Математическое моделирование физических явлений в твердотельных структурах с неоднородным распределением внутренних параметров для разработки приборов с улучшенными характеристиками тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 05.13.18, доктор наук Кузнецов Владимир Александрович

• Кузнецов Владимир Александрович
• доктор наук
• 2016

Оглавление диссертации доктор наук Кузнецов Владимир Александрович

Введение

Глава 1 .Термодинамические методы при исследовании распространения и устойчивости электронного потока и продольных плазменных волн

в твердотельной плазме

1. 1 .Критический анализ работ по распространению и устойчивости электронных потоков и продольных плазменных волн

в твердотельной плазме

1.1.1 Особенности и различия распространения плазменных

волн в газоразрядной и твердотельной плазме

1.1.2. Баллистический транспорт и пространственно-периодические структуры электронных потоков в

твердотельной плазме

1.2. Фазовый переход типа «беспорядок-порядок» и стационарный резонанс электронных потоков в структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью

1.2.1.Основные положения математической модели фазового перехода типа «беспорядок-порядок» электронных потоков

1.3.Устойчивость электронных потоков при распространении в полупроводниковых структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью

1.4. Взаимодействие лазерного излучения с

управляемым пространственно-неоднородного распределением свободных носителей заряда в

полупроводниках А3В5

1.5. Устойчивость и распространение продольных плазменных волн

при воздействии различных внешних факторов

1.6. Основные положения базовой одномерной математической модели

1.7.Выводы к первой главе

Глава 2.Термодинамические методы при исследовании термоупругости

2.1. Критический анализ работ по применению термодинамики в исследовании термоупругих сред

2.2.Термоупругие свойства полимеров

2.3. Сравнительный анализ энергетической и энтропийной моделитермоупругой деформации

2.4.Матетатическая модель для описания поведения энтропии в случае термоупругих сред с учетом эффектов ангармоничности ианализ результатов

2.5.Выводы ко второй главе

Глава 3. Электрофизические, оптические и термодинамические свойства соединения внедрения Lix Мп02

3.1. Основные требования твердотельной электроники к химическим источникам тока

3.2. Критический анализ работ по исследованию диоксидмарганцевых структур, используемых в качестве катода в химических источниках тока с литиевым анодом

3.3. Механизм электрохимического восстановления диоксида марганца в апротонных электролитах

3.4. Методы изучения электрофизических и оптических свойств

полупроводниковых материалов на основе диоксида марганца

3..5. Технология получения образцов, методика эксперимента и анализ

полученных результатов

3.5.1. Технология получения образцов для оптических исследований

3.5.2.Технология получения образцов для четырехзондового метода постоянного тока

3.5.3. Исследование оптических и термодинамических свойств

LixMnO2 и анализ результатов

3.5.4. Исследование электрофизических свойств LixMnO2 и

анализ результатов

3.6. Выводы к третьей главе

Глава 4. Фотоэлектрические, теплофизические и термодинамические свойства структур, содержащих диоксид ванадия, используемых в преобразователях изображения

4.1.Сравнительный анализ свойств некоторых

регистрирующих сред

4.2. Роль контактных явлений в твердотельных приборах и особенности исследования гетеропереходов

4.3.Критический анализ работ по исследованию фазового перехода металл-полупроводник в окислах ванадия

4.4. Методика измерений характеристик гетероперехода CdSe-VQ2 и

описание экспериментальной установки

4.5.Особенности технологии получения пленочных гетероструктур

In2Os-CdSe-VO2 (V)

4.6. Электрические и фотоэлектрические характеристики пленочных структур In2O3-CdSe-VO2 (V)

4.6.1. Вольтамперные характеристики и спектральные зависимости фотоотклика

4.6.2. Влияние температуры на ход спектральной характеристики фотоэдс

4.6.3. Спектральные зависимости эквивалентных параметров Rэ

и Сэ

4.6.4. Влияние температуры на спектральные

зависимости эквивалентных параметров Rэ и Сэ

4.6.5. Зависимости эквивалентных параметров от постоянного смещения

4.7. Обсуждение экспериментальных результатов

4.7.1. Вольтамперные характеристики и спектральные

зависимости фотоотклика

4.7.2. Зависимости эквивалентной емкости и эквивалентного сопротивления от постоянного смещения

4.7.3. Спектральные характеристики эквивалентной

емкости и эквивалентного сопротивления

4.7.4. Температурные зависимости характеристик гетероструктуры In2O3-CdSe-VO2

4.8.Термодинамика фазового перехода металл-полупроводник и оценка эффективности преобразования изображения в структурах

на основе диоксида ванадия

4.8.1. Энтропия и скрытая теплота перехода в гетероструктуре In2Oз-CdSe-VO2

4.8.2. Температурный гистерезис фотоэдс гетероперехода CdSe-VQ2

4.8.3. Математическая модель для объяснения влияния давления на ширину гистерезиса

4.8.4.Математическая модель термодинамического кпд Фазового перехода в диоксиде ванадия

4.8.5. Математическая модель учета процессов нестационарной теплопроводности при оценке эффективности

работы преобразователя изображения на основе диоксида ванадия

4.9.Выводы к четвертой главе. 192 Глава 5. Состав, структура и свойства полупроводников класса

А11В^ и термодинамические методы их исследования

5.1 Критический анализ работ по исследованию гетерогенных

полупроводников класса АПВ^

5.1.1.Состав, структура и свойства некоторых фотопроводников

на основе CdSe- СdTe

5.2. Фотопроводимость пленок на основе СdSe - СdТе

53. Невзаимность фотоэлектрических свойств пленок на основе

CdSe-CdIe

5.4. Модель продольно-поперечного фоторезистора на основе

CdSe- СdТе

5.5.Фотоэлектрические свойства двухслойных структур с защитным

слоем на основе Cdy РЬ 1-у S и СdSe: La

5.6. Фотоэлектрические свойства фотопроводников на основе

CdSe:Lа , подвергнутых действию рентгеновского и у - излучения

5.7. Метод наименьших квадратов для определения скорости дефектообразования

5.8. Метод математического моделирования фазовых диаграмм

для анализа тройной системы CdS-CdSe-СdTe

5.9. Метод математического моделирования продольной фотопроводимости с учетом неоднородной генерации носителей

в соединениях А11ВУ1

5.9.1 .Основные положения математического модели

продольной фотопроводимости

5.9.2Анализ рассчитанной спектральной характеристики фототока

5.10. Выводы к пятой главе

Глава 6. Влияние магнитного поля на характеристики и

параметры твердотельных структур и термодинамические методы

описания этих явлений

6.1. Методы! определения подвижности носителей заряда в

неоднородных полупроводниковых структурах

6.2.Особенности эффекта магнитосопротивления в

полупроводниках

6.3. Современные модели магнитосопротивления

6.4. Методика измерения магнитосопротивления и определения подвижности носителей заряда в фотопроводниках

на основе CdSe

6.5. Ориентационная и температурная зависимость магнитосопротивления и подвижности носителей заряда в неоднородных фотопроводниках

6.6. Корреляция и антикорреляция положений максимумов в спектральных зависимостях электропроводности и подвижности носителей заряда, определенной из

эффекта магнитосопротивления

6.7 Математическая модель эффекта

магнитосопротивления в гетерогенных фотопроводниках

6.7.1. Основные положения, ограничения, экспериментальные

предпосылки модели неоднородного магниторезистора

6.7.2. Математическая модель эффекта магнитосопротивления

в неоднородных фотопроводниках

6..7.3. Влияние освещенности на магнитосопротивление

в неоднородных ... фотопроводниках

6..7.4. Термодинамическая модель магнитосопротивления

неоднородного полупроводника

6.8. Термодинамические методы для описания влияния

магнитного поля и температуры на физические свойства

твердотельных структур

6.8.1.Влияние внешнего магнитного поля на точку Кюри

6.8.2. Влияние магнитного поля и температуры на поведения энтропии и свободной энергии магнетика

6.9. Математическое моделирование процессов в колебательных системах и их аналогия с фазовым переходом второго рода

6.10. Выводы к шестой главе

7.Заключение

8.Список литературы

9.Приложени я

Введение.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Математическое моделирование физических явлений в твердотельных структурах с неоднородным распределением внутренних параметров для разработки приборов с улучшенными характеристиками»

Общая характеристика работы

Актуальность проблемы исследования твердотельных структур с неоднородным распределением внутренних параметров

Под твердотельными структурами с неоднородным распределением внутренних параметров понимают структуры с разрывами, скачками или значительными изменениями внутренних параметров. К числу этих параметров можно, например, отнести концентрацию носителей, температуру, ширину запрещенной зоны, фазовый состав и другие. Изучению твердотельных структур, в том числе с неоднородным распределением внутренних параметров, посвящены работы Ландау Л.Д., Базарова И.П, Сычёва В.В., Хохлова А.Р., Гросберга А. Ю., Кленина В.И. В, частности, в работах Ландау и других исследователей обосновано применение термодинамических методов в сочетании с рядом других общефизических методов (электрофизических, оптических, теплофизических и т.д.). Это обусловлено тем, что исследуемые объекты носят многокомпонентный и многофазный характер. Например, в дефлекторе лазерного излучения на основе используется внутренняя

концентрационная неоднородность, позволяющая отклонять луч лазера. Введение диэлектрической неоднородности, играющей роль линзы, увеличивает угол отклонения.

К основным термодинамическим методам относятся методы начал термодинамики, термодинамических потенциалов, фазовых диаграмм и другие.

Вместе с тем до настоящего времени в указанных структурах остаются малоизученными такие, например, вопросы как, фотоэлектрические и

электрофизические свойства неоднородных структур, представляющих собой

\

высокоомную матрицу с низкоомными включениями, неоднородную генерацию носителей, фононное взаимодействие и механизмы рассеивания

носителей. Недостаточно исследована проблема энергосбережения преобразователей излучений, содержащих VO2, не исследован гетеропереход CdSe-VO2. Мало исследованы электрофизические и оптические свойства твердотельного соединения внедрения Lix Мп02. , транспорт носителей в бесстолкновительной твердотельной плазме.

Для решения поставленных проблем наряду с развитием математических моделей (ММ), необходимо создание универсального комплекса вычислительных программ на основе аналитическихи чмсленных решений. Причем особую ценность представляют аналитические решения, которые максимально прозрачны для физической трактовки результатов, а также наиболее удобны для создания оперативных рабочих алгоритмов.

Целью диссертационной работы является развитие методов математического моделирования, создание алгоритмов, комплексов программ и разработка методов анализа физических явлений в твердотельных структурах с неоднородным распределением внутренних параметров на основе сочетания термодинамических и общефизических методов для создания приборов с улучшенными характеристиками.

Для достижения цели были поставлены и решены следующие задачи: 1) исследовать физические явления в термоупругих структурах с учетом динамики кристаллической решетки, характер распространения волн в плазме твердого тела, самоорганизацию электронных потоков в твердотельных структурах с модулированной диэлектрической

проницаемостью в баллистическом режиме, влияние механизмов рассеивания в режиме продольной фотопроводимости с неоднородной генерацией носителей, режим энергетической эффективности индикаторного устройства типа фотопроводник-термохромный слой, создать ММ изученных явлений и разработать рабочие алгоритмы комплексных программ оперативного расчета характеристик приборов с улучшенными характеристиками.

2) экспериментально исследовать электрофизические, теплофизические, электрохимические и фотоэлектрические свойства твердотельных структур с неоднородным распределением таких параметров как концентрация и подвижность носителей, температура, давление, ширина запрещенной зоны, фазовый состав и т.д., для выявления ранее неизвестных эффектов и свойств в изучаемых структурах.

Научная новизна соответствует пунктам 1,2,4,5 паспорта специальности 05.13.18. и пунктам 1,2,3,4 паспорта специальности 05.27.01, заключается в математическом моделировании и изучении новых физических эффектов и явлений в твердотельных структурах с неоднородным распределением внутренних параметров на основе сочетания термодинамических и общефизических методов, разработке рабочих алгоритмов комплекса программ оперативного расчета характеристик приборов на основе аналитических решений и численных методов для создания приборов с улучшенными характеристиками.

• Развита методологическая концепция, заключающаяся в сочетании термодинамических и других общефизических методов для раскрытия новых физических закономерностей и практического использования их в твердотельной электронике.

• Разработана ММ, на основе уравнения движения электронной плазмы и эффекта Доплера, экспериментально установленных эффектов красного и фиолетового смещения, обнаруженных в плазменных спектрах коэффициента отражения кремния №типа.

• Разработана ММ фазового перехода типа «беспорядок-порядок» в условиях баллистического режима распространения электронных потоков в твердотельных структурах, отличающаяся тем, что в качестве внутренней неоднородности используется среда с модулированной диэлектрической проницаемостью, в которой существуют режимы устойчивой группировки и резонансных явлений в этих потоках:

• Разработана ММ продольного фоторезистора на основе совместного рассмотрения метода кинетического уравнения Больцмана, отличающегося от метода диффузионного уравнения учетом неоднородной' генерации носителей, механизмов рассеивания носителей, влиянием фононного спектра, и аналога радиофизического метода оценки добротности колебательных контуров.

• Разработана ММ поведения энтропии термоупругих структур с учетом динамики кристаллической решетки, отличающаяся тем, что в отличие от классического метода на основе уравнений Ми-Грюнайзена, проводится исследование температурной зависимости энтропии при термоупругих напряжениях.

• Разработаны ММ определения КПД слоя VO2 с помощью термодинамической диаграммы Карно и определения эффективности работы индикатора изображения содержащего диоксид ванадия на основе численного решения начально-краевой задачи нелинейного дифференциального уравнения теплопроводности в частных производных.

• Разработана ММ неоднородного магниторезистора на основе обнаруженного и исследованного эффекта аномально высокого значения подвижности, полученного из эффекта магнитосопротивления в гетерогенных полупроводниковых структурах CdSe-CdTe.

• Обнаружен и исследован эффект температурного фазового перехода металл-полупроводник в изотипном гетеропереходе CdSe-VO2, проявляющийся в виде температурного гистерезиса фотоэдс, для объяснения величины которого использован метод термодинамического потенциала.

• Выявлен и изучен эффект электронного фазового перехода, связанный с изменением валентности Мп при внедрении ионов Li в Мп02 , для оценки энтропии и скрытой теплоты которого используются термодинамические методы .

• Установлен и изучен эффект сдвига максимума спектральной фоточувствительности в длинноволновую область при Т=300К в гетерогенных полупроводниковых структурах на основе CdSe-CdTe за счет нелинейной зависимости ширины запрещенной зоны от состава, механизм которого выявлен с помощью термодинамического метода трехмерных фазовых диаграмм и концентрационных треугольников.

• Предложен механизм стойкости к деградации и действию ионизирующих излучений в фоторезисторе на основе гетерогенных полупроводниковых структур CdSe-CdTe, заключающийся в геттерирующем действии примеси лантана на свободные радикалы кислорода, выделяющиеся при радиолизе и проведена оценка скорости дефектообразованияв в таких структурах методом наименьших квадратов.

• На основе предложенных ММ и полученных аналитических решений, а также численных методов, разработаны алгоритмы и соответствующим им комплексы проблемно-ориентированных программ..

• Для решения системы дифференциальных уравнений предложен метод функциональной итерации, позволивший существенно упростить решение задачи и получить аналитическое выражение, удобное для анализа полученного результата.

• Разработан численный метод и создана универсальная программа на языке программирования «Максима 5.31» для решения нелинейного дифференциального уравнения Матье, используемого для описания нелинейных колебательных процессов, с помощью метода Рунге-Кутта 4 порядка с применением генератора случайных чисел , а также с возможностью разнообразного графического представления результатов.

• На языке программирования «Turbo C 2.0» разработан программный комплекс расчета параметров преобразователей излучения, включающий решение методом Рунге-Кутта 4 порядка начально-краевой задачи нелинейного дифференциального уравнения теплопроводности в частных

производных для оптимизации параметров конструкционных элементов термохромного индикатора. На этом же языке программирования разработан оперативный рабочий алгоритм для аналитического решения задачи оптимизации параметров спектральной характеристики фоточувствительных слоев преобразователя изображения и использован графопостроитель для визуализации полученных результатов. Результаты расчетов прошли проверку при лабораторных испытаниях режимов работы преобразователя излучений.

• На основе полученных аналитических решений дисперсионного уравнения для случая распространения продольных плазменных волн и уравнений, описывающих поведение неоднородного магниторезистора, проведены оперативные расчеты и использована программа графического программа графического представления результатов «Advanced Grapher».

• Компьютерная программа MATCAD-14 определяла с высокой точностью положение минимума на экспериментальных плазменных спектрах коэффициента отражения.

На основе ММ установленных физических закономерностей разработаны аналитические решения для расчета основных характеристик следующих приборов твердотельной электроники с улучшенными параметрами.

• Предложен и исследован экспериментальный макет дефлектора лазерного излучения на основе самоорганизации электронных потоков в твердотельных структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью с увеличенным углом отклонения пучка.

• Предложен и исследован экспериментальный макет устройства для определения скорости распространения продольных плазменных волн в кремнии N-типа на основе эффектов красного и фиолетового смещения.

• Разработан датчик температуры с бесконтактной перестройкой рабочего диапазона на основе температурного фазового перехода металл-

полупроводник, происходящего в окислах ванадия с переменным фазовым составом.

• Предложен и исследован экспериментальный макет устройства для бесконтактного определения степени разряженности литиевого химического источника тока на основе электронного фазового перехода, происходящего в диоксиде марганца при внедрении лития.

•Разработаны фоторезисторы на основе CdSe-CdTe с повышенной инфракрасной чувствительностью при Т=300К в области собственного поглощения за счет нелинейной зависимости ширины запрещенной зоны от состава

• Разработаны фоторезисторы с повышенной стойкостью к деградации и

и действию ионизирующих излучений на основе гетерогенных полупроводниковых структур CdSe-CdTe легированных лантаном;

• Разработан усиливающий слой в визуализаторах рентгеновского излучения на основе гетерогенных полупроводниковых структур CdSe-CdTe с низкоомными включениями.

Все предложенные, разработанные и внедренные твердотельные устройства, обладают улучшенными параметрами по сравнению с известными аналогами и защищены авторскими свидетельствами и патентами на полезную модель. Конкретные ссылки даны ниже.

На защиту выносятся следующие научные результаты и положения

1) развитая методологическая концепция, заключающаяся в сочетании термодинамических и других общефизических методов для раскрытия новых физических закономерностей, позволила разработать ряд ММ, которые предсказывают или объясняют изученные физические явления и дают возможность их практического использования в твердотельной электронике;

2) разработанная ММ, на основе гидродинамической модели твердотельной плазмы и эффекта Доплера в специальной теории относительности позволяет получить аналитическое решение, объясняющее

экспериментально исследованные эффекты красного и фиолетового смещения в плазменных спектрах коэффициента отражения кремния ^типа;

3) разработанная ММ, базирующаяся на уравнении движения электронной плазмы, уравнениях непрерывности и поля, позволяет аналитически исследовать фазовый переход типа «беспорядок-порядок» в условиях баллистического режима распространения электронных потоков в твердотельных структурах с модулированной диэлектрической проницаемости и выявить режимы устойчивой группировки и резонансных явлений в этих потоках;

4) разработанные ММ для определения КПД слоя V02 с учетом термодинамической диаграммы Карно и для определения эффективности работы и оптимизации параметров термохромного индикатора на основе численного решения методом дихотомии начально-краевой задачи нелинейного дифференциального уравнения теплопроводности в частных производных;

5) предложенная ММ продольного фоторезистора на основе кинетического уравнения Больцмана и уравнения непрерывности с учетом неоднородной генерации носителей позволяет разработать компьютерную программу, использовавшую аналитическое решение для расчета спектральной характеристики фоточувствительных слоев преобразователя изображения;

6) изученные эффекты смены знака фотоэдс и температурного гистерезиса фотоэдс с шириной петли 5-10 К, экспериментально обнаруженные в изотипном гетеропереходе CdSe-V02, обусловлены температурной зависимостью работы выхода диоксида ванадия в результате фазового перехода металл-полупроводник;

7) исследованный термодинамический фазовый переход в соединении внедрения Lix Мп02, проявляющийся в плазменных спектрах коэффициента отражения этого соединения, обусловлен скачком электронной

составляющей электропроводности при изменении валентности Мп с +4 до +3 при внедрении Li в указанное соединение;

8)изученный с помощью совместного анализа термодинамического метода трехмерных фазовых диаграмм и метода концентрационных диаграмм, механизм нелинейной зависимости ширины запрещенной зоны от состава в гетерогенных полупроводниках CdSe-CdTe и обобщение предложенного механизма на свойства соединений CdS-CdSe-CdTe обусловлены наличием деформационного потенциала в области существования смешанных сингоний;

9) исследованный эффект аномально высоких значений эффекта магнитосопротивления в гетерогенных пленках на основе CdSe-CdTe (1-3%) обусловлен влиянием неоднородностей в виде внутренних низкоомных включений, которые своим шунтирующим действием закорачивают эдс Холла в высокоомной матрице неоднородного магниторезистора.

Достоверность результатов диссертации

Достоверность теоретических результатов обеспечивается: соответствием полученных результатов современным физическим представлениям, адекватностью примененных моделей, корректностью исходных и упрощающих допущений, сопоставлением различных подходов, выполнимостью предельных переходов к апробированным решениям и соответствием расчета экспериментальным данным.

Достоверность экспериментальных результатов обеспечена: применением современной метрологически поверенной измерительной аппаратуры, аттестованных методик измерения, обработкой экспериментальных данных на компьютере, воспроизводимостью результатов, практической реализацией полученных результатов эксперимента.

Теоретическая значимость работы

При решении поставленных в диссертации проблем были использованы разнообразные математические модели, функциональные и численные методы, вычислительные эксперименты: разработаны математические модели твердотельной плазмы с внутренними неоднородностями в условиях распространения плазменных волн и электронных потоков в этих средах; разработаны: математическая модель динамики поведения энтропии кристаллической решетки структур, в которых возникают термомеханические напряжения; математическая модель оптимизации параметров фоторезисторов на основе кинетического уравнения Больцмана и неоднородного магниторезистора для объяснения аномальных значений эффекта магнитосопротивления в неоднородных полупроводниковых структурах на основе CdSe-CdTe; математическая модель определения КПД индикаторных устройств на основе VO2 .

Для реализации программных комплексов использовались языки программирования «Максима 5.31» и «Turbo C 2.0», графопостроитель «Advanced Grapher», анализатор спектров программа «MATCAD-14».

Прикладная значимость работы заключается в следующем:

Предложен экспериментальный макет устройства для определения скорости распространения продольных плазменных волн и определена скорость их распространения в кремнии N- типа.

Предложены различные конструкции экспериментальных макетов дефлекторов лазерного излучения, использующие полупроводниковые структуры с модулированной диэлектрической проницаемостью.

Предложены датчик температуры с бесконтактной перестройкой рабочего диапазона на основе температурного фазового перехода металл-полупроводник, устройство для измерения тепловых потоков; устройство, позволяющее определять модуль Юнга при повышенных температурах.

В результате сравнения теоретических и экспериментальных значений критического параметра удлинения для полимеров получен критерий для

выбора необходимого материала в датчиках силы.

Предложены составы и конструкции фоторезисторов, чувствительных к различным областям спектрального диапазона и даны рекомендации для применения пленочных фотопроводящих слоев в визуализаторах излучений типа фотопроводник- термохромный слой..

Результаты диссертации были использованы: при разработке фоторезисторов, стойких к деградации; использованы при создании опытных образцов визуализатора рентгеновского излучения; в производстве для проведения неразрушающего контроля степени разряженности литиевых источников тока.

Результаты исследований, полученные в диссертации, используются не только в производстве, но и в учебном процессе на кафедре инженерной физики Саратовского государственного аграрного университета им. Н.И.Вавилова, о чем есть соответствующие акты внедрения.

Настоящая диссертация выполнена на кафедре инженерной физики Саратовского государственного аграрного университета имени Н.И.Вавилова. Совокупность научных результатов, изложенных в диссертации, позволяет классифицировать их как развитие научной концепции, которая заключается в сочетании термодинамических и других общефизических методов при исследовании физических явлений в твердотельных структурах с неоднородным распределением внутренних параметров для раскрытия новых физических закономерностей, создания математических моделей изученных явлений, практического использования их при разработке приборов с улучшенными характеристиками.

Личный вклад автора.

Все результаты, на которых основана диссертация: постановка задачи, разработка общей концепции работы, её структуры, методик теоретических и экспериментальных исследований, проведение аналитических расчетов, систематизация и обобщение результатов, основные результаты, выводы,

положения, выносимые на защиту и информационное обеспечение принадлежат лично автору. В совместных работах автору принадлежит ведущая роль в разработке общей концепции работы, её структуры, методик теоретических и экспериментальных исследований, создания математических моделей изученных явлений. Технология исследуемых структур принадлежит технологам из С. Пб. ФТИ им А.И. Иоффе, НИИМФ и НИИХИМИИ СГУ. В авторских свидетельствах (А.С. 970131 и 1705429) автору принадлежит участие в составлении формулы изобретения, проведение измерений, обработка экспериментальных данных. Все патенты на полезные модели №69636,73127,75241,92189,96272,96273,143662 выполнены индивидуально. Автором диссертации были разработаны компьютерные программы, зарегистрированные Роспатентом под №№ 2012614846, 2012614916,

Апробация работы. Материалы диссертационной работы использовались при выполнении хозбюджетных ( «Плазмон» и « Природа-2») и договорной («Пик») НИР, проводившихся в НИИМФ СГУ и имеющих государственную регистрацию, докладывались на заседании кафедры инженерной физики СГАУ им. Н.И.Вавилоа, объединенном заседании кафедр СГТУ им. Ю.А.Гагарина и на следующих конференциях:

1) 2 всесоюзное совещание по глубоким уровням в полупроводниках. Ташкент. 1980. 2) Всесоюзная конференция. Исследование и разработка комплексов и систем радиоволновых и оптических каналов связи. Томск 1981 . 3) 7 всесоюзный семинар по оптическим и электрооптическим методам и средствам передачи, преобразования и хранения информации. Москва 1981. 4,5)Всесоюзная конференция. Оптическое изображение и регистрирующие среды. Ленинград 1982. 6) 2 республиканская конференция по фотоэлектрическим явлениям в полупроводниках. Одесса. 1982. 7) Всесоюзная конференция. Датчики на основе технологий микроэлектроники. Москва 1983. 8) Всесоюзная конференция. Физика и техническое применение полупроводников. Вильнюс 1983. 9) Всесоюзная

конференция по физике и химии редкоземельных полупроводников. Саратов 1990. 10) Всесоюзное совещание. Литиевые источники тока. Новочеркасск. 1990. 11) Всесоюзное совещание. Материаловедение халькогенидных полупроводников. Черновцы 1991. 12) Международная конференция по магнитным переходам. Махачкала 1998. 13) 16 Международная конференция по химической термодинамике. Суздаль 2007. 14) 4 всероссийская конференция «ФАГРАН-2008». Воронеж 2008. 15) 9 международная конференция «АПЭК - 2010». Саратов 2010. 16) IX Международная конференция. Современные концепции научных исследований. Москва.2014.

Публикации. По теме диссертации опубликовано: !9 работ в изданиях по списку ВАК, 13 работ в других изданиях, 2 авторских свидетельства на изобретения , 7 патентов на полезную модель, 3 свидетельства Роспатента на компьютерные программы.

Объем и структура работы. Диссертация состоит из введения, 6 глав, заключения. Объём работы составляет 358 страниц, 62 рисунка, 16 таблиц, списка литературы из 382 наименования и приложений.

Автор выражает свою благодарность за поддержку и помощь в работе сотрудникам Фиан РФ (Москва), Физтеха (С.Петербург), Саратовского филиала ИРЭ , СГУ, СГТУ, СГАУ.

Статьи: Кузнецов В.А. Анализ фазовых диаграмм системы CdS-CdSe-CdTe. / / ФТП.- 2010.-Т.44.,№9.-С.25-32. Кузнецов В. А.Стационарный резонанс электронных потоков в структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью. / / Изв. вузов. Физика.-2010-Т.53., №10.-С.52-55.

Антонов В.В., Взаимодействие оптического излучения с управляемой концентрационной и статической неоднородностью в полупроводниках. / В.В.Антонов, В.А.Кузнецов //ЖТФ.- 2011.- № 7.- С.121-127.

переведены на английский язык и опубликованы в международных журналах: Semiconductors-2010.-V.44,№9.-P1117-1120: Tech. Physics.-2011, V.56., № 7.- P. 1003-1008: Russ. Physics Jornal.-2011, № 10.- P.1041-1046 соответственно.

Глава 1. Термодинамические методы при исследовании распространения и устойчивости электронного потока и продольных плазменных волн в твердотельной плазме.

1.1.Критический анализ работ по распространению и устойчивости продольных плазменных волн и электронного потока в твердотельной плазме.

1.1.1. Особенности и различия распространения продольных плазменных волн в газоразрядной и твердотельной плазме.

Развитие твердотельной электроники в значительной мере связано с изучением свойств твердотельной плазмы (ТП), которое, в свою очередь, базируется на исследовании газоразрядной плазмы (ГРП), поэтому есть определенное время запаздывания между однотипными исследованиями, которое необходимо для понимания физики процессов и внесения необходимых корректив. Например, пинч-эффект в ГРП открыт Беннетом в 1934году, а в ТП он стал рассматриваться в 1960 году [1].

По определению плазма - это среда, содержащая достаточно большое количество свободных заряженных частиц, при котором существенным является их коллективное взаимодействие и способность перемещаться на значительные расстояния под действием электрического поля или теплового движения. Именно способность плазмы быстро реагировать на внешние воздействия является причиной таких интенсивных исследований. Несмотря на общность в определении существуют особенности и различия в ГРП и ТП, которые накладывают отпечаток на ряд изучаемых явления (например, распространения продольных плазменных волн (ППВ)). В отличие от ГРП, все компоненты которой (электроны, ионы, нейтральные атомы) подвижны, ионы и атомы, входящие в состав твёрдого тела, совершают лишь малые колебания относительно положений равновесия, а в качестве подвижных носителей заряда, образующих ТП, выступает лишь часть электронов.

Последние движутся в условиях сильного взаимодействия с атомами (ионами) кристаллической решётки, участвуя в столкновениях с примесями и дефектами решётки и с её колебаниями. Эти столкновения служат интенсивным каналом релаксации возбуждений ТП, который отсутствует в ГРП. Ещё одним отличием является более высокая концентрации носителей

Список литературы диссертационного исследования доктор наук Кузнецов Владимир Александрович, 2016 год

G1- источник питания,

R 1- потенциометр,

V 1- вольтметр,

А 1- микроамперметр.

Примечание. Типы и номиналы элементов выбираются в зависимости от условий эксперимента

Для измерения ВАХ ГС помещалась в светонепроницаемую камеру с отверстием для освещения образца от монохроматора типа ДМР-4. В ряде случаев освещение проводилось от обычной лампы накаливания или Не - Ые лазера. Излучение от монохроматора в диапазоне длин волн от 430 до 1530 нм изменением входной щели было приведено к спектру равных энергий с помощью неселективного приемника-болометра. Выбор спектрального диапазона был обусловлен шириной запрещенной зоны исследуемых полупроводников. Типы измерительных приборов и номиналы элементов измерительных схем выбирались в зависимости от условий эксперимента. Относительная погрешность измеряемых величин не превосходила 2,5-З %. Для исследования влияния температуры на фотоэлектрические характеристики было изготовлено термостатирующее устройство (рис. 4.3). Необходимость тщательной термостабилизации была вызвана возможным влиянием термоэдс в VO2 [229]. При измерении основных характеристик освещение образцов выбиралось таким образом, чтобы полезный сигнал был на три порядка больше, чем возможное значение термоэдс .

Термостатирующее устройство представляло собой

светонепроницаемый термостатируемый объем с окном для ввода излучения. Стенки внутренней полости омываются жидкостью, нагретой, до необходимой температуры, которая подавалась от стабилизированного термостата и. Измерение температуры в объеме осуществлялось термометром с точностью до 0,5 градуса и контролировалось с помощью термопары медь-константам, закрепленной на образце. Исследование свойств ГС проводилось при достижении равенства показаний термометра и термопары. Это являлось гарантией уменьшения градиента температуры в объеме, где находился образец, и нежелательной помехи в виде термоэдс. Достоинством примененного устройства являлась простота и надежность конструкции в эксплуатации, возможность плавного изменения температуры в диапазоне от 293 К до 363 К и автоматического поддержания ее на

Рис .4.3. Устройство для изучения температурных зависимостей фотоэдс. Чертёж

общего вида

1 - крышка, герметично притирающаяся,

2- трубка никелевая /4 шт./,

3- объем термостатируешй,

4- термометр,

5- держатель /2 шт./,

6- образец,

7- выводы термопары,

8- лазер,

9- потенциометр высокоомный,

10-терморегулятор стабилизированной.

Примечание. Типы и номиналы элементов выбираются в зависимости от

условий эксперимента

постоянном уровне без градиента температуры в объеме. Выбор температурного диапазона обусловлен температурой ФПМП для VO2, примерно равной 340 К.

Предлагаемая установка позволила измерять ряд характеристик исследуемых образцов:

а) спектральные зависимости фотоотклика (1КЗ или VXX);

б) при необходимости проведения частотных исследований схема дополнялась модулятором с частотой прерывания сигнала от 20 Гц до 2 кГц и усилителем переменного сигнала;

в) зависимости RЭ и СЭ от величины постоянного смещения, а также спектральные зависимости этих параметров.

Примечание:

1. Различные виды освещения позволили осуществить все перечисленные измерения при разных условиях, которые встречаются в процессе эксплуатации ГС М2 О 3-CdSe - VO2 в визуализаторе.

2. Специально изготовленное термостатирующее устройство дало возможность исследовать температурные зависимости параметров и характеристик образца.

4.5.Особенности технологии получения пленочных гетероструктур М2О3-CdSe - VO2(V).

Методика получения исследуемых пленочных структур заключалась в следующем. В качестве подложки для исследуемой структуры была выбрана прозрачная диэлектрическая пластинка (слюда марки СТ-8 или тонкое стекло), на которую реактивным катодным напылением наносился контактный слой М2О3 с коэффициентом пропускания 0,8-0,9 в видимой

части спектра и с удельной электропроводностью и «1 -10 (Ом см). На подготовленную подложку методом квазизамкнутого объема наносился легированный слой CdSe, технология получения которого разработана в НИИМФСГУ, с удельным сопротивлением р « 107 -108 Ом см, измеренным в

темноте на постоянном токе. Толщина фотопроводящих слоев - 10-6 -10-5 м. Затем проводился активирующий отжиг пленки. После этого - термическое испарение ванадия на фотопроводящий слой и последующее окисление его на воздухе при 753К в разных режимах, начиная с 55 до 100 с. При длительном окислении фотопроводник, сопряженный с получающимся У02, терял чувствительность и накоротко замыкался. В процессе отжига У диффундирует в глубь CdSe, причем образуются соединения типа УОх с разной степенью окисления У. Слой У02, вследствие высокой проводимости, выполнял роль контакта [230]. К нему через тонкий слой ^ осуществлялся прижимной контакт. Для контроля температуры ФПМП окиснованадиевые слои наносились отдельно по аналогичной технологии на зеркальную фольгу из А1. Получались слои ФТИРОСа с R « 75 -100 Ом/^ и толщиной 150 нм. Технология изготовления этих слоев разработана в ФТИ им. А.Ф.Иоффе [181]. Фтирос-фазово трансформационный интерференционный реверсивный отражатель света - аббревиатура и продукт С.П. ФТИ им. А.Ф.Иоффе [181].

Слои ФТИРОСа помещались в регулируемый термостат и по изменению цвета пленки и характера температурной зависимости определялась температура ФПМП. Аналогичные исследования проводились с ГП CdSe - У02. Хотя слои двуокиси ванадия, получаемые термическим окислением ванадия, неоднородны по составу [231], но ввиду близости ТП изготовленных образцов к ТП монокристаллов У02 в дальнейшем получаемые слои будем условно называть У02.

Следует отметить некоторые особенности получения ГП CdSe - У02. Чтобы полностью окислить У необходимо повысить температуру или время отжига. Повышение температуры значительно снижает фоточувствительность, а увеличение времени отжига стимулирует диффузию атомов У в CdSe и приводит к закорачиванию структуры. Выбор оптимального режима позволил получить пленочный ГП CdSe - У02 с достаточной чувствительностью CdSe в нем. Изменение отношения

темнового сопротивления к световому при 200 лк составляет у ГС полтора-два порядка. Выбор в качестве исследуемой объекта пленочной структуры обусловлен тем, что монокристаллы при неоднократных термических воздействиях растрескивались и разрушались.

4.6. Электрические и фотоэлектрические характеристики пленочных структур М2 О 3-CdSe - VO2 (V)

4.6.1. Вольтамперные характеристики и спектральные зависимости фотоотклика.

Из особенности технологии получения ГП CdSe - VO2 следует, что в процессе окисления ванадия, нанесенного на фотопроводник, может остаться внутренний тонкий неокисленный металлический подслой между CdSe и VO2. Такой подслой мог получаться вследствие неполного окисления ванадия в щадящем фотопроводник режиме отжига. Поэтому проводились сравнительное раздельное изучение структур CdSe - VO2 и CdSe - V.

Вольтамперные характеристики (ВАХ) исследовались как в темноте, так и при освещении белым и монохроматическим светом из области фоточувствительности селенида кадмия. Как видно из рис. 4.4, у структуры ^2О3-CdSe - V темновая ВАХ линейна, а световая имеет униполярный

характер. Пропускному направлению, независимо от стороны, с которой проводилось освещение, соответствовала положительная полярность приложенного напряжения на ванадии. Полярность, если нет специального замечания на рисунках, в этом случае и в дальнейшем определена относительно V или VO2, которые использовались в качестве электродов.

У ГС М2О3-CdSe - VO2 в темноте характер ВАХ близок к линейному, а прямые и обратные ветви ВАХ почти симметричны (рис. 4.5). Коэффициент выпрямления при напряжении 1 В не превосходил 1.1. При освещении ГС сильнопоглощаемым светом (X = 680 - 720 нм) от монохроматора появилось слабое выпрямление. Коэффициент выпрямления для 1 В равен 1,3, при этом характер ВАХ - сублинейный.

зло?А 4У> /

/

_— / 4 Г ^

/уа

Рис. 4 .4. Вольтамперные характеристики структуры In203-CdSe-V в темноте /1/ и при освещении через V при 500 лк /2/

Рис.4.5. Вольтамперные характеристики гетероструктуры 1п 20 3- CdSe-V02 в темноте /1/ и при освещении монохроматическим светом ( ^=700 нм) через V02 / 2 /.

Пропускному направлению соответствовала положительная полярность на VO2. Знак выпрямления не зависел от того, с какой стороны производилось освещение.

Спектральные зависимости фотоотклика ГС М2О3 -CdSe - VO2 были измерены компенсационным методом при помощи потенциометра постоянного тока (ППТВ). Характеристики измерялись как при освещении только монохроматическим светом от двойного монохроматора ДМР-4, так и при добавочном освещении лазером типа ЛГ-44 с X = 629 нм. Причем лазер и монохроматор освещали образец или с одной стороны VO2(Jn2О3) или с противоположных сторон для того, чтобы выявить роль контактов.

При исследовании спектральной зависимости VXX обнаружена следующая особенность: на освещаемом контакте наблюдалась положительная полярность. Исключение составлял случай, когда лазер и монохроматор освещали ГС с разных сторон.

На рис. 4.6 представлены спектральные характеристики VXX, измеренные при комнатной температуре. Из графиков видно, что фотоэдс при освещении монохроматическим светом со стороны Jn2O3 больше, чем при освещении со стороны VO2, и изменяла свой знак в области 900 нм. Фоточувствительность соответствовала области от 560 до 1100 нм. Максимальная фотоэдс достигалась при длине волны X = 690 нм, что соответствовало собственной фоточувствительности селенида кадмия. При одновременном освещении с одной стороны образца лазером и монохроматором наблюдалось резкое увеличение сигнала. При этом происходил сдвиг максимума в длинноволновую область. В этом случае сильнопоглощаемый свет от лазера подавлял приповерхностный барьер и свет от монохроматора эффективнее проникал в базу фотопроводника. В случае освещения от монохроматора контакта Jn2О3 - CdSe, а от лазера -VO2 - CdSe, фотоэдс дважды изменяла знак при X = 650 нм и X = 820 нм. Если повернуть образец на 180° так, чтобы световые потоки от лазера и

Рис.4.6.Спектральные зависимости фотоэдс ^хх) гетероструктуры 1п203-CdSe-VO2 при 293 К и освещении:1-монохроматором /М/ через VO2,2.-M и лаэером /Л/ через VO 2,3-М через 1п203 и Л через VO2,4.-М череэ 1п203, 5.-М и Л через 1п203 ,6.-М через VO2 и Л через 1п203

монохроматора заменяли друг друга, то изменения знака Ухх не наблюдалось. Фотоэдс на контактах достигала максимального значения 0,2-0,3В, что позволяет оценить величину барьеров. На рис. 4.7 представлены спектральные характеристики 1КЗ ГС М2О3-CdSe - У02, измеренные при комнатной температуре. Максимум 1КЗ совпадал с находящимся в области 690-700 нм максимумом Ухх . Добавочное освещение лазером к излучению от монохроматора приводило к сдвигу максимума 1КЗ в длинноволновую область (720 нм), при этом спектральные характеристики 1КЗ, становились неаддитивными. При освещении монохроматором через УО2в максимуме фоточувствительности 1КЗ = 10-7 А, освещение лазером давало 1КЗ = 4 • 10-7 А, а при совместном освещении 1КЗ = 8 • 10-7 А. Аналогичный эффект наблюдался в монокристаллах сернистого кадмия авторами работы [232].

Возможное влияние эффекта насыщения 1КЗ у пленочной ГС проверялось увеличением интенсивности падающего излучения от монохроматора. При этом область насыщения была далека от режима, в котором проводились исследования. Отсутствие насыщения при лазерном освещении подтверждалось измерением 1КЗ при совместном воздействии

луча лазера и монохроматора на образец со стороны УО2 (см. рис. 4.6-4.7). Можно сделать вывод, что дополнительное освещение монохроматором вызвало увеличение сигнала 1КЗ и Ухх .

При освещении ГС лазером со стороны УО2, а монохроматором стороны М2О3 характер кривых изменялся. Вместо увеличения с ростом длины волны 1КЗ уменьшался и вблизи 660 нм изменял знак. При X = 710 нм снова происходила смена знака, 1КЗ начинал расти, достигал максимума при 820 нм. В области более длинных волн 1КЗ, уменьшался, охватывая широкую область чувствительности (до 1000 нм). Следует отметить, что при одновременном воздействии светом от лазера типа ЛГ-44 с X = 629 нм и от

Рис.4.7. Спектральные зависимости тока короткого замыкания (1кз ) гетероструктуры Jn 20 3-CdSe-VO2 при 293 К и освещении:

1 -монохроматором /М/ через VO2,

2 - Ми лазером /Л/ через VO2,

3- М через Jn 203,

4- М и Л через Jn 203,

5- М через Jn 203 и Л через VO2,

6- М через VO2 и Л через Jn 203.

монохроматора двухфотонных эффектов не наблюдалось, что связано с недостаточной суммарной мощностью воздействующих световых источников.

4.6.2. Влияние температуры на ход спектральной характеристики фотоэдс.

Кроме измерений при комнатной температуре, спектральные характеристики фотоэдс, были измерены также в интервале температур 293-353К, в котором обычно наблюдался фазовый переход [233].

На рис. 4.8 представлены кривые спектрального распределения фотоэдс, измеренные при различных температурах. Были отмечены следующие особенности:

а) фотоэдс с ростом температуры убывала;

б) максимум чувствительности сдвигался в длинноволновую область от 680 нм до 815 нм;

в) выше 308К спектральные характеристики фотоэдс смещались в отрицательную область (полярность дана относительно контакта VO2);

г) выше 323К фотоэдс имела отрицательный знак и максимум чувствительности снова наблюдался при X = 680 нм.

Те же самые особенности наблюдались и при исследовании спектральных распределений фотоэдс, измеренных при освещении образца от монохроматора и лазера со стороны VO2 при разных температурах. В этом случае переход в отрицательную область происходил при 348 К.

На рис. 4.9 приведена температурная зависимость фотоэдс при освещении лазером со стороны VO2, измеренная как при росте температуры от 293К до 353К, так и при снижении температуры от 353 до 293К.

На рис. 4.10 показана температурная зависимость VXX, измеренная при освещении от монохроматора (X = 680 нм) при увеличении температуры и при её уменьшении [234].

Уххма

-40|--1-1--

Рис. 4.8. Спектральные зависимости фотоэдс (Ухх) гетероструктуры Jn 2 О 3-СёБе-УОг, снятые при освещении через УО2 и разных температурах К: 293 /1/, 303 /2/, 308 /3/, 313 /4/ , 318 /5/, 323 /б/, 328 /7/, 333 /8/, 338 /9/, 343 /10/, 348 /11/.

Рис.4 .9. Температурная зависимость фотоэдс ( Vхх ) гетероструктуры Jn 2 О 3-CdS е- VO2 при освещении лазером /Х=629 нм / через VO2.

Рис.4.10. Температурная зависимость фотоэдс (Ухх) ГС 1п гОз-СёБ е-УО2 при освещении от монохроматора / X =680 нм / через УО2.

Исследования фотоэдс структуры М2О3-CdSe - V проводились при тех же условиях освещения, в том же температурном интервале и по той же методике, что и при исследовании ГС М2О3-CdSe - VO2, однако преимущественно исследовался контакт CdSe - V с целью сравнения его характера и свойств с характером и свойствами контакта CdSe - VO2. При освещении структуры со стороны V наблюдалась фотоэдс положительной полярности так же, как у ГП CdSe - VO2, что свидетельствовало о запирающем характере контакта CdSe - V.

Спектральная характеристика VXX имела максимум при 720 нм. Добавочное освещение лазером к излучению от монохроматора привело к размытию и смещению максимума на 40 нм в длинноволновую область, что аналогично наблюдаемым явлениям в ГП CdSe - VO2. Кроме того, в обеих структурах замечена неаддитивность воздействия излучения от монохроматора и лазера. Наряду с совпадением вышеперечисленных свойств проявилось отличие в характере температурной зависимости фотоэдс. Наблюдаемая температурная зависимость фотоэдс для контакта CdSe - V приведена на рис. 4.11. С ростом температуры фотоэдс положительной полярности при освещении лазером со стороны ванадия уменьшалась, не меняя полярности ни в одной из экспериментальных точек. Подобные характеристики, только с меньшим значением фотоэдс, наблюдались и при освещении от монохроматора.

Таким образом, сравнительные исследования характеристик ГС /п2О3-CdSe - V и М2О3-CdSe - VO2 показали, что есть различия в ВАХ и температурой зависимости фотоэдс. Это может служить критерием существования подслоя ванадия, контактирующего с фотопроводником, в ГС подобного типа.

4.6.3. Спектральные зависимости эквивалентных параметров RЭ и RC .

1ДО*

60

30

-

300 360

тк

Рис, 4.11. Температурная зависимость фотоэдс (Ухх ) гетероструктуры 1п203-CdSe-V при освещении со стороны V.

Спектральные характеристики RЭ и RC снимались с помощью моста Е7-4 на переменном токе при различных значениях частоты переменного сигнала. Напряжение постоянного смещения изменялось от 0 до 4 В в разной полярности. Освещение, как и в предыдущих случаях, производилось или с помощью одного монохроматора, или с добавочным освещением лазером. Длина волны падающего на образец излучения изменялась от 600 до 1250 нм. Для более детального исследования снимались спектральные характеристики при освещении образца как со стороны VO2, так и со стороны М2О3.

При освещении ГС со стороны VO2, (рис. 4.12) характер зависимости эквивалентного сопротивления от длины волны оставался одним и тем же, как в отсутствие постоянного смещения, так и при наличии его на освещаемом электроде. Форма кривых изменялась с ростом частоты переменного сигнала. Фоточувствительность сответствовала спектральной области от 680 до 900 нм. Минимальное сопротивление достигалось при Х = 720 - 760 нм. Такие же зависимости наблюдались и при освещении со стороны М2О3 и подаче на неосвещаемый электрод положительного смещения. Если образец освещался со стороны М2О3 и отрицательное постоянное смещение подавалось на освещаемый контакт, то характер зависимости RЭ от длины волны резко изменялся. На кривых появлялись два минимума при X = 720 нм и Х = 815 нм.

Спектральные характеристики эквивалентной емкости измерялись одновременно со спектральными характеристиками эквивалентного сопротивления так, что условия эксперимента полностью совпадали.

На рис. 4.13 представлены, измеренные на частотах 100 и 1000 Гц, зависимости СЭ от длины волны при освещении образца монохроматическим

светом, дополнительном освещении от лазера с той же стороны и при подаче постоянного смещения.

Рис.4.12. Спектральные зависимости эквивалентного сопротивления (Я э ) гетероструктуры 1п 2О 3-CdSe-УO2 при разных значениях напряжения смещения относительно VO2: освещение через 1п 2О 3, -1 В - /1/; освещение через 1п 2О 3, +1 В -/2/; освещение через VO2,-1 В - /3/; освещение черев VO2, О В -/4/; освещение через VO2, +1 В -/5/.

Рис.4.13. Спектральные зависимости эквивалентной ёмкости / С э / гетероструктуры |и 2 О з -CdSe- V02 при напряжении смещения -1 В относительно V02 и освещении черев 2 О з лазером и монохроматором на частотах: 100 Гц - /1/, 1000 Гц -/2/.

Между кривыми спектрального распределения эквивалентной емкости и эквивалентного сопротивления существует вполне определенное соответствие: на тех длинах волн, где имелся минимум сопротивления, был максимум емкости.

4.6.4. Влияние температуры на спектральные зависимости эквивалентных параметров RЭ и RC .

Для определения влияния термического ФПМП на эквивалентные параметры ГС М203 -CdSe - У02 проводились исследования спектральных зависимостей эквивалентных параметров RЭ и СЭ при температуре выше и ниже ФПМП. На рис. 4.14 представлены спектральные характеристики RЭ, измеренные в диапазоне температур от 293 К до 253 К. Образец в данном случае освещался от монохроматора и лазера со стороны У02. С повышением температуры до Тп = 233 К кривые смещались вдоль оси ординат. Минимум RЭ на этих характеристиках наблюдался в спектральной области 750-760 нм. При температурах больших Тп наблюдался подъем характеристик, а минимум спектральной зависимости RЭ смещался в длинноволновую сторону. В этой же области температур при тех же условиях освещения исследовались спектральные характеристики СЭ (рис.4.15). При температурах меньших Тп кривые, имеющие колоколообразный вид, смещались вверх по оси ординат, а при температурах больших Тп - опускались. Для выяснения влияния У02 на свойства ГС при фазовом переходе отдельно измерялась температурная зависимость образцов У02, полученных термическим испарением У на А1 с последующим окислением У в одинаковом с ГС температурном режиме. Роль контактов выполнял М, частично покрывающий У02. При Т = 338 К происходила смена характера температурной зависимости RЭ и изменение цвета пленки. С ростом температуры от 293 до 338 К RЭ падало, выше 338 К начиналось увеличение RЭ . Близость Тп у ГС и образцов У02 с алюминиевым подслоем дает право

О 700 ¿00 900 1000 А,НМ

Рис.4.15. Спектральные зависимости эквивалентной емкости гетероструктуры 1п203 - CdSe - VO2, измеренные на частоте 100 Гц при температурах К: 1-293, 2-313, 3- 333, 4- 353.

Рис.4.16. Зависимость эквивалентной ёмкости /Сэ/ гетероструктуры 1п2 O3 - CdSe-VO2 от постоянного смещения на частоте 1000 Гц при освещении со стороны 1п2 O3.

Рис. 4.17. Зависимость эквивалентного сопротивления / Rэ / гетероструктуры 1п 20 3-CdSe-V02 от постоянного смещения на частоте 100 Гц при освещении со стороны 1п 20 3.

считать окислованадиевые слои у ГС близкими по составу к VO2 и в дальнейшем именовать их как VO2.

4.6.5. Зависимости эквивалентных параметров от постоянного смещения.

Зависимости R3 и СЭ ГС от постоянного смещения измерялись при освещении коротковолновым и длинноволновым светом от монохроматора и излучением от лазера ЛГ-44. Постоянное смещение, подаваемое на образец, изменялось от 0 до ± 2 В, так как maxRЭ или min Сэ появлялись в указанном интервале напряжений, а при больших напряжениях мог наступить пробой. Измерения проводились на разных частотах от 100 до 1000 Гц, так как при f >> I кГц Сэ резко уменьшалась и наблюдалась емкостная дисперсия.

Графики C - V и R - V характеристик представлены на рис. 4.16, 4.17, причем полярность дана относительно VO2. Кривые C - V характеристик имели U образную форму и типичны для структур, состоящих из двух диодов, включенных навстречу друг другу.

При положительном смещении 0,5-1 В на VO2 наблюдался минимум СЭ и максимум R:3. При отрицательном смещении 0,5 В также наблюдалось увеличение R:3 и СЭ. Сдвиг минимума СЭ в положительную область и большее значение максимума R:3 в отрицательной области свидетельствует о небольшом преимуществе контакта VO2 - CdSe. С ростом частоты переменного сигнала (от 100 до 1000 Гц) емкость структуры уменьшалась в 2-3 раза.

4.7. Обсуждение экспериментальных результатов

4.7.1. Вольтамперные характеристики и спектральные зависимости фотоотклика.

Из анализа ВАХ структуры Jn2O3-CdSe - V видно, что пропускному

направлению соответствовала положительная полярность постоянного смещения на V, независимо от смены направления освещения. Теоретические расчеты ВАХ для аналогичных структур проведены в [235],

где показано влияние обедненного на свету контакта металл-квазимонополярный фотопроводник на появление униполярности ВАХ.

Действительно, в структуре М2О3-CdSe - V при отсутствии освещения протекали токи, определяемые высоким сопротивлением объема, поэтому ВАХ - линейны. При эффективном освещении сопротивление фоточувствительного объема падало и приконтактная область пространственного заряда (ОПЗ) с большим сопротивлением начинала ограничивать ток, поэтому ВАХ - сублинейны. Явление, которое незаметно в темноте, проявлялось на свету.

ВАХ ГС М2О3-CdSe - VO2 отличались от рассмотренных выше тем, что у них значительно меньше выпрямление на свету. Пропускному направлению соответствовала положительная полярность на VO 2 независимо от смены направления освещения. Наблюдалась сублинейность прямой и обратной ветви ВАХ, что соответствовало ВАХ структуры с двумя диодами, включенными навстречу друг другу.

Все исследованные спектральные характеристики фотоотклика хорошо объяснимы на основе эквивалентной схемы образца: в темноте полное сопротивление структуры представляло собой сумму трех сопротивлений: сопротивления контакта М2О3 -CdSe, сопротивления базы (селенид кадмия), сопротивления контакта VO2 -CdSe. При освещении структур через двуокись ванадия коротковолновым светом поглощение излучения происходило на контакте VO2 -CdSe , сопротивление которого изменялось, что приводило к уменьшению общего сопротивления структуры. При переходе к длинам волн, соответствующим собственному поглощению селенида кадмия, сопротивление базы резко уменьшалось, и ток короткого замыкания возрастал. При дальнейшем увеличении длины волны в базе почти не происходило фотоактивного поглощения излучения, сопротивление возрастало, ток короткого замыкания убывал.

Измерение фотоэдс холостого хода показало, что на освещаемом контакте наблюдалась положительная полярность. Следовательно, электроды М203 и У02 создавали запирающие контакты с селенидом кадмия. Большее значение Ухх и 1КЗ, при освещении контакта М203-CdSe, чем при освещении со стороны У02 объяснялось лучшей прозрачностью электрода Мп203.

Дополнительное освещение лазером к излучению от монохроматора приводило на всех спектральных характеристиках к сдвигу максимума в длинноволновую область, так как коротковолновый сильно поглощаемый свет лазера снижал барьер на освещаемом контакте, уменьшая его сопротивление. В этом случае ток в ГС определялся сопротивлением базы. Эффективная модуляция сопротивления базы, которая значительно больше по величине приконтактной ОПЗ, осуществлялась при возрастающем влиянии слабо поглощаемого (длинноволнового) света. При этом максимум фотоотклика сдвигался в волновую область.

Рассмотрим спектральные характеристики Уш и 1КЗ при освещении

структуры от монохроматора со стороны М203 и освещении лазером со стороны У02 (см. рис. 4.7). До тех пор, пока образец освещался монохроматическим светом из области слабой фоточувствительности, наблюдались отрицательные значения Ух и 1КЗ относительно контакта

М2 0 3 -CdSe ввиду воздействия излучения лазера на контакт У0 2-CdSe . С увеличением длины волны излучение поглощалось в приконтактной области. Свет генерировал носители заряда в обедненной области и сопротивление контакта снижалось, вызывая увеличение как фотоэдс, так и тока короткого замыкания в положительной полярности. При дальнейшем увеличении длины волны в базе почти не происходило фотоактивного поглощения, Ухх и 1КЗ снова изменяли знак.

В длинноволновой области спектра кривая 1КЗ имеет максимум, который не наблюдался на кривой спектральной зависимости фотоэдс. Это

объясняется тем, что изменение 1КЗ связано с изменением сопротивления

базы и изменением фотоэдс, которая зависит только от генерации электронно-дырочных пар в приконтактной области. При освещении ГС со стороны контакта М2О3-CdSe длинноволновый свет проходил через всю базу, уменьшая ее сопротивление, но для генерации электронно-дырочных пар энергии квантов этого излучения уже недостаточно, поэтому максимум в длинноволновой области спектра на спектральных кривых VXX не наблюдался [236].

Обращал на себя внимание тот факт, что на фоне достаточно мощного (~ 1мВт/см2) лазерного освещения было заметно действие маломощного (5,5 мкВт/см2) света от монохроматора. Это объясняется, на наш взгляд, «немонохроматическим» действием прибора, что связано с присутствием немонохроматических составляющих в пучке света при большой ширине выходной щели монохроматора. Кроме нужной нам длины волны через такую щель частично проходили излучения других длин волн. Это явление можно исключить уменьшением ширины выходной щели, но при этом будет уменьшаться мощность излучения.

4.7.2. Зависимости эквивалентной емкости и эквивалентного сопротивления от постоянного смещения.

Исследование R - V и С - V характеристик, а также спектральных характеристик VXX позволяли сделать вывод о том, что барьеры на контактах М2О3-CdSe и VO2-CdSe сравнимы по величине. Ход кривых зависимостей СЭ и RЭ от постоянного смещения (см. рис. 4.16, 4.17) объяснялся, исходя из эквивалентной схемы, представляющей из себя параллельную однозвенную RЭСЭ цепочку. Экспериментально измеряемые параметры СЭ и RЭ на свету

определялись сопротивлением и емкостью барьера, определяющего ток через всю структуру. При наложении запирающего смещения ОПЗ расширялась, что вело к увеличению сопротивления барьера и одновременно к уменьшению емкости. При положительном смещении наблюдалась обратная

картина. При наличии двух противоположно включенных барьеров, СЭ и RЭ определялись соответствующими параметрами или одного, или другого барьера. Этим, в частности, объяснялось наличие минимума эквивалентной емкости и максимума эквивалентного сопротивления при смещении +0,5^1В. При отрицательных смещениях на электроде VO2 ток определялся сопротивлением контакта VO2-CdSe . Поэтому соответствующая ветвь С - V характеристики отражала изменение барьерной емкости этого контакта. При положительных смещениях ток определялся сопротивлением второго контакта. Следовательно, правая ветвь С - V характеристики соответствовала уменьшению барьерной емкости при запирании контакта М2О3-CdSe. Ввиду

интенсивного освещения лазером и монохроматором контакта М2О3 -CdSe сопротивление этого контакта на соответствующей ему правой ветви R - V характеристики меньше, чем сопротивление контакта VO 2 -CdSe на соответствующей этому контакту левой ветви рассматриваемой характеристики.

Наличие емкостной дисперсии объяснялось присутствием в исследуемых образцах в области, близкой к ГП, глубоких рекомбинационных центров, находящихся в заряженном состоянии, что согласуется с выводами работ [179, 193]. Такими центрами, вероятнее всего, являлись поверхностные состояния, обусловленные несоответствием решеток. Так как поверхностные состояния обладали определенным временем релаксации, то изменение заряда на них следовало за относительно медленно изменяющимся сигналом и вносило вклад в изменение емкости перехода. При повышении частоты емкость ГС уменьшалась потому, что изменение заряда на поверхностных состояниях не успевало следовать за переменным сигналом [179]. Поэтому частотный диапазон измерений СЭ был ограничен 1 кГц.

По линейному (в координатах С- V) участку С - V характеристики, пользуясь формулой 4.1, приведенной в [56], определялась концентрация связанного заряда на границе ГП п «1015 -1016 см3. По виду С - V и R - V

характеристик видно преимущество барьера на контакте CdSe - У02, высота этого барьера из C - У характеристики 0.5 В, а из фотоэлектрических характеристик ср> 0,3В В. Расхождение в величине барьера такого порядка вызвано влиянием сил изображения, наличием промежуточного слоя в ГП [178], а также неполной засветкой барьера.

4.7.3. Спектральные характеристики эквивалентной емкости и эквивалентного сопротивления.

Рассмотрим ход спектральных характеристик CЭ и RЭ ГС М203-CdSe - У02 (см. рис 4.12, 4.13). Форма этих зависимостей хорошо объяснима на основе модели, учитывающей роль контактов, которая использовалась для объяснения спектральных характеристик Уш и 1КЗ. Объяснение сводится к следующему. При освещении коротковолновым светом происходило поглощение излучения в приконтактной области. Если в этой области имелся барьер, то свет генерировал носители заряда в обедненной области барьера и контактное сопротивление уменьшалось. С увеличением длины волны излучение поглощалось в объеме, сопротивление которого уменьшалось, а сопротивление барьерного слоя начинало определять ток через структуру. Если освещение производилось со стороны безбарьерного контакта, то при последовательном увеличении длины волны происходило соответствующее уменьшение сопротивлении сначала прилегающего к освещаемому контакту слоя селенида кадмия, а затем объема структуры. Отсутствие сдвига минимумов при освещении структуры с разных сторон еще раз косвенно подтверждало наличие сравнимых по высоте барьеров на контактах У02-CdSe и М203-CdSe.

При освещении образца со стороны М2 0 3 и при подаче отрицательного постоянного смещения на неосвещаемый контакт на кривых зависимости RЭ от X (см. рис. 4.12) имелись два минимума при Х = 720 нм и Х = 815 нм. Действительно, отрицательной полярности на У02, соответствовало

запирающее направление на этом контакте, поэтому сопротивление образца определялось большим сопротивлением обратно смещенного барьера. Сильно поглощаемый свет лазера уменьшал величину барьера. Излучение от монохроматора, проникая в объем, при переходе к длинам волн за пределами собственного поглощения селенида кадмия (720-760 нм), снижало сопротивление базы. При дальнейшем увеличении длины волны почти не происходило генерации носителей, сопротивление возрастало. Переход к излучению с длиной волны, соответствующей собственному поглощению в ОПЗ при контакте М2 О 3 -CdSe, приводило к снижению сопротивления этой области и на кривых появлялись вторые минимумы.

4.7.4. Температурные зависимости характеристик гетероструктуры

М2 О 3 -CdSe - VO2.

Анализ температурных изменений всех характеристик ГС М2О3-CdSe - VO2 показал, что в интервале температуры 308-333 К происходит фазовый переход VOX из полупроводниковой фазы в металлическую. Такое размытие температуры фазового перехода объясняется неоднородностью образца, присутствием нескольких фаз с разной ТП.

Уменьшение величины фотоэдс с ростом температуры (см. рис. 4.84.10) можно объяснить следующим образом [65].

В диодной теории фотоэдс определяется формулой:

vxx (Т) = — 1п(1 +1) , (4.7)

£ 18

ге: К - постоянная Больцмана, Т - абсолютная температура в градусах Кельвина, £ - заряд электрона, I/ - фототок, 18 - ток насыщения.

Темновой ток насыщения в рассматриваемой области температур для структур М2О3-CdSe-VO2 меньше, чем фототок, т.е. Iг/15 >> 1 и формулу (4.7)

преобразуется к виду:

Ухх(Т) = — (1п 1Г - 1пI,) (4.8)

£

Зависимость фототока от температуры в неидеальных ГП определяется временем жизни (г) [179], которое в области температур, где почти все примеси ионизованы, растет, а затем в области собственной проводимости падает.Рассмотрим два типичных случая:

1п г ~ КТ, 1пг^-Г^/кТ, где определяют скорость и характер изменения времени жизни от

температуры. Следовательно, первый член выражения (4.2) не дает вклада в температурную зависимость Уш за исключением области высоких и очень низких температур, которые не соответствуют условиям эксперимента.

Темновой ток должен зависеть от высоты барьера (Л^) на границе двух полупроводников, образующих ГП, которая в свою очередь зависит от положения уровней Ферми в CdSe и У02, или связанных с этими положениями работами выхода (А) в CdSe и У02.

Поскольку при Т = 300К контакт CdSe - У02 запирающий, A(CdSe) < А(У02). С ростом температуры происходит гашение фотопроводности, т.е. сближение квазиуровней Ферми к равновесному положению уровня Ферми, который в свою очередь смещается по направлению от края зоны проводимости в глубь запрещенной зоны. Если бы при ФПМП уровень Ферми в У02 не сдвигался в противоположном направлении, то контакт CdSe - У02 оставался бы запирающим, как это было с контактом CdSe - У, и смены знака фотоэдс не наблюдалось. Впервые такое предположение об изменении работы выхода У02 при ФПМП было сделано при объяснении влияния ФПМП на ВАХ У02 в [181]. При выполнении условия A(CdSe))А(У02) контакт CdSe-У02 становится антизапирающим и наблюдается смена знака фотоэдс. Таким образом, уменьшение фотоэдс зависит от смещения уровня Ферми в CdSe. Изменение характера контакта

CdSe - VO2 вероятнее всего, определяется изменением работы выхода у VO2 при ФПМП. Изменением ширины запрещенной зоны (AEg) в CdSe при

T = 300 - 340 К можно пренебречь по сравнению с величиной барьера - 0,1 В, а изменением ширины запрещенной зоны у пренебречь нельзя, так как в результате ФПМП VO2 из полупроводникового состояния с шириной зоны 0,7 эВ переходит в металлическое состояние . При увеличении температуры происходит не только уменьшение фотоэдс, но наблюдается сдвиг максимума фотоэдс в длинноволновую область.

Смена знака фотоэдс при температуре фазового перехода может быть объяснена изменением контакта VO2 - CdSe с запирающего на антизапирающий или просветлением контакта, что характеризовалось бы изменением коэффициента пропускания при ФПМП или влиянием термоэдс, или свойствами двухдиодной ГС. Например, у изотипных ГП nGe - nSi с двухсторонним обеднением на границе раздела [238] на спектральных кривых знак фотоотклика изменялся ввиду генерации носителей в области собственного поглощения Ge и Si, а также фотоэмиссии из возбужденных состояний на границе раздела. Смена знака фотоотклика, обусловленная такими процессами, управлялась внешним напряжением в ГП nGe - nSi, nGe - nCdSe, pSi - pCdTe [192], влиянием температуры подложки в ГП nSi - nCdS [239], изменением состава компонент ГП nGaAS - nGaASP [240].

При исследовании ГП nVO2 -nCdSe выявлено (см. рис. 4.8), что в спектральном диапазоне 0,4-1,2 мкм фотоотклик достигал максимального значения лишь в области края собственного поглощения СdSe. Изменение знака фотоэдс происходило под действием ФПМП в указанном спектральном диапазоне и не связывалось с краем поглощения VO2, которому соответствовал бы максимум фотоотклика противоположной полярности при X = 1,77 мкм.

Влияние возможной термоэдс исключалось тщательным термостатированием и созданием равномерного прогрева всего объема и

образца, находящегося в нем. Термоэдс не превосходила 0,1 мВ и измерялась при отсутствии освещения. Кроме того, термоэдс не селективна, а наблюдаемая спектральная зависимость Ухх имела максимум в области собственного поглощения CDSe. Ддя оценки воздействия ФПМП на оптическую плотность контакта У02 - CdSe и влияния тылового контакта М20ъ - CdSe, на спектральную зависимость фотоэдс, а также учета перераспределения спектральной зависимости коэффициента поглощения а в У02 при ФПМП, которое может привести к внутренней термоэдс, использовались исследования температурной зависимости спектральной характеристики а окиснованадиевого слоя толщиной (d = 185 нм) (рис 4.18) [181].

На рис. 4.18 видно, что а и D = ай при Х< 0.5 мкм уменьшаются максимально в 1,1 раза, а при Х> 0.5 мкм увеличиваются в три раза. Поскольку исследуемые в диссертации образцы имели d «150 нм (т.е. близки по толщине к образцам, рассматриваемым в [181]), а изменение знака фотоэдс наблюдалось при Х> 0.5 мкм, то именно эти условия были учтены при оценке. При ФПМП в спектральной области Х> 0.5 мкм происходит увеличение D (т.е. затемнение У02) и поэтому влияние тылового контакта М20ъ - CdSe на спектральную зависимость У^ при освещении со стороны У02 с ростом температуры у ГС исключается.

Максимальные изменения а при ФПМП в области Х> 0.5 мкм, как видно из рис. 4.18, не превосходят 40 %. Это согласуется с данными работы [181] по влиянием ФПМП на коэффициент отражения (R) слоев У02 с такими же толщиной и цветовым контрастом, как были рассмотрены выше, так как максимальное изменение R « 20 - 30 %. Такое изменение не может вызвать внутреннего разогрева при Р монохроматора « мкВт/см2, так как при освещении от монохроматора (см. рис 4.6, 4.7) токи «10-7А, напряжение «10-2 В, выделяемая мощность «10-9 Вт. Подсветка ГС лазером с Р « мВт/см2 при Х = 0.63 мкм (см. рис. 4.6, 4.7) соответствует просветлению структуры

Рис. 4.18. Спектральная зависимость коэффициента поглощения /а/ для слоя V02 толщиной d = 185 нм : 1- Т < Тп 2- Т>Тп .

более чем на порядок при T = 300 К, но выделяемая мощность РВЫД « 5 • 10-7 Вт.

Температурное гашение фотопроводимости на исследуемых в диссертации пленках CdSe с р« 104 -105 Ом см при внутреннем перегреве на 10-20 К происходит при потребляемых мощностях порядка 0,1 Вт/см2 . Следовательно, большее различие (6-8 порядков) между мощностью, необходимой для образования внутренней термоэдс, которая больше наблюдаемой фотоэдс, и выделяемой на ГС при освещении от монохроматора и лазера, отвергает объяснение эффекта изменения знака фотоэдс за счет внутренней термоодс.

Данные работы [181] свидетельствуют о том, что при ФПМП в VO2 происходит перекрытие зон, возможное изменение работы выхода, связанное с переходом VO2 в металлическое состояние. В результате исследований, проведенных в диссертации, установлено, что природа контакта CdSe - VO2 изменяется при ФПМП с запирающего на антизапирающий, что проявлялось в смене знака фотоэдс [241]. На основании экспериментальных данных, полученных в диссертации и имеющихся в литературе, возможно построение качественной зонной энергетической диаграммы ГП CdSe - VO2 до и после ФПМП (рис. 4.19, 4.20). Согласно модели Гуденафа [242] и комплексной модели [243] природа ФПМП в VO2 может быть объяснена взаимным расположением двух зон : 3dII и П энергетических зон ( см. рис.4.19 и 4.20). До ФПМП зона 3dII расщеплена на нижнюю 3dII в и верхнюю 3dII : , причем нижняя частично заполнена, а верхняя перекрывается П зоной и VO2 можно рассматривать и как изолятор с шириной энергетического зазора по 3dn зоне ~ 2,5 эВ, так и полупроводник с шириной зоны между нижней 3dn зоной и нижним краем П зоны ~ 0,7 эВ. После ФПМП П зона опускается вниз, инициируя электронный фазовый переход, который вызывает структурный фазовый переход, вызывающий в свою очередь опускание и схлопывание верхней и нижней 3dn зоны.

Рис. 4.19. Зонная энергетическая диаграмма гетероперехода CdSe-У02 до ФПМП .

Рис.4.20. Зонная энергетическая диаграмма гетероперехода СdSe-VO2 после ФПМП .

4.8.Термодинамика фазового перехода металл-полупроводник и оценка эффективности преобразования изображения в структурах на основе диоксида ванадия.

4.8.1. Энтропия и скрытая теплота перехода в гетероструктуре

М2 0 3 -CdSe - У02.

Традиционным методом решения термодинамических проблем является применение понятий химического потенциала и энтропии, поэтому воспользуемся этим приемом для описания ФПМП в диоксиде ванадия. Фазовый переход металл-полупроводник в двуокиси ванадия относится к фазовым переходам первого рода. При таком переходе выделяется или поглощается количество теплоты Qп, которое называется скрытой теплотой перехода. В результате такого ФП происходит переход вещества при определенной температуре Тп из полупроводниковой фазы П в металлическую фазу М. Обозначим через Sп - молярную энтропию полупроводниковой фазы, а через Sm - молярную энтропию металлической фазы и будем считать, что обе величины являются функциями давления Р и температуры Т. Допустим, что из всего вещества с числом молей V, находящегося в П-фазе, часть Х перешла в М-фазу. Тогда в квазистационарном случае энтропия двухфазной системы S определяется соотношением:

S=v(1-X)Sn+vXSm . (4.9)

Изменение энтропии при ФП связано с Qп следующим образом:

Qп=Тп(Sм-Sп)=Tп ЛS . (4.10)

Воспользуемся условием равенства химических потенциалов в П-фазе и М-фазе и обозначим через и - химические потенциалы в этих фазах. Если ФП будет происходить при температуре Т+ёТ и давлении Р+ёР, то:

фп=^м . (4.11)

Соотношение (4.11) запишем в виде:

- SпdT+VпdP=- SмdT+VмdP , (4.12)

где: Уп - молярный объем П-фазы, Ум - молярный объем М-фазы.

Из соотношения (4.12) получим уравнение Клапейрона-Клаузиуса для ФПМП:

ар = sм - sn =

аТ Vм - vn ТпAV (4.13)

Для определения левой части формулы (4.13) воспользуемся данными работы [244].Зависимость ТП от давления в двуокиси ванадия определяется соотношением:

Р = гХ - Р , (4.14)

7-Т7-Т

где: Р' = 1,2--, Р0 = 105,6ГПа .

к , о

В работе [181] приведены экспериментальные данные по изменению коэффициента отражения AR пленки двуокиси ванадия толщиной 0,12 мкм в окрестности ФПМП. Относительная доля объема металлической фазы Х хорошо согласовалась с теоретическими данными, если распределение температуры по объему считать Гауссовым:

1 Т2 Т7 Т7

X = 2(пАТ2)~2 |ехр[ -(—)2]ат , (4.15)

Т А—

где: Т - математическое ожидание, АТ2 - среднее квадратичное отклонение. — = 330К , Т2 = 340К , Т = 335К , АТ = 10к.

С учетом данных работы [181], определим долю металлической фазы ХП до значения Т = 335К .Она равна 0.42.Тогда расчет по формулам (4.13, 4.14, 4.10)

дает нам следующие значения ДS и Qn: М = 0,5—Дж—; дп = 170 Дж .

моль • К моль

Полученные данные согласуются с соответствующими данными соединения (Crxvl_ )03 [9], у которого происходит высокотемпературный фазовый переход. Применим полученные формулы для описания влияния ФПМП на фотоэлектрические свойства ГС /п2О3-CdSe - VO2. При исследовании

температурных зависимостях фотоэдс была обнаружена смена знака фотоэдс, начиная с температуры 313К и заканчивая температурой 333К. Размытие ФП по температуре связано с присутствием неоднородностей по составу или присутствием сложных окислов со своей температурой ФП. Однако общий объем ,занимаемый этими окислами, много меньше , чем объем, занимаемый двуокисью ванадия. Об этом свидетельствует близость температуры ФП пленочной структуры к температуре ФП монокристалла. Так как геометрические размеры наших образцов такие же, как и в предыдущем случае, то и распределение по температуре будем также считать Гауссовым. Используя те же формулы для ГП, получили: ЛS= 0,1 Дж/ моль

К; Qп=32,3 Дж/моль при значениях Т = 318К , АТ = 10К , ХП = 0,26.Эти значения отличались от соответствующих значений у У02, т.к. в ГП присутствовало несколько фаз VOx и полученные данные носят усредненный характер.

4.8.2. Температурный гистерезис фотоэдс гетероперехода CdSe -У02.

Диоксид ванадия привлекает к себе внимание исследователей благодаря возможности использования происходящего в нем ФПМП. За счет этого эффекта в нем происходит скачок оптических констант, электропроводности и температурный гистерезис указанных свойств. Причем для запоминания оптической информации требуется широкая (15-20К) петля с небольшой протяженностью (4-6 К) её ветвей, а для работы оптического лимитера необходимы узкие петли (3-5К) с большой протяженностью ветвей по температуре (25-35К) [245]. В связи с вышеизложенным представляет определенный интерес выяснение возможных способов управления параметрами петли гистерезиса, таких как температура ФПМП, ширина петли, протяженность ветвей и асимметрию петли. Анализ данных и выводы из работ [246] позволяют сделать заключение о том, что вышеперечисленные параметры связаны с поперечными размерами зерен, из которых состоит пленка диоксида ванадия. По результатам исследований коэффициента

поглощения пленок VO2 , которые были получены методом пиролиза на торце волоконного световода толщиной 0,1-0,2 мкм , Тп ~ 67°С, ширина петли АТ ~ 6°С.По аналогии с технической кривой намагничивания гистерезис при ФПМП можно описывать с помощью коэрцитивной температурой Тк, которая показывает, насколько нужно отойти от термодинамической температуры перехода Тп, чтобы ФПМП начал интенсивно развиваться [181].Для идеализированной прямоугольной петли гистерезиса, характерной для монокристалла VO2 , справедливо соотношение: АТ =2 Тк. По результатам исследований оптических свойств в поликристаллических пленках VO2 [246] было обнаружено, что петля гистерезиса складывается из набора элементарных прямоугольных петель, каждая из которых характеризовала определенную группу кристаллитов. Следует отметить, что вид температурной зависимости коэффициента пропускания пленки VO2 своей ступенчатой структурой напоминает аналогичные кривые намагничивания ферромагнетиков и поэтому для распределения зерен по поперечному размеру и температурам перехода была введена функция распределения коэрцитивных температур [181]. Сравнение теории с экспериментом показало, что ФПМП в поликристаллических пленках VO2 [222] соответствует модели термоупругого мартенситного превращения. На температурной зависимости фотоэдс (см. рис. 4.9, 4.10) при освещении ГС от монохроматора и от лазера наблюдались гистерезисные явления со сменой знака фотоэдс, причем ширина петли и вид гистерезиса зависели от интенсивности освещения. Следует отметить, что ширина петли гистерезиса фотоэдс (~5°С) была меньше, чем ширина петли гистерезиса у пленки VO2 , полученной по той же технологии. Изменение знака фотоэдс связано с изменением работы выхода У02, потому и гистерезис фотоэдс у ГП CdSe -У02 можно объяснить гистерезисом свойств У02 [181], у которого при переходе из полупроводникового состояния в металлическое за счет перекрытия зон запрещенная энергетическая щель исчезает. Кроме того,

гистерезис и изменение знака фотоэдс не наблюдается на структурах CdSe - V (см. рис. 4.11), что косвенно подтверждает ответственность VO2 за наблюдаемые явления в ГП CdSe - VO2 .Отличие в характере и виде наблюдаемых гистерезисных эффектов фотоэдс можно объяснить тем, что более интенсивный, чем от монохроматора, свет от лазера с X = 0.63 мкм глубже проникал в объем ГП, где в силу неоднородного распределения окислов ванадия находились соединения VOX с большей температурой ФПМП, чем у поверхности, поэтому смена знака фотоэдс наблюдалась при других температурах.

4.8.3. Математическая модель для объяснения влияния давления на ширину гистерезиса.

Для объяснения различия в ширине гистерезиса у ГП CdSe-VO2и пленки VO2 можно привлечь термодинамическую модель, основанную на идеи Л.Д. Ландау по теории фазовых переходах и развитую в работе [247], в которой было предложено разложение в ряд термодинамического потенциала G( Т,Р,2) в окрестности точки фазового перехода Ткр по параметру порядка

Q:

G(т, г, 2)=Go(т, г)+2 а2 + 2 23 + 4 а4 , (4.16)

где: Т, Р — температура и давление, а, Ь, с, — коэффициенты, зависимостью которых от давления пренебрегали и считалось, что только а=а( Т - Ткр).

Рассмотрим поведение потенциала G( Т, Р ,2) в зависимости от параметра порядка Q, который проявляется при температурах Т < Ткр, когда имеет место низкотемпературная упорядоченная фаза. При выполнении условия Т > Ткр появляется разупорядочивание и Q=0.Условие устойчивости потенциала G( Т, Р ,2) по параметру порядка имеет следующий вид :

д G(Т,Р)/д Q=0 . (4.17)

Подставляя выражение (4.16) в формулу (4.18) получим:

+ 3 cQ + bQ2 ^ = 0 . (4.18)

Отбрасывая значение Q3=0, проанализируем два оставшихся корня Q2,1:

3с

2

3с 1 а

0,5

4Ь

4Ь) Ь

^,1= ~ . (4.19)

Корни Q2д вещественны, если выполняется условие:

9с 2

а * т6г • (4.20)

16Ь

Предположим, что с <0, Ь >0, тогда зависимость выражения АG = G-G0 от параметра Q будет иметь локальный максимум при значении Q1 и локальный минимум при значении Q2 . При некоторой температуре Тп зависимость АG имеет два одинаковых минимума, что соответствует фазовому переходу первого рода. Определим значение Тп и соответствующее значение Qп , воспользовавшись условием АG = 0 и уравнением (4.18):

QП + 3~1Г + а = 0. (4.21)

Q2 + ^ + Ч = 0 . (4.22) ь ь

Вычитая из уравнения (4.21) уравнение (4.22), получим:

Qп =- ^ . (4.23)

с

Подставив значение Qп из формулы (4.23) в уравнение (4.22), имеем:

Ц = 1. (4.24)

с2 Ь

С учетом соотношения (4.24) значение Qп будет иметь вид:

Qп = - С . (4.25)

ь

Будем считать, что коэффициент а линейно зависит от температуры:

а = а(т - Т^ ) . (4.26)

Тогда из условия (4.24) и уравнения (4.26) следует:

с2

тп = Т1р +— . (4.27)

п ^ 2аЬ V 7

В диапазоне температур Т^ < Т < ТП в метастабильном состоянии находится неупорядоченная фаза. Существует температура Т^Р , для которой в интервале температур ТП < Т < Т^Р упорядоченная низкотемпературная фаза находится в метастабильном состоянии. Найдем температуру Т^ с помощью условия (4.20):

9С2

Т1 = Т^. (4.28)

16аЬ

Таким образом, ширина петли температурного гистерезиса равна:

9с 2

АТ = Т-р - Т1р = -9^-. (4.29)

16аЬ

Чтобы оценить влияние давления на величину АТ , сопоставим значениям Т^Р и Т^р соответствующие значения давлений Р2 и Р1 , которые связаны соотношением:

Р1 = Р2 + АР . (4.30)

Полагая, что зависимость коэффициента Ь от давления носит линейный

характер Ь=Ь(Р), для АТ имеем:

9с 2

АТ =-, (4.31)

1 +

. АР)

16аЬ • Р2

где: Р1 и Р2 — давления, соответствующие значениям Т1кр иТ"кр, отличающиеся

на АР, причем АР = Р2.

Анализ формулы (4.31) показывает, что. при увеличении давления АР, ширина петли гистерезиса АТ в CdSe - VO2 уменьшается. Следует отметить, что в плёнках диоксида ванадия, полученных по технологии ФТИРОСа, АТ = 20 К. У ГП типа CdSe—У02 величина АТ = 5-10 К. Уменьшение величины АТ можно объяснить влиянием давлением упругих сил деформации, вызванных различием постоянных решеток и структур фотопроводящей плёнки CdSe, которая наносилась на У02 вакуумным напылением, и самим слоем У02 [248]. Кроме того, между фотопроводящей пленкой и слоем двуокиси ванадия может возникать двойной электрический слой и благодаря

эффекту поля ширина петли изменяется. В литературе имеются данные по влиянию электрического поля на ФПМП. Что касается возможного уменьшения величины ЛТ за счет легирования пленки VO2 примесями Cd или Se, то достоверных данных на этот счет в настоящее время нет.

Таким образом, дополнительное давление может значительно влиять на ширину петли температурного гистерезиса фотоэдс при ФПМП.

4.8.4.Математическая модель термодинамического кпд фазового перехода в диоксиде ванадия.

В исследованиях физических свойств структур, обладающих ФПМП [181], уделялось большое внимание разнообразным оптическим, электрофизическим и термодинамическим параметрам, но не определен такой важный энергетический параметр, как термический коэффициент полезного действия (КПД). При определении этого параметра возникает необходимость использовать диаграммы, на которых отображаются соответствующие тепловые процессы (например, цикл Карно). Покажем возможность применения этого понятия для структур, обладающих ФПМП, на примере диоксида ванадия. Действительно, если при определенной температуре, соответствующей ФПМП , сообщить структуре скрытую теплоту перехода Qn , то совершится работа по изменению молярного объема при переходе из полупроводниковой фазы в металлическую. Чтобы вернуть структуру в полупроводниковое состояние, необходимо отобрать теплоту Qn у этой структуры, при этом объем придет в прежнее состояние, а температура уменьшится, т.е. совершится замкнутый цикл. Полезной работой (А) в этом случае является работа по изменению молярного объема.

Рассмотрим на диаграмме Р^ замкнутый цикл двухфазной системы «полупроводник - металл», которая при фазовом переходе ФП из полупроводниковой фазы, характеризующейся молярным объемом Vп, в металлическую, характеризующуюся молярным объемом Vм, испытывает искажение структуры . Пусть переход в металлическую фазу определяет

изотерма, которая обозначается через Т, а переход в полупроводниковую фазу определяется изотермой с соответствующим обозначением Т^Т. Обозначим также измерение объема через АУ. Считаем цикл Карно бесконечно узким (см. рис.4.21):

Рис.4.21.Идеальный цикл Карно для структуры, обладающей ФПМП . Переход из полупроводниковой в металлическую фазу вдоль изотермы Т требует энергии, которая называется скрытой теплотой перехода Qп. При этом переходе системой совершается работа:

АА = р(Т) АУ . (4.32)

Вариация от этой величины - есть работа цикла Карно: дР(Т)

б(АЛ) = dTАV -

дТ

(4.33)

Подставим найденные выражения в теорему Карно и получим для КПД формулу:

д_ТТ_ = б^АЛ) = дР^Т) ^ АУ_ Т оп дТ

(4.34)

Считая металлическую фазу электронным газом с концентрацией п, получим:

дР(Т) =

дТ

= пк

(4.35)

где к - постоянная Больцмана.

Введем в рассмотрение газовую постоянную R, тогда формула (4.34), с учетом формулы (4.35), после интегрирования преобразуется к виду:

П

АV

VQn

R АТ.

(4.36)

Анализируя полученное выражение, можно заключить, что наряду с очевидной зависимостью КПД от разности температур между температурой металлической и полупроводниковой фазой получили прямую зависимость этой величины от относительной доли объемов в двух фазах и обратную зависимость от скрытой теплоты перехода. Такой общий подход к данной проблеме, позволяет предположить, что полученное соотношение справедливо и для других фазовых переходов, сопровождающихся аналогичными изменениями на диаграмме Р^. Критериями правильности полученного результата может служить сравнение выведенной формулы с аналогом уравнением Клапейрона - Клаузиуса (4.13), полученным с использованием понятий энтропии и химического потенциала в предыдущем параграфе.

Из уравнения (4.36) можно найти соответствующий аналог уравнения Клапейрона-Клаузиуса

ар =

ат тп ау ' (4.37)

Сравнивая уравнения (4.13) и (4.37), можно сделать вывод о правильности полученного соотношения. Для определения левой части формулы (4.37) воспользуемся данными работы [244] . Используя значения ЛS и Qn полученные в предыдущем параграфе, определим КПД пленки диоксида ванадия по формуле (4.36): п=0,07-0,09. Таким образом, на основе термодинамического подхода определили термический КПД пленки диоксида ванадия, в которой происходит ФПМП [249 ].

4.8.5.Математическая модель учета процессов нестационарной теплопроводности при оценке эффективности работы преобразователя изображения на основе диоксида ванадия.

В настоящее время все большее значение приобретает такой фактор, как энергетическая эффективность работы приборов. Однако до настоящего времени не разработаны такие способы оценки работы ТХ индикаторов. Поэтому целью этой работы является разработка и применение

коэффициента использования тепла (КИТ) для оценки эффективности работы индикаторов на основе слоев диоксида ванадия и его составных конструктивных элементов в различных тепловых режимах [250]. Применение КИТ для всего ТХ индикатора и его составных элементов физически обосновано тем, что процессы теплопроводности носят необратимый характер и для их описания нельзя применить классическое понятие КПД. Рассмотренный выше случай определения КПД относится к идеальным бесконечно тонким структурам из диоксида ванадия. На практике такие структуры имеют конечные размеры. Поэтому необходимо учесть распределение температуры по длине структуры и для этого решить одномерную задачу нестационарной теплопроводности вдоль оси Х, перпендикулярной равномерно распределяемому поверхностному источнику тепла. Процессы нагрева структуры, содержащий слой с ФП, определяются способом подвода тепла. Их описание основывается на решении теплофизических задач различной сложности.

Так если слой с ФП нанесен на диэлектрическую подложку и тепловой поток поступает непосредственно на слой ФП, перпендикулярно поверхности, то такая задача подобна «задаче Стефана» о проплавлении какого - либо материала мощным излучением. Относительно двуокиси ванадия эта задача решалась в работе [251]. Если тепловой поток подводится с тыльной стороны подложки (например, через металлический контакт), на фронтальную часть которой нанесен слой с ФП (например, VO2), то необходимо время для прогрева подложки до определенной температуры. КПД структуры будет во многом определяться свойствами диэлектрической подложки.

Будем считать, что осуществляется указанный второй способ подвода тепла и тогда теплообмен подложки с окружающей средой происходит при одновременном излучении и конвекции, а также за счет теплопроводимости контактов.

В качестве основных параметров, характеризующих качество работы ТХ индикатора, выбраны: время нагрева ТХ слоя до температуры ФПМП (т), т.е. время индикации, и подводимая мощность плотность мощности теплового потока). Время индикации характеризует быстроту отклика индикатора на подводимое тепло, а подводимая мощность характеризует тепловые режимы работы ТХ индикатора.

В работе [181] решена теплофизическая задача о нагревании ТХ индикаторов на основе ФТИРОСа. Решение основано на критериальном подходе (с использованием критериев Био и Фурье). Оценки по полученным формулам показали, что при выборе слоя слюды толщиной 100 мкм, время нагрева ТХ слоя до температуры фазового перехода составило 2с, что совпадает с экспериментом. Однако при оценке величины q , которая в эксперименте была равна 50 мВт/см , наблюдались расхождения в 3 раза с экспериментальными данными и не были проведены оценки энергетической эффективности такого индикатора.В соответствии с поставленной целью было введено понятие коэффициента использования тепла КИТ всего ТХ индикатора, схема которого дана на рис.4.22, где показаны отдельные составные конструктивные элементы. Более строгое, чем в работе [181] , решение уравнения теплопроводности с начальными и краевыми условиями методом разделения переменных позволило избежать расхождения при оценке экспериментальных и теоретических значений плотности мощности теплового потока и получить необходимые данные для анализа тепловых режимов работы ТХ индикатора.

На рис.4.22 имеются два последовательно включенных элемента: диэлектрическая подложка (2) и слой УО 2 (3) с КИТ соответственно равными п1 и , к которым через тонкий контактный слой (1), подводится тепловой поток q. Обозначим температуру внешней поверхности первого термического элемента через Т1 , а температуру внутренней поверхности, соприкасающейся с внешней поверхностью второго элемента, через Т2.

температуру окружающей среды обозначим через Т0. Для того, чтобы определить КИТ всей структуры (п), воспользуемся определением КИТ для каждого слоя..

П = 1 - ^ • (4.38)

Т1

п = 1 -^ . (4.39)

Т 2

п = 1 - ^ • (4.40)

Т1

Следует отметить, что в формулах (4.38- 4.40 ) имеется внешнее сходство по виду записи с термическим КПД, но так как ввиду необратимости тепловых процессов к первому термическому элементу данной структуры нельзя применить понятие цикла Карно, то и ко всей структуре это понятие неприменимо. КПД слоя диоксида ванадия с учетом скрытой теплоты фазового ФПМП и температурой этого перехода (следовательно свойствами самого слоя диоксида ванадия ) определен в предыдущей главе . Он равен 0,07-0,09. Из соотношения (4.39) найдем :

Т2 = -П . (4.41)

1 -П2

С учетом выражения (4.41) получим:

п = 1 -ТГПТ ■ (4.42)

(1 -П2 )Т 1

Т0

Подставляя выражение для — из формулы (4.42) в формулу (4.40), получим:

Т1

П = П + П -ПШг . (4.43)

Поскольку КИТ второго элемента определяется свойствами слоя VO2 ( как показано ранее), то повысить КИТ структуры можно за

счетоптимизации теплофизических параметров диэлектрической подложки.

1 2 3

Рис.4.22. Теплопроводящая структура со слоем УО2.

1. Контактный слой, со стороны которого подводится тепловой поток.

2. Диэлектрическая подложка. 3. Слой УО2.

Определим значения коэффициента п для слоя УО2 для разных значений температуры окружающей среды Т0 с учетом того, что температура ФПМП для слоя УО2 составляет 340К [181]. Данные помещены в таблицу 4.2.

Табл.4.2. Зависимость коэффициента для слоя УО2 при разных Т0 .

Т0 290К 295К 300К 305К 310К 315К

П2 0,15 0,13 0,12 0,11 0,09 0,07

Из табл.4.2. видно, как меняется коэффициент для слоя УО2 , но для большей наглядности введен параметр е - модуль относительного изменения от изменения температуры Т0: е = Лп2 / АГ00,=0028Т"1 , а полученная величина действительно характеризуется как небольшое изменение указанного коэффициента. Будем считать, это теплообмен подложки с окружающей средой происходит при одновременном излучении и конвекции, а также за счет теплопроводности контактов. Запишем дифференциальное уравнение, описывающее процессы теплопроводности [251].

ЭТ(хД)/а =а (д2Т(х Д)/ дх2), (4.44)

где: х - координата, учитывающая изменение толщины образца в пределах значений от 0 до ^ t - время, а - коэффициент температуропроводности подложки.

Учтем начальное и краевые условия: Т(х,о)=То,

дТ(оД)/ дх+ q/X - A(T(o,t)- То)=0, (4.45)

дТ(ЬД)/ дх+ q/X+ B(T(h,t)- То)=0, где: X - коэффициент теплопроводности подложки, Т0 - температура окружающей среды, А, В - коэффициенты, учитывающие теплофизические свойства подложки, подводящих входных контактов и их геометрических размеров. Численные значения для коэффициентов А, В и других параметров помещены в конце параграфа.

Решение уравнения (4.44) найдем методом разделения переменных: Т(хДН(х)Т(0. (4.46)

Краевые условия (4.45) в первом приближении запишем без учета теплового потока, т.е. рассмотрим однородные краевые условия:

дед/ Эх - М(о)=0, (4.47)

дед/ дх + вед=0.

После подстановки уравнения (4.46) в (4.44) и разделения переменных имеем:

/ (4.48)

у +az2y=0. (4.49)

В общем виде решении уравнения (4.48) запишется следующим образом:

Д(х) = с1соs zx+C2sin zx. (4.50)

С учетом условий (4.47) имеем систему для нахождения постоянных с1 и с2 : с1(Bcos zh-zsinzh)+ C2(Bsinzh-zcoszh)=0, (451)

с1А- с2 z=0.

Определитель системы (4.51) обращается в ноль при условии:

z2 - z(А+В)ctgzh - АВ=0. (4.52)

Уравнение (4.52)является характеристическим уравнением этой задачи, у которой собственному значению zn соответствует собственная функция.

fn(x)=cos znx+(A/zn )sinznx . (4.53)

Общее решение уравнения (5.49) представим в виде: у(^ехр(^п2а0 , (4.54)

где: dn - постоянная.

Найдем частное решение задачи с учетом краевых однородных условий (4.47), а затем общее решение ищем в виде ряда с дополнительными членами, чтобы удовлетворить условию (4.45):

ш 2

Т(хД)= ^ dnexp(-zn а^ (cosznx+(A/zn)sinznx)+Dox+Eo , (4.55)

п =1

где: Do= - qB/X(A+B+ABh), (4.56)

Е0= Т0 + qBh/ X(A+B+ABh). (4.57)

Значение dh найдем из условий ортогональности собственных функций

dn= | (To-DoX-Fo)fn(x)dx / | ^2(х^х . (4.58)

00

Введем следующие обозначения:

F=A(To-Eo)+ Do+[B(To-Eo)-Do(Bh-1)]•((z п2 +A2)/( Zn 2 +В2))1/2 , (4.59) G=h [zn2h+A( 1 +Ah)+B ■ ((zn 2+A2)/( zn 2 +В2))1/2]. (4.60)

Тогда формула для dh примет вид:

dh =2hF/G . (4.61)

С учетом обозначений общее решение запишем в виде: Т(x,t)=To+qB(h-x)A,(A+B+ABh)+ ш 2

2h^ (Fexp(-zn at)(cosznx+Asinznx))/G . (4.62)

h

п =1

Применительно к нашей задаче нахождения КИТ структуры с ФПМП следует отметить, что при достижении определенной температуры на внешней поверхности подложки Т2 = 340К, граничащей со слоем У02,

ФПМП в слое VO2 происходил за время -10" с, т.е. практически мгновенно происходит изменение цветового контраста пленки. Сравнительный анализ времен индикации по формуле (4.62) показал, что при значении q= 2 кВт/м и толщине подложки h=100 мкм время разогрева до Т2 внешней поверхности стеклянной подложки составляет ~ 10с, а слюдяной т~ 13с, что объясняется лучшими теплофизическими параметрами стекла (справочные данные находятся в конце параграфа). Однако по технологическим причинам преимущество имели более тонкие слюдяные подложки с h=40 мкм и временем включения ~ 3-5с.. Кажущееся расхождение в величинах теплового потока с данными работы [181] связано с тем, что в настоящей работе Т2 бралась на 20 К больше, чем в работе [181] , в которой, в силу выбранной модели, вся поверхность подложки имела одинаковую температуру. Однако Т2 - это температура центра подложки, а чтобы прогреть всю подложку (площадью 36 см2) до 340К нужно чтобы в центре подложки температура была больше. Если зафиксировать q=2,0 кВт/м , , т ~ 6,5с и изменять Т0 от 293К до 313 К то при значение Т0 =293 К - Т1 =490 К; Т0 =303 К - Т1 =515 К; Т0 =313 К - Т1 =535К. Данный анализ подобен моментальному снимку распределения температуры по краям диэлектрической подложки при фиксированном времени разогрева. Последние данные позволяют вычислить п1 , а затем, с учетом табл.4.2, и п для всей структуры в целом и эти значения поместить в таблицу 4.3 . Далее приводится вариант эффективного использования тепла. Зафиксируем

Т0

значение п2= 0,09 и температуру Т0 =313К, введем параметр р = —, тогда для

Т1

П1 из формулы 5 получим: п = 1 -0.098р . Рассмотрим предельные случаи: если р—>0, то п1—если р>0,91, то п1<0 и данный режим не имеет физического смысла. Следовательно, существует область оптимальных значений р и Т1:

0<р<0,91, или Т1 > Т0 /0,91

(4.63)

Анализ данных в таблице 4.2 показывает, что по мере уменьшения параметра р, величины п1 и п растут, но значительное увеличение Т1 приведет при постоянной мощности теплового потока к возрастанию времени разогрева т, которое подбирается исходя из удобства наблюдения информации и составляет значение 2-3с. Поскольку для практического использования ТХ индикатора необходимы в первую очередь такие параметры, как время срабатывания и подводимая мощность, то учитывая условия (4.63) можно оптимизировать режимы работы с помощью КИТ. Расчет по формуле (4.62) проводился при следующих значениях параметров [252]: q= 1,5-2,5 кВт/м , теплопроводности А= 0,5-0,75 Вт/м град., температуропроводности а= (0,2 - 0,45)10-6 м2/с, теплоемкости С0= 670 -880Дж/кг град., Т0 =287-313К, плотности материалов р=

2,5-3 103кг/м3 .

Численные значения для коэффициентов А и В, которые используются в

2 2

краевых условиях (4.45) таковы: при Т0 =293К, А-10,2 Вт/м , В- 8,2 Вт/м К , при Т0 =313К, А- 8,4 Вт/м2 К, В - 6,2 Вт/м2К.[253] .

Табл.4.3. Зависимость коэффициента п от параметра р при значениях температуры внешней среды Т0 =313К и п2 =0,09

р 0,56 0,58 0,60 0,63

П1 0,39 0,36 0,35 0,31

п 0,44 0,42 0,40 0,37

Таким образом, введение КИТ для индикаторных структур, содержащих диоксид ванадия, позволяет с учетом оптимального режима оценить эффективность работы данных структур, что представляется важным с учето требований энергосберегающих технологий [254].

4.9. Выводы к четвертой главе. Таким образом, можно выделить два аспекта применения изученной гетероструктуры М2 О 3 -CdSe - У02: индикаторы-визуализаторы излучения,

устройства автоматики и контроля.

Таким образом, можно выделить два аспекта применения изученной гетероструктуры М2О3-CdSe - УО2: индикаторы-визуализаторы излучения, устройства автоматики и контроля.

Значительные потенциальные возможности сулит использование указанной структуры в качестве индикатора-визуализатора излучения. В настоящее время визуализатор типа ФП-ТХ слой в приборном варианте работает в поперечном режиме фотопроводимости, когда ФП и ТХ слой разделены диэлектрической прослойкой и направления электрического поля и излучения ортогональны. Именно такие фотопроводящие слои, которые использованы в визуализаторе, будут изучены в следующей главе.

Структуры, подобные М2О3-CdSe -УО2, работающие в продольном режиме фотопроводимости, отличаются от поперечных тем, что лучше используют рабочую поверхность, имеют более высокую удельную чувствительность и лучшие теплофизические свойства контакта ФП-ТХ слой, хотя технологические режим получения такого контакта еще окончательно не освоен.

Термохромные индикаторы на основе ФТИРОСа имеют большую рабочую площадь, высокую стойкость к деградации (более 105 циклов) малую инерционность ~ 10 с, что делает их вполне конкурентно-способными для визуализации, например, импульсного излучения ближней ИК области спектра по сравнению с жидкокристаллическими индикаторами [255]. Введение дополнительного к ТХ слою, стойкого к деградации фоточувствительного слоя [255] позволяет снизить минимальный уровень мощности регистрируемого излучения и увеличить сроки эксплуатации визуализатора, а использование фототопроводящих слоев стойких к действию различных излучений, дает возможность создания устройства типа ФП-ТХ слой для визуализации других участков спектрального диапазона.

Такие фотопроводящие слои будут рассмотрены отдельно в следующей главе.