Çukurova Ünİversİtesİ fen bİlİmlerİ enstİtÜsÜ · da bileşik bir yarı iletkendir. zno...

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ

FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ

YÜKSEK LİSANS TEZİ

Latife Nükhet ÖZBAYRAKTAR

ATMALI PLAZMA KATODİK ARK YÖNTEMİYLE ELDE EDİLMİŞ ZnO

( ÇİNKO OKSİT ) İNCE FİLMLERDE FOTOİLETKENLİK

FİZİK ANABİLİM DALI

ADANA, 2006

I

ÖZ

YÜKSEK LİSANS

ATMALI PLAZMA KATODİK ARK YÖNTEMİYLE ELDE EDİLMİŞ ZnO ( ÇİNKO OKSİT ) İNCE FİLMLERDE FOTOİLETKENLİK


ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ

FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ

FİZİK ANABİLİM DALI

Danışman: Prof. Dr. Hamide KAVAK

Yıl: 2006, Sayfa: 92

Jüri: Prof. Dr. Hamide KAVAK

Prof. Dr. Ramazan ESEN

Prof. Dr. Birgül YAZICI

Bu çalışmada Palslı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama yöntemi ile ZnO

ince filmler oda sıcaklığında cam alttaban üzerine aynı kalınlık farklı basınçlarda ve

aynı basınç farklı kalınlıklarda üretildi. Elde edilen filmlerin optik ve fotoiletkenlik

özelliklerinin kalınlık ve basınç değişiminden nasıl etkilendiği araştırıldı.

Anahtar Kelimeler: PFCVAD Yöntemi, İnce Film, ZnO, fotoiletkenlik

II

ABSTRACT

MSc

PHOTOCONDUCTIVITY OF ZnO THIN FILMS WHICH ARE GROWN BY CATHODIC ARC DEPOSITION


DEPARTMENT OF PHYSICS

INSTITUTE OF NATURAL AND APPLIED SCIENCES

UNIVERSITY OF ÇUKUROVA

Supervisor: Prof. Dr. Hamide KAVAK

Year: 2006, Pages: 92

Jury: Prof. Dr. Hamide KAVAK

Prof. Dr. Ramazan ESEN

Prof. Dr. Birgül YAZICI

In this work, ZnO thin films were produced on glass substrates by

Pulsed Filtered Cathodic Vacuum Arc Deposition Method at room

temperature for the same thickness at different pressure and for different

thickness at the same pressure. Furthermore, the influences of thickness and

pressure on the optical and photoconductivity properties were investigated for

the produced ZnO thin films.

Key Words: Photoconductivity, PFCVAD Method, Thin Film, ZnO

III

TEŞEKKÜR Çalışmalarım sırasında bana yol gösteren Danışmanım Prof. Dr. Hamide

KAVAK’a, tez konumu belirleyen ve çalışmalarım boyunca desteğini esirgemeyen

hocam Prof. Dr. Ramazan ESEN’e, deneylerim ve ölçümlerim sırasında benden

yardımlarını esirgemeyen Arş. Gör. Ebru ŞENADIM’a, deneyleri beraber yaptığımız

grup arkadaşlarım M. Derya ÖZDEMİR ve Mediha SOYLU’ya, fotoiletkenlik

ölçümleri sırasında yaptığı malzeme yardımları için Doç. Dr. İsa DUMANOĞLU’na,

tezim sırasında her türlü desteği benden esirgemeyen sevgili arkadaşım Kamuran

KARA’ya ve Kamuran’ı ondan çaldığım zamanlarda gösterdiği sabırdan dolayı

değerli arkadaşım İlham NASIROĞLU’na çok teşekkür ederim.

Ayrıca, bugün sahip olduğum şeylere ulaşmam sırasında her zaman yanımda

olan annem Fadime ÖZBAYRAKTAR’a, tezimi hazırlarken sevgisi ile her zaman

yanımda hissettiğim sevgili nişanlım Mehmet VERGİLİ’ye ve onun ailesine sonsuz

teşekkürler ederim.

IV

İÇİNDEKİLER SAYFA

ÖZ……………………………………………………………………………… I

ABSTRACT ...…………………………………………………………………. II

TEŞEKKÜR……………………………………………………………………. III

İÇİNDEKİLER……………………………………………………………........ IV

ÇİZELGELER DİZİNİ ……………………………………………………....... VII

ŞEKİLLER DİZİNİ ………………………………………………………….... VIII

SİMGELER VE KISALTMALAR …………………………………………… XI

1. GİRİŞ ……………………………………………………………………….. 1

2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR ………………………………………………….. 3

3. MATERYAL VE METOD 9

3.1.Atmalı Plazma ve Filtreli Katodik Vakum Ark Yöntemi ……………… 9

3.2.ZnO İnce Film Üretiminde Kullanılan FCVAD Sistemin Yapısı ve

Sistemi …………………………………………………………………. 12

3.2.1. Reaksiyon Odacığı ………………………………………………. 13

3.2.2. Turbomoleküler Pompa Sistemi ………………………………… 14

3.2.3.Atmalı Plazma Ark Kaynağı …………………………………….... 15

3.2.4.Gaz Akış-Basınç Kontrol Sistemi…………………………………. 16

3.2.5.Oksijen Tüpü …………………………………………………….... 16

3.2.6.Katot ve Alt Tabaka ………………………………………………. 17

3.3.ZnO İnce Filmin Üretilmesi …………………………………………..... 17

3.4. ZnO’nun Genel Özellikleri …………………………………………..... 18

3.4.1. ZnO’nun Yapısal Özellikleri …………………………………...... 20

3.4.2. Örgü Parametreleri ……………………………………………….. 20

3.4.3. Elektronik Bant Yapısı …………………………………………… 21

3.4.4. Mekaniksel Özellikler ……………………………………………. 22

3.4.5. Termal Özellikler ………………………………………………… 22

3.4.6. Termal İletkenlik …………………………………………………. 23

3.4.7. Elektriksel Özellikleri ……………………………………………. 24

3.4.8. ZnO’in Katkılanması ...................................................................... 25

V

3.4.8.1. n-Tip Katkılama …………………………………………….. 25

3.4.8.2. p-tip Katkılama ……………………………………………... 25

3.5. Yarıiletkenlerde Elektron-Deşik Yeniden Birleşimi Ve Fotoiletkenlik.. 26

3.5.1. Direkt Olmayan Yeniden Birleşim Kinetikleri …………………... 26

3.5.2. Direkt Yeniden Birleşim Kinetikleri …………………………….. 28

3.5.2.1. Düşük Seviyeli Enjeksiyon (npo << ∆np << ppo ) …………... 29

3.5.2.2. Yüksek Seviyeli Enjeksiyon (∆np >> ppo) ………………… 29

3.6. Fotoiletkenliğin Elemanları …………………………………………… 30

3.6.1. Düzgün Hacim Soğurması İçin Yarıiletken Eşitlikler …………… 31

3.6.2. Basamak Şeklinde Aydınlatma ve Geçiş Fotoakımı …………….. 35

3.6.3. Modüle Edilebilir Fotoiletkenlik ………………………………… 37

3.6.4. Güçlü Enjeksiyon ve Bimoleküler Yeniden Birleşim …………… 40

3.6.4.1. Düşük Seviyeli Enjeksiyon ( np○<<Δ np○ <<pp○ ) ……………… 41

3.6.4.2. Yüksek seviyeli Enjeksiyon ( Δnp >> pp○ ) …………………….. 42

3.6.5. Fotoiletken Kazanç ………………………………………………. 43

3.6.6. Etkin Fotoiletkenlik ……………………………………………… 46

3.6.6.1. Soğurma Sınırlı Fotoiletkenlik ……………………………… 46

3.6.6.2. Difüzyon Sınırlı Fotoiletkenlik ……………..………………. 49

3.6.7. FCVAD Yöntemiyle Üretilen ZnO İnce Filmlerin Fotoiletkenlik

Ölçüm Yöntemi ……………………………………………………... 51

3.7. Optik Özellikler ………………………………………………………. 53

3.7.1. Temel Soğurma ………………………………………………….. 53

3.7.2. Doğrudan Geçişler ………………………………………………. 53

3.7.3. Yasaklı Doğrudan Geçişler ……………………………………… 55

3.7.4. Dolaylı Bantlar Arasında Dolaylı Geçişler ……………………… 55

3.7.5. Direk Bantlar Arasındaki Dolaylı Geçişler ……………………… 62

3.7.6. Bant Kuyrukları Arasındaki Geçişler ……………………………. 62

3.8. Filmlerin Optik Özelliklerinin Belirlenmesi ………………………….. 65

3.8.1.Soğurma Katsayısının Hesaplanması …………………………….. 65

3.8.2.Yasak Enerji Aralığının Bulunması ……………………………… 70

3.8.3.Film Kalınlığının Belirlenmesi …………………………………… 71

VI

4. ARAŞTIRMA ve BULGULAR ………………………………………… 73

4.1.Palslı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Yöntemi İle Elde

Edilen ZnO İnce Filmlerin Fotoiletkenlik Çalışmaları …………… 73

4.2. Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Yöntemi İle Elde

Edilen ZnO İnce Filmlerin Optik Özelliklerinin Belirlenmesi …….. 79

5. SONUÇLAR ve ÖNERİLER ………………………………………………. 88

KAYNAKLAR ……………………………………………………………….. 89

ÖZGEÇMİŞ …………………………………………………………………... 92

VII

ÇİZELGELER DİZİNİ SAYFA

Çizelge 3.1. Bazı yarı iletken materyallerin örgü uyumsuzlukları ve

kristal Sabitleri………………………………………………

19

Çizelge 3.2. ZnO’in sahip olduğu bazı değerler………………………….. 19

Çizelge 3.3. ZnO’nun ölçülen ve hesaplanan örgü sabitleri ve u örgü

parametresi…………………………………………………..

21

Çizelge 3.4. Hesaplanan yakın komşu bağ uzunluğu, safsızlıkların yerine

geçmiş negatif yüklerin kusur enerji seviyeleri ve alıcı yerine

geçmesinden ötürü pozitif yüklenmiş Ax merkezinin

oluşması için gerekli olan enerji……………………………...

26

Çizelge 4.1. Aynı basınç (6,5x10 Torr) farklı kalınlıktaki ZnO filmlerin

geçirgenlik ve soğurma spektrometrelerinden elde edilen

sonuçların değerlendirmesi…………………………………..

83

Çizelge 4.2. Aynı kalınlık (~236 nm) farklı basınçtaki ZnO filmlerin

geçirgenlik ve soğurma spektrometrelerinden elde edilen

sonuçların değerlendirmesi…………………………………..

84

VIII

ŞEKİLLER DİZİNİ SAYFA

Şekil 3.1. FCVAD siteminde kullanılan filtre türlerine göre oluşan

filmlerdeki makro parçacık miktarı……………………………

12

Şekil 3.2 FCVAD sisteminin şematik gösterimi ……………………….. 13

Şekil 3.3 Reaksiyon Odacığı…………………………….......................... 13

Şekil 3.4 Turbomoleküler pompa sistemi………………………………... 14

Şekil 3.5 (a) Filtrenin kendisi, (b)Atmalı Plazma Ark Kaynağı, (c)

Şematik gösterimi………………………………………………

15

Şekil 3.6 Gaz Akış-Basınç Kontrol Sistemi……………………………... 16

Şekil 3.7 Film üretiminde kullanılan O2 tüpü ve Gaz Vanası…………… 16

Şekil 3.8 ZnO’nun kristal yapılarının gösterimleri………………………. 20

Şekil 3.9 Sıcaklığın fonksiyonu olarak wurtzite yapıdaki ZnO’nun örgü

parametreleri……………………………………………............

23

Şekil 3.10 Tamamen katılaştırılmış ZnO’nun oda sıcaklığından 100 0C ye

kadar ısıtıldığında termal iletkenliğindeki değişim………………

24

Şekil 3.11 Silisyum materyalde orta seviyeye yakın bir yerde Er enerji

seviyesinde lokalize olmuş yeniden birleşim merkezi aracılığıyla

yeniden birleşim………………………………….........................

27

Şekil 3.12 GaAs de direkt yeniden birleşim. kcb=kvb olduğundan momentum

korunumu istenilen gibidir……………………………………….

28

Şekil 3.13 L uzunluğunda, W genişliğinde ve D derinliğinde kalın bir dilim

halinde olan yarıiletkenin λ dalga boylu ışık ile

aydınlatılması…………………………………………………….

31

Şekil 3.14 Azınlık taşıyıcı konsantrasyonunun zamanla değişimi.…………. 36

Şekil 3.15 Açısal frekans ω da modüle edilmiş ışık şiddeti.…………........... 37

Şekil 3.16 σ ׳ph ve σ ׳׳

ph nün frekansa bağımlılığı………………………........... 39

Şekil 3.17 Kararlı durum fotoiletkenliğinin ışık şiddetine göre davranışı…… 42

Şekil 3.18 Ohmik kontaklara sahip bir fotoiletkende kazanç…...................... 43

Şekil 3.19 Işık şiddeti ve aydınlatılmış yüzeyden itibaren fotoiletkenliğin x

ekseni boyunca bozunması………………………………….........

47

IX

Şekil 3.20 Yüzeye çok yakın ince bir bölgede fotoüretimin olması ve bunun

sonucunda taşıyıcıların balkın içine yayılması…………………..

50

Şekil 3.21 Dalga boyuna bağlı fotoiletkenlik ölçümünde kullanılan devre

şeması…………………………………………………………….

51

Şekil 3.22 Zamana bağlı Fotoiletkenlik ölçümünde kullanılan devre şeması 52

Şekil 3.23 Parabolik bir bant yapısında doğrudan geçiş…………………...... 54

Şekil 3.24 Dolaylı geçişler……………………………….............................. 56

Şekil 3.25 Soğurmanın sıcaklık bağımlılığı………………………………… 58

Şekil 3.26 İki fonon yardımlı geçişler………………………………………. 59

Şekil 3.27

Optik soğurmanın iletim bandı durumlarının doldurulmasıyla

değişimi………………………………………………………......

60

Şekil 3.28 Aşırı katkılamanın bant kenarına etkisi………………………...... 61

Şekil 3.29 Taşıyıcı yoğunluğunun soğurmaya etkisi…………………........... 61

Şekil 3.30 İletim bandına doğrudan geçişler…………………………........... 62

Şekil 3.31 GaAs' ın oda sıcaklığındaki soğurma kenarı…………………...... 63

Şekil 3.32 İletim bant kuyruğunun optik soğurma ile gözlenmesi………...... 63

Şekil 3.33 İnce bir tabakadaki soğurma…………………………………...... 67

Şekil 3.34 İnce bir filmde çok yansımalı ışık geçirimi……………………… 68

Şekil 3.35 Amorf bir yarıiletkenin soğurma katsayısının enerji ile

değişimi………………………………………………………......

70

Şekil 4.1 Dedektör Geriliminin Dalga Boyuna Karşı Değişimi …………... 73

Şekil 4.2. Kullanılan Dedektörün Spektral Duyarlılık Eğrisi ……………… 74

Şekil 4.3. Monokromatör Çıkışından Elde Edilen Işık Dağılımı ………...... 74

Şekil 4.4. Aynı Basınçta Farklı Kalınlıklarda Üretilen ZnO İnce Filmler

İçin Fotoiletkenlik Ölçümü………………………………………

75

Şekil 4.5. Aynı kalınlıklarda, farklı basınçlarda üretilen ZnO ince Filmler

için fotoiletkenlik ölçümü……………………………………......

76

Şekil 4.6 4x10-4 Torr basınçta üretilmiş 236 nm film kalınlığına sahip ZnO

ince filmin zamana bağlı fotoiletkenlik grafiği………………….

78

X

Şekil 4.7. 6.5x10-4 Torr basınçta üretilmiş 168 nm film kalınlığına sahip

ZnO ince filmin zamana bağlı fotoiletkenlik grafiği……………..

78

Şekil 4.8. 6.5x10-4 Torr basınçta üretilmiş 493 nm film kalınlığına sahip

ZnO ince filmin zamana bağlı fotoiletkenlik grafiği……………..

79

Şekil 4.9.

Aynı basınç (6,5x10-4 Torr) farklı kalınlıklarda elde edilen ZnO

ince filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı

grafiği.............................................................................................

81

Şekil 4.10.


ince filmlerin soğurma katsayısının enerjiye karşı gradiği………

82

Şekil 4.11.


ince filmler için (αE)2 nin E ye göre değişimi……………………

83

Şekil 4.12.

Aynı kalınlık (~236nm) farklı basınçlarda elde edilen ZnO ince

filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı

grafiği............................................................................................

85

Şekil 4.13. Aynı kalınlık (~236 nm) farklı basınçlarda elde edilen ZnO ince

filmlerin soğurma katsayılarının enerjiye karşı değişimi………...

86

Şekil 4.14. Aynı kalınlık (~236nm) farklı basınçlarda elde edilen ZnO ince

filmler için (αE)2 nin E ye göre değişimi……..………………….

87

XI

SEMBOLLER VE KISALTMALAR

Γph : Birim Alan Başına Düşen Foton Miktarı

EPHs : Fotoüretim Sonucunda Oluşan Elektron Deşik Çiftleri

G : Kazanç

AC : Alternatif Akım

DC : Doğru Akım

τ : Ömür

α : Soğurma Katsayısı

σ : İletkenlik

FCVAD : Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Tekniği

1. GİRİŞ Latife Nükhet ÖZBAYRAKTAR

1

1. GİRİŞ

Yarı iletkenler elektriksel özellikleri metaller ve yalıtkanlar arasında olan

materyal grubu olup bunların elektriksel karakteristikleri katkı, sıcaklık, optik

uyarım, gerilme ve benzer birçok yolla değiştirilebilmektedir. Bileşik yarı iletkenler

iki ya da daha fazla elementin birleşiminden meydana gelen yarı iletkenlerdir. ZnO

da bileşik bir yarı iletkendir. ZnO gaz sensörler, varistörler, yüzey akustik dalga

aygıtlar içeren çeşitli alanlarda kullanılan çok fonksiyonlu bir yarı iletken

materyaldir. ZnO kısa dalga boylu ışık yayıcı aygıtlar ve gün ışığına kör UV

dedektörler için umut verici bir materyaldir. ZnO önemli bir geçirgen iletken oksit

olduğu için, görünür bölgede yüksek geçirgenliğe ve doğal kusurlar ya da katkı ile

yüksek elektriksel iletkenliğe sahip bir materyale dönüştürülebildiği için güneş pili

ve düz gösterge panelleri için ideal bir pencere materyalidir.

1 nm den birkaç µm ye kadar uzanan kalınlık bölgesindeki yarıiletken ve

yalıtkan filmlerin (ince filmler) üretim teknolojileri geniş uygulama alanına sahiptir.

İnce filmlerin sentezi hacimsel materyaller için kullanılandan farklıdır. İnce filmler

çoğunlukla depolamayla elde edilirler ve ileri teknoloji uygulamaları sayılamayacak

kadar çoktur. Materyal özellikleri analiz edildiğinde bunların hacimsel yapıda ve ince

film yapısında farklılıklar gösterdiği gözlenir. Bu farklılık yüzey/hacim oranı ve/veya

yüzey içeriği, yüzey mobilitesi, yüzey topolojisi, kristalografik yönelim ve stres

etkilerine dayanır. Çeşitli materyal depolama tekniği vardır. Bu yöntemlerden biri de

atmalı plazma ark yöntemidir. Bu yöntem, ince film depolama yöntemleri içinde,

plazma yardımlı işlemlerden oluşan fiziksel buhar depolama (PVD) tekniğidir.

Plazma depolama işlemi diğer iyonla kaplama işlemlerine göre daha yüksek

iyonizasyon ve parçacık enerjisine sahiptir. Bu işlem değişik metallerin, bileşik

filmlerin ve diğer alaşım filmlerin farklı aşınma direnci, korozyon direnci ve

dekoratif uygulamalar için kullanılır.

Plasma ark işlemi sırasında, ark spotu katodu aşındırarak yüksek dereceli

iyonizasyona sahip plazmayı üretir. Yüksek iyon yoğunluğu; film morfolojisinin

kontrolü, yüksek tutunma, bileşiklerin etkin reaktif depolanmasını ve değişik

yapılarda da düzgün depolanma olmasını sağlar. Alaşımların bileşimleri genelde

1. GİRİŞ Latife Nükhet ÖZBAYRAKTAR

2

kaynaktan alt tabakaya taşınır. Depolama oranları dakikada nanometreden

mikrometreye kadar değişen geniş bir alanı kapsar. Bu çalışmada atmalı katodik

vakum ark yöntemiyle oda sıcaklığında farklı basınçlar için aynı kalınlığa sahip, aynı

basınç için farlı kalınlığa sahip ZnO ince filmler üretilerek filmlerin optik özellikleri

ve dalga boyunun değişimine göre filmlerin fotoiletkenlik özelliğinin değişimi

incelenmiştir.

Fotoiletkenlik terimi, göz önüne alınan malzemede ışığın soğurmasını takiben

iletkenliğin değişmesi ile ilgili bütün olguları kapsar. Bir yalıtkan yeteri derecede

kısa dalga boylu ışığa maruz bırakılırsa, yalıtkanın değerlik bandından iletkenlik

bandına geçişler meydana gelir. Böylece serbest elektron ve serbest deşik

yoğunlukları meydana getirilip yalıtkan, iletken haline dönüşmüş olur. Bu işlemde

önemli olan serbest taşıyıcı sayısındaki kararlı artış ve bu artışı belirleyen

taşıyıcıların ömürlerinin durumlarıdır. Yalıtkana omik bağlantı kurarak sabit bir

gerilim uygulayıp örneğe gönderildiğinde ışığın dalga boyu değiştirilerek devreye

bağlanan direnç üzerinden gerilim ölçüldüğünde fotoiletkenlik değişimi

gözlemlenebilir. Bu işlemin gerçekleşebilmesi için örnek üzerine gönderilen fotonun

enerjisinin örneğin yasak enerji aralığına eşit veya büyük olması gerekir.

Fotoiletkenlik, optik soğurma, sıcak taşıyıcı durulması, yeniden birleşme gibi birden

fazla ardı ardına veya eş zamanlı işleyişi içerdiğinden karışık bir olgudur, fakat

malzemenin birçok fiziksel özelliğinin anlaşılması açısından çok önemli bir işlemdir.

Fotoiletkenlik işlemi pratikte fotokopi makinelerinde, televizyon

kameralarında, kızılötesi detektörlerde, ışıkölçerlerde, doğrudan olmasa da fotoğrafın

geliştirilmesinde uygulama alanı bulmaktadır.

Görünür bölgede yüksek geçirgenlik ve yüksel elektriksel iletkenlik değerine

sahip Saydam İletken Oksit adı verilen ince filmlerin teknolojide kullanım alanının

giderek yaygınlaşmaktadır. Saydam iletken oksit olan ZnO ince filmlerin üretilip

optik ve fotoiletkenlik özelliklerinin incelenmesi hem bilimsel hem de teknolojik

açıdan önem taşımaktadır.

2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Latife Nükhet ÖZBAYRAKTAR

3

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR

Çinko oksit (ZnO) yüksek elektriksel ve optik geçirgenliğe, düşük bant

aralığına sahip olması nedeniyle gaz sensörleri, LED, foto rezistörler gibi opto-

elektronik cihazların yapımında tercih edilen bir materyal olmuştur. Bu

özelliklerinden dolayı ZnO üzerinde çalışıldığı ilk zamandan bu yana çeşitli üretim

yöntemleri kullanılarak kullanım amaçlarına hizmet edecek biçimde, en kaliteli ve en

ucuz olacak şekilde üretilmeye çalışılmıştır. Bugüne kadar çeşitli yöntemler

kullanılarak üretilen ZnO’in fotoiletkenliği üzerine yapılmış çalışmalar ve elde edilen

sonuçlara yazının devamında kısa kısa değinilmiştir.

Prizma yüzeyleri )0011( yöneliminde olan ZnO’in fotoiletkenliği çok yüksek

vakumda ve düşük sıcaklıklarda ölçülmüştür. Tayfsal dağılımın minimal durumda

0.2 ve 0.7 eV değerlerinde iki sıra olacak şekilde bulunduğu ortaya konulmuştur.

Periyotların bulk halindeki LO fononlarının ve yüzey fononlarının enerjileriyle eş

zamana rastladığı görülmüştür. Yüzey fononlarının karşılıklı etkileri için diğer bir

kanıtın da kristal yüzeyine yoğunlaştırılmış ksenon (Xe) verilmiştir. Ayrıca yüzey

fononlarının enerjiye uyum periyotlarının beklenildiği gibi azaldığı gözlenmiştir.

(Lüth H. 1972)

ZnO’in lineer olmayan dalga bükümünün ışık artırımıyla sıcaklık bağımlı

yapısı hakkında bilgi verilmiştir. Bu çalışmada ışık artırımı etkisindeki ZnO için

fotoiletkenlik özellikleri, ısısal uyarılmış iletkenlik ve ışık olmaksızın yüzey dalga

bükümünün sıcaklığa bağlı yapısı üzerine incelemeler yapılmış; ve bunların

fotoiletkenlik yüzeyinin hazırlanışına ve tuzaklara duyarlı olduğu saptanmıştır. Foton

dalgası üzerinde ışık artırımı (bağıl birim) dalga boyuna (mikron) bağlı grafikleri

çizilerek gösterilmiştir. ( Lim T.C., Kraut E.A., ve ark., 1976)

Üzeri içeriği n-oktadeklamin ve sterik asit olan bir boya konsantrasyonu ile

Lagmuir-Blodgett metodu aracılığı ile tek tabaka halinde kaplanan polikristal ZnO’in

fotoiletkenliğinin tayfsal duyarlılığının monotonik olmayan titreşim bağımlılığı

deneysel olarak gözlenmiştir. Gözlenen bu etkilerin aynı şartlarda üretilmiş filmlerin

ve vakumda depolanan filmlerin monotonik titreşim bağımlılığından tamamen farklı

olduğu saptanmıştır. Ayrıca boyanın monomer ve dimerlerinin dengesini tanımlayan


4

basit bir model incelenmiştir. Problemin çözümünün azalan tek tabakadaki toplam

boya konsantrasyonu gibi monomer kontsantrasyonunun titreşerek bozunan bir

fonksiyonudur. ( Savvin N.Y., Tolmachev A.V., ve ark., 1196)

Çinko nitrat çözelti kullanılarak farklı alt taban sıcaklıklarında püskürtme

tekniğiyle üretilen ZnO ince film üzerinde üretim sıcaklığının yapı üzerindeki

etkileri, optik ve elektriksel özellikleri çalışılmıştır. Bu çalışmada 180 ºC gibi bir

kritik sıcaklık belirlenmiştir. Bu sıcaklığın üzerinde üretim yapıldığında üretim

sonucunda ortaya çıkan ZnO’in c yöneliminde polikristal özelliğe sahip olduğu

görülmüştür. Bu sıcaklığın altında yapılan üretim çalışmalarında ise ZnO’in toz

halinde kaldığı, filmin üretilemediği görülmüştür. Tavlama işleminin uygulanmasıyla

bütün ürünler için en yüksek soğurmanın yarı yüksekliğinde bant aralığının 3.30 eV

olduğu saptanmıştır. Işınımdan sonra katkılanmamış (as-grown) kararlı durumdaki

ürünler için fotoiletkenliğin bir hafta civarında çok yavaş olarak bozulduğu

gözlenmiştir. Kararlı durum için aydınlık (gün ışığı) fotoiletkenliğin doyuma çok

yakın olduğu ve bu durum için aydınlık fotoiletkenliğin karanlık değerinden daha

geniş büyüklükler için en fazla dört duruma kadar çok duruma sahip olabileceği

tespit edilmiştir. 400 °C de azot ortamında tavlama işlemine tabi tutulan ürünlerin

fotoiletkenlik değerleri aydınlıkta 10-3 (Ώ.cm)-1, karanlıkta ise 10-4 (Ώ.cm)-1 bütün

ürünler için aynı değer olarak ölçülmüştür. Fotoiletkenlik geçişleri tavlama

işleminden sonra güçleşmiş ve güç kanunundan çok üslü zaman bağımlılığına doğru

değişim gösterdiği tespit edilmiştir. (Studenikin S.A., Golego N., ve ark., 1997)

Püskürtme yöntemiyle üretilen ZnO ve TiO2 (titanyum di oksit) ince filmlerin

geliştirilmiş Laplace dönüşüm metodu kullanılarak fotoiletkenlik geçişlerinden bant

aralığındaki tuzakların yoğunluğu bulunmaya çalışılmıştır. Günün periyotları

boyunca fotoiletkenliğin yavaş durulması üretilen filmler üzerinde gözlenmeye

çalışılmıştır. Bu olay derin duyarlılığa sahip hol tuzakları içeren bir model ile

tanımlanır. Bu model üzerine kurulan tuzak dağılımı geliştirilmiş Laplace dönüşüm

metodu ile hesaplanmıştır. ZnO ve TiO2 ince filmler için durumların yoğunluğu

üçüncü enerji seviyesi civarında bir pik ile gösterilmiştir. Bu filmlerin yapısal

özellikleri tarayıcı mikroskobu ve X ışını kırınımı vasıtasıyla incelenmiş her iki

filmin yapısının da gözenekli yapıda ve polikristal yapıya sahip oldukları


5

görülmüştür. Optiksel dağılım ölçümleri optiksel bant aralığının ZnO için 3,3 eV,

TiO2 için 3.1 eV olduğunu göstermiştir. Depolama işleminden sonra ZnO içerisinde

% 95 oranında azot gazı (N2) ve % 5 oranında hidrojen gazı (H2) bulunan ortamda

700 °C de tavlama işlemine tabi tutulmuş ve bu işlemden sonra karanlık iletkenliğin

arttığı gözlenmiştir. Ayrıca yine bu işlem sonucunda fotolüminisansın da 510 nm de

arttığı gözlenmiştir. Hall etkisi ölçümlerine dayanarak elde edilmiş olan elektron

mobilitesinin ve konsantrasyonunun sırasıyla ZnO için 0,1 cm2/V.s ve 9x1010 cm-3

olduğu görülmüştür. Denge durumundaki iletkenlik durulumu oda sıcaklığında 1015s

civarında bir değer almıştır. ZnO için karanlık denge değerleri σ = 3,7 Ώ-1.cm-1,

μ = 23 cm2/V.s ve n = 1x1018 cm-3 olarak bulunmuştur. (Studenikin S.A., Golego N.,

ve ark., 1998)

ZnO filmler, optiksel pompalanan lazerlerin aktif tabakaları olarak

kullanılarak geçirgenlik, yansıma, fotolüminisans, direk ve alternatif fotoakım gibi

optik ve fotoelektrik tekniklerle dikkatli olarak incelenmişlerdir. Filmlerin

homojenliği “bulk” yapıya ve yüzey özelliklerine göre değerlendirilmişlerdir. En

düşük katkısız eksiton pikinin Ex(A,B) tayfsal konumu 295 K de ( 3,323 + 0,002 ) eV

olarak tanımlanmıştır. 0.5 μm civarında oldukça küçük bir film kalınlığına sahip

olmasına rağmen, ürünlerin bant kenarlarında optik özelliklerin gerilime neden olan

değişimlerinin ortaya çıkmadığı gözlenmiştir. Derin seviye oda sıcaklığındaki

fotoakım için bulunmuş ve eksitonik özelliklerin soğurma çizgileri olarak ortaya

çıktığı gözlenmiştir. Diğer taraftan eksitonik fotoakım pikleri düşük sıcaklıklarda

gözlenmiştir. Bununla birlikte iletim mekanizması yine de kusurlara bağlı kalmıştır.

(Ullrich B., Qiu X.G., ve ark., 1999)

Püskürtme yöntemiyle hazırlanan ZnO filmler üzerinde yavaş fotoiletkenlik

geçişleri etraflı olarak çalışılmıştır. Yüzey yük kontrollü film iletkenliği, kısa bir süre

için içerisinde hidrojen gazı (H2) ve oksijen gazı (O2) bulunan bir ortamda tavlanarak

kullanılan filmlerin iletkenlik değerinin bir çok durumu için tersinir değişken

iletkenlik olası olduğu ve ışınım altında üretilen filmlerin iletkenliğinin

büyüklüğünün karanlık iletkenliğe bağlı olarak çeşitli durumlara bağlı olarak

artabileceği belirtilmiştir. Fotoiletkenlik durulmasının zıt yöntemi yüzeyde oksijenin

bulunduğu durumlar için elektron tünelleme mekanizması ile tanımlanacağı


6

söylenmiştir. Bu çalışmada üretilen filmler hidrojen ortamında 200 – 340 °C

aralığında tavlama işlemine maruz bırakılmış ve bunun sonucunda iletkenliğin

0.0012 – 6.6 ( Ω.cm )-1 aralığında, mobilitenin 0.1-28 (cm2/V.s ) aralığında,

konsantrasyonun da 0.15x1018 – 1.47x1018 cm-3 aralığında sıcaklık arttırıldıkça

arttıkları gözlenmiştir. ( Studenikin S.A., Golego N., ve ark., 1999 )

Dengelenmemiş magnetron söktürme yöntemiyle hazırlanmış ZnO ince

filmlerde, hızlı fotoyanıt etkileri gözlenmiştir. Oluşturulan filmlerin gözenekli yapıda

ve (100), (002) ve (101) kristal yönelimine sahip oldukları tespit edilmiştir. Bu

özellikler fotoyanıtın iyi bir doğrusallıkta ve minimal zaman etkilerine sahip

olduğunu ortaya koymaktadır. Düşük şiddette ( 9.5 mV/cm2, λ = 365 nm ) hızın

yükseliş zamanının 792 ms ve düşüş zamanının 805 ms olduğu gözlenmiştir. Ayrıca

bu çalışmada değişik yönelimlere sahip ZnO filmler (bu filmlerden bir tanesi ( 100 )

ve ( 002 ), ikincisi de ( 100 ), ( 002 ) ve ( 101 ) yönelimlerine sahiptir ) için

fotoakımdaki değişimin UV ışık şiddetindeki değişime bağlı olarak grafiği çizilmiş

ve bu değişimin yaklaşık olarak lineer oldukları gözlenmiştir. ( Sharma P., Mansingh

A., ve ark., 2001 )

Bu çalışmada nitrat tuzları içeren sulu çözeltinin püskürtülmesiyle ZnO

filmler hazırlanmış ve bu filmlerin yeşil ve mavi lümünisans ölçümlerine bakılmış,

yeşil ve mavi lüminisansların bağıl şiddetlerinin uyarma rejimine bağlı olduğu

gösterilmiştir. Zaman – kararlı (resolved) ve kararlı durum lüminisansı fotoiletkenlik

geçişleri boyunca çalışılmıştır. Uyarım atmasının şiddetine bağlı olarak atmalı

uyarılan lüminisans yeşil ya da mavi olurken, uyarıların devamlılığında filmden yeşil

ışık yayıldığı gözlenmiştir. Mavi olanın şiddetinin bileşeni atma şiddetine lineer

bağımlı olduğu, yeşilin şiddetinin ise kuvvet kanununa bağlı olarak üssel (α= 1/3) bir

değişim gösterdiği tespit edilmiştir. Oda sıcaklığında geçici lüminisans, hızlı (nano

saniyenin altında) ve yavaş (mikro saniye) bozunma bileşenleri içerdiği görülmüş.

Hızlı bileşen ara bant eksiton yeniden birleşimi (rekombinasyon ), yavaş bileşen ise

içerisinde çinko ve oksijen boşlukları olan donor-akseptör içeren elektron-deşik

yeniden birleşimi olarak nitelenmiştir. Bu modelde kompleks hareket ettirildiği

zaman sadece ışık yayar. Hareket ettirilen kompleksin yoğunluğu, fermi enerji

seviyesinin yerine, tüketme tabakasının kalınlığına ve de bükümüne bağlıdır.


7

Devamlı uyarılarak üretilen yeşil fotolüminisansın şiddeti yüksek olacak biçimde

seçilmiştir. Film 190 °C de depolanmış ve daha sonra içerisinde %5 hidrojen gazı,

%95 azot gazı bulunan ortamda 750 °C de tavlanmıştır. Daha sonra bu işleme tabi

tutulan filmlerin Hall etkilerine (Hall Effect) bakılmıştır. Yine bu çalışmada farklı

yöntemlerle (YAG atmalı lazer, elektron demeti ve püskürtme yöntemi ) üretilmiş

ZnO filmlerin lüminisans şiddetinin dalga boyuna göre değişimi grafik olarak

çizilmiş ve bu yöntemler arasında karşılaştırma yapılmıştır. YAG atmalı lazer

yöntemiyle üretimde farklı atma şiddetleri için ZnO üretilmiş ve fotolüminisans

şiddetinin dalga boyuna göre değişimi incelenmiştir. Ayrıca fotoiletkenliğin zamana

göre değişimi çizilmiş ve burada karanlık iletkenliğin σdark = 0.4 Ω-1 cm-1 olarak

bulunmuştur. (Studenikin S.A., Cocivera M., 2002)

Bu çalışmada elektron demeti ile buharlaştırma tekniğiyle safir alt taban

üzerine üretilmiş c yönelimli ZnO ince film tavlanarak, tavlama işleminin elektrik ve

optik özellikleri nasıl değiştirdiği incelenmiştir. Katkılanmamış ve hava ortamında

tavlanmış ZnO’in görünür bölgede renksiz ve şeffaf olduğu, ayrıca yine bu bölgede

keskin ultraviyole (mor ötesi) soğurma şiddetine sahip olduğu görülmüştür. Tavlanan

filmlerin yasak enerji bant aralığının tavlama sıcaklığına bağlı olarak 3.27 ile 3.30

eV aralığında değiştiği gözlenmiştir. Karanlık iletkenliğin yüksek değeri

fotoiletkenlik ölçümlerini güçleştirdiği için tavlama işlemine tabi tutulmamış

katkılanmamış ZnO için fotoiletkenlik ölçülememiştir. ZnO ince filmin tavlanması

karanlık iletkenliğin değerini azaltır. Bunun sonucu olarak karanlık iletkenliğe

katkıda bulunacak kusurların sayısı azalır. Bu fotoiletkenliğin kayıt edilmesine izin

verir. UV fotoiletkenlikte 800 °C de üç saat tavlanmış ZnO film için anlamlı bir

yükseliş ve elektriksel direnç büyük olduğu zaman (ρ = 36 Ω.cm ) 3.35 eV civarında

bir pik gözlenmiştir. Elde edilen sonuçların geçirgenlik spektroskopisinin verileriyle

uyumlu olduğu görülmüştür. (Aghamalyan N.R., Gambaryan I.A., ve ark., 2003 )

Buhar Fazı ile üretilen ZnO ürünler hidrojen ve/veya döteryum plazma ile

tedirgin edilerek bu ürünlerin fotoiletkenlik ve kızıl ötesi soğurma spektroskopileri

çalışılmıştır. Değerleri 180, 240 ve 310 cm-1 olan üç batta, hidrojen ile tedirgin

edilmiş ZnO’in fotoiletkenlik tayfları gözlenmiştir. Bunlar bağımsız üç hidrojen

bağlı sığ donorün elektronik geçişi için saptanmışlardır. Önceden hidrojen bağ


8

merkezi ile bağlı H-I iki elektronik taşınım IR soğurma tayfıyla 1430 ve 1480 cm-1

bulunmuştur. Fotoiletkenlik tayfı dip kısmı 350 °C de on dokuz saat süreyle hidrojen

ve döteryum plazma ile tedirgin edilen ZnO daha sonra 430 ve 800 °C lerde tavlamış

ve tavlanan bu ürünlerin direnç değerleri ölçülmüştür. Ölçülen bu direnç değerlerinin

hiçbir işlem uygulanmadan önceki değerine ulaşmamakla birlikte tavlamanın

etkisiyle yükseldiği gözlenmiştir. ( Lavrov E.V., Börrnert F., ve ark, 2005)

ZnO ince film oda sıcaklığında atmalı filtreli katodik vakum ark yöntemiyle

cam alt taban üzerine depolanmıştır. X-ışın kırınımı yardımıyla filmlerin

kristalografiık yapıları ve kristal büyüklüğü çalışılmıştır. Ölçümler bütün kristallerin

wurtzite formunda olduğunu ve yönelimlerinin (002) yönünde olduğunu göstermiştir.

Taneceik büyüklüğünün 18.9-42 nm olduğu tahmin edilmektedir. Tavlamanın

etkisiyle kristal büyüklüklerinin arttığı ve X-ışını desenlerinin de keskinlik kazandığı

gözlenmiştir. ZnO’nun optik özellikleri UV-görünür spektrometre kullanılarak

çalışılmış ve hesaplamalar zarf metodu kullanılarak hesaplanmıştır. Tavlamanın

etkisiyle filmlerin kırılma indisi azalırken soğurma katsayısı ve optiksel bant

aralığının arttığı görülmüştür. Atmalı filtreli katodik vakum ark yöntemi ile cam alt

taban üzerine depolanan ZnO ince filmler için en iyi tavlama sıcaklığının 600 °C

olduğu görülmüştür. Bu sıcaklık cam alt tabanın özelliklerinden dolayı, cam alt

tabanlar için ölçülebilen en yüksek sıcaklıktır. (Şenadım E., Kavak H., ve ark., 2006)

3. MATERYAL VE METOD Latife Nükhet ÖZBAYRAKTAR

9

3.MATERYAL METOD

3.1.Atmalı Plazma ve Filtreli Katodik Vakum Ark Yöntemi

İnce filmlerin depolanmasında birçok yöntem mevcuttur. Bu yöntemleri

aşağıdaki gibi üç ana başlık altında toplayabiliriz.

1-Sıvı Faz kimyasal işlemler

2-Fiziksel işlemler

3-Fiziksel ve kimyasal işlemler

Genel olarak üç bölüm halinde inceleyebildiğimiz ince film depolama

yöntemleri kendi içerlerinde birçok yöntemi barındırırlar. Fiziksel işlemler grubuna

giren ince film depolama yöntemlerine örnek olarak Vakum Buharlaştırma (Klasik

vakum buharlaştırma, Elektron demetiyle buharlaştırma) ve MBE (Moleculer Beam

Epitaxy) yöntemlerini, sıvı faz kimyasal işlemler grubuna kimyasal depolama

yöntemini, fiziksel ve kimyasal grubuna ise söktürme yöntemlerini (dc, rf, magnetron

söktürme, reaktif söktürme, iyon yayıcı söktürme), katodik ark depolama yöntemini

(atmalı katodik vakum ark ve dc katodik vakum ark) ve anodik vacuum ark

yöntemlerini örnek verebiliriz. Görüldüğü gibi katodik vakum ark tekniği üçüncü

grup olan fiziksel ve kimyasal işlemler grubuna dahil olmaktadır.

Vakum ark depolama tekniğinin genel olarak geçmişine baktığımızda bu

teknikle ilgili ilk dokümanlara 19. yy da rastlandığını görürüz. Rastlanan bu

kayıtlardan vakum ark depolama tekniğinin cam boşaltma tüplerinin duvarlarına

metal film depolamak için kullanıldığı anlaşılmıştır. (Wright, A.W., 1877) 1884

yılında Thomas Edison vakumda elektrik ark kullanarak elektriksel iletken bir

materyalle kaplama yöntemi için patent talebinde bulunmuştur. Edison bu yöntemi

fonografik wax (bal mumu) silindirler üzerine iletken bir tabaka depolamak için

kullanmıştır. (Edison, T.A., 1884) 1960’larda Kikuchi “Vakum Ark Buharlaştırma

Yöntemiyle Üretilen Metal Filmlerin Yapısı” isimli bir çalışma yayınlayıncaya kadar

vakum ark ile ilgili çalışmalar kesik kesik devam etmiştir. Bu çalışmadan sonra


10

vakum ark üzerine yapılan çalışmalar birden hız kazanmış ve günümüze kadar

devam etmiştir. Günümüzde de gerek vakum ark depolama sistemleri ile ilgili

araştırmalar gerekse bu sistemler ile üretilen ürünler ile ilgili araştırmalar devam

etmektedir.

Katodik Vakum Ark depolama tekniği ince film depolama yöntemleri içinde,

plazma yardımlı işlemlerden oluşan fiziksel buhar depolama (PVD) tekniğidir.

Plazma depolama işlemi diğer iyonla kaplama işlemlerine göre daha yüksek

iyonlaşma ve parçacık enerjisine sahiptir. Bu işlem değişik metallerin, bileşik

filmlerin ve diğer alaşım filmlerin farklı aşınma direnci, korozyon direnci ve

dekoratif uygulamalar için kullanılır.

Plazma ark işlemi sırasında, ark spotu katodu aşındırarak yüksek dereceli

iyonlaşmaya sahip plazmayı üretir. Yüksek iyon yoğunluğu; film morfolojisinin

kontrolü, yüksek tutunma, bileşiklerin etkin reaktif depolanmasını ve değişik

yapılarda da düzgün depolanma olmasını sağlar. Alaşımların bileşimleri genelde

kaynaktan alt tabakaya taşınır. Depolama oranları dakikada nanometreden

mikrometreye kadar değişen geniş bir alanı kapsar.

Katodik arklar şu önemli karakteristiklere sahiptir.

1) Plazma, katot yüzeyinde hızlı ve gelişigüzel hareket eden ark spotuyla

üretilir.

2) Plazma katot materyalinden elde edilir.

3) Katot yüzeyinden aşındırılan materyalin büyük bir kısmı (%10-100)

iyonlardan oluşur

4) İyonların büyük bir yüzdesi çoklu yük durumundadır (+2,+3 gibi)

5) İyonların ortalama kinetik enerjisi yüksektir (10-100 eV)

Bu fiziksel karakteristikler, filmler ve kaplamaların depolanmasında

aşağıdaki özellikleri sağlar.

1) Film morfolojisi üzerinde mükemmel kontrol

2) Düşük alt tabaka sıcaklıkları


11

3) Yüksek film yoğunluğu

4) Bileşik filmlerin etkin sentezi

5) Yüksek film tutunması

6) Düzlemsel olmayan yüzeylerde de mükemmel kaplama düzgünlüğü

7) Alaşım bileşenlerinin kaynaktan alt tabakaya taşınması

Plazma, elektriksel olarak nötral olan ve rasgele doğrultularda birlikte hareket

eden hemen hemen eşit yoğunluktaki pozitif ve negatif parçacıklar topluluğudur.

Atmalı plazma sisteminde bu ortam bir defaya mahsus yüksek derecede gerilim

(yaklaşık 24000V) daha sonra da sabit bir gerilim (yaklaşık 600V) uygulanarak

sağlanmaktadır. Uygulanan 24000 V luk gerilim ile katottan üretilen materyalle bir

ark spotu oluşturulur. Oluşan ark spotu katodu aşındırarak plazmayı oluşturur.

Oluşan plazma polarize olur ve anottan katoda doğru ilerleyerek alt tabanın üzerine

düşer ve böylece film depolanmış olur.

Katodik vakum ark depolama sistemi, güç kaynağının tanımlanmasına bağlı

olarak sürekli ark kaynakları (DC katodik vakum ark) ve atmalı ark kaynakları

(Atmalı katodik vakum ark) olmak üzere iki grupta toplanabilir. DC katodik vakum

ark depolama yöntemi geniş yüzeylerin kaplanmasına olanak verirken kalınlık

kontrolünü sağlama atmalı katodik vakum ark tekniğine göre daha zordur. Atmalı ark

kaynakları ise depolama üzerinde iyi kontrol sağlayan ve böylece metalik ince film

ve monolayer seviyelerine kadar uzanan kalınlık bölgesinde üretime izin veren

tetikleme sistemidir. DC katodik vakum ark yöntemine göre dezavantajı daha küçük

alanları kaplar.

Katodik vakum ark depolama tekniğinin tek dezavantajı makro parçacık

üretimidir. Bunlar ise manyetik indüklenen katot spot hareketiyle, katot akım

yoğunluğu ve katot yüzey sıcaklığı azaltılarak ve reaktif gaz eklenmesiyle

azaltılabilir. Ayrıca plazmadaki makro parçacık miktarını azaltmak için filtreler

kullanılmaktadır. Makro parçacık filtreler kapalı ve açık olmak üzere ikiye ayrılır ve

19 türü vardır. Filtreler ile ilgili çalışmalar hala devam etmektedir. Bu konuyla ilgili

en son çalışma geliştirilmiş çift belli filtredir. Yapılan çalışmalarda geliştirilmiş çift

belli filtre kullanıldığında depolanan filmdeki makro parçacık oranının en aza indiği


12

görülmüştür. Aşağıdaki şekilde tek eğimli bir filtre kullanıldığında, çift belli bir filtre

kullanıldığında ve geliştirilmiş çift belli filtre kullanıldığında depolanan filmdeki

makro parçacık miktarı arasındaki fark açık bir şekilde görülmektedir.

(a) (b) (c)

Şekil 3.1. PFCVAD siteminde kullanılan filtre türlerine göre oluşan filmlerdeki makro parçacık miktarı. (a) Geleneksel filtre kullanılarak, (b) çift belli filtre kullanılarak, (c) geliştirilmiş çift belli filtre kullanılarak üretilen aynı malzemeden üretilmiş ince filmlerde bulunan makro parçacık miktarları (NTI, 2000)

Filtre kullanımı makro parçacıkların sayısını azaltırken depolama oranını

düşürür. Depolama oranını arttırmanın iki yolu vardır.

1) Atma akımını arttırmak

2) Ark akımını arttırmak (Bilek, M, 2003)

Bu iki yöntem uygulanarak depolama oranları arttırılabilir.

3.2. ZnO İnce Film Üretiminde Kullanılan PFCVAD Sistemin Yapısı ve Sistemi

Oluşturan Elemanlar

Şekil 3.2. de ZnO üretiminde kullanılan PFCAVD sistemi şematik olarak

gösterilmiştir. Sistemi oluşturan elemanlar ve özellikleri konunun devamında

tanıtılmıştır. Şeklin üzerindeki rakamlar sistemi oluşturan elemanın hangi bölümde

anlatıldığını göstermektedir.


13

:

Şekil 3.2. PFCVAD sisteminin şematik gösterimi

3.2.1.Reaksiyon Odacığı

Şekil.3.3. Reaksiyon Odacığı

Reaksiyon odacığı manyetik alan girişine izin veren 304 paslanmaz çelikten

yapılmıştır. Yarıçapı 24.3 cm, boyu 38.5 cm dir. 1 Thermo couple gauge, 1 ion

gauge, 1 gözlem penceresi, gaz akış kontrol ve kalınlık ölçme, 1 valf ve alt taban

tutucu girişleri bulunmaktadır. Vakuma alındığında basınç 1.3 x 10-8 Torr’a kadar

düşebilmektedir.


14

3.2.2.Turbomoleküler Pompa Sistemi

Şekil 3.4. Turbomoleküler pompa sistem

Vakum pompası aşağıdaki özelliklere sahiptir. Sahip olduğu bu özellikler

sayesinde reaksiyon odacığının havası boşaltılıp vakum ortamı oluşturulabilmektedir.

Boşaltılma işlemi sonucunda taban basıncı 1.3 x 10-8 Torr’a kadar

düşürülebilmektedir.

Dönme hızı dakikada 42.000 devir

Taban basıncı <1x 10-10 Torr

Pompalama Hızı

N2=550 l/s

He=600 l/s

H2 = 510 l/s

Sıkıştırma Oranı

N2 : >1x109

He: 1x 107

H2 : 1x106


15

3.2.3.Atmalı Plazma Ark Kaynağı

(a) (b)

(c)

Şekil 3.5. (a) Filtrenin kendisi, (b)Atmalı Plazma Ark Kaynağı, (c) Şematik gösterimi

Atmalı tetiklemeyle 0.1 monolayer hassaslığında kalınlık kontrolü

yapılabilmektedir. Bu kontrol çok ince filmlerin üretilebilmesine olanak sağlar. Şekil

3.5 de plazma tabancasının şekli görülmektedir. ZnO ince film depolamada

kullanılan plazma tabancasının özellikleri aşağıda açıklanmıştır.

1) Katot çıkışı : Çıkış gerilimi plazma tabancasının katoduyla bağlantılıdır.

Çıkış kablosu 15 kV’ta sınırlıdır. Kaynak materyalde atma deşarjı 750 volt, 650 A ve

600 µs’dir.

2) Tetikleyici çıkışı : Plazma tabancasının tetikleyicisiyle bağlantılıdır. Çıkış

kablosu 25 kV’ta sınırlıdır. Tetikleyici devrede atma deşarjı 24 kV, 150 mA ve 70

µs’dir.

3) Anot çıkışı : Çıkış gerilimi plazma tabancasının anoduyla bağlantılıdır.


16

3.2.4.Gaz Akış-Basınç Kontrol Sistemi

Şekil 3.6. Gaz Akış-Basınç Kontrol Sistemi

Gaz akış-basınç kontrol sistemi gaz akışının ve basınç kontrolünü sağlar. 4

akış ve 1 basınç kanalı bulunmaktadır. Bu sistem sayesinde reaksiyon odacığına

giren gaz miktarını ayarlayabilme olanağına sahip oluyoruz. Dolayısıyla reaksiyon

odacığının sahip olacağı basıncı da ayarlayabiliyoruz.

3.2.5.Oksijen Tüpü

Şekil 3.7. Film üretiminde kullanılan O2 tüpü ve Gaz Vanası

Oksijen tüpünden reaksiyon odacığına oksijen gazı göndererek hem film

üretimi için gerekli basıncı hem de ZnO (çinko oksit) ince film üretmek için ortamda

gerekli oksijeni sağlamış oluyoruz.


17

3.2.6.Katot ve Alt Tabaka

Bizim sistemimizde katot olarak %99,99 saflıkta Zn (çinko) tel kullanılmıştır.

Zn tel istenilen uzunlukta kesilip katot tutucuya yerleştirilir. Alt taban olarak da cam

kullanılmıştır. ZnO ince film cam alt taban üzerine depolanmıştır.

3.3. ZnO İnce Filmin Üretilmesi

İlk olarak üzerine film depolanacak olan cam alt taban temizleme işleminden

geçirilir. Cam önce yıkanarak temizlenir; daha sonra yıkama asitinin içerisinde bir

süre bekletilir. Bekleme işleminden sonra saf suyla üzerindeki asitten arındırılır. Son

olarak da ilk önce metanolle doldurulmuş behere sonrasında 2-propanolle

doldurulmuş behere daldırılıp çıkarıldıktan sonra kuruma işlemine tabi tutulur.

İkinci olarak içerisi daha önceden metanol ile temizlenmiş olan reaksiyon

odacığının içerisinde bulunan katot tutucuya istenilen uzunlukta çinko tel

yerleştirilir. Sonrasında katot filtrenin girişinde bulunan anota doğru

yerleştirilir.Temizlenmiş olan cam alt taban da alt taban tutucuya yerleştirildikten

sonra alt taban tutucunun filtrenin tam alt kısmına ortalanarak yerleştirilir. Bütün bu

işlemler tamamlandıktan sonra reaksiyon odacığının kapağı kapatılır. Reaksiyon

odacığının üzerinde bulunan valfin kapalı olduğundan emin olunduktan sonra vakum

pompası çalıştırılır. Odacığın içerisindeki basınç 1x10-3 Torr seviyesine kadar termo

couple gauge den gözlenebilir. Bu değerden daha düşük basınçları iyon gauge den

gözlemlenir. Sistem taban basıncına ulaştıktan sonra ortama oksijen gazı verilerek

basınç yükseltilir. Basınç 10-4 Torr seviyelerine geldiğinde istediğimiz değeri içeri

giren gaz miktarını değiştirerek ayarlanır. Basınç ayarını yaptıktan sonra iki atma

arasındaki süreyi belirlediğimiz atmalı plazma ark kaynağının düğmesini yukarı

kaldırarak katoda gerilim uygulanmasını sağlanır. Uygulanan ilk gerilimin değeri

24000 V tur. Bu gerilim katodu aşındırarak ark spotunun oluşmasını sağlar. Bu

gerilim ile oluşan ark spotu daha sonra uygulanan 600 V luk gerilim ile katodu

aşındırarak plazmanın oluşmasına neden olur. Oluşan plazma katot ile anot arasında


18

polarize olur. Böylece katottan anota doğru hareket edebilir. Plazma, filtrenin

etrafına sarılı olan tellerden kaynaklanan manyetik alan ile saptırılarak içerisinde

bulunan makro parçacıkların filtrenin içerisinde kalması sağlanır. Filtreden geçen

plazma filtrenin alt kısmına yerleştirilmiş cam alt taban üzerine düşer. Böylece ZnO

ince film depolanmış olur.

3.4. ZnO’nun Genel Özellikleri

ZnO ince filmler, geniş eksiton bağlanma enerjisi ve geniş band aralığına

sahip olduğundan dolayı yüksek frekanslı yüzey aygıtları, UV dedektör, LD’ler,

LED’ler gibi optiksel aygıtlar için kullanılabilen çok geniş uygulama alanlarına sahip

ince filmlerdir. ZnO ince filmler görünür bölgede yüksek geçirgenlik ve yüksek

elektriksel iletkenlik değerine sahip saydam iletken oksit filmlerdir. Sahip olduğu

özelliklerden dolayı ZnO ince filmler çalışıldığı ilk günden bu yana bir çok ince film

depolama yöntemiyle üretilmiş ve üretilen bu filmlerin elektriksel, optik ve yapısal

özellikleri incelenmiştir. Günümüzde de ZnO ile ilgili çalışmalar devam etmektedir.

Günümüze kadar üretilen ZnO ince filmlerin çoğu safir (Al2O3) üzerine

depolanmıştır; fakat ZnO ince film ve safir alt taban arasında %18’lik geniş bir örgü

uyumsuzluğu mevcuttur. Bu örgü uyumsuzluğundan dolayı ZnO ince filmler Si, GaN

gibi diğer alt tabanlar üzerine de depolanmışlardır. ZnO ince film ile GaN alt taban

arasındaki örgü uyumsuzluğu sadece % 1.8 dir. Bu değer ZnO ile Al2O3 arasındaki

uyumsuzluk değerinden oldukça küçüktür. Çizelge 3.1. de farklı alt tabanlar için bu

alt tabanlar ile ZnO ince filmler arasındaki örgü uyumsuzluğu gösterilmiştir.


19

Çizelge 3.1. Bazı yarı iletken materyallerin örgü uyumsuzlukları ve kristal sabitleri (Fons, 1999)

ZnO ince filmler kendi doğalarından dolayı n-tipi yapıya sahiplerdir. P-tipi

ZnO ince film elde etmek için n-tipi ZnO ince filmleri katkılamak gerekir. P-tipi

ZnO ince filmler elektriksel aygıtlar için yapılan uygulamalar açısından oldukça

önem taşımaktadırlar. Güvenilir bir p-tipi ZnO ince filmin üretilmesi ZnO

optoelektronik aygıtların gelişimini oldukça hızlandıracaktır. Çizelge 3.2 de ZnO

ince film için çeşitli parametrelerin aldıkları değerler gösterilmektedir.

Çizelge 3.2. ZnO’in sahip olduğu bazı değerler Özellik Değer 300 K’ deki örgü parametreleri a0 c0 a0 /c0

0.32495 nm 0.52069 nm 1.602 (hegzagonal yapı için ideal olanı 1.633)

Yoğunluk 5.606 g/cm3

Erime Noktası 1975 oC Termal iletkenliği 0.6 , 1-1.2 Statik Dielektrik sabiti 8.656 Kırılma indisi 2.37 Enerji-Bant aralığı 3.3 eV Özdirenç 10-1 - 10-4 Ωcm Kristal Wurtzite


20

Yukarıdaki tabloda görülen değerler depolama yöntemlerinin farklılığına ve

depolama şartlarına göre çok küçük değişimler gösterebilir.

3.4.1. ZnO’nun Yapısal Özellikleri

Şekil 3.8. ZnO’nun kristal yapılarının gösterimleri (a)Kaya tuzu, (b) Zinc Blende, (c)Wurtzite (Jaffee, 1993)

II-IV bileşiklerinin çoğu ya kübik ya zinc blende ya da hekzagonal wurtzite

yapısına sahiptir. ZnO te II-IV grubuna ait bileşik bir yarıiletkendir. Sınırdaki

iyonizitesi kovalent ve iyonik yarıiletkenler arasındadır. ZnO’in kristal yapısı Şekil

3.8 de gösterildiği gibi kaya tuzu, zincblende veya wurtzite yapıda olabilir. Jaffee ve

Hess tarafından atomik orbitaller teorisinin periyodik Hartree-Fock lineer

kombinasyonu kullanılarak ZnO’in farklı yapıları için taban durum toplam

enerjisinin hesaplanmasından wurtzite yapının en termodinamiksel kararlı fazda

görüldüğü saptanmıştır.

3.4.2. Örgü Parametreleri

Örgü Parametreleri, özellikle bir yarıiletken aygıt geliştirileceğinde, göz

önünde bulundurulması gereken çok önemli parametrelerdir. Yarıiletkenlerin örgü

parametrelerini tanımlayan dört ana faktör vardır. İlk faktör iletim bandının en alt

kısmında elektronlarla doldurulmuş bölgenin potansiyelini etkileyen serbest elektron

konsantrasyonudur. İkinci faktör, safsızlıkların ve kusurların konsantrasyonu, bu

kusurlar ve safsızlıkların ve bunların yerlerine geçmiş olan matris iyonlarının


21

yarıçapları arasındaki farktır. Üçüncü faktör ise yüzey gerilimidir. Son faktör ise

yarıiletkenlerin sıcaklık bağımlılığıdır. Çizelge 3.3 de wurtzite yapıdaki ZnO’nun

bazı örgü sabitleri gösterilmektedir.

Çizelge 3.3. ZnO’nun ölçülen ve hesaplanan örgü sabitleri ve u örgü parametresi (Rössler, 1969)

3.4.3. Elektronik Bant Yapısı

Bir yarıiletkenin bant yapısını bilmek, o yarıiletken elektronik aygıtlara

uygulandığında elektronik aygıtın performansını analiz etmek açısından önemlidir.

Farklı kristal yapıya sahip ZnO’in bant yapısını hesaplamakta kullanılan farklı

karmaşıklık derecelerine sahip birçok teorik model vardır. Normalde elektronik kor

seviyelerini ölçmek için X ışını, UV soğurma, yansıma ve emisyon teknikleri

kullanılır. Bu araştırma alanında yaygın olarak kullanılan fotoelektron spektroskopisi

(PES), açı çözümlemeli fotoelektron spektroskopisi gibi diğer tekniklerde mevcuttur.

ZnO’e ait kor elektron enerji seviyelerinin deneysel verileri Langer ve Vesely

tarafından açıklanmıştır. Deneylerinde fotoemisyon spektroskopisine neden olan X

ışınları kullanmışlardır. Bu çalışmadan çıkan iki ana sonuçtan ilki ZnO’in 3d

seviyesine Zn atomunun yerleştiği açık olarak saptanmıştır. İkincisi ise açısal

momentum bağımlılığının bulunmasıdır. 3d seviyesindeki Zn atomuyla ilgili birçok

deney yapılmıştır. Bu deneyler sonucunda seviyenin bazı türlerinde nicel

uyuşmazlıklar olduğu ve Zn 3d durumunun yerleşimininin kesin olarak önceden

söylenemeyeceği ifade edilmiştir.


22

3.4.4. Mekaniksel Özellikler

Mekaniksel özellikler yarıiletkenin piezoelektrik, bulk modülü gibi

özellikleriyle ilişkili olması açısından çok büyük önem taşır. Hekzagonal kristaller

için C11, C33, C12, C13, C14 olmak üzere beş bağımsız elastik sabiti vardır.

Düşük simetrili ZnO wurtzite yapı kendiliğinden var olan polarizasyona

neden olur. Fakat ferroelektrik olmayan materyallerde bu kendiliğinden olan

polarizasyon değerlerini ölçmek oldukça zordur. Geleneksel yaklaşım kullanılarak

oluşturulan bazı deneyler vardır. Bu deneylerde aynı materyalin düşük ve yüksek

simetrili yapıları için kendiliğinden olan polarizasyon değerleri belirlenir ve

birbirleriyle karşılaştırılır.

Tipik sertlik ölçümleri üçgen veya küresel şekil gibi kesin şekillere sahip olan

geleneksel elmas uç tip kullanılarak yapılır. Materyalin sertliği ile ilgili bilgiler

derinliğe duyarlı girinti ölçümlerinden elde edilebilir. ZnO bulk materyal için

deneysel ve teorik sonuçlar arasında iyi bir uyum gözlenmektedir. Teoriden

hesaplamalar sonucu olması beklenen elastik sabitler wurtzite yapıdaki ZnO’in

gerçek verileriyle oldukça tutarlı olduğu görülmüştür.

3.4.5. Termal Özellikler

Sıcaklığın değişimi yarıiletkenlerin örgü parametrelerini etkiler. αα

∆ ve cc

∆

oranları ile açıklanan termal yayılım katsayısı (TEC), örgü parametreleri α ve c’nin

nicel sıcaklık bağımlılığı kullanılarak belirlenebilir. Materyalin sahip olduğu

stokiyometri, kusurlar ve serbest taşıyıcı konsantrasyonu TEC’yi etkiler. X ışın güç

kırınımı kullanılarak ZnO’in örgü parametrelerinin sıcaklık bağımlılığı Reeber

tarafından ölçülmüştür. Sonuçlar Şekil 3.9 de gösterilmektedir.


23

Şekil 3.9. Sıcaklığın fonksiyonu olarak wurtzite yapıdaki ZnO’nun örgü parametreleri (Reeber, 1970)

3.4.6. Termal İletkenlik

Termal iletkenlik titreşim, dönme ve serbestlik elektronik derecesi ile

belirlenir. Materyaller yüksek güçte, yüksek sıcaklıkta veya optoelektronik aygıtlarda

kullanıldığında bu özellik gerçekten büyük önem taşır. Hafif taşıyıcı

konsantrasyonuna sahip yarıiletkenlerde elektronik termal iletkenliği ihmal

edilebilecek kadar küçük olur. Yüksek derecede saflığa sahip olan yarıiletken

materyallerde idealde fonon-fonon saçılması debye sıcaklığından daha yüksek

sıcaklıklarda T-1 ile orantılıdır. ZnO’teki nokta kusurları ZnO materyalinin termal

iletkenliğini etkiler.

Tamamen katılaştırılmış (sinter) ZnO’nun termal iletkenliği oda sıcaklığından

100 ºC ye kadar ölçülmüş ve baskın saçılma mekanizmasının dirençli fonon- fonon

etkileşimi olduğu gözlenmiştir. (D.I. Florescu, D.G. Mourokh ve ark., 2002)


24

Şekil 3.10. Tamamen katılaştırılmış ZnO’nun oda sıcaklığından 100 0C ye kadar ısıtıldığında termal iletkenliğindeki değişim (Flourescu, 2002)

3.4.7. Elektriksel Özellikleri

Geniş band aralığı ( yaklaşık olarak 60meV) ile direkt ve geniş bant aralığına

sahip ZnO yarıiletken ince filmler elektronik ve optik aygıtlar için iyi adaylardır.

Geniş bant aralığına sahip bir materyal kullanılarak üretilen aygıtlar yüksek kırılma

voltajına, düşük gürültüye sahip olurlar. Ayrıca bu aygıtlar yüksek sıcaklıklarda ve

yüksek güçlerde çalıştırılabilirler. Yarıiletkendeki elektron geçiş performansları

düşük ve yüksek elektrik alanda farklılıklar gösterir.

Düşük elektriksel alanda, ZnO’in sahip olduğu elektronların enerji dağılımı

fazla değişime uğramaz. Çünkü elektronlar uygulanan elektrik alandan fazla enerji

alamazlar. Bu nedenle elektron mobiliteleri sabit olacaktır. Saçılma oranı, elektron

mobilitesi ile belirlendiğinden, fazla değişime uğramayacaktır.

Yüksek elektrik alanda, uygulanan elektrik alandan dolayı elektronların

enerjileri kendi termal enerjileriyle karşılaştırılabilir. Elektron dağılım fonksiyonu

dengede sahip olduğu değerden daha uzak bir değere doğru sapacaktır. Bu

elektronlar örgü sıcaklığından daha yüksek sıcaklığa sahip sıcak elektronlar


25

olmaktadır. Elektron sürüklenme hızları kararlı durumda sahip oldukları sürüklenme

hızından büyüktür. Bu nedenle yüksek frekansa sahip aygıtlar yapmak olasıdır.

3.4.8. ZnO’in Katkılanması

3.4.8.1. n-Tipi Katkılama

Genellikle katkılanmamış ZnO sahip olduğu doğal kusurlardan dolayı n-tip

özellik gösterir. Bir açıklamaya göre saf Zn enerjileri 30~50 meV olan baskın sığ

vericilere sahiptir. Diğer bir varsayım da baskın donorların iyonizasyon enerjisi 30

meV olan hidrojenden geldiğidir. Bu öneri ZnO’in üretildiği hemen hemen bütün

üretim tekniklerinde hidrojen bulunduğu varsayımı üzerine kurulmuştur. Bu nedenle

ZnO ince film içerisine hidrojen girmesi olasıdır. N-tip ZnO Al, Ga ve In metallerle

katkılandığında yüksek iletkenliğe ulaşabilir. Düşük özdirençli ZnO ince filmler

geçirgen omik kontaklar olarak kullanılabilirler.

3.2.8.2. p-Tipi Katkılama

Düşük enerjili doğal kusurlarından dolayı p-tipi ZnO üretmek zordur. Li, Cu,

Ag ve Zn ZnO’da akseptörün olası adaylarıdır. Fakat bu elementler normalden derin

akseptör seviyeleri oluştururlar; dolayısıyla iletime çok fazla katkıları olmaz. P-tip

ZnO üretmek için iki olası yol vardır. Birinci yol Li, Na, K gibi birinci grup

elementlerini Zn kenarlarının içerisinde kullanmak, diğer yol ise N, P, As gibi

beşinci grup elementlerini O kenarlarının içerisinde kullanmak. I. Grup sığ akseptör

seviyelerine ulaşmada IV. Gruptan daha iyi olabilir. I. Grup metalleri için geniş bağ

uzunlukları gözlenirken, bu metaller filmde boşluklar gibi doğal kusurlar

oluştururlar. Bu boşluklar katkılama etkisini azaltır. Bu nedenle bu metallerle p-tipi

ZnO üretmek zordur. N hariç IV. Grup elementlerinin çoğu benzer sebeplerden

dolayı p-tipi ZnO üretmek için iyi birer aday değillerdir. Bu nedenle N p-tipi

katkılama için en iyi aday olabilir.( Kobayashi A., Sankey O.F ve ark, 1983) Çizelge

3.4. de bazı bağ uzunluk verileri gösterilmektedir.


26

Çizelge 3.4. Hesaplanan yakın komşu bağ uzunluğu, safsızlıkların yerine geçmiş negatif yüklerin kusur enerji seviyeleri ve akseptörlerin yerine geçilmesinden ötürü pozitif yüklenmiş AX merkezinin oluşması için gerekli olan enerji (Kanai, 1991)

3.5. Yarıiletkenlerde Elektron-Deşik Yeniden Birleşimi ve Fotoiletkenlik

3.5.1. Direkt Olmayan Yeniden Birleşim Kinetikleri

Bu bölümde direkt olmayan yasak enerji bant aralığına sahip p-tipi bir

yarıiletkende azınlık taşıyıcıların (elektronların) yeniden birleşimi ele alınacaktır.

Direkt olmayan yasak enerji bant aralığına sahip yarıiletkenlerde yeniden birleşim

mekanizmaları yeniden birleşim merkezleri içerirler. Yeniden birleşim olurken

momentumun Şekil 3.11. de gösterildiği gibi korunması gerekir.


27

Şekil 3.11. Silisyum materyalde orta seviyeye yakın bir yerde Er enerji seviyesinde lokalize olmuş yeniden birleşim merkezi aracılığıyla yeniden birleşim (Kasap, 2001) Elektron Er enerji seviyesinde bulunan yeniden birleşim merkezi tarafından

yakalandığında yeniden birleşim meydana gelir. Elektron yakalanır yakalanmaz p-

tipi yarıiletkenlerde deşiklerin sayısı elektronların sayısından çok olduğundan deşik

ile yeniden birleşime uğrar. Diğer bir deyişle, çoğu çoğunluk taşıyıcıları yeniden

birleşim oranını sınırladığından azınlık taşıyıcılarının esas yakalanma işlemi yeniden

birleşim merkezinde gerçekleşir. Bu nedenle τe elektron yeniden birleşim zamanı olmak

üzere elektronlar merkez tarafından yakalanacağından, τe’yi şu şekilde ifade

edebiliriz.

1e

r r thS Nτ

υ= (3.1)

Denklem 3.1 de Sr merkezin yakalama (veya yeniden birleşim) tesir kesitini, Nr

merkezin konsantrasyonunu ve υth de * 2(1/ 2) (3/ 2)e thm kTυ = ile verilen termal hız

etkisi olarak alabileceğimiz iletim elektronlarının hızını ifade etmektedir.

Denklem 1.1. az miktarda doldurulma durumlarında (ppo >> np˚ olduğu

durumlarda) mantıklı sonuçlar verir. Daha genel direkt olmayan yeniden birleşim

durumları için Shockley-Read-Hall istatistiği olarak adlandırılan istatistik ile

açıklanmaktadır. Bu istatistik, düşük doldurma seviyeleri için denklem 3.1. ile

verilen eşitliğe ulaşır. Bu eşitlik çok ideal fiziksel durumlar için türetilmiştir.


28

3.5.2. Direkt Yeniden Birleşim Kinetikleri

Şekil 3.12. GaAs de direkt yeniden birleşim. kcb=kvb olduğundan momentum korunumu istenilen gibidir. (Kasap, 2001)

Yukarıdaki şekilde CB, iletim bandını, VB, değerlik bandını göstermektedir.

Burada katkılanmış GaAs gibi direkt bant aralığına sahip p-tipi yarıiletkende oluşan

yeniden birleşim olayı göz önüne alınmaktadır. Yeniden birleşim Şekil 3.12 de

gösterilen bir elektron-deşik çiftinin direkt olarak karşılaşmasını içerir. Burada

fazlalık elektron ve deşiklerin enjekte edildiği varsayılmaktadır, ∆np fazlalık elektron

konsantrasyonu ve ∆pp de fazlalık deşik konsantrasyonudur. ∆np nin sadece yeniden

birleşim ve termal yeniden oluşum ile kontrol edilebildiğini varsayılmaktadır.

Yeniden birleşim oranı nppp ile, termal yeniden oluşum npoppo ile orantılı olacaktır.

Karanlık durumda meydana gelen dengede termal yeniden oluşum oranı yeniden

birleşim oranına eşittir. Bu durumda ikisi de nnoppo ile orantılıdır. ∆np nin değişim

oranı

][ popoppp pnpnB

tn

−=∂

∆∂− (3.2.)


29

3.2. denkleminde görülen B, direk yeniden birleşim yakalama katsayısı olarak

adlandırılan bir orantı sabitidir.

3.5.2.1. Düşük Seviyeli Enjeksiyon (npo << ∆np << ppo )

Düşük seviyeli enjeksiyon ile np ≈∆np ve pp≈ ppo + ∆pp ≈ ppo ≈ Na (alıcı

katkılama konsantrasyonu) olur. Bundan dolayı bu yaklaşım ile 3.2 denkleminden

ppop nBp

tn

∆=∂

∆∂− (3.3)

şeklinde elde edilir.

3.3 eşitliği ile yeniden birleşim zamanı τr nin tanımı ile karşılaştırıldığında

r

pp ntn

τ

∆=

∂

∆∂− (3.4)

olur. Gerekli düzenlemeler yapıldıktan sonra

opor BNBp

11==τ (3.5)

eşitliği elde edilir. Bu eşitlik düşük seviyeli enjeksiyon şartları altında geçerlidir.

3.5.2.2. Yüksek Seviyeli Enjeksiyon (∆np >> ppo)

Bu şartı denklem 3.2 de kolayca gösterebiliriz.

2)( pppp nBpnB

tn

∆=∆∆=∂

∆∂− (3.6)


30

pp nBpB ∆=

∆=

11τ (3.7)

Denklem 1.7’den yüksek seviyeli enjeksiyon şartları altında τe ömrünün enjekte

edilmiş taşıyıcı konsantrasyonu ile ters orantılı olduğu görülmektedir. Fotoüretim

olduğunda birim zamandaki birim hacim başına düşen elektron çiftleri (Gph) oranında

ne olduğu ele alınacaktır. Fotoüretim oranı yeniden birleşim oranına eşit olduğu

zaman kararlı duruma ulaşılacaktır. Bu denklem 3.8 ile ifade edilir.

[ ]pph p p po po

yenidenbirleşim

nG B n p n p

t∂∆

= = − ∂ (3.8)

3.6. Fotoiletkenliğin Elemanları

Fotoiletkenlik, foton soğurulduğunda üretilen serbest taşıyıcıların sayısındaki

artıştan sonuçlanan elektriksel iletkenlikteki değişme (artma veya azalma) olarak

tanımlanır.

Fotoiletkenlik işlemi, peş peşe meydana gelen veya eş zamanlı olarak

gerçekleşen olaylar dizisini içerir. Bu nedenle fotoiletkenlik karşımıza karmaşık bir

olgu olarak çıkar; fakat malzemenin fiziksel özelliklerinin anlaşılması açısından

oldukça önemlidir.

Tarihsel olarak fotoiletkenlik konusu ilk olarak bir telgraf şirketinde elektrikçi

olan Willoughby Smith tarafından araştırıldı. Willoughby Smith Xerografi’nin

gelişiminde oldukça önemli olan selenyum (Se) elementi üzerine incelemelerde

bulunmuştur. Smith, deniz altındaki telgraf kabloları testinde Se çubuğu bir resistör

gibi kullanarak ışık sızdırmayan bir kutu içerisinde bir ışık kaynağı meydana getirip

getirmediklerini inceleyerek kabloların yük dirençlerini bulmuştur.


31

3.6.1. Düzgün Hacim Soğurması İçin Yarıiletken Eşitlikler

Şekil 3.13. L uzunluğunda, W genişliğinde ve D derinliğinde kalın bir dilim halinde olan yarıiletkenin λ dalga boylu ışık ile aydınlatılması (Kasap, 2001)

Fotoiletken dedektörler tipik olarak basit bir metal-fotoiletken-metal yapıya

sahiptirler. Bu yapı Şekil 3.13 de şematik olarak gösterilmiştir. İki elektrot,

çalışılmak istenen dalga boylarında, istenilen kuantum verimi ve soğurma katsayısına

sahip olan bir yarıiletkene takılır. Fotonlar yarıiletken ve fotoüretim elektron-deşik

çiftleri (EPHs) tarafından soğurulur. Bunların sonucunda yarıiletkenin iletkenliği

artar. Bu artıştan dolayı Şekil 3.13 de gösterildiği gibi oluşan Iph fotoakımı olan dış

akımdaki artıştır. Fotoiletkenin ani bir basamak ışığı ile aydınlatıldığını varsayalım. Birim

saniyede birim alan başına düşen foton miktarı Γph olarak gösterilirse buradan Γph yi

Γph= L○/һυ şeklinde ifade edebiliriz. Burada һυ fotonun enerjisi, Lο ışık

yoğunluğudur.

Asıl soğurulan ışık yoğunluğu Lab (birim saniyede birim alan başına

soğurulan enerji)

. [1 exp( )]abL T L Dο α= − − (3.9)


32

olur. Bu ifadede T hava-yarıiletken yüzey geçirgenliği, L0 yarıiletken üzerindeki ışık

yoğunluğunu, α ise soğurma katsayısını göstermektedir. Şekil 3.13 de aydınlanan

yüzeyde olan uzaklığın fotoüretime olan oranındaki değişim ihmal edilerek problem

basitleştirilmeye çalışılmıştır. Her x noktasındaki ışık yoğunluğu T. L○.exp(-αx) dir

ve gph, x uzaklığı ile azalır. Hesaplamalar yapılırken gph’nin uzaysal değişimi ihmal

edilerek bunun yerine fotoiletkenin D kalınlığının fotoüretim etkisine oranının hesabı

yapılmıştır. Zamana bağlı olarak gph fotoüretimi gph=gph(t) şeklinde ifade edilebilir.

Buna ek olarak Şekil 3.13 de gösterilmiş olan LxW fotoiletken alanında

ışıklandırmanın düzgün olduğu varsayılmıştır.

Bir yarıiletkenin kuantum etkisi η, soğurulan foton başına fotoüretilen serbest

elektron deşik çiftlerinin sayısı olarak tanımlanır. Fotoüretim işlemi %100 verimli bir

işlem değildir; ve soğurulan her foton serbest elektron-deşik çifti oluşturmaz. Sadece

soğurulan fotonların bir kısmı serbest elektronları üretir. Bu bilgiler ışığında birim

saniyede birim hacim başına üretilen elektron-deşik çiftlerinin sayısı bir başka

deyişle birim hacim başına fotoüretim oranı gph, şu şekilde ifade edilebilir.

( ) . [1 exp( )] ( )e hph

e T L D WI Vhc L

οηλτ µ µ α+ − −= (3.10)

Herhangi bir andaki elektron konsantrasyonu n (fotoüretim elektronlarını içeren) ve

karanlıktaki termal denge konsantrasyonu n○ olmak üzere fazlalık elektron

konsantrasyonu olan Δn, Δn=n-n○ şeklinde ifade edilebilir. Fotoüretim için Δn=Δp

dir. Anlık fazlalık elektron konsantrasyonunu değiştiren yeniden birleşim ve yeniden

oluşum olarak adlandırılan iki karşıt olay vardır.

Fazlalık elektron konsantrasyonundaki artış oranı= Fazlalık elektronların

yeniden oluşumu oranı – Fazlalık elektronların yeniden birleşim oranı

Τ fazlalık elektronların yeniden birleşim zamanı olmak üzere,

phd n ngdt τ∆ ∆

= − (3.11)


33

olur. Bu eşitlik, fotoüretime (Δn artışına eğilimli) ve yeniden birleşime (Δn azalışına

eğilimli) göre Δn fazlalık yük taşıyıcı konsantrasyonunun anlık oranını gösteren

“yarıiletken oran eşitliği” dir. Denklem 3.11 elde edilirken çeşitli varsayımlar

yapılmıştır. Bunlardan en önemlileri örnek alanın üzerinin düzgün aydınlatıldığı, bu

da Δn’nin sadece zamana bağımlı (uzaysal bağımsız değil) olması ile mümkün olur,

örneğin zayıf doldurma altında (Δn<<çoğunluk yük konsantrasyonu durumunda)

veya yeniden birleşim oranı yeniden birleşim merkezlerinin konsantrasyonu

tarafından belirlendiğinde τ sabit veya Δn’den bağımsız olduğu durumlardır. Bu

durumda direkt olmayan yeniden birleşim 3.12 denklemi ile ifade edilir.

1

r th rS Nτ

υ= (3.12)

Denklem 3.12 de Sr, yeniden birleşim merkezinin yakalama tesir kesitini, υth yük

taşıyıcıların termal hızını (me elektronların etkin kütlesi olmak üzere

21 32 2e thm kTυ ≈ ), Nr de yeniden birleşim merkezlerinin konsantrasyonunu ifade

etmektedir.

3.11 denkleminde, gph’ın sabit olduğu durumda, Δn’nin ışık saçıldığı andan

t→∞ ( ya da t>>τ) durumuna ulaşana kadar üssel olarak artacağı açık olarak

görülmektedir. 3.11 denklemi sıfıra eşitlendiği takdirde kararlı durumdaki fazlalık

taşıyıcı konsantrasyonu bulunabilir. Bu durumdaki fazlalık taşıyıcı konsantrasyonu,

abph

Ln ghcD

τηλτ∆ = = (3.13)

olur.

Bir yarıiletkenin iletkenliği, σ = eμen+eμhp eşitliği ile ifade edilir ve

iletimdeki değişim fotoiletkenlik olarak adlandırılır.

Δσ = σph= eμeΔn+eμhΔp (3.14)


34

Elektronlar ve deşikler çift oluşturduklarından Δn=Δp olur. Böylece 3.14 denklemi

3.15 denklemine dönüşür.

Δσ = eΔn (μe +μh) (3.15)

3.13 denklemiyle ifade edilen Δn değeri denklem 3.15’te yerine koyulduğunda

kararlı durum fotoiletkenliği elde edilir.

( )e h abph

e LhcD

τηλ µ µσ

+= (3.16)

( ) [1 exp( )]e hph

e TL DhcD

οτηλ µ µ ασ

+ − −= (3.17)

Karalı durum fotoakımı iph (t >> τ olduğu durumda) = Iph, 3.18 ve 3.19

denklemleriyle ifade edilebilir.

phph

WDI V

Lσ

= (3.18)

( ) [1 exp( )] ( )e hph

e TL D WI Vhc L

οηλτ µ µ α+ − −= (3.19)

Verilen bir voltaj uygulaması için geniş fotoakımda geometrinin geniş W aralığına

sahip ve kısa L uzunluğuna sahip olması istenir. Denklem 3.17 de σph

fotoiletkenliğinin Lο ışık yoğunluğu ile lineer bir şekilde arttığı görülmektedir. Bu

durum sadece Δn, τ dan bağımsız olduğu zaman mümkündür. Bu tip yeniden

birleşim monomoleküler yeniden birleşim olarak adlandırılan yeniden birleşim

oranının fazlalık taşıyıcı konsantrasyonu ile orantılı olduğu bir yeniden birleşim

modelidir. Bu tip yeniden birleşimde tek tip fazlalık taşıyıcı vardır, diğer bir deyişle

Δn ve Δp den sadece biri mevcuttur. Δn’nin çoğunluk taşıyıcıdan çok küçük olduğu

yerlerde zayıf doldurma dikkate alınır. Bir fazlalık taşıyıcı bir yeniden birleşim


35

merkezi tarafından tutulur tutulmaz bir çoğunluk taşıyıcı ile birleşir ve gözden

kaybolur. Böylece yeniden birleşim oranı azınlık taşıyıcı konsantrasyonu ile

belirlenir.

3.6.2. Basamak Şeklinde Aydınlatma ve Geçiş Fotoakımı

Bu bölümde t=0 ile t=toff (toff >> azınlık taşıyıcı yeniden birleşim ömrü τ

olmak üzere) zaman aralığında basamak şeklinde bir aydınlatmaya tabi tutulan n-tip

yarıiletkenin azınlık taşıyıcı konsantrasyonu tanımlanacaktır. Fazlalık taşıyıcı

konsantrasyonu bilindiğinden dolayı ve fazlalık taşıyıcı konsantrasyonu fotoakım ile

orantılı olduğundan geçiş fotoakımı belirlenebilir.

Düzgün bir basamak aydınlatması altında gph’ı sabit alınarak 3.11 denklemi

0< t <toff aralığında integre edildiğinde

1ln( [ / )]ph ntg p cττ

− ∆ = − + (3.20)

3.20 denklemi elde edilir. Bu ifadede c1 integral sabitidir.

Sınır şartları (t = 0 da, Δpn=0) uygulandığında c1=gph olarak bulunur; ve çözüm 3.21

denklemi halini alır.

( ) [1 exp( / )]n php t g tτ τ∆ = − − ; 0< t < toff ( 3.21)

Aydınlatma açılır açılmaz azınlık taşıyıcı konsantrasyonu kararlı durum

değerine doğru bir artış gösterir.

Aydınlatmanın kapatıldığı anı göz önüne alacak olursak, eğer toff >> τ olduğu

varsayımı yapılırsa 3.13 denkleminden Δpn(toff) = τgph olarak bulunur. t = toff

aracılığıyla ölçülebilen bir zaman (t׳) belirlenebilir. t׳ = t – toff olarak seçildiği

takdirde Δpn(t0= ׳)=τgph olur. 3.13 denklemi t>toff ve toff>0 da gph=0 şartları altında

çözümlenirse

'( ) (0)exp( / )n np t p t τ∆ = ∆ − (3.22)


36

Δpn(0) gerçekte t0=׳ da Δpn’nin sınır koşullarında aldığı sabit bir değerdir, diğer bir

deyişle integral sabitidir. t0=׳ ve Δpn= τhgph değerlerini yerlerine yerleştirdiğimiz

takdirde

np ( ) exp( / )pht g tτ τ∆ = − (3.23)

τ zamanında azınlık taşıyıcı yeniden birleşimine eşit bir zaman sabiti ile ışık

kapatıldığı andan itibaren fazlalık taşıyıcı konsantrasyonunun üssel olarak azaldığı

görülmektedir. Azınlık taşıyıcı konsantrasyonunun zamanla değişimi Şekil 3.14 de

gösterilmektedir.

Şekil 3.14. Azınlık taşıyıcı konsantrasyonunun zamanla değişimi (Kasap, 2001)

Şekil 3.14 de aydınlanma t=0 da açılmış, t=toff da kapatılmıştır. Fazlalık azınlık

taşıyıcı konsantrasyonu zaman sabiti τ ile kararlı durum değerine doğru üssel olarak

artar. Aydınlanma kapatıldıktan sonra fazlalık azınlık taşıyıcı konsantrasyonu sıfıra

doğru üssel olarak azalır.

Geçiş fotoakımının sonucunda ışık açıldığında ve kapatıldığında, Δpn(t)

fazlalık taşıyıcı konsantrasyonu aşağıdaki gibi bir davranış gösterir.

iph(t) ∝ Δpn(t) (3.24)

Bu durumda sürüklenme mobilitesinin aydınlanmadan etkilendiği varsayılabilir.

Fotoenjeksiyon yük taşıyıcıları konsantrasyonu ile τ’nun hemen hemen hiç

değişmediği varsayılabilir. Bu varsayım sadece zayıf enjeksiyon altında veya

yeniden birleşim merkezlerinden geçerek dolaylı yeniden birleşim altında geçerlidir.


37

3.24 denklemi monomoleküler yeniden birleşim kinetikleri altında fotoiletkenliği

gösterir.

3.6.3. Modüle Edilebilir Fotoiletkenlik

Şekil 3.15. Açısal frekans ω da modüle edilmiş ışık şiddeti. Fotoakım modüle edilmiş ışık şiddeti için faz dışıdır. (Kasap, 2001)

Bu bölümde Şekil 3.15’ de çizilen sinüsoidal bir şekilde ışık yoğunluğu

modüle edildiğinde ne olduğu göz önüne alınacaktır. L○ yoğunluğu sinüsoidal olarak

sıfır ve maksimum bir değer arasında değişim gösterir. Fotoüretime neden olan ışık

şu şekilde ifade edilebilir.

( ) [1 cos( )]phg t g tο ω= + (3.25)

Analitik davranışı, ilk bozulma fotouyarım yöntemlerinde g○ devamlı uyarımı

ve modüle edilmiş bir sinüsoidal g○sin(ωt) uyarımı tarafından oldukça

basitleştirilmiştir. İkinci yöntem negatif yoğunluk değerleri içerirken fiziksel olarak

yalnız başına var olamaz. Bununla birlikte biz bu yaklaşıma sürekli fotouyarımdan

fotoakıma kadar olan değerleri ekleyerek değerleri analiz ederken kullanabiliriz.

Riph(t) fotoakımının “ac” bileşeni mevcuttur. Eğer Iph, g○’ın sabit olmasından

kaynaklanan bir fotoakım ise toplam fotoakım Iph+iph =0 olacaktır. AC devre


38

analizinde, üssel notasyon [exp(jωt)] kullanılarak sinüsoidal gösterim kullanışlı hale

gelir.

( ) exp( )phg t g j tο ω= (3.26)

Bu durumda yarıiletken eşitlik oranını yazarsak (3.27) denklemini elde ederiz.

exp( )d n ng j tdt ο ω

τ∆ ∆

= − (3.27)

Bu denklem diferansiyel olarak çözüldüğü takdirde çözüm;

exp( )1

gn j tj t

οτ ωω

∆ =+

(3.28)

şeklinde bulunur. Bu çözüm 3.27 denkleminde yerine yerleştirilerek doğruluğu test

edilebilir. Modüle edilmiş olan AC fotoiletkenlik 3.29 denklemiyle gösterilebilir.

(0)( ) exp( )

1ph

ph t j tj t

σσ ω

ω=

+ (3.29)

Fotoakım ve modüle edilmiş ışık yoğunluğu arasındaki faz farkı Φ dir. Φ faz farkı

3.30 denklemiyle verilir.

=-arctan( )ωτΦ (3.30)

Yeniden birleşim sonucunda, orijinal sinyal, ışık şiddeti, ortaya çıkan sinyal

ve fotoakım arasında faz farkı olduğu görülmüştür. Bu faz farkı modülasyon

frekansına bağlıdır. Sonuç olarak 3.30 denklemi yazılabilmektedir. Bu denklem

ω’nın bir fonksiyonu olan Φ’nin ölçülmesi ile τ yeniden birleşim zamanının


39

belirlenebileceği anlamına gelir. Bu denklem sadece monomoleküler yeniden

birleşim için geçerlidir.

3.29 denklemine göre fotoiletkenlik gerçek ve sanal bileşenlri içeren

kompleks bir niceliktir ve 3.31 denklemiyle verilir.

' ''2 2

(0) exp( ) (0)exp( )( )

1 ( ) 1 ( )ph ph

ph ph ph

j t j tj j j

t tσ ω σ ω

σ ω σ σω ω

= − = −+ +

(3.31)

Şekil 3.16. σ ׳ph ve σ ׳׳

ph nün frekansa bağımlılığı (Kasap, 2001)

Şekil 3.16 σphve σph ׳

nün frekansa bağımlılığını göstermektedir. σph ׳׳ nün ω=1/τ ׳׳

değerinde bir pike sahip olduğu söylenebilir. 3.31 denklemine bakılarak fotoakım

ölçümünü birinci bileşeni fazın içindeki bileşen ikinci bileşeni fazın 90○ dışında

bulunan sanal bileşen olan iki bileşenin toplamı bir vektör gibi düşünülebilir. Eğer

quadrature akım ölçülmüş ise, açısal frekans sanal kısma (σ׳׳) bağımlı olacaktır. Şekil

3.15 de görüldüğü gibi quadrapol fotoakımı ω=1/τ da bir pik verecektir.


40

3.6.4. Güçlü Enjeksiyon ve Bimoleküler Yeniden Birleşim

p-tipi bir yarıiletkenin, örneğin GaAs, direkt bant aralığında yeniden

birleşimini göz önüne alalım. Yeniden birleşim bir elektron-deşik çiftinin direkt

karşılaşmasını gerektirir ve yeniden birleşim oranı elektron ve deşiklerin her ikisinin

konsantrasyonu ile orantılıdır.

Yeniden birleşim oranı=Bnppn (3.32)

Bu denklemde görülen B bir orantı sabitidir ve direkt yeniden birleşim katsayısı

olarak nitelendirilir. Denge durumunda, fotoüretim olmadığında, termal üretim oranı

gth yeniden birleşim oranına eşittir. Böylece taşıyıcı konsantrasyonları içinde net bir

değişim yoktur.

gth= Bnp○pp○ (3.33)

Düzenli olarak enjekte edilen deşikler ve fazlalık elektron sayılarının eşit olduğu ve

t=0 zamanından başlayarak kararlı duruma ulaşıldığı anda fotouyarılımın aniden

kapatıldığı varsayalım. t zamanındaki fazlalık elektron (azınlık taşıyıcı)

konsantrasyonu Δnp ve fazlalık deşik (çoğunluk taşıyıcı) konsantrasyonu Δpp (=Δnp)

dir. Fotoüretim olmadığında Δn sadece yeniden birleşim ve termal üretim ile kontrol

edilir. Herhangi bir andaki taşıyıcı konsatrasyonu 3.34 ve 3.35 denklemleriyle verilir.

p p pn n nο= + ∆ (3.34)

p p pp p pο= + ∆ (3.35)

Yeniden birleşim oranı nppp ile ve termal üretim oranı np○pp○ ile orantılıdır. Δnp nin

değişim oranı 3.36 denklemiyle ifade edilir.


41

[ ]pp p p p

d nB n p n p

dt ο ο

∆= − − (3.36)

3.36 denklemi yeniden birleşim ile ortadan kaybolan fazlalık taşıyıcıların net oranı

için genel bir açıklamadır. Göz önünde bulundurulması gereken iki önemli durum

vardır.

3.6.4.1. Düşük Seviyeli Enjeksiyon ( np○<<Δ np○ <<pp○ )

Düşük seviyeli enjeksiyon altında np ≈∆np ve pp≈ ppo + ∆pp ≈ ppo ≈ Na (alıcı

katkılama konsantrasyonu) olarak yazılabilir. Böylece 3.36 denklemi 3.37

denklemine dönüşür.

ppo p

d nBp n

dt∆

= − ∆ (3.37)

Bu denklem 3.38 denklemi gibi yazılabilir.

p pd n ndt τ∆ ∆

= − (3.38)

3.38 denkleminin çözümünden τ, 3.39 denklemindeki gibi bulunur.

opor BNBp

11==τ (3.39)

Bu sonuç küçük enjeksiyon koşulları altında mantıklı bir sonuçtur. Yeniden birleşim

oranı ve alıcı oranı sabit olduğu için zayıf enjeksiyon altında τ sabittir.


42

3.6.4.2. Yüksek Seviyeli Enjeksiyon ( Δnp >> pp○ )

Denklem 1.36 dan Δnp=Δpp >> pp○ >> pn○ olduğunu gösterebiliriz. 3.36

denklemi pp nBpB ∆

=∆

=11

τ ile gösterilen ve sabit olmayan 3.40 denklemine

dönüşür.

2( )pp p p

d nB n p B n

dt∆

= − ∆ ∆ = − ∆ (3.40)

Yüksek seviyede enjeksiyon koşullarında τ ömrü enjekte edilen taşıyıcı

konsantrasyonu ile ters orantılıdır. Bir fotoiletken yüksek enjeksiyon seviyelerinde

modüle edildiğinde sabit değildir.

Şekil 3.17. Kararlı durum fotoiletkenliğinin ışık şiddetine göre davranışı (Kasap, 2001)

Kararlı durum koşulları altında (t >> τ ) dΔn/dt değeri sıfıra eşit olacaktır.

phgn L

B ο∆ = ∝ (3.41)

3.41 denkleminde Δn’nin ışık şiddeti L○’ın kare köküyle orantılı olduğu

görülmektedir. Kararlı durum fotoiletkenliği σph ∝ Δn olduğundan dolayısıyla Lο ile


43

orantılı olur. Bu tip davranış yeniden birleşim oranının hem deşik konsantrasyonu ile

hem de enjekte edilmiş elektronların konsantrasyonu ile orantılı olması ile

mümkündür. Bu yeniden birleşim iki tür taşıyıcı içerdiğinden bimoleküler yeniden

birleşim olarak adlandırılır.

3.6.5. Fotoiletken Kazanç

Fotoiletken dedektörün asıl yanıtı ya yarıiletken için kontakların ohmik

olmasına yada bloklamaya (örneğin geri beslemeli shottky eklemleri fazlalık taşıyıcı

oluşturmaz) ve taşıyıcı yeniden birleşim kinetiklerinin doğasına bağlıdır. Bu

bölümde ohmik kontaklara sahip (bu kontaklar akım akışını sınırlamaz) bir

fotoiletken göz önüne alınmıştır. Ohmik kontaklar ile, fotoiletkende fotoiletken

kazancı olur. Fotoiletken kazancı, dış fotoakım soğurulan foton başına olan elektron

akısının birden fazla olmasıdır. Bu durum Şekil 3.18’de açıklanmıştır.

Şekil 3.18. Ohmik kontaklara sahip bir fotoiletkende kazanç (Kasap, 2001)


44

Soğurulan bir foton Şekil 3.18’de gösterildiği gibi zıt yönde sürüklenen bir

EHP fotoüretir. Elektron deşikten daha hızlı sürüklenir. Bundan dolayı örneği daha

hızlı terk eder. Örneğin nötral olması gerektiğinden diğer elektron Şekil b’de

(elektrot ohmiktir) gösterildiği gibi negatif elektrotdan örneğe girmek zorundadır. Bu

yeni elektron hemen hemen aynı hızda örneğin içinde sürüklenir. Deşik örneğin

içinde yavaşça sürüklenirken örneği terk eder. Örnek nötral olmak zorunda

olduğundan yine bir elektron örneğin içerisinde hareket etmek zorundadır. Bu durum

ya deşik negatif elektroda ulaşıncaya kadar yada örneğe giren elektronlardan biriyle

yeniden birleşinceye kadar devam eder. Dış fotoakım bu nedenle kazanç olarak

tanımlanan soğurulan foton başına elektronların oluşuna karşılık gelir. Kazanç

taşıyıcıların sürüklenme zamanına ve yeniden birleşme ömürlerine bağlıdır.

Fotoiletkenin sabit ışık kaynağı ile ışıklandırıldığını varsayarsak örneğin

kararlı durum fotoiletkenliği ,

hcD

Le abhe )( µµηλτσ

+=∆ (3.42)

fotoakım yoğunluğu basitleştirilmiş olarak

σσ ∆==∆=LVJ ph (3.43)

dış devrede akan elektron sayısı fotoakımdan bulunabilir. Çünkü

elektron akış oranıhc

ELWe

WDJe

I abpephph )( µµλτη +=== (3.44)

Bununla birlikte bu EHP fotoüretim oranı

Elektronun yeniden oluşum oranı hcLWLgWDLgHacim ab

phphηλ

=== )()( (3.45)


45

Fotoiletkenlik kazancı basitleştirilmiş olarak 3.46 eşitliği ile ifade edilebilir.

G=Elektron akış oranı/elektronların yeniden oluşum oranı ( )e h EL

τ µ µ+= (3.46)

Elektron ve deşiklerin sürüklenme hız ifadeleri kullanılarak 3.46 denklemi

daha da basit hale getirilebilir. μeE elektronun fotoiletkendeki sürüklenme hızı, μhE

deşiğin fotoiletkendeki sürüklenme hızı, elektron ve deşiklerin geçiş zamanları

te=L/(μeE) ve tp=L/(μhE) (1.46) eşitliğinde kullanarak (3.47) eşitliği bulunur.

)1(e

h

ehe tttG

µµτττ

+=+= (3.47)

Eğer τ/te geniş tutulursa yani yeniden birleşim zamanı uzun geçiş zamanı kısa olursa

fotoiletkenlik kazancı oldukça yüksek olabilir. Geçiş zamanı büyük bir elektrik alan

uygulanarak kısaltılabilir. Fakat bu karanlık akımın artmasına ve böylece daha fazla

gürültünün oluşmasına neden olacaktır. Aygıtın yanıt hızı enjekte edilen taşıyıcıların

yeniden birleşim zamanı ile sınırlıdır. τ’nun değerinin büyük olması aygıtın yavaş

olduğu anlamına gelir.

3.6.6. Etkin Fotoiletkenlik

3.6.6.1.Soğurma Sınırlı Fotoiletkenlik

Bu kısımda Şekil 3.12’deki gibi bir fotoiletken göz önüne alınmaktadır. Işık

şiddeti ve dolayısıyla fotoüretim ve fotoiletkenlik Şekil 3.19’de gösterildiği gibi

ışıklandırılmış yüzeyden x aralığı ile üssel olarak bozulur. Fotoiletkenin δx

kalınlığında olan ince bir dilimi göz önüne alındığında kararlı durum fotoakımı Iph y-

yönü boyunca akar fakat bu x aralığına bağlıdır. Bu dilimin fotoiletkenliğini σph ‘dır.

Fotoüretilmiş taşıyıcılardan dolayı bu dilimin fotoiletken Δg


46

LxW

uzunlukalan

G phphph

δσσδ ==

)( (3.48)

Fotoakım yolları toplam fotoiletken tek tek fotoiletkenlerin toplamı olduğundan y-

yönü boyunca ve paraleldir. Bu nedenle toplam iletkenlik 3.48 denkleminin x=0’dan

x=D aralığına kadar integrali alınarak bulunabilir.

Işık şiddeti yüzeyde üssel olarak bozulur.

)exp()( 0 xLxL α−= (3.49)

Işık şiddetinin dilim boyunca değişimi ( -δL (negatif azalım anlamında) ) birim

alandaki soğurulan ışık şiddetini gösterir. Eğer η kuantum etkisi (QE) ve dilim

içerisindeki fotoüretim oranı gph

( )(Soğurulan foton akısı)(Alan)Hacim

L LWhg QEph LW x

δυη δ

−

= = (3.50)

ile verilir.

)exp(0 xhv

Lhv

g ph αηαη

−== (3.51)

Bu nedenle fotoüretim oranı beklendiği gibi x ile üssel olarak bozunur. Eğer τ

azınlık taşıyıcı yeniden birleşim zamanı ise, dilimdeki kararlı durum fazlalık

fotogenere olmuş taşıyıcı konsantrasyonu Δn= τ .gph olur. Bu dilimin kararlı durum

fotoiletkenliği

)exp()(

)( 0 xhv

Lege hephheph α

ηαµµττµµσ −

+=+= (3.52)

(3.52) denkleminin fotoiletkenliğin soğurma davranışının sonucu olarak

ışınlandırılmış yüzeyden x ile üssel olarak bozulduğu görülmektedir.


47

Şekil 3.19. Işık şiddeti ve aydınlatılmış yüzeyden itibaren fotoiletkenliğin x ekseni boyunca bozunması (Kasap, 2001)

[ ]L

xWxhv

LeG heph

δα

ηαµµτδ )exp(

)( 0 −+

= (3.53)

(3.52) eşitliğini (3.48)’de yerine koyarak dilimin fotoiletkenliğini buluruz.

( ) exp( )e hph

e L W xG xh L

οτ µ µ ηα δδ α

υ+ = −

(3.54)

böylece toplam fotoiletken

]L

xWdxxLhv

LWeGG

Dx

X

hephph

δα

ηαµµτδ )exp(

)(

0

0 −+

== ∫∫=

=

(3.55)

( ) [1 exp( )]e hph

We LG DLh

οτ µ µ ηδ α

υ+

= − − (3.56)


48

Etkin fotoiletkenliğin (σph – eff ) değerini 3.57 eşitliğinden elde edip (3.56) eşitliğinde yerine koyarsak

LWD

G effphph

−=σ

(3.57)

(3.56) eşitliği ile (3.57) eşitliğini karşılaştırırsak

[ ])exp(1)( 0 D

hvDLe he

effph αηµµτ

σ −−+

=− (3.58)

(3.58) denkleminde verilen etkin fotoiletkenlik elde edilir. Bu eşitliğe ulaşırken

fazlalık taşıyıcı konsantrasyonu Δn’in Δn= τ.gph olarak yazıldığını ve monomoleküler

yeniden birleşim kinetiklerinde izinli olduğunu varsayıldı. Ayrıca bu eşitliğe

ulaşırken fazlalık taşıyıcıların x ekseni boyunca değişiminden kaynaklanan fazlalık

taşıyıcıların difüzyonunu ihmal edildi. Taşıyıcı difüzyon uzunluğunun çok kısa

olduğu varsayıldı.

3.6.6.2.Difüzyon Sınırlı Fotoiletkenlik

Bir önceki bölümde sonuçlar çok fazla varsayım kullanılarak yazılan oldukça

basitleştirilmiş sonuçlardır. Fotoüretim oranı gph bu yönde fazlalık taşıyıcı

konsantrasyonu bozunumu ile benzer bir sonuç olarak x ekseni boyunca exp(-αx)

olarak üssel bir şekilde bozunur. Δn, x’e bağlıdır. Bunun anlamı yüksek

konsantrasyona sahip bölgeden düşük konsantrasyona sahip bölgeye doğru x ekseni

boyunca taşıyıcıların difüzyonu olması gerektiğidir. Benzer şekilde hollerinde

difüzyonu söz konusu olacaktır fakat elektronların ve deşiklerin difüzyon oranları

elektron ve deşik difüzyon katsayıları birbirinden oldukça farklı olduğundan benzer

değildir. Doğru yaklaşım, x ekseni boyunca bir alan uygulanmadığında yine bu

yönde kararlı durum süreklilik eşitliğini (3.59) göz önünde bulundurulmalıdır.


49

02

2

=+∆

−∆

phe gndx

ndDτ

(3.59)

burada De elektron difüzyon katsayısıdır. Eşitlik (3.59)’un çözümü

)Dτα1(hvLτηα

Dτα1)0(gτ

)0(ne

20

e2

ph

+=

+=∆ (3.60)

ifadesini verir. Benzer bir açıklama deşikler içinde yapılabilir. 3.58 eşitliği difüzyon

uzunluğu Le= (τDe)½ nun soğurma derinliği (1/α) ve Δn(0) = Δp(0) dan daha küçük

olduğu durumlar için türetilmiştir.

Difüzyon uzunluğu, soğurma derinliğinden daha uzun olduğunda yüzeye

yakın çok ince bir bölgede fotoüretim gerçekleşir; ve bunun sonucunda taşıyıcılar

balkın içerisine doğru yayılırlar. Bu şartlar altında 3.59 denkleminin kalın (D>>Le)

bir fotoiletken için çözümü 3.61 eşitliği ile verilir.

( ) (0)exp( / )n x n x Lο∆ = ∆ − (3.61)

Bu denklemde Le elektron difüzyon uzunluğu, Le= (τDe)½ ve Δn(0) yüzeydeki

fazlalık taşıyıcı konsantrasyonudur. Fotoüretim soğurma derinliğinin 1/α boyunca

düzgün olması için Δn’nin

0(0) (0) (0)phLn g p

hvτηα

τ∆ = = = ∆ (3.62)

olması gerekmektedir


50

Şekil 3.20. Yüzeye çok yakın ince bir bölgede fotoüretimin olması ve bunun sonucunda taşıyıcıların balkın içine yayılması (Kasap, 2001)

Δn ve Δp farklı oranlarda bozunurlar, başka bir deyişle farklı difüzyon

yoğunluklarına sahiplerdir. Net yük yoğunluğu ρx= e(Δp-Δn) dir. X boyunca iç alan

Dember voltajı olarak adlandırılan voltaj değişimine karşılık gelir.

Balktaki fazlalık taşıyıcı konsatrasyonunu belirlemek için, δx elemanının

fotoiletkenliği

( ) ( )ph e he n x e p xσ µ µ= ∆ + ∆ (3.63)

veya

/ /0 ( )e hx L x Lph e h

e L e eh

τηασ µ µ

υ− −= + (3.64)

olmalıdır. Eğer δx elemanı difüzyon uzunluğundan daha büyük bir değere sahip

olursa bu durumda fotoiletkenlik 3.65 eşitliğindeki gibi olur.

( )ph eff e e h he L L L

Dhοτηα

σ µ µυ− = + (3.65)

Difüzyon kontrollü fotoiletkenlik için 3.65 eşitliği soğurma kontrollü fotoiletken

eşitliği 3.58 den oldukça farklıdır. Her iki durumda da fotoiletkenliğin davranışını


51

basitleştirmek için değişik varsayımlar ve bir çok şeyi ihmal eden yaklaşımlar

yapılmıştır. Ortak olan yanları ise her iki durumda da fotoiletkenlik yüzeye düşen

ışık şiddeti L○ ile lineer olarak artar.

3.6.7. FCVAD Yöntemiyle Üretilen ZnO İnce Filmlerin Fotoiletkenlik Ölçüm

Yöntemi

Şekil 3.21. Dalga boyuna bağlı Fotoiletkenlik ölçümünde kullanılan devre şeması

ZnO ince filmlerinin dalga boyuna bağlı fotoiletkenlik ölçümlerinde Şekil

3.21 de gösterilen devre kullanılmıştır. Devredeki düzenekte quartz bir halojen

lambadan alınan kaynak ışık gerekli odaklama ve kolimasyon işleminden geçtikten

sonra momokromatörden tek renkli ışık olarak alınmış ve dedektör üzerine

yansıtılmıştır. Dedektör üzerinde oluşan gerilim değerlerinin 400 ve 800 nm

aralığında dalga boyuna göre grafiği elde edilmiştir. Daha sonra elde edilen bu grafik

dedektöre ait duyarlılık eğrisinde bulunan değerlere bölünerek monokromatör

çıkışından elde edilen ışık şiddet dağılımı bulunmuştur. Daha sonra dedektör

devreden çıkartılarak yerine ZnO ince film yerleştirilmiştir. Aynı dalga boyu

aralığında filmler üzerinde oluşan gerilimler belirlenmiş ve daha sonra

monokromatör çıkışından elde edilen ışık şiddet dağılımı değerlerine bölünerek

filmlerin fotoiletkenliği belirlenmiştir.


52

Şekil 3.22. Zamana bağlı Fotoiletkenlik ölçümünde kullanılan devre şeması

Şekil 3.23’te görülen düzenek kurularak ZnO ince filmlerin fotoiletkenliğinin

zamana bağlı değişimini belirlemek için kullanılır. Devredeki düzenekte quartz bir

halojen lambadan alınan kaynak ışık dışarıdan ışığı sadece küçük bir yarıktan alan

siyah kutu içerisine yerleştirilmiş ZnO ince filmin üzerine düşürülerek belirli zaman

aralıklarında voltmetre üzerinden gerilim değerleri kaydedilerek zamana bağlı olarak

ince filmlerin fotoiletkenlikleri belirlenmeye çalışılır.

3.7. Optik Özellikler

3.7.1. Temel Soğurma

Temel soğurma, değerlik bandından iletim bandına bir elektronun, banttan

banda veya eksiton geçişlerine karşılık gelir. Temel soğurma kendini soğurma

spektrumundaki hızlı artışla belli eder ve bir yarıiletkenin yasak enerji aralığını

belirlemede kullanılır.

Bir fotonun momentumu h/λ (λ ışığın dalga boyu), kristalin momentumu h/ a

( a , örgü sabiti) ile kıyaslandığında çok küçük olduğundan foton soğurma esnasında

elektronun momentumu korunmalıdır. Verilen bir h ν foton enerjisi için soğurma

katsayısı ( )να h , elektronun ilk durumdan son duruma geçiş olasılığı Pif, ilk

durumdaki elektron yoğunluğu ni ve son durumdaki elektron yoğunluğu denklem

3.66 da verildiği gibi nf ile orantılıdır.


53

( ) fiif nnPAh ∑=να (3.66)

0 °K de katkısız yarıiletkenler için doğru olan bir durumda, kolaylık olması için tüm

alt durumların dolu ve tüm üst durumların boş olduğu kabul edilmiştir (Pankove,

1971).

3.7.2. İzinli Doğrudan Geçişler

İki doğrudan enerji çukuru arasında soğurma geçişleri düşünülürse şekil 3.23

toplam momentum korunumlu geçişler izinli olmalıdır. Ei deki her başlangıç durumu

Ef deki son durumla birleştirilir ve kısaca;

if EhE −ν= (3.67)

şeklinde verilir.

Şekil 3.23. Parabolik bir bant yapısında doğrudan geçiş. (Pankove, 1971) Parabolik bir bantta;

*e

22

gf m2kEE h

=− ve *

22

2 hi m

kE h= (3.68)


54

dir. Böylece,

−=− **

22 112 he

g mmkEh h

ν ( 3.69 )

elde edilir. Birleştirilmiş durumların yoğunluğu;

( ) ( )( )

( ) ( ) ( )ν−νπ

=π

π=νν hdEh

2m2

2dkk8hdhN 21

g32

23r

3

2

h (3.70)

ile verilir. Burada mr indirgenmiş kütle olup;

**

111

her mmm−= (3.71)

şeklinde verilir. Soğurma katsayısı;

( ) ( ) 21g

* EhAh −ν=να ve *2

25

**

**2

*

2

e

eh

eh

mnchmm

mmqA

+

≈ ( 3.72)

ile verilir (Pankove, 1971).

3.7.3. Yasaklı Doğrudan Geçişler

Bazı materyallerde kuantum seçim kuralları direk geçiş için k = 0 da izinsiz,

k ≠ 0 da izinlidir. Geçiş olasılığı k2 ile artar. Şekil 3.23 için bunun anlamı geçiş

olasılığının ( )gEh −ν ile orantılı artmasıdır. Doğrudan geçişlerde durum yoğunluğu

( )gEh −ν 1/2 ile orantılı olduğundan soğurma katsayısı;


55

( ) ( ) 23'gEhAh −= ννα (3.73)

ile verilir. Burada 'A ,

ν

+

=hmmnch

mmmm

2q

34'A *

h*e

2

25

*e

*h

*e

*h2

(3.74)

şeklinde verilir (Pankove, 1971).

3.7.4. Dolaylı Bantlar Arasında Dolaylı Geçişler

Bir geçiş hem enerji hem de momentumda bir değişme gerektirdiğinde bir

ikili yada iki aşamalı işlem gerekir. Çünkü foton momentumunda bir değişme

sağlayamaz.

Momentum Şekil 3.24 de görüldüğü gibi fonon etkileşmesi yoluyla korunur.

Fonon, örgü titreşiminin bir kuantumudur.

Şekil 3.24. Dolaylı geçişler. (Pankove, 1971)


56

Bu fononların her biri tipik bir Ep enerjisine sahiptir. Ef – Ei geçişini sağlamak

için bir fonon ya soğurulur ya da yayınlanır. Bu iki işlem;

pife EEEh +−=ν (3.75)

Pifa EEEh −−=ν (3.76)

bağıntıları ile verilir.

Dolaylı geçişlerde değerlik bandının tüm doldurulmuş durumları iletim

bandının tüm durumları ile bağlı olabilir. Ei enerjili başlangıç durumlarının

yoğunluğu,

( ) ( ) 2123*32 2

21

ihi EmENhπ

= (3.77)

dir. Ef enerjili durum yoğunluğu ise,

( ) ( ) ( ) 21gf

23*e32f EEm2

21EN −

π=

h (3.78)

dir. (3.75) ve (3.76) denklemlerini kullanarak;

( ) ( ) ( ) 2123*32 2

21

iPgef EEEhmEN +−= mh

νπ

(3.79)

şeklinde yazılabilir. Soğurma katsayısı (3.77) denklemiyle verilen ilk durumların ve

(3.78) denklemiyle verilen son durumların yoğunluklarının çarpımından elde edilir;

α, fononlarla etkileşme olasılığıyla orantılıdır. Fononların sayısı Bose-Einstein

istatistiği ile verilir.


57

1

kTE

exp

1Np

p

−= (3.80)

Böylece soğurma katsayısı;

( ) ( )( )

( ) iipg

EEh

ip dEEEEhENAfhpg

21

0

21 +−= ∫−−

mm

νναν

(3.81)

şeklinde yazılabilir. Gerekli matematiksel işlemlerden sonra fonon soğurmasıyla

geçiş için soğurma katsayısı pg EEh −>ν olmak üzere;

( ) ( )1exp

2

−

+−=

kTE

EEhAh

p

pga

ννα (3.82)

bulunur. Fonon yayınım olasılığı 1+pN ile orantılıdır. Fonon yayınımlı geçiş için

soğurma katsayısı pg EEh +>ν için α, 3.83 eşitliğinde verildiği gibi olur.

( ) ( ))exp(1

2

kTE

EEhAh

p

pge

−−

−−=

ννα (3.83)

Hem fonon yayınımı hem de fonon soğurulması, pg EEh +>ν durumunda

mümkün olduğundan soğurma katsayısı pg EEh +>ν için;

( ) ( ) ( )νανανα hhh ea += (3.84)

şeklinde gösterilir.


58

Düşük sıcaklıklarda fonon yoğunluğu çok küçük olacak bundan dolayı aα

küçük olacaktır. Şekil 3.25 de aα ve eα nin sıcaklık bağımlılıkları gösterilmektedir.

Geçiş işlemine katılan birkaç değişik fonon tipleri ve bunların değişik olasılıkları

vardır.

Şekil 3.25. Soğurmanın sıcaklık bağımlılığı. (Pankove, 1971)

Eğer yarıiletken fazla oranda katkılanmış ise bant içindeki Fermi seviyesi (n

tipi yarıiletkende) En dir. En enerjisinin altındaki durumlar dolu olduğundan Eg + En

altındaki durumlara olan temel geçişler yasaklıdır. Böylece soğurma kenarı En

kadarlık bir değerle daha yüksek enerjilere kayar (şekil 3.26). Soğurma katsayısının

hesaplanması çok katkılanmış n tipi germanyum için yapılmış ve sonuçlar Şekil 3.27

de gösterilmiştir. 0 °K de sadece fonon yayınım işlemi mümkündür; eα saf

germanyum için x ekseninde gp EE + de kesişir. Hesaplanan kesişimler En değeri

kadar kaymıştır. Verilen npg EEEh ++>ν değerinde soğurmada düşüş

olmaktadır. Bunun sebebi mümkün son durumların sayısının azalmasıdır.


59

Şekil 3.26. İki fonon yardımlı geçişler. (Pankove, 1971)


60

Şekil 3.27. Optik soğurmanın iletim bandı durumlarının doldurulmasıyla değişimi. (Pankove, 1971)

Fazla katkılı dolaylı bant aralığına sahip yarıiletkenlerde momentumu

elektron-elektron saçılması gibi saçılma işlemleriyle korumak mümkündür. Bu

durumlarda saçılma olasılığı saçıcıların sayısı N, ile orantılıdır ve fonon yardımına

ihtiyaç duyulmaz. Böylece soğurma katsayısı;

( ) ( )2ng EEhANh −−= ννα (3.85)

şekline gelir. Şekil 3.28 de As katkılı germanyum için veriler gösterilmektedir.


61

Şekil 3.28. Aşırı katkılamanın bant kenarına etkisi. (Pankove, 1971)

Soğurma kenarı katkılama ile kaymaktadır. Gerçekte (3.85) denkleminin

fonksiyonel bağımlılığı ( )να

hdd nün 21N ile orantılı olması şeklindedir. Bu şekil 3.29

de gösterilmektedir (Pankove, 1971).

Şekil 3.29. Taşıyıcı yoğunluğunun soğurmaya etkisi. (Pankove, 1971)


62

3.7.5. Direk Bantlar Arasındaki Dolaylı Geçişler

Direk bantlar arasındaki geçişler, dolaylı bantlar arasındaki geçişlere oldukça

benzerdir (Şekil 3.30). Momentum fonon yayınımı, soğurumu veya kusur yada

taşıyıcı saçılmaları gibi ikincil işlemlerle korunur. Burada değerlik bandının herhangi

dolu ilk durumu iletim bandının boş durumuyla bağlanmıştır. Bu durumda soğurma

katsayısı 3.82 den 3.84 a kadar olan denklemlerle fonon içeriyorsa ve eğer fononlar

momentum korunumunda kullanılmıyorsa 3.85 denklemiyle hesaplanır. Bu tür

dolaylı geçişler iki adımlı işlemlerle olur ve bunların olasılığı direk geçişlerin

olasılığından azdır. Gerçek soğurma katsayısı her iki katkının toplamı olmalıdır.

Şekil 3.30. İletim bandına doğrudan geçişler. (Pankove, 1971)

3.7.6. Bant Kuyrukları Arasındaki Geçişler

Parabolik bantlar arasında olan momentum korunumlu geçişler soğurma

kenarında oluşur ve (3.73) denklemine uyar. Soğurma kenarı yarı logaritmik olarak

Şekil 3.31 da çizilmiştir. Direk geçişler için enerji aralığının altındaki değerler için

soğurma olmaması beklenir ve bundan dolayı basamak şeklinde artan soğurma

kenarı gösterilmektedir. Fakat pratikte genellikle üstsel artan soğurma kenarı

bulunmaktadır. Çoğu materyalde Urbach kuyruğu olarak bilinir ve

kT/1)h(d/)(lnd =να şeklinde gösterilir. GaAs’ in katkılama ile kontrol edilen


63

üstsel soğurma kenarının bant kuyruğu içeren geçişlerle oldukça uyumlu sonuçlar

verdiği bulunmuştur.

Şekil 3.31. GaAs' ın oda sıcaklığındaki soğurma kenarı. (Pankove, 1971)

Şekil 3.32. İletim bant kuyruğunun optik soğurma ile gözlenmesi. (Pankove, 1971)

Durum yoğunluklarının soğurma katsayısını nasıl etkilediğini belirlemek için

p tipi yozlaşmış örneği ele alalım. Fermi seviyesi değerlik bandının parabolik

kısmında yer alır böylece değerlik bandının bozulmuş kısmı Fermi seviyesinin

üstünde kalır. İlk durumların yoğunluğu 21i E,N ν ile orantılıdır. Şekil 3.32 de p tipi

yarıiletkende durumların iletim bant kuyruklarının optik soğurma ile değişimi


64

görülmektedir. Son durumlar, iletim bandının içinde üssel kuyruk oluşturur ve

bunların herhangi bir E enerjisindeki yoğunlukları;

0

0EE

f eNN = (3.86)

şeklinde verilir. Momentum korunumu optik geçişlerde sorun çıkarmaz ve matris

elementi geçişler için sabittir yani foton enerjisinden bağımsızdır.

Soğurma katsayısı verilen νh değerleri için tüm mümkün geçişler üzerinden

integre edilen ilk ve son durum yoğunluklarının çarpımıyla orantılıdır;

( ) dEEEEAh

p

p

Eh

Ev

0

21

exp∫−

=ν

να (3.87)

νE yerine νhE − koyup gerekli değişken değişimlerini kullanırsak;

0E

Ehx −ν= (3.88)

3.86 denklemi;

( ) ( ) ∫+

−−=0

0

0

/

/)(

21230

EE

EEh

xEhp

p

dxexEAehν

ννα (3.89)

şekline gelecektir. Alt limit ∞’ a ayarlanmıştır, çünkü 0Eh >>ν dır. Bu integrali νh

den bağımsız yaparsak çözüm;

( ) ( ) ( )

−= ∫ −

0

0

0

2121230 2

1EE

xEhp

dxexEAeh πνα ν (3.90)


65

şekline gelir. Soğurma kenarının yarı logaritmik çizimdeki eğimi;

( )( )

1

0 hdlndE

−

να

= (3.91)

ile verilir (Pankove, 1971).

3.8. Filmlerin Optik Özelliklerinin Belirlenmesi

3.8.1. Soğurma Katsayısının Hesaplanması

Tek renkli ışık demetinin soğurucu özelliğe sahip örnek üzerine

düşürüldüğünü düşünelim ve gelen ışığın bir kısmının ilk yüzeyden ve diğer bir

kısmında ışığın örnekten ayrıldığı yüzeyden yansıdığı gerçeğini ihmal edelim.

Böylece gelen ışığın şiddeti I0 ve ortamdan geçen ışığın şiddeti IT olmak üzere iki

değere sahip oluruz. Örneğin çok ince olduğunu düşünürsek ışık Δx kalınlıktaki

bölgeden geçtikten sonra gelen ışığın şiddeti -ΔI kadar azalır, azalma ilk şiddet ve

Δx’ e bağlıdır.

-ΔI = IT - I0 = I0α Δx (3.92)

α, sabiti soğurma katsayısıdır ve soğurucu ortamın ve ışığın dalga boyunun

karakteristiğini gösterir. Işığın şimdi iki ya da daha fazla ince Δx kalınlığındaki

tabakalardan geçtiğini düşünelim. Soğurma katsayısı, verilen materyalin

karakteristiğini gösterecek ve gelen ışın şiddetinden bağımsız olacaktır. Böylece Δx

kalınlığındaki plakanın arkasına yerleştirilen ikinci plaka ile ilk plakadan geçen

ışığın şiddeti biraz daha az azalacaktır. Fakat buraya gelen ışık şiddeti birinciye

gelenden az olacağından daha az kayıp olacaktır. Fakat mutlak kayıp az olsa da her

iki tabakadan olan ışık kaybı oranı eşit olacaktır. Bu N tabaka olsa da geçerli olur.

Bu durumda aşağıdaki bağıntılar elde edilecektir.


66

ΔI = -I0α Δx (3.93)

α = xI

I∆

∆−

0

(3.94)

Burada α soğurucu materyalin her birim kalınlıktan kaynaklanan azalma oranını veya

soğuruculuğunu göstermektedir. Katmanları dx gibi çok küçük kalınlıklara

indirgersek, ışık her katmanı geçerken soğurulan ilk ışık şiddeti oranının kesri olan

0IdI oranı böylece ;

0I

dI = - α dx (3.95)

şekline gelecektir. Toplam x kalınlığından geçen ışık şiddetindeki azalmayı bulmak

için bu ifade, x=0 da I0 ve x=x de IT olmak üzere entegre edilirse;

∫∫ −=xx

dxIdI

00 0

α (3.96)

xIIT α−=

0

ln (3.97)

xT eII α−= 0 (3.98)

Elde edilen bu üssel soğurma yasasıdır ve Lambert tarafından geliştirilmiştir.


67

Şekil 3.33. İnce bir tabakadaki soğurma. (Meyer, 1972)

Buradan gördüğümüz gibi soğurma için Beer-Lambert yasası:

( )( )

dxdI

II λλ

α = (3.99)

şeklinde yazılabilir. Burada I(λ) ışık şiddetini, x ortam içinde gidilen yolu ve α

soğurma katsayısını göstermektedir.

Yansıma R;

( )( ) 22

12

2212

knnknn

R+++−

= (3.100)

şeklinde verilebilir. n ve k kırılma indisinin gerçek ve sanal kısımlarıdır. Görünür

bölgede k, n den çok küçük olduğundan (3.100) denklemi;

( )( )2

12

212

nnnnR

+−

= (3.101)

şekline indirgenir. Toplam geçirgenliği ZnO ince film için bulmak için şekilde

gösterildiği gibi iki bölge alabiliriz.


68

Şekil 3.34. İnce bir filmde çok yansımalı ışık geçirimi. (Pankove, 1971) Girişim ihmal edildiği zaman d kalınlığındaki bir ince filme I0 şiddetinde tek

renkli ışık düşürülürse film içine giren ışık miktarı I;

I = (1 – R) I0 (3.102)

şeklinde yazılabilir. İkinci bölgeye ulaşan ışık şiddeti ise;

I = I0 (1 – R) e-αd (3.103)

şeklindedir. Filmden geçen ışık miktarı;

I = I0 (1 – R)2 e-αd (3.104)

olur. Bu şekilde iç yansımalar devam ettirilirse yansıyan ışık miktarının her

yansımada bir;

I = R2n (1 – R)2 I0 e-(2n+1)αd (3.105)

terimi kadar arttığı görülür. Bu artış göz önüne alındığında filmin toplam ışık

geçirgenliğinin;


69

I = (1 – R) 2 I0 e-αd

∑ α−

r

dn2n2 eR (3.106)

olduğu görülür. Bu geometrik bir seridir. Böylece toplam geçirgenlik örnek

tarafından yansıtılan ışık şiddetinin örnek üzerine gelen ışık şiddetine oranı şeklinde

tanımlanır.

T = 0II (3.107)

Bu iç yansımalar şekilde gösterildiği gibi devam ettirilirse toplam geçirgenlik;

( )d

d

eReRT

α

α

22

2

11

−

−

−−

= (3.108)

şekline indirgenir. Bu son denklemde çok soğurucu bölge için d >>0 yaklaşımı

yapıldığında;

d2 e)R1(T α−−= (3.109)

T, daha sade bir hal alır. Burada eğer R ve d bilinirse, eşitlik α için çözülebilir.

=

TA 1log10 TA 10log−= (3.110)

deRT α−−= 2)1( (3.111)

( )[ ]deRT α−−= 210 1lnlog3.2 (3.112)


70

α−−=− 2)1ln(3.2 RA d (3.113)

( )[ ]2R1lnA3.2d1

−+=α (3.114)

elde edilir. (3.114) denklemi yardımıyla soğurma katsayısı hesaplanıp optik

karakterizasyonda kullanılabilir. Biz soğurma katsayısını (3.114) denklemindeki R

yansıma değeri içeren kısmı ihmal ederek hesaplıyoruz.

3.8.2.Yasak Enerji Aralığının Bulunması

Amorf bir yarıiletkenin soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi şekil

3.35 de görülmektedir. Burada işaretlenen A bölgesi enerji aralığındaki yapı

kusurlarının oluşturduğu elektron enerji durumlarına bağlı soğurma olup α < 1 cm-1

dir. B bölgesi Urbach kuyruğu denen değerlik ve iletkenlik bandı elektron enerji

durumlarının uzantılarının oluşturduğu (1 < α < 10-4 cm-1) bölgedir. Bu bölgeler

arasındaki sınırlar kesin değil, içi içe girmiş haldedir. Yarıiletkenin yasak enerji

aralığı B bölgesine düşer. Ölçülen soğurma katsayısından Eg aşağıdaki yöntem ve

yaklaşımlar kullanılarak hesaplanabilir. C bölgesi ise banttan banda geçişlerin

oluşturduğu bölge olup fotoiletkenlik yöntemiyle bile tamamı ölçülemeyen α >10-4

cm-1 bölgesidir.

Şekil 3.35. Amorf bir yarıiletkenin soğurma katsayısının enerji ile değişimi. (Mott, 1979)


71

Doğrudan bant aralıklı yarıiletkenlerde soğurma katsayısı olarak

( ) ( ) 21g

* EhAh −ν=να (3.115)

ifadesi kullanılır. Burada A, soğurma Eg, yasak enerji aralığıdır (Pankove, 1975).

Buradan soğurma katsayısının enerjiyle çarpımının karesinin enerjiye karşı çizilen

(αE)2-E grafiğinin teğetinin enerji eksenini kestiği nokta Eg yasak enerji aralığını

verir.

3.8.3.Film Kalınlığının Belirlenmesi

Bir boyutta +x yönünde ilerleyen bir elektromanyetik dalga;

)vxt(2i

0eEE−πν

= (3.116)

bağıntısı ile verilir. Burada E, E0 elektrik alanı, v , elektromanyetik dalganın ortam

içindeki hızını, ν , frekansını, t ise zamanı göstermektedir. Elektromanyetik dalga n

kırılma indisli, x kalınlıklı bir film içine girdiğinde film çıkışındaki düzlem dalganın

faz değişimi;

xnxcn

λππνθ 22 == (3.117)

olur. m bir tam sayı olmak üzere yapıcı ve yıkıcı girişim gözlenir.

( )n2

1m2x λ+= (yapıcı girişim) (3.118)

( )n

mx4

12 λ+= (yıkıcı girişim) (3.119)


72

Böylece ince bir filmden çıkan elektromanyetik dalganın şiddeti cosθ gibi bir faz

farkıyla modüle edilmiş olur (Pankove, 1971).

İki ardışık tepe değerlerinin gözlendiği λ1 ve λ2 dalga boylarının farkı alınırsa

eşitlik (3.118) den;

x

n

∆

=

λ11 (3.120)

bulunur. Eşitlikten kırılma indisi bilindiğinde, film kalınlığı yada diğer yönüyle

kırılma indisi hesaplanabilir. Eğer farklı dalga boylarına ait farklı kırılma indisleri

olursa, denklem şu şekilde yazılabilir. Bu denklem ardışık iki maksimum tepe değeri

için geçerli olan ifadedir.

( ) ( ) 1

2

2

1

1 nn2x

−

λλ

−λλ

= (3.121)

4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR Latife Nükhet ÖZBAYRAKTAR

73

4. ARAŞTIRMA ve BULGULAR

4.1. Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Yöntemi ile Elde Edilen

ZnO İnce Filmlerin Fotoiletkenlik Çalışmaları

Dalga boyuna bağlı olarak ölçülen fotoiletkenlik ölçüm devresinde (Şekil

3.21) ilk olarak değişen ışık dalga boyuna göre detektörün geriliminin nasıl değiştiği

incelendi. Monokromatör kullanılarak gönderilen ışığın dalga boyu 400 nm ile 800

nm aralığında değiştirilerek, dolayısıyla ışığın şiddeti değiştirilerek detektör üzerinde

oluşan gerilim değerleri elde edilmiştir. Şekil 4.1 de bu değişimin nasıl bir davranış

gösterdiği görülmektedir. Gerilimin dalga boyuna göre değişiminde ışık şiddetinin

değişimi etkili olduğundan bu grafiğe detektörün şiddete bağlı duyarlılık grafiği

denilebilir. Bulunan bu detektör duyarlılığı, kaynak ışığın dalga boyuna karşılık

gelen şiddet dağılımı ile dedektörün ışık şiddetinden bağımsız duyarlılığının

çarpılmasıyla elde edilmiş halidir.

0,17880,179

0,17920,17940,17960,1798

0,18

400 500 600 700 800

dalga boyu (nm)

Ger

ilim

(mV)

Şekil 4.1. Detektör Geriliminin Dalga Boyuna Karşı Değişimi

Monokromatör çıkışından elde edilen ışık şiddet dağılımını bulabilmek için

elde ettiğimiz bu gerilim değerleri detektörün şiddetten bağımsız duyarlılık

değerlerine bölünür. Şekil 4.2 de detektörün şiddetten bağımsız duyarlılık eğrisi,


74

Şekil 4.3 de ise monokromatör çıkışından elde edilen ışık şiddet dağılımı

görülmektedir.

Şekil 4.2. Kullanılan Dedektörün Spektral Duyarlılık Eğrisi

0

10

20

30

40

50

60

400 500 600 700 800

dalga boyu (nm)

Işık

Şid

deti

(Gör

eli)

Şekil 4.3. Monokromatör Çıkışından Elde Edilen Işık Dağılımı

Şekil 4.3 elde edildikten sonra fotoiletkenlik deney düzeneğindeki detektör

aynı basınçta (6,5x10-4 Torr) farklı kalınlıklarda, aynı kalınlıkta(~236 nm) farklı

basınçlarda üretilmiş yarıiletken ZnO ince filmlerle değiştirildi. Yine ışık şiddeti

00,050,1

0,150,2

0,250,3

0,35

400 500 600 700 800

dalga boyu (nm)

Bağ

ıl sp

ektr

al d

uyar

lılık


75

değiştirilerek filmler üzerindeki gerilim değerleri belirlendi. Filmlerden elde edilen

bu değerler, monokromatör çıkışından elde edilen ışık şiddet dağılımına bölünerek

filmlerin fotoiletkenlik özellikleri belirlendi.

Cam alttabanlar üzerine depolanan aynı basınç (6,5x10-4 Torr) farklı

kalınlıktaki filmlerin fotoiletkenlik davranışları Şekil 4.4 de görülmektedir. Filmlerin

kalıkları sırasıyla 168 nm, 405 nm ve 737 nm dir. Şekilden görüldüğü gibi ince

filmin kalınlığı artıkça fotoiletkenliğin azaldığı görülmektedir. Film kalınlığı artıkça

soğurulan ışık miktarı artacağından dolayısıyla filmin geçirgenliği azalacağından

monokramatörden gönderilen ışığın fotoiletkenliğe katkısı daha az olacaktır. Elde

edilen sonuçlarda bu doğrultudadır. En ince ZnO filmin daha yüksek bir

fotoiletkenlik değerine sahip olması tuzakların yüzeye yakın yerlerde olduğunu

göstermektedir.

0

2

4

6

8

10

12

14

16

350 450 550 650 750 850

dalga boyu(nm)

foto

iletk

enlik

737 nm405 nm168 nm

Şekil 4.4. Aynı Basınçta Farklı Kalınlıklarda Üretilen ZnO İnce Filmler İçin Fotoiletkenlik Ölçümü

Yine aynı şekilde cam alttabanlara depolanan aynı kalınlıkta farklı

basınç değerlerinde üretilen ZnO ince filmlerin de fotoiletkenlik ölçümleri alınmış


76

basıncın artmasıyla fotoiletkenliğin azaldığı gözlenmiştir. Elde edilen değerler Şekil

4.5. de görülmektedir. Bu filmlerin x-ışını analizlerine bakıldığında artan basınçla

kristallik özelliklerinin arttığı görülmüştür. ( Özdemir D., 2006 ) Kristal özellik artan

basınçla artarken fotoiletkenlik ve iletkenliğin azaldığı görülmüştür. (Soylu M.,

2006) Bunun nedeninin vakum ortamına oksijen verilerek basıncı yükseltmesi

olduğu düşünülmektedir. Ortamdaki fazla oksijen miktarı ile ZnO ince filmin sahip

olduğu oksijen boşluklarının doldurulduğu ve sensitizasyona neden olan taşıyıcıların

sayısının azaldığı öngörülmektedir.

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

350 450 550 650 750 850

dalga boyu (nm)

Foto

iletk

enlik

7

5

4

Şekil 4.5. Aynı kalınlıklarda, farklı basınçlarda üretilen ZnO ince Filmler için fotoiletkenlik ölçümü

Aynı kalınlıklarda farklı basınçlarda üretilen ZnO ince filmler için

fotoiletkenliğin artan basınçla azaldığı görüldü.

Fotoiletkenlik eğrisi incelendiğinde iki bölge gözlenmektedir.

1) 500-800 nm bölgesi

2) 400-500 nm bölgesi

4

4

4

7 105 104 10

x Torrx Torrx Torr

−

−

−


77

500-800 nm aralığında fotoiletkenlik soğurma katsayısı ile paralel bir değişim

göstermektedir. 500 nm den daha kısa dalga boylarına sahip ışık ile aydınlatılan

örnekte fotoiletkenliğin gittikçe azaldığı gözlenmiştir. Bu olay aşırı soğurma

bölgesinde ışığın yüzeyde soğurulduğu ve elektron-deşik çiftlerinin elektrik alanla

ayrılacağı balk bölgesine ulaşamadığını ve yüzeyde yeniden birleşim olduğunu

gösterir.

Zamana bağlı fotoiletkenlik değerlerini ölçmek için devre (Şekil 3.22)

kurulup devre içerisine yerleştirilen ZnO ince film kuartz bir halojen lambayla

voltmetreden okunan gerilim değerinin sabit kaldığı (doyum noktası) zamana kadar

aydınlatılıp daha sonrasında lamba kapatılmıştır. Aydınlatma kesildikten sonra yine

gerilim değerinin sabit kaldığı zamana kadar gerilim değerleri voltmetre üzerinden

belirlenmiştir. Daha sonra Ohm yasasından akım değerleri bulunup fotoakımın

zamana göre grafiği çizilmiştir. Elde edilen bu grafiklerden yararlanılarak ortalama

taşıyıcı ömürleri ( τ ) belirlenmeye çalışılmıştır. Ortalama taşıyıcı ömrü

aydınlanmanın kapatıldığı andaki akım değerini e (2.71) değerine bölünerek elde

edilmiştir. Bu işlemler 4x10-4 Torr basınçta depolanan 236 nm, 6.5x10-4 Torr

basınçta depolanan 168 ve 493 nm kalınlıklarına sahip ZnO ince filmler için ayrı ayrı

gerçekleştirilmiş; ve τ değerleri sırasıyla 1.72, 1.33, 3.08 s olarak bulunmuştur. Aynı

basınçta farklı kalınlıklarda üretilmiş ZnO ince filmlerin ortalama ömür değerlerine

bakıldığında film kalınlaştıkça ortalama taşıyıcı ömrünün arttığı görülmüştür.

6.5x10-4 Torr basınçta 168 nm olarak üretilen ZnO ince filmin zamana bağlı

fotoiletkenlik grafiğine bakıldığında (Şekil 4.7) akımın başlangıç seviyesinin

aşağılarına düştüğü görülmektedir. Bu ölçüme tuzaklı bir seviyeden başladığımızı

göstermektedir. Şekil 4.8’e bakıldığında ise akımın başlangıç değerinden yüksek bir

seviyede çok küçük değişimler gösterdiği, neredeyse sabit kaldığı gözlenmektedir.

Bu tuzaklı bir seviyede bulunduğu anlamına gelmektedir.


78

Şekil 4.6. 4x10-4 Torr basınçta üretilmiş 236 nm film kalınlığına sahip ZnO ince filmin zamana bağlı fotoiletkenlik grafiği

Şekil 4.7. 6.5x10-4 Torr basınçta üretilmiş 168 nm film kalınlığına sahip ZnO ince filmin zamana bağlı fotoiletkenlik grafiği


79

Şekil 4.8. 6.5x10-4 Torr basınçta üretilmiş 493 nm film kalınlığına sahip ZnO ince filmin zamana bağlı fotoiletkenlik grafiği

4.2. Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Yöntemi ile Elde Edilen

ZnO İnce Filmlerin Optik Özelliklerinin Belirlenmesi.

Elde edilen ZnO ince filmlerin optik özelliklerini belirlemek için yapılan

çalışmada önce oda sıcaklığındaki optik geçirgenlikleri ölçüldü. Bu ölçümler 300 –

1100 nm dalga boyu aralığına sahip Perkin-Elmer UV/VIS Lamda 2S Spektrometresi

ile yapıldı. Ölçümlerde elde edilen optik geçirgenlik değerlerinin alttaban

soğurmasından bağımsız olmasını sağlamak için önce sistemin zemin düzeltmesi

yapılarak camdan geçen ışınım %100 olarak normalize edildi.

PFCVAD yöntemi ile aynı basınç (6.5x10-4 Torr) farklı kalınlıklarda elde

edilen ZnO ince filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği

Şekil 4.9 da gösterilmiştir. Elde edilen bu üç farklı kalınlıktaki ZnO ince film

örneklerinin geçirgenlik değerlerinin oldukça yüksek ( > % 96 ) ve kalınlık arttıkça


80

da arttığı gözlendi. Filmlerin optik geçirgenlikleri belirlendikten sonra filmlerin

soğurma katsayıları, geçirgenlik ve kalınlık değerleri 3.114 ve 3.121 denklemleri

yardımıyla hesaplandı. Elde edilen bu filmlerin soğurma katsayılarının enerjiye bağlı

değişimleri de Şekil 4.9 yardımıyla verildi. Şekilden görüldüğü gibi düşük enerji

bölgelerinde soğurma katsayısı küçük, yüksek enerji bölgelerinde ise soğurma

katsayısı hızla ve enerjinin artışıyla orantılı olarak artmaktadır. Ayrıca soğurma

katsayısının kalınlık arttıkça azaldığı da şekilden görülebilmektedir. Bu grafiğin

eğiminden hesaplanan bant kenarı değerlerinin ise kalınlık arttıkça arttığı

bulunmuştur.

Filmlerin soğurma katsayıları elde edildikten sonra yasak enerji aralığı Eg yi

bulmak için (αE)2 nin E ye karşı grafikleri çizildi. Bu çizimin teğetinin enerji

eksenini kesim noktası yasak enerji aralığını vermektedir ve elde edilen film

örneklerinin yasak enerji aralıkları bu yolla bulunmuştur. Şekil 4.11 oda sıcaklığında

elde edilen 168 nm, 405 nm, 737 nm kalınlıklı filmler için (αE)2 nin E ye karşı

grafiğini göstermektedir. (αE)2-E değişiminde kalınlık arttıkça yasak enerji aralığının

arttığı gözlenmiştir. Aynı basınç ve farklı kalınlıklarda elde edilen filmlerin bant

kenarları, yasak enerji aralıkları hesaplandı ve bunlar Çizelge 4.1 de gösterildi.

Ayrıca kalınlık hesabında farklı dalga boyları için kullanılan kırılma indisi değerleri

de bu tablodan görülebilir. Bu kırılma indisi değerleri için (Şenadım, E., Kavak, H.

ve Esen, R., 2006) çalışması referans alınmıştır. Bu çalışmadan λ ≥ 500 nm değerleri

için kırılma indisinin fazla değişmediği görülmektedir.


81

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

300 500 700 900 1100

dalga boyu ( nm )

geçi

rgen

lik (

%T

)

737 nm405 nm168 nm

Şekil 4.9. Aynı basınç (6,5x10-4 Torr) farklı kalınlıklarda elde edilen ZnO ince filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği.


82

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

1 1,5 2 2,5 3 3,5

737 nm405 nm168 nm

Şekil 4.10. Aynı basınç (6x10-4 Torr) farklı kalınlıklarda elde edilen ZnO ince filmlerin soğurma katsayısının enerjiye karşı grafiği.

Soğu

rma

Kat

sayı

sı (

cm

-1 x

103 )

Enerji (eV)


83

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10

2,4 2,6 2,8 3 3,2 3,4

enerji ( eV )

737 nm405 nm168 nm

Şekil 4.11. Aynı basınç (6,5x10-4 Torr) farklı kalınlıklarda elde edilen ZnO ince filmler için (αE)2 nin E ye göre değişimi.

Çizelge 4.1. Aynı basınç (6,5x10-4 Torr) farklı kalınlıktaki ZnO filmlerin geçirgenlik ve soğurma spektrometrelerinden elde edilen sonuçların değerlendirmesi.

λ1 (nm) 410.9 618.9 694.9

λ2 (nm) 639.9 796.9 805.9

% T1 82.08 92.93 93.96

% T2 96.44 96.115 96.21

Kalınlık (x) (nm) 168 405 737

Kırılma indisi (n) 1.7116

(λ=550 nm)

1.7116

(λ=550 nm)

1.7116

(λ=550 nm)

Eg (eV) 3.196 3.208 3.212

Bant kenarı (cm-1x103) 3.075 3.125 3.175

(αE)

2 x1010

(eV/

cm)2


84

PFCVAD yöntemi ile aynı kalınlık (~236nm) farklı basınçlarda elde edilen

ZnO ince filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği Şekil 4.8

de gösterilmiştir. Elde edilen bu üç farklı basınçtaki ZnO ince film örneklerinin

geçirgenlik değerlerinde kayda değer bir değişme olmadığı ve % 95 in üstünde

geçirgenliğe sahip oldukları gözlendi. Filmlerin optik geçirgenlikleri belirlendikten

sonra filmlerin soğurma katsayıları, geçirgenlik ve kalınlık değerleri 3.114 ve 3.121

denklemleri yardımıyla hesaplandı. Elde edilen bu filmlerin soğurma katsayılarının

enerjiye bağlı değişimleri de Şekil 4.12 yardımıyla verildi. Şekilden görüldüğü gibi

düşük enerji bölgelerinde soğurma katsayısı küçük, yüksek enerji bölgelerinde ise

soğurma katsayısı hızla ve enerjinin artışıyla orantılı olarak artmaktadır. Ayrıca bu

grafiğin eğiminden hesaplanan bant kenarı değerlerinin basınç arttıkça azaldığı

bulundu.

Filmlerin soğurma katsayıları elde edildikten sonra yasak enerji aralığı Eg yi

bulmak için (αE)2 nin E ye karşı grafikleri çizildi. Bu çizimin teğetinin enerji

eksenini kesim noktası yasak enerji aralığını vermektedir ve elde edilen film

örneklerinin yasak enerji aralıkları bu yolla bulunmuştur. Şekil 4.13 oda sıcaklığında

elde edilen 4x10-4 Torr, 5x10-4 Torr, 7x10-4 Torr basınçlı filmler için (αE)2 nin E ye

karşı grafiğini göstermektedir. (αE)2-E değişiminde basınç arttıkça yasak enerji

aralığının azaldığı bulundu. Aynı kalınlık ve farklı basınçlarda elde edilen filmlerin

bant kenarları, yasak enerji aralıkları hesaplandı ve bunlar Çizelge 4.2 da gösterildi.

Çizelge 4.2. Aynı kalınlık (~236 nm) farklı basınçtaki ZnO filmlerin geçirgenlik ve soğurma spektrometrelerinden elde edilen sonuçların değerlendirmesi.

Basınç (Torr) 4x10-4 Torr 5x10-4 Torr 7x10-4 Torr

λ1 (nm) 518.9 493.9 518.9

λ2 (nm) 752.9 738.9 748.9

% T1 88.85 91.265 89.215

% T2 95.755 97.99 96.255

Kırılma indisi (n)

1.7130 (λ=500 nm)

1.7130 (λ=500 nm)

1.7130 (λ=500 nm)

Eg (eV) 3.239 3.234 3.220


85

Bant kenarı (cm-1x103)

3.123 3.116 3.113

Şekil 4.12. Aynı kalınlık (~236nm) farklı basınçlarda elde edilen ZnO ince filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği.


86

1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5Enerji (eV)

0

20

40

60

80

100So

gurm

a K

atsa

yisi

(cm

x1

0 ) 4x10 Torr

5x10 Torr

7x10 Torr

Şekil 4.13. Aynı kalınlık (~236 nm) farklı basınçlarda elde edilen ZnO ince filmlerin soğurma katsayılarının enerjiye karşı değişimi.


87

3.00 3.10 3.20 3.30 3.40Enerji (eV)

0

2

4

6

8

10(

E)

x10

(eV

/cm

)

4x10 Torr

5x10 Torr

7x10 Torr

Şekil 4.14. Aynı kalınlık (~236nm) farklı basınçlarda elde edilen ZnO ince filmler için (αE)2 nin E ye göre değişimi.

5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Latife Nükhet ÖZBAYRAKTAR

88

5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER

Bu çalışmada ZnO ince filmlerin optik ve fotoiletkenlik özellikleri

incelenmiştir. ZnO ince filmler görünür bölgede yüksek geçirgenlik ve yüksek

elektriksel iletkenlik değerine sahip saydam iletken oksit filmler olduklarından

güneş pilleri, optoelektronik aygıtlar gibi teknolojinin bir çok alanında uygulama

bulmaktadırlar. ZnO ince filmlerin fotoiletkenlik ve optik özelliklerinin belirlenmesi,

ZnO kullanılarak yapılmış ya da yapılacak olan aygıtların karakteristiğini belirlemek

açısından oldukça büyük bir önem taşımaktadır.

Yapılan çalışmada ZnO ince filmler atmalı filtreli katodik vakum ark

yöntemiyle aynı kalınlıkta farklı basınçta ve aynı basınçta farklı kalınlıklarda olmak

üzere iki ayrı koşulda oda sıcaklığında cam alttaban üzerine depolanmışlardır.

Optik geçirgenliğin değişiminden yasak enerji aralığı, bant kenarı ve filmlerin

kalınlığı hesaplanmıştır. Bu hesaplamalar sonucunda yasak enerji aralığının kalınlık

arttıkça arttığı basınç arttıkça azaldığı görülmüştür. Bant kenarının değeri de

kalınlığın artması ile azalmış, basıncın değerinin artmasıyla değeri azalmıştır.

Ölçülen soğurma değerlerinden hesaplanan yasak enerji aralığının değerleri sabit

kalınlık farklı basınç için 3,220 ile 3,239 eV değer aralığında, sabit basınç farklı

kalınlıklar için de 3.075 ile 3,175 eV değer aralığında bulunmuşlardır.

Optik özellikleri belirlenen filmlerin daha sonra fotoiletkenlikleri incelenmiş

ve filmlerin spektral fotoiletkenlik eğrileri elde edilmiştir. Ölçülen Dc

fotoiletkenlikte soğurma katsayısına paralel bir duyarlılık eğrisi elde edilmiştir. Elde

edilen bu duyarlılık eğrilerine aynı kalınlıkta farklı basınçtaki ve farklı kalınlıkta aynı

basınçtaki örnekler için ayrı ayrı bakıldığında kalınlık arttıkça fotoiletkenliğin

azaldığı ve filmlerin üretildiği basınç değeri küçüldükçe fotoiletkenliğin arttığı

görülmüştür.

Bu veriler ışığında üretilen ZnO ince filmlerin opto elektronik çalışmalar için

uygun olduğu düşünülmektedir.

89

KAYNAKLAR

AGHAMALYAN, N. R., GAMBARYAN, I. A., GOULANİAN, E. K.,

HOVSEPYAN, R. K., KOSTANYAN, R. B., PETROSYAN, S. I.,

VANDANYAN E. S., ZERROUK, A. F., 2003. Influence of Thermal

Annealing on Optical and Electrical Properties of ZnO Films Prepared by

Electron Beam Evaporation, Semiconductor Science and Technology, 525-

529.

BILEK, M., 2003. Pulsed Cathodic Vacuum Arc, An e-Booklet, 77-107.

KASAP, S., 2001. Electron-Hole Recombination in Semiconductors and

Photoconductivity An e-Booklet, 1-8.

______, 2001. Elements of Photoconductivity, An e-Booklet, 1-17.

KÖROĞLU, G., 2005. Bileşik Yarıiletken Filmlerde Fotoiletkenlik Ölçümleri, Ç.Ü.

Fen Bilimleri Enstitüsü Yüksek Lisans Tezi, 1-94.

LAVROV, E. V., BÖRRNERT, F., WEBER, J., 2005. Photoconductivity and

Infrared Absorption Study of Hidrogen Related Shallow Donors in ZnO,

Physical Review B 72, 085212, 1- 8.

LIM, T. C., KRAUT, E. A., MORİN, F. C., OLİVER, J. R., 1976. Temperature and

Wavelength Dependence of The Photoenhancement of Nonlinear Surface-

wave Convolution, Applied Physics Letters, 229-231.

LINDFORDS, P. A., MULARİE, M., 1986. Cathodic Arc Deposition Technology,

Surface and coating Technology, 275-290.

LÜTH, H., 1972. Surface Phonon in the Oscillatory Photoconductivity of Zinc

Oxide, Physical Review Letters, 1377-1379.

ÖZDEMİR, M. D., 2006. Atmalı Plazma Katodik Ark Yöntemi ile Elde Edilen ZnO

İnce Filmlerin Optik ve Yapısal Özellikleri, Ç.Ü. Fen Bilimleri Enstitüsü

Yüksek Lisans Tezi, 1-116.

RANDHAWA, H., 1988. Cathodic Arc Plasma Deposition Technology, Thin Solid

Films, 175-185.

90

SAVVİN, Y. N., TOLMACHEV, A. V., YANOVSKİİ, V. V., KOVAL, A. V., 1996.

Unusual Dependence of the Effectiveness of Spectral Sensitization of the

Photoconductivity of Polycrystalline ZnO on the Dye Consantration in a

Mixed Monolayer on a Semiconductor Surface, JETP Lett., 186-190.

SHARMA, P., MANSINGH, A., SREENİVAS, K., 2001. Ultraviolet Photoresponse

of Porous ZnO Thin Film Prepared by Unbalanced Magnetron Sputtering,

Applied Physics Letters, 553-555.

SHARMA, P., SREENİVAS, K., 2003. Analysis of Ultraviolet Photoconductivity in

ZnO Films Prepared by Unbalanced Magnetron Sputtering, Journal of

Applied Physics, 3963-3970.

SOYLU, M., 2006. Plazma Katodik Ark Yöntemiyle Üretilen ZnO İnce Filmlerin

Elektriksel İletkenliği ve Isıl İşlemlerle Değişimi, Ç.Ü. Fen Bilimleri

Enstitüsü Yüksek Lisans Tezi, 1-115.

STUDENİKİN, S. A., GOLEGO, N., COCİVERA, M., 1997. Optical and Electrical

Properties of Undoped ZnO Films Grown by Spray Prolysis of Zinc Nitrate

Solution, Journal of Applied Physics, 2104-2111.

______, 1998. Density of Band-gap Traps in Polycrystalline Films from

Photoconductivity Transients Using an Improved Laplace Transform

Methods, Journal of Applied Physics, 5001- 5004.

______, 1999. Carrier Mobility and Density Contributions to Photoconductivity

Transients in Polycrystalline ZnO Films, Journal of Applied Physics, 2413-

2421.

STUDENİKİN, S. A., COCİVERA, M., 2002. Time Resolved Luminescence and P

Photoconductivity Polycrystalline ZnO Films, Journal of Applied Physics,

5060-5065.

ŞENADIM, E., KAVAK, H., ESEN, R., 2006. The Effect of Annealing on Structural

and Optical Properties of ZnO Thin Films Grown by Pulsed Filtered Cathodic

Vacuum Arc Deposition, Journal Of Physics:Condensed Matter, 6391-6400.

TOMM, J. W., ULLRİCH, B., QİU, X. G., SEGAWA, Y., OHTOMO, A.,

KAWASAKİ, M., KOİNUMA, H., 2000. Optical and Photoelectrical

Properties of Oriented ZnO Films, Journal of Applied Physics, 1844-1848.

91

WANG, Y. G., LAU, S. P., LEE, H. W., YU, S. F., TAY, B. K., ZHANG, X. H.,

TSE, K. Y., HNG, H. H., 2003. Compherensive Study of ZnO Films Prepared

By Filtered Cathodic Vacuum Arc at Room Temperature, Journal of Applied

Physics, 1597-1604.

JİN, X., 2003. Luminicence in ZnO, Master Thesis at Virginia Commonwealth

University, 1-65.

ZHAO, D., PAN, X., 1994. Investigation of Optical and Electrical Properties of ZnO

Ultrafine Particle Films Prepared by Direct Current Gas Discharge Activated

Reactive Method, J. Vac. Sci. Technol., 2880-2883.

92

ÖZGEÇMİŞ

10 Ocak 1980 yılında Samsun’da doğdum. İlk öğrenimimi Yörükler

İlkokulu’nda, orta öğrenimimi Cumhuriyet İlköğretim Okulu’nda, lise öğrenimimi 19

Mayıs 60. Yıl Çok Programlı Lisesinde tamamladım. Daha sonra Gazi Üniversitesi

Fen-Edebiyat Fakültesi Fizik Bölümü’nde lisans eğitimime başlayıp 2002 yılında

mezun oldum. Aynı yıl Çukurova üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü Orta Öğretim

Alan Öğretmenliği’nde tezsiz yüksek lisans eğitimine başladım; ve 2003 yılında

mezun oldum. Aynı yıl Eylül ayında Çukurova Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü

tarafından açılan yüksek lisans sınavına girdim ve yüksek lisans eğitimime başladım.

Çukurova Ünİversİtesİ fen bİlİmlerİ enstİtÜsÜ · da bileşik bir yarı iletkendir. zno...

Documents