Badanie absorpcji. półprzewodników w podczerwieni

Pracownia Podstaw Mikroelektroniki Ćwiczenie 12 Badanie absorpcji półprzewodników w podczerwieni Wykonali: Paweł Turbak i Tomasz Winiarski 1.0 Widma oscylacyjno rotacyjne W czasie długotrwałego oddziaływania promieniowania z substancją absorpcja energii nie ustaje, czyli molekuły wyniesione aktem absorpcji na wyższe poziomy energetyczne muszą mieć efektywną drogę powrotu do poziomu niższego, ponieważ gdyby nie wracały niemogłyby absorbować promieniowani, gdyż temperatura poziomów energetycznych byłaby za wysoka w stosunku do temperatury otoczenia. Dwa podstawowe mechanizmy pozbywania się nadmiaru zaabsorbowanej energii to: przejścia promieniste, polegające na emisji fotonu i bezpromieniste, polegające na przekazaniu energii w zderzeniach molekuł. Energia rotacyjna jest bardzo łatwo przekazywana w zderzeniach i prawie wszystkie zderzenia są efektywne. Częstości rotacji są rzędu 10 11 10 12 s 1, czyli w gazie w ciągu 10 10 smiędzy kolejnymi zderzeniami molekuła zdąży wykonać 10 100 obrotów, a w cieczy w ciągu 10 13 s niezdąży wykonać między zderzeniami ani jednego obrotu. Dlatego w cieczy rotacje są zahamowane. Energia oscylacyjna nie jest w zderzeniach przekazywana tak łatwo jak energia rotacyjna (na 100000 zderzeń jedno jest efektywne). W takim zderzeniu energia energia oscylcyjna przekształca się w energię rotacyjną i translacyjną obu zderzających się molekuł. Dlatego widma oscylacyjne można obserwować w cieczach, natomiast widma oscylacyjno rotacyjne obserwujemy tylko w gazach. Energia oscylatora jednocześnie wykonującego rotację, jest sumą energii rotacyjnej i oscylacyjnej E osc rot = h2 h 8π 2 J (J + 1)+ I 2pi f m red ( v + 1 ) 2 (1.1) Wyrazem skwantowania obu członów są kwantowe liczby rotacji J i v. Każdemu poziomowi oscylacyjnemu odpowiada zespół poziomów rotacyjnych i między tymi poziomami mogą

występować przejścia spektralne. Pasmo oscylacyjno rotacyjne ma strukturę złożoną z wielu składowych równoodległych z luką pośrodku (w przybliżeniu). Możliwości przejść grupują się według zmiany kwantowej liczby rotacji. Wszystkie przejścia, przy których kwantowa liczba rotacji J zmniejsza się o 1, J = 1, tworzą grupę składowych pasma zwaną gałęzią P. Przejścia, przy których J =+1, tworzą grupę składowych pasma zwaną gałęzią R. Te dwie gałęzie tworzą pasmo absorpcyjne molekuły dwuatomowej. Inne przejścia są zabronione. W molekułach wieloatomowych pojawiają się inne możliwości przejść, a mianowicie w paśmie absorpcyjnym oprócz gałęzi P i R pojawia się gałąź Q, oznaczająca grupą przejść o charakterystyce J = 0. Wszystkie te przejścia mają jednakową częstość, w wyniku czego gałąź Q utworzy pojedynczą składową o dużej intensywności, wypełniającą lukę pomiędzy gałęziami P i R.[4] 1.1 Własności optyczne półprzewodników, absorpcja w półprzewodnikach Kiedy wiązka światła monochromatycznego przechodzi przez materiał, to w wyniku odbicia i absorpcji natężenie jej zmniejsza się. Niechaj część energii odbitej na granicy ciała przedstawia wielkość R, która nosi nazwę współczynnika odbicia. Jeśli natężenie padającego światła wynosi I 0, a odbitego I R,to R = I R (1.2) I 0 Zależność współczynnika odbicia od częstotliwości R(ω) lub długości fali R(λ) nazywa się widmem odbicia. Oznaczymy natężenie światła padającego na warstwę dx, jak to przedsta- Rysunek 1.1: wiono na rys. 1.1, przez I. Wtedy w wyniku absorpcji światła w tej warstwie natężenie promieniowania zmniejszy się o wielkość di. Ilość pochłoniętej energii di jest proporcjonalna do ilości energii padającej na warstwę i grubości warstwy pochłaniającej: di = αidx. (1.3) Współczynnik proporcjonalności α, wyrażający ilość energii pochłoniętej z wiązki o jednostkowym natężeniu w warstwie o jednostkowej grubości, nosi nazwę współczynnika absorpcji. Całkując powyższe równanie otrzymujemy wyrażenie I = I 0 (1 R)e αd (1.4)

znane jako prawo Bougera Lamberta. Wielkość α okazuje się charakterystyczna dla pochłaniającego środowiska i zależy od długości fali promieniowania. Zależność współczynnika absorpcji od częstotliwości α(ω) lub od długości fali α(λ) nazywa się widmem absorpcji materiału. Przy wzajemnym oddziaływaniu elektronów półprzewodnika z promieniowaniem elektromagnetycznym powinny być spełnione dwa prawa: prawo zachowania energii i prawo zachowania quasi-pędu. Jeżeli elektron przed oddziaływaniem wzajemnym z kwantem światła mającym energię hω ipęd h η, posiadał energię E i quasi-pęd p,a po wzajemnym oddziaływaniu miał E i p, to prawa te można zapisać w postaci: E = E + hω η (1.5) p = p + h (1.6) Absorpcja promieniowania w półprzewodniku może być związana ze zmianą stany energetycznego swobodnych elektronów albo związanych z atomami, a także ze zmianą energii drgań atomów sieci. W związku z tym w półprzewodnikach rozróżniamy pięć podstawowych typów absorpcji optycznej: samoistną, ekscytonową, przez swobodne nośniki ładunku, domieszkową i absorpcję światła przez sieć krystaliczną. Jeśli przy pochłonięciu przez półprzewodnik kwantu promieniowania elektrony z pasma walencyjnego nabierając dodatniej energii przewyższającej bądź równej szerokości pasma zabronionego przechodzą do pasma przewodnictwa to taka absorpcja nazywana jest samoistną lub podstawową. Przy rozpatrywaniu absorpcji samoistnej półprzewodnika można uwzględnić budowę jego pasm energetycznych. Znane obecnie półprzewodniki zgodnie z układem pasm energetycznych dzielą się na dwie postacie. W pierwszej z nich minimum energii w paśmie przewodnictwa charak- Rysunek 1.2: Przejścia proste teryzuje się wektorem falowym k min, znajduje się w tym samym punkcie strefy Brillouina co i maksimum energii w paśmie walencyjnym określone wektorem falowym k max. Innymi

słowy w tych półprzewodnikach k min =k max (rys. 1.2). W drugiej postaci materiałów ekstrema pasma przewodnictwa i pasma walencyjnego znajdują się przy różnych wartościach k, a więc w tym przypadku k min k max (rys. 1.3) Do ostatniego typu materiału należy większość półprzewodników np. german czy krzem. Przejścia elektronów przez pasmo zabronione będą zachodzić przede wszystkim pomiędzy stanami energetycznymi odpowiadającymi maksimum pasma walencyjnego i minimum pasma przewodnictwa, tzn. dla wartości quasi-pędu (p= hk) lub wektora falowego k zbliżonych do zera, jak to przedstawiono na rys. 1.2 W związku z Rysunek 1.3: Przejścia skośne faktem, iż wartość wektora falowego fotonu jest znikoma w porównaniu z liczbą falową elektronu w równaniu (1.6) można go zaniedbać. Dlatego k = k k = 0 (1.7) Powyższa zależność nazywa się regułą wyboru dla przejść elektronowych i mówi ona, że w procesie wzajemnego oddziaływania elektronu z półprzewodnika z polem promieniowania możliwe są tylko takie przejścia, przy których wektor falowy elektronu nie zmienia się. Przejścia te noszą nazwę przejść prostych. [2] 1.2 Reguły wyboru dotyczące liczb kwantowych całkowitego obrotowego momentu pędu. Natężeniem linii widmowych w mechanice kwantowej rządzą prawdopodobieństwa przejść promienistych między poszczególnymi stanami kwantowymi atomów, prawdopodobieństwa te określane są przez wartości elektrycznych i magnetycznych momentów przejść. Okazuje się jednak, że dla danej pary stanów, na przykład α i β tylko niektóre momenty przejść mają wartości niezerowe. To czy może nastąpić emisja danej linii spektralnej zależy od tego czy dla danych dwu stanów moment pewnego typu przejścia jest różny od zera. W przypadku, kiedy moment jakiegoś przejścia jest równy zeru przejście to nie jest realizowane, jest zabronione. Warunki określające, które z przejść są dozwolone a które wzbronione dla pewnego typu promieniowania nazywamy regułami wyboru dla tego promieniowania. Do wyprowadzenia reguł

wyboru posłużono się prawem zachowania obrotowego momentu pędu. Fala elektromagnetyczna unosi ze sobą nie tylko energię i pęd, ale i moment pędu. Wykazano, że zmiana wartości liczb kwantowych, które określają spin elektronu w początkowym i końcowym stanie energetycznym jest ograniczona przez prawo zachowania obrotowego momentu pędu dla układu złożonego z atomu i wypromieniowanej przez niego fali elektromagnetycznej. Z przeprowadzonych rachunków wynikało, że przy założeniu elektrycznego promieniowania dipolowego tylko takie przejścia w atomie są dozwolone, dla których spełniony jest warunek: k = ±1 (1.8) gdzie k określa różnicę azymutalnych liczb kwantowych początkowego i końcowego stanu atomu. Powyższy warunek znaczy tyle, że przy przejściu elektronu między dwoma stanami orbitalny moment pędu atomu doznaje zmiany o h a kwant wysłanego przez atom promieniowania dipolowego ma spin równy h. Po wyprowadzeniu reguł wyboru dla promieniowania magnetycznego dipolowego i elektrycznego kwadrupolowego okazało się, że niektóre przejścia zabronione dla elektrycznego promieniowania dipolowego są dozwolone dla magnetycznego dipolowego i elektrycznego kwadrupolowego. Oznaczając przez µ κ magnetyczny a przez M κ elektryczny moment multipolowy rzędu κ, odpowiednie momenty przejśćmiędzy dwoma niezwyrodniałymi stanami β i α możemy określić przez następujące elementy macierzowe: µ βα κ = Z ψ β µψ αdτ M βα κ = Z ψ β Mψ α dτ (1.9) gdzie µ κ i M κ oznaczają operatory momentu multipolowego rzędu κ, zaś ψ α i ψ β symbolizują funkcje falowe odpowiednio przed i po przejściu. Symbole α i β reprezentują w szczególności liczby kwantowe J i M każdego ze stanów czyli, ogólnie kompletne zespoły liczb kwantowych dla stanu początkowego i końcowego. Po dalszej analizie elementów macierzowych (1.9) okazało się, że są one różne od zera tylko wtedy gdy liczby kwantowe J, M i J, M obydwu stanów spełniają odpowiednie warunki. Reguły wyboru spełniające te warunki są konsekwencją prawa zachowania obrotowego momentu pędu zastosowanego do układu związanego z atomem i emitowanym przez niego promieniowaniem. Inną ważną regułą wyboru związaną z prawem zachowania obrotowego momentu pędu jest reguła wyboru dla orbitalnej liczby kwantowej l poszczególnego elektronu. Mówi ona, że w przypadku dipolowego promieniowania elektrycznego tylko takie przejścia są dozwolone, przy których orbitalna liczba kwantowa elektronu świecącego spełnia warunek: l = ±1 W przypadku dipolowego promieniowania magnetycznego: l = 0, a dla kwadrupolowego promieniowania elektrycznego: = 0,±2. 1.3 Reguły wyboru zwiazane z parzystością. Reguła Laporte a. Reguły wyboru związane z prawem zachowania obrotowego momentu pędu mówią, że dozwolone są tylko te przejścia, które odpowiadają określonej zmianie liczb kwantowych, dla których odpowiedni element macierzowy (1.9) nie jest równy zeru. Biorąc pod uwagę fakt, że ów element macierzowy ma postać całki rozciągniętej na całą przestrzeń, o tym czy będzie on

zerem czy nie, a więc czy przejście będzie dozwolone, decyduje parzystość iloczynu trzech składających się na niego wielkości i operatora odpowiedniego momentu dipolowego. Dzieje się tak, dlatego, że gdy funkcja podcałkowa jest funkcją nieparzystą, to całka ta równa jest zeru. Na rysunku (1.4) przedstawiono typową funkcję parzystą (a) i nieparzystą (b). Moment przejścia dla promieniowania elektrycznego dipolowego w atomie posiadającym Rysunek 1.4: Funkcja parzysta i fukcja nieparzysta jeden elektron wynosi: P βα = Z ψ β Pψ α dτ = Z ψ β e rψ αdτ (1.10) gdzie:e r jest momentem dipolowym, P- operatorem momentu przejścia. Funkcja e r jest funkcją nieparzystą, a więc element ten jest różny od zera tylko wtedy, gdy iloczyn funkcji ψ β i ψ α też daje funkcję nieparzystą. Aby ten warunek był spełniony, funkcje te muszą mieć przeciwną parzystość. W przypadku atomów wieloelektronowych dostajemy taki sam wynik. Z powyższego rozumowania wynika, że przejście dipolowe między dwoma stanami parzystymi lub dwoma stanami nieparzystymi jest zabronione. Elektryczny moment kwadrupolowy zależy od kwadratu współrzędnych, wielkość ta jest więc parzystą funkcją współrzędnych. Tutaj by wielkość pod całką w wyrażeniu (1.10) była funkcją parzystą, obie funkcje ψ β i ψ α muszą być równocześnie albo parzyste albo nieparzyste. Z tego wynika, że dla promieniowania elektrycznego kwadrupolowego przejścia między stanami o różnej parzystości są zabronione. Warunkiem na to, aby wyrażenie podcałkowe elementu macierzowego było funkcją parzystą jest, aby podczas procesu emisji lub absorpcji promieniowania parzystość układu nie zmieniała się. Jeśli atom w stanie początkowym, opisany funkcją parzystą ψ β, przechodzi do niższego stanu energetycznego ψ α i emituje promieniowanie, to układ na który składa się atom w stanie niższym plus wysyłany kwant promieniowania musi pozostać parzysty. A więc dla nieparzystej funkcji operatora danego momentu przejścia, stan końcowy musi być nieparzysty, mówimy wtedy o przejściu parzysto-nieparzystym. Zaś dla operatora momentu przejścia, który jest funkcją parzystą stan końcowy atomu musi być też parzysty, analogicznie przejście to nazywamy parzysto-parzystym. Można wykazać, iż parzystość momentu multipola elektrycznego rzędu κ jest określona przez ( 1) κ, a parzystość multipola magnetycznego rzędu k przez ( 1) κ+1. Czyli ogólnie sformułowana reguła wyboru dla różnych typów promieniowania, związana z parzystością zwana regułą Laporte a mówi, że: dla elektrycznego promieniowania 2 κ - polowego dozwolone są tylko takie przejścia, przy których parzystość stanu układu promieniującego zmienia się jak ( 1) κ, a dla magnetycznego

promieniowania 2 κ - polowego dozwolone są tylko takie przejścia, w których parzystość tego układu zmienia się jak ( 1) κ+1. Reguła ta jest słuszna także dla przejść wieloelektronowych. Aby dane przejście było realizowane musi być dozwolone zarówno przez regułę Laporte a jak i przez pozostałe reguły wyboru, ale w obrębie danego typu promieniowania, jeżeli jakieś przejście jest dozwolone przez jedną z reguł na l to jest też dozwolone przez regułę Laporte a, zaś w drugą stronę zasada ta nie jest prawdziwa. Reguła Laporte a okazuje się bardzo przydatna gdy z pomiarów spektroskopowych znamy parzystości poszczególnych stanów a nie wiemy do jakich należą one konfiguracji, ponieważ posługując się regułą Laporte a możemy wykluczyć wszystkie te przejścia, które na pewno nie będą realizowane w obrębie interesującego nas promieniowania i w ten sposób znaleźć przejścia, które są dozwolone przez pozostałe reguły wyboru. Czasy zaniku wynikają z prawdopodobieństwa przejść atomu pomiędzy poziomami energetycznymi a więc i z reguł wyboru. Niech N k atomów znajduje sięw chwili t w stanie wzbudzonym k. Zakładając, że atom przechodzi ze stanu k do jakiegokolwiek niższego stanu i z prawdopodobieństwem emisji spontanicznej A ki, to skutkiem tej emisji jest zmniejszenie populacji stanu górnego o: dn k = A ki N k dt (1.11) i gdzie dt jest czasem trwania emisji, A ki - sumą prawdopodobieństw przejść ze stanu k do wszystkich stanów niższych od niego. Dokonując prostego całkowania otrzymujemy: [1][3] N k = N 0 k exp A kit (1.12) 1.4 Ciało doskonale czarne - prawo Plancka Ciało doskonal czarne to ciało całkowicie pochłaniające padające na nie promieniowanie, niezależnie od jego składu widmowego i temperatury. Współczynnik pochłaniania (absorpcji) jest równy 1, zaś promieniowanie ciała doskonale czarnego określone jest tylko przez temperaturę ciała niezależnie od rodzaju materiału, z którego jest zrobione. Zdolność emisyjną ciała doskonale czarnego ε νt w zależności od częstotliwości fali ν i temperatury T opisuje prawo promieniowania Plancka: ε νt = 2πν2 c 2 hν exp ( (1.13) hν kt 1) gdzie: h - stała Plancka, k - stała Boltzmanna, c - prędkość światła w próżni. Ze wzrostem temperatury, zdolność emisyjna zwiększa się dla każdej wartości częstotliwości fali. Rysunek 1.5 prezentuje różnice pomiędzy klasycznym i kwantowym spojrzeniem na problem promieniowania ciała doskonale czarnego. W ujęciu klasycznym względne natężenie promieniowania jest proporcjonalne do kwadratu częstotliwości ν fali EM, co wyrażone jest prawem Rayleigha - Jeansa, u(ν)= 8πν2 kt (1.14) c3

Rysunek 1.5: charakterystyczny, paraboliczny kształt funkcji na rys.1.5 prawem Rayleigha - Jeansa związane jest pojęcie katastrofy ultrafioletowej natężenie nie promieniowania rośnie bowiem nieograniczenie dla dużych częstotliwości (czyli np. właśnie dla promieniowania ultrafioletowego). 1.5 Detektory promieniowania podczerwonego Promieniowanie elektromagnetyczne oddziaływuje z materią w różny sposób. Można wyróżnić trzy podstawowe rodzaje oddziaływań: fotonowe, termiczne i falowe. W oddziaływaniu fotonowym fotony oddziaływują z elektronami sieci krystalicznej lub z elektronami atomów domieszkowych. W oddziaływaniach termicznych na skutek absorpcji promieniowania zmienia się temperatura, co pociąga za sobą zmianę pewnych właściwości materiału. Oddziaływanie falowe polega na tym, że pole elektromagnetyczne oddziaływuje z materią w wyniku czego ulegają zmianie pewne objętościowe właściwości materiału. 1.5.1 Detektory termiczne Zasada działania detektorów termicznych jest następująca. Pod wpływem promieniowania temperatura materiału wzrasta, można to zaobserwować badając pewne właściwości materiału zależne od temperatury. Większość detektorów termicznych nie wymaga chłodzenia i dlatego często stosuje się je w warunkach, w których chłodzenie jest niewygodne. Czułość tych detektorów nie zależy od długości fali (dlatego często stosowane są w radiometrach). Ponieważ ogrzanie lub ochłodzenie próbki o rozmiarach makroskopowych jest procesem dość wolnym, więc szybkość odpowiedzi elektronów termicznych jest niewielka. Szybkość detektorów termicznych jest określana stałą RC i dla tego typu detektorów wynosi 10 1 10 1 s [5], co stanowi istotną przyczynę ograniczenia ich zastosowania.

1.5.2 Detektory fotonowe Ten rodzaj detektorów ma obecnie największe zastosowania. Pierwsze detektory czułe na promieniowanie IR pojawiły się w latach czterdziestych XX wieku i robione były z chalogenidków ołowiu Pb, PbSe i PbTe. Istotny rozwój detektorów podczerwieni nastąpił w związku z rozwojem technologii związków potrójnych z wąską i regulowaną przerwą energetyczną, takich jak Hg 1 x Cd x Te i Pb 1 x Sn x Te. 1.5.3 Charakterystyka widmowa Charakterystykę widmową detektora stanowi zależność czułości względnej od długości fali. Czułość detektora termicznego jest proporcjonalna do pochłoniętej energii, w związku z czym jej charakterystykę można przedstawić linią poziomą (przy założeniu, że proces zaczernienia stosowany w technologii tych detektorów zapewnia niezależność czułości od długości fali). W wypadku detektora fotonowego mamy charakterystykę selektywną. Kształt tej cha- Rysunek 1.6: Idealne charakterystyki widmowe detektora termicznego i fotonowego rakterystyki licznika fotonów, z odcięciem przy długości fali λ c zwanej długofalową granicą czułości. Czułość detektora fotonowego zależna jest od liczby pochłoniętych fotonów. Ponieważ energia fotonu jest odwrotnie proporcjonalna do długości fali, więc czułość wzrasta (w przybliżeniu) proporcjonalnie do długości fali aż do zakresu długość fali progowej λ c. 1.6 Szumy w detektorach Istnieje kilka rodzajów szumów, które mogą występować na wyjściu detektora. Każdy szum związany jest z innym zjawiskiem fizycznym, ale w określonych warunkach pracy detektora, dominujący jest na ogół jeden rodzaj szumu.

Szum Johnsona-Nyquista Podstawowy rodzaj szumu, który pojawia się nawet, gdy przez detektor nie płynie prąd. Ten rodzaj szumu nazywany jest bardzo często szumem cieplnym. Związany jest z termiczną fluktuacją prędkości swobodnych nośników i występuje w każdym rezystorze. Wartości napięcia i prądu szumu wynoszą V J =(4kTR f ) 1 2 (1.15) ( ) 1 4kT f 2 I J = (1.16) R gdzie k jest stałą Boltzmana, R rezystancją detektora, a f szerokością pasma szumowego układu. Szum Johsona-Nyquista nie zależy częstotliwości do wartości częstotliwości 10 12 10 14 Hz [5]. 1.6.1 Szum generacyjno-rekombinacyjny Związany jest z fluktuacjami procesów generacji i rekombinacji nośników. Powodują one fluktuacje średniej koncentracji nośników, a także fluktuacje napięcia na detektorze, gdy przez detektor płynie prąd. Uważa się, że szum generacyjno-rekombinacyjny może być uwarunkowany również fluktuacjami strumienia promieniowania tła. Zwykle przyjmuje się, że szum generacyjno-rekombinacyjny wywołany jest fluktuacjami termicznym. Źródłami tego szumu, mogą być przejścia międzypasmowe nośników, przejścia z poziomów domieszkowych, a w przypadku przejść nieparabolicznych przejścia wewnątrzpasmowe. Szum śrutowy Dwa poprzednie rodzaje szumów są przyczyną powstawania innego szumu, który w literaturze przyjęto nazywać szumem śrutowym. Wartość skuteczna prądu szumu śrutowego jest określona wzorem: I n =[(2qI + 4qI s ) f ] 2 1 (1.17) gdzie I jest prądem diody, I n prądem nasycenia diody, a q ładunkiem elektronu. 1.6.2 Szum niskoczęstotliwościowy (typu 1 f ) Ogólne wyrażenie określające wartość szumu niskoczęstotliwościowego ma postać: ( K1 Ip α I f = f ) 1 2 (1.18) gdzie K 1 jest współczynnikiem proporcjonalności, α 2, β 1. Detektory podczerwieni wykazują szum typu 1 f w zakresie niskich częstotliwości. Przy wyższych częstotliwościach amplituda szumu spada poniżej amplitudy pozostałych rodzajów szumów niezależnych od częstotliwości. f β

1.6.3 Szum fotonowy Na wyjściu każdego detektora promieniowania występuje szum fotonowy wynikający z natury promieniowania. Promieniowanie padające na detektor jest strumieniem fotonów powstałych w indywidualnych i niezależnych procesach wypromieniowania energii. Zatem strumień fotonów będzie wykazywał pewne fluktuacje wokół wartości średniej.

2.0 Pomiary Rysunek 2.0: Schemat aparatury Pomiarów dokonaliśmy za pomocą dwóch detektorów. Każdy z nich był ustawiany dla odpowiedniego zakresu. Za pomocą jednego fotopowielacza dokonywaliśmy pomiarów w zakresie 500 1500 mn, natomiast za pomocą drugiego w zakresie 400 600 nm. Przy jakichkolwiek zmianach w układzie pomiarowym sprawdzaliśmy czy promień po przejściu przez układ jest skupiany dokładnie w okienku detektora, oraz kalibrowaliśmy wskazania monochromatora tak, by pokrywały się ze wskazaniami programu. Podczas wykonywania pomiarów dokonywaliśmy zmiany strony próbki, na którą padała fala elektromagnetyczna wychodząca z monochromatora, lecz, jak to widać na wykresach, nie miało to większego znaczenia (ewentualnie różnice mogą wynikać z niejednolitości próbki i tego, ze nie trafiliśmy dokładnie w to samo miejsce - tzn. grubość warstwy absorbującej mogła być inna). Rysunek 2.1: Widmo aparatury w zakresie długości fal 500 1500 nm

Rysunek 2.2: Widmo aparatury w zakresie długości fal 400 600 nm

Rysunek 2.3: Widmo próbki w zakresie długości fal 400 600 nm dla małej szczeliny Rysunek 2.4: Widmo próbki w zakresie długości fal 400 600 nm dla dużej szczeliny

Rysunek 2.5: Widmo próbki odwróconej w zakresie długości fal 400 600 nm dla dużej szczeliny Rysunek 2.6: Widmo próbki odwróconej w zakresie długości fal 400 600 nm dla małej szczeliny

Rysunek 2.7: Widmo próbki w zakresie długości fal 500 1500 nm dla małej szczeliny Rysunek 2.8: Widmo próbki w zakresie długości fal 500 1500 nm dla dużej szczeliny

Rysunek 2.9: Widmo próbki odwróconej w zakresie długości fal 500 1500 nm dla dużej szczeliny Rysunek 2.10: Widma próbki w zakresie długości fal 500 1500 nm dla dużej i małej szczeliny

Rysunek 2.11: Widmo próbki w zakresie długości fal 400 600 nm dla dużej i małej szczeliny Rysunek 2.12: Unormowane widmo próbki w zakresie długości fal 500 1500 nm dla dużej szczeliny

Rysunek 2.13: Unormowane widmo próbki w zakresie długości fal 400 600 nm dla dużej szczeliny Rysunek 2.14: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą 400 600 nm

Rysunek 2.15: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą 400 600 nm Rysunek 2.16: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą 500 1500 nm

Rysunek 2.17: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą 500 1500 nm Rysunek 2.18: Widmo próbki dla szczeliny dużej 400 600 nm

Rysunek 2.19: Widmo próbki dla dużej szczeliny 500 1500 nm

Spis literatury [1] Z. Leś, : Wstęp do spektroskopii atomowej, PWN Warszawa 1969. [2] K. W. Szalimowa, : Fizyka półprzewodników, PWN Warszawa 1974 [3] P. Turbak, : Program w LabView do pomiarów zaników luminescencji przy użyciu BOXCARA, Praca licencjacka, Toruń 2001 [4] Z. Kęcki, : Postawy spektroskopii molekularnej, PWN Warszawa 1992. [5] A. Rogalski, : Półprzewodnikowe detektory podczerwieni, PWN Warszawa 1992. 23