SiКНН + AgКНН3работеспектрыполногоотражения, включающие диффузную и700зеркальную компоненты, слоев КНН сL = 1,5 мкмостаточными наночастицами металла0400600(Ag) и без них, а также исходной800 1000 1200 1400Длина волны, нмподложки c-Si (рис.

2). Отмечается, чтоРис. 2. Спектры полного отражения в видимом иближнем ИК диапазонах образцов ансамблей КНН(серия E1, подложка (100) с-Si p-типа, 1-10 Ом·см),в видимом диапазоне коэффициентполного отражения для КНН составляетсодержащих (штриховая линия) и не содержащихвсего несколько процентов, а для(пунктирная линия) частицы серебра, и исходнойнекоторых образцов даже меньше 1%.пластиныДляc-Siпредставлена(сплошнаяувеличеннаялиния).областьНавврезкевидимойобласти спектра.сравнениякоэффициентотметим,отражениячтоисходнойподложки c-Si в видимой областиспектра составляет около 40%. Крайне низкое полное отражение слоев КНН в видимойобласти спектра объясняется сильным рассеянием и поглощением света, что позволяетрассматривать КНН как один из видов так называемого «черного кремния» [4].

Уобразцов КНН с наночастицами Ag при увеличении длины волны наблюдается большийрост коэффициента отражения в видимом диапазоне спектра (врезка на рис. 2), но вближнем ИК диапазоне отражение для таких образцов ниже, что может быть объясненопотерями вследствие поглощения света наночастицами серебра. Для КНН без серебра вближнем ИК диапазоне спектра коэффициент полного отражения превосходит значениедля исходной пластины c-Si, что объясняется сильным рассеянием света в КНН вусловиях слабого поглощения.Проведённые в диссертации измерения спектров полного отражения ансамблейКНН с различной длиной последних показали, что коэффициент полного отражения вобласти от 400 до 800 нм начинает падать с 30-40% до 1-2% с ростом длины нанонитейL (толщины слоев КНН для образцов серий В и Е) от 0,1 до 1-2 мкм.

При L < 1 мкм9вклад в зеркальную компоненту отражения дает подложка c-Si, а с увеличением Lкоэффициент полного отражения определяется вкладом диффузной компоненты.Установлено, что в спектральной области =400-1500 нм минимум коэффициентаполного отражения слоев КНН имеет место при L=1-2 мкм (рис. 3). Поскольку в данномспектральном диапазоне коэффициент поглощения света в c-Si изменяется на многопорядков величины, достигая значения 105 cм-1 при =400 нм, то можно сделать вывод,что падающий на КНН свет может проникать между нанонитями и распространяться в5040нмнмнмс-Si100Коэффициент полногоотражения, %Коэффициент полногоотражения, %образце за счёт отражения от их стенок.(а)30201000,11L, мкм1010080нмнмнмс-Si(б)60402000,11L, мкм10100Рис.

3. Зависимости коэффициента полного отражения света от длины КНН в области межзонногопоглощения (а) и в области прозрачности (б). Значения коэффициентов отражения двустороннеполированной подложки с-Si приведены вблизи начала оси абсцисс и обведены пунктирнымилиниями.В диссертации были также проведён анализ индикатрис упругого рассеяния светас длиной волны 1064 нм в слоях КНН различной длины, а также для подложки c-Si соптическизеркальнойфронтальнойишероховатой(матированной)обратнойсторонами. Для использованной длины волны излучения глубина поглощения в c-Siсоставляет более 100 мкм [1], что позволяло одновременно наблюдать рассеяние как впереднюю, так и в заднюю полусферы. Было установлено, что с ростом L от 0,4 до8 мкм происходит значительное изменение индикатрис рассеяния по сравнению сослучаем подложки.

В частности, уменьшается доля световой энергии рассеянной впереднюю полусферу.Детальный анализ индикатрис рассеяния показал, что приосевая пиковаяинтенсивность рассеянного в переднюю полусферу излучения уменьшается сувеличением длины нанонитей. Для КНН с L > 2 мкм практически полностью исчезает10характерный для подложки c-Si пик в направлении падающего света. Установлено, чтодля углов рассеяния более 20о форма индикатрис сильно отличается от закона рассеянияРэлея (рис. 4), но может быть хорошо аппроксимирована зависимостью, близкой кИнтенсивность рассеянногосвета, отн.ед.закону Ламберта, а именно:1,0где0,8–коэффициент,0,6угол(1)рассеяния,–зависящийотинтенсивности падающего света и длиныКНН, B – постоянный коэффициент, С –0,4ЭкспериментЗакон ЛамбертаРассеяние Рэлея0,20,0-80,-60-40-2002040угол,60определяемыйточностьюустановки образца.

С учетом того, что80коэффициент B, как было установлено,градусыРис. 4. Индикатриса рассеяния света в переднююблизок к 1, зависимость (1) хорошополусферу КНН с L = 4,5 мкм и её аппроксимациясоответствуетзаконами Ламберта и Рэлея.законуЛамбертадляидеальной рассеивающей среды [5].Наряду с формой индикатрис рассеяния были также проанализированы величиныинтенсивностей рассеянного в переднюю полусферу света для приосевого пропусканияи интегрированного по углам от длины КНН. Из проведенного анализа следует, чтоимеет место гиперболическая зависимость интенсивности рассеянного света с ростомдлины нанонитей:, что совпадает с результатами, полученными в рамках моделидиффузного распространения света в оптически неупорядоченной среде [6].Установлено, что индикатриса рассеяния в заднюю полусферу для слоев КНН сL  2 мкм также может быть аппроксимирована по закону Ламберта, а значенияпараметров аппроксимации в формуле (1) близки к таковым для рассеяния в переднююполусферу.

При этом зависимость интенсивности рассеянного сигнала в заднююполусферу от длины КНН хорошо описывается логарифмической функцией:.Подобная зависимость может быть понята, если принять во внимание практическигиперболический закон уменьшения интенсивности прошедшего через слой КНН света.Действительно, предполагая, что проходящее через слой КНН лазерное излучение синтенсивностью, спадающей как 1/L за счет многократных отражений в массивенанонитей, аддитивно формирует рассеянную назад компоненту, то интенсивностьпоследней может быть получена интегрированием по всему слою и, следовательно,11имеет логарифмическую зависимость от длины КНН. Суммируя всё вышесказанное, вданном разделе диссертации делается вывод, что КНН на поверхности c-Si выступают вроли эффективно рассеивающего слоя, с увеличением длины которого рассеивающаяспособность возрастает.

При этом рассеяние носит нерэлеевский характер, чтопроявляетсявформеиндикатрисырассеянияинелинейныхзависимостяхинтенсивности рассеянного света от длины КНН.Раздел 3.2 посвящён результатам исследования комбинационного (рамановского)рассеяния света в КНН. На рис. 5а представлены спектры КРС образцов с различнойдлинойКННиисходнойпластиныc-Sip-типапроводимостисудельнымсопротивлением 1-10 Ом·см и кристаллографической ориентацией (100), из которого141210c-SiL = 0,4 мкмL = 1,0 мкмL = 29 мкмИнтенсивность КРС, отн.ед.Интенсивность КРС, отн. ед.видно усиление сигнала КРС от КНН по сравнению с подложкой c-Si.(a)86420500510520530Стоксов сдвиг, см540-16(б)Е3Е4Е5543210,11L, мкм10Рис. 5 (а) Спектры КРС образцов ансамблей КНН с различными длинами нитей L и соответствующейподложки c-Si при возбуждении светом с λ = 1064 нм (спектры разнесены по вертикали для удобствапредставления); (б) зависимость интенсивности сигнала КРС от длины КНН для образцов различныхсерий (серии E3, Е4, E5, подложки (100) с-Si p-типа, 1-20 Ом·см), где пунктирной линией показанаинтенсивности сигнала КРС от пластины c-Si, а красная линия является аппроксимацией по формуле (2).На рис.

5б представлена зависимость интенсивности КРС от длины КНН,приготовленных на подложках c-Si с различным временем жизни фотовозбуждённыхносителей заряда, а именно, для серий Е3 - 5 мкс, Е4 - 8 мкс, Е5 - 12 мкс. Видно, чтоусиление КРС наблюдается уже при L = 0,1 мкм, а для больших длин зависимостьинтенсивности сигнала КРС (I) от длины КНН хорошо аппроксимируется формулой:I  A ln L ,(2)где A – некоторая константа, зависящая от серии КНН.

При этом в эффекте усиленияКРС можно выделить два фактора, а именно: 1) усиление локального поля из-за12флуктуаций показателя преломления, что проявляется в росте КРС уже присубмикронных длинах КНН; 2) локализация света в слое КНН, проявляющаяся в ростесигнала по логарифмическому закону с увеличением L. Данная зависимостьнаблюдалась для КНН всех серий, включая образцы различной пористости (плотностирасположения КНН в слое).

Характеристики

Список файлов диссертации