Спросить
Войти
3. Mendoza-Ruiz, D. C. Dispersion of graphite nanoparticles in a6063 aluminum alloy by mechanical milling and hot extrusion [Text] / D. C. Mendoza-Ruiz, M. A. Esneider-Alcala, I. Estrada-Guel, M. Miki-Yoshida, M. Lpez-Gmez, R. Martinez-Sanchez // Reviews on advanced materials science. — 2008. — Vol. 18. — P. 280-283.
упрдвлшня яюстю композицжного СПЛАВУ типу СПЕЧЕНИЙ АЛЮMiHiEВИЙ ПОРОШОК (САП)
У статт представлений анашз складу i властивостей них дисперсно-змщнених композицшних матер1ашв на основi алюмМю, що застосовуються при виробництвi аерокосмiчноi техшки. Проведено анашз властивостей даних матер1ашв для забезпечення управлшня 1&хньою ягастю. Побудовано матема-тичш моделi залежносл параметрiв САП вщ вмюту оксиду алюмМю i температури.
Ключовi слова: композицшний матер1ал, дисперсно-змщне-ний, алюмшш, мщшсть, математична модель, границя плин-носл, границя мщность
Макаренко Дмитрий Николаевич, ассистент, кафедра автомобилей и транспортной инфраструктуры, Национальный аэрокосмический университет им. Н. Е. Жуковского «Харьковский авиационный институт», Украина, e-mail: makaronesi@ukr.net.
Макаренко Дмитро Миколайович, асистент, кафедра ав-томобШв та транспортног тфраструктури, Нащональний аерокосмiчний утверситет ж. М. G. Жуковського «Хартвський авiацiйний iнститут», Украгна.
Makarenko Dmytro, Zhukovsky National Aerospace University «Kharkiv Aviation Institute», Ukraine, e-mail: makaronesi@ukr.net
УДК 681.3
Федотов В. В. СУЧАСНИЙ СТАН Д0СЛ1ДЖЕНЬ
ОПТИЧНИХ ВЛАСТИВОСТЕЙ НАП1ВПРОВ1ДНИКОВИХ МАТЕР1АЛ1В
Дослгджено та проаналгзовано оптичнг властивостг натвпровгдникових матергалгв. В результатI теоретичного анал1зу було виявлено основнг залежностг показникгв заломлення, поглинання та вгдбиття вгд довжини хвилг випромтювання. Встановлено залежнкть мгж ¡нтенсивнктю падаючого пучка та ¡нтенсивнктю вихкдного (вкдбитого або такого, що пройшов через натв-провгдник) пучка з урахуванням коефщенту поглинання (вгдбиття) матершлу.
Ключов1 слова: натвпровгдник, оптична властивкть, фотон, оптична ширина забороненог зони, показник заломлення.
шформацп, що передаеться в обчислювальних системах, практичного використання результапв дослщжень при
що обумовлюе для них актуальтсть проблем паралельного створенш нових прилад1в квантовоi електрошки. Роз-введення вели^ кшькосп шформацп. Вже досить довгий виток лазерноi техшки й можливкть генерацн коротких
час кнують електрично кероват натвпровщников1 тран- 1 ультракоротких 1мпульс1в дозволили виявити й дослщ-спаранти, як мають оптичт виходи. Однак, таю пристроi жувати нов1 явища, у тому числ1 й вищеописаний ефект
мають багато проблем. Вони, зазвичай, споживають багато самовщбиття.
енергн, тому 1 не використовуються масово у пристроях, Найб1льш характерною оптичною властив1стю нащо працюють в реальних цифрових системах [1]. твпровщника е кнування краю поглинання Ео. Для
фотонiв з енерпями менше, нiж Ео, нашвпровщник бшьш-менш прозорий, фотони з енерпями, що перевищують Ео, поглинаються в ньому. Дослiдження областi прозоросп дае нам iнформацiю про рiзнi недосконалостi в криста-лiчнiй решищ (наприклад, домiшках, дефектах, фононах, ноаях струму). Структура краю поглинання вщбивае структуру зони провiдностi й валентно! зони в областi, де вони близью один до одного.
Тшьки останшм часом була звернена увага на оптичш властивостi напiвпровiдникiв в обласп, що простираеться вiд краю поглинання убж високих енергiй, де поглинання велике. Щ дослщження дали багато вiдомостей про зонну структуру нашвпроввдниюв в областi, рашше недоступно!, i у великiй мiрi сприяли детальному розу-мiнню електронно! структури напiвпровiдникiв. Знання зонно! структури в областях, далеких вщ екстремумiв валентно&! зони й зони провщносп, необхiдно для рь шення багатьох проблем, таких, як проблема «гаря-чих електрошв», ударна iонiзацiя, ударна рекомбшащя, квантовий вихiд внутрiшнього фотоефекта, зовшшня електронна емiсiя й оптичш властивосп [2].
У цей час ктотно пiдвищився штерес до дослiджень ефектiв когерентного нелшшного поширення лазерного випромiнювання в нашвпровщниках. До них мож-на вщнести ефекти самофокусування, самоiндукованоi прозоросп, оптично! нутацп, оптично! луни, бктабшьносп й мультистабiльностi, якi пов&язанi з бшьш загальним ефектом — так званим оптичним Штарк-ефектом. Ще одним iз проявiв оптичного Штарк-ефекту е ефект самовщбиття лазерного випромiнювання, який був передвщений i вивчений для середовища, що складаеться iз дворiвневих атомiв. Фiзично вiн полягае в тому, що в нашвнескшченному оптичному однорщному нелiнiйному середовищу виникае зворотна хвиля на щдукованш полем прямш хвилi просторово неоднорiдному розподт нелiнiйного показника переломлення середовища. Тому що нашвпровщники мають широку розматсть механiзмiв i великих значень оптичних нелшейностей i малим часом релаксацп, то варто очiкувати бiльш яскравого прояву ефекту самовщбиття у власних нашвпровщниках у системi екситонiв i бiекситонiв. Добре вiдомо, наприклад, що про-цеси двохфотонного порушення бiекситонiв з основного стану кристала й оптично! екситон-бiекситонноi конверсп характеризуются пгантськими силами осцилятора й вузь-кими, 8-образними полосами випромiнювання. Детально був вивчений ефект самовщбиття в нашвпровщниках при рiзних механiзмах нелiнiйностi [3].
В низщ робiт литовських авторiв [4, 5] була до-слвджена кореляцiя мiкроструктури пористих шарiв п^аА8 i !х оптичних властивостей, що отримаш методом спектрально! елшсометрп в дiапазонi енергiй квантiв 1-5 еВ. В робот [6] було виявлено синю та ультрафюлетову фотолюмшесценщю (УФ) в пористому п^аР. Автори ввднесли появу УФ смуги до квантово-розмiрного збiльшення ширини заборонено! зони, тобто до ефекпв квантового обмеження, а тк максимуму в синш областi — до радiацiйних переходiв електронiв на бiльш глибою рiвнi. В [7] дослщжувався вплив пористого шару на величину заборонено! зони в GaP. Показано, що саме збшьшення заборонено! зони обумовлюе також
змши фотоакустичних спектрiв, фотолюмшесценцп та комбiнацiйного розсiяння.
Однак у цих роботах не розглядався ефект самовщ-биття при облжу деюлькох механiзмiв нелiнiйностi.
Проведене дослiдження ставило за мету огляд сучас-ного стану дослщжень оптичних властивостей натвп-ровiдникових матерiалiв у видимiй та ультрафюлетовш областях спектру.
Для досягнення поставлено! мети виршувалася на-ступнi задачi:
— проаналiзувати оптичнi властивостi нашвпровщ-никових матерiалiв;
— виявити основнi залежносп показникiв залом-лення, поглинання та ввдбиття вiд довжини хвилi випромшювання;
— встановити залежнiсть мiж штенсившстю падаю-чого пучка та штенсившстю вихщного (вiдбитого або такого, що пройшов через напiвпровiдник) пучка з урахуванням коефщенту поглинання (вiдбиття) матерiалу.
Поглинання свiтла напiвпровiдниками обумовлено переходами мiж енергетичними станами зонно! структури. З огляду на принцип заборони Пауля, електрони можуть переходити тшьки iз заповненого енергетичного рiвня на незаповнений. У власному нашвпроввднику ва стани валентно! зони заповнеш, а всi стани зони провщносп незаповненi, тому переходи можливi лише з валентно! зони в зону проввдност! Для здiйснення такого переходу електрон повинен одержати вщ свгг-ла енергiю, що перевищуе ширину заборонено! зони. Фотони з меншою енерпею не викликають переходiв мiж електронними станами напiвпровiдника, тому таю
нашвпровщники прозорi в обласп частот ю <-г-, де Е —
ширина заборонено! зони, к — постшна Планка. Ця частота визначае фундаментальний край поглинання для напiвпровiдника. Для нашвпровщниюв, якi най-частiше застосовуються в електрошщ (кремнiй, гер-манш, арсенiд галiю) вона лежить в шфрачервонш областi спектра.
Додатковi обмеження на поглинання свила нашвпровщниюв накладають правила вiдбору, зокрема закон збереження iмпульсу. Закон збереження iмпульсу вима-гае, щоб квазiiмпульс юнцевого стану вiдрiзнявся вiд квазiiмпульсу початкового стану на величину iмпульсу
поглиненого фотона. Хвильове число фотона —, де X —
довжина хвил^ дуже мала в порiвняннi iз хвильовим вектором зворотно! решiтки напiвпровiдника, або довжина хвилi фотона у видимiй обласп набагато бiльше характерно! межатомно! вщсташ в напiвпровiднику, що приводить до вимоги того, щоб квазпмпульс юнцевого стану при електронному переходi практично рiвнявся квазiiмпульсу початкового стану. При частотах, близьких до фундаментального краю поглинання, це можливо
тiльки для прямозонних нашвпровщниюв. Оптичнi переходи в нашвпровщниках, при яких iмпульс електрона майже не мшяеться називаються прямими або вертикаль-ними. 1мпульс юнцевого стану може значно вiдрiзнятися вщ iмпульсу початкового стану, якщо в процеа погли-нання фотона бере участь ще 1/3 частка, наприклад, фонон. Таю переходи теж можлив^ хоча й менш iмовiрнi. Вони називаються непрямими переходами.
Таким чином, прямозонш нашвпровщники, такi як арсенщ галiю, починають сильно поглинати свило, коли енерпя кванта перевищуе ширину заборонено! зони. Таю нашвпровщники дуже зручш для використання в оптоелектрошщ.
Непрямозоннi напiвпровiдники, наприклад, кремнш, поглинають в областi частот свила з енергiею кванта ледве бшьше ширини заборонено! зони значно слаб-кiше, тiльки завдяки непрямим переходам, штенсив-нiсть яких залежить вщ присутностi фононiв, i отже, вщ температури. Гранична частота прямих переходiв кремнiю бiльше 3 еВ, тобто лежить в ультрафюлетовш областi спектра.
При переходi електрона з валентно! зони в зону провщносп в нашвпровщнику виникають вiльнi носii заряду, а отже фотопровщшсть.
При частотах нижче краю фундаментального погли-нання також можливе поглинання свила, що пов&язане з порушенням екситошв, електронними переходами мiж рiвнями домiшок i дозволених зон, а також з погли-нанням свила на коливаннях решики й вшьних носпв. Екситоннi зони розташоваш в напiвпровiднику трохи нижче дна зони провщносп завдяки енергп зв&язку ек-ситону. Екситоннi спектри поглинання мають водоро-доподiбну структуру енергетичних рiвнiв. Аналогiчним образом домшки, акцептори або донори, створюють акцепторы або донорсью рiвнi, якi лежать у забороне-нiй зонi. Вони значно модифжують спектр поглинання легованого нашвпровщника. Якщо при непрямозонно-му переходi одночасно iз квантом свила поглинаеться фонон, то енерпя поглиненого свилового кванта може бути менше на величину енергп фонона, що приводить до поглинання на частотах трохи нижче по енергп вщ фундаментального краю поглинання.
Отже, одним iз параметрiв нашвпровщниюв, який змшюеться залежно вiд довжини хвилi е показник за-ломлення п. Для випадкiв оптичних нашвпровщникових матерiалiв, якi проявляють новi властивоси при змiнi певних факторiв, вш розглядаеться у комплексному виглядi, а саме [8]:
n = n + jx,
При власному поглинанш енергiя свiтла, що по-трапляе в напiвпровiдник, витрачаеться на збудження електрошв з валентно! зони в зону провщност! Вщ-повiдно до закону збереження енергп таке поглинання може вщбуватися лише в тому випадку, якщо енерпя свилових кванпв буде не менша ширини заборонено!
зони Eg:
Hw > E.
З цiе! умови можна визначити максимальну довжину хвилi власного поглинання /max:
/max = 2pc/w = 2pch/Eg,
де с — швидкiсть свiтла. Для кремнш, наприклад, що мае Eg> 1, 1 еВ, l > 1,13 мкм.
Квантово-механiчний розгляд процесу поглинання свила показуе, що окрiм закону збереження енергп повинен виконуватися закон збереження iмпульсу:
Pn= Pp + Рфо
де pp = hkn — iмпульс електрона, перекинутого в зону провщностг, рр — iмпульс дiрки, що виникла у валентнш зонi; рфот — iмпульс фотона (кванта свiтла), що викли-кав перехiд електрона. В межах першо! зони Брiллюена проекцп iмпульсу електрона на кристалографiчнiй оа лежать в межах вiд -hp/a до +hp/a, де a — параметр гратки; a > 340-8 см, hp/a > 108h.
hkp > hkn
Теоретичний розрахунок коефщента власного поглинання для прямих переходiв в нашвпровщниках з екстремумами зон, розташованими при одному i тому ж значенш, приводить до такого виразу:
q2 [2шпшр/ (mn + mp )]
-(hw - Eg )V2,
де п — показник заломлення матерiалу, х — показник поглинання матерiалу.
Дiйсна i уявна частини показника заломлення в рiз-них нашвпровщникових матерiалах змiнюються майже за однаковим законом. Проте значення величини уявно! частини можуть значно поступатися значениям дшсно! частини (майже у 10 разiв). Однак саме уявна частина комплексного показника заломлення вщповщае за прояв нелшшних ефекпв в нашвпровщниках при дп на них зовшшнього електричного поля [9].
Ще одним важливим параметром, який залежить вщ довжини хвилi е коефщент поглинання.
де n — коефщент заломлення напiвпровiдника. Прийма-ючи = 4, а ефективш маси електрошв (mn) i дiрок (mp) рiвними масi вiльного електрона i виражаючи hw i Eg у еВ, ас в см-1, одержуемо:
ac > 2,7^105 (hw - Eg)1/2.
Дiйсно, в областi власного поглинання ас досягае величини 104-105 см-1, тобто свило поглинаеться вже на глибиш > 1,0-0,1 мкм вщ поверхнi.
Якщо дно зони провщносп Ес розташовано при ш-шому значеннi k, нiж стеля валентно! зони Ev, як це мае
мiсце, наприклад, в германш i кремнiю, та вщстань Еф по вертикалi ]шж зонами бiльша ширини заборонено! зони Eg = Ес - Ev. Тодi прямi оптичнi переходи мо-жуть збуджуватися лише квантами свила з енерпею, що перевищуе Eg0:
Hw > Egi
Величину називають оптичною шириною заборонено& зони; вона р1вна мшмальнш вщсташ по вертикал1 м1ж зонами.
Кр1м прямих переход1в, в таких натвпроввдниках можуть пропкати 1 непрямг переходи. Вони вщбувають-ся з участю третьоi кваз1частинки — фонона. В цьому випадку закони збереження енергп 1 1мпульсу набувають такого вигляду:
En = Ep + hw ± Ефон, Pn + Pp + Рфот ± Рфон
(9) (10)
Знак плюс вщноситься до процеав, що пропкають з поглинанням фонона, знак мшус — з випуском фонона. Оскшьки енерпя фоношв в натвпровщниках не перевищуе сотих часток електрон-вольта, а кш >1 еВ, то Ефон у вираз1 (9) можна нехтувати в пор1внянш з кш. 1мпульс же фонона kkфон лежить в тих же межах першоi зони Бршлюена, що 1 1мпульс електрона. Тому при переходах з участю фоношв 1мпульс електрона може змшюватися в широких межах внаслвдок того, що в1ропдшсть протжання процеав з участю трьох части-нок набагато менша в1ропдност1 двочасткових процеав, коефщент поглинання в обласп непрямих переход1в значно нижчий, шж в обласп прямих [10]. З понижен-ням температури процеси з поглинанням фонона йдуть рщше 1 коефщ1ент поглинання для непрямих переход1в зменшуеться.
Свггло може викликати переходи вшьних носив заряду з одних р1вшв зони на шш1 Оскшьки при таких переходах повинен ктотно змшюватися 1мпульс нос1я, то вони можуть йти лише з участю третього тша.
З класичноi точки зору поглинання свила вшьними ноаями вщбуваеться таким чином: носи заряду швид-шають в електричному пол1 свгглово& хвил1 1, розс1ю-ючись на дефектах кристал1чних граток, передають &м свою енерпю. 1ншими словами, енерпя свилово& хвил1 переходить в тепло завдяки ефекту Джоуля — Ленца. Класична формула для коефщ1ента поглинання вшьними ноаями мае такий вигляд:
nc3u0mn 4 p2e0 &
В домшкових натвпровщниках тд д1ею свггла може вщбуватися перекидання електрошв з домшкових р1вшв в зону пров1дност1 1 з валентно& зони на дом1шков1 р1вш, розташоваш в забороненш зош. Таке поглинання свила називають домшковим. Межа цього поглинання зсунута в область довгих хвиль тим сильшша, чим менша енерпя вщповщного переходу [10].
Слщ, проте, мати на уваз1, що якщо дом1шков1 атоми вже юшзоваш, то домшкове поглинання спостер1гатися не буде. Оскшьки температура виснаження домшки зменшуеться 1з зменшенням енерги и юшзацп, то для спостереження довгохвильового домшкового поглинання необхщно охолодження нашвпровщника до достатньо низько& температури. Так, наприклад, спектр домшкового поглинання гермашю, легованого золотом (енерпя юшза-ц1& домшки Еи = 0,08 еВ, межа поглинання X = 9 мкм), спостерйаеться при температур! рщкого азоту (77 К), тод1 як при легуванш гермашю сурмою (Еи = 0,01 еВ, X = 135 мкм) домшкове поглинання можна спостер1гати лише при гел1евих температурах (4 К).
Коефщ1ент домшкового поглинання ап при X < Хп залежить в1д I \\ прямо пропорцшний концентрацп до-м1шки Ып. Тому домшкове поглинання зручно харак-теризувати перер1зом поглинання sп:
sn «n(X)Nn.
Максимального значення sп досягае поблизу краю до-мшкового поглинання. В максимум! sп = 10-16-10-15 см2; при Мп = 1016 см-3 ап ~ 1-10 м-1. Набути велим значення шод1 не вдаеться через низью граничш розчинш домшки в натвпровщниках. Наприклад, межа розчин-ност1 золота в германи р1вна = 10-16 см^м-3 [10].
Що стосуеться зв&язку м1ж поглинанням матер1алу 1 штенсившстю свггла, що падае на нього, то таю за-лежносп можна подшити на два випадки. В першому випадку 1снуе залежшсть штенсивносп хвил1, що вщ-биваеться вщ поверхш натвпровщника, а в другому — залежшсть штенсивност хвил1, що проходить через матер1ал.
В1дпов1дно для першого випадку формула, що описуе цю залежшсть мае вигляд [9]:
R = Ir=(n -1)2 +Х2 Io (n +1)2 + х2 ,
де R — коеф1ц1ент ввдбиття матер1алу; 1Г — 1нтенсивн1сть вихщного в1дбитого пучка; 10 — штенсившсть падаючого пучка. Для випадку хвил1, що проходить через нап1впро-вщник, 1снуе залежн1сть [2]:
де с — швидюсть св1тла у вакуумг, п — показник залом-лення натвпроввдника; и0 — рухлив1сть носив заряду на постшному струм1; е0 — д1електрична проникн1сть вакууму.
Експеримент тдтверджуе пряму пропорц1йн1сть асв концентрацГ& вшьних носГ&в п, поки 1з збшьшенням легування не починае зм1нюватися рухлив1сть и0; для ряду нап1впров1дник1в виправдовуеться 1 залежшсть
асв 1 .
= It = (1 - R)2 + е-ах Io 1+R2е-2ах &
де Т — коеф1ц1ент пропускання матер1алу; ^ — 1нтенсив-н1сть вихщного пучка, що пройшов через нашвпровщник; а — коеф1ц1ент поглинання матер1алу. З формул (13) та (14) видно, що знаючи штенсившсть падаючого пучка 1 коефщент поглинання (ввдбиття) матер1алу, можна визначити 1нтенсивн1сть вихщного (в1дбитого або такого, що пройшов через натвпровщник) пучка.
В результат проведених дослщжень доведено, що:
Лггература
СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ ИССЛЕДОВАНИЙ ОПТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ
Исследованы и проанализированы оптические свойства полупроводниковых материалов. В результате теоретического анализа были выявлены основные зависимости показателей преломления, поглощения и отражения от длины волны излучения. Установлена зависимость между интенсивностью падающего пучка и интенсивностью исходного (отраженного или такого, что прошел через полупроводник) пучка с учетом коэффициента поглощения (отражения) материала.
Федотов Вячеслав ВШалтович, старший викладач, кафедра загально1 та теоретично1 фiзики, Нащональний техтчний ут-верситет Украти «Кшвський полiтехнiчний тститут», Украта, е-mail: dmb92@i.ua.
I. M. Tiginyanu, V. M. Ichizli // Applied Physics Letters. — Fedotov Vyacheslav, National Technical University of Ukraine «Kyiv
УДК 629.735: 621.762 001: 10.15587/2312-8372.2014.34776
воденникова о. с. ИССЛЕДОВАНИЕ ТЕПЛОЕМКОСТИ
МНОГОКОМПОНЕНТНЫХ УГЛЕРОД-АЛЮМИНИЕВЫХ КОМПОЗИЦИОННЫХ МАТЕРИАЛОВ
Представлены результаты экспериментальных исследований теплоемкости образцов многокомпонентных углерод-алюминиевых композиционных материалов. Описан сравнительный метод динамического калориметра с тепломером и адиабатической оболочкой для определения показателей теплоемкости. Установлено влияние компонентного состава и содержания композитов на показатели теплоемкости.
материалов особое внимание уделяется созданию и исСовременное развитие машиностроения, авиационной следованию углеродных композиционных материалов техники и других высокотехнологичных производств на основе алюминия. Композиционные материалы этой немысленно без применения новых конструкционных компонентной группы привлекают внимание конструк-
