Farklı Metalik İyonlarla Bombalanan ZnO Örneklerinin Fiziksel ve

EGE ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ
(DOKTORA TEZİ)
Farklı Metalik İyonlarla Bombalanan ZnO Örneklerinin
Fiziksel ve Yapısal Özelliklerinin Nükleer, Lüminesans ve
Diğer Teknikler Kullanılarak İncelenmesi
Ahmet ÇETİN
Fizik Anabilim Dalı
Bilim Dalı Kodu: 404.04.01.
Sunuş Tarihi: 02.03.2007
Tez Danışmanları: Prof. Dr. Saim SELVİ,
Prof. Dr. Nurdoğan CAN
Bornova/ İZMİR
2007
Ahmet ÇETİN tarafından Doktora tezi olarak sunulan
“Farklı Metalik İyonlarla Bombalanan ZnO Örneklerinin Fiziksel ve
Yapısal Özelliklerinin Nükleer, Lüminesans ve Diğer Teknikler
Kullanılarak İncelenmesi” başlıklı bu çalışma E.Ü. Lisansüstü
Eğitim ve Öğretim Yönetmeliği ile E.Ü. Fen Bilimleri Enstitüsü
Eğitim ve Öğretim Yönergesi’nin ilgili hükümleri uyarınca
tarafımızdan değerlendirilerek savunmaya değer bulunmuş ve
02.03.2007
tarihinde
yapılan
tez
savunma
sınavında
aday
oy birliği/ çokluğu ile başarılı bulunmuştur.
Jüri Üyeleri
İmza
Jüri Başkanı : Prof. Dr. Hüseyin ERBİL
.......................
Raportör Üye: Prof. Dr. Güngör YENER
.......................
Üye
: Prof. Dr. Süleyman KARADENİZ
.......................
Üye
: Prof. Dr. Saim SELVİ
.......................
Üye
: Doç. Dr. Turgay KARALI
.......................
Cennet çiçekleri;
kızım Elif Beyza ve oğlum İbrahim İhsan’a...
1
1.GİRİŞ
1.1. Araştırmanın Amacı
Bu çalışmanın amacı malzemelerin lüminesans ve optiksel
özelliklerinin incelenmesi amacıyla kurulmuş olan laboravatuarda, hem
saf hem de 400 keV enerjili Cu ve Tb iyonlarıyla bombalanmış
yarıiletken ZnO (0001) tek kristalinin lüminesans ve optiksel
özelliklerinin teorik ve deneysel olarak incelenmesidir.
Lüminesans belli materyallerden, enerji soğurulmasını takiben
veya soğurma boyunca, yayınlanan görünür radyasyon emisyonu için
kullanılan genel bir terimdir. Genellikle, yalıtkanlar ve yarıiletkenlerdeki
kusurların varlığı lüminesansa neden olan yeni optiksel soğurma bantları
oluşturur. Bu yüzden malzemenin lüminesans özellikleri incelenerek,
malzemede bulunan değişik tür kusurların özellikleri hakkında bazı
yararlı bilgiler elde edilebilir. Kusurlar materyallerin yararlı özelliklerini
etkilediği ve bazı durumlarda da değiştirdiği için, kusur incelemeleri
modern bilim ve teknolojinin gerekli bir parçasıdır. Metalik olmayan
malzemelerdeki kusur durumlarını belirlemek için kullanılan en hassas
tekniklerden biri de radyolüminesanstır (RL) [1,7]. Buna ilaveten,
optiksel soğurma ve gerçirgenliğinin de incelenmesi yine malzemedeki
kusurların oluşumunun ve teknolojik gelişiminin incelenmesi açısından
büyük önem taşır.
Neden ZnO?
Son yıllarda geniş bant aralığına sahip yarıiletken malzemelerin,
teknoloji ve elektronik biliminde kullanım alanları genişlemiştir. Bu
malzemelerin teknolojide geniş çapta kullanılması nedeniyle, birbirinden
2
üstün yanlarının ve daha ucuz elde edilebilme yollarının araştırılması hız
kazanmıştır. Tablo 1.1. de görülen yarıiletkenler, yüksek sıcaklık ve
yüksek ışıma gücü gerektiren elektronik biliminde LED ve lazer diyotları
gibi kısa dalga boylu (UV ve şiddetli mavi- yeşil) ışık yayan optik
aletlerde kullanılmakta ve daha iyi sonuçların elde edilebilmesi için
araştırılmaktadır [4,5,22].
Maddeler
Kristal
Yapıları
Örgü
parametreleri
Bant Arası
Enerjileri
a(A)
c(C)
(eV)
Eksiton
Bağlanma
Enerjileri
(meV)
Dielektrik
Sabitleri
ε (0) ε (∞)
ZnO
Wurtzite
3.25
5.207
3.37
60
8.75 3.75
ZnS
3.82
6.261
3.80
30
9.6 5.7
ZnSe
Wurtzite
Zinc
Blende
5.66
2.70
20
9.1 6.3
GaAs
Zinc
Blende
5.65
1.43
4.2
GaN
Wurtzite
3.39
21
3.19
5.185
8.9 5.35
Tablo 1.1 Mavi ve UV ışık yayan bazı yarıiletkenlerin oda sıcaklığındaki bant aralıkları
Bunlarla birlikte birçok alanda kullanılan ve mavi ışık yayan
yarıiletken olarak bilinen GaN ve mavi ışık yayan lazer diyotları
araştırılıp geliştirilmiş, sonuçta DVD ve lazer yazıcılar ortaya çıkmıştır
[4]. Öte yandan elde edilen bu gelişmelerin neticesinde geniş bant
aralığına sahip olan yarıiletkenler birçok araştırmaya daha konu
olmuştur. Fakat bazıları kullanıma uygun olmayan sonuçlar vermiştir.
Örneğin; SiC çok parlak bir ışık üretmemesi sebebiyle rağbet görmemiş,
3
ZnSe yüksek akımlı cihazlarda büyük hasara uğramıştır. Wurtzite
hegzagonal kristal yapısına sahip ZnO ise oda sıcaklığında 3,4 eV luk bir
enerji bant aralığına ve 60 meV eksiton bağlanma enerjisine sahip n-tipi
bir yarıiletkendir [1,8,9]. Yarıiletken teknolojisinde yarıiletkenin n-tipi ve
p-tipi özelliğine sahip olması aranılan bir özelliktir [6,13,14]. ZnO in
p-tipi yarıiletken haline getirilmesi N, P veya As iyonlarından birisinin
yaklaşık milyonda bir oranında katılmasıyla sağlanmaktadır; fakat yeni
bir araştırma konusu olduğu için henüz teknolojisi yoktur [59,62,63]. Bu
zamana kadar yapılan araştırmalar ile gelinen son nokta, ZnO in birçok
alanda kullanılan yarıiletken malzemelerden daha üstün yanlarının
bulunmuş olmasıdır. Teknoloji ve sanayide geniş kullanım alanına sahip
olan ZnO kristali şu özelliklere sahiptir:
i)
ZnO in eksiton bağlanma enerjisi 60 meV tur. Buradan da ZnO in
diğer yarıiletkenlerden daha parlak bir ışın yayıcı olduğu
anlaşılmıştır. Örneğin uygun bir LED malzemesi için aranılan
özellikler şunlardır: uygun enerji bant aralığına sahip olmalı, hem
n-tipi hem de p-tipi yarıiletken özelliğine sahip olmalı, kuvvetli
ışık yayıcı olmalı, son olarak ta etkin radyasyon yayıcı yolları
olmalı.
ii)
Yarıiletken
bir
malzemeden
görünür
bölgede
ışın
elde
edilebilmesi için enerji aralığı nın ∼2 eV veya daha büyük olması
gerekir ki ZnO in enerji bant aralığı 3,4 eV dur.
iii)
Diğer yarıiletkenlerden daha kolay elde edilebilen ve ucuz olan
bir malzemedir.
iv)
Islak kimyasal işlemlerde kullanılabilir. Örneğin kimyada foto
katalizör olarak kullanılır.
4
v)
Yüksek radyasyona maruz kaldığında kusur oluşum oranı yaygın
kullanılan diğer yarıiletkenlere oranla daha düşüktür. Bu sebeple
radyasyona daha dayanıklıdır. Bu özelliği uzay teknolojisinde ve
radyasyon bulunan çevrelerdeki fotonik uygulamalarda önemli
kullanım alanı sağlamaktadır.
Tüm bu özellikler ZnO’ e pratikte eşsiz bir yer kazandırmıştır.
ZnO piezoelektrik güç çevirici ince filmlerde, yüzey dalga akustik
aletlerinde, gaz sensörlerinde, optoelektronik aletlerde, yarıiletken
detektörlerde, LED lerde, plazma monitörlerde, sıvı kristal ekranlarda,
dijital gösterimlerde, lazer teknolojisinde ve görünür bölgede ışık yayan
aletlerin yapımı gibi bilinen birçok alanda geniş bir kullanım alanına
sahiptir [1-25]. Yukarıda belirtildiği gibi birçok alanda kullanılan ZnO in
özelliklerinin daha iyi incelenebilmesi ve geliştirilebilmesi için, bu
çalışmada, malzeme olarak ZnO seçilmiştir.
Neden İyonlarla Bombalama?
Yarıiletken malzemelerin yapısının ve uygulama alanlarının
geliştirilmesinde birçok teknik ve yöntem kullanılmaktadır. Teknolojide
kullanılan bu teknik ve metotlardan büyük yarar sağlanmış ve bunlarla
yapılan işlemler ile yaygın olarak kullanılabilecek ve içerisinde
nanoparçacık oluşturulmuş birçok malzeme ortaya çıkarılmıştır. Bu
yöntemlerden biri olan iyonlarla bombalama yüksek hızdaki iyonların
hedef içerisine sokulması temeline dayanır. Hedefte oluşturulan yüzey
veya yüzeye yakın bölgelerin kontrollü bir şekilde değiştirilmesini
sağlayan ve modern teknolojide yaygın bir şekilde kullanılan önemli bir
metottur. Bu metot ile malzemenin fiziksel ve kimyasal yapısı kontrollü
5
bir şekilde oda sıcaklığında değiştirilebilir. Bazı maddeler elektronik
veya sanayide saf olarak belirli yerlerde kullanılabilirken, iyonlarla
bombalama sonucunda, malzemenin hem kullanım alanı hem de kullanım
süresi önemli ölçülerde değiştirilebilir. İçerisine iyon bombardımanı
yapılarak değişimi sağlanan malzemenin, farklı tür ve yapıda ilginç
kristal yapıları da elde edilebilir [33,35]. İyon bombardımanına uğrayan
malzemenin içerisinde istenilen kusurlar da oluşturulabilir. Bu da farklı
birçok yarıiletken malzemenin elde edilmesini sağlar. Bu şekilde
oluşturulan malzemelerin teknolojideki uygulama alanları büyük ölçüde
genişletilebilir. Bu sebeple kullanılan bu yöntem modern teknolojide,
özellikle
yarıiletken
teknolojisinde,
malzemenin
özelliklerinin
iyileştirilmesi ve geliştirilmesi için kullanılan önemli yollardan biri
olmuştur. Her entegre üretim sisteminde iyonlarla bombalama metodu
kullanılmaktadır. Bunlara ek olarak iyonlarla bombalamayla metal,
yarımetal ve seramik malzemelerin mekanik, tribolojik ve kimyasal
özellikleri geliştirilmektedir. Teknolojide yarıiletken malzemelerin
değişik çeşitlerinin oluşturulması, aranılan bir özellik olduğundan,
yarıiletkenlere metalik iyonların bombalanarak katılması ve bunların
yapısal özelliklerinin incelenmesi büyük önem kazanmıştır [52,54,56,57].
Örneğin
sanayide
büyük
ölçüde
kullanılan
çeliğin
iyonlarla
bombalanması sonucunda kullanım süresinin ve dayanıklılığının büyük
ölçüde arttığı bilinmektedir [45]. Bunun yanı sıra güneş pillerinde yeni
kullanılmaya başlanan ZnO kristalinin iyonlarla bombalanmasından
sonra soğurma kabiliyetinin büyük ölçüde arttığı da bilinmektedir. Bu
sebeple geniş bant aralıklı yarıiletkenlerde, iyonlarla bombalama sonucu,
yarıiletkenlerin alt tabakalarındaki metal nanoparçacıkların oluşturulması
6
pratikte başarılı bir şekilde gerçekleştirilmiş ve elde edilen bu
malzemelerin en iyi kullanım alanına sahip olanları daha ayrıntılı bir
şekilde incelenip teknolojide kullanılmaya hazır hale getirilmiştir. En iyi
ve en ucuz yarıiletken olarak kabul edilen ZnO kristali içerisine de metal
iyonları katılarak oluşan nanoparçacıklar incelenmiştir [100]. Bilindiği
gibi iyon bombardımanı ile sentezlenmiş yüksek konsantrasyonlu
malzemeler doğrusal olmayan optik özellikler sergileyebilmektedirler.
Bu nedenle, bu şekildeki bileşikler tümleşik optoelektronik aygıtlarda
başarılı bir şekilde kullanılmaktadırlar. Buna örnek olarak, kısa lazer
darbe sürelerinde (piko veya femto saniye) sinyal dönüştürmeye yarayan
doğrusal olmayan optik anahtarlı dalga kılavuzları verilebilir [103].
Metal nanoparçacıklar içeren saydam bir yarıiletken veya yalıtıcı bir
ortama dayalı olan yeni optik malzemelerin yapılması, optoelektronikteki
farklı uygulamalar için günümüzde oldukça ilgi çekicidir. Örneğin, dalga
kılavuzu endüstrisindeki temel elemanlardan biri, yukarıda değinildiği
gibi, birkaç piko saniyeden femto saniyeye kadar değişen zaman
aralığında son derece hızlı cevaplı optik anahtarların varlığıdır. Optik
uygulamalardaki sınırlamalar için, yüksek doğrusal kayıplara sahip
olması temeldir. Doğrusal olmayan kayıplar çoklu foton soğurması, lazer
ışımanın kendi etkisinden (self-action) kaynaklanır. Geniş kuşaklı
yarıiletken ZnO alt tabakalarındaki metal nanoparçacıkların sentezleri
pratikte başarılı bir şekilde gerçekleştirilmiştir [49]. Bu konudaki ilk
çalışma, altın nanoparçacıkların oluşturulmasıdır [49,51,64]. Daha sonra
kobalt ile iyon bombalama işlemi gerçekleştirilmiştir. Ancak burada
tanımlanan koşullarda Co nanoparcacıklarının oluşumu için ek bir iyon
bombalama ve tavlama işlemine gereksinim olduğu belirtilmiştir
7
[52,54,60]. Burada özellikle vurgulamak gerekir ki, ZnO in farklı metal
iyonlarıyla bombalanmasıyla ilgili yayınlanmış çok sayıda çalışma
vardır.
Ancak
iyon
nanoparçacıkların
dozlarının
oluşturulması
çok
pek
küçük
mümkün
olması
nedeniyle
olmamıştır.
Işıma
bakımından ZnO’ te nanoparçacık oluşumuna ilişkin doğrudan bir
literatür söz konusu değilken yüksek katkılı metal parçacıklarını, örneğin
Mg çökeltilerini, tetiklediğini ve fotolüminesans ve katodolüminesans
üzerinde güçlü etkiler oluşturduğunu gösteren çalışmalar vardır [57,63].
Katkı maddelerinin eklenmesi, içsel ışıma spektrumunu ya içsel ışıma
soğurması
ya
iyileştirilebilir.
da
alternatif
Bu
durum
bozunma
Li
ile
yolları
sunmak
katkılandırılmış
suretiyle
ZnO
in
fotolüminesansında gözlenmiştir [103]. ZnO in diğer kusur oluşturma
çalışmaları, Fe, Mn ve Co ile bombardıman edilmiş malzemenin elektron
spin rezonansı (EPR) ve fotolüminesans çalışmalarının sonuçlarını içerir
[52,54,57].
ZnO kristalinin değişik yapılarının oluşturulması amacıyla, ZnO
kristali Cu ve Tb iyonları ile bombardıman edilmiştir. Burada oluşan
kristal yapıların incelenmesi radyolüminesans, optiksel absorbsiyon ve
nanoparçacık oluşumu açısından yeni bir çalışma konusu olmuştur.
Neden RBS?
İyon demetleri kullanarak bir katının yüzeyi veya yüzeye yakın
bölgelerinin incelenmesi için mevcut birkaç teknik vardır. Bunlar
Rutherford Geri Saçılması (RBS), Nükleer Reaksiyon Analizleri (NRA),
İkincil İyon Kütle Spektrometresi (SIMS) ve Proton Uyarmalı X-Işını
Emisyonu (PIXE) dur. H+ ve He+ gibi yüksek enerjili hafif iyonların
8
kullanıldığı RBS, elementel analiz olmaksızın, malzeme içerisine sokulan
atomların konsantrasyonlarının malzeme derinliğine göre dağılımını
(birkaç mikrona kadar) verebilmektedir. RBS hafif iyonlar ile ana
malzemedeki daha ağır iyonların belirlenmesi için en hassas tekniktir
[29]. Bu konuda yapılan çalışmalar incelendiğinde, literatürde farklı
iyonlarla bombalanmış ZnO e ait birçok çalışma görülür. Yapılan
bombardıman işleminin malzemeyi büyük ölçüde değiştirdiği ve bu
değişimlerin bazı teknikler ile incelenebildiği bilinmektedir. Bu
incelemede malzemenin içerisine nüfuz eden iyonun hangi derinlikte ya
da ne kadar yoğunlukta olduğu bulunabilir. Makalelerde bombardıman
edilen iyonun ve iyon dozunun malzemenin değişimi açısından önemli
olduğu da vurgulanmıştır. Doz kontrolü ve malzeme içerisine nüfuz eden
iyonun incelenmesi açısından RBS nin gerekliliği de vurgulanmıştır. ZnO
içerisine bombardıman edilen düşük dozda Cu iyonlarının, malzeme
içinde
nanoparçacık
oluşturmamasına
rağmen
yüksek
dozlarda
bombardıman edilen Cu iyonlarının malzeme içerisinde nanoparçacık
oluşturduğu gözlenmiştir [81,82]. Bu oluşan nanoparçacıklar hem
optiksel soğurma hem de RBS ile doğrulanmıştır. Yapılan çalışmada
RBS nin kullanılmasının amacı, malzeme içerisinde oluşan değişik
yapıları
daha
iyi
incelenmek
ve
gelecekte
yapılacak
olan
değerlendirmelere ışık tutmaktır.
Neden AFM?
ZnO in metal iyonları ile bombalanması yeni ve ayrıntılı olarak
çalışılmamış bir konu olduğu için; elde edilecek sonuçlar yalnızca
bilimsel değil, aynı zamanda endüstriyel ve ticari alanda da önemli bir
9
potansiyele sahip olabilecektir. Bu açıdan iyonlarla bombalanmış ZnO in
fiziksel yapısı, teknolojide kullanım alanı bulabilir. Örneğin iyonlarla
bombalanmış çeliklerde yüzey pürüzlülüğünün değişmesi bazı kullanım
yerlerinde istenilen bir özelliktir. Dolayısıyla iyon bombalamasıyla
değişikliğe uğrayan malzemenin yüzey yapısının fiziksel olarak
incelenmesi son derece önemli olacaktır. Bu değişimin fiziksel olarak
incelenmesi ZnO kristalinin yüzeyinde oluşabilecek değişik yapıların
ortaya çıkarılması ve oluşabilecek nanomertebedeki yapıların görülmesi
açısından önemli olacaktır.
1.2 Optoelektronik Teknoloji
Optoelektronik teknoloji elektronlarla birlikte, fotonların da
kullanıldığı, yani transistör gibi, elektron aygıtlarının yanında lazer,
dedektör gibi foton aygıtlarının da kullanıldığı çalışma alanıdır. Özellikle
hızlı ve güvenli haberleşme için elektronlar yerine fotonların kullanılması
büyük avantaj sağlamaktadır.
Yarıiletken büyütme ve işleme tekniklerindeki gelişmelerle
birlikte özellikle yüksek performans isteyen devre uygulamalarında
silikaya alternatif olarak, bileşik yarıiletkenler olarak adlandırılan ve
çoğu
periyodik
birleştirilmesiyle
cetvelin
üçüncü
oluşturulan
ve
yeni
beşinci
grup
yarıiletkenler
elementlerin
kullanılmaya
başlanmıştır. Bu yarıiletkenlerden adı en çok duyulmuş olanı GaAs
yarıiletkenidir.
III-V
grubu
yarıiletkenler
diye
adlandırılan
bu
malzemeler elektronik aygıt tasarımcısına geniş bir spektrumda, farklı
fiziksel özellikler sunmakta ve önemli avantajları olan hetero-yapı ve
kuantum
aygıtlarının
oluşturulmasını
olanaklı
kılmaktadır.
Bu
10
yarıiletkenlerin uygulamalarına örnek olarak son yıllarda çok büyük ilgi
çeken
AlN,
GaN
ve
AlGaN
yarıiletkenleri
gösterilebilir.
Bu
yarıiletkenlerin enerji bant aralıkları silikanınkinden çok daha büyüktür
ve atomları arasındaki bağ çok daha kuvvetlidir. Dolayısıyla çok yüksek
güç altında ve çok yüksek sıcaklıklarda çalışabilen, çok dayanıklı
elektronik aygıtların yapımı mümkün olabilmektedir. III-V grubu
yarıiletkenlerin diğer bir önemi de özellikle optoelektronik alanda yeni
bir çığır açmaları olmuştur. Bu yeni yarıiletkenler sayesinde, lazer,
detektör gibi aygıtların yarıiletkenler kullanılarak geniş bir dalgaboyu
spektrumunda yapılabilmesi ve optoelektronik entegre devrelerin
fabrikasyonu mümkün olmuştur [37].
1.3. Tez Düzeni
Bu tez dokuz bölümden oluşmaktadır.
Bölüm
1
de
araştırmanın
amacı
ayrıntılı
bir
şekilde
açıklanmaktadır.
Bölüm 2 de kristal yapıları, enerji bantları, yarıiletkenler ve
maddelerin optiksel özellikleri gibi temel kavramlar hakkında ayrıntılı
bilgi verilmektedir.
Bölüm 3 lüminesans teorisi ve lüminesans türleri hakkında bilgi
içermektedir.
Bölüm 4 hedef atomlarının nükleer çarpışmalarını ve elektronik
sistemler ile etkileşmesinden kaynaklanan iyon enerjisi durdurma gücü
kavramını özetlemektedir. Ayrıca bu bölümde iyon menzili ve enerjisi ile
iyonlarla bombalamadan dolayı oluşan değişmeler arasındaki ilişki
11
gözden geçirilmekedir. İyonlarla bombalama işleminin diğer tekniklere
göre avantajları ve uygulama alanları da anlatılmaktadır.
Bölüm 5 Malzemelerin yüzey veya yüzeye yakın bölgelerinin
incelenmesini sağlayan Rutherford Geri Saçılma Spektroskopisi (RBS)
hakkında bilgi içermektedir.
Bölüm 6 da iyonlarla bombalama sonucu ZnO içinde oluşan
nanoparçacık oluşumunun teorik olarak doğrulanması için kullanılan ve
bir saçılma teorisi olan Mie teorisi açıklanmaktadır.
Bölüm 7 de Celal Bayar Üniversitesi Lüminesans araştırma
labaravatuvarın’da bulunan ve bu tezde kullanılan radyolüminesans ve
optiksel soğurma sistemlerinin kurulumu ve çalışma prensipleri ayrıntılı
bir şekilde verilmektedir.
Bölüm 8 de ZnO tek kristalinin yapısı ve özellikleri hakkında
genel bilgi vermekte ve bu malzeme ile yapılan önceki çalışmaların bir
özeti sunulmaktadır.
Bölüm 9 da hem, saf hem de iyonlarla bombalanmış ZnO ile
yapılan tüm deneysel ve teorik sonuçlar ve bunlara ait yorumlar
verilmektedir. Ayrıca bu çalışmanın devamı olarak ZnO ile ilgili ileride
yapılması planlanan araştırmalar da bu bölümde anlatılmaktadır.
12
2. TEMEL KAVRAMLAR
2.1 Kristaller
Kristallerde daima kusurlar mevcuttur. Bu kusurlar sayesinde
kristalden birçok alanda yararlanmak mümkün olmaktadır. Örneğin bir
kuvars kristalinin kusurları sayesinde bu malzemeden dozimetre olarak
yararlanmak mümkündür. Bunun yanı sıra bir yarıiletken olan ZnO
kristalinin kusurlarından faydalanılarak bu kristal ışık yayan malzeme
olarak kullanılmaktadır.
Atomların yerleşiminin geometrisine bağlı olarak değişen birçok
kristal yapı tipi vardır. Katının fiziksel özellikleri genellikle kristalin yapı
tipine bağlı olduğundan, bu yapıların bilinmesi önemli olmaktadır.
2.1.1. Kristal Yapılar
Kristal
üç
boyutlu
uzayda
periyodik
olarak
tekrarlanan
atomlardan oluşur. Kristaller gazlardan ve sıvılardan ayrılırlar. Çünkü
sıvı ve gazlarda atomların yerleşimi kısa mesafelerde bir düzene sahip
iken uzun mesafelerde bu düzen bozulur. Bununla birlikte bütün katılar
kristal yapıda değildir. Cam gibi bazı katılar düzensiz (amorf) yapıdadır.
Düzensiz katılarda atomların uzun mesafe düzeni olmayıp, kısa mesafeli
düzeni söz konusudur (Şekil 2.1).
13
(a)
(b)
Şekil 2.1 (a) Düzenli, (b) düzensiz atomlara sahip bir kristal yapısı
Kristalin tüm özelliklerini taşıyan en küçük yapı taşına birim
hücre (örgü) denir. Bir birim hücrenin şekli ve büyüklüğü, orijin olarak
alınan köşeden çizilen a, b ve c vektörleri ile belirtilir. Bu vektörler
hücreyi temsil eder ve hücrenin kristallografik eksenleri olarak
adlandırılır. Bu vektörler ve bu vektörler arasındaki açılar (α , β , θ )
birim hücre parametreleri olarak adlandırılır. Şekil 2.2’de üç boyutlu
birim hücre görülmektedir.
Şekil 2.2 Bir birim hücrenin şematik olarak gösterilmesi
14
Uzay üç takım düzleme bölündüğünde, bu düzlemleri seçiş
şekline göre farklı birim hücreler elde edebilir. Birim hücre
parametrelerinin alabileceği farklı değerlere bağlı olarak, doğada bulunan
bütün kristalleri temsil edebilmek için birim hücrelerin yedi farklı şekil
ve büyüklükte olduğu görülür. Bunlara yedi kristal sistemi denir.
Tablo 2.1’de bu yedi kristal sistemi ve bunların Bravais örgüleri
görülmektedir. 1848’de Fransız bilim adamı Bravais, noktaların
(atomların) birim hücrelerin köşelerinde bulunması ile oluşan yedi birim
hücrenin değişik konumlarında (yüzeylerinde, hacim merkezlerinde) da
başka noktaların bulunması ile en fazla ondört çeşit nokta örgü
olabileceğini ispatlamıştır. Bu ondört çeşit nokta örgüye Bravais örgüsü
denir.
15
Sistem
Kübik
Eksen Uzunlukları ve Açılar
Birbirine dik üç eksen
a = b = c α = β = θ = 900
Bravais Örgüsü
Basit (P)
Cisim merkezli (I)
Yüzey merkezli (F)
Basit (P)
Cisim merkezli (I)
Tetragonal
İkisi eşit olan birbirine dik üç eksen
a = b ≠ c α = β = θ = 900
Ortorombik
Birbirine dik eşit olmayan üç eksen
a ≠ b ≠ c α = β = θ = 900
Trigonal
Aralarındaki açılar birbirine eşit üç eşit
eksen a = b = c α = β ≠ θ = 900
Hekzagonal
Aralarındaki açı 1200 olan iki eşit eksen ve
üçüncü eksen ilk ikisinin düzlemine dik
a = b ≠ c α = β = 900 , θ =1200
Basit (P)
Monoklinik
Birbirine
eşit
olmayan üç
eksenlerden ikisi birbirine dik değil
a ≠ b ≠ c α = θ = 900 ≠β
Basit (P)
Kenar merkezli (C)
Triklinik
Birbirine eşit olmayan üç eksen aralarındaki
açılar farklı ve hiç biri diğerine dik değil
a ≠ b ≠ c α ≠ β ≠ θ ≠ 900
eksen,
Basit (P)
Kenar merkezli (C)
Cisim merkezli (I)
Yüzey merkezli (F)
Basit (P)
Basit (P)
Tablo 2.1 Yedi kristal sistemi ve bravais örgüleri (P: İlkel birim hücre, I:Cisimmerkezli birim hücre, F:Yüzey- merkezli birim hücre, C: Kenar- merkezli birim hücre)
Bu tabloda:
a)
Basit örgü, sadece köşelerinde örgü noktalarına,
b)
Cisim merkezli örgü, örgü noktalarına ilave olarak hücrenin
merkezinde bir örgü noktasına,
c)
Yüzey merkezli örgü, örgü köşelerindekilere ilave olarak
hücrenin her yüzünün merkezinde bir tane olmak üzere altı örgü
noktasına sahiptir.
Şekil 2.3 te farklı birim hücrelerin 3 boyutlu şekilleri gösterilmektedir.
16
Şekil 2.3 Faklı birim hücrelerin 3 boyutlu şematik gösterimi ve (0001) yönelimli bir
kristalin gösterimi
Katıları, şekil 2.3 deki kristal yapılarına uygun olarak ta,
gruplandırmak mümkündür. Bu gruplandırmalar sayesinde bütün
katıların kristal yapıları belirlenebilir. Belirlenen yapılar artık o kristalin
kimliğini ortaya koyar [27,34,36].
17
2.1.2. Kristal Kusurları
Kristal kusuru; bir kristaldeki üst üste katmanlara ilişkin istifin
normal dizisinde görülen sapmadır. İdeal yani kusursuz bir kristal yalnız
mutlak sıfırda vardır. Diğer bütün sıcaklıklarda ısıl, elektronsal ya da
atomsal kusurların varlığı, kristal katının özelliklerinin büyük bölümünü
belirler.
-Isıl kusurlara fonon denir. Bunlar atomların denge konumları
çevresindeki titreşimlerini belirler. Gerçekte, bunlardan birinde ısıl
çalkalanma etkisiyle görülen her yerdeğiştirme kristal katıda dalgalar
dizisi gibi yayılır. Kristal içinde üretilen dalgaların herhangi bir frekansı
yoktur ve bunlar fononlardır.
-Elektronlarla ilgili kusurlar üç tiptir; elektron, boşluk ve
eksitonlardan
kaynaklanan
kusurlar.
Kimi
cisimlerin
yarıiletken
özelliklerini açıklamayı sağlayan bu kusurlar bir elektronun yüksek bir
enerji durumuna gelişinin, aynı anda bir boşluk oluşumuna bağlı
olmasına dayanır. Elektron ve buna karşılık gelen boşluk bir yere bağlı
kaldığında bu kusura eksiton denir. Eksitonlar bölüm 2.4.6 da daha geniş
olarak anlatılacaktır.
-Atomsal kusurlar iki tiptir, kimyasal kusurlar ve örgüsel kusurlar.
Örgüsel kusurlar; noktasal kusurlar, çizgisel (doğrusal) kusurlar ve iki
boyutlu (düzlemsel) kusurlar olarak sınıflandırılırlar. Kristal kusurları,
kristallerin birçok özelliğini etkiler ya da kaynağını oluşturur.
i)
Noktasal kusurlar; atom boşlukları (normal olarak dolu olması
gerektiği halde boş olan yerler), arayer atomu (normal olarak dolu
olan konumların dışında bulunan atomlar ya da iyonlar), ayrışmış
18
arayerler (bir arayer, diğer bir atomun ya da iyonun normal
konumunu değiştirdiğinde görülür.
Bazı noktasal kusurlara ait örnekler şekil 2.4 te görülmektedir.
Şekil 2.4 Bazı noktasal kusurlara örnekler (a) örgüden çıkmış veya örgüye farklı bir
noktadan katılmış atom (b) atomların kendi arasında yer değiştirmeleri (c) dışarıdan
kristal örgüsüne dahil olmuş atomlar (d) örgüdeki atomların farklı atomlarla yer
değiştirmesi kusurları
Pozitif ve negatif iyonlardan oluşan iyonsal bir kristalde, kusurların
oluşumu sırasında elektriksel dengenin korunmuş olması gerekir. Bu
durumda belirli bir işaretin bir iyonundan bir atom boşluğunun
oluşmasıyla birlikte, kaçınılmaz olarak, ya karşıt işaretin iyonundan
19
başka bir atom boşluğu (Schottky kusuru: nötral metal atomlarının
örgüsünde tek bir atom yerinden çıkarsa oluşan boşluk) ya da aynı
işaretin bir arayeri (Frenkel kusuru: bir iyonun komşu yüksek enerjili bir
bölgeye geçmesi ile oluşan kusur (Şekil 2.5)) oluşur.
Şekil 2.5 (a) Schottky kusuru, (b) Frenkel kusuru
ii)
Çizgisel (doğrusal) kusurlar; kristalin, gerçek kristale göre
bozulduğu alanlarda “kötü kristal” bölgelerin varlığına karşılık
gelir. Bu kusurlar metallerin ve alaşımların mekanik özelliğini
açıklamayı sağlar. Bu kusurlar kenar ve vida kusurları (Şekil 2.6)
olarak yazılabilir.
20
Şekil 2.6 (a) ve (b) kenar kusurları, (c) ve (d) vida kusurları
iii)
Düzlemsel ya da iki boyutlu kusurlar; istif kusurları (atom
düzlemlerinin istifindeki anormal diziler), ikizlenme çeperleri ya
da ara yüzeyler tanelerin ayrım yüzeyleri (örgüleri bağımsız ve
yönlenmeleri farklı olan kristal taneleri arasındaki çeperler),
alttan sınırlar (kristal taneleri arasındaki çeperler). Çeperlerdeki
dislokasyon istifleri iki bitişik tanenin örgülerini birbirine bağlar
(Şekil 2.7). İstif kusurlarının enerjisi dislokasyonların dağılımını
ve kristal içindeki ayrışmalarını incelemeyi sağlar ve metallerin
şekil değiştirme mekanizmaları hakkında bilgi verir [27,34,36].
21
Şeki 2.7 (a) Tane sınırı kusurları (b) ikizleme sınırları kusurları
2.2. Katılarda Enerji Bantları
Yukarıda anlatıldığı gibi, bir araya gelen atomlar katıyı meydana
getirirler. Katı içerisinde bulunan atomlar ve bunların çevresindeki
elektronlar ise bu katıyı bir arada tutan en önemli etkenlerdendir. İzole
edilmiş atomlar bir katıyı oluşturmak üzere bir araya geldiklerinde komşu
atomlar arasında değişik etkileşmeler meydana gelir. Atomlar arasındaki
itme ve çekme kuvvetleri kristal için, uygun atomlar arası boşlukla, bir
denge sağlar. Bu işlemde, elektron enerjisinde katıların birçok farklı
cinsinin
elektiriksel
özelliklerinde
değişimle
sonuçlanan
önemli
farklılıklar meydana gelir.
Niteliksel olarak atomlar bir araya getirildiklerinde Pauli ilkesinin
önemli hale geldiği görülmektedir. Bir gazda olduğu gibi, atomlar izole
edildiklerinde elektron dalga fonksiyonlarında herhangi bir etkileşme
olmayacaktır. Her bir atom özel enerji seviyelerinde bulunan elektronlara
sahip olabilecektir. Bunun yanında atomlar arası mesafe azaldığında
22
elektron dalga fonksiyonları Pauli prensibini bozmamak için üst üste
binmeye başlar. İzole edilmiş atomların ayrık enerji seviyelerinin bir
bütün olarak atomların topluluğuna ait yeni seviyelere yarılması durumu
vardır. Şekil 2.8 de gösterildiği gibi, bir katıdaki birçok atom, aralarında
yasak enerji aralıkları olacak şekilde, oldukça yakın olarak bir araya
gelmiş bant takımını oluşturacak şekilde, enerji seviyelerini yarmak üzere
bir araya gelirler. Elektronlar ilk olarak düşük olan enerji bantlarını
doldururlar. Genelde, tamamen işgal edilmiş olan (yani dolu olan) bu
enerji bantları katının elektriksel özelliklerinin tespit edilmesinde önemli
değildir. Diğer yandan, katının daha yüksek enerji bantlarındaki
elektronlar katının birçok fiziksel özelliklerinin tespitinde önemli rol
oynar.
Şekil 2.8 Etkileşen atomların enerji seviyelerinin katılarda enerji bantlarını nasıl
oluşturduğunu gösteren şematik gösterim.
Özellikle, aralarında Eg enerji aralığı (bandı) olarak isimlendirilen
yasak enerji bölgesi bulunan, değerlik ve iletim bantları olarak
23
isimlendirilen en yüksek iki enerji bandı bu açıdan bakıldığında oldukça
önemlidir (Şekil 2.9). Farklı katılarda değerlik bandı hemen hemen tam
veya yarıya kadar elektronlarla dolu olabilirken, iletkenlik bandı asla çok
az doluluktan öteye geçemez. Bu bantların doluluk miktarı ve enerji
aralığının boyutu verilen bir katının doğasını belirler.
Şekil 2.9 Enerji bandının şematik gösterimi.
İdeal bir kristal katıdaki atomların mükemmel bir periyodik
dizilişte kendilerini tekrarladığı hali ele alınarak bu model daha ileri
götürebilir.
Katıdaki bir elektronun sahip olduğu potansiyel uzaysal olarak
periyodiktir; böylece kristalde örgü mesafesine eşit bir mesafe sonra V
potansiyeli kendisini tekrar eder, yani V(x) = V(x + a) = V(x + 2a) = ......
dır. Burada a örgünün periyodikliğidir [37].
24
2.3. Yarıiletkenler
Si ve Ge elementleri ile (IV grup elementleri) periyodik cetvelin
II. ve IV. gruplarındaki atomların oluşturduğu GaAr, GaP, GaSb, InAr,
InP, InSb gibi III-IV bileşikleri ve periyodik cetvelin II. ve VI.
gruplarındaki atomların oluşturdukları ZnS, CdS,....gibi II-VI bileşikleri
yarıiletken maddelerdir. Bu yarıiletkenlerden diyotlar, transistörler, foto
voltanik hücreler, dedektörler, termistörler ve daha birçok elektronik
cihazlar yapılır. Bu cihazlar tek başlarına kullanılabildiği gibi entegre
devre elemanları olarakta kullanılabilirler. Bu devrelerin uygun şekilde
bir araya getirilmesi ile radyo, televizyon, bilgisayar, tıp cihazları gibi
birçok elektronik alet üretilebilir. Bu nedenle yarıiletkenler teknolojinin
geliştirilmesinde vazgeçilmez maddelerdir. Şekil 2.10 da bir yarıiletken
şematik olarak basitçe gösterilmektedir. yarıiletkenler iki başlık altında
toplamak mümkündür [27,34,36,37].
Şekil 2.10. Yarıiletken malzemenin şematik gösterimi.
25
2.3.1. Asal Yarıiletkenler
Hiç bir yabancı atom veya örgü kusuru içermeyen mükemmel bir
yarıiletken kristal, asal (doğal, saf) yarıiletken olarak adlandırılır. Böyle
bir malzemede mutlak sıfır sıcaklığında yük taşıyıcıları yoktur, fakat
sıcaklık yükseldikçe elektron-boşluk çiftleri oluşmaya başlar. Taşıyıcılar
çift
olarak
üretildiklerinden,
iletkenlik
bandındaki
elektronların
yoğunluğu değerlik bandındaki boşlukların yoğunluğuna eşit olur.
Yeniden birleşme, iletkenlik bandındaki bir elektronun değerlik
bandındaki boşluğa geçiş yapması durumunda meydana gelir. Yeniden
birleşmede açığa çıkan enerji (ki bu yaklaşık E g dir) bir foton olarak
yayımlanabilir veya fonon olarak isimlendirilen, kuantumlanmış örgü
titreşimleri şeklinde kristal örgüsünün sıcaklığını arttırabilir (hangisinin
olacağı yeniden birleşme mekanizmasının doğasına bağlıdır). Bu işlem,
bir foton yayınlandığında ışınımlı yeniden birleşme, foton yayılımı
olmadığında ise, örgü fononlarının üretildiği ışınımsız bir yeniden
birleşme olarak isimlendirilir.
Doğrudan geçiş “banttan-banda” ve dolaylı geçiş “kusur
merkezi”nin yeniden birleşmesi olarak ifade edilen iki tip yeniden
birleşme işlemi, birbirinden ayırabilir. Doğrudan geçiş işleminde
(Şekil 2.11 a), iletkenlik bandındaki bir elektron bir boşluk ile yeniden
birleşmek için değerlik bandına doğrudan bir geçiş yapar. Dolaylı geçiş
işleminde yeniden birleşme merkezleri veya tuzaklar yoluyla olur.
Bunlar, safsızlıklar veya örgü kusurları varlığından doğan kusur
halleriyle bağlantılı yasak enerji aralığındaki E r enerji seviyeleridirler.
Bir dolaylı geçiş merkezi yeniden birleşme olayının tam işleyişi
kusur merkezlerinin doğası ve enerjisine bağlıdır. Böyle bir işlem
26
şekil 2.11(b) de gösterilmektedir. İlk adımda (i) bir elektron yeniden
birleşme merkezi tarafından yakalanır ve daha sonra (ii) bir boşluk
yakalar. Bu olayın her ikisi de meydana geldiğinde net sonuç, elektronboşluk çiftinin yok olması ve yeniden birleşme merkezini, bir başka
yeniden birleşme olayı için, terk etmek olacaktır (iii). Yeniden
birleşmede açığa çıkan enerji örgüye ısı olarak aktarılmaktadır [37].
Şekil 2.11 (a) Doğrudan geçiş yeniden birleşme ve (b) dolaylı geçiş yoluyla yeniden
birleşmenin gösterilmesi. (b) deki ilk adımda (i) bir elektron tuzaklanır ve bunu (ii)
boşluk yakalaması izler. Bu merkezi bir başka yeniden birleşmeye hazır halde terk
etmekle (iii) bir elektron-boşluk çiftinin yok olmasıyla sonuçlanır.
2.3.2. Katkılı Yarıiletkenler
Bir yarıiletkendeki yük taşıyıcılarının sayısı kristal örgüsü
içerisine uygun safsızlıkların konulmasıyla; doping, iyonlarla bombalama
(implantasyon), plazma nitrürleme... gibi yöntemler ile arttırılabilir ve
böylece kristalin ya elektron ya da boşluk açısından baskın olması
sağlanabilir.
27
Silisyum gibi dört değerlikli elementlere fosfor ve arsenik veya
bor ve indiyum gibi maddeler katılırsa sırayla n-tipi ve p-tipi yarıiletken
üretilir. Bunun sebebi şu şekilde açıklanabilir: örneğin doğal silisyum
fosfor ile zenginleştirildiğinde, fosfor atomlarının şekil 2.12 (a) da
gösterildiği gibi, normalde silisyum atomları tarafından doldurulması
gereken atomik bölgeleri işgal ettiği görülür. Silisyum atomları dört
değerlikli olduğundan fosfor atomlarının beş değerlik elektronunun
sadece dört tanesi kovalent bağları oluşturmada kullanılır, kalan bir
elektron komşu atomuna zayıfça bağlanır. Bu elektron kolayca serbest
hale getirilir; yani kolaylıkla iletkenlik bandına uyarılabilir. Böylece
enerji bant modelinde bu safsızlıklara ait fazla elektronlar için enerji
seviyeleri şekil 2.12 (b) de gösterildiği gibi iletkenlik bandının hemen
altında Ed noktasında bulunur. Böyle safsızlıklar vericiler (donorlar) ve
E d deki enerji seviyeleri de verici seviyeleri olarak isimlendirilirler.
Şekil 2.12 n-tipi yarıiletkenin şematik gösterimi (a) bir silisyum atomunun bir fosfor
safsızlık atomu ile yer değiştirdiği kristal örgü ve (b) donor safsızlık atomlarının enerji
seviyeleri
28
Bunun sebebi iletkenlik bandına elektron vermelerindendir. Bir
elektronu donor seviyesinden iletkenlik bandına çıkarmak için gerekli
enerji, E c iletkenlik bandının dibini göstermek üzere (E c - E d ) ye eşit
E D değeridir. Değerlik bandının tepesindeki E v enerjisini sıfır alırsak
(ki
bu
genelde
doğrudur),
bu
durumda
E g = E c ve
böylece
E D = E g − E d olur. Mutlak sıfırda E D oldukça küçük olduğundan
(yaklaşık 0,04 eV) verici seviyeleri doludurlar; düşük sıcaklıklarda bile
elektronların çoğu iletkenlik bandına uyarılırlar ve serbest iyon
yoğunluğunu ve böylece de malzemenin iletkenliğini arttırırlar.
E D yi yaklaşık olarak denklem 2.1 deki gibi gösterebiliriz. Eğer
fosfor yabancı atomu beşinci değerlik elektronunu kaybederse +e net
pozitif yüke sahip olur. Böylece bu iyonun, bir +e yükünün bir
elektronunun çekirdeğe bağlandığı hidrojen atomunda bulunan duruma
benzer bir durumda; komşu atoma bağlanacağını düşünebiliriz.
Metallerde kor elektronlarının dışındaki valans elektronları diğer atomlar
tarafından ortaklaşa kullanılır. Bu valans elektronunu kaybetmiş gibi
görünen atomlar pozitif yüklü gibi davranırlar. Bu pozitif yüklü iyonların
r
r
oluşturduğu potansiyelde valans elektronları F = q.E kuvvetinin
etkisiyle hareket eder. Bundan dolayı serbest elektron kütlesi yerine m *e
etkin kütlesi kullanılır. Yarıiletkenin nispi geçirgenliğinin elektron enerji
seviyelerine etkisi vardır. Bunun sebebi elektron yörüngesinin oldukça
fazla sayıda silisyum atomunu içine alacak kadar büyük olması ve
böylece elektronun ε r nispi geçirgenliğine sahip bir dielektrik ortamda
hareket ediyor gibi ele alınabilmesidir. Böylece E D uyarma enerjisi;
29
m*  1
E D = 13,6 e 
m εr
2

 eV

 ∂2E 
m = h  2 
 ∂k 
*
e
2
−1
(2.1)
yazılabilir.
Diğer taraftan silisyumun bor ile zenginleştirildiğini varsayalım.
Bu durumda, şekil 2.13 (a) da olduğu gibi, yabancı atomlarının silisyum
atomları tarafından doldurulmuş yerleri işgal ettiği görülür. Bu durumda
kovalent bağı tamamlamak için bir elektron eksiği vardır.
Şekil 2.13 p-tipi yarıiletkenin şematik gösterimi (a) üç değerlikli safsızlıkla (bor)
beraber kristal örgüsü ve (b) alıcı yabancı atomlarının enerji seviyeleri.
Komşu yabancı atomdaki boşluğu serbest bırakmak için gerekli,
Ea - Ev
ye eşit olan E A
enerjisi yukarıdaki gibi belirlenebilir.
Silisyumdaki boşlukların etkin kütlesinin ortalama değeri 0,33m dir ve
denklem 2.1 den E A = 0,032 eV bulunur. Gerçekte E A şekil 2.13 (b) de
gösterildiği gibi, bir elektronu değerlik bandından değerlik bandının
hemen üzerinde bulunan alıcı enerji seviyelerine uyarmak için gerekli
enerjidir.
30
Galyum arsenat bileşik yarıiletkeninde galyum periyodik cetvelin
III. grup, arsenik ise V. grup elementidir (böyle yarıiletkenler sıkça
III-V grubu bileşikleri olarak isimlendirilirler, bu grubun diğer üyeleri
GaP, InP ve AlSb dir). Bu durumda n- ve p- tipi zenginleştirme farklı
birçok yolla gerçekleştirilebilir. Mesela çinko gibi bir ikinci grup
elementi galyum atomlarıyla yer değiştirirse malzeme p-tipi olur; eğer
tellur gibi bir altıncı grup elementi arsenikle yer değiştirirse n- tipi olur.
Germanyum
ve
silisyum
gibi
IV.grup
elementleri,
IV.grup
safsızlıklarının sırayla arsenik veya galyum iyonlarının hangisiyle yer
değiştirdiğine bağlı olarak p- veya n- tipi yarıiletken üretebilir. Benzer
durum CdS ve ZnSe gibi II-VI grubu bileşik yarıiletkenler ve üç veya
dört elementli (GaInAs ve GaInAsP gibi) yarıiletkenler için geçerlidir
[37].
2.4. Maddenin Optiksel Özellikleri
Maddeye gelen ışık çok farklı yollarla madde ile etkileşir. Bu
etkileşimde madde gelen ışığı ya geçirir, ya soğurur yada yansıtır. Işığın
madde ile etkileşiminde bu özelliklerinden faydalanılarak maddenin
birçok özelliği gün yüzüne çıkartılabilir. Örneğin nanoparçacık
oluşumunun incelenmesi madde ile ışığın etkileşiminden faydalanılarak
bulunabilir. Bu özellikler, madde içindeki atomlar ve atoma bağlı
elektronların soğurma, geçirgenlik ve yansıtma özelliklerinin olması
sayesinde incelenir. Malzemenin soğurma özellikleri onun karakteristik
enerji bant aralığının ve eksiton enerjilerinin belirlenmesinde de önemli
rol oynar. Bir madde yansıttığı ışığın renginde görünür. Aşağıdaki
tabloda temel renklerin elektromanyetik spektrumunda hangi dalgaboyu
31
aralığna karşılık geldiği görülmektedir. Örneğin 425-492 nm aralığında
mavi ışık yayınlayan bir cisim, renk çemberi içerisindeki mavi ışığın
karşısında bulunan turuncu renkte görülür, 647-700 nm aralığında kırmızı
ışık yayınlayan bir cisim ise yeşil olarak görülür [39].
Tablo 2.2. Renklenme ve renk çemberi
Yukarıda
verilen
bu
dalga
boylarına
sahip
ışıkların;
E (eV) = hc/λ = {(4.1357 x 10 −15 eV s −1 )(2.998 x 10 8 m/s)}/λ ≈ 1240/λ (nm)
eşitliği ile enerjileri bulunabilir. Bu belirleyci özellikleri bir de
yarıiletkenlerde görelim;
Bant aralığı (eV)
Renk
Örnek
>3,0
Beyaz
ZnO
3,0-2,5
Sarı
CdS
1,8-2,3
Kırmızı
HgS
<1,8
Siyah
CdSe
Tablo 2.3. Renklere göre bant aralıkları.
32
Yukarıda
anlattığımız
bu
özellikler
malzemenin
optiksel
özelliklerinin incelenmesinde ilk aşamayı oluşturur. Bu aşama da
elimizdeki mevcut bulunan ZnO malzemesinin beyaz renkte ve kristal
halinin ise sarı olduğu gözlenebilir.
2.4.1. Bir Malzemenin Uyartılma Enerjisinin Soğurulması ve
Yayınlanması
Atomdaki bir elektron iki enerji seviyesi veya hali arasında geçiş
yaparsa, ya bir foton soğurur ya da bir foton yayınlar. Bu geçişten
∆E/h = υ
frekanslı bir foton yayılır ( ∆E seviyeler arasındaki enerji
farkını gösterir ).
Şekil 2.14. Gelen fotonun soğurulması ve yayınlanmasının gösterimi
Şimdi şekil 2.14 te gösterildiği gibi eğer elektron E1 düşük enerji
seviyesindeyse bu durumda (E 2 - E 1 )
lik enerjiye sahip bir foton
soğurarak E 2 üst seviyesine geçebilir. Elektron E 2 seviyesinde ise, bir
foton yayınlayarak taban seviyeye inebilir. Bu yayınlama işlemi iki farklı
yol ile olabilir. Bunlar:
33
(a)
Elektronun tamamen rasgele yolla düşük seviyeye inmesi işlemi
olan kendiliğinden yayınlama,
(b)
Elektronun (E 2 - E1 ) enerjili gelen fotonla uyarılmasıyla, E 2 den
E1 e foton yayınlayarak geçiş yapar. Uyarılan elektron er veya
geç bu işlemi rasgele yapar.
Soğurma ve yayılma işlemleri şekil 2.14 te gösterilmektedir.
Kendiliğinden geçiş yapmadan önce elektronun uyarılmış seviyede
geçirdiği ortalama zaman, uyarılmış halin τ 21 ömrü olarak adlandırılır.
‘ 21 ’ indisi giren enerji seviyelerini gösterir. Bir atomun verilen bir
zaman
aralığında
kendiliğinden
foton
yayınlama
ihtimali,
A21 kendiliğinden geçiş oranını göstermek üzere, A 21dt = dt/τ 21
ile
verilir. Herhangi bir atom kendiliğinden rasgele foton yayınlaması
yapacağından, çok sayıda atomun kendiliğinden foton yayınlamasının,
açıkça
ahenkli
olmayacağını
söyleyebiliriz.
Uyarılmayla
foton
yayınlanması uyarıcı ve uyarılmayla yayınlanan dalgalar eşdeğer
frekanslarda olduklarından, uyarılmayla foton yayınlanmasıyla ahenkli
dalga üretilir.
E 2 uyarılmış seviyede olan atom, kendiliğinden foton yayarak
fazla enerjiden kurtulur. Bu kendiliğinden foton yayınlanması olayında,
birim zamanda E2 seviyesinden E 1 e geçiş yapan atom sayısı olan
dN 2
dt
, N 2 ile orantılıdır. Orantı katsayısını A21 ile gösterelim
dN 2
= − A21 N 2
dt
(2.2)
34
olur. N 1 ve N 2 , sırasıyla, E 1 ve E 2 enerji seviyelerindeki atom
sayısıdır.
N, υ
frekansına sahip birim hacimdeki foton sayısı,
ρυ = Nhυ ise υ frekansındaki enerji yoğunluğudur.
Gelen foton, atomu E 1 den E 2 enerji seviyesine yükseltsin.
Birim zamanda soğurma ile uyartılan atom sayısı
dN 1
= − B12 N 1 ρ V
dt
(2.3)
olur. B12 :orantı katsayısı, ρυ : υ frekansındaki elektromanyetik dalganın
enerji yoğunluğu (J/m3). Burada υ frekansında gelen radyasyonun bir
kısmının soğurulmasıyla geçiş oluyor. Birim zamanda E 2 den E 1 e geçiş
yapan atom sayısı;
dN 2
= − B21 N 2 ρ V
dt
(2.4)
ile belirtilebilir. B21 orantı katsayısıdır. Isıl denge halinde, soğurmayla
birim zamanda E 2 ye uyartılan atom sayısı E 1 seviyesine birim zamanda
geçiş yapan atom sayısına eşit olmalıdır.
Isıl dengedeki bu sistemde E 2 ve E 1 seviyesindeki atom
sayılarının oranı, Boltzman istatiksel dağılımına göre
N2 g2
 hυ 
=
exp −

N1 g1
 kt 
(2.5)
35
şeklinde belirtilebilir. Enerji seviyelerinin doldurulma ihtimalleri aynı
değildir, bu ihtimal E 1 ve E 2 seviyeleri için g1 ve g 2 ile gösterilmiştir.
Bu incelenen atom grubu ısıl dengede olduğundan, kara cisim
radyasyonuna eşit enerji yoğunluğunda radyasyon artışı sağlanır.
Buradan
ρV =

8πhυ 3 
1

3
−1 
c
 exp(hf / kT ) 
(2.6)
yazılabilir.
Foton soğurulmasıyla E 2 ye geçiş yapan birim zamandaki atom
sayısı, uyartılmayla ve kendi kendine olanlarla dengelenmelidir:
− B12 N 1 ρV = − B21 N 2 ρV − A21 N 2
(2.7)
Buradan,
ρV =
A21 / B21
B12 N 1
−1
B21 N 2
(2.8)
bulunur. Denklem (2.5) ve (2.8) den
ρV =
A21 / B21
 g 2 B12

exp(hυ / kT ) − 1

 g1 B21

(2.9)
36
elde edilir. Denklem (2.6) ve (2.9) un eşitlenmesi
g1 B12 = g 2 B21
, B12 =
g2
B21
g1
(2.10)
ve
A21 8πhf 3
=
B21
c3
(2.11)
elde edilir.
Bir kristal boyunca geçen, birim yüzey kesit alanlı, mükemmel
tek renkli düzgün yönelmiş bir radyasyon demetini ele alalım. Basit
olması için E 1 ve E 2 enerji seviyeleri arasında oluşan yalnız bir tek ilgili
elektron geçişinin var olduğunu varsayalım. Bu durumda uzaklığın
fonksiyonu olarak demetin şiddetindeki değişme ( I: demet şiddeti)
∆I ( x ) = I ( x + ∆x) − I ( x)
(2.12)
olacaktır. Homojen bir ortam için ∆I(x) hem alınan ∆x mesafesine hem
de I(x) ’e bağlıdır. Bu ∆I(x) = -α I ( x) ∆x demektir. Burada α soğurma
sabitidir. (-) işareti ise, α pozitif bir nicelik olduğunda, soğurma
sebebiyle demet şiddetinde azalma olacağını göstermektedir. Bu eşitlik
diferansiyel şeklinde yazılırsa,
integrali alınırsa
dI ( x)
= −αI ( x) şeklini alır. Bu ifadenin
dx
37
I = I 0 exp(−αx)
(2.13)
bulunur; burada I0 gelen ışığın şiddetini, α , υ frekanslı ışık için
soğurma katsayısı ve x örnekteki ışık yolunun uzunluğudur.
Soğurma katsayısını inceleyecek olursak; demetin soğurulma
derecesi, E 1 alt enerji durumunda bulunan
N 1 atom sayısına ve E 2
enerji durumunda N 2 atomların sayılarına bağlı olacaktır. Eğer N 2 sıfır
olursa soğurma minumum, yok eğer tüm atomlar üst enerji seviyesindeler
ise soğurma maksimum olur.
Şekil 2.15 ∆x uzunluklu ve birim kesit yüzeyli bir hacmi geçen radyasyon
Foton demeti birim kesit alanlı ve ∆x kalınlığındaki bir ortamdan
geçerken, bu ortamdaki atomlardan E 1 den E 2 seviyesine geçenlerin
sayısı N 1 , E 2 den E 1 e geçenlerin sayısı N 2 ile gösterilirse, foton kaybı
−
dN
,
dt
38
−
dN 1  dN 2 
− −

dt  dt 
(2.14)
olur. Burada denklem (2.3) ve (2.4) kullanılırsa,
−
dN
= N 1 ρ V B12 − N 2 ρ V B21
dt
(2.15)
bulunur. Denklem (2.10) (2.15) de yerine konursa
−

dN  g 2
=  N1 − N 2  ρ v B21
dt  g1

(2.16)
elde edilir. Burada kendiliğinden yayınlanmayı, yönlendirilmiş demet
için her yönde olup, toplamda etkisinin sıfır olacağı yaklaşımıyla ihmal
edebiliriz. Benzer şekilde saçılma kayıplarını ihmal ediyoruz. Demet
şiddeti, yani birim zamanda birim yüzeyden geçen enerji, enerji
yoğunluğu ile ortamdaki ışığın hızının çarpımına eşit ( I = ρ c / n) veya
υ frekanslı fotonlar için Iυ = ρυ c / n = N hυ c / n olur. Burada c ışığın
boşluktaki hızı ve n ortamın kırılma indisidir. Böylece hacim elemanının
x ile x + ∆x sınırları arasında demet içindeki foton yoğunluğundaki
değişme, N = I υ n /( hυ 21c), − dN ( x) = N ( x) − N ( x + ∆x) ifadelerinden
39
− dN ( x) = [I ( x) − I ( x + ∆x)]
küçük ise bu, − dN = −
n
hν 21c
olarak yazılabilir. Eğer ∆x yeterince
dI ( x) ∆xn
şeklinde yazılabilir. Böylece bir
d ( x) hν 21c
dt = ∆x /(c / n) zaman aralığında foton yoğunluğundaki azalma oranı
dN dI ( x) 1
=
dt
dx hν 21
olur.
(2.13)
denkleminden
bulunacak
dI ( x)
= −α I ( x) yerine konursa,
d ( x)
dN
1
c 1
= −αI ( x)
= −αρν
dt
hν 21
n hν 21
olarak
bulunur.
(2.16)
ve
(2.17)
(2.17)
denklemlerindeki
ifadeler
karşılaştırılırsa,
g
 B21 hν 21 n
c
α =  2 N 1 − N 2 
 g1

(2.18)
elde edilir. Isıl denge durumunda bir atom grubu için E 2 > E 1
olacağından ( g 2 / g1 ) N1 daima N 2 den büyük ve böylece α pozitif
olacaktır. Bununla birlikte eğer N 2 nin ( g 2 / g1 ) N1 den büyük olduğu bir
durum oluşturulabilirse − α x ’i pozitif yapacak şekilde (2.13) eşitliği,
α ’nın nın negatif olacağını gösterir. Böylece demetin şiddeti
40
I = I 0 exp(kx)
(2.19)
ifadesine uygun bir şekilde ortamda ilerledikçe büyüyecektir. Burada
k küçük sinyal kazanç sabiti olarak bilinir ve


g
hν n
k =  N 2 − 2 N 1  B21 21
g1
c


(2.20)
şeklinde verilir [37].
2.4.2. Bantlar Arası Soğurulma
Soğurma kenarı, malzemenin bant aralığında optiksel geçişin
başlangıcına denir. Bu, elektronlar bir katının bantları arasında optiksel
geçiş yaparak uyarıldığında, oluşan fiziksel olayların incelemesini sağlar.
Bant arası iletimi tüm katılarda gözlenir.
Işık-madde etkileşmesinin kuantum mekaniği ile incelenmesiyle
katıların
bant
seviyelerine
uygulanmasıyla
bant
arası
soğurma
anlaşılabilir.
2.4.3 Bantlar Arası Geçişler
İzole edilmiş atomların farklı enerjili seviyeleri arasındaki
optiksel geçişler soğurulan ve yayınlanan fotonların spektrumunda keskin
çizgilere neden olur. Şekil 2.16 da bir katıdaki iki bandın enerji
diyagramı basitçe gösterilmektedir. Bantlar arasındaki enerji aralığına
Eg bant aralığı denir. Bant arası optiksel geçişler seçim kurallarına
41
uygunsa, gerçekleşir. Bu geçiş sırasında, elektron bir foton soğurarak
daha düşük enerjili banttan yukarıdaki daha yüksek enerjili banda geçer.
Pauli sınırlama ilkesine göre daha üstteki son durumun boş olması
gerekir. Gönderilen bir foton dolu değerlik bandından boş iletkenlik
bandına bir elektronu uyartsın.
Şekil 2.16. Dolu olan daha aşağıda bulunan Ei enerjili ilk seviye ve boş olan daha
üstteki Es enerjili son seviye arasındaki bant arası optiksel soğurulma. İki bant
arasındaki enerji farkı Eg’dir.
Enerjinin korunumu kanunu uygulanırsa bant arası geçişi için
E s = Ei + hω
(2.21)
42
yazılabilir. Burada Ei daha aşağıda bulunan banttaki elektronun enerjisi,
E s daha yukarıda bulunan son durumun enerjisi ve hω elektrona gelen
foton enerjisidir.
( E s − Ei ) ’nin minimum değerinin E g olduğu şekil 2.16’da
açıkça görülmektedir. Bu durum, soğurmanın bir eşik enerjisiyle
başladığını gösterir: bant arası geçişler hω > E g olmadıkça mümkün
olmayacaktır. Bu nedenle bant arası geçişler E g ’deki düşük enerji
eşiğinden bantların en yüksek limitindeki daha yüksek değerlere uzanan
sürekli bir soğurma spektrumuna neden olur.
Elektron, uyarılmayla dolu olmayan daha aşağıdaki Ei enerjili ilk
durumunu terk eder. Bu ilk durumda bir boşluk oluşumuna neden olur.
Bant arası soğurma yöntemi ilk durumda bir boşluk ve son durumda bir
elektron oluşturur ve bu nedenle bir elektron-boşluk çiftinin oluşumu gibi
düşünülebilir.
Aşağıdaki bölümlerde bant arası soğurma oranının katının bant
yapısına nasıl bağlı olduğu incelenecektir. Fotonun soğrulması esnasında
momentum korunmasından dolayı elektronun
→
k
değişmediğinden bu olay E − k ekseninde incelenmiştir.
dalga vektörü
43
Şekil 2.17 Katılardaki bant arası geçişler. Dikey eksen fotonun soğrulması işlemini; q
bir fotonun soğrulmasını ve yayınlanmasını temsil ediyor.
Bantlar arasındaki soğurma katının bant yapısına bağlıdır. Burada
bant aralığının doğrudan ya da dolaylı olup olmamasına dayanan farkı ele
alacağız. Bu durum şekil 2.17’de tanımlanmaktadır. Şekil 2.17 (a)
doğrudan bant aralıklı bir katının E − k diyagramını, şekil 2.17 (b)
dolaylı bant aralıklı bir katının eşdeğer diyagramını gösterir. Momentum
uzayında, iletkenlik bandının minumumunun ve değerlik bandının
maksimumunun yerlerinin farklı olmasına göre bant aralığı doğrudan
veya dolaylı olarak belirtilir. Doğrudan bant aralıklı yarıiletkenlerde
iletkenlik bandının minumumunda bulunan elektronlar, değerlik bandının
maksimumundaki boşluklarda doğrudan birleşirler, momentum korunur
ve bir foton yayınlanır.
Bant aralıkları arasındaki fark optiksel özellikler için son derece
önemlidir. E − k diyagramındaki dikey çizgiler foton soğurulmasını
gösterir. Şekil 2.17 (b) bant aralığı dolaylıysa, elektronun valans
bandından iletkenlik bandının tabanına sıçradığında elektron dalga
44
vektörünün önemli derecede değişmesi gerektiğini gösteriyor. Bu
sıçrama sadece bir fotonun soğurulmasıyla mümkün değildir; geçiş
momentumun korunumunu sağlayacak foton geçişinide kapsar.
2.4.4. Bantlar Arası Geçişlerin Atom Fiziği
İncelediğimiz ZnO yarıiletkenin dört valans elektronu vardır. Bu,
periyodik tablonun IV. grubundan gelen silika ve germanyum gibi
yarıiletkenlerdir. Bununla birlikte, periyodik tablonun IV. grubunda
simetrik olarak yer değiştiren elementlerden oluşan bileşikler için de
geçerlidir. Bu bileşiklerdeki kovalent bağ, her bir atomun dört
elektronuna sahip olduğu böyle bir yapıda elektronlar ortaklaşa
kullanılarak sağlanır. Örneğin III-V bileşenlerindeki bağı, sekiz elektrona
tamamlamak için V grubundaki beş elektron ve III grubundaki üç
elektron ortaklaşa kullanılır.
Şekil 2.18 Germanyum gibi dört valans atomundan oluşan kovalent bir kristaldeki
elektron seviyelerinin şematik gösterimi.
45
Dört atomunun değerlik elektronları s ve p yörüngelerinden gelir.
Örneğin germanyumun elektronik konfigürasyonu 4s2 4p2’dir. Kristal
fazındaki komşu atomlar kovalent bir bağda birbirleriyle değerlik
elektronlarını paylaşırlar. Şekil 2.18 kristal katının değerlik ve iletkenlik
bantlarına molekülün s ve p’ye bağlanan ve bağlanmayan yörüngeler
boyunca s ve p tipi atomik durumların değerliğini gösterir. Gözlenen
sıralanmış seviye germanyum kadar iyi olan III-V ve II-VI yarıiletkenleri
için de geçerlidir. Ancak silisyumda sıralanan seviyeler farklıdır.
Şekil 2.18’de görülen seviyelerin değerliği, değerlik bandının
zirvesi p-tipi atomik karaktere sahip iken iletkenlik bandının tabanının
s-tipi olduğunu gösterir. Bu nedenle, değerlik bandından iletkenlik
bandına optiksel geçişler, p-tipinden s-tipine doğrudur. p→s geçişlerinin
izinli olduğu dipol geçişlerini seçim kurallarıyla yorumlayabiliriz.
Böylece şekil 2.18’de görülen sıralanmış seviyelere sahip yarıiletkenin
valans bandı ve iletkenlik bandı arasındaki geçişlerin izinli elektrikdipolü olduğu sonucunu çıkarırız.
2.4.5. Doğrudan Bant Aralıklı III-V Yarıiletkenin Bant Yapısı
Şekil 2.19’da temel bant aralığı yakınındaki enerji aralığında
GaAs ın bant yapısı görülmektedir. Farklı bantlardaki elektronların
→
E enerjilerinin elektronun k dalga vektörüne göre değişimi çizilmiştir.
GaAs, yüzey merkezli kübik örgü (f.c.c)’ye dayanan çinko alaşımı bir
yapıya sahiptir.
46
Şekil 2.19. GaAs ın bant yapısı.
Koyu gösterimler bantlardaki seviyelerin doluluğunu gösterir:
koyu bölge Fermi seviyesinin altındadır ve tamamı elektronlarla doludur.
Bu nedenle koyu bölgedeki üç bant değerlik bantlarına karşılık gelir.
Koyu bölgenin üzerindeki tek bant boş olan iletkenlik bandıdır. Değerlik
bandındaki üç bant şekil 2.18’de görülen 3p bağlayıcı yörüngeye karşılık
gelir; iletkenlik bandı ise s antibağlayıcılarına karşılık gelir. Bantlar ve
molekül yörüngeleri arasındaki bu ilişki sadece Brillouin bölgesindeki
Γ bölgesinde tamamen geçerlidir. Bu nedenle, geçişin dipol izinli geçiş
olduğunu kabul ederek, geçişin hal yoğunluğunun bulunması için
şekil 2.20’de görülen dört bantlı model kullanılabilir. Bu model bant
diyagramı k =0 yakınında doğrudan bant aralıklı III-V yarıiletkeniyle
ilgilidir. Bir tek s-tipi iletkenlik ve üç tane p-tipi valans bandı vardır.
Tüm bantlar parabolik eğrilerdir.
E − k diyagramındaki iletkenlik
bandının pozitif eğimi elektron bandına, valans bantlarının negatif eğimi
boş durumlara karşılık gelir. Boş bantların ikisi k=0’da dejenere
47
olmuştur. Bunlar ağır (hh) ve hafif boş (lh) bantları olarak bilinir ve spinyörünge etkileşmesiyle düşük enerjilere ayrılır. Valans bandının
maksimumu ve iletkenlik bandının minimumu arasındaki enerji farkı E g
dir. k =0’daki boş bantlar arasındaki spin-yörünge yarılması genellikle ∆
ile verilir.
Şekil 2.20. k=0 civarında GaAs gibi periyodik cetvelin II.-V. grubunda yer alan direkt
bant aralığına sahip yarıiletkenlerin bant yapısı.
Bölge merkezi yakınındaki bantların tümü hemen hemen
parabolik olduğundan şekil 2.20’deki yapı k =0 yakınında geçerlidir.
Değerlik bantlarının üçü de p-tipi atomik karaktere sahip
olduklarından, her bir banttan iletkenlik bandına elektrik dipol geçişleri
mümkündür. Şekil 2.20’de böyle iki geçiş gösterilmektedir. Soğurma
olayları E − k diyagramında dikey oklarla gösterilmiştir. Bu, elektronun
k vektörünün ve geçişte oluşturulan boşluğun aynı olduğu anlamına
gelir. (1) ile gösterilen geçiş ağır boş banttan elektron bandına bir
48
elektronun uyarılmasıyla ilgilidir. (2) geçişi hafif boş bantta oluşan
olayın yerini tutar.
2.4.6. Eksitonlar
Saydam kristaller üzerine belirli enerjide foton gönderildiğinde
(h ω > Eb ) bu fotonun enerjisi kristal tarafından hem soğurulacak hem de
yansıtılacaktır (Şekil 2.14). Bu yapıya, iletkenlik bandının hemen
altındaki bir enerjide foton gelirse (h ω < Eb ) yansıma ve soğurulma
spektrumları farklı bir yapı gösterir. Bu yapı soğrulan bir fotonun birine
bağlı elektron-boşluk çifti oluşturulmasından kaynaklanır. Elektron ve
boşluk arasındaki Coulomb etkileşmesi nedeniyle, tıpkı hidrojen
atomundaki elektron ve proton gibi, bağlı duruma geçebilirler. Bu bağlı
durum elektron–boşluk çifti, şekil 2.21 de de gösterildiği gibi, eksiton
olarak adlandırılır.
Şekil 2.21. Zayıf bağlı ve sıkı bağlı eksitonların şematik gösterimi.
49
İletkenlik bandına yakın bölgede meydana gelen geçişler ve
eksiton bölgeleri şekil 2.22 de gösterilmektedir. Bir eksiton kristal içinde
dolaşıp enerji iletebilir. Ancak nötr olduğu için elektrik yükü iletemez.
Bir elektron ve pozitrondan oluşan pozitronyum parçacığının bir
benzeridir.
Şekil 2.22 Doğrudan geçişli bir olayda oluşan eksitonnun enerji düzeyleri. İletkenlik
bandının üst ucundan olan geçişler oklarla gösterilmiş olup en uzun ok bant aralığı
enerjisine karşılık gelir.
Eksitonlar her yalıtkan kristalde oluşabilirler. Kristal ortamında
soğrulan bir fotonun enerjisi bant aralığı enerjisinden büyükse her zaman
elektron-boşluk çifti oluşur. Oluşan eksitonlar zayıf ya da sıkı bağlı
olmasına göre ikiye ayrılırlar:
i)
Zayıf bağlı olan ekstonlara Wannier-Mott eksitonları; yarı
iletkenlerde gözlenirler
ii)
Sıkı bağlı eksitonlar olan Frenkel eksitonları; yalıtkan ve
moleküllü kristallerde gözlenirler.
50
Frenkel eksitonu denilen sıkı bağlı eksitonda uyarılma tek bir
atom etrafında yerleşmiş ve boşluk da aynı atom etrafında olur. Ancak bu
çift kristalin her bölgesinde olabilir. Sıkı bağlı eksitonlar esas olarak tek
atomun uyarılmış bir durumu olup uyarılma, komşuların etkisiyle bir
atomdan diğer atoma sıçrayabilir. Bu eksitonlar kristal içinde, boşluk
elektronunun çok yakınında bir dalga gibi dolaşırlar. Asal gaz
kristallerinde
bulunan
eksitonlar
Frenkel
eksitonlarına
uyar
(Şekil 2.21 b).
Zayıfbağlı eksitonlar bazı yönlerden pozitronyum atomuna
benzerler (Şekil 2.21 a). Burada elektron-boşluk uzaklığı örgü sabitine
göre büyüktür. Bu durumda elektron ve boşluk arasındaki Coulomb
potansiyeli; U(r) = -e 2 /ε r
olarak yazılır. Burada r parçacıklar arası
uzaklık ve ε ortamın dielektrik sabitidir. Elektron ve boşluk durumları
katlı değil ve enerji yüzeyleri küresel ise bu problem hidrojen atomu
problemi gibidir. Değerlik bandının tepesi referans alınırsa enerji
düzeyleri değişik bir Rydberg denklemi ile verilir. n. seviyedeki
eksitonların bağlanma enerjisi;
E (eks ) = −
R
µ 1 RH
= − X2
2
2
m0 ε r n
n
(2.22)
ifadesi ile verilmektedir. Burada RH hidrojen atomunun Rydberg sabiti
(13.6 eV), εr dielektrik sabiti, µ indirgenmiş kütle, m0 elektronun durgun
kütlesi ve n ise enerji seviyesini gösterir. Eksiton Rydberg sabiti R x ise
51
 µ 
R
R X = 
2  H
 m0ε r 
(2.23)
ifadesi ile verilir. Bu ifade aynı zamanda eksiton bağlanma enerjisini
verir. µ indirgenmiş kütle;
1
µ
=
1
1
+ *
*
me mh
(2.24)
şeklinde verilir. Burada me* ve mh* ifadeleri, sırasıyla, boşluk ve
elektronun etkin kütleleridir. Elektron- boşluk yörüngesinin yarıçapı da
rn =
m0
µ
ε r n 2 aH = n 2 a X
(2.25)
ile verilir. Buradan eksiton Bohr yarıçapı elde edilir:
m ε 
a X =  0 r a H
 µ 
Burada a H
(2.26)
hidrojen atomu için Bohr yarıçapı 5,29x10-11 m dir.
n. seviyedeki eksitonlarının enerji seviyeleri ise;
E (n ) = Eb − E(eks ) = Eb −
R
µ 1 RH
= Eb − X2
2
2
m0 ε r n
n
(2.27)
52
bağıntısından bulunur. Bulunan bu değerler iletkenlik bandının altındaki
seviyelerin bulunmasında yardımcı olur. Oluşan bu eksitonların eşik
enerjileri 1 meV ile 1 eV arasında değişir.
Eksitonlar kristalde serbestçe hareket ederler ve keskin çizgili ışın
yayınlayarak yok olurlar. ZnO in eksiton bağlanma enerjisi ∼60 meV tur.
Bundan dolayı oda sıcaklığında bile ∼3.3 eV un altındaki enerjide eksiton
ışıması olur [34,37,39].
53
3. LÜMİNESANS VE ÇEŞİTLERİ
3.1. Giriş
Elektron veya ışın demeti malzemenin üzerine geldiğinde, bir
kısım enerjisi soğurulabilir ve bu soğurulan enerji ışık olarak yayınlanır.
Bu işlem fotolüminesans (fotonla ışıma) olarak bilinir. Bu koşullarda ışık
yayınlayan bir malzeme, lüminesent malzeme veya fosfor olarak bilinir.
Lüminesans,
iyonize
edici
radyasyona
maruz
bırakılan
malzemelerin ya termal ya da optiksel uyarılmasından ileri gelir. Maruz
bırakılma boyunca, radyasyon enerjisi toplanır ve kristal örgüde
depolanır; bu enerji örgüdeki kusurlarda tuzaklanmış olan elektron
biçiminde depolanmıştır. Uyartılma boyunca, tuzaklanan yük serbest
kalır ve sonuç olarak ışıma sinyali sıfır olur. Radyasyon ile indüklenmiş
ışıma, doza bağlı olmadığı için tarihleme ve dozimetre ile ilişkisi
olmayan fotoışıma (fotolüminesans) ve fosforesans gibi diğer ışıma
olaylarından ayırt edilmelidir. Şekil 3.1 de katı bir malzeme içindeki
olası elektron geçişleri ve lüminesans işlemleri gösterilmektedir.
Şekil 3.1. Katı bir malzeme içindeki elektron geçişleri ve lüminesans işlemleri.
54
Lüminesansın temel işleyişi
a) Uyarma enerjisinin soğurulması sonucunda elektronun iletkenlik
bandına geçişi ve buradaki elektronun değerlik bandına geçerken ışın
yayınlaması
b) Uyarılma enerjisinin 1 ve 2 durumlarından yeniden birleşme
merkezleri (akseptör) seviyelerine geçişinde ışın yayınlanması
c) Tuzak seviyelerinden iletkenlik bandına ve yine oradan yeniden
birleşme merkezlerine (akseptörlere) geçişte ışın yayınlanması
d) Tuzaklardan akseptörlere geçiş sonrasında ışın yayınlanması
e) Tuzaklardan direkt değerlik bandına geçiş sonrasında ışın
yayınlanması
Lüminesans işlemi özellikle malzeme içerisindeki elementlerin
enerji seviyeleri hakkında bilgi vermektir. Bu bilgi sayesinde örneklerin
kristal yapısı hakında da bilgi edinilmektedir. Lüminesans geniş bir
terimdir; atomların uyartıldığı metotlara ve uyartılan seviyelerin ömür
sürelerine göre gruplandırılabilir [28].
3.2 Yayımlanma Ömürlerine Göre Lüminesans
Lüminesans yayımlanması, uyarılma ardından yayımlanma ömrü
olarak bilinen bir τс karakteristik zamanda meydana gelir. Lüminesans
çoğu zaman iki alt sınıfa ayrılabilir: τс‹108 s ise “floresans” ve τс›108 s
ise “fosforesans” olur. Bundan dolayı floresans, gerçekte uyarılmayla
kendiliğinden meydana gelir. Floresans, yayıcı maddenin sıcaklığından
bağımsız iken fosforesans güçlü bir şekilde sıcaklığa bağlıdır.
55
3.2.1 Floresans ve Fosforesans
Katı maddelerin X-ışını, ultraviyole veya katot ışınları etkisinde
kalıp ışın yayma özelliğine floresans adı verilir. Eğer olayı meydana
getiren etki ortadan kalktıktan sonra da bir süre daha katı madde ışık
yaymaya devam ediyorsa bu olaya da fosforesans denir. Şekil 3.2 de
floresans ve fosforesans olayları şematik olarak gösterilmektedir.
Fluoresans ile fosforesans arasında çok kesin sınırlar yoktur. Yalnız
fluoresans özelliği gösteren maddelerin, ışık yaymayı sağlayan etkinin
ortadan kalkmasından sonra, kısa bir süre daha ışık yaymaya devam
ettikleri bilinmektedir. Floresans özelliği, madde içindeki yabancı
iyonların kısa dalga boylu ışınların enerjisini emip, bunların yerine daha
uzun dalgaboylu (gözle görülebilen) ışık üretmelerini sağlar.
Şekil 3.2. Floresans ve fosforesans olaylarının şematik olarak gösterilmesi.
Floresans terimi kısa süreli lüminesans olarak tanımlanır ve tipik
olarak uyarılma kaynağı kapatıldıktan sonra 108 saniye daha ışık
56
yayımı devam eder. Emisyon yayımı daha uzun bir periyotta devam
ederse, bu bazen bir saate kadar uzayabilir, o zaman oluşan
fosforesanstır.
Fosforlar ile yapılan deneylerde uyarma kaynağı olarak daha
önce güneş ışığı kullanılmaktaydı. Bu deneylerde malzemenin fosfor
yeteneği kullanılarak, bir örnek güneş ışığı altından alınıp karanlık bir
yere bırakıldıktan sonra ışıma yapmasının maddenin yeteneği olduğu
düşünülmektedir.
Malzemenin
bu
yeteneği
fosforesans
olarak
tanımlanmıştır. Fosforesans işlemi, madde içinde uyarılan bir elektron
bir orta seviyeye geri döner. Böylelikle ışıma meydana gelir. Bu orta
seviyeden
taban
seviyesine
geçişe
izin
verilmez.
Bu
sistem
elektronunun tekrar uyarılma seviyesine ulaşması için gerekli enerji
verilmezse değişmez. Eğer bu enerji verilirse elektron uyarılır ve
böylelikle taban seviyesine dönme olasılığı olabilir.
Floresans özelliği gösteren madelere floresant maddeler denir.
Bunların tipik örnekleri; fluorit, şeelit, willemit, kalsit, elmas ve
skapolittir. Maddelerin floresans özelliği, bu maddeleri içeren maden
yataklarının bulunmasında önemlidir. Örneğin, şeelit mobil bir
ultraviyole lambasıyla, karanlıkta kolaylıkla tanınabilir. Ultraviyole
ışınları şeelitin üzerine düştüğünde şeelit mavi ışık yaymaktadır
[28,42,47].
57
3.3. Uyarılma Türlerine Göre Lüminesans
Fotolüminesans (PL); malzemenin optik veya mor ötesi ışık ile
uyarılmasıyla elde edilen ışıma şeklidir.
Katodolüminesans (CL); bir malzeme elektron demeti ile bombardıman
edildiğinde oluşur (katot ışınları). Diğer uyartılma metotlarından farklı
olarak, katot ışınları malzemenin belirli bölgesinde tüm kristal örgüyü
bozabilir.
Elektrolüminesans (EL); malzemenin bir elektrik alana maruz
kalmasıyla meydana gelir. Katı, sıvı, veya gaz malzemeye bir elektrik
alan uygulanmasıyla malzeme içindeki elektronlar uyartılma enerjisine
kadar hızlandırılabilir.
Radyolüminesans (RL); Foton kaynakları (X-Işını veya gama-ışını ) ve
hızlı parçacıklarla oluşturulan bu olay katodolüminesans olayına
benzemektedir. CL oluşturmak için kullanılan alfa ve beta parçacıklarına
göre daha büyük nüfuz etme derinliğine sahiptir.
Termolüminesans (TL) veya termal olarak uyartılmış lüminesans
(TSL); herhangi bir şekilde ışınlanmış malzemenin ısıtılarak ışık
yayınlaması olayıdır.
Optiksel olarak uyartılmış lüminesans (OSL); radyasyona maruz
kalmış malzemenin UV veya IR ile uyartılmasıyla elde edilen ışık
yayınlanmasıdır. Malzeme, görünür veya kızıl ötesi (IR) ışığa maruz
58
kaldığında, ışınlama sonucu oluşan tuzaklanmış elektronlar serbest
kalırlar.
İyonlüminesans veya iyon demeti lüminesansı; malzemenin belli
enerjiye sahip iyon demeti ile bombardımanı sonucu oluşur. Bu olayda
genellikle 3 MeV’a kadar olan protonlar kullanılır. Derinlik olarak
yaklaşık 40 mikrona kadar gidilebilir. Malzemedeki safsızlıkların
belirlenmesi için oldukça yararlıdır.
Tribolüminesans; bazı malzemelerin basınç ve çok sert bir maddeyle
çizilmesi gibi etkilere maruz kalması sonucu açığa çıkan bir ışımadır
[28,42].
3.3.1. Radyolüminesans (RL)
Lüminesans olayı çok uzun yıllardan bu yana bilinmektedir. İlk
lüminesans deneyleri 1900 yıllarında başlamıştır. Teorik olarak kuantum
teorisi ile birleşmesi 1920-1930’lu yıllara rastlamaktadır. Lüminesans
spektrumu optiksel absorpsiyon spektrumundan çok daha aydınlatıcıdır.
Çünkü incelenen örneğin karakteristikleri hakkında en az 5 farklı bilgi
verir. Bunları aşağıdaki gibi sıralamak mümkündür:
i)
Uyartan ışığın dalgaboyunun fonksiyonu olarak yayınlama
şiddeti,
ii)
Yayınlanan dalgaboyunun fonksiyonu olarak uyartılma şiddeti,
iii)
Uyartılan halin yarı ömrü,
iv)
Yayınlamanın kutuplanması,
v)
Kuantum verimi
59
Radyolüminesans, bu çalışmada gerçekleştirildiği gibi, sadece
X-ışınları ile bombardıman sonucu meydana gelmez. Uygun radyoaktif
kaynaklardan biri olan Sr90 dan yayınlanan betalarla ışınlanarakta
yapılabilir.
Burada şunu önemle vurgulamak gerekir ki, termolüminesans
diğer lüminesans oluşum mekanizmalarından farklıdır. Bunlar birbirleri
ile benzer görünseler de birbirlerinden analitik olarak farklıdırlar.
Örneğin CL’ta bir elektron demeti kullanılarak sadece yüzey üzerindeki
bilgileri
bize
aktarılır
[41].
TL’ta
malzeme
herhangibir
yolla
ışınlandıktan sonra ısıtılarak lüminesans şiddet değeri alınır. Bu değişik
işlemler bütün lüminesans yöntemlerini birbirinden ayırır.
Şekil 3.3. Radyolüminesansın işleyişinin şeması
RL’ta gelen X-ışını demeti tüm örneği ışınladığı için örneğin
tamamı hakkında bir bilgi sağlar. RL ile ölçüm alma işlemi temel olarak
sintilasyon sayaçlarıyla yapılan yönteme benzerdir. Burada ayrıca bir
60
model açıklanmasına gerek yoktur. Örneğin proton ile indüklenmiş
X-ışını spektrumu deneyinde (PIXE) hızlı X-ışını demeti, hızlandırıcıdan
çıkarak örneğin üzerine gelir ve örnekte bulunan elementlerin tayininde
kullanılır. Bu çalışmada kullanılan sistemde, gelen X-ışını demetinin
enerjisi düşüktür ve PIXE’ den farklı olarak malzemelerdeki kusurların
tayininde temel olarak kullanılan yöntemlerden biridir.
Şekil 3.3 te de görüldüğü gibi X-ışınları ile uyartılan bir
malzemedeki elektronların iletkenlik bandına geçmesi sağlanır ve
iletkenlik bandına geçen elektron tekrar değerlik bandına geçerken bir
ışıma yapar. Bu ışımaya X-ışını lüminesansı denir. Işıma yapan bu
elektronlar sayesinde kristalin yapısı, bant aralığı, hangi dalga boylarında
ışık yayınladığı gibi o kristale özgü bilgiler edinilebilir. Bu sayede kristal
hakkındaki bilgiler şekillendirilebilir [41,42] .
3.3.2. Lüminesansın Sıcaklıkla Değişimi
Lüminesansın şiddetinin sıcaklıkla değişimi
I (T ) =
I0
1 + ae
−E
(3.1)
kT
bağıntısıyla belirtilebilir. I0, T=0 K de lüminesans spektrumundaki pik
için optik çok kanallı analizörle alınan sayımdır. a= sabit, E= aktivasyon
enerjisi, k= Boltzman sabitidir. Pik için alınan sayımla sıcaklık arasında
çizilen grafikle bu bağıntının karşılaştırılmasından a katsayısı bulunur.
61
4. ÖRNEKLERİN İYONLARLA BOMBALANMASI
4.1. Giriş
Son yıllarda gelişen teknolojinin de yakından ilgilendiği konuların
başında gelen iyonlarla bombalama; örneğin yüzey özelliklerinin
değiştirilmesi ve birçok optoelektronik aletlerin yapımında kullanılan
önemli bir yöntemdir.
İyonlarla bombalanmasıyla katıların yakın- yüzey bölgelerinin
fiziksel ve kimyasal özellikleri; iyonlaştırılmış parçacıkların yüzey
tabakasına girdirilmesiyle değiştirilebilir. Periyodik tablodaki hemen
hemen her atomun iyonlaştırılabiliyor olması, sonsuz çeşitlikte
yakın- yüzey alaşımları elde etmeyi mümkün kılar. Bu şekilde bir veya
birden fazla elementin iyonlarının hızlandırılıp büyük enerjiler ile örnek
yüzeyine bombardıman edilerek yüzeyden içeri nüfuz ettirilmesi ile iyon
bombardımanı gerçekleşir. Bombalama sonunda örneğin özellikleri artık
değişmiştir [41,48].
4.2. İyonlarla Örneklerin Bombalanmasının Temel Prensibi
İyon, elektron ve foton demetlerinin kullanıldığı üç ana ışınlama
teknolojisi, çeşitli endüstrilerde özellikle yarıiletken endüstrisinde yüzey
ve yüzey tabakasının iyileştirilmesinde çok önemli rol oynamaktadır.
İyonlar ve elektronlar atom moleküllerinden elde edilen yüklü
taneciklerdir. Yüklü taneciklerin başlıca avantajları, elektrik yada
manyetik alanda tahmin edilebilir bir yol izlemeleridir. Elektrik veya
manyetik alan ile kontrol edilen iyonlar ya da elektronlar bir “iyon ışını”
veya “elektron ışını” oluştururlar. Yüzey modifikasyonunda, iyonlar
“atom veya moleküllerden bir veya daha fazla elektronun çıkarılması ile
62
oluşan pozitif yüklü parçacıklar” olarak tanımlanır. Bazen dışarıdan
elektron yakalanarak negatif iyonlar da elde edilebilmektedir. Vakum
ortamındaki iyon ve elektronlar karşılaştırıldığında şunlar görülür;
iyonlar elektronlardan daha büyük yük ve çapa sahiptir ve üretildikleri
atomların doğasında var olan özellikleri taşırlar.
Vakum altında iyonlarla bombalama işlemi, pek çok alanda
özellikle yarıiletken üretiminde, iyonlarla kaplama, iyon ışını birikimi,
iyon
ışını
saçılması
ve
iyonlarla
bombalama
gibi
tekniklerde
kullanılmaktadır, bu şekilde hedef yüzeyinde büyük değişiklikler
gerçekleştirilebilmektedir.
Yüzey işlemi teknolojileri ince film oluşumu (biriktirme),
saçılma, dağlama ve parçacık dopetme olarak sınıflandırılır. Biriktirme
ve parçacık dop etme teknikleri yeni yüzey oluşumu açısından önemlidir.
İnce
film
oluşumu
orijinal
malzemeden
farklı
parçacıkların
biriktirilmesiyle gerçekleştirilir. Böylece, ince film ve alt tabaka arasında
belirgin bir ara yüzey vardır. Diğer yandan, iyonlarla bombalama ile
parçacık dopetme durumunda, yüzey tabakasında yeni malzeme oluşumu
söz konusudur [40].
4.2.1. Yalıtkanların ve Yarıiletkenlerin İyonlarla Bombalanması
Yalıtkan
maddeler,
metaller
ve
yarıiletkenler
iyonlarla
bombalamanın genel etkilerine duyarlıdırlar. İyon demeti; kusur, katkı
maddeleri ve kimyasal etkileşmeler veya yeni bir faz şekli oluşturmak
için kullanılabilir. Kusur terimi, saçılma gibi, stokiyometrik değişiklik,
üretim kusurları ve hacim değişikliklerini kapsar. İyonlarla bombalama
işleminde veya tavlama gibi daha ileri bir işlemden sonra iyonlar, atomik
63
kümelerin oluşmasına veya yeni malzeme fazına geçişe (kristallenme vb)
sebep olabilirler. Çünkü yalıtkan elektriği kolay iletmediğinden bir çok
yüzey yükü, iyonlarla bombalama boyunca katı madde içinde yığılabilir.
Bu da daha önce bahsedilen işlemleri etkiler ve katkı, madde içinde
elektrik alan etkisiyle iyonların hareketleri gibi bazı yeni etkileşimleri
başlatabilir.
Yarıiletken endüstrisinde, silisyum parçaları üzerinde ısıyla
büyütülerek oluşturulmuş silika, elektronik devreleri arasında yalıtkan
engel olarak kullanılır. İyonlarla bombalama genelde devreler oluşturmak
için kullanıldığından, silika içindeki iyonların dağılımının tam olarak
bilinmesi
önemlidir.
Diğer
bir
uygulama
silikat
camlarındadır.
Silisyumdan türetilen bu camlar optoelektronik aletlerin gelişmesini
sağlamıştır. Karşılaşılan sorunlardan biri, camın polikristalin silisyum
filmle kaplamasıyla ilgilidir. İyonlarla bombalamanın bu işlemi
kolaylaştırdığı görülmüştür. Silikat yapılı camın, nükleer atıkların
güvenli hale getirilmesinde uygulanması ilgi çekicidir. Bu atıklar bloklar
halinde
camlaştırılarak
depolanabilirler.
Atık
içindeki
aktinitler
milyonlarca yıl sonra da bozunacağından (α bozunumuyla), bozunan
çekirdeğin geri tepmesinden dolayı (radyasyonun zararı sebebiyle) cam
bloğunun tamamı etkilenir [50,71].
Atomik kütle birimi 200 den büyük olan bir çekirdeğin geri tepme
enerjisi ise yaklaşık 100 keV dur. Bundan dolayı iyonlarla bombalamanın
vereceği, radyasyon zararının incelenmesi önemlidir.
Çoğu yalıtkanlar optik maddelerdir ve bunların özelliklerindeki
değişikliklerin incelenmesi çok ilgi çekici olmuştur. Özellikle kırılma
indisindeki değişmeler, radyasyon zararlarının oluşturduğu hacim
64
değişikliğinden veya atomik kümeler gibi yeni fazların üretilmesinden
meydana gelebilir. İyonlarla bombardıman işlemi; kırılma indisinin
değiştirilmesi, dalga kılavuzu oluşturmak için ya da ışık yansıması ve
geçiş özelliklerini iyileştirmek için kullanılabilir. Doğrusal olmayan optik
etkileri, silika içine bombalamayla gönderilen maddelerden dolayı
gözlemlenmiştir [73,74]. Optik cihazlarda bu etkinin uygulanması da
önemlidir. Quartz piezoelektrik bir maddedir ve basınç sensörlerini
yapmak için kullanılmıştır. Bu cihazların quartz kısımları, piezoelektrik
sinyallerini göndermeye izin veren bir metalle kaplanır. Kaplama
işlemindeki problem, metal tabaka ve quartz arasında kuvvetli ve
uniform (eşit miktarda ) temas elde etme zorluluğudur. Son zamanlarda
bu gibi piezoelektrik cihazlarla ilgili kaplama problemi iyonlarla
bombalamanın gerçekleştirilmesiyle çözülmüştür [76].
Yalıtkanların iyonlarla bombalanması, çok yararlı sonuçlar
sağlayabilir. Bombalanmış iyonların dağılımı ve iyonların madde ile
etkileşmesi
hakkında
öğrenilecek
birçok
şey
vardır.
İyonlarla
bombalamayla optik özellikler gibi özellikleri kontrol edebiliriz.
Yalıtkanların yüksek sıcaklıkta iyonlarla bombalanması konusu ihmal
edilmiştir. Bu konu ağır iyonlarla bombalanmış yarıiletkenler ve metaller
için incelenmiştir. Bu durumlarda alt tabaka, radyasyon difüzyonunun
arttırılmasını sağlamak için ısıtılır, bu şekilde alt tabaka içindeki
iyonların karışımı ve iyonların yayılması kolaylaşır. Aynı zamanda
bombalama esnasında silisyum tavlandığı için bu yol kullanılmaktadır.
İyon bombalanması, yarıiletken cihazlarda, tabaka içindeki atomik yer
değiştirmelere neden olur. Genellikle bu bombalamadan sonra örnek
tavlanır. Bununla beraber, bombalama, giderilemeyecek bir zarara yol
65
açan bir sıcaklıkta yapılırsa, o zaman bombalama sonrası bir tavlamaya
ihtiyaç duyulmaz [40,72,76].
4.2.2. Katıların İyonlarla Bombalanması
4.2.2.1.
Katıların Genel Doğası, Hızlandırılmış İyonlar İçin
Bombalama ve Hızlandırılmış İyonlarla Karıştırma
Katılar 0,1-1 nm aralıkta atomları bir arada tutar. Atomlar
arasındaki bağları düzenleyen dış yörünge elektronlarıdır. Atomlar,
katıları teşkil etmek için bir araya geldikleri zaman dış yörünge
elektronları 0,1-1 nm aralıklarında bağ yaparlar. İyonun De Broglie
dalgaboyu ,
λ= 2.872.10-11 (ME)-1/2
(4.1)
denklemi ile verilir. Burada M atomik kütle birimi (akb) cinsinden
iyonun kütlesi ve E elektron volt cinsinden enerjidir. M>63 akb li ağır
iyonların enerjisi 55 keV ise λ=10-5 nm dir. Bu değerlere sahip iyonlar
katıya kolayca nüfuz edebilirler.
Bununla birlikte; iyon katının içine girdiğinde çeşitli iyon-atom
etkileşimleri olur. Bu etkileşmeyle iyonun enerjisi azalır. Eğer katı
yeterince kalın ise iyon katının içinde, sonunda durgun hale gelir. Şayet
katı, yeteri kadar ince ise iyon onun içinden ya geri saçılacaktır yada
çıkacaktır. Gerçekte gelen parçacıkların enerjisi çok küçük ise (yani
termal enerjisi 0,03 eV ise) yüzey tabakasını geçemeyebilir. Çünkü
dönen elektronlarla arasında, Coulomb etkileşimi olur
66
4.2.3. İyon Atom Etkileşimleri
Ele alınan dört temel etkileşme türü vardır. Bunların ikisi
Coulomb ve nükleer kuvvetler ve diğer ikisi elastik ve elastik olmayan
çarpışmalardandır. Etkileşmeleri artan hıza bağlı olarak aşağıdaki gibi
tanımlanır:
i)
Elastik atomik çarpışmalar: Düşük enerjilerde üstün olan
etkileşmelerdir. Bu çarpışmayla, gelen iyon Coulomb itim
kuvvetiyle saçılır ve hedef atom geri itilir. Atom ve iyonda
uyartılma meydana gelmez.
ii)
Elastik olmayan atomik çarpışmalar: Gelen iyonun hedef atomun
uyarılmış durumunu oluşturacak yeterli enerjiye sahip olması
halinde meydana gelir. Bunun olasılığı iyon enerjisiyle artar. Bu
tür çarpışmalarda enerji kaybı hedef atomlardan foton veya
elektronun yayınlanmasıyla olur.
iii)
Elastik nükleer çarpışmalar: İyon ve atom çekirdeklerinin yörünge
elektronlarının etkisinin ihmal edildiği, yakınlıkta olduğunda
meydana gelen Coulomb etkileşmeleridir. Çekirdek boyutları son
derece küçük olduğundan bu tür etkileşme olasılığı azdır. Bununla
beraber RBS ile yapılan malzeme analizi için bu çalışmaların
önemli bir yeri vardır.
iv)
Elastik olmayan nükleer çarpışma: Bu çarpışmayla çekirdeğin
uyarılması, Coulomb veya nükleer kuvvetlerle oluşur. İyon ve
hedef atomu çekirdeğin merkezleri arasındaki uzaklık onların
nükleer yarıçapının toplamından daha az olması halinde bu olay
meydana gelir. Bundan dolayı bu çarpışma daha az olur. Bu
uyarılma sonucunda oluşan bozunma ürünleri, fotonlar veya
67
nükleer parçacıklar olabilir. Bu tür etkileşmeler malzeme
analizinde kullanılmaktadır. Örnek (NRA: nükleer reaksiyon
analizleri).
(i-iii) Çarpışmaları tamamen Coulomb kuvvetine dayanmaktadır.
Elastik nükleer çarpışmalar için, Coulomb potansiyeli basitçe iki
elektronsuz çekirdek arasındaki Coulomb potansiyeliyle,
Z1 Z 2 e 2
Φ=
r
(4.2)
ifade edilebilir. Burada Z1 ve Z2 iyon veya atomların atomik numarası ve
r ise merkezleri arasındaki mesafedir. Bu Coulomb potansiyelinin, i ve ii
çarpışmalarındaki etkileşmelerdeki potansiyeli tam olarak tarif etmesi
için değiştirilmesi gerekir. Yörüngedeki elektronlar gelen pozitif
iyonların yaklaşmasını engelleyeceğinden bu potansiyel denklem (4.2) de
belirtilenden daha az olacaktır. Genellikle bu değişiklik, (sıfır
potansiyelli
iyice
ayrılmış
atomlar
için)
0
ve
(elektronların
perdelemediği dolu Coulomb potansiyeli için) 1 arasında değerler alan F
gibi bir düzeltme fonksiyonu ile çarpılarak yapılır. F için en yaygın
kullanılanlar, Moliere ve Lindhard potansiyelleridir.
Bu etkileşmelerin bir sonucu olarak, hedef atomlar bir kısım geri
dönüşüm
enerjisini
üzerlerinde
tutacaklardır.
Hedef
atomun,
yerdeğiştirme enerjisi (∼30 eV) onun geri saçılma enerjisinden daha az
ise yerinden uzaklaştırılabilir ve diğer atomlar ile çarpışabilir. Gelen iyon
ya geri dönüşüm enerjisini fonon olarak bırakarak orijinal bölgesinde
kalabilir ya da başka bir çarpışmaya kadar üzerinde taşıyabilir. Böylece
68
ardarda çarpışma olur. Bu çarpışmalarla, boşluklar sürekli olarak oluşur
ve bunlar da ardarda çarpışmalarla pek çok atomik türlerin karışımının
oluşumuna sebep olur. Bu çarpışmalarla enerji birikimi ~10-13 s gibi çok
kısa bir sürede 10 keV un üzerine çıkar. Daha sonra atomların enerjileri
birkaç elektron volta düşer ve enerjiyi bölgedeki diğer atomlara dağıtarak
bu bölgede bir denge oluşturur. Bu termal spike olarak isimlendirilen
~104 K sıcaklığında sıvıya benzer bir durum oluşturur. Termal spike
örneğin geri kalan kısmı ile güçlü bir termal temas halinde olduğundan,
bölge yaklaşık 10-11 s içinde denge sıcaklığına ulaşır.
Termal “spike”in oluşması ve soğuması esnasında, farklı atomik
türlerde karışım meydana gelebilir. Eğer hedef atom yerdeğiştirme
enerjisinden daha az bir enerjiyle geri saçılırsa, örgü bölgesini
titreştirerek fononları oluşturur. Bu olayda gelen iyon bu enerjiyi ya
başka bir çarpışmaya kadar üzerinde taşır, yada bir ara bölgede tutulur ve
geri saçılma enerjisini fonon olarak ortama verir.
Kimyasal yapılarına bağlı olarak, hedefe giren iyonlar hedef
atomlarla reaksiyona girerek yeni bileşikler oluşturabilirler. Bununla
birlikte iyonların atomik örgü bölgesinde kalması ile farklı bir işlem
oluşabilir veya ardarda çarpışmalarla yeni yapılar oluşabilir. Ayrıca
iyonlar atomik kümeleri oluşturmak üzere bir araya gelebilir veya katı
örgünün dışında tortu oluşturabilirler.
Hedefin yüzeyindeki atomların gelen iyonlarla çarpışmasıyla
aldıkları enerji, onları yüzeyden koparmaya yetecek güçte olabilir. Bu
işlem püskürtme “sputtering” olarak isimlendirilir. Püskürtme bu nedenle
hedef yüzeyini tahrip eder ve eğer bombalama yeteri kadar uzunsa
kademeli olarak önceki bombalanan iyonları açığa çıkarır. Aynı zamanda
69
fotonlar ve elektronlar gibi elastik olmayan dağılma ürünleri hedefle
reaksiyona girip daha fazla tahribat yapabilir.
Yarıiletken maddeler için, elektron kaybı (ikincil elektron
emisyonu) bombalanmış bölgede elektrostatik olarak bir yüklenmeye
sebep olabilir ve hedef içindeki hareketli iyonların difüzyonu yardımı ile
dielektriklik bozulur ve elektriksel bir alan oluşabilir [35,40].
4.2.4. İyon - Metal Etkileşimleri
İyonlarla bombalama, bir elementin diğer bir malzemenin
yüzeysel bölgelerinin içine sokulması olup, malzemenin en dış
tabakalarının bileşimi ve özelliklerini değiştirmek amacıyla uygulanan
bir yöntemdir. Bu yöntemde bombalanacak olan malzeme yüzeyi pozitif
iyonlar ile bombardıman edilir. Enerjili bir iyon, aynı cinsten veya
değişik bir malzemenin yüzeyine çarptırıldığında şu olaylar olabilir;
i)
İyon geriye yansıyabilir, bu sırada muhtemelen nötrleşebilir,
ii)
İyonun çarpması ile örnekten elektron fırlayabilir (ikincil
elektronlar),
iii)
İyonun çarpması, örnek atomlarının kendi aralarında çarpışarak
yüzeyden dışarı bir atom fırlamasına neden olabilir (püskürtme),
iv)
İyon örnek içine girebilir (iyonlarla bombalama),
v)
İyon çarpması örneğin yapısal düzenlenmelerine neden olabilir.
Bunlar; boşluk oluşumu, atomların yerlerinden oynaması ve örgü
kusurları oluşumu şeklinde sıralanabilir [35].
Metallerle iyonların etkileşmesi sırasında meydana gelebilecek
olaylar şekil 4.1’de şematik olarak gösterilmiştir.
70
Şekil 4.1. Metallerle iyonların etkileşimleri.
4.3. Hedefi Bombalayan İyonların Hedefte Enerji Kaybı
Belirli bir enerjiyle hedefe gönderilen iyonların hedef içinde
enerji kaybı, hedef atom ve elektronlarıyla perdelenmiş Coulomb
etkileşmesiyle olur. Bu enerji kaybı iki yolla ifade edilir.
i)
Nükleer çarpışmalar: Bu yolla gelen iyon hedef atomuna bir
bütün olarak enerji verir. Bu çarpışmalar sonunda iyonun yolunda
71
önemli açısal sapmalar olur, hedef atomu yer değiştirebilir ve
ardarda nükleer çarpışmalar meydana gelir. Gelen iyon enerjisi
∼2 MeV tan küçük ise çoğunlukla iyonun enerji kaybı bu yolla
olur. Bu enerji aralığında, iyon enerjisinin çoğunu Rutherford
saçılmasıyla kaybeder. Bu çarpışma sonunda hedefte noktasal
kusurlar ve yapısal değişiklikler meydana gelebilir. Bu şekilde
nükleer durdurma, çoğunlukla püskürtme “sputtering” olayınında
kaynağıdır. Gelen ağır iyon enerjisi E=10-100 keV ise Rutherford
tesir kesiti en büyük ve nükleer durdurma etkiside üstün olur.
Nükleer çarpışmayla, gelen iyon esnek çarpışmayla enerji
kaybeder
ii)
Elektronik
çarpışmalar,
gelen
iyonun
hedef
atomunun
elektronlarını uyartması ve koparması olayıdır. Gelen iyonla
elektron arasında kütle farkı çok olduğundan, bu çarpışmayı
yapan iyonun yolu yaklaşık doğru olur. E> 2MeV enerjilerde
elektronik durdurma üstündür [31,32,45].
4.3.1 Nükleer Durdurma
σ ( E ) (çarpışma tesir kesiti [cm2]) x N (hedef atomun sayısı/
cm3), gelen bir iyonun birim uzunluk başına çarpışması olasılığıdır. d(x)
uzunluğunda çarpışması olasılığı
P ( E ) = Nσ ( E )dx
(4.3)
72
(4.3) ün hedef atoma gelen iyonun aktardığı T kinetik enerjisine göre
diferansiyelinin T ile çarpımının integrali dx mesafede iyonun ortalama
enerji kaybını veriri:
T
mak
dP( E )
dσ ( E )
< dE >= ∫ T
dT = N ∫ T
dT dx
dT
dT
Tmin
(4.4)
(4.4) den
T
mak
dσ ( E )
 dE 
dT

 =N ∫T
dT
 dx  n
Tmin
(4.5)
Buradan nükleer çarpışmalarla iyonun birim yol başına enerji kaybı
bulunur. Tmin atomun örgüdeki yerinden hareketi için gereken en küçük
enerjidir, bu yaklaşık 20-30 eV dir. Tmak = 4 M1 M2 E/ (M1+M2)2 en
büyük enerji kaybıdır, M1 = gelen iyonun kütlesi, M2=hedef atomun
kütlesi
Nükleer durdurma tesir kesiti, (4.5) den
 d (E) 

S n ( E ) = 
 d ( x)  n
T
 eV cm 3  min dσ ( E )
= T
dT
N  cm atom  ∫
dT

 Tmak
şeklinde belirtilebilir. Burada
(4.6)
dσ ( E )
enerji nakli diferansiyel tesir
dT
kesitidir. Gelen iyonun esnek saçılması kütle merkezinde incelendiğinde
saçılma açısı θc alınırsa,
73
θc
T = Tmak sin 2
(4.7)
2
olur. θc<< 1 ise (4.7) den
 T
θ c = 2
 Tmak



1
2
(4.8)
yazılabilir. Bunun T ye göre diferansiyeli
dθ c =
dT
 T

 Tmak



1
(4.9)
2
olur. b çarpışma parametresi olmak üzere (πb 2 ) nin diferansiyeli
dσ (θ c ) = d (πb 2 ) = 2πbdb = 2πb
db
dθ c
dθ c
(4.10)
açısal diferansiyel tesir kesiti verir.
2πb
db
dθ c
dθ c
dσ (θ c )
b
db
=
=
dΩ
2π sin θ c dθ c sin θ c dθ c
(4.11)
74
b
ifadesinden ∫ b db =
a
π
dσ (θ c )
sin θ c dθ c ve
dΩ
c
∫
θ
π
dσ (θ c )
sin θ c dθ c
d
Ω
θc
b2 = 2∫
(4.12)
bulunur. Perdelenmiş Coulomb potansiyeli
V (r ) =
Z1 Z 2 e 2
Ψ (r )
r
(4.13)
şeklinde belirtilir. Burada Ψ (r ) perdeleme fonksiyonudur, r uzaklıkta
atom potansiyelinin Coulomb potansiyeline oranıdır. aTF Thomas-Fermi
perdeleme uzunluğu, ks= sabit x=r/ aTF ve s= 1,2,...., ks olmak üzere
Ψ ( x) =
k s aTF s −1
(
)
r r
(4.14)
şeklinde yaklaşık olarak ifade edilmiştir. Kafa kafaya çarpışmada
r= rmin=dc ile gösterilsin.
ε=
aTF
dc
(4.15)
ifadesine indirgenmiş enerji denir. Denklem (4.13), (4.14) de yerine
konursa
75
Z1 Z 2 e 2 2
V (r ) =
e k s r −s
1− s
s aTF
(4.16)
olur. Gelen iyonun momentumundaki değişmesinden ve (4.16) bağıntısı
kullanılarak,
θc =
γ s k s aTF s
(
)
ε
b
(4.17)
1 3s − 1 1 2
db
yazılabilir. γ s ≈ (
bulunarak (4.10) da yerine
) (4.17) den
s 2
dθ
konulursa,
dσ (θ c ) = 2πb
C0 =
 a
db
dθ c = C 0  2 TF1+ 2
 s
dθ c
s
 ε θc
2
2π
(γ s k s ) s
s

 dθ
 c

(4.18)
(4.19)
bulunur. (4.9) ve (4.18) de kullanılırsa,
1
dσ ( E ) = C 0
olur.
2
Tmaks
aTF
ε
2
s
T
1+ 2
s
dT
(4.20)
76
Tmak =
4M 1 M 2
(M 1 + M 2 )2
(4.21)
E
ve


a

M E
2

ε =  TF 2 
M
+
Z
Z
e
 1 2  1 M 2 
(4.22)
(4.20) de yerine konursa
 C

dσ ( E ) =  m m1+ m  dT
E T

(
(4.23)
)
elde edilir. Burada
 2Z Z e 2 
C m = λ m a  1 2 
2
 aTF 
π
2
TF
k γ 
m=1/2, λ m = 2m s s 
 2 
2m
m
 M1 

 ,
 M2 
(4.24)
2m
ε ≤ 0,2 için m=1/3, 0,08≤ ε ≤2 için m=1/2,
ε ≥10 için m=1 (Rutherford saçılması)
alınır. (4.23) ten enerji nakli diferansiyel tesir kesiti,
(4.25)
77
C
dσ ( E )
= m m1+ m
dT
E T
(4.26)
şeklinde ifade edilebilir. Tmin =0 alınırsa ve (4.26), (4.6) da yerine
konulursa, nükleer durdurma tesir kesiti m=1/2 için
C E 1− 2 m  4M 1 M 2 
S n (E) = m


1 − m  (M 1 + M 2 )2 
NZ 1 Z 2
= 0,28(eVnm 2 )
 Z 12 + Z 12 
2
 1

2
3
1− m


M1


 (M 1 + M 2 ) 
(4.27)
(4.28)
haline gelir. aTF yerine
au =
0,8854 a0
Z 10, 23 + Z 20, 23
(
)
(4.29)
ZBL evrensel perdeleme uzunluğu kullanılırsa daha doğru sonuç veren
8,462 x10 −15 Z 1 Z 2 M 1 S n (ε ) eV cm 2
S n (E) =
( M 1 + M 2 ) (Z 10, 23 + Z 20, 23 ) atom
(4.30)
nükleer durdurma tesir kesiti elde edilir. S n (ε ) indirgenmiş enerji
cinsinden nükleer durdurma tesir kesitidir.
78
Toplam etkileşme potansiyeli, V = Vnm + Ven + Vee + Vk + Va ile
ifade edilmiş ve her atomun küresel simetrik yük dağılımına sahip olduğu
kabul edilmiştir. Burada Vnm :çekirdekler arasındaki elektrostatik
potansiyel enerji, Vee :iki elektron dağılımı arasındaki elektrostatik
etkileşme enerjisii Ven :her çekirdekle diğer atomun elektron dağılımları
arasındaki etkileşme enerjisi, Vk :Pauli dışarlamasından dolayı üst üste
binen
bölgede
elektronların
kinetik
enerjilerindeki
artma,
Va: elektronların değiş tokuş enerjisindeki artmadır. İlk üç potansiyelin
toplamına Coulomb etkileşme potansiyeli denir. Toplam etkileşme
potansiyeli Ψ (r ) = V (r ) / (Z 1 Z 2 e 2 / r ) perdeleme fonksiyonuyla birlikte
kullanılarak Ψu evrensel perdeleme fonksiyonu elde edilmiştir [31,32].
4.4. İyonlarla Bombalamanın MalzemeYüzeyindeki Etkileri
Bu yöntemle periyodik cetveldeki birçok element, diğer bir
malzeme yüzeyinin altında biriktirilebilir. Genellikle bu yüzeylerin
içerisine nüfuz ettirilen elementin miktarı çok azdır (1 mg–1 g). Bu oran
bombardıman edilen iyonun enerjisi ve gönderilme açısı ile değişebilir.
Malzeme içerisine nüfuz ettirilen iyonlar malzemenin fiziksel ve
kimyasal özelliklerini değiştirebilir. Bu sebeple iyonlarla bombalanan bir
malzemenin yüzeyinde sert katı faz çökeltileri oluşabilir. Bu oluşum
nedeniyle ;
i)
Yüzey sertliği artar.
ii)
Aşınmaya karşı direnç artar.
iii)
Yüzeyde şekilsiz (amorf) yapı oluşması sonucu, sürtünme azalır,
kayma artar.
79
iv)
Alaşımın yüzey bölgelerinde teşekkülü ile, hedefin korozyona
karşı direnci artar.
v)
Bombalanan iyonun nüfuz etme derinliği 0,1- 2 µm arasındadır.
vi)
İşlem
sırasında
malzemenin
(hacimsel
olarak)
özellikleri
değişmez.
vii)
Yüzeyde yarı kararlı faz oluşumuyla, oksidasyona karşı direnç
artar.
viii)
Seramiklerde; basma gerilmesindeki iyileştirme ile, kırılmaya
karşı direnç artar.
ix)
Seramik
malzemelerde
sağladığı
amorflaşmadan
dolayı
yorulmaya karşı direnç artar [45].
4.4.1. İyonlarla Bombalama Yönteminin Temel Nitelikleri
İyonlarla bombalama ile alaşım oluşumu, nitrürleme gibi
geleneksel termokimyasal işlemlerden farklı özelliklere sahiptir. Tipik
özellikler şunlardır;
i)
Yüksek enerjili iyonlarla bombalama (>10 keV) yüzeye yakın
bölge içinde özel bir karışım oluşturur,
ii)
Konsantrasyonun derinliğe göre değişimi iyon akışı ve kinetik
enerjinin optimizasyonu ile kontrol edilebilir.
iii)
Çarpan iyon ışınının meydana getirdiği atomik yer değişimi
atomik taşınımla büyük örgü hasarlarına yol açar.
iv)
İyonlarla bombalama termik olmayan bir işlemdir.
İyonlar, sabit atomların, elastik çarpışmalarla elektronlarını
uyararak ve iyonlaştırarak enerjilerini kaybederler. İçeri giren iyonlar ile
ev sahibi atomlar arasındaki elastik çarpışmalar, hedef atomunu geri
80
tepmeye uğratır. Eğer geri tepme enerjisi 20 eV tan büyük ise, atom
başka yere gider. Bu olay bir boşluk oluşturur. Bu şekilde noktasal kusur
meydana gelir (Şekil 4.2).
Şekil 4.2 İyonlarla bombalama işleminin oluşturduğu iç yapı değişimleri.
Gelen, enerjili bir ağır iyon, iyon yörüngesi etrafındaki hacim
içinde yüzlerce örgü atomunun yer değiştirmesine sebep olabilir.
(Şekil 4.3’da görüldüğü gibi).
81
Şekil 4.3. Arayer-boşluk çifti oluşumu.
Metallerde, boşlukça zengin bölgeler çökme eğilimi gösterirken,
çok hareketli ara yerler toplanma eğilimi gösterir. Diğer kusurlar,
dislokasyonlar, tane sınırları veya yüzeyin kendisi gibi yerlere göç
ederler [33,45].
4.4.1.1. Bombardımanla Örnek İçine Girdirilen İyonların Fiziksel
Dağılımı
İyonlarla bombalanan bir katı çözelti, difüzyonla atomik olarak
dağılacaktır; oluşan alaşımlarda genellikle bileşikler kümelenmezler.
Ancak tavlama, sınırlı çözünürlüğe sahip olan elementlerin çökeltilerinin
oluşumunu teşvik edecektir. Burada bombalanan atomlar ile kusurlar
arasında etkileşmeler meydana gelir ve çözünürlük etkilenebilir. Tüm
bileşiklerin hareketli olduğu yüksek sıcaklıklarda, sistem termodinamik
dengeyle ifade edilebilir.
82
4.5. İyonlarla Bombalamanın Uygulama Alanları
Parçaların küçük olduğu, bombalama maliyetinin parça başına
düşük olduğu, montaj-demontaj maliyetinin yüksek olduğu ve uzun
kabuk ömrünün (korozyon direnci) gerekli olduğu alanlarda giderek artan
uygulama alanı bulmaktadır.
Mikroyapısal değişimlerden çok kimyasal değişimlerin önemli
olduğu tribolojik uygulamalarda 1017-1018 iyon/cm2 lik dozlar gereklidir.
Saçılmalar
oda
sıcaklığında
ve
tipik
bombalama
koşullarında
ulaşılabilecek maksimum bombalamayı sınırlar. Bu yüzden genellikle
~1018 iyon/cm2 ‘den fazla dozun kullanılması faydasızdır.
Bombalama yüksek sıcaklıklarda veya ultra yüksek akım
yoğunluklarında uygulanacaksa ki bu yüksek alt tabaka sıcaklıklarına yol
açar ya da radyasyonun neden olduğu difüzyona yol açar, bu halde doz
limiti dışına çıkılabilir. Böylece alt tabakaya daha derin difüze olacak
hareketli elementlerin girişine izin verilmiş olur ve 10 µm’den daha
büyük derinliklere ulaşılabilir [33].
4.6. Yüzey Kaplama Yöntemlerine Göre Avantajlar
İyonlarla bombalamanın diğer kaplama tekniklerinden birçok
üstün yanları vardır, bunları aşağıdaki gibi sıralayacak olursak;
i)
İyonlarla bombalama işlemi oda sıcaklığında uygulanabildiğinden
malzemenin şekil değişikliği (deformasyonu) söz konusu değildir.
ii)
Bombalama
işlemi
vakum
ortamında
uygulandığı
için
malzemenin oksitlenme tehlikesi yoktur.
iii)
Bu bir katmanlama ve kaplama yöntemi değildir. Katmanlama ve
kaplama yöntemlerindeki yapışma sorunu ve kullanım sırasında
83
kaplanan malzemenin dökülmesi problemi bombalama tekniğinde
yaşanmaz. Çünkü iyonlarla bombalamada yapışma söz konusu
değildir.
Yüzeyde
meydana
gelen
yapısal
değişiklik
ile
bombalanan iyon ana malzemenin bir parçası olur (Şekil 4.4).
iv)
İyonlarla bombalanan malzemenin boyutlarında değişiklik olmaz.
Şekil 4.4. İyonlarla bombalanmış ve kaplama olmuş bölge
v)
Cilalanmış yüzeylerin parlaklığı bozulmaz, işlemden sonra tekrar
parlatmak gerekmez.
vi)
Gerektiğinde malzemenin sadece çalışan bölgesi lokal olarak
bombalanabilir.
vii)
İyonlarla bombalanan malzemenin çalışma ömürleri fevkalade
artar (ortalama olarak 6-20 kat artar).
viii)
Termodinamik sınırlamalar olmadığı için, difüzyon için gerekli
yüksek sıcaklıklara ve kimyasal reaksiyonlara ihtiyaç yoktur.
ix)
Terkibi kontrol edilebilen sayısız yüzey alaşımları oluşturulabilir.
x)
İyonlarla bombalama bir veya daha çok atomun herhangi bir alt
tabaka
malzemesi
ile
kontrollü
birleşmesine
izin
verir.
84
Malzemenin hacim yapısında elde edilemeyen dengesiz yapılar ve
metalurjik fazlar yüzeyde üretilebilir. Bazı durumlarda, amorf
yada camsı fazlar oluşur. Bombalanan atomlar hareketli ise
içeride tutulurlar ve çökeltiler oluşabilir. İki bombalanan
elementin bileşik etkisi oluşur (örneğin, çeliğin molibden ve
sülfür ile bombalanması molibdendisülfit’li yağlamaya benzer
etkiler gösterir).
xi)
Bombardıman yapılan atomlar ana malzemenin yüzeyinden
içeriye doğru girer. Ana malzeme ile bombardıman edilen
elementler alaşım oluşturur [45].
4.7. Endüstriyel Uygulama Alanları
İyonlarla bombalama işlemi kalıpçılık sanayinde, optolektronik
aletlerin yapımında, plastik kalıp yapımında, elektronik bilminde, nano
teknolojide, uçak ve otomobil sanayinde, tıpta; diz, kalça vb. protezlerin
yapımında ve daha birçok alanda sağladığı yararlardan dolayı önemli bir
çalışma alanı olmaktadır.
Çok hassas uçak, helikopter, roket ve gemi rulmanı ve rulman
yatakları ve dişlilerinin iyonlarla bombalanmasında, titanyum, molibden
ve tantalyumun hızlı iyonları kullanılır. Hayati önem taşıyan ve riskli
operasyonlarda
çalıştırılan
bu
parçaların
iyonlarla
bombalanarak
kullanımı çok iyi sonuçlar vermektedir. Muhtelif otomotiv (motor)
parçalarında, sübab, segman, silindir yatakları ve benzeri gibi
soğutuculardaki pistonların yüzeyi titanyum ile bombalanarak bunların
sürtünmesi azaltılır ve ömürleri uzatılır. Elmas ve elmasa benzer
kristallerin yapımında (takılarda), ince filmlerin elde edilmesinde,
85
elektronik bilminde; LED ve transistörlerin yapımında, araştırma
bazında, süper iletkenlerin elde edilmesinde kullanılmaktadır.
Tıbbi alanda: Kalça, diz protezlerinde ve bütün eklem yerlerinde
(bilek, omuz, parmaklar) titanyum bazlı alaşımların karbon ve azot ile
bombardımanı kullanılmaktadır. Bu şekilde alaşımların aşınmalarının
1000 defa daha azaltıldığı görülmüştür [45].
86
5. RUTHERFORD GERİ SAÇILMA SPEKTROMETRESİ (RBS)
5.1. Giriş
Rutherford Geri Saçılma Spektroskopisi (RBS) yöntemiyle
genellikle enerjileri MeV büyüklüğünde olan hafif iyonların (proton,
döteron, triton, alfa) analizi yapılacak malzeme üzerine düşürülüp,
malzemeden geriye doğru saçılan iyonların enerji spektrumlarından
faydalanarak o malzemenin kalitatif ve kantitatif analizi çok hassas bir
şekilde yapılabilir. Analizi yapılan malzemelerin kalınlıkları genellikle
A° mertebesinde olan ince filmler ve iyonlarla bombalanmış örneklerdir.
Önceden yapılan deneylerde geri saçılma açısı 160° civarındadır. Bu
metotla çok katmanlı ve değişik malzemelerden meydana gelen yapının
da analizi yapılabilmektedir. RBS spektroskopisinde kullanılan iyonlar
hızlandırıcılardan elde edilmektedir, diğer taraftan alfa parçacığı gibi
radyoaktif kaynaklar da kullanılmıştır. Bunların akıları zayıftır. 4π katı
açısına dağılan alfalardan hedefe gelenlerin sayısı azdır, demet haline
getirmek oldukça zordur ve tek enerjili değildirler [29].
5.2. Temel Fizik Kavramları
RBS atom çekirdekleri arasındaki çarpışmalara dayanır. Eğer bir
örnek yüksek enerjili He+2 iyonlarıyla “α parçacığı” ile bombardıman
edilirse, parçacıkların büyük bir kısmı malzemeye girer. Belirli bir açıda
tespit edilen parçacığın enerjisi iki olaya bağlıdır; geri saçılma sırasında
hedef atoma momentum naklinden dolayı parçacıkta enerji kaybı
meydana gelmesi (saçılma öncesi) ve parçacığın örnek boyunca hareketi
sırasında enerji kaybetmesi (saçılma sonrası).
87
Şekil 5.1. Örnek yüzeyinden ve d derinliğinden geri saçılma sırasında gelişen olaylar.
Şekil 5.1 örnek yüzeyinden ve d derinliğinden geri saçılma
sırasında gelişen olayları şematik olarak göstermektedir. Örnek
yüzeyinden saçılmada, enerji kaybı yalnızca hedef atoma momentum
naklinden kaynaklanır. Şekil 5.1 de bir örneğin belirli bir derinliğinden
saçılan parçacık (α parçacığı) aynı örneğin yüzeyinden saçılan parçacığa
göre daha az enerjiye sahip olacaktır. Bu özellik iyon konsantrasyonunun
derinliğe göre değişiminin bulunmasını sağlar.
Hedef atomdan geri saçılan parçacıkların sayısı diferansiyel
saçılım tesir kesit alanına gelen akıya, etkileşen hedef atom sayısına ve
katı açıya bağlıdır: saçılan parçacık sayısı
= Φ [gelen parçacık sayısı/ (cm2 s)]
hedef atom sayısı]
dσ
[cm2/ste] dΩ [ste] N [etkileşen
dΩ
88
Katı açı başına diferansiyel saçılma tesir kesitinin
2
4 1 − ((M 1 / M 2 )sin θ ) + cos θ 
dσ  Z1 Z 2 e  


= 
4
2
dΩ  4 E 
(sin θ ) 1 − ((M 1M 2 )sin θ )
2
2
2
(5.1)
şeklinde gösterilebilir. Z1 ve Z2 ; gelen atom ve hedef atomun atom
numarası, E; saçılma öncesi gelen atomun enerjisi, e; elektron yüküdür.
Saçılım kesit alanı, temelde hedef atomun sayısının karesi ile
doğru orantılıdır. Bunun anlamı, RBS ağır elementler için B ya da C gibi
hafif elementlere göre 100 kat daha hassastır. Hafif elementlerden saçılan
parçacıkların enerjileri, ağır elementlerden gelenden daha fazladır, çünkü
momentumun büyük kısmı gelen parçacıktan hafif elemente nakledilir.
Hedef atomun kütlesi arttıkça daha az momentum nakledileceğinden, geri
saçılan parçacığın enerjisi gelen parçacığın enerjisine yaklaşır. Bunun
anlamı RBS hafif elementler için iyi kütle ayırma gücüne sahipken, ağır
elementler için bu durum söylenemez. Örneğin, oksijenden karbonu veya
silikadan fosforu ayırt etmek mümkün iken, tantaldan wolframı veya
nikelden demiri (bu elementler örnekte aynı derinlikte ise) ayırt etmek
mümkün değildir [29,40,41].
5.2.1. Kinematik faktör
M1 kütleli sabit hızlı bir parçacık, M2 kütleli sabit duran bir
parçacıkla
çarpıştığında,
enerji;
hareketli
parçacıktan,
hareketsiz
parçacığa aktarılır. Geri saçılmanın analizinde de; M1 gönderilen atomun,
M2 incelenen hedef atomun kütlesidir. İki atom arasındaki etkileşmeyi,
89
izole
edilmiş
iki
parçacığın
basit
çarpışması
ile
gereği
gibi
açıklayabileceğimizi farz edelim. Bu etkileşim iki halde bulunur.
1)
E0 gönderilen atomun enerjisi, hedefteki atomların bağlanma
enerjilerinden çok daha büyük olmalıdır. Kimyasal bağlar 10 eV
civarındadır.
2)
Nükleer reaksiyonlar ve rezonans olmamalıdır. Bu, gönderilen
atomun enerjisine bir üst limit koyar. Nükleer işlemler, hedefteki
ve gönderilen atomdaki özel seçimlere bağlı olduğundan E0, üst
limit durumuna göre değişir. Hatta bir H+ ışın demeti ile nükleer
etkiler 1 MeV altında görülebilir. He+ ışın demeti ile 2 MeV ile
3 MeV enerjileri arasında bu etkiler görülmeye başlar.
Şekil 5.2. Kütlesi M1, hızı V0, enerjisi E0 olan bir hareketli kütlenin, başlangıçta durgun
haldeki M2 kütleli hedefle elastik çarpışmasının şematik gösterimi. Çarpışmadan sonra
hareketli kütlenin ve hedef kütlenin enerji ve hızları sırasıyla V1, E1, V2, E2 alınmıştır.
M1 ve M2 kütlelerinin çarpışmaları klasik, enerji ve momentum
korunumu ilkeleri kullanılarak çözülebilir. M1 kütleli gönderilen atomun
90
ilk hızı Vo, enerjisi E0= 1/2 M1Vo2, M2 kütleli hedef atomun ilk hızı sıfır
ve enerjisi durgun kütle enerjisine eşit olsun. Çarpışmadan sonra saçılma
açısı θ ve geri tepme açısı Ø dir. M1 kütleli gönderilen atomun hızı V1 ve
enerjisi E1=1/2 M1V12, M2 kütleli cismin hızı V2 ve enerjisi de
E2= 1/2 M2V22 olur (Şekil 5.2). Bu değerler laboravatuar sisteminin
koordinatlarına göredir.
Doğrusal olarak gelen parçacık için paralel ve dikey olarak gelen
momentumun ve enerjinin korunumu şu denklemlerle belirlenir;
1/2M1V02 = 1/2M1V12+1/2 M2V22
(5.2)
M1V0 = M1V1cosθ+ M2V2cosØ
(5.3)
0= M2V2sinØ -M1V1sinθ
(5.4)
Önce Ø bulunur sonra da V2 bulunur.
V1/ V0= [± (M22-M12 sin2θ)1/2+M1cos θ] / (M1+M2)
(5.5)
M1≤ M2 için + işareti kalkar. Çarpışmadan önceki ve çarpışmadan sonraki
gönderilen atomun, enerjisi oranını kinematik faktör olarak tanımlıyoruz.

M 1 cos θ + M 22 − M 12 sin 2 θ

E1 = E0

M1 + M 2

(
K≡ E1/E0
)
1
2
2

 = kE
0


(5.6)
91
2
KM ={
[1 − (M1 /M 2 ) 2 sin θ] 1/2 + (M1 + M 2 )cosθ
'
1 + (M1 /M 2 )
}2
(5.7)
bulunur. Gerekli işlemler yapılırsa denklem şu şekli alır.
K= 1- [ 2M1M2 /(M1 +M2 )2](1-cosθ )
(5.8)
Kinematik faktör sadece hedef atom kütlesine, gönderilen atom
kütlesine ve sapma açısı θ ya bağlıdır. Gönderilen ve hedef atom
kütlelerinin herhangi bir bileşimi için mesela x in herhangi bir değeri için
K nın her zaman 180o nin üstünde en yüksek değeri aldığı görülür.
Buradaki değerler
K(0=180o)= [(M2-M1) / (M2+M!)] 2 =[(1-x) /(1+x)] 2
(5.9)
K(0=90o)= (M2-M1) / (M2+ M1)= (1-x)/ (1+x)
(5.10)
Bu θ=180o deki kinematik faktör değeri, θ= 90o de bu değerin
karesidir. Gönderilen atomun ve hedef atomun kütleleri eşit olduğunda
(x=1), açılar 90o den daha büyük olduğunda sıfırdır ve θ, 90o nin altına
düştüğünde cosθ nın karesi şeklinde artar. Bu kendisine eşit kütleli sabit
atomla çarpışan bir hareketlinin geriye saçılmayacağını, sadece ileriye
gidebileceğini gösterir. Bu M1>M2 (x>1)içinde doğrudur [29,40,41].
92
5.3. RBS Kavramları
Bir
geri
saçılma
sisteminin
bileşenleri
şekil
5.3
te
gösterilmektedir. Kaynak, yönlendirilmiş bir ışın ve E0 mono enerjili
parçacıkları üretir. 1 mm2 lik bir alanda, 2 MeV luk He+ iyonlarının
10-100 mA lik bir akım oluşturması tipik bir durumdur.
Şekil 5.3. Bir geri saçılım sisteminin bileşenleri.
Bu parçacıklar, analiz edilecek örneğe (yani hedefe) gönderilir.
Hemen hemen gelen tüm parçacıklar örnek içine girer. Çok az bir kısmı
(104 tanede 1’i veya daha azı) geri saçılır. Saçılanların küçük bir kısmı
“analizör sisteminin aralığı” olarak tanımlanan alana gelir. Geri saçılma
spektrometresinin çıkışı analog bir sinyaldir. Bu sinyal yüksekliği eş
olarak artan serilere bölen çok kanallı bir analizör tarafından
değerlendirilir. Bir kanal içine düşen bir büyüklük bir “sayım” olarak
kaydedilir. Deney sonunda herbir kanal belli bir sayıda sayımı kaydeder.
Çok kanallı analizörün çıkışı çeşitli kanallardaki sayımların bir serisini
içerir. Şekil 5.4 de 132-136 kanallı bir seri parçası görülmektedir. Kanal
(i) nin içerdiği sayımlar Hi olarak tanımlanır. Anolog dijital çeviriciyle
93
(ADC), dijitale çevrilen bilgi çeşitli yöntemlerle kaydedilebilir. Grafik
gösterim hızlı yorumlama sağlamak için avantaj getirir. Dijital çıkışlar
sayısal analizler için kullanılır.
Kanal numarasına karşılık gelen sayım serileri bir geri saçılım
spektrumunu oluşturur. Grafiksel gösterimde, ordinat (y) ekseni
çoğunlukla verim veya geri saçılım verimi olarak belirtilir. Analizör
tarafından üretilen dijital sinyal, yüzey engelli detektörlü saçılma
spektrometresinin saydığı saçılan parçacığın belli parametreleri hakkında
miktarsal bilgi sağlar.
Örneğin, manyetik spektrometreler momentumu ölçer. Böyle bir
analizörden elde edilen geri saçılım spektrumu bir “geri saçılım
momentum spektrumu” dur. Bir yarıiletken parçacık dedektörü geri
saçılan parçacığın enerjisi ile orantılı bir analog sinyal üretir. Aynı
şekilde böyle bir detektörden elde edilen spektrum bir “geri saçılım enerji
spektrumu” dur.
Şekil 5.4. Geri saçılım spektrumunun temel bileşenleri ve kayıt yöntemleri.
94
Geri saçılmış ve detektör tarafından yakalanmış bir parçacığın
enerjisi ile bu parçacığın bulunduğu (algılandığı) kanal numarası
arasındaki ilişki, sistemin karakteristik özelliğidir ve deneysel olarak
belirlenmiş olmalıdır. Şekil 5.5 bu ilişkiyi şematik olarak gösterir. Apsis
(x) ekseni kanal sayısını gösterir ve parçacık enerjisi ile lineer bir ilişkisi
olduğu varsayılır. Doğrunun eğimi ε ile gösterilir, bu terim bir kanala
karşılık gelen enerji aralığını gösterir. Doğrunun başlangıç noktası her
zaman analizör sistemindeki elektroniklerin ayarlarının değiştirilmesiyle
ayarlanabilir. Bu çok kanallı analizörün tüm aralığı üzerindeki enerji
spektrumunun seçilmiş bir kısmının gösterilmesini sağlar (tipik ε sayıları
MeV seviyelerindeki He iyonları için yaklaşık 4 keV tur ve başlangıç
noktası birkaç yüz keV seviyelerindedir). Ε, enerjinin bir fonksiyonu
olduğu zaman yani kanal sayısı ile parçacık sayısı arasındaki ilişki
şekil 5.5 te görülenden farkla doğrusal orantılı olmadığı zaman, enerji
spektrumunu tanımlayan denklemler değiştirilir.
Şekil 5.5. İdeal olarak, enerji ölçen bir analizörde detektör tarafından yakalanan bir
parçacığın enerjisi (E1), kanal numarasıyla lineer orantılıdır.
95
Şekil 5.6. Tipik bir geri saçılım spektrumu geri saçılım spektrumunun apsisi (x ekseni)
kanal numarasının E1 enerjisine dönüşümü ile oluşturulur. E0 gelen parçacığın enerjisini
verir ve KxE0 , spektrumdaki x elementinin kenarı olarak adlandırılır.
Kanal numarası ile enerji arasındaki ilişki kullanılarak, geri
saçılım spektrumunun apsiste yer alan (x ekseni) kanal numarasındaki
yeri parçacık enerjisine (Ei) dönüştürülür (Şekil 5.6). Bu grafik geri
saçılım enerji spektrumunun tipik bir şeklidir. Bazen, spektrumlar sadece
kanal numaralarına göre çizilir. Bu durumda, ε ve başlangıç enerjisi
belirtilir, aksi halde elde edilen bilgi yeterli olmaz.
Böyle
bir
spektrum,
genellikle
E1
sürekli
değişkeninin
H fonksiyonuyla yorumlanır. H(E1) ifadesi E1,i enerjisine karşılık gelen
(i) kanalındaki Hi sayımları anlamına gelir. Hi ve H terimleri spektrumun
yüksekliğini ifade eden sembollerdir. Verim ve geri saçılım verimi bazen
aynı anlamda kullanılır.
96
Bir tek izotoplu elementli örnekten geri saçılan parçacıklar,
spektrumda
E 1 = KE 0
olduğunda (ki bu da parçacığın yüzey
atomlarından geri saçılmadan kaynaklanır) bir basamak oluşturur; bu
basamak elementin kenarı olarak adlandırılır (örneğin yüzeyini gösterir).
Eğer örnekte birden fazla element varsa, spektrum farklı elementlerden
saçılan parçacıklar tarafından üretilen sayımları içerir. Belirli bir
elementten üretilen sayımlar spektrumdaki bu elementin sinyali olarak
adlandırılır (farklı elementlerden farklı sinyal alınır).
Geri saçılım spektrometresinin amacı; örnekteki elementel
bileşim hakkında miktarsal bilgi sağlamaktır. Kenarlar iyi belirlendiği
zaman, örneğin en dış tabakasında var olan elementlerin bazıları kolayca
belirlenebilir. Ana parçacıklar gerçekte zayıflamamış (daha önce
bombardıman edilmemiş) örneğe nüfuz ettiğinde, saçılım yüzeyin
altındaki atomlardan meydana gelir. Saçılmadan hemen önceki enerji,
gelme yolu boyunca enerji kaybı olduğundan E0 dan daha azdır.
Saçılmadan sonra örnekten çıkan parçacıklar, çıkış yolu boyunca enerji
kaybederler. Böylece yakalanan parçacıkların enerjisi saçılımın olduğu
derinliğe bağlıdır ve bu enerji seviyesinde meydana gelen geri saçılım
verimi bu derinlikte var olan atomların sayısına bağlıdır. Geri saçılım
analizinde problem yüzeyin altındaki atomların dağılımına göre ölçülmüş
olan spektrumun uygun şekilde yorumlanmasıdır [29].
97
6. MİE TEORİSİ
Bu teori, farklı ortamlara sokulan iyonların optiksel yokolma
(saçılma+soğurma) tesir kesitlerinin hesaplanmasını sağlar. Bu değer
soğurma ve elastik saçılmadan ileri gelen ışık demetinin şiddet kaybı ile
ilgilidir. Bir ortamda ilerleyen optiksel dalganın enerjisinin azalması,
ortamın kırılma indisine ve ışık saçılma verimine bağlıdır. Optiksel
radyasyonun dalgaboyu, ortamda bulunan parçacıkların boyutu ve onun
bulunduğu ortamın özellikleri bu olayda çok önemlidir. Düzlemsel
elektromagnetik dalga ile tek küresel parçacık arasındaki etkileşme,
etkileşen cismin optiksel sabitleri cinsinden Mie tarafından incelenmiştir
[92].
Farklı
dielektrik
ortamlara
gömülmüş
küresel
metal
nanoparçacıkların (MN) optiksel spektrumu, parçacık üzerine gelen bir
dalga için yokolma tesir kesitinin (σyokolma) tahmin edilmesinde
kullanılan Mie saçılma teorisi yardımı ile kuramsal olarak bulunabilir. Bu
değer, saydam parçacık içeren dielektrik ortam içinden geçen ışık
demetinin (I0), soğurma (σsoğ) ve esnek saçılma (σsaç) dan dolayı oluşan,
ışık şiddeti kaybı (∆I kayıρ = ∆I yokolma ) ile orantılıdır. Burada
[
∆I kayıρ = I 0 1 − e
düzenlenirse ∆I yokolma
log(
I yokolma
I0
] ile verilir (Lambert Beer kanunu). Bu denklem
] ise buradan
=I −I
= I [1 − e
− Cσ yokolma h
− Cσ yokolma h
0
yokolma
0
) = −Cσ yokolma h log e
elde edilir. Burada yokolma tesir kesiti
(6.1)
98
σyokolma = σsoğ + σsaç
(6.2)
ile verilir. h optik tabakanın kalınlığı, C örnekteki nanoparçacıkların
atom yoğunluğu (atom sayısı/ cm3 ), I soğurulan ışığın şiddetidir. Burada
yokolma tesir-kesitinin, gelen bir fotonun hedefin birim yolu başına
saçılma ve soğurulmaya uğrama olasılığı söndürüm sabiti α [1/cm] ile
gösterilir. Yokolma tesir kesiti yokolma sabiti α ile orantılıdır. Bu
α = Cσ yokolma
(6.3)
denklemi ile verilir.
r yarıçaplı saçıcı küre üzerine gelen radyasyonun etkileşme
etkinliği, ilgili etkileşmenin tesir kesitin bu saçıcının kesit alanına
oranıyla belirtilir: Söndürüm etkinliği; Q yokolma = σ yokolma /(πr 2 ) , optik
yoğunluk: (OD) = -log(I yokolma /I 0 ) , olduğuna göre, (6.1) ve (6.3) den
OD = − log( I yokolma / I 0 ) = Cσ yokolma h = α h log e
(6.4)
denklemi elde edilir. Dolayısıyla elektromanyetik olarak etkileşmeyen
nanoparçacıklar için OD, σ yokolma ile orantılı olacaktır. Bundan dolayı,
deneyle ölçülecek optik yoğunluk (OD), Mie teorisinden bulunan σ yokolma
değerleri yardımıyla çizilecek spektrumla karşılaştırılabilir. Metal
nanoparçacıklı bir ortamda yayılan bir optik dalganın yok olması, yüzey
plazma rezonansları (YPR) etkilerine ve saçılan ışığın miktarına bağlıdır.
99
Hedef içinde atomların toplanmasıyla oluşan parçacığın boyutu
gelen ışığın dalgaboyundan çok küçük olduğu zaman, nanoparçacıkların
elektron bulutu, sistemin iyonlarına göre yerlerinden hareket ederler.
Homojen bir kürede bu hareket dipol yük dağılımını oluşturur. Bu halde
bu kürenin bir polarizasyon moduna sahip olduğunu söyleyebiliriz.
Kürenin bu dipolar hali, yarıçap 10 nm den küçük olduğu zaman
geçerlidir. Kürenin boyutu arttığı zaman elektron bulutunun bu yer
değiştirmesi az eş yönlü olur. Bu halde yüksek çok kutuplu “multi polar”
yük dağılımı olabilir ve soğurma spektrumu bir polarizasyon modundan
daha fazlasını gösterir. Bundan dolayı da spektrum genişler ve asimetrik
olur. Bu kürenin boyutu arttığı zaman, spektrumu daha geniş hale getiren
ve dipolar modu daha geniş dalgaboyuna hareket ettiren saçılma etkileri
ortaya çıkar. Bu kürenin boyutu 30 nm den küçük veya eşit olunca
kuadrupol mod olmaz. Bunun boyutu arttığı zaman, dipolar mod tan daha
küçük dalgaboyunda kuadrupol mod görünür. Bundan dolayı
(parçacık
boyutu) a= 40 nm de bir küçük pik gözlenir. Bu etkilere plazma rezonans
etkisi denir.
Optik ışımanın dalgaboyu, parçacık boyutu ve çevrenin özellikleri
bu olayda etkili parametrelerdir. Klasik elektrodinamik (Maxwell
denklemleri) bakımdan düzlem elektromanyetik dalga ve tek küresel
parçacık arasında etkileşme problemi, etkileşen cisimlerin optik sabitleri
cinsinden tam olarak çözülür. Mie teorisine göre yokolma katsayısı ve
saçılma tesir kesitleri, küresel olarak simetrik kısmi elektrik ve manyetik
dalgaların sonsuz bir toplamı olarak ifade edilir. Yokolma tesir kesiti
genellikle
100
σ yokolma =
2π
k2
∞
∑ (2 L +1)Re (a
L
+ bL )
(6.5)
L =1
ile verilir. Burada k dalga sayısı olup, L parçacıktaki küresel çok kutuplu
uyarılma mertebesindedir. L=1 durumu dipol ışımaya karşılık gelir;
L=2 kuadrupol ışınıma karşı gelir. aL ve bL Mie katsayılarıdır ve
aL =
mψ L (mx )ψ L′ ( x ) − ψ L′ (mx )ψ L ( x )
mψ L (mx )η L′ − ψ L′ (mx )η L ( x )
bL =
ψ L (mx )ψ L′ ( x ) − mψ L′ (mx )ψ L ( x )
ψ L (mx )η L′ − mψ L′ (mx )η L ( x )
(6.6)
(6.7)
denklemleri ile verilir [92-102]. (6.6) ve (6.7) denklemlerinde verilen
m ve x değişkenleri ΨL ve ηL Riccati-Bessel silindirik fonksiyonları ile
ifade edilir. m = nCu n ZnO , ortama bombardıman yapılarak gönderilen
parçacıkların ve ZnO in kırılma indislerinin oranı, k = 2π (n ZnO ) / λ dalga
sayısı, x = k r ve k değerinin x te yerine yazılmasıyla x = 2π (n ZnO )r / λ
boyut parametresi ve r= parçacığın yarıçapıdır.
Burada denklem (6.6) ve (6.7) de verilen ψ L ve η L ifadelerinin
tanımı 1. tür Ricatti-Bessel fonksiyonları tanımına uymaktadır. Bunların
çözümü yapılırsa;
 πx 

 2
ψ L (x ) = 
1/ 2
J L +1 / 2 (x )
(6.8)
101
 πx 
η L (x ) =  
 2
1/ 2
H L +1 / 2 (x ) = ψ L ( x ) + iX L ( x )
(6.9)
Bu karmaşık Bessel-Riccati fonksiyonları,
(−1) s
 x
J l +1 / 2 ( x ) = ∑
 
s = 0 s!( s + L + 1 / 2)!  2 
∞
 πx 
X L = − 
 2
2 s + L +1 / 2
(6.10)
1/ 2
Y
L+
1
2
( x)
(6.11)
N L +1 / 2 ( x ) = (−1) L +1 J − L −1 / 2 ( x)
ise buradan ( N
l+
1
2
=Y
L+
1
2
(6.12)
) olarak alınırsa
(−1) s
 x
J − L −1 / 2 ( x ) = ∑
 
s = 0 s!( s − L − 1 / 2)!  2 
∞
2 s − L −1 / 2
(6.13)
Bessel-Ricatti fonksiyonlarıyla hesaplanır.
Verilen bu tanımlar (denklem 6.10, 6.11, 6.12, 6.13) ψ L ve η L
ifadelerinde (denklem 6.8, 6.9) yerine konulursa ψ L ifadesi;
102
 πx 
ψ L (x ) =  
 2
1/ 2 ∞
(−1) s
 x
 
∑
1 2
s =0
s!( s + L + )!
2
2 s + L+
1
2
(6.14)
ve η L ifadesi ise
 πx 
η L (x ) =  
 2
ifadeleri
1/ 2 ∞
(− 1)s
 x
 
∑
1 2

s =0
s! s + L + !
2

ile
verilir
Y
L+
1
2
2s+L+
(x )
1
2
1


  πx  2

+ i −   Y 1 ( x )
L
+

  2
2


ifadesi
yukarıda
(6.15)
tanımlanan
N L +1 / 2 ( x ) ifadesine uymaktadır. Buradaki ifade dedenklem (6.15) de
yerine yazılırsa η L ( x ) ifadesinin değeri
 πx 
η L (x ) =  
 2
1/ 2 ∞
(− 1)s
 x
 
∑
1 2

s =0
s! s + L + !
2

2 s+ L+
1
2
Yine denklem (6.13) i denklem (6.16) de J
 πx 
η L (x ) = 

 2
1/ 2


L +1
− i − (− 1) J 1 ( x)  (6.16)
− L−

2

− L−
1
2
( x) yerine yazarsak


1
1
2 s+ L+
2s−L− 
s
s
∞
∞
2
2
(6.17)
(
(
)
− 1)
x
−
1
x
 
 
L +1
∑

− i (− 1) ∑
 
 
1 2
1 2

 s =0 

s =0
s! s − L − !  
 s! s + L + 2 !

2




103
bulunur [26,30,38].
Yukarıda verilen (6.17), (6.9) denklemleriyle karşılaştırılırsa,
(6.17) denklemdeki köşeli parantezin içindeki değer 2. tip henkel
fonksiyonunu, H L +1 / 2 ( x ) , verir. (6.14) ve (6.17) denklemleri (6.6) ve
(6.7) denklemlerinde yerine konulursa a L ve bL ifadelerinin çözümü
bulunur. Bulunan bu a L ve bL değerlerinin reel kısımları alınıp (6.5)
denkleminde yerine yazılarak, yokolma tesir kesiti hesaplanır. Böylece
analitik Mie spektrumu deneysel verilerle karşılaştırılabilir.
Bu
hesaplamalar,
bir
bilgisayar
programı
yardımı
ile
hesaplanmıştır. Bu hesaplamada kullanılan programın source kodu
“Ekler” bölümünde verilmiştir.
104
7. DENEYSEL SİSTEMLER
7.1. Radyolüminesans (RL) Sistemi
Bu
çalışmada
kullanılan
radyolüminesans
sisteminin
basitleştirilmiş bir şeması şekil 7.1 de gösterilmektedir.
Şekil 7.1 Çalışmada kullanılan RL deteksiyon sisteminin şematik diyagramı
Söz konusu sistem Celal Bayar Üniversitesi Fizik Bölümü
Lüminesans Laboratuarında bulunmaktadır. Türkiye’deki üniversitelerde
bu çapta ilk defa kurulmuş olan bir RL sisteminde, geleneksel
sistemlerden farklı olarak, PM (foto çoğaltıcı) tüp yerine bir CCD
detektör kullanılmıştır. Vakum sistemi, örnek odası ve ışınlama sistemi
Sussex Üniversitesi (İngiltere) öğretim üyelerinden Prof. P.D. Townsend
tarafından hibe edilmiştir. Hibe edilen sistemler elden geçirilip arızaları
giderilerek çalışır hale getirilmiştir. Daha önceden Celal Bayar
Üniversitesi’nin desteği ile satın alınan Jobin Yvon TRIAX 552
105
spektrometre, örnek odası, vakum sistemi ve X-ışını ünitesi komple bir
sistem olarak bir araya getirilmiştir. Şekil 7.2 de örnek odasının iç yapısı
ve odadan monokromatöre bağlanan sistemdeki optik yapı çizimsel
olarak gösterilmiştir.
Şekil 7.2 RL sistemindeki odanın iç görüntüsü ve optik sistemin çizimsel gösterimi
7.1.1. Spektrometre
Örnekten yayınlanan ışığı (parıldamayı) spektrometrenin giriş
yarığına düşürmek için bir optik sistem tasarlanmıştır. Bu sistemin bir
ucuna, vakum yapılmasını sağlamak amacıyla, bir silika pencere, ortasına
da 10 cm odak uzaklıklı bir silika mercek yerleştirilmiştir. Bu mercek
sayesinde örnekten gelen ışımanın giriş yarığı üzerine odaklanması
sağlanmıştır. Burada kullanılan mercek ve pencerenin silika seçilmesinin
sebebi ışımanın minumun kayıpla iletilmesini ve burada başka bir
ışımanın olmasını engellemektir.
106
7.1.2. CCD Dedektör
Burada kullanılan dedektör CL ölçümlerinde kullanılan PM
tüpünden farklı olarak daha gelişmiş olan CCD detektörüdür. Karanlık
akımı ve elektronik gürültüleri minimuma indirgemek için detektör sıvı
azot sıcaklığında çalıştırılmalıdır. Bu amaçla sistem çalıştırılmadan önce
detektörün soğutma haznesine sıvı azot konulup 30 dakika beklenmelidir
(Şekil 7.3). Aksi taktirde detektör; kendini korumaya almakta ve önünde
bulunan kapağı açmayıp ölçüm alınmasına izin vermemektedir. Bu
detektörün maksimum verimli olduğu dalgaboyu 200-1200 nm
aralığındadır. Bu dedektör ile çok daha hızlı bir şekilde ölçüm
alınabilmektedir. Uzun dalga boylarında CCD dedektör PM tüpüne
nazaran çok daha duyarlıdır ancak kısa dalga boylarında duyarlılığı PM
tüpüne kıyasla daha azdır. Sistemde örnek odasından gelen ışımanın
monokromatöre girdiği yarık genişliği 0,1 mm den 2 mm ye kadar
değişen
aralıklarda
ayarlanabilmektedir.Yapılan
test
ölçümlerinde
laboratuarımızda mevcut bulunan sistemle aynı örnek üzerinde alınan
ölçümlerde tekrarlanabilirlik sağlanmıştır.
Şekil 7.3. RL sisteminde kullanılan CCD detektörün sıvı azot haznesi
107
7.1.3. Örnek Odası
Örnek odası 15x15x15 cm3 boyutunda bir alüminyum küpten
yapılmıştır (Şekil 7.4).
Şekil 7.4 Örnek Odası
Bu küpün her bir yüzünde 8 cm çapında delikler bulunmaktadır.
Örnek odasının kapalı kalacak yüzlerine, Manisa Organize Sanayinde ek
parçalar yaptırılarak vakum tutar hale getirilmiştir. Örnek odası X-ışını
tüpünden gelen radyasyonu kabul edilebilir doz seviyesine düşürmek için
yeterince kalın alüminyum malzemeden imal edilmiştir. X-ışınının örnek
odasına geldiği pencereye özel bir sistemin yerleştirilmesi sayesinde
X-ışını, sistem kapatılmadan istenildiği zaman kesilmektedir. Küpün sol
kapağı X-ışını tüpüne, şekilde gösterilmeyen alt kapak difüzyon
108
pompasına (turbomoleküler), ön kapak vakum pompasına (rotary), arka
kapak spektrometreye bağlanmıştır. En üst kapak ise örnek girişi için
kullanılmaktadır. Sağ kapak boş olup, X-ışını tüpünden gelen radyasyonu
kabul edilebilir seviyeye indirmek için, 2 cm kalınlığındaki bir pirinç
blok ile kapatılmıştır.
RL spektrumu alınmak istenen örnek, bir miktar gres ile örnek
taşıyıcıya tutturulmaktadır. Örnekten gelen ışımayı maksimum seviyede
toplayabilmek için, örnek taşıyıcı 45o lik bir açı ile, üst kapaktaki
yuvadan geçirilerek, örnek odasına yerleştirilmektedir (Şekil 7.5).
Şekil 7.5 Örnek odasının genel görünümü
109
7.1.4. Işınlama Sistemi
Sistemde kullanılan X-ışını tüpü (Şekil 7.6) su soğutmalı tek fazlı
Machlett OEG-50A lik bir tüptür. 0,1 mm alüminyum filtreli 1 mm
berilyum pencereli olup tungsten hedeften ibarettir. Şekil 7.7 de
gösterilen kontrol ünitesi sayesinde, maksimum 50 kV luk gerilim ve
20 mA lik akım sağlanabilmektedir. Bununla birlikte yapılan deneysel
çalışmalarda uygulanan voltaj 30 kV ve akım 15 mA dir. Sussex
Üniversitesinde yapılan hesaplamalarına göre, bu değerler ile elde edilen
doz hızı (10 cm uzakta) ∼30 Gy/dak dır. Bu değerler hem olası elektriksel
boşalımla tüpe zarar vermemek hem de güvenli çalışma doz seviyesini
aşmamak amacıyla seçilmiştir. Tüp su ile soğutulmaktadır ve herhangi
bir şekilde suyun kesilmesinde veya suyun akış hızı 4 litre/dak altına
düşmesinde sistem otomatik olarak kendini kapatmaktadır. Bu amaçla su
akış hızı sisteme bağlı bulunan bir flowmeter ile kontrol edilmektedir.
Bunun yanı sıra, güvenlik amacıyla örneği istenmeyen ışımadan korumak
için, X-ışını tüpünün önüne elle kumanda edilen ve örnek tutucuda
sabitlenen bir kurşun kapak yerleştirilmiştir. Böylece çalışanların kaza ile
X-ışını tüpü açıkken odacığı açıp örnek değiştirmeleri engellenmiştir.
Şekil 7.6 Işınlama amacıyla kullanılan X-ışını tüpü
110
Şekil 7.7 X-ışını kontrol ünitesi
7.1.5. Vakum Sistemi
Şekil 7.8 vakum sisteminin şematik diyagramı görülmektedir. Bu
vakum sistemi bir ED50 “rotary backing” pompası ile hava soğutmalı bir
EO2 difüzyon pompasının bir arada olduğu Edward rotary/difüzyon
pompası içermektedir. Birleştirilmiş bu sistem bir körük yardımıyla
örnek odasının alt tarafına monte edilmiştir. Tüm vakum bağlantıları oringler ile yapılmıştır ve sistem oda sıcaklığında 2x10-6 torr luk bir
vakum oluşturmaktadır. Bağlantı borusunun şeklinin pompalama
zamanını uzatmasına rağmen, rotary pompasından oluşan ve örnek
odasıyla olan vakum bağlantılarını zayıflatan titreşimleri azalmaktadır.
Bu yüzden körük bağlanması daha iyi bir vakum oluşmasını
sağlamaktadır.
111
Şekil 7.8 Vakum sisteminin şematik diyagramı
7.1.6. Verilerin Toplanıp Düzenlendiği Bilgisayar Programı
CCD detektörün topladığı verileri almak için “SpectraMax32
Instrument Control/Data Acquisition” isimli bir bilgisayar programı
kullanılmaktadır. Sistem ile ilgili tüm ayarlamalar bu program üzerinden
yapılmaktadır. Deneye başlamadan önce, integration time (seçilen
dalgaboyu aralığında veri toplama zamanı), binning faktör (belli bir
zaman için depolama), giriş ve çıkış yarıkları gibi parametreler belirlenir.
Spektrofotometrede bulunan CCD detektörün maksimum verimli olduğu
dalgaboyu aralığında olmak şartı ile istenilen dalgaboyu aralığı programa
girilir. Seçilen aralığa göre katı açı ayarlanır. Tüm parametreler girilince
program çalıştırılır ve spektrum toplanır. Dışardan gelen gürültünün
minumuma indirilebilmesi için çalışma ortamı mümkün olduğu kadar
112
karanlık hale getirilmelidir. Elde edilen spektrum dalgaboyu ile
lüminesans şiddeti arasındadır. Bu programdan kopyalanan veriler
AXUM
adlı
grafik
programına
aktarılarak
istenilen
grafikler
çizilmektedir.
7.2. Optiksel Soğurma Sistemi
Bakır ve terbium bombardıman edilmiş ZnO örneklerinin
soğurma ve geçirgenlik ölçümleri TBAG-2324 (103T048) nolu proje
kapsamında TUBİTAK desteği ile alınan Perkin Elmer marka Lambda
950 UV-VIS-NIR spektrofotometresi ile gerçekleştirilmiştir. Söz konusu
sistemin
Celal
Bayar
Üniversitesi
Lüminesans
laboratuarımızda
kurulmuş fotoğrafı şekil 7.9 de gösterilmektedir.
Şekil 7.9. Celal Bayar Üniversitesi Lüminesans Araştırma Laboratuarında bulunan
Perkin Elmer Lambda 950 UV/VIS/NIR Spektrofotometre Sistemi
113
Tablo 7.1 de Perkin Elmer Lambda 950 UV/VIS/NIR
Spektrofotometre Sisteminin teknik özellikleri verilmektedir.
Teknik Özellik
Açıklama
Optik Sistem
Hepsi SiO2 ile kaplanmış yansıtıcı optik sistemlerden
oluşmaktadır. UV/VIS için 240 nm 1440 çizgi/nm ve NIR
için 1100 nm de 360 çizgi/mm kırınım ağına sahip iki
monokromatör bulunmaktadır.
Demet
Ayırma
Kesici (Chopper) (46 Hz,
Sistemi
Devir:Karanlık/Örnek/Karanlık)
Dedektör
Tüm UV/VIS dalgaboyu aralığında yüksek enerji için R6872
Fotoçoğaltıcı tüp ve NIR için Peltier soğutuculu PbS
dedektör.
Kaynak
Önceden hizalanmış Tungsten-halojen ve döteryum lamba
Dalgaboyu
175-3300 nm (185 nm nin altında sıvı azot (N2) soğutması
aralığı
gereklidir).
Çözünürlük
UV/VIS için ≤ 0.05 nm NIR için ≤ 0.20 nm
Dalgaboyu
+/- 0.08 nm UV/VIS
doğruluğu
+/- 0.30 nm NIR
Dalgaboyu
UV/VIS (Döteryum Lamba Çizgileri) ≤ 0.020 nm
tekrarlanabilirliği
NIR (Döteryum Lamba Çizgileri) ≤ 0.080 nm
UV/VIS için 10 ölçümün standart sapması: ≤ 0.005 nm
NIR için 10 ölçümün standart sapması: ≤ 0.020 nm
Fotometrik Ekran
Sınırsız
Bant Geçirici
UV/VIS aralığında 0.01 nm lik artışlarla 0.05 nm- 5.00 nm
NIR aralığında 0.04 nm lik artışlarla 0.20 nm- 20.00 nm
Çalışma Sıcaklığı
10-35 oC
Tablo 7.1 Perkin Elmer Lambda 950 UV/VIS/NIR Spektrofotometre Sisteminin teknik
özellikleri
114
115
Lambda 950 spektrofotometre sistemi 175 nm den 3300 nm ye
kadar olan UV/VIS/NIR dalgaboyu aralığında ölçüm yapma olanağı
sağlayan bir sistemdir. Bu amaçla sistemde döteryum ve tungstenhalojen lambalardan oluşan iki adet ışık kaynağı (Şekil 7.10 da 1) ve
UV/VIS için 240 nm 1440 çizgi/nm ve NIR için 1100 nm de
360 çizgi/mm kırınım ağına sahip iki monokromatör mevcuttur.
Şekil 7.10 da görüldüğü gibi lambalardan çıkan ışık demeti ayna sistemi
ile monokromatöre gelir (Şekil 7.10 da 2-3). Böylece demetin dalgaboyu
belirlenir. Ardından monokromatörden çıkan ışık demeti yine ayna
sistemi yardımıyla depolarizöre aktarılır (Şekil 7.10 da 4). Lambda 950
spektrometresi
kristaller
ve
lazer
uygulamalarında
kullanılacak
materyaller için polarizasyona bağlı geçirgenlik ve yansıtma ölçümleri
alabileceği gibi, polarizasyondan bağımsız ölçümler için depolarize
sisteminin kullanılması gerekmektedir. Depolarizörden çıkan ışık demeti
demet kesiciye (chopper) gelir (Şekil 7.10 da 5). Demet kesici 47 Hz lik
bir frekansla dönen, yansıtıcı ve geçirici kısımları olan ve dört parçalı
olarak dizayn edilmiş bir disktir. Bu parça sayesinde ışık demeti
spektrometre içindeki örnek ve referans odalarından ayrı ayrı geçecek
şekilde yansıtılır ya da geçirilir yani örnek ile referans arasında bir
anahtar görevi yapmaktadır. Şekil 7.10 da 6 ile gösterilen parça yüksek
soğurma özelliğine sahiptir, örneklerde daha hassas ve doğru ölçüm
yapabilmek için kullanılır. Bu örnek ve referans demetini azaltma
özelliğine sahiptir. Bu şekilde, ölçüm aralığındaki her dalgaboyu için,
ışık demeti şekil 7.10 da 7 ile gösterilen referans ve örnek odalarından
geçerek detektöre ulaşır. Sistemde detektör olarak UV/VIS aralığı için
R6872 fotoçoğaltıcı tübü ve NIR için Peltier soğutuculu PbS detektörü
116
bulunmaktadır (Şekil 7.10 da 8). 185 nm altında ölçüm yapabilmek için
N2 soğutması gerekmektedir Detektörde her dalgaboyu için referans ve
örnek odalarından geçen ışığın karşılaştırılmalı ölçümü elde edilir. Şekil
7.10 da 9 ile gösterildiği gibi, sisteme ikinci bir örnek odası daha
yerleştirme imkanı vardır. Toplam ve difüz geçirgenlik ölçümü yapmayı
sağlamasının yanı sıra içerdiği 60 mm veya 150 mm lik küre ile son
derece yüksek kararlılıkta yansıma ölçümleri yapmayı sağlamaktadır
(Şekil 7.11).
Şekil 7.11. İki farklı tür örnek odasını da içeren Lambda 950 Spektrofotometresi
Şekil 7.12 de ise bu örnek odasının daha ayrıntılı bir şematik gösterimi
mevcuttur.
117
Şekil 7.12. Yansıma ölçümlerinin yapıldığı örnek odasının şematik gösterimi
7.13. Küçük örneklerin soğurma ve geçirgenlik ölçümleri için tasarlanmış örnek tutucu
Kullanılan optiksel soğurma sistemi bu çalışmada kullanılan
malzemelerden çok daha büyük malzemeler için dizayn edildiğinden,
yaklaşık 0,5 cm genişliğe sahip küçük malzemelerin ölçülebilmesi için,
118
şekil 7.13 de görülen örnek tutucu tasarlanıp yaptırılmıştır. Tüm ölçümler
boyunca ışık örnek üzerine dik bir şekilde düşürülmektedir. Ölçüm
yapılacak dalgaboyu aralığı, sistemin çözünürlüğü ve hangi tür ölçüm
yapılacağı (soğurma, yansıma veya geçirgenlik) “Perkin Elmer UV
WinLab” bilgisayar programı sayesinde belirlenir. Elde edilen veriler
AXUM programı ile grafik haline getirilir.
7.3. Fırın
İyonlar ile bombalanmış örnekler üzerinde sıcaklık etkisini
belirlemek amacıyla, bazı örnekler, 700-1000 oC sıcaklık aralığında
50 oC lik adımlar ile 1 saat boyunca tavlanmıştır. Tavlama işlemi için
Proterm marka boru tipi yatay bir fırın (Şekil 7.14) kullanılmıştır.
Şekil 7.14. Tavlama için kullanılan fırın
119
8. ÇİNKO OKSİT (ZnO) TEK KRİSTALİ
8.1. Giriş
Çinko oksit (ZnO) önceleri sadece boya maddesi olarak
kullanılırdı ve beyaz çinko çin beyazı veya çiçek beyazı olarak
adlandırılırdı. Çinko oksit bakırın eritilmesinden ortaya çıkan bir yan
ürün olarak bilinmekteydi. Romalılar ise cadmia olarak adlandırmışlar,
pirinç elde etmekte ve melhem yapımında kullanmışlardır. Bununla
birlikte
Roma’
daki
tüm
kimyacılar
cadmia’nın
altına
dönüştürülebileceğini düşünmüşlerdir.
18. yüzyılın ortalarında, Alman kimyacı Cramer cadminanın
metal çinkonun yanmasından (ısı ve ışık veren oksitlenme) elde
edildiğini keşfetmiştir. 1781 yılında Fransa’da Courtois tarafından beyaz
çinko
üretilmeye
başlanmış,
fakat
1840’
a
kadar
sanayide
kullanılmamıştır. Ancak bu tarihten itibaren Reclaire tarafından sanayide
kullanılmaya
başlanılmıştır.
Sülfür
gazından
etkilenmemesi
(siyahlaşmaması), toksit madde içermemesi ve iyi saklanabilmesi
nedeniyle kurşun oksidin yerini almıştır [10].
1850’li yıllarda New Jersey deki S. Wethrill şirketi tarafından
geliştirilen yöntem ile fırın içinde yüksek ısıda çinkoyu ısıtarak çinko
koru haline getirmişler ve fırın dışına çıkarılan kor halindeki çinkonun
havadaki oksijenle temasa geçmesiyle çinko oksit elde etmişlerdir.
Sonraları bu yöntem geliştirilmiş olmasına rağmen, günümüzde yaygın
olarak kullanılmamaktadır. 19. yüzyılın ikinci yarısı süresince, kauçuğun
ebonitleşme mekanizmasını kısaltmak için kullanılmış, 1906 yılında ilk
ebonitleşme organik hızlandırıcılarının bulunması ile bu malzemelerin
içinde aktivatör görevi gören çinko oksidin önemini arttırmıştır.
120
Sonraki yıllarda çinko oksit kristalinin yapımı sağlanmış ve
bulunan bu kristalin piezoelektrik güç çevirici ince filmlerde, yüzey
dalga akustik aletlerinde, gaz sensörlerinde, optoelektronik aletlerde,
yarıiletken detektörlerde, LED lerde, plazma monitörlerin yapımında,
sıvı kristal ekranlarda ve lazer teknolojisi gibi çok sayıda uygulama alanı
olduğu ortaya konmuştur [43,44].
8.2. Çinko Oksitin Genel Özellikleri
8.2.1. Kimyasal Özellikleri
Çinko oksit amfoterik bir bileşik olup, hem organik hem de
inorganik asitlerle reaksiyona girmektedir Aynı zamanda, hem alkaliler
hem
de
amonyak
oluşturmaktadır.
çözeltisi
CO2,
SO2,
içerisinde
çözünerek
H2S
asidik
gibi
çinko
gazlarla
asetat
kolayca
birleşmektedir (reaksiyon verir). Ayrıca yüksek sıcaklıklarda diğer
oksitlerle tepkime vererek çinko ferrites gibi bileşikler oluşturur [43].
8.2.2. Fiziksel Özellikleri
Çinko oksit 300 0C ye kadar ısıtılınca rengi beyazdan sarıya
döner. Yasak enerji aralığı olduğundan yarıiletken bir malzemedir. Tek
veya üç değerlikli element parçacıkları kristal örgüsü içerisine girdiğinde
yarıiletken özelliğini söndürür. Çinko oksit termal yöntemlerle granürler
veya nodular (0,1-5 µm), veya acicular olarak elde edilir.
Bazı fiziksel özellikleri şu şekilde sıralanabilir: ZnO kristali
3.4 eV bant aralığına ve 60 meV eksiton bağlanma enerjisine sahip
yüksek kalitede bir mazlemedir. Bu yarıiletken malzemenin eksiton
bağlanma enerjisi, teknolojide geniş kullanım alanına sahip diğer
121
yarıiletken malzemelerden (20 meV ZnSe ve 21 meV olan GaN) çok
daha büyüktür. Bunun yanısıra ZnO, ZnSe ve GaN ya göre çok daha
düşük sıcaklıklarda hazırlana bilmektedir. Bu yüzden de optoelektronik
uygulamalar için son derece ilgi çekicidir. Tm≈2268 K yüksek erime
sıcaklığına sahip ve bozulmaksızın yüksek akım taşıma kapasitesi olan
sağlam bir malzemedir. Dielektrik sabitleri, tablo 1 de gosterildiği gibi,
ε(0)=8,75 ve ε(∞)= 3,75 dir. Yüksek radyasyona maruz kaldığında kusur
oran oluşumu yaygın kullanılan diğer yarıiletkenlere oranla daha
düşüktür. Bu sebeple radyasyona daha dayanıklıdır. Bu özelliği de uzay
teknolojisinde ve radyasyon bulunan çevrelerdeki fotonik uygulamalarda
önemli kullanım alanı sağlamaktadır [43,44].
8.3 ZnO Kristalinin Kristal Yapısı
Çinko oksit, doğada mineral zinkit olarak bulunur. ZnO normal
şartlar altında örgü parametreleri a=3.2497 Å ve c=5.2042 Å olan altıgen
wurtzite örgü şeklinde kristalleşir (Şekil 8.1). Çinko atomları, altıgen
kapalı paket konumundadır.
Şekil 8.1. Çinko oksitin wurtzite kristal yapısı, a ve c parametreleri
122
Her bir oksijen atomu, dört çinko atomunun bir tetrahedral grubu
içerisinde yer alır ve bu tetrahedraller, kristale kendi kutupsal simetrisini
kazandıran yöndedirler. Çinko oksitin wurtzite örgü yapısı şekil 8.2 (b)
de de gösterilmiştir. Şekil 8.2 deki Wurzite yapı birbirinin içine girmiş iki
HCP-örgü olarak tanımlanır. O-örgü Z-örgüye göre c-doğrultusunda
birim hücre yüksekliğinin 0.38 lik bir kısmını kaplar. ZnO teki tüm
atomlar karşıt türün en yakın dört komşu atomu ile tetrahedral
koordinasyona sahiptir. Bu Zn- ve O- in sıkı paketli düzlemlerin hücrede
c-ekseni boyunca yığıldığını gösterir.
(a)
(b)
Şekil 8.2. Çinko oksitin altıgen wurtzite örgü yapısı: büyük daireler çinko küçük
daireler oksijen atomunu göstermektedir.
ZnO in hesaplanmış bant yapısı şekil 8.3 te gösterilmiştir. Bu bant
yapısı, bir Hartree-Fock-Slater Hamiltoniyeni kullanılarak ve bir oksijen
non-lokal iyonik psedopotansiyelden yararlanarak hesaplanmıştır. ZnO
için hesaplanan bant yapısı, altıgen Brillion kuşağında yüksek simetri
çizgileri boyunca gösterilmiştir. Yaklaşık -20 eV da oluşan en düşük iki
123
değerlik bandı O:2s çekirdeksi duruma ve -6 eV tan 0 eV’ a kadar olan
sonraki altı değerlik bandı ise O:2p bağlanma durumlarına karşılık gelir.
İlk iki iletkenlik bandı durumları Zn üzerinde oldukça lokalizedir ve
doldurulmamış Zn:3s düzeylerine karşılık gelir. Daha yüksek iletkenlik
bantları serbest elektronlara oldukça benzer bir davranış gösterir. Bant
yapısı modelleri kullanılarak hesaplanan bant aralığı ∼3.5 eV olup
bulunan bu değer deneysel veriler ile mükemmel bir tutarlılık
içerisindedir. Kutuplanmamış (1010) ZnO yüzeyi için yüzey elektronik
yapısı hesaplanmış ve ZnO in elektronik özellikleri ile tutarlı
psedopotansiyel yapısı tespit edilerek sıkı bağ Hamiltonyen ile
açıklanmıştır.
Yüzey
bant
yapıları
saçılma
teorisi
kullanılarak
hesaplanmıştır. Bu hamiltoniyen Zn:4s ve O:2p yörüngeleri olarak
bilinen birinci ve ikinci en yakın komşu etkileşimpotansiyel enerjilerini
içermektedir.
ZnO’ e verici düzeyleri taşıyıcı konsantrasyonuna bağlı olarak
0.02-0.05 eV aralığında yer alır. Bu hidrojen benzeri verici düzeyleri ya
oksijen boşluklarından dolayı yada hidrojen, indiyum, lityum veya
çinkonun birleşmesinden elde edilebilir.
Galyumla katkılanmış ZnO te iletkenlik bandının 30, 60, ve
150 meV altında üç verici düzeyi ile ∼0.72 eV altında alıcı düzeyi
gözlemlenmiştir. Derine uzanan alıcı düzeyi kimyasal olarak yüzey
üzerinde yoğunlaşmış şekilde toplanmış “adsorplanmış” oksijenden
kaynaklanmaktadır. Katkılanmamış ZnO te alıcı düzeyi iletkenlik
bandının 0.80 eV un altında olduğu gözlemlenmiştir [44,46,47].
124
Şekil 8.3. ZnO in hesaplanmış bant yapısı
125
9. SONUÇLAR VE TARTIŞMA
9.1. Giriş
Bu bölümde saf, Cu ve Tb ile bombalanmış ZnO örneklere
uygulanan deneysel çalışmalar anlatılmakta ve sonuçlar verilmektedir.
Tez kapsamında çalışılan ZnO örnekler Almanya’da bulunan
MATECK firmasından temin edilmiştir. Bunun için gerekli finansal
destek, Ege Üniverisitesi bünyesinde bulunan EBİLTEM e verilen
EBİLTEM BAP 2004/BİL/024 protokol nolu proje ile sağlanmıştır.
Kullanılan ZnO tek kristali (0001) yönelimine sahip olup,
10x5x0,5 mm3 boyutlarında ve bir yüzü parlatılmıştır. Malzemelerin
alındığı firma tarafından yapılan element analizinin sonuçları tablo 9.1 de
verildiği gibidir.
Ca < 3ppm
Cu < 1 ppm
Ag < 0,1ppm
Mn < 1ppm
Ti < 3ppm
V < 1ppm
Fe < 3ppm
Cr < 10ppm
Al < 3ppm
Si < 3ppm
K < 1000ppm
Mg < 2ppm
Mo < 1ppm
Li < 30ppm
La < 30ppm
Na < 1000ppm
Ni < 1ppm
Co < 1ppm
Tablo 9.1. ZnO örneklerinin element analiz sonuçları
Yaptığımız deneylerde ZnO (0001) tek kristali, saf halde
kullanıldığı gibi bir de metal iyonlarından Cu ve nadir toprak
iyonlarından Tb ile bombalanarak kullanılmıştır. Bombalama işlemi
Almanya’da bulunan Jülich araştırma merkezinde EATON 3204 iyon
126
bombalama sistemi ile Prof. Dr. Ch Buchal tarafından yapılmıştır.
Örnekler oda sıcaklığında yüksek iyon demet akım yoğunluğunda
(∼20-50 µ/cm2 ), 400 keV luk enerjili iyonlar ile 10-6 Torr luk vakum
altında bombalanmıştır. İyonlarla bombalama işlemi tek kristallerin
(0001) parlatılmış yüzeylerine yapılmıştır. Bu iyonların bombalanma
dozları Tablo 9.2 de görülmektedir.
1.1016 iyon/cm2
Cu
2,5.1016 iyon/cm2
4,65.1016 iyon/cm2
1.1016 iyon/cm2
Tb
2.1016 iyon/cm2
1.1017 iyon/cm2
2.1017 iyon/cm2
Tablo 9.2. ZnO kristaline bombalanan iyon konsantrasyonları
İyonlarla bombalama sonrasında ZnO içinde nanoparçacıklar
oluşabilir ve bunlar çeşitli teknikler ile kontrol edilebilir [81,82,101].
Metal nanoparçacıkların oluşumunun derinlemesine incelenmesi bilimsel
bir potansiyel olduğundan son zamanlarda oldukça dikkat çekmektedir.
İyonlarla bombalanmış malzemelerin optiksel özellikleri (yansıma,
soğurma ve geçirgenlik gibi) iyon dağılımına son derece güçlü bir şekilde
bağlıdır. Ancak fırında tavlama ile iyon dağılımının değişiminin de
araştırılması oldukça sınırlı sayıda yapılmıştır. Bu amaçla, yapılan
çalışmada örneklerin ışıma şiddetinin ve bombalama sonucunda örnek
127
içinde oluşan değişikliklerin incelenmesi için; radyolüminesans (RL),
optiksel soğurma ve Rutherford Gerisaçılma Spektrometresi (RBS),
yüzey özelliklerinin incelenmesi için de Atomik kuvvet mikroskobu
(AFM) teknikleri kullanılmıştır.
9.2. Rutherford Gerisaçılma Spektrometresi Ölçümleri
Bombalama
işleminden
hemen
sonra
İngiltere
Sussex
Üniversitesi’nde RBS ölçümleri yapılmıştır. Bunun için 2 MeV luk He+
iyonları
kullanılmaktadır.
Silisyum
detektör
Van
de
Graaf
hızlandırıcısının üstüne 160° lik bir açı ile yerleştirilmektedir. He+ için
toplam doz 20 µC mertebesindedir.
Farklı dozlarda Cu ve Tb iyonları ile bombalanmış olan ZnO
örneklerinin optiksel soğurma ve ışıma özelliklerini incelemeden önce
yapılması gereken temel basamaklardan biri bombalanan örneklerin RBS
analizidir. Daha öncede belirtildiği gibi, 2 MeV luk He+ iyon demeti
kullanılarak, Cu ve Tb ile bombalanmış örneğin RBS analizleri
yapılmıştır (Şekil 9.1 ve 9.2). Burada ev sahibi malzeme olan Zn ve
bombardıman edilen iyon olan Cu ın atom ağırlıkları birbirine çok yakın
olduğu için spektrumda bunlar üst üste binmiş olarak görülmektedir.
RBS spektrumlarında genellikle RUMP adı verilen bir benzeşim
programı
kullanılmaktadır.
Bu
programın
kullanılışı
çok
kolay
olmamakla birlikte kullanıma açılmış başka bir benzeşim programı
olmadığı için genellikle bu program kullanılmaktadır. Program, RBS ile
deneysel olarak alınan spektrumun güvenirliliğini test etmek açısından
gerekli bir benzeşim programıdır. Şekil 9.1 de kırmızı çizgi ile gösterilen
spektrum RUMP programı ile elde edilmiştir. 70 ile 90 nm arasındaki bir
128
derinlikte %50 lik Cu yoğunluğu olduğu kabul edildiğinde deney ile
RUMP programından elde edilen spektrum arasında en iyi uyum
sağlanmaktadır.
Şekil 9.1 4.65x1016 iyon/cm2 dozda Cu ile bombalanmış ZnO kristalinin RBS
spektrumu
Zn ve Tb un atom numaraları birbirinden farklı olduğu için, Tb ile
bombalanmış ZnO kristalinin, Cu ile bombardıman edilmiş ZnO
kristalinden farklı olarak, RBS spektrumunda, Zn ve Tb a ait pikleri
birbirinden ayrı olarak görülmektedir (Şekil 9.2). Ayrıca ∼1,5-1,7 MeV
enerji aralığında Tb iyonlarının ZnO kristali içerisinde nanoparçacık
oluşturduğuda görülüyor.
Tb ile bombardıman edilmiş örneğin tavlandıktan sonra alınan
RBS spektrumunda bir kayma meydana gelmiştir (Şekil 9.2). Bunun
129
sebebi, keV mertebesinde enerjiye sahip iyonlar kristal ağına çarpınca,
momentum ve enerji nakliyle, örgüde bozulmalara neden olabilmeleridir.
Nükleer çarpışmalarla örgü atomuna 15 eV tan fazla enerji verilirse atom
yer değiştirebilir. Örgüdeki bağlanma enerjisinden büyük nükleer geri
saçılma enerjisiyle örgüdeki atom yerinden ayrılabilir. Bu olaydan
dolayı, çoğunlukla nükleer çarpışmanın olduğu yer olan, gelen iyonların
bulunduğu noktalarda noktasal kusurlar oluşur. Bundan dolayı kristal
amorf hale dönüşebilir. Malzemenin amorflaşması, iyon kütlesine, iyon
enerjisine, iyon doz hızına ve sıcaklığa bağlıdır.
Enerji (MeV)
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
1.4
1000
ZnO:Tb 2.1017 iyon/cm2
1.6
1.8
2.0
Tavlanmamış
1000 oC de tavlanmış
Verim
800
600
400
200
0
200
400
600
800
1000
Kanal Sayısı
Şekil 9.2 2x1017 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO kristalinin tavlanmadan ve
1000 0C de 1saat tavlandıktan sonraki RBS spektrumu.
Tavlamayla, amorflaşan bölgede genişleme olur ve tekrar
kristallenme bölgesi kusursuz kısımlardan oluşur. İçeriye giren iyonların
130
çoğunluğu amorf bölgede bulunur. Enerjiyi alan atom ard arda
çarpışmalara neden olabilir. Bu şekilde örgüde oluşan boşluğun
giderilmesi olasılığı, atomun yerinden ayrılma mesafesine, sıcaklığa ve
noktasal kusurlardan gelen tuzakların varlığına bağlıdır. Sıcaklık 600 oC
den fazla olduğunda noktasal kusurlar kaymaya başlar. Tavlama
esnasında, atomun yerinden kaymasıyla örgüde oluşan boşlukların çoğu
kaybolur. Atomlar örgüdeki bir yerden başka bir yere rastgele yönlere
atlarlar. Bu şekilde madde nakli olur. Bir atomun hareketinin büyüklüğü,
atomun titreşim frekansıyla dolayısıyla örgü sıcaklığıyla orantılıdır. Bu
sebeplerden RBS spektrumuna bakıldığında Tb un konsantrasyon değeri
değişmemesine rağmen, tavlanan örneğin spektrumunda, atomların
derinliğinin değişmesi sebebiyle kayma gözlenir.
9.3. Radyolüminesans (RL) Ölçümleri
ZnO örneklerin RL spektrumlarının alınmasında, bölüm 7.1 de
anlatıldığı gibi, Celal Bayar Üniversitesi Lüminesans Araştırma
Laboratuarında bulunan RL sistemi kullanılmıştır. Tüm spektrumlar oda
sıcaklığında
ve
200-1000
nm
dalgaboyu
aralığında
alınmıştır.
Spektrometrenin giriş ve çıkış yarıkları 2 mm olarak ayarlanmış ve veri
toplama zamanı (Integration-time) 5 sn olarak seçilmiştir. Sistemde
kullanılan mevcut X-ışını tüpünün maksimum hızlandırma potansiyeli
değeri 50 kV ve maksimum akımı 20 mA olmasına rağmen, yaptığımız
deneysel çalışmalarda uygulanan potansiyel 30 kV ve akım 15 mA dir.
Bu durumda örnekler 30 Gy/dk lık bir doz hızı ile ışınlanmaktadır.
131
Daha önce de bahsedildiği gibi, ZnO in en önemli özelliklerinden
birisi,
malzemenin
ışık
yayan
yapılarının
geliştirebilmesi
ve
elektromagnetik spektrumunun mavi ve ultraviyole bölgesi lazerleri için
kullanılabilmesidir.
ZnO in teknolojide son derece yaygın olarak kullanılmasına ve bu
malzemenin fiziksel özelliklerinin incelenmesine yönelik literatürde
birçok çalışma olmasına karşın bu özelliklerin bir kısmı hala tam olarak
açığa kavuşturulamamıştır. Örneğin, ZnO’ e genellikle gözlenen n-tipi
iletkenlik mekanizması bir tartışma konusudur [6]. Fotolüminesans (PL),
radyolüminesans (RL) ve katodolüminesans (CL) teknikleri ile belirlenen
yeşil ışık yayınlanma aralığından (pikin konumu ∼500-540 nm) sorumlu
merkezlerin oluşum problemi henüz tam olarak çözümlenememiştir. Bu
aralığın kontrol edilmemiş bakır safsızlığı [10,25,65-67] veya alkali halid
kristallerindeki Fe+ merkezlerine benzer olan yüklü oksijen boşlukları ile
ilgili olabileceği [57] ve ZnO in, lüminesans ve elektron spin rezonans
(ESR) ölçümleri değerlendirildiğinde, yeşil lüminesans kuşağından
sorumlu merkezlerin örgüye göre pozitif yüklü oksijen boşlukları ile ilgili
olabileceği halen tartışma konusudur. ZnO’ te yeşil ışık ışımasına neden
olan merkezlerin Zn ile yer değiştiren Cu atomları olduğundan
bahsedilmekte, ki bunlar ZnO’ te çok az da olsa mevcuttur [68-70,77],
fakat bunu ispatlayan deneyler yoktur. ZnO kristalinin saf oksijen ve
normal hava ortamında tavlanmasıyla elde edilen lüminesans verilerinden
de yeşil ışın yayan mekanizmanın oksijen kusurlarından olduğu
bahsedilmekle beraber, başka metalik iyonların buna katkısının olup
olmadığı halen tartışılmaktadır [10]. Bunun yanı sıra ZnO ince filmine
bombalanan Tb iyonları ile ilgili araştırmaların çok az sayıda olması ve
132
mevcut çalışmaların çoğunun ZnO’ e Tb un katılması (dop) yöntemiyle
olması sebebiyle bu tez kapsamında yapılan çalışmayı çok daha önemli
kılmaktadır. Nadir toprak element iyonları lüminesans merkezleri için
mükemmel birer adaydır, fakat bu iyonların ZnO’ e bombardıman
edildiği birkaç çalışma vardır. Yine Tb ile katkılandırılmış ZnO ile
yapılan çalışmalarda yeşil ışık yayan yeni bir lüminesent maddenin elde
edildiği ve ışık yayan lüminesent bir madde olarak optoelektronikte
yaygın bir şekilde kullanılabileceğinden bahsedilmektedir. Buradaki yeşil
ışık kaynağının Zn ve O atomları ile yer değiştiren Tb iyonları olduğu da
vurgulanmaktadır [86-89].
Literatürlerin ışığı altında yeşil ışımanın kökeni hakkındaki
veriler oldukça farklı olduğundan, hala bunların varlık nedenleri tam
olarak ortaya konulamamıştır. Burada ışımanın doğrudan bombalanan
iyonların oluşturduğu atom sitelerinden kaynaklanmadığını, fakat komşu
oksijen veya oksijen boşluğundan gelen kısa ömürlü bir elektron
transferini içerebileceğini vurgulamak son derece önemlidir. Buna paralel
bir durum içsel yayınlama aralıkları içeren (silika örgüde oksijen boşluk
tipi merkezlerden kaynaklanan) “float” camın ışımasında ortaya çıkmıştır
[71]. Bu içsel sarı-yeşil sinyal şiddeti camın yapımı sırasında içerisinde
bulunan kalayın miktarı ile doğrudan orantılıdır. Spektrumda gözlenen
diğer sinyallerde Sn/Fe/ silika kimyasının sonucu olarak yük halinde
değişiklik gösteren demir içerikleri ile ilişkilidir [71]. Bu model
yayınlama sitelerinin bakır safsızlığı bölgesinde olduğunu kabul eden
önceki ZnO modelleri ile çelişmemektedir. Ancak burada dikkat edilmesi
gereken konu tüm tartışmalar kusur sitelerinin tek bir iyonda odaklandığı
doğrultusundadır. Oysa gerçekte tüm kusur siteleri kısa ve uzun menzilli
133
etkileşimlerin karışımına sahiptir [75]. Önceki modeller ZnO’ te yeşil
ışımaya neden olan iki temel mekanizma önermişlerdi. Bunların her ikisi
de optik uyartılmadan önce farklı kararlı yük hallerine sahip bakır
safsızlıkları içermektedirler (örneğin Cu+, Cu+2 ). Burada Cu+2 , 3d9 4s0
konfigürasyonundaki bakıra karşılık gelir. Cu+ fazladan elektron kabul
eden bakır iyonuna karşılık gelir ve 3d10 4s0 konfigürasyonundadır. Yine
Tb+ iyonlarının bombalanması ile burada pikin konumu ∼488, 544, 588,
620 nm deki keskin piklerin 5D4 den 7Fj (j= 6,5,4,3) e geçişlerden
kaynaklandığı yazılmıştır [83-85,90,91]. ZnO örneğini yüksek dozda
bakır ve terbium ile bombalama birkaç bakımdan ZnO in ışıma şiddetini
etkileyecektir. Başlangıçta hemen hemen tümüyle örgü yapısı bozulacak
ve tekrar kristallenme mükemmel olamayacaktır. Yüksek dozlara
gidildiğinde örnek içerisinde nanoparçacıkların oluştuğu, bombalanmış
bölgenin orjinalinden çok farklı olduğu gözlenmiştir. İkinci olarak ZnO
örgüsü içerisinde bir miktar bakır, Zn parçacıkları ve yeni Zn/Cu/O
fazları, CuOx çökeltileri olacaktır. Metalik olanlar ışımaya muhtemelen
minumum katkı yapacaktır. Oksijen atomları ve bakır atomlarının
oluşturmuş olduğu bu yapılar hem oksijen atomlarının hemde bakır
atomlarının lüminesans şiddetine olan katkısını ortadan kaldıracaktır.
Dolayısıyla bu yapıya giren (CuOx) Cu ın ve oksijen kusurlarının bu
yapıya katılmasıyla Cu ın ve oksijen kusurlarının lüminesent özellikleri
kaybolacak, bunlardan kaynaklanan şiddetin ise azalmasına sebep
olacaktır.
Bu çalışmada lüminesans özelliklerinin incelenmesi için (0001)
yönelimli saf ZnO kristali X-ışını ile uyartılmıştır. Elde edilen RL
spektrumu şekil 9.3 te gösterilmektedir.
134
150
Saf ZnO
Şiddet (a.u)
100
50
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.3 Saf ZnO tek kristalinin oda sıcaklığında alınan RL spektrumu
Bu spektrum incelendiğinde X-ışını ile uyarılan ZnO in üç farklı
dalgaboyunda ışıma yaptığı görülmektedir. İlk olarak, spektrumda ∼370
nm de başlayıp ∼400 nm ye kadar uzanan aralıkta keskin bir pik
bulunmaktadır. Söz konusu bu aralık UV ışığının yayınlanma aralığıdır.
Pikin başlangıç noktası olan ∼370 nm ZnO kristalinin bağlanma
enerjisine, maksimum olduğu ∼390 nm ise eksiton bozunma enerjilerine
(elektron-boşluk çifti) karşılık gelmektedir [3,4,21]. Eksiton enerji
seviyelerine ait hesaplama ilerleyen bölümlerde verilmektedir. İkinci
olarak ∼400 nm -700 nm arasında, ZnO kristalinin içerisindeki;
VZn (çinko boşluğu) ve VO (oksijen boşluğu), Zni (çinko çatlakları),
Oi (oksijen çatlakları) ve OZn (oksijen antisite) kirliliklerinden
kaynaklanan geniş bir emisyon bandı bulunmaktadır. Bu verilen
ifadelerin yerleri şekil 9.4 de daha ayrıntılı olarak görülmektedir [7,10].
135
Maksimum noktası ∼520 nm de olan bu geniş pik ZnO kristalinin
mavi-yeşil ışık yayma özelliğine sahip bir malzeme olduğunu
göstermektedir. Üçüncü olarak ta ∼700-800 nm arasında bulunan 3. pik
ise; kristalde bulunan çoğunluğu VZn (çinko boşluğu) kirliliği,
dislokasyonlar ile birleşen ışıyıcı olmayan merkezlerin ve nokta kusur
atomlarının katkısının yanı sıra eksitonların oluşturduğu 390 nm
dalgaboyundaki ışıma neticesinde meydana gelir. 390 nm deki ışığın
tekrar malzeme üzerine düşerek bir ışıma oluşturmasıyla (ikincil
elektronlar) 3. pikin meydana gelmesine katkıda bulunurlar. Bu durum
390 nm ile 400 nm arasında oluşan ışıma pikini kesecek şekilde bir filitre
konulmasıyla, deneysel olarak test edilmiş; bu durumda eksiton
bozunmalarından gelen katkının yok edildiği görülmüş ve ∼700 ile
800 nm arasında oluşan ışımanın da eksitonlardan gelen katkının
azalmasıyla ya da yok edilmesiyle azaldığı bulunmuştur.
Şekil 9.4 Saf ZnO kristali içindeki kusurlar ve bunlara ait enerjiler
136
Saf ZnO in RL spektrumunda eksitonlardan kaynaklanan
(elektron-boşluk çifti) ∼390 nm de görülen keskin pikin şiddeti, Cu ve Tb
iyonlarının ZnO’ e bombardıman edilmesiyle değişmektedir. Bu değişim
bombardıman edilen Tb ve Cu iyonlarının dozları nispetinde azalmakta
ve yok olmaktadır. Çünkü söz konusu elektron-boşluk çiftleri
bombardıman edilen iyonlar ile bağ kurarak doldurulmaktadır.
ZnO in Cu iyonları ile bombardıman edilmesi sonrasında RL
spektrumunda görülen (çoğunlukla oksijen boşluklarından kaynaklanan
pik) ∼400- 700 nm arasındaki ana pikin şiddeti azalmaktadır. Bu durum
hem Zn ve Cu atomlarının atom numaralarının birbirine çok yakın
olması, hem de Cu atomlarının oksijen atomları ile bağ kurarak (CuOx)
metalik yapılarını oluşturması sebebiyledir. Oksijen boşluklarının ve
Cu iyonlarının bir kısmı ışımaya katkısı bu metalik yapının oluşmasıyla
azalacak yada yok olacaktır. Buradan, ZnO’ te mavi-yeşil ışık yayan
merkezlerin
oksijen
boşluklarından
kaynaklandığı
sonucu
da
çıkartılabilir. Eksiton bozunma katkısının yok olması sebebiyle ∼700 ile
800 nm arasındaki pikin azaldığı fakat Cu atomlarının Zn atomları (Zn
boşlukları) ile yer değiştirmesi sebebiyle tamamen yok olmadığı ve sabit
kaldığı düşünülmektedir edilmektedir. Bu değişimlerde şekil 9.5- 9.7 de
görülmektedir.
137
40
ZnO:Cu 1.1016 iyon/cm2
Şiddet (a.u.)
30
20
10
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.5 1x1016 iyon /cm2 dozda Cu ile bombalanmış ZnO tek kristalinin oda
sıcaklığında alınan RL Spektrumu
60
ZnO:Cu 2.5.1016 iyon/cm2
50
Şiddet (a.u.)
40
30
20
10
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.6 2,5x1016 iyon /cm2 dozda Cu ile bombalanmış ZnO tek kristalinin oda
sıcaklığında alınan RL spektrumu
138
50
ZnO:Cu 4.65.1016 iyon/cm2
Şiddet (a.u.)
40
30
20
10
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.7 4,65x1016 iyon /cm2 dozda Cu ile bombalanmış ZnO tek kristalinin oda
sıcaklığında alınan RL spektrumu
Cu ile bombalanmış ZnO in 1000 oC de 1 saat tavlama sonrasında
elde
edilen
radyolüminesans
spektrumda
lüminesans
şiddetinin,
alıcı (akseptör)- verici (donor) seviyelerinde bulunan elektronların
atlamaları ve tanecik- boşlukların çaplarının büyümesi sebebiyle arttığı
görülmektedir (Şekil 9.8, 9.9). Ayrıca, tavlama esnasında, CuOx metalik
yapısındaki oksijenin ve serbest olan oksijenin yanmasıyla Cu iyonları
serbest hale geçmiştir. Bu sayede zaten iyi bir lüminesent madde olan Cu
iyonları ışıma şiddetini büyük oranda arttırmıştır.
139
2800
ZnO:Cu 1.1016 iyon/cm2
1000 0C
2400
2000
Şiddet (a.u)
950 0C
1600
1200
800
900 0C
850 0C
400
tavlanmamış
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.8 1x1016 iyon/cm2 dozda Cu ile bombalanmış ZnO kristalinin 700-1000 oC de
1 saat tavlandıktan sonra elde edilen RL spektrumu
5500
ZnO:Cu 4.65 1016 ions/cm2
Şiddet (a.u)
4400
1000 0C
3300
950 0C
2200
900 0C
1100
850 0C
tavlanmamış
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.9 4.65x1016 iyon/cm2 dozda Cu ile bombalanmış ZnO kristalinin 700-1000 oC
de 1 saat tavlandıktan sonra elde edilen RL spektrumu
140
Bir malzeme içinde yeni lüminesans merkezleri oluşturma
konusunda
nadir
toprak
elementleri
mükemmel
bir
adaydır
[53,55,58,61,85]. Bu amaçla Tb ile bombalanarak elde edilen yeni ZnO
kristalinin lüminesans ve optiksel soğurma spektrumlarına bakıldığında,
Tb iyonlarının ZnO’ te mevcut olan lüminesans ve soğurma özelliklerine
katkıda bulunduğu ve Tb un atom ağırlığının büyük olması sebebiyle
ZnO kristalinde büyük kusurlar oluşturduğu görülmektedir.
Tb iyonları ile bombalanmış ZnO kristalinin RL spektrumuna
bakarak (Şekil 9.10-13), ∼400 ile 700 nm arasındaki ana piki ayrıntılı bir
şekilde inceleyelim.
160
ZnO:Tb 1.1016 iyon/cm2
Şiddet (a.u.)
120
80
40
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.10 1x1016 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO kristalinin RL spektrumu.
141
60
ZnO:Tb 2.1016 ions/cm2
50
Şiddet (a.u.)
40
30
20
10
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.11 2x1016 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO kristalinin RL spektrumu.
90
ZnO:Tb 1.1017 iyon/cm2
75
Şiddet (a.u)
60
45
30
15
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.12 1x1017 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO kristalinin RL spektrumu.
142
110
ZnO:Tb 2.1017 iyon/cm2
Şiddet (a.u)
88
66
44
22
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.13 2x1017 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO kristalinin RL spektrumu.
Buradaki ZnO’ e özgü oksijen boşluklarını Tb iyonlarının
doldurduğu ve ana pik üzerinde Tb a özgü ∼488, 544, 588 ve 620 nm de
ayrı piklerin oluştuğu görülmektedir. Söz konusu pikler (Şekil 9.14)
Tb
iyonlarının
iyi
kaynaklanmaktadırlar.
bilinen
Tb
ile
5
D4—7Fj
(j=3,4,5,6)
oksijen
de
geçişlerinden
herhangi
bir
yapı
oluşturmamıştır. Bu sebeplerle bu bölgede yer alan spektrumun şiddeti
hemen hemen değişmemiştir.
143
Şekil 9.14 ZnO:Tb un enerji diyagramı
∼700 ile 800 nm arasındaki pikin şiddetinin ise eksiton bozunma
katkısının yok olması sebebiyle azaldığı, fakat Cu ile bombalanmış
örneğe göre şiddetin daha fazla olduğu görülmektedir. Bunun sebebi Tb
atomlarının atom numarasının Zn atomlarından çok daha büyük
olmasıdır. Yüksek enerjide Tb iyonları ile bombardıman sonucu Zn
atomları Tb atomları tarafından yerlerinden çıkartılır ve Zn boşlukları
artar.
Burada
bulunan
pik,
çoğunlukla
Zn
boşluklarından
kaynaklanmaktadır. Dolayısıyla Tb iyonlarının ZnO’ e bombardımanı ile
Zn boşluklarının arttığı ve ∼700 ile 800 nm de bulunan ışımaya az da olsa
katkı sağlamış olduğu düşünülmektedir.
Tb a özgü piklerin 1000oC de 1 saat tavlanmış örneklerde,
boşlukların ve tanecik çaplarının artması sebebiyle, daha belirgin hale
geldiği görülmektedir (Şekil 9.15, 9.16). Yine de burada oksijen
kusurlarından kaynaklanan ana pik oksijenin tavlamayla yanarak yerini
Tb iyonlarına bırakmasıyla büyük oranda artmıştır.
144
700
ZnO:Tb 1x1016 iyon/cm2
1000 0C
600
Şiddet (a.u.)
500
950 0C
400
300
900 0C
200
Tavlanmamış
100
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.15 1x1016 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO kristalinin 700-1000 oC de
1 saat tavlandıktan sonra elde edilen RL spektrumu
1300
ZnO:Tb 2.1017 iyon/cm2
1000 0C
Şiddet (a.u)
1040
900 0C
780
850 0C
520
700 0C
Tavlanmamış
260
0
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.16 2x1017 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO kristalinin 700-1000 oC de
1 saat tavlandıktan sonra elde edilen RL spektrumu
145
9.4. Geçirgenlik ve Soğurma Ölçümleri
9.4.1. Deneysel Sonuçlar
Örneklerin optiksel özelliklerini belirlemek amacıyla geçirgenlik
ve soğurma spektrumları alınmıştır. Bu amaçla bölüm 7.2 de anlatılan
Celal Bayar Üniversitesi Lüminesans Araştırma Laboratuarında bulunan
Perkin Elmer Lambda UV-VIS-NIR 950 spektrofotometre kullanılmıştır.
Hem geçirgenlik hem de soğurma spektrumları 200-800 nm dalgaboyu
aralığında ve 1 nm hassasiyetle ölçülmüştür. Sistemde bulunan yarıklar
1 nm olarak ayarlanmıştır.
Yapılan literatür taramasında, Cu ve Tb ile bombalanmış ZnO
örneklerinin optiksel özelliklerinin detaylı olarak incelendiği çalışmalara
çok az rastlanmaktadır. Önceki çalışmalarda düşük enerjili iyonlarla
bombalama sayesinde Cu nanoparçacıkları doğrudan oluşturulmaktaydı.
Ancak burada parçacık boyutu o derece küçüktür ki, bombalama sonrası
tavlama gereklidir [78-80]. Bunun yanı sıra, düşük doz ve enerjilerde
bombalamanın ardından ne kadar tavlama yapılırsa yapılsın metal
nanoparçacıkları oluşmaz. Bu nedenle literatürdeki bu eksiklik tezde
temel teşkil etmiş ve çalışmada nispeten yüksek enerji ve yüksek doz
miktarları kullanılmıştır
Şekil 9.17 a ve b de saf ZnO’ e ait soğurma ve geçirgenlik
spektrumları verilmektedir. Geçirgenlik spektrumundan, ZnO in 390 nm
den sonrasını geçirdiği görülmektedir. Bu nokta ZnO kristalinin enerji
bant aralığına karşılık gelmektedir. Şekil 9.17 b ye bakıldığında, 385 nm
de
eksiton
görülmektedir.
bozunmalarından
kaynaklanan
bir
soğurma
piki
146
(a)
(b)
Şekil 9.17 ZnO tek kristalinin oda sıcaklığında alınan optiksel geçirgenlik ve soğurma
spektrumu
147
İyonlar Tb ve Cu iyonları ile bombalanmış ZnO kristalinin
soğurma ve geçirgenlik spektrumlarına bakıldığında bombalama öncesi
ve sonrası, yüksek ve düşük dozlarda, enerji bant aralığının değişmediği,
düşük dozlarda bombalamada ise eksitonlardan kaynaklanan etkinin
değerinin yok olmadığı, ancak çok azaldığı görülmektedir. Yüksek dozda
bombalama sonucunda ise hem soğurma, hemde geçirgenlik değerlerinin
değiştiği, eksitonlardan kaynaklanan etkinin tamamen yok olduğu
görülmektedir (Şekil 9.18-9.21).
1x1016
iyon/cm2
2.5x1016 iyon/cm2
4.65x1016 iyon/cm2
Saf ZnO
3.5
ZnO:Cu
1.45
1.25
2.5
Soğurma
1.05
0.85
1.5
0.5
200
0.65
400
300
400
500
500
600
600
700
700
800
800
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.18 Farklı dozlarda Cu ile bombalanmış ZnO tek kristalinin oda sıcaklığında
alınan optiksel soğurma spektrumu
148
25
1x10 16
iyon/cm 2
2.5x10 16 iyon/cm 2
16
4.65x10 iyon/cm 2
Saf ZnO
ZnO:Cu
% Geçirgenlik
20
15
10
5
0
350
400
450
500
550
600
650
700
750
800
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.19 Farklı dozlarda Cu ile bombalanmış ZnO tek kristalinin oda sıcaklığında
alınan geçirgenlik spektrumu
149
ZnO:Tb 1.1016 iyon/cm2
ZnO:Tb 2.1016 iyon/cm2
ZnO:Tb 1.1017 iyon/cm2
ZnO:Tb 2.1017 iyon/cm2
ZnO
3.5
ZnO:Tb
0.85
0.80
2.5
Soğurma
0.75
0.70
1.5
0.65
400
0.5
200
300
400
500
500
600
600
700
800
700
800
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.20 Farklı dozlarda Tb ile bombalanmış ZnO tek kristalinin oda sıcaklığında
alınan optiksel soğurma spektrumu
25
1x10 16 iyon/cm 2
2x10 16 iyon/cm 2
1x10 17 iyon/cm 2
2x10 17 iyon/cm 2
ZnO: Tb
% Geçirgenlik
20
15
10
5
0
350
400
450
500
550
600
650
700
750
800
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.21 Farklı dozlarda Tb ile bombalanmış ZnO tek kristalinin oda sıcaklığında
alınan geçirgenlik spektrumu
150
Saf ZnO in radyolüminesans spektrumunda ∼390 nm de görülen
ve eksitonlardan kaynaklanan keskin pik, iyonlar ile bombalamadan
sonra yukarıda anlatıldığı gibi yok olmaktaydı, Tb ve Cu ile bombalanan
ZnO in soğurma spektrumlarına bakıldığında bu keskin pikin yok olduğu
görülmektedir. Bulunan bu sonuçlar, RL sonuçları ile optiksel soğurma
sonuçlarının birbiriyle uyum içerisinde olduğunu göstermektedir.
Cu iyonları ile bombardıman edilen ZnO kristalinin soğurma
spektrumunda nanoparçacık oluşumunun görülmemesine karşın, ki bu
düşük dozlar için yapılan çalışmalar ile uyum içerisindedir, yüksek dozda
Tb iyonları ile bombalanmış örnekte ise bu oluşum ∼530 nm civarında
bir soğurma piki olarak görülmektedir. Aynı zamanda bu pik optiksel
soğurmanın bir göstergesi olan yokolma tesir kesitinin en büyük değerine
tekabül eder. Yokolma tesir kesitleri, Mie Teorisi ile ilgili yazılmış olan
bilgisayar programı kullanılarak ta hesaplanmıştır. Bu programla elde
edilen değerlerin deneysel olarak elde edilen değerler ile de tam olarak
uyuştuğu görülmüştür.
Bu sonuçlar yüksek dozda ZnO’ e bombardıman edilen Tb
iyonlarının ZnO içerisinde nanoparçacık oluşturulduğunun kanıtıdır. Bu
nanoparçacık oluşumu, yüksek dozda Tb iyonları ile bombardıman edilen
ZnO kristalinin, 1000 oC ye kadar tavlanmasıyla daha belirgin hale
gelmiştir (Şekil 9.22).
151
25
700 oC
750 oC
800 oC
850 oC
900 oC
950 oC
1000 oC
% Geçirgenlik
20
ZnO:Tb 2.1017 iyon/cm2
15
10
5
0
350
400
450
500
550
600
650
700
750
800
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.22 2x1017 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO tek kristalinin 700-1000 oC
de 1 saat tavlandıktan sonra alınan geçirgenlik spektrumu
Optiksel geçirgenlik, tavlama neticesinde azalmıştır. Bunun
sebebi; burada oluşan nanoparçacıkların çapının sıcaklıkla büyüyerek
saçılmayı arttırması ve saçılmanın artmasıyla geçirgenliğin azalmasıdır.
Çünkü parçacık boyutu büyüdükçe saçılma artacaktır. Buna bağlı olarak
soğurma sabit kalacak fakat geçirgenlik azalacaktır. Farklı akıda Tb
iyonlarıyla bombalanmış ZnO in soğurmasının dalgaboyuna göre
değişimi nanoparçacık oluşumunun 2x1017 iyon/cm2 lik Tb iyonlarıyla
bombalanmış
örnekte
daha
belirgin
halde
gözlenebildiğini
göstermektedir.
ZnO kristalinin optiksel soğurma spektrumunda 3,29-3,3 eV
enerji aralığında eksiton soğurulması görülmektedir (Şekil 9.23). Bu
152
ifadelerden iletkenlik bandına yakın bölgelerdeki eksitonların enerji
seviyeleri hesaplanabilmektedir.
2.66
Eksiton Soğurması
ZnO
2.64
Optiksel Soğurma
2.62
2.60
Serbest elektron-boşluk
çifti üreterek soğurulma
2.58
2.56
Eb
2.54
2.52
2.50
3.18
3.20
3.22
3.24
3.26
3.28
3.30
3.32
3.34
3.36
3.38
3.40
Enerji (eV)
Şekil 9.23 ZnO te Eg bant aralığı civarında enerjiye sahip fotonların yarıiletkende optik
soğurulmasında eksiton düzeyinin etkisi
Bölüm 2.4.6. da verilen denklem (2.22) ,(2.23) ve (2.27) den
faydalanılarak
E(eks ) = −
R
µ 1 RH
= − X2 ile
2
2
m0 ε r n
n
E(n ) = Eb − E(eks ) = Eb −
R
µ 1 RH
= Eb − X2
2
2
m0 ε r n
n
 µ 
R
R X = 
2  H
 m0 ε r 
şeklinde yazabilir. Bu denklemleri kullanarak ZnO kristalinin eksiton
bozunma enerji seviyeleri hesap edilebilir. Burada;
153
RH=13,6eV Rydberg Sabiti
µ=m*=0,318 m0
ε(0)=8,5
Eb=3,29 ≅ 3,3 eV
dir. Buradan eksiton bağlanma enerjisi Eeks=60 meV bulunur. Verilen
değerler ile n=1,2,3,4... seviyelerdeki eksiton enerjileri E(n) bulunabilir.
E(1)=3,3-0,060 eV
E(1)=3,24 eV
E(2)=3,3-(0,060/4)
E(2)= 3,285 eV
E(3)=3,3-(0,060/9)
E(3)=3,29 eV
E(4)=3,3-(0,060/16)
E(4)=3,296 eV
dur.
154
9.4.2. Mie Teorisi ile Hesaplamalar
Burada Mie teorisi ile hesaplama yapabilmek için ZnO, Cu ve Tb
un dalgaboyuna göre değişen kırılma indislerine ihtiyaç vardır. Cu ın
kırılma indislerinin literatürde olmasına karşın Tb un kırılma indisleri
yoktur. Bunun sebebi 250-800 nm dalgaboyuna karşılık gelen Tb un
kırılma indisleri ve kompleks kırılma indisleri bu güne kadar Tb’un
kolayca oksitlenmesinden dolayı ölçülememiştir. Bu sebeple, vakumlu
Tb örneği satın alınarak bu kırılma indislerinin ölçülmesi sağlanmıştır.
Elde edilen kırılma indisleri kullanılarak, yapılan bilgisayar programı ile
yokolma tesir kesitleri hesaplanmıştır.
Şekil 9.24 ve 9.25 te, sırasıyla, Cu ve Tb ile bombalanmış ZnO
örneklerinin
hem
deneysel
olarak
ölçülmüş
optiksel
soğurma
spektrumları hem de Mie teorisi ile hesaplanan yokolma tesir kesiti
sonuçları verilmektedir.
Deneysel verilerle karşılaştırmak amacıyla ZnO kristaline
gömülmüş olan Cu nanoparçacıkları için benzeşim yapılmış ve yokolma
tesir kesitinin dalgaboyu ile değişimi de gösterilmiştir. matematiksel
hesaplamalarda ε Cu optik sabitin karmaşık değeri kullanılmıştır. Böyle
bir yaklaşım, parçacık-yalıtıcı ara yüzeyinde saçılan elektronu ve farklı
parçacık boyutlarındaki elektron serbest yolu üzerine etki eden
sınırlamaları göz önüne alır. Buradaki hesaplamada deneysel olarak
bulunan
spektrum
Hesaplamanın
ile
sonucunda
teorik
da
sonuç
bakır
uyum
içersinde
değildir.
nanoparçacıklarının
oluştuğu
sonucuna varılmakta ve bu da deneysel spektrumu desteklememektedir.
Deneysel olarak elde edilen spektrum ile hesaplanan arasındaki fark
155
muhtemelen sentezlenen metal parçacıkların boyuta göre dağılımı ile
açıklanabilir. ZnO teki bakır nanoparçacıkların oluşmamasındaki temel
faktörün yapılan deneylerde kullanılan düşük iyon akım yoğunluğunun
olduğu düşünülmektedir. Bu elde edilen sonuç diğer literatür
bilgileriylede uyuşmaktadır. 1x1017 iyon/cm2 doz miktarında ise bu
nanoparçacık oluşumunun görülebileceği düşünülmektedir.
200
400
600
800
1000
1200
1400
1.25
1600
0.0020
ZnO:Cu
0.0015
Soğurma
0.97
0.0010
0.83
2.5.1016 iyon/cm2
Mie modellemesi
0.0005
Yokolma tesir kesiti (µ
µ m2)
1.11
0.69
0.55
400
0.0000
450
500
550
600
650
700
750
800
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.24 2.5x1016 iyon/cm2 dozda Cu ile bombalanmış ZnO için deneysel soğurma
spektrumu ve 10 nm lik bir parçacık için Mie teorisi ile hesaplanan yokolma tesir
kesitinin modellenmesi
Yüksek dozda Tb ile bombardıman edilmiş ZnO kristalinin
deneysel ve teorik verileriden bu kristal içerisinde nanoparçacık
oluşumunun sağlandığı görülmektedir. Buradaki deneysel ve teorik
sonuçlar şekil 9.25 te görüldüğü gibi 530 nm de çakışmaktadır. Böylece
hesaplama, deneysel olarak bulunan spektrum ile uyum içersinde
156
olmakta, hesaplamanın sonucunda da Tb nanoparçacıklarının oluştuğu
sonucuna varılmakta ve bu da deneysel spektrumu desteklemektedir.
ZnO teki daha büyük Tb nanoparçacıkların oluşumundaki temel faktörün
yapılan deneylerde kullanılan yüksek iyon akım yoğunluğunun olduğu
düşünülmektedir.
200
400
600
800
1000
1200
1400
0.85
1600
0.0020
0.80
0.0015
0.75
0.0010
0.70
2.1017 iyon/cm2
Mie modellemesi
0.65
400
0.0005
Yokolma tesir kesiti (µ
µ m2)
Soğurma
ZnO:Tb
0.0000
500
600
700
800
Dalgaboyu (nm)
Şekil 9.25 2x1017 iyon/cm2 dozda Tb ile bombalanmış ZnO için deneysel soğurma
spektrumu ve 10 nm lik bir parçacık için Mie teorisi ile hesaplanan yokolma tesir
kesitinin modellenmesi
9.5. Atomik Kuvvet Mikroskobu (AFM)
Bir kristalin yüzeye ait fiziksel özellikleri Atomik Kuvvet
Mikroskobu (AFM) ile incelenebilir. Bu amaçla İstanbul Üniversitesi
Fizik Bölümü’nde bulunan Shimadzu SPM-9500 marka Atomik Kuvvet
Mikroskobu (AFM) ile oda sıcaklığında örneklerin yüzey fotoğrafları
çekilmiştir.
157
Yapılan tüm işlemlerin öncesi ve sonrasında hem saf, hem de
iyonlar ile bombalanmış ZnO kristalinin yüzeyleri ve yüzeylerinin
fiziksel değişimleri AFM ile resmedilmiştir. Şekil 9.26 da saf ZnO in
yüzeyi ve içinde bulunan kirlilik atomları görülmektedir. İyonlarla
bombardıman edilmenin ardından hem bombalanan iyonlardan hedefe
katılanlar, hem de yüzeyde meydana gelen bozulmalar açıkça
görülmektedir. Tavlama sonrasında çekilen fotoğraflarda bombalama
sonucu
oluşan
atom
kümelerinin
genişlediği
açık
bir
şekilde
görülmektedir. Tavlamadan dolayı oluşan bu kümelerin boyutlarının
arttığı gözlenmiştir (Şekil 9.27-35).
Şekil 9.26 ZnO (0001) tek kristalinin AFM resmi
158
Şekil 9.27 ZnO:Cu 1x1016 ions/cm2 nin 1000 oC de 1 saat tavlandıktan sonra çekilen
AFM resmi
Şekil 9.28 ZnO:Cu 2.5x1016 ions/cm2 AFM resmi
159
Şekil 9.29 ZnO:Cu 4.65x1016 ions/cm2 AFM resmi
Şekil 9.30 ZnO:Cu 4.65x1016 ions/cm2 nin 1000 oC de 1 saat tavlandıktan sonra çekilen
AFM resmi
160
Şekil 9.31 ZnO:Tb 1x1016 ions/cm2 nin 1000 oC de 1 saat tavlandıktan sonra çekilen
AFM resmi
Şekil 9.32 ZnO:Tb 2x1016 ions/cm2 AFM resmi
161
Şekil 9.33 ZnO:Tb 1x1017 ions/cm2 AFM resmi
Şekil 9.34 ZnO:Tb 2x1017 ions/cm2 AFM resmi
162
Şekil 9.35 ZnO:Tb 2x1017 ions/cm2 nin 1000 oC de 1 saat tavlandıktan sonra çekilen
AFM resmi
163
9.6 Sonuç
ZnO in Cu ve Tb iyonları ile bombalanması sonucu kristal
örgünün amorf şekline dönüştüğü, yeni kusur sitelerinin oluştuğu ve
ışıma davranışının değiştiği söylenebilir. Ancak birçok değişken içeren
kusur siteleri son derece karmaşıktır.
ZnO in düşük dozda Cu ile bombalanması kristal yapıyı
değiştirmiş ve mavi-yeşil ışık yayan merkezlerin daha iyi anlaşılması
açısından literatüre büyük katkı sağlamıştır. ZnO in nadir toprak
elementlerinden olan Tb ile bombardıman edilmesi de bu çalışmaya ayrı
bir renk katmaktadır. Düşük ve yüksek dozda yapılan bu bombardıman
ile elde edilen yeni ZnO kristali, saf ZnO’ e göre daha şiddetli UV ve
mavi-yeşil ışık yayan bir malzeme olmaktadır. Ayrıca yüksek dozda
Tb iyonları ile ZnO’ i bombalamanın, ZnO kristali içerisinde
nanoparçacık oluşturduğu bulunmuştur. Bu sonuçların nanoparçacık
teknolojisi açısından teknolojiye büyük yarar sağlayacağı görülmüştür.
Tb ve Cu ile bombardıman edilerek elde edilen ZnO ve saf ZnO
in
gerek
optiksel
soğurma,
gerekse
lüminesans
özellikleri
bu
malzemelerin gelecekte UV detektörler için oldukça uygun olacağını
göstermektedir. Öte yandan, ZnO in yeşil ile mavi ışık üretiminde, UV
ışık yayan ve LED gibi aletlerin yapımında kullanıldığı bilinmektedir.
Bombardıman edildikten ve tavlandıktan sonraki ZnO in ışık yayan
malzemelerin kullanımı açısından da endüstriye ve sanayiye büyük yarar
sağlayacağı görülmüştür. Bu şekilde iyonlarla bombalama sonucunda
elde edilen ZnO in teknolojide daha fazla ve yeni kullanım alanları
bulabileceği görülmektedir.
164
9.7. Gelecekte Yapılması Planlanan Çalışmalar
Bu çalışmada, Cu ve Tb iyonları ile bombardıman edilmiş ZnO
kristalinin radyolüminesans ve optiksel özellikleri ağırlıklı olarak
incelenmiştir.
Farklı
lüminesans
malzemelerin
lüminesans
yöntemleri
özellikleri
daha
kullanılarak
ayrıntılı
bir
ta
bu
şekilde
incelenebilir. Bu amaçla Celal Bayar Üniversitesi’nde kurulmakta olan
Katodolüminesans (CL) Sistemi ve Ege Üniversitesi Nükleer Bilimler
Enstitüsü’nde bulunan Termolüminesans (TL) Sistemi kullanılacaktır.
ZnO’ e bombalanan Cu ve Tb iyonlarının dozu ve enerjisi
değiştirilerek farklı malzemeler elde edilebileceği gibi, farklı metal veya
nadir toprak elementlerinin bombalanmasıyla da çok sayıda yeni
malzeme elde edilebilir. TUBİTAK’ a verilen yeni bir proje ile yeni ZnO
kristalleri alınması planlanmaktadır. Örneğin Cu ile bombalanan
örneklerde
doz
miktarı
az
geldiği
için nanoparçacık oluşumu
gözlenememiştir. Bundan dolayı bir sonraki aşamada daha yüksek dozda
Cu ile bombalanmış ZnO örneklerini incelemek yararlı olacaktır. Böylece
konu daha derinlemesine incelenebilecektir.
Buradaki RBS ölçümlerine ek olarak, yüksek lisans çalışmam
sırasında tarafımdan yapılan bilgisayar programı ile bombardıman
sonucu kristal içerisine giren iyonların derinlik ve konsantrasyon
analizleri yapılabilir [48].
Bu
çalışma
sırasında,
malzemelerin
soğurma
değerlerini
hesaplamakta kullanılan ve Mie Teorisine dayalı olarak yazılmış
bilgisayar programı ile sadece ZnO örnekleri değil, bir çok yarıiletken ve
yalıtkan malzemeye ilişkin hesaplamalar yapılabilmektedir. Bu yüzden
165
gerek elde edilecek yeni ZnO, gerekse de farklı malzemeler için bu
program kullanılarak hesaplamalar yapılması planlanmaktadır.
166
167
EKLER
IŞIĞIN KÜRESEL BİR PARÇACIK TARAFINDAN SAÇILMASI
168
FONKSİYONLARIN TANIMI
169
MİE KATSAYILARININ HESABI
KATSAYILARIN YAZDIRILMASI
170
TESİR KESİTLERİNİN HESAPLANMASI
cross sections ifadelerinin değerleri.
171
KAYNAKLAR
[1] N. Xu and W.Y. Ching “Electronic Optical and Structural
Properties of Some Wurtzite Crystals” Phys.Rew. B 48 (1993) 43354351.
[2] M. Sasunuma “Optical Processes in ZnO” J.Phys:Con.Mat. 7
(1995) 10029-10036.
[3] D.C. Look, D.C. Reynolds, J.R. Sizelove et. al. ”Electrical
Properties of Bulk ZnO” Solid State Communications 105 (1998)
399-401.
[4] D.C. Reynolds, D.C. Look, B. Jogai “Neutral-Donor-BoundExciton Complex in ZnO Crystals” Phys. Rev. B 57 (1998) 1215112155.
[5] T. Aoki, D.C Look, Y. Hatanaka, “ZnO Diode Fabricated by
Excimer-Laser Doping” Appl. Phys. Lett. 76 (2000) 3257-3258.
[6] Y.R. Ryu, S. Zhu, D.C. Look et. al. “Synthesis of p-type ZnO
Films”, Journal of Crystal Growth 216, (2000) 330-334.
[7] S.A.M. Lima, F.A. Sigoli, M. Jafelicci Jr, et.al. “Luminescent
Properties and Lattice Defects Correlation on Zinc Oxide” Int. J. of
Inor. Mat. 3 (2001) 749-754.
172
KAYNAKLAR (Devam)
[8] D.C. Look “Recent Advances in ZnO Materials and Devices”
Mat. Sci. And Eng. B80 (2001) 383-387.
[9] C. Gaspar, F. Costa, T. Monteiro “Optical Characterization of
ZnO” J.Mat.Sci. 12 (2001) 269-271.
[10] B. Lin, Y. Jia, Z. Fu “Green Luminescent Center in Undoped
Zinc Oxide Films Deposited on Slicon Substrated” App. Physc. Lett.
79 (2001) 943-945.
[11] D.Y. Lei, Z. M. Sheng, D. Yu, et al “Structural Characteristics
and Photoluminecence of Zinc Oxide Nanocrystals” Chin. Phys. Lett,
19, (2002), 372-376.
[12] D.J. Bring and H.W. Kunert “Optical Properties of as-Grown
and Proton Irradiated ZnO” Phys.Stat. Sol. 229 (2002) 859-862.
[13] D.C. Look, C. Coşkun, B. Claflin et al. “Electrical and Optical
Properties of Defect and Impurities in ZnO”, Condanset Matt. 340342 (2003) 32-38.
[14] P.S. Xu, Y.M. Sun, C.S. Shi et. al “The Electronic Structure and
Spectral Properties of ZnO and its Defects” NIMB 199 (2003) 286290.
173
KAYNAKLAR (Devam)
[15] D.H. Zhang, Q.P. Wang, Z.Y. Xue “Photoluminescence of ZnO
Films Excited with Light of Different Wavelength” App. Surface Sci.
207 (2003) 20-25.
[16] S.J. Pearton, D.P. Norton, K.Ip, et. al “Recent Progress in
Processing and Properties of ZnO” Supperlattices and Mic. 34 (2003)
3-32 Rew.
[17] C.L. Dong, C.Persson, L. Vaysieres et. al “Electronic Structure
of Nanostructured ZnO from X-ray Absortion and Emission
Spectroscopy and the Local Density Approximation” Physc. Rew. B.
70 (2004) 195325.
[18] S.J. Pearton, D.P. Norton, K.Ip, et.al “Recent Advances in
Processing of ZnO” J.Vac.Sci.Technol. B 22 (2004) 1071-1023.
[19] D. Millers, L.Grigorjeva, W. Lojkowski, et. al “Luminescence of
ZnO Nanopowders” Radiation Meas. 38 (2004) 589-591.
[20] Z. L.Wang “Zinc Oxide Nanostructures: Growth, Properties
and Application” Ins. of Phys. Pub. 16 (2004) R829-R858.
174
KAYNAKLAR (Devam)
[21] I.Ozerov, M.Arab, V.I. Sfarov, et.al. “Enhancement of Exciton
Emission from ZnO Nanocrystalline Films by Pulsed Laser
Annealing” App.Surface Sci. 236 (2004) 242-248.
[22] D.C.Look, B.Claflin, Ya. I. Alivov, et. al. “The Future of ZnO
Ligth Emitters” Phys. Stat. Sol. 201 (2004) 2203-2212.
[23] W.Q. Peng, S.C.Qu, G.W. Cong, Z.G. Wang ”Structure and
Visible Luminescence of ZnO Particles” Materials Science in
Semiconductor Processing 9 (2006) 156-159.
[24] Y.S. Wang, P. John Thomas and P.O’Brien “Nanocrystalline
ZnO with Ultraviolet Luminescence” J. Phys. Chem. B 110 (2006)
4099-4104.
[25] N. Ohashi, N. Ebisawa, T. Sekiguchi et al. “Yellowish- White
Luminescence in codoped Zinc Oxide” App. Physc. Lett. 86 (2005)
1-3.
[26] G. Arfken “Mathematical Methods for Physicists” Academic
Press, London, 1970.
[27] N.W. Ashcroft, N.D. Mermin “Solid State Physics” W.B.
Saunders Company, New York, 1976.
175
KAYNAKLAR (Devam)
[28] D.R. Vij “Luminescence of Solids” Plenum Press, New York
1998.
[29] W.K. Chu, J. W. Mayer, M. A. Nicolet “Backscattering
Spectrometry” Academic Press, New York, 1978.
[30] C.F. Bohren, D.R. Huffman “Absorption and Scattering of Light
by Smal Particles” A-Wiley- Interscience Publication, New York,
1983.
[31] J.F. Ziegler, J.P. Biersack, U. Littmark “The stopping and the
Range of Ions in Solids”, Pergamon, New York, 1985.
[32] J.F. Ziegler, J.P. Biersack, and U. Littmark ” Stopping Powers
and Ranges in all Elements”, Pergamon Press, New York. 1985.
[33] J.R. Bird and J.S. Williams "Ion Beams For Materials
Analysis", Acedemic Press Australlia, 1989.
[34] C. Kittel, “Katıhal Fiziğine Giriş”, Bilgi Tek yayıncılık, İstanbul
1996.
[35] M. Nastasi, J.W. Mayer “Ion-Solid Interactions: Fundementals
and Applications” Cambridge University Press, Cambridge, 1996.
176
KAYNAKLAR (Devam)
[36] J.R. Hook, H.E. Hal ”Katıhal Fiziği” Wiley, Literatür yayıncılık,
1999.
[37] J. Wilson, J.F.B. Hawkes “Optoelectronics” Değişim yayınları,
Adapazarı, 2000.
[38] L. Tsang, J. A. Kong, K. H. Ding “Scattering of Electromagnetic
Waves: Theories and Applications” Wiley, New York, 2000.
[39] M. Fox “Optical Properties of Solids” Oxford University Press,
U.K. 2001.
[40] N.D. Sekelland “High Temperature Ion Implantation Into
Insulators” PhD.Thesis, University of Sussex, 1994.
[41] N CAN “Studies Of Ion Implantation Into Insulators Using
Nuclear Methods, Luminescence And Waveguide Technıques”,
PhD.Thesis, The University of Sussex UK, 1995.
[42] T. Karalı “Luminescence Studies of rare Earth Doped
Dosimeters” PhD.Thesis, University of Sussex, 1999.
[43] O. Akkoyunlu “Çinkooksit Yarıiletken Bileşiğin Elektriksel ve
Optik Özellikleri” Y.Lisans Tezi, Anadolu Üniversitesi 2000.
177
KAYNAKLAR (Devam)
[44] J.M. Carlsson “A First-Principles Study of Interface Systems:
Electronics Properties of Metal Quantum Wells and Varistor
Materials” PhD.Thesis, Göteborg Universty, 2002.
[45] Z. Tek “İki Farklı İyon Demeti Karışımıyla Hedefleri
Bombalayacak Şekilde İyon Kaynağını Geliştirerek Bu İyonların
Hedeflerin
Çekirdeksiz
ve
Atomlarıyla
Etkileşmelerinin
İncelenmesi” Doktora Tezi, Ege Üniversitesi, 2002.
[46] J.H. Wilkinson “Picosecond Time-resolved Photoluminescence
of Zinc Oxide Single Crystals, Films and Nanoparticles” PhD.
Thesis, Wake Forest University, 2003.
[47] J. Xu “Luminescence in ZnO” Master Thesis, Virginia
Commonwealth University, 2004.
[48] A. Çetin “Al2O3 ve SiO2 İçine Aşılanmış Olan Eu ve Yb nin
Derinlik Analizleri” Y. Lisans Tezi, Celal Bayar Üniversitesi, 2000.
[49] T. Yoshino, S. Takanezawa, T. Ohmori et.al. “Preparation Of
ZnO/Au Nanocomposite Thin Films By Electrodeposition” Jap. J.
Appl. Phys., 35, (1996) L1512-L1514.
178
KAYNAKLAR (Devam)
[50] H. Tsuji, K. Kurita, Y. Gotoh et. al. ” Optical Absorption
Properties of Cu and Ag Double Negative-Ion Implanted Silica
Glass” Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B 195
(2002) 315-319.
[51] H. Liao, W. Wen, G.K.L. Wong, G. Yang “Optical Nonlinearity
of Nanocrystalline Au/ZnO Compostite Films” Opt. Lett. 28 (2003)
1790-1792.
[52]
D.P.
Norton,
M.E.
Overberg,
S.J.
Pearton,
et.
al.
“Ferromagnetism in Cobalt Implanted ZnO” Appl. Phys. Lett. 83
(2003) 5488-5490.
[53] E.Alves, E. Rita, U. Wahl et. al.“Lattice site location and optical
activity of Er implanted ZnO” Nuclear Instruments and Methods in
Physics Research B 206 (2003) 1047-1051.
[54] A.Y. Polyakov, A.V. Govorkov, N.B. Simirnov et. al. “Properties
of Mn and Co Implanted ZnO Crystals” Solid-State Electronics 47
(2003) 1523-1531.
[55] I. Sakaguchi, D. Park, Y. Takata et. al. “An Affect of Annealing
on In Implanted ZnO” Nuclear Instruments and Methods in Physics
Research B 206 (2003) 153-156.
179
KAYNAKLAR (Devam)
[56] E. Rita U. Wahl, A.M.L. Lopes et. al. “Lattice Site and Stability
of Implanted Ag in ZnO” Phsica B 340 (2003) 240-244.
[57] T. Monterio, C. Boemare, J. Soares et. al. ” Photoluminescence
and Damage Recovery Studies in Fe-Implanted ZnO single crystals”
Journal of Applied Physics 93 (2003) 8995-9000.
[58] E. Rita, E.Alves, U. Wahl et. al. ” Optical Doping of ZnO with
Tm by Ion Implantation “Phsica B 340-342 (2003) 235-239.
[59] D.C. Park, I. Sakaguchi, N. Oahashi et. al. ”SIMS Depth
Profiling of N And In a ZnO Single Crystal” Applied Surface Science
203-204 (2003) 359-362.
[60] K. Ip, R.M. Farazier, Y.W. Heo et. al. “ Ferromagnetism in MnAnd Co- Implanted ZnO Nanorods.” J. Vac. Sc. Thec. B 21 (2003)
1476-1481.
[61] U. Wahl, E. Rita, J.G. Correia et. al. ” Implantation Site of Rare
Earths in Single-Crystalline ZnO” Applied Physics Latters 82 (2003)
1173-1175.
180
KAYNAKLAR (Devam)
[62] Z.Q. Chen, T. Sekiguchi, X.L.Yuan et. al. ” N+ IonImplantation- Induced Defects in ZnO Studied with a Slow Positron
Beam” J.Phys. Condens. Matter 16 (2003) 93-99.
[63] T. S. Jeong, M. S. Han, C. J. Young, et. al. “Raman Scattering
and Photoluminescence af As Ion –Implanted ZnO Single Crystal”
Journal of Applied Physics 96 (2004) 175-179.
[64] U. Pal, J. Garcia-Serrano, G. Casarrubias-Segura et. al.
“Structure and Optical Properties of M/ZnO (M=Au, Cu, Pt)
Nanocomposites” Sol. Energy Mater. Sol. Cells 81 (2004) 339-348.
[65] R. Dingle “Luminescent Transitions Associated with Divalent
Copper Impurities and the Green Emission from Semiconducting
Zinc Oxide” Phys. Rev. Lett. 23 (1969) 579-581.
[66] R. Kuhnert and R. Helbing, “Vibronic Structure of The Green
Photoluminescence due to Copper Impuruties in ZnO” J. Lumin. 26
(1981) 203-206.
[67] D.Y. Robbins, D.C Herbert, P.Y. Dean “The Origin of The
Alpha-Blue, Beta-Blue, Gamma-Blue No-Phonon Transitions In
ZnO-Cu-A Deep-Level Problem” J. Phys. C14 (1981) 2859-2870.
181
KAYNAKLAR (Devam)
[68] P.J. Dean, D.J. Robbins, S.G. Bishop et. al. ” The Optical
Properties of Copper in Zinc Oxide” solid state Physc. 14 (1981)
2847-2858.
[69] C. West, D.J. Robbins, P.J. Dean and W. Hayes “The
Luminescence Of Copper in Zinc Oxide” Physica. 116B (1983) 492499.
[70] B.M. Kimper and E.J. Schuls “Infrared Luminescence of
ZnO:Cu+2 (d9)” Phys. Rew.B 43 (1991) 9938-9940.
[71] P.D. Townsend, N. Can, P.J. Chandler et. al. “Comparisons of
Tin Depth Profile Analysis in Float Glass” J. Non-Cryst. Solids 223,
(1998) 73-85.
[72] U. Pal, A. Baustista-Hernandez, L. Rodriquez-Fernandez et. al.
“Effect of Thermal Annealing on The Optical Properties of HighEnergy Cu-Implanted Silica Glass” Journal of Non-Crystalline
Solids 275 (2000) 65-71.
[73] N. Umeda, N. Kishimoto, Y. Takeda et. al. ”Thermal Stability of
Nanoparticles in Silica Glass Implanted with High-Flux Cu- Ions”,
Nuclear Instruments and Methods in Physics Research 166-167
(2000) 864-870.
182
KAYNAKLAR (Devam)
[74] J.C. Oliver, J. Cheang-Wong, J.M. Roiz et. al. ”Optical
Absorption and Emission Studies of 2 MeV Cu-Implanted Silica
Glass” Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B
175-177 (2001) 459-499.
[75] P.D. Townsend, A.K. Jazmati, T. Karali et. al. “Rare-Earth-Size
Effects on Thermoluminescence and Second-Harmonic Generation”
J. Phys: Condens. Matter 13, (2001) 2211-2224.
[76] A.L. Stepanov and D.E. Hole “Implantation and Laser
Annealing of Cu Nanoparticles in Silica” Surface and Coating
Technology 158-159 (2002) 526-529.
[77] N.Y. Garces, L. Wang, L. Bai et al. “Role of Copper in the
Green Luminescence from ZnO Crystals” App. Physc. Lett. 81
(2002) 622-624.
[78] K. Kono, S.K. Arora, N. Kishimoto “Modification in Optical
Properties of Negative Cu Ion Implanted ZnO” Nuclear Instruments
and Methods in Physics Research B 206 (2003) 291-294.
[79] U. Wahl, E.Rita, J. G. Correia, E. Alves and J. G. Soares
“Lattice Location and Stability of Implanted Cu in ZnO” Physical
Rewiev B 69 (2004) 012102-012105
183
KAYNAKLAR (Devam)
[80] I. Sakaguchi, S. Hishita, H. Haneda “Luminescence in CuImplanted ZnO Thin Films” Applied Surface Science 237 (2004)
358-362.
[81] T. Karali, N. Can, L.Valberg et. al “Optical Properties and
Luminescence of Metallic Nanoclusters in ZnO: Cu” Physica B 363
(2005) 88-95.
[82] A. Çetin, R. Kibar, M. Ayvacıklı et. al. “Optical Properties of Cu
implanted ZnO” NIMB 249 (2006) 474-477.
[83] S. Liu, F. Liu, H. Guo et. al “Correlated Structural and Optical
İnvestigation of Terbium-Doped Zinc Oxide Nanocrystals” Phys.
Let. A 271 (2000) 128-133.
[84] S. Liu, F. Liu, Z. Wang et.al “Relaxation of Carriers in
Terbium-Doped ZnO Nanoparticles” Chem.Phys. Let. 343 8 (2001)
489-492.
[85] A. J. Kenyon “Recent Developments in Rare-Earth Doped
Materials for Optoelectronics” Progress in Quan. Elec. REVIEW
26(2002) 225-284.
184
KAYNAKLAR (Devam)
[86] H. Nakagawa, K. Ebisu, M. Zang et. al. “Luminescence
Properties and Afterglow in Spinel Crystals Doped with Trivalent Tb
ions” 102-103 (2003) 590-596.
[87] F.Z. Bo, T. Y. Sheng, L. X. Qin et. al. “Preparation of
Transparent
Conductive
ZnO:
Tb
Films
and
Their
Photoluminescence Properties” Chin. Phys. Soc. 13 (2004) 1330-1334.
[88] Z.B. Fang, Y.S. Tan, H.X. Gong et. al. “Transparent Conductive
Tb-Doped ZnO Films Prepared by rf Reactive Magnetron
Sputtering” Mat. Let. 59 (2005) 2611-2614
[89] T.Monteiro, M.J.Soares, A. Neves et. al. “Optical Active Centres
in ZnO Samples” J. Noncrystal Sol. 352 (2006) 1453-1456
[90] A.S. Perreira, M. Peres, M.J. Soares et. al. “Synthesis, Surface
Modification
and
Optical
Properties
of
Tb+3-
doped
ZnO
Nanocrystals” Nanotech. 17 (2006) 834-839
[91] J. Zhang, H. Feng, W. Hao et. al “Luminescent Properties of
ZnO Sol and Film Doped with Tb+3 Ion” Mat. Sci. Eng. A 425 (2006)
346-348
185
KAYNAKLAR (Devam)
[92] G. Mie "Beitrage Zur Optik Trüber Medien Speziell Kolloidaler
Metallösungen," Ann. Phys. 25 (1908) 377-445.
[93] P.B. Johnson, R.W. Cheristy “Optical Constants of The Noble
Metals” Phys. Rev. B 6 (1972) 4370-4379.
[94] U. Kriebig “Electronic Properties of Small Silver Particles: The
Optical Constants and Their Temperature Dependence” J. Phys.
F:Metal Phys. 4 (1974) 999-1014.
[95] S.M. Scholz, R. Vacassy, J.Dutta et. al “Mie Sacttering Effects
from Monodisperset ZnS Nanospheres” J. App. Phys. 83 (1998)
7860-7866.
[96] U. Kreibik, G. Bour, A. Hilger et. al “Optical Properties of
Cluster-Matter: Influences of Interfaces” Phys. Stat. Sol. 175 (1999)
351-366.
[97] Y.L. Xu, B.A.S. Gustavson, F. Giovane et. al “Calculation of the
Heat-Source Function in Photophoresis of Aggregated Spheres”
Phys. Rew. E 60 (1999) 2347-2365.
186
KAYNAKLAR (Devam)
[98] A.L. Stepanov, V.N. Popok, I.B. Khairbullin et. al “Optical
Properties
Polymethylmethacrilate
with
Implanted
Silver
Nanoparticles” NIM B 191 (2002) 473-477.
[99] A.L. Stepanov “İon Synthesis of Metal Nanoparticles in
Polymer” Recent devel. coll. inter. Res., 2 (2004) 127-156.
[100] A.L. Stepanov “Optical Properties of Metal Nanoparticles
Synthesized. in a Polymer by Ion Implantation” A Rev. Tech. Physc,
49 (2004) 143-153.
[101] A.L. Stepanov, R.I. Khaibullin, N. Can et. al “Application of
Ion Implantation for Synthsis of Copper Nanoparticles in a Zinc
Oxide Matrix for Obtaining New Nonlinear Optical Materials” Tech.
Physc. 30 (2004) 8-16.
[102] A.L.Stepanov, R.I. Khaibullin “Optics of Metal Nanoparticles
Fabricated in Organics Matrix by Ion Implantation” Rev. Adv.
Mater Sci. 7 (2004) 108-125.
[103] H.H. Huang, Yan FQ, Y.M. Kek, et.all. “Synthesis,
Characterization, and Nonlinear Optical Properties of Copper
Nanoparticles” Langmuir 13, (1997) 172-175.
187
KAYNAKLAR (Devam)
[104] Z. Potucek, Z. Bryknar, P. Ptacek, et. all, “Luminescence of
defects in Li-doped ZnO thin films” Phys. Status Solid c 1, (2005)
256-259.
188
189
ÖZGEÇMİŞ
ADI SOYADI
: Ahmet ÇETİN
DOĞUM YERİ VE YILI
: Soma / MANİSA, 07/10/1974
ÖĞRENİM DURUMU
:
1980-1985
: İlkokul, Naciye Evren İlkokulu
1985-1988
: Ortaokul, Soma Linyit Lisesi Orta Okulu
1988-1992
: Lise, İzmir Karataş Lisesi
1993-1997
: Atatürk Üniversitesi, K.K. Eğitim Fak.
Fizik Bölümü
1997-2001
: Celal Bayar Üniversitesi Fen Bilimleri
Enstitüsü, Fizik Yüksek Lisans
Tez Başlığı
:“Al2O3 ve SiO2 İçine Aşılanmış olan Eu ve
Yb nin Derinlik Analizleri.”
2001-...
: Ege Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü,
Fizik Doktora
Tez Başlığı
: Farklı Metalik İyonlarla Bombalanan ZnO
Örneklerinin Fiziksel ve Yapısal
Özelliklerinin Nükleer Lüminesans ve
Diğer Teknikler Kullanılarak İncelenmesi
AKADEMİK GÖREVLER :
1997-2000
: Celal Bayar Üniversitesi Fen-Edebiyat
Fakültesi’nde Araştırma Görevlisi
2001-....
: Ege Üniversitesi Fen Fakültesi’nde
Araştırma Görevlisi