ANKARA ÜNİVERSİTESİ FENBİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ YÜKSEK LİSANS TEZİ (In 10 Ga 90 )Se YARIİLETKEN KRİSTALİNİN VE AMORF İNCE FİLMLERİNİN DOĞRUSAL OLMAYAN OPTİ

Transkript

1 ANKARA ÜNİVERSİTESİ FENBİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ YÜKSEK LİSANS TEZİ (In 10 Ga 90 )Se YARIİLETKEN KRİSTALİNİN VE AMORF İNCE FİLMLERİNİN DOĞRUSAL OLMAYAN OPTİK SOĞURMA ÖZELLİKLERİ Çağla AKSOY FİZİK MÜHENDİSLİĞİ ANABİLİM DALI ANKARA 2011 Her hakkı saklıdır 1

2 ÖZET Yüksek Lisans Tezi (In 10 Ga 90 )Se YARIİLETKEN KRİSTALİNİN VE AMORF İNCE FİLMLERİNİN DOĞRUSAL OLMAYAN OPTİK SOĞURMA ÖZELLİKLERİ Çağla AKSOY Ankara Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü Fizik Mühendisliği Anabilimdalı Danışman: Doç. Dr. Gül YAĞLIOĞLU Bu tez çalışmasında, (In 10 Ga 90 )Se yarıiletkeninin hem tek kristalinin hem de farklı kalınlıklardaki amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal olmayan optik soğurma özelliği araştırılmıştır. Isısal buharlaştırma yöntemi ile 43 ile 64 nm aralığında farklı kalınlıklarda amorf yapıda ince filmler büyütülmüştür. Doğrusal olmayan soğurma özelliği, nanosaniye ve pikosaniye atmalı lazerler kullanılarak, Z-tarama yöntemi ile ölçülmüştür. Ayrıca, doğrusal olmayan soğurma mekanizmalarının belirlenmesi için ultra hızlı spektroskopi (pompa-gözlem) deneyleri yapılmıştır. (In 10 Ga 90 )Se tek kristali, doğrusal olmayan soğurma özelliği göstermektedir. Elde edilen sonuçlara göre, 43 nm kalınlıkta amorf yapıdaki film doyurulabilir soğurma, nm kalınlıklarında amorf yapıdaki filmler ise doğrusal olmayan soğurma göstermektedirler. Bu gözlenen doğrusal olmayan soğurma davranışları, tek foton, iki foton ve serbest yük taşıyıcı soğurmaları göz önüne alınarak modellenmiştir. Z-tarama verileri arıtılarak, doğrusal olmayan soğurma ve doyum eşik parametreleri belirlenmiştir. Haziran 2011, 70 sayfa Anahtar Kelimeler: Doğrusal olmayan optik soğurma, doyurulabilir soğurma, yarıiletken, amorf ince film, Z-tarama, ultra hızlı spektroskopi i

3 ABSTRACT Master Thesis NONLINEAR OPTICAL ABSORPTION PROPERTIES OF SEMICONDUCTOR CRYSTALS (In 10 Ga 90 )Se AND ITS AMORPHOUS THIN FILMS Çağla AKSOY Ankara University Graduate School of Natural and Applied Sciences Department of Physics Engineering Supervisor: Doç. Dr. Gül YAĞLIOĞLU In the study of this thesis, nonlinear optical absorption properties of single crystal and amorphous thin films with different thicknesses of (In 10 Ga 90 )Se semiconductor have been investigated. Amorphous thin films with different thicknesses in the range of 43 and 64 nm have been deposited by thermal evaporation method. Nonlinear absorption property was measured using nanosecond and picosecond pulse lasers by Z-scan technique. Besides, ultrafast spectroscopy (pump-probe) experiments have been made to be determined mechanisms of nonlinear absorption. (In 10 Ga 90 )Se single crystal shows nonlinear absorption property. According to the results obtained, structure of amorphous film with 43 nm thickness shows saturable absorption on the other hand amorphous films with nm thicknesses show nonlinear absorption. This observed nonlinear absorption behaviors were normed considering one photon, two photon and free carrier absorptions. Nonlinear absorption and saturation threshold parameters were determined fitting Z-scan datas. June 2011, 70 pages Key Words: Nonlinear optical absorption, saturable absorption, semiconductor, amorphous thin film, Z-scan, ultrafast spectroscopy ii

4 TEŞEKKÜR Tez çalışmamın hazırlanmasında, beni yönlendiren, bilgi, birikim ve tecrübelerinden faydalandığım danışman hocam Doç.Dr. Gül YAĞLIOĞLU (Ankara Üniversitesi Mühendislik Fakültesi Fizik Mühendisliği Bölümü) başta olmak üzere, Optik Malzemeler Araştırma Grubumuzun öncülüğünü üstlenmiş Prof.Dr. Ayhan ELMALI ya (Ankara Üniversitesi Mühendislik Fakültesi Fizik Mühendisliği Bölümü), deneysel çalışmalarım boyunca göstermiş oldukları yardım ve yönlendirme için Araş.Grv. Ulaş KÜRÜM (Ankara Üniversitesi Mühendislik Fakültesi Fizik Mühendisliği Bölümü), Araş.Grv. Mustafa YÜKSEK e, Prof.Dr. Aytunç ATEŞ (Yıldırım Beyazıt Üniversitesi Mühendislik Fakültesi) a, bu tezde incelenen karışım kristallerini büyüten Prof.Dr. Nizami GASANLY (Orta Doğu Teknik Üniversitesi Fen-Edebiyat Fakültesi Fizik Bölümü) a, deneysel çalışmalarım tez süreci içerisinde bana manevi destek sağlayan aileme, bu çalışma boyunca bana büyük motivasyon kaynağı olan Hasan İLERİ ye ve beni yalnız bırakmayan tüm dostlarıma sonsuz teşekkürlerimi sunarım. Çağla AKSOY Ankara, Haziran 2011 iii

5 İÇİNDEKİLER ÖZET.. i ABSTRACT...ii TEŞEKKÜR... iii SİMGELER DİZİNİ... vi ŞEKİLLER DİZİNİ....vii ÇİZELGELER DİZİNİ.ix 1. GİRİŞ KURAMSAL TEMELLER Yarıiletkenler ve Bant Yapıları Yarıiletkenlerde soğurma Doğrusal ve Doğrusal Olmayan Soğurma Doğrusal soğurma Doğrusal olmayan soğurma Doyurulabilir soğurma İki seviyeli sistemlerde doğrusal olmayan soğurma İki-foton soğurması Tek ışınla iki-foton soğurması İki ışınla iki-foton soğurması Serbest taşıyıcı soğurması Uyarılmış durum soğurması İki-foton yardımlı uyarılmış durum soğurması MATERYAL ve YÖNTEM Dikey Bridgman ( Bridgman-Stockbarger ) Yöntemi (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin büyütülmesi Vakum Altında Isısal Buharlaştırma Yöntemi (In 10 Ga 90 )Se ince filmlerinin hazırlanması ve büyütülmesi Karışım Yarıiletken Kristalinin ve İnce Filmlerin Kalınlıklarının Belirlenmesi Spektroskopik elipsometrenin çalışma prensibi.. 27 iv

6 3.3.2 (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin ve amorf yapıdaki ince filmlerinin kalınlıklarının belirlenmesi Yarıiletkenlerde Doğrusal Soğurma Katsayısı ve Yasak Enerji Aralığının Belirlenmesi (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin ve amorf yapısının doğrusal soğurma özellikleri Z-Tarama Tekniği Açık yarık Z-tarama tekniği (In 10 Ga 90 )Se in kristal ve amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurmalarının belirlenmesi Ultra Hızlı Spektroskopi (Pompa-Gözlem Spektroskopisi) Amorf ince filmlerde serbest taşıyıcı ömürlerinin belirlenmesi Atomik Kuvvet Mikroskobu (Taramalı Kuvvet Mikroskobu) BULGULAR VE TARTIŞMA (In 10 Ga 90 )Se Karışım Yarıiletken Kristali Ölçüm Sonuçları Karışım yarıiletken kristal kalınlıkları Karışım yarıiletken kristalinin doğrusal soğurma spektrumu Karışım yarıiletken kristalinin yasak enerji bant aralığı Karışım yarıiletken kristalinin doğrusal olmayan soğurma davranışı Amorf Yapıdaki İnce Filmlerin Ölçüm Sonuçları Amorf yapıdaki ince filmlerin doğrusal soğurma spektrumu Amorf yapıdaki ince filmlerin kalınlıkları Amorf yapıdaki ince filmlerin yasak enerji bant aralıkları Amorf yapıdaki ince filmlerin doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurmaları TARTIŞMA VE SONUÇ (In 10 Ga 90 )Se Karışım Yarıiletken Kristali (In 10 Ga 90 )Se nin Amorf Yapıdaki İnce Filmleri KAYNAKLAR ÖZGEÇMİŞ.70 v

7 SİMGELER DİZİNİ χ (3) β βeff σ σ C E g α 0 N N C T τ τ C TPA RSA SA FS I 0 I S ω 0 z 0 ns ps fs Üçüncü dereceden doğrusal olmayan alınganlık İki foton soğurma katsayısı Doğrusal olmayan soğurma katsayısı Soğurma tesir kesiti Serbest taşıyıcı arakesiti Yasak enerji bant aralığı Doğrusal soğurma katsayısı Sistemdeki molekül sayısı (I) şiddete bağlı taşıyıcı yoğunluğu Geçirgenlik Atma süresi Elektron-deşik birleşme süresi İki foton soğurması Ardışık foton soğurması Doyurulabilir soğurma Malzemenin doyum akısı Odaktaki şiddet Malzemelerin doyuma ulaşma eşik şiddeti Odaktaki ışın yarıçapı Işının kırınım uzunluğu (Rayleigh aralığı) Nanosaniye Pikosaniye Femtosaniye vi

8 ŞEKİLLER DİZİNİ Şekil 2.1 a. Yarıiletkenin elektronik bant yapısı, b. yarıiletkenin enerji bant diyagramı. 4 Şekil 2.2 Yarıiletkenlerde bant oluşumu Şekil 2.3 Yarıiletkenlerde indirek ve direk bant geçişleri...6 Şekil 2.4 Işığın madde içinden geçerken doğrusal soğurulması.. 9 Şekil 2.5 Bir doyurulabilir soğurucu için gelen ışığın şiddetiyle soğurma değişimi Şekil 2.6 İki seviyeli bir sistemin şematik gösterimi.. 12 Şekil 2.7 İki foton soğurmasının şematik gösterimi...13 Şekil 3.1 GaSe nin kristalografik yapısı. (Mc Canny ve Murray 1977) Şekil 3.2 GaSe kristalinin sıkı paketli tabakalarının gösterimi (Kamimura ve Nakao 1968) Şekil 3.3 Bridgman fırınının düşey kesitinin şematik gösterimi 23 Şekil 3.4 Karışım yarıiletken kristali (In 10 Ga 90 )Se den bir kesit...24 Şekil 3.5 Vakum altında ısısal buharlaştırma sistemi 25 Şekil 3.6 Fused silika üzerine büyütülmüş (In 10 Ga 90 )Se ince filmleri ( nm) Şekil 3.7 Spektroskopik elipsometre ölçümünün geometrisi. 27 Şekil 3.8 Spektroskopik elipsometrenin şematik gösterimi...28 Şekil 3.9 Dairesel kutuplu ışığın elde edilmesi.. 28 Şekil 3.10 Doğrusal kutuplu yansıyan ışığın gerilime çevrilmesi Şekil 3.11 Spektroskopik elipsometre (Woollam,-M2000V ) Şekil 3.12 Doğrusal soğurma spektrometresi (Shimadzu UV-1800) Şekil 3.13 Açık yarık Z-tarama deney düzeneği Şekil 3.14 Doğrusal olmayan soğurma eğrisi...36 Şekil 3.15 Doyurulabilir soğurma eğrisi Şekil 3.16 Ultra hızlı spektroskopi (pompa-gözlem) deney düzeneğinin şematik gösterimi Şekil 3.17 Ultra hızlı spektroskopi deney düzeneği (Spectra Physics, Helios) Şekil 3.18 Birkaç atom çapında inceltilmiş manivela ucu vii

9 Şekil 3.19 Atomik Kuvvet Mikroskobu (PSIA XE-100E) (UNAM)...41 Şekil 4.1 (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin doğrusal soğurma Spektrumu 43 Şekil 4.2 (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin yasak enerji bant aralığı...44 Şekil 4.3 (In 10 Ga 90 ) Se karışım yarıiletken kristalinin 1064 nm dalgaboyu, 4 ns atma süresi ve farklı şiddetlerdeki nanosaniye açık yarık Z- tarama eğrileri...45 Şekil 4.4 (In 10 Ga 90 ) Se karışım yarıiletken kristalinin 1064 nm dalgaboyu, 65 ps atma süresi ve farklı şiddetlerdeki pikosaniye açık yarık Z- tarama eğrileri Şekil 4.5 (In 10 Ga 90 ) Se ince filmlerinin doğrusal soğurma spektrumu 46 Şekil 4.6 (In 10 Ga 90 )Se ince filmlerinin kalınlığa bağlı yasak enerji bant aralıkları.47 Şekil 4.7 (In 10 Ga 90 )Se amorf ince filmlerinin yasak enerji bant aralıkları..48 Şekil 4.8 (In 10 Ga 90 )Se ince filmlerinin I 0 = 1.35 x W/m 2 şiddetinde alınan arıtılmamış pikosaniye açık yarık Z-tarama eğrileri. 49 Şekil nm kalınlığındaki (In 10 Ga 90 )Se ince filminin 65 ps atma süresi ve farklı şiddetlerdeki arıtılmamış pikosaniye açık yarık Z-tarama eğrileri...50 Şekil 5.1 a. 43 nm, b. 64 nm kalınlıklarındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinin üç boyutlu AFM görüntüleri...55 Şekil 5.2 (In 10 Ga 90 )Se ince filmlerinin arıtılmış pikosaniye açık yarık Z-tarama eğrileri...58 Şekil 5.3 a.43 nm kalınlığındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf ince filminin ultra hızlı spektroskopiden elde edilen 800 nm dalga boyundaki zamana bağlı doğrusal olmayan soğurma grafiği b. 800 nm dalga boyundaki, sıfır zamanı civarındaki zamana bağlı doğrusal olmayan soğurma grafiği Şekil nm kalınlığındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf ince filminin 1064 nm dalgaboyunda, 65 ps atma süresinde ve farklı şiddetlerde alınan açık yarık Z-tarama eğrileri viii

10 ÇİZELGELER DİZİNİ Çizelge 5.1 (In 10 Ga 90 )Se karışım kristalinin nanosaniye ve pikosaniye lazer ışık kaynaklarıyla farklı odak şiddetlerinde yapılan açık yarık Z-tarama deneylerinden elde edilen doğrusal olmayan soğurma katsayıları (β). L malzemenin kalınlığı, α 0 doğrusal soğurma katsayısı ve ω 0 ışığın çapıdır..53 Çizelge 5.2 (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinin kalınlığa bağlı olarak pikosaniye atma süreli lazer kaynağı ile açık yarık Z-tarama deneylerinde elde edilen I SAT ve β eff değerleri. 62 ix

11 1. GİRİŞ Optik, ışığın davranış ve özellikleri ile madde etkileşimini inceleyen bir bilim dalıdır. Genellikle ışığın ultraviyole, görünür ve kızılötesi bölgelerindeki davranışlarını açıklar. Optik ve optiğe dayalı teknolojilerin uygulama alanları, gün geçtikçe hayatımızda daha çok rol almaktadır. Optiğin, en önemli çalışma alanlarından biri de doğrusal olmayan optik konusudur. Doğrusal olmayan optik, 1960 yılında ilk çalışan lazerin yapılması ile başlayan, yüksek şiddetteki ışık ile malzemelerin optik özelliklerinin (soğurma, kırılma, yansıma gibi) değiştirilmesi olaylarını inceleyen bir bilim dalıdır. Özellikle 1961 de ikinci harmonik üretiminin bulunması, doğrusal olmayan optikte dönüm noktası olmuştur. Ardından 1962 de toplam frekans üretimi (Bass vd.), üçüncü harmonik üretimi (Terhune vd.), optik doğrultma (Bass vd. ) ve 1963 te fark frekansı üretimi (Neihuhr ve Smith) ile devam eden bir geçmişe sahiptir. Günümüzde ise bunların dışında optik iletişim, optik depolama aygıtları, optik sınırlama, yüksek iletişim için hızlı modülatörler, optik anahtarlama gibi birçok uygulama alanında kullanılmaktadır. Yarıiletkenler günümüzün en önemli teknolojik malzemelerinden biridir. Yarıiletkenler iyi doğrusal olmayan optik özellik gösterir. Elektronik ve optoelektronik cihazlar açısından geniş bir uygulama alanına sahiptir. Yarıiletkenler, yüksek hızlı transistörler (MODFET, HBT), fotodedektörler, lazerler, fototransistörler, güneş pilleri gibi uygulama alanlarının yanında gaz analiz sensörleri, ısısal kameralar, gece görüş sistemleri gibi hassas cihazların yapımında da kullanılır. Bu tez çalışmasında, (In 10 Ga 90 )Se in hem tek kristali hem de amorf yapıdaki ince filmlerinin ilk defa doğrusal olmayan optik soğurması araştırılmıştır. Karışımı oluşturan InSe ve GaSe kristalleri, III-VI yarıiletken grubundandır. Indiyum selenid (InSe) tek kristalinin doğrusal olmayan optik özellikleri ilk kez Catalano vd. (1979) tarafından incelenmiştir. Bu çalışmada, indiyum selenid ile galyum selenid kristallerinin ikinci harmonik üretim verimlilikleri karşılaştırılmıştır yılında Catalano tarafindan Galyum selenid (GaSe) kristali ile farklı tabakalı kristallerin ikinci harmonik üretim verimlilikleri karşılaştırılmıştır. 1

12 GaSe ve InSe kristalleri üzerinde, 1994 yılında Bringuier tarafından ikinci harmonik üretimi ile ilgili çalışmalar yapılmıştır. Bu çalışmada, ikinci harmonik foton enerjisinin bant aralığından yüksek olması nedeniyle, ikinci harmonik soğurulması gözlenmiştir. Ayrıca, temel ve ikinci harmonik ışıması arasındaki faz eşlemesi başarılı olmamıştır. Bu durumun, temel ışığın, dalga boyunun azalmasına neden olduğu bulunmuştur. Adduci (1977) tarafından GaSe kristalinin iki foton soğurma katsayısı ve serbest taşıyıcılarının ömürleri, 20 ns atma süreli Nd:YAG lazeri kullanılarak hesaplanmıştır. Bu çalışmada, GaSe kristalinin direk bant geçişli iki foton soğurma katsayısının β = 1.1x10-7 cm/w ve serbest taşıyıcı ömürlerinin 0.4 ns olduğu belirlenmiştir. Allakhverdiev (1999) tarafından, GaSe kristalinin iki foton soğurma özelliği, 35 ps atma süresi ve 1064 nm dalga boyuna sahip Nd:YAG lazer kullanılarak doğrusal olmayan geçirgenlik yöntemiyle belirlenmiştir. Bu çalışmada ise iki foton soğurma katsayısı, β = (6.3±2.2)x10-9 cm/w olarak belirlenmiştir. Kulibekov (2004) tarafından ise farklı kalınlıklardaki (0.86, 1.92 ve 2.32 mm) GaSe kristalinin ultra hızlı spektroskopi yöntemiyle doğrusal olmayan soğurma özelliğini incelemişlerdir. Şiddetin 3 mj/cm 2 den 16 mj/cm 2 ye arttırılmasıyla birlikte, doğrusal olmayan soğurma katsayısının β = 3x10-10 cm/w tan 1x10-10 cm/w a azaldığı gözlenmiştir. Grubumuzun önceki çalışmalarında farklı kalınlıklardaki amorf InSe ince filmlerin (20 nm-100 nm) doğrusal olmayan optik özellikleri araştırılmıştır (Yüksek 2010). Ayrıca katkılı ve saf GaSe nin amorf ince filmlerinin doğrusal olmayan optik özellikleri de araştırılmıştır (Kürüm, 2010). Bu çalışmalarda, ince filmlerde doyum soğurması, kalın filmlerde doğrusal olmayan soğurma gözlenmiştir. Kalınlığa bağlı olarak gözlenen doyum soğurması ve doğrusal olmayan soğurma, amorf yapıdaki tuzak yoğunluğu ile ilişkilendirilmiştir. Böylece tek foton, iki foton ve serbest yük taşıyıcı soğurmaları göz önüne alınarak modellenmiştir. Bu çalışmalarda kalınlığa bağlı olarak doğrusal olmayan soğurma katsayısı ve doyum eşik şiddet katsayıları belirlenmiştir. 2

13 Bu tez çalışmasında, (In 10 Ga 90 )Se in hem tek kristalinin hem de farklı kalınlıklardaki amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal olmayan optik soğurmaları Z-tarama deney yöntemi ile incelenmiştir. Kullanılan lazer kaynağının atma süresine bağlı olarak, malzemelerin doğrusal olmayan soğurma davranışları değiştiğinden, bu tez çalışmasında, karışım kristalinin ve amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal olmayan soğurma özellikleri, farklı atma sürelerine sahip (4 ns, 65 ps) iki lazer kaynağı kullanılarak incelenmiştir. Önceki çalışmalardan elde edilen sonuçlara göre, GaSe geniş yasak enerji bant aralığına ( 2.11 ev) (Lee 1976, Grasso 1986) ve InSe dar yasak enerji bant aralığına ( 1.3 ev) (Sreekumar 2006) sahip olup, bu yarıiletkenlerin tek kristalleri doğrusal olmayan soğurma göstermektedir. GaSe tek kristalinin literatürde yapılan çalışmalarında 1064 nm dalga boyunda elde edilen iki foton soğurma katsayılarının (Adduci 1977, Vodopyanov 1998, Allakhverdiev 1999, Kulibekov 2004, Allakhverdiev 2006) referanslarında 0.3x10-9 cm/w ile 1.1x10-7 cm/w arasında değerler aldığı görülmektedir. Literatürde, tek kristallerin iki foton soğurma özellikleri incelenmiştir (Van Stryland 1985). Literatürde incelenen amorf yapıdaki filmlerin kalınlıkları mikrometre mertebesinde olup, bu filmlerde doğrusal olmayan soğurma davranışı gözlenmiştir (Troles vd. 2004, Henari 2008). Bu çalışmada, 43 nm ile 64 nm aralığında değişen, çok ince (In 10 Ga 90 )Se amorf yarıiletken ince filmleri ısısal buharlaştırma yöntemi ile büyütülmüştür. Böylece tuzak yoğunluğu değiştirilerek, doğrusal olmayan optik soğurmadan doyurulabilir soğurmaya geçiş şiddetinin değişimi araştırılmıştır. Elektronların uyarılmış durumda kalma süreleri ultra hızlı spektroskopi (pompa-gözlem) yöntemi ile belirlenmiştir. 3

14 2. KURAMSAL TEMELLER 2.1 Yarıiletkenler ve Bant Yapıları Yarıiletken maddeler, elektrik iletkenliği bakımından, iletken ile yalıtkan arasında kalan maddelerdir. Normal durumda yalıtkan olan bu maddeler ısı, ışık, manyetik etki veya elektriksel gerilim gibi dış etkiler uygulandığında bir miktar değerlik elektronlarını serbest hale geçirerek iletken duruma gelirler. Uygulanan bu dış etki veya etkiler ortadan kaldırıldığında ise yalıtkan duruma geri dönerler. Bu özellikleri, elektronik alanında yoğun olarak kullanılmalarını sağlamıştır. Yarıiletken maddeleri diğer maddelerden ayıran en önemli özellik ise, serbest taşıyıcılarının (elektron ve boşluklar) rahatlıkla hareket edebilecekleri geniş bantlara ve bu bantlar arasında farklı yasak enerji bant aralıklarına (E g ) sahip olmalarıdır. a) b) Şekil 2.1 a. Yarıiletkenin elektronik bant yapısı, b. yarıiletkenin enerji bant diyagramı Çift değerlik elektronu taşıyan cisimler (maddeler) için, taban durumu tamamen elektronlarla doludur ve akım taşıyan durum ortaya çıkarmak için elektronların V 1 büyüklüğündeki enerjiyi aşarak, ikinci banda geçmesi sağlanır. V 1 enerjisi yeteri kadar küçükse, bazı elektronlar ısıl olarak uyarılarak, üst banda geçebilirler. Bu durum, yarıiletken davranışının ortaya çıkmasıdır. V 1 enerjisinin büyük olması ve enerji 4

15 bandının tamamen dolu olması durumunda ise yalıtkan davranışı sergilenmektedir. Dolayısıyla V 1 enerjisinin büyüklüğü yarıiletkenlik ve yalıtkanlık davranışının bir ölçüsüdür (Erol 2008). Yarıiletkenlerin bant yapısı: Yarıiletkenler son yörüngesi yarı dolu olan elementlerdir (Si, C, Ge gibi). Silikon ele alındığında, elektronların dağılımı, Si: 1s 2 2s 2 2p 6 3s 2 3p 2 şeklindedir. Tek bir atom ele alındığında, atom çekirdeği ve çekirdek etrafında elektronların uyarılabileceği izinli kuantum seviyeleri vardır. Bu izinli seviyeler iki atomun yan yana dizilmesi ile ikiye ayrılır. Bir katı oluşturmak için yan yana gelen N tane atomun izinli kuantum seviyeleri N tane seviyeye ayrılır. Bu seviyeler birbirlerine çok yakın olduklarından ayırt edilemezler ve sürekli bantlar oluştururlar. Bu bantlar arasında oluşan boşluk yasak enerji bant aralığı adını alır. Şekil 2.2 Yarıiletkenlerde bant oluşumu (Sari 2008) 5

16 E c ile sembolize edilen bant iletkenlik bandı olup, en düşük işgal edilmemiş enerji bandıdır. E v ile gösterilen ve elektronlarla dolu en yüksek işgal edilmiş enerji bandı ise değerlik (valans) bandıdır. Değerlik bandı ile iletkenlik bandı arasında yaklaşık 1 ev luk yasak enerji aralığı vardır (Hook ve Hall 1999). Oda sıcaklığında yalıtkan olan bu malzemelere, ısı, ışık, manyetik etki veya elektriksel gerilim gibi dış etkilerin uygulanması ile elektronların değerlik bandından iletim bandına uyarılarak iletkenlik özelliği kazandırılır. Yarıiletkenlerdeki taşıyıcıların enerji-dalga vektörü grafiği (E-k), enerji bantlarının şekline göre, yarıiletkenlerin iki şekilde karakterize edildiğini gösterir. Değerlik bandının maksimumu, iletim bandının minimumunun tam üstünde bulunuyorsa (k = 0) bu yarıiletkenlere direk bant aralığına sahip yarıiletkenler denir. Değerlik bandının maksimumu iletim bandının minimumunun üzerine denk gelmiyorsa (k 0) bu yarıiletkene de indirek bant aralıklı yarıiletken denir. Direk ve indirek bant geçişleri şekil 2.3 te gösterilmektedir. Şekil 2.3 Yarıiletkenlerde indirek ve direk bant geçişleri (Sari 2008) 6

17 2.1.1 Yarıiletkenlerde soğurma Yarıiletkenlerin çok hızlı tepkime süreleri ve büyük doğrusal olmayan soğurma (Bölüm 2.2 de konu üzerinde durulacaktır) davranışlarından dolayı, bu malzemeler doğrusal olmayan aygıt ve alet yapımı için elverişli malzemelerdir (Van Stryland vd. 1985). Yarıiletkenler, doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurma özellikleri ile optik sınırlama, optik veri depolama, Q-anahtarlama, foton enerjisini artırma (upconversion lasing) ve mod-kilitleme gibi bilimsel ve teknolojik uygulama alanlarında aranılan malzemelerdir. Yarıiletkenlerin doğrusal olmayan veya doyurulabilir soğurma davranışı göstermeleri kullanılan lazer ışığının enerjisi ile yasak enerji aralıklarının rezonans durumda olup olmamasına bağlıdır. Kullanılan lazer ışığının enerjisi, yarıiletkenin yasak enerji aralığının yarısından büyük ve tamamından küçük ise ( E g > h ω E 2 g ) doğrusal olmayan soğurma (iki foton soğurması) davranışı gözlenir. Yarıiletkenin yasak enerji aralığında katkı veya kusur seviyelerinin olmaması durumunda bu kural geçerlidir. İki foton soğurması davranışı gösteren yarıiletkenlerde, kullanılan lazer ışığının atma enerjisinin yasak enerji aralığına oranı ( hω E ) 0.5 ten 1 e doğru yaklaştıkça iki foton g soğurma olasılığı artar. Optik fiberlerde dalga boyuna bağlı iki foton soğurma katsayısının değişimi incelenmiştir (Van Stryland 1985, Mizunami 1997, Mizunami 1999, Gonzalez 2009). Dalga boyu 440 nm den 560 nm ye arttırıldığında iki foton soğurma katsayısının β = (9±2)x10-5 cm/mw tan β = (4±1)x10-5 cm/mw a azaldığı bulunmuştur. hω E g oranı 1 e yaklaşmalı fakat 1 olmamalıdır. Çünkü 1 oranında olursa rezonans durumundan dolayı doyurulabilir soğurma gözlenme olasılığı doğar. Yarıiletkenin yasak enerji aralığında, kullanılan lazer ışığının enerjisine denk gelecek seviyelerde uzun ömürlü katkı veya kusur seviyeleri varsa ve lazer ışığının şiddeti iki foton soğurmasını baskın kılacak derecede yüksek değilse doyurulabilir soğurma gözlenir. Ayrıca kullanılan lazer ışığının enerjisi, yarıiletkenin yasak enerji aralığından büyük ise ( ђω > E g ) bu durumda da doyurulabilir soğurma gözlenir. 7

18 2.2 Doğrusal ve Doğrusal Olmayan Soğurma Doğrusal soğurma Malzemelerin doğrusal olmayan soğurmalarının belirlenebilmesi için bilinmesi gereken parametrelerden biri doğrusal soğurma katsayısıdır. Kalınlığı d olan saydam bir ortam üzerine enerjisi, birinci uyarılmış seviye ile taban seviyesi arasındaki enerji farkı kadar ya da ondan daha büyük (yarıiletkenler için hv E g ) bir ışık demeti gönderildiğinde, malzeme ışık demetinden enerji alarak uyarılmış duruma (yarıiletkenler için iletim bandına) geçer. Buna doğrusal soğurma denir. Şiddeti I o olan ν frekanslı ışık demeti gönderilirse (Şekil 2.4) bu ortamda bir soğrulma meydana geleceğinden (sadece soğrulma göz önüne alındığından ışığın yüzeyden yansıması ve saçılması göz önüne alınmayacaktır) çıkan ışığın şiddetinde (I) bir azalma olur, yani I<I o olur (Ateş 2002). Burada, malzemeye gönderilen ışığın şiddeti I o ın malzemede doğrusal olmayan optik tepkiler gerçekleştiremeyecek kadar düşük olduğu varsayılmıştır. Geçen ışığın şiddetinin (I), gelen ışığın şiddetine bağlılığı (I 0 ) Lambert-Beer yasası ile verilir: I = I 0. e -α.d Burada, d ışığın geçtiği ortamın kalınlığı, α ise doğrusal soğurma katsayısıdır. Doğrusal soğurma katsayısı, düşük şiddet bölgelerinde şiddetten bağımsız olup, sadece dalga boyuna bağlı olan sabit bir parametredir. 8

19 Şekil 2.4 Işığın madde içinden geçerken doğrusal soğurulması Doğrusal olmayan soğurma Lazer kaynaklı şiddetli bir ışın demeti, malzemenin optik özelliklerinde belirgin değişikliklere neden olabilir. Doğrusal olmayan soğurma, şiddet veya akının bir fonksiyonu olarak malzemenin geçirgenliğindeki değişikliğe atfedilir. Yeteri kadar yüksek şiddetlerde, malzemenin taban seviyesine inmeden önce birden fazla foton soğurmasının olasılığı büyük ölçüde arttırılabilir. Göppert-Meyer (1931) ikinci dereceden pertürbasyon teorisini kullanarak bir sistemde iki-fotonlu geçiş olasılığını teorik olarak türetmiştir (Sutherland 2003). Lazerin keşfinden beri, malzemelerin geniş bir bölümünde sadece iki-foton soğurması değil, ikiden çok foton soğurması geniş ölçüde çalışılmıştır. Buna ek olarak, şiddetli lazerler tarafından indüklenen nüfuslanmanın yeniden düzenlenmesi, katılarda serbest taşıyıcıların üretilmesi, karmaşık moleküllü sistemlerde karmaşık enerji geçişleri (ardışık foton soğurması) ve uyarılmış yayılma ve soğurma da çalışılmıştır. Artan şiddete bağlı olarak geçirgenlik artıyorsa; doyurulabilir soğurma, geçirgenlik azalıyorsa; doğrusal olmayan soğurma olarak adlandırılır. Doğrusal olmayan soğurma çeşitlerinden bazıları; ardışık foton soğurması, iki veya daha fazla foton soğurması, serbest taşıyıcı soğurması ve uyarılmış durum soğurması olarak verilebilir Doyurulabilir soğurma Bazı malzemeler, şiddetin arttırılması durumunda soğurma katsayılarının azalması özelliğine sahiptirler ve bu malzemelere doyurulabilir soğurucular denir. Doyurulabilir 9

20 soğurucularda, şiddetli lazer ışığına maruz bırakılan malzemenin ölçülen soğurma katsayısının (α) gelen lazer ışığının şiddetine (I) bağlılığı, = α α I (2.1) I s eşitliği ile verilir. Burada, α 0 doğrusal soğurma katsayısı ve I s malzemenin doyuma ulaşma şiddetidir. Bu özelliklere sahip olan malzemeler, atmalı lazerlerde lazer atmasının şeklinin düzenlenmesinde ve lazerlerde yüksek şidddetli ışık elde edilmesine neden olan kavite yapımında kullanılabilirler. Doyurulabilir soğurucu malzemeler, gelen ışığın şiddetinin arttırılması ile ışığın soğurmasını (soğurma katsayısı) azaltan optik bir malzemedir. Günümüzde daha çok pasif mod kilitlemede ve lazerlerde Q anahtarlamada kullanılmaktadırlar. Pasif mod kilitlemede, şekil 2.5 de gösterildiği gibi, artan şiddetle soğurması azalan bir durum vardır. Lazer kavitesi içerisine uygun özelliklere sahip bir doyurulabilir soğurucunun yerleştirilmesi ile elde edilir ( ayarli laser spektroskopisinin teorik incelenmesi-a theoretical study of time resolved laser spectroscopy#). Böylece lazer içerisindeki şiddeti düşük olan modlar, doyurulabilir soğurucu tarafından soğurularak, lazerden yüksek kazanç alan modlar ise soğurulmadan kavite içerisinde ileri-geri hareket edebilirler. Bu şekilde lazerin tek bir modda çalışması sağlanır. 10

21 Şekil 2.5 Bir doyurulabilir soğurucu için gelen ışığın şiddetiyle soğurma değişimi Q-anahtarlamada ise, lazerlerden kısa ve şiddetli atmaların elde edilmesinde kullanılır. Lazer atmalarının şiddeti düşük olan kısımları, doyurulabilir soğurucu tarafından soğurulurken, atmaların şiddetli kısımları doyurulabilir soğurucudan geçer. Böylece zamanda daralan atma, kazanç ortamından geçerek yükseltilir. Bu işlem, kavite içerisinde tekrarlandığında ise, süreli ve şiddetli atmalar elde edilir İki seviyeli sistemlerde doğrusal olmayan soğurma Yarıiletkenler, iki seviyeli bir sistem gibi ele alınabilir. Alt seviye olarak değerlik bandı, üst seviye olarak da iletim bandı ele alınabilir. İki seviyeli sistem şekil 2.6 da gösterilmektedir. Yarıiletkenin değerlik ve iletim bantları arasında kalan yasak enerji aralığına denk gelecek enerjiye sahip bir ışığa maruz bırakıldığında, bu ışık sayesinde değerlik bandındaki elektronlar direkt iletim bandına uyarılırlar. İki seviyeli sistemdeki bu soğurma, taban ve iletim bandındaki elektronların sayıları eşitleninceye kadar artabilir. Elektron sayıları eşitlendikten sonra ise gelen ışığın şiddeti arttırılsa dahi soğurma artmaz. Bunun sebebi ise, soğurmadan dolayı iletim bandına çıkan her elektrona, iletim bandından değerlik bandına düşen bir elektronun eşlik etmesidir. Sonuç olarak, sistem düşük şiddetlerdeki koşullarda olduğu kadar gelen ışığın büyük bölümünü soğurmayacaktır. Bu işlem doyurulabilir soğurma olarak adlandırılır (Shen 1984, Yariv 1989, Butcher ve Cotter 1990, Boyd 1992). Fakat bu işlemin taban 11

22 (değerlik) seviyesindeki elektronların sayısı ve çıkarılacakları seviyelerin sayısıyla ilişkili olduğunu göz önünde bulundurmak gerekir. Gelen ışın demeti sayesinde, taban seviyesindeki elektronların yarısı üst seviyeye uyarıldıklarında, bu malzemenin taban seviyesinde geri kalan elektronlarını uyarmak mümkün olmayacaktır ve malzeme doyuma ulaşmış olur. İkiden fazla seviyeli sistemlerde, uyarılan elektronların yerleşebilecekleri seviye sayısı sınırlı ve seviyelerin ömürleri uzun ise, bu durumda da malzeme doyuma ulaştırılabilir ve üzerine gelen ışığın büyük bölümünü geçirebilir. Bunun tersi durumda, uyarılan elektronların çıkabilecekleri seviyeler fazla ise, bu seviyeleri belli bir şiddete kadar doyurmak mümkün olmayacağından malzeme doyurulabilir soğurma yerine doğrusal olmayan soğurma gösterecektir. h ω e hω eg hω g Şekil 2.6 İki seviyeli bir sistemin şematik gösterimi İki-foton soğurması İki foton soğurması, gelen ışık demetinden iki fotonun kendiliğinden soğurulmaları sonucu sistemin taban seviyesinden bir üst seviyeye geçişini içerir. Tek-foton soğurması enerjiye bağlı iken iki foton soğurması şiddete bağlıdır. Dolayısıyla, iki foton soğurması spektroskopisi, sistemlerin uyarılmış durumlarının çalışılmasında doğrusal soğurma spektroskopisini tamamlar. 12

23 Bu olayı açıklayan muhtemel iki durum şekil 2.7 de gösterilmektedir. Birincisinde, ω frekansında salınan, aynı optik alandan iki fotonun yaklaşık olarak rezonansa (2ω) geçişini sağlayan soğurmadır. İkinci durumda, ω e ve ω p frekanslarına sahip iki alandan birer foton soğurularak yaklaşık olarak ω e + ω p ile rezonansta olan geçiş sağlanır. Bu durumdaki ilk alan (e alt indisli olan) pompa veya uyarma ışını, ikincisi ise (p alt indisli olan) pompa ışınına göre geciktirilmiş diğer bir ışın (probe) olarak düşünülebilir. Her iki durumda, aradaki seviye gerçek değil sanal seviyedir. Dolayısıyla sistem kendiliğinden iki fotonu soğurmalıdır. Uyarılmış seviye Uyarılmış seviye hω Sanal seviye hω p Sanal seviye hω hω e (a) Taban seviyesi (b) Taban seviyesi Şekil 2.7 İki foton soğurmasının şematik gösterimi. a. Kendiliğinden iki foton soğurması, b. ultra hızlı spektroskopi (pompa-gözlem) iki foton soğurması Geçiş gerçel ara seviye içermemesine rağmen, genellikle var olan safsızlıklardan dolayı az miktarda da olsa doğrusal soğurma oluşur. Bu soğurma işlemin son durumuna geçişte bir katkıda bulunmaz, fakat ek bir kayıp mekanizması olarak görev yapar. Tek fotonlu pompalama sonucu seviyeler arası geçişi içeren iki-basamaklı soğurma uyarılmış durum soğurması olarak adlandırılır Tek ışınla iki-foton soğurması Bu durumda, doğrusal olmayan soğurma, şiddetin karesiyle orantılıdır. Işık malzemeden geçerken oluşan şiddetteki azalmayı tanımlayan diferansiyel eşitlik, 13

24 di dz 2 = αi βi (2.2) şeklinde verilir. Burada, α safsızlıklardan kaynaklanan doğrusal soğurma katsayısı ve β iki foton soğurma katsayısıdır. İki foton soğurması katsayısı β malzemeyi karakterize eden makroskobik bir parametredir. Genellikle, iki foton soğurma olasılığının bir ölçütü olan iki foton soğurma tesir kesitine ( σ 2 ) bağlıdır. σ 2 ile β arasındaki bağıntı, hωβ σ 2 = (2.3) N şeklindedir. Burada N sistemdeki molekül sayısı ve ђω gelen optik alandaki fotonların enerjisidir. İki foton soğurma katsayısının üçüncü dereceden alınganlıkla ilişkisi, β 3π χ = (3) Im 2 ε 0n cλ (2.4) şeklindedir. Yani, belirlenir. ( 3 ) χ ün sanal (imajiner) kısmından doğrusal olmayan soğurma gücü Bir ölçüm alındıktan sonra iki foton soğurması gibi nicelikleri belirlemek için ω frekansındaki ışığa karşı malzemenin net geçirgenliğinden faydalanılır. Sürekli lazer veya atmalı lazer kullanımına bağlı olarak malzemenin geçirgenliği değişir. Her zaman ölçülen fiziksel nicelik optik enerjidir. Böylece geçirgenlik (T) geçen enerjinin gelen enerjiye oranı olarak adlandırılır. Gaussian atmalı lazer kullanıldığında malzemelerin geçirgenliği (Sutherland 2003), T = 2 ( 1 R) exp( αl) 2 ln 1+ q 0 exp( x ) π q 0 [ ]dx (2.5) 14

25 q 0 0 = β 1 R I L, ile verilir. Burada, ( ) eff aralığıdır). ( ) α 1 exp αl L eff = ve x = z z 0 (z 0 Rayleigh Bütün durumlarda, I 0 havadan malzeme üzerine gelen atmanın şiddetine karşılık gelirken, R parametresi malzemenin yüzeyindeki Fresnel yansımasıdır. Atmalı ışınlar için, zamanın integrasyonu atma süresine göre uzun olarak farzedilir. Dolayısıyla sınırları ± aralığında alınır. Gaussian şekilli atmalara sahip ışınların kullanılması durumunda atma t = 0 zamanında yerleştirilir ve τ, atma süresi parametresiyle ölçülür. Bu parametre, Gaussian atmasında atmanın tepe değerinin sine düştüğü genişlik olarak ölçülür. Atma süresi bazen de maksimumun yarısındaki tam genişlik (full width at half maximum) olarak ölçülür ( t FWHM için τ ile t FWHM arasındaki bağıntı (Sutherland vd. 2003), 1 ). Gaussian atması e t FWHM τ = (2.6) 2 ln 2 ile verilir İki ışınla iki-foton soğurması Bu işlem Şekil 2.7 b de gösterildiği gibi farklı frekanslardaki iki fotonun eşzamanlı soğurulmasını içerir. Bu işlem, malzemelerde uyarılan elektronların ömürlerini (uyarılmış durumda kalma sürelerini) belirlemek için yapılan ultra hızlı spektroskopi (pompa-gözlem) deneylerinde kullanılmaktadır. Bunlar pompa veya uyarma frekansı (ω e ) ve geciktirilmiş diğer bir ışığın (gözlem) frekansı (ω p ) olarak belirlenirler. Her iki ışının şiddetleri karşılaştırılabilir derecede olmalıdır, fakat genelde I p << I e olur. Bu işlemde yer alan iki foton soğurması katsayıları da üçüncü dereceden alınganlıkla ilişkilendirilirler. Pompa ve geciktirilmiş ışık ışınları ortogonal kutuplanmaya sahip olmalılar, yani bu doğrusal olmayan işlemler malzemede uyarılmış iki renkliliğe 15

26 (dichroism) yol açmalıdır. Işınların şiddetlerinin, malzeme içerisinde aldıkları yol (z) a bağlı olarak değişimlerini tanımlayan diferansiyel eşitlikler (Sutherland 2003), di dz e = α I e e 1 2 ω 2 2 e β ep I e I p β ee I e ω p di dz p 1 2 ω p 2 2 β pe I p I e β pp I p ω e = α p I p (2.7) şeklinde verilirler. Bu eşitliklerde ortadaki terimler uyarılmış iki renkliliği tanımlarken, ilk ve son terimler sırasıyla doğrusal ve kendiliğinden uyarılmış iki foton soğurmasını tanımlarlar. Burada iki durum göz önünde bulundurulur. Birincisi, pompa fotonunun enerjisi ilk iki foton geçişine izinli enerjinin yarısından küçüktür. Böylece β ee içeren terim ihmal edilir. Ayrıca, geciktirilmiş ışının enerjisinin pompa ışınının enerjisinden daha zayıf olduğu varsayıldığından dolayı kendiliğinden uyarılmış soğurmayı içeren β pp terimi de ihmal edilir. İkinci durumda, pompa ışını tarafından kendiliğinden uyarılmış iki foton soğurmasına izinli ve pompa ışınının yanında geciktirilmiş ışın ile beraber uyarılmış iki renkliliğin ihmal edildiği göz önünde bulundurulur. Bu pompa ışınının tek başına iki fotonla (2ω e deki) ve geciktirilmiş diğer ışınla beraber (ω e +ω p deki) seviyeleri pompalayabildiği durumdur. Yarıiletkenlerin iletim bandında ve çok atomlu moleküllerin uyarılmış durum spektrumunda meydana gelen iki fotona izinli seviyelerin yoğunluğunun çok olması durumunda bu olay gerçekleşir Serbest taşıyıcı soğurması Yarıiletkenlerde doğrusal soğurma ile üretilen serbest taşıyıcılar, iletim bandında daha yüksek (değerlik bandında daha düşük seviyelere) seviyelere fonon yardımlı soğurma yaparak geçerler. Bu işlem serbest taşıyıcı soğurması olarak bilinir. Serbest taşıyıcı soğurması, bant içi soğurma olarak da adlandırılır. Düşük soğurma düzeninde şiddetteki azalma; 16

27 I z = α 0 I σ c N c ( I ) I (2.8) şeklinde tanımlanabilir. Burada, N c (I) şiddete bağlı taşıyıcı yoğunluğu ve σ c, serbest taşıyıcı soğurma tesir kesitidir. Yüksek frekans geçirgenliğine 1 ω 2 ile orantılı olarak katkıda bulunmaktadır, yani yarıiletkenlerde kızılötesi ışımalarda çok önemli bir yere sahiptir. Serbest taşıyıcı yoğunluğu orantı denklemlerinden; N t α I = hω τ c 0 N c c (2.9) şeklinde verilir. Burada τ c elektron-deşik birleşmesine bağlı serbest taşıyıcı durulma süresidir. Malzemeye gelen ışığın atma süresi taşıyıcı durulma süresinden daha düşük olduğunda eşitlik (2.9) deki ikinci terim ihmal edilir ve akının zamanla değişimini elde etmek için eşitlik (2.8) ve (2.9) zaman üzerinden integre edilirler. F z = F α F F (2.10) s Burada F s = ђω / σ c doyum akısıdır (buradaki doyum akısının tanımlamasında yer alan ara kesit serbest taşıyıcı arakesitidir, yani doğrusal soğurma ara kesiti değildir) Uyarılmış durum soğurması Gelen ışığın şiddeti doyum şiddetinden çok büyük ise uyarılan seviye önemli derecede doldurulmuş olur. Yarıiletkenler ve çok atomlu sistemlerde uyarılan seviyenin yakınında yüksek yoğunlukta seviyeler vardır. Uyarılan bir elektron taban seviyesine inmeden bu seviyelerden birine hızlı bir şekilde geçiş yapar. Ayrıca uyarılan seviyeden daha yukarıda yer alan ve gelen foton ile yakın rezonansta olan seviyeler de mevcuttur. Bu yüzden, elektron taban seviyesine inmeden bir foton soğurarak yukarıdaki seviyelere 17

28 geçiş yapabilir. Bu işlem uyarılmış durum soğurması olarak bilinir ve gelen ışığın şiddeti arttırıldığında meydana gelir. Uyarılan seviyenin soğurma tesir kesiti taban seviyesinin soğurma tesir kesitinden daha küçük olması durumunda, sistem yüksek şiddetlerdeki ışığa maruz bırakılması durumunda sistemin geçirgenliği artacaktır. Bu işlem doyurulabilir soğurma olarak adlandırılır (Sutherland 2003). Bu işlem iki seviyeli sistemlerdeki doyurulabilir soğurmaya benzer fakat ondan çok daha karmaşıktır. İki seviyeli sistemlerde doyurulabilir soğurma, gelen ışığın atma süresi uyarılmış elektronun taban seviyesine veya herhangi bir alt seviyeye inme süresinden daha düşük olduğunda ve daha yüksek bir seviyeye geçiş olmadığında gerçekleşir. Yarıiletkenlerde, yasak enerji aralığından daha büyük enerjiye sahip bir foton soğurulması durumunda, yarıiletkenin bir elektronu iletim bandına yükseltilir. Uyarılan elektron fazla enerjisini çok hızlı bir şekilde ortama vererek, iletim bandının tabanına iner. Buradan da karakteristik birleşme süresinden sonra değerlik bandındaki uyarılmış bir deşikle birleşir. Bununla beraber, yeteri kadar yüksek şiddetlerde, iletim bandında iken büyük bir olasılıkla başka bir foton soğurur. Bu işlem serbest taşıyıcı soğurması olarak adlandırılır (Sutherland 2003). Amorf yarıiletkenlerde ise, kristal yarıiletkenlerden farklı olarak, iletim bandı ile değerlik bandı arasında tuzak seviyeleri mevcuttur. İletim bandına uyarılan elektronların bir kısmı, iletim bandının tabanına indikten sonra bu tuzak seviyelerine yakalanabilirler. Bu tuzak seviyelerine yakalanan elektronlar, başka bir foton soğurarak tekrar iletim bandına uyarılabildikleri gibi, değerlik bandına düşerek deşiklerle de birleşebilirler. Tuzak seviyelerinin ömürleri genellikle uzun olur (ns mertebelerinde). Eğer tuzak seviyelerinin sayıları çok az, ömürleri de uzun olursa tek foton soğurması, iki foton soğurması, serbest taşıyıcı soğurması ile iletim bandına aktarılan elektronlar, çok kısa bir süre içerisinde tuzak seviyelerine yakalanarak, bu seviyelerin doldurulmasına yani doyurulmuş soğurmaya katkıda bulunabilirler. 18

29 İki-foton yardımlı uyarılmış durum soğurması Malzemede iki foton soğurması fazla ise iki fotona izinli bir seviyenin önemli derecede dolmasına yol açar ve genellikle bu seviyeden sistemin daha yüksek seviyelerine ışımalı geçiş için izin verir. Bu işlem yarıiletkenler ve çok atomlu sistemlerde meydana gelir. Bu durumda sönüm ve uyarılmış seviyenin nüfuslanmasını veren eşitlikler (Sutherland 2003), I = αi βi z 2 σni (2.11) ve N dt = 2 β I N 2h ω τ (2.12) 1 şeklinde verilir. Burada α safsızlık soğurucularının doğrusal soğurma katsayısı ve τ 1 iki fotonla uyarılan seviyenin ömrüdür. Malzemenin uyarıldığı ışığın atma süresi iki fotonla uyarılan seviyenin ömründen çok büyük ise eşitlik (2.12) teki ikinci terim ihmal edilebilir. 19

30 3. MATERYAL ve YÖNTEM Bu bölümde (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletkeninin ince filmlerinin hazırlanması, filmlerin kalınlıklarının belirlenmesi ve doğrusal ve doğrusal olmayan optik soğurma özelliklerini belirlemek için kullanılan ölçüm yöntemlerinden bahsedilecektir. InSe ve GaSe III-VI grubunda olup, tabakalı yapıda bulunan yarıiletken ailesindendirler. Camassel (1978), InSe kristalinin temel olarak GaSe tek kristaline tabaka tabaka yapısı bakımından benzer olduğunu ve bu açıdan, yapılan soğurma deneylerinde elde edilen genel bilgilerin her iki kristal için kullanma imkanı vereceğini belirtmiştir. InSe, Se-In- In-Se (Blasi 1982, Ateş 2002) ve GaSe, Se-Ga-Ga-Se (Therhell 1983, Mc Canny ve Murray 1977) şeklinde bir yapıda paketler halinde bulunur. Şekil 3.l de sıkı paketlenmiş dört GaSe tabakasının oluşturduğu yapı gösterilmektedir (Kamimura ve Nakao 1968). InSe de aynı yapıda kristalleşir. Her bir tabaka diğer bir tabakaya Van der Waals kuvvetiyle bağlıdır. Bu kristaller, büyütülme koşullarına bağlı olarak n-tipi veya p-tipi yarıiletkenler şeklinde elde edilebilmektedirler. Şekil 3.1 GaSe nin kristalografik yapısı (Mc Canny ve Murray 1977). Galyum atomları açık renkli daire ile selenyum atomları koyu renk daire ile ifade edilmektedir (InSe de aynı yapıdadır). a. basit bir yapısı, b. tek bir tabaka üzerindeki yapısını göstermektedir. 20

31 Şekil 3.2 GaSe kristalinin sıkı paketli tabakalarının gösterimi (Kamimura ve Nakao 1968) InSe ve GaSe kristallerinin diğer özelliklerine bakacak olursak; InSe kristalinin özellikleri (Ateş 2002); Tabakalı yapıya sahiptirler. Tabakalı yapılar oldukça fazla anizotropik özelliklere sahiptirler. Atomlar birbirlerine kovalent veya iyonik bağla bağlanmışlardır. Her bir tabaka arasında Van der Waals bağı vardır. Oda sıcaklığında 1.3 ev luk bir enerji bant aralığına sahiptir. InSe in dört farklı tipi vardır. Bunlar; In 4 Se 3, InSe, In 0,8 Se 1.2 ve In 2 Se 3. Bunlar arasında InSe en basit kristal yapıya sahiptir. InSe; Se-In-In-Se tabakaları şeklinde kristalleşir. Isıya ve ışığa duyarlıdır. Erime sıcaklığı 660 o C dir. Eksiton seviyelerine sahiptirler. Güneş enerjisi ile çalışan aletlerde, elektronik teknolojisinde kapasitör ve mikro batarya gibi mikro devre elemanlarında temel malzeme olarak kullanılmaktadır (Ateş 2002). 21

32 GaSe kristalinin özellikleri (Yüksek 2010); InSe kristali gibi bu kristal de tabakalı yapıya sahiptir ve tabakalar birbirlerine Van der Waals kuvvetleriyle bağlanmışlardır. Oda sıcaklığında 2.11 ev luk indirek yasak enerji bant aralığına sahiptir (Lee 1976, Grasso 1986) ve direk veya indirek bant geçişli yasak enerji aralıkları arasında sadece 25 mev luk fark vardır (Chikan ve Kelley 2002). GaSe nin erime sıcaklığı 936 C dir (Gouskov vd. 1982). Çok yüksek çift kırıcılık özelliğine sahiptir (Fernelius 1994). Koyu kırmızı renkte olan GaSe çok kırılgan, yumuşak ve kolayca bölünebilen tabakalar halinde kristalleşir (Gouskov 1982). GaSe gibi tabakalı yapılar, zayıf olan bantlar arası bağlanmadan dolayı yığılma kusurları veya doğrusal kusurlar içerir. Kristaller büyütülürken kullanılacak tekniğin seçimi, laboratuvar şartları, kullanılan elementler ve oluşturulacak bileşikler dikkate alındığında oldukça önemlidir. Bu tez çalışmasında kullanılan (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristali Bridgman-Stockbarger yöntemi ile büyütülmüştür. 3.1 Dikey Bridgman ( Bridgman-Stockbarger ) Yöntemi Dikey Bridgman-Stockbarger (VBS) yöntemi oldukça kolay olmasıyla birlikte, genellikle tek kristal büyütme için kullanılmaktadır. Daha iyi kristal büyütme ihtiyacı, kristal büyütme kontrol sürecinin daha uygun hale getirilmesi çabasına neden olmuştur. Bu yöntemde, iyi belirlenmiş bir sıcaklık eğrisi olup, sabit bir büyütme fırını kullanılır. Büyütülmek istenen malzeme kuartz ampul içerisine yerleştirilir. Ampul içerisine yerleştirilen malzeme kristal büyütme fırınının sıcak bölgesinde eriyik halindedir. Kristalleşme sürecinin başlaması için fırın ile ampul arasında büyütme ampulünün alt ucunda sıcaklık azalmasıyla sonuçlanan göreli bir hareket başlar. Dipteki sıcaklık, erime sıcaklığının altına düştüğünde kristalleşme süreci başlar. Sonuç olarak tüm kristal oluşuncaya kadar daha fazla hareketle çok daha fazla malzeme katılaşır. Bu süreç devam ederken göz önünde bulundurulması gereken en önemli parametre fırın ve 22

33 ampuldeki sıcaklık dağılımıdır (Gouskov 1982, Boschert 2000, Kokh 2005). Şekil 3.3 te Bridgman fırınının şematik gösterimi yer almaktadır. Şekil 3.3 Bridgman fırınının düşey kesitinin şematik gösterimi ( Bridgman yönteminde, büyütme kapalı şekilde yapılır ve kristal bulunduğu kabın şeklini alır. Kapalı büyütmeden dolayı, soğutma sürecinde kristal üzerinde oluşan kabın basıncı ve kristalin büyütülmesi sırasında gözlemleme zorluğu olduğundan bu yöntemin dezavantajları da vardır (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin büyütülmesi Karışım kristali, Orta Doğu Teknik Üniversitesi Fizik Bölümü nde Prof.Dr. Nizami HASANLİ tarafından büyütülmüştür. Büyütülen kristal şekil 3.4 te gösterilmektedir. 23

34 Şekil 3.4 Karışım yarıiletken kristali (In 10 Ga 90 )Se den bir kesit Bu tez çalışmasında, incelenen amorf yapıdaki ince filmler, bu kristal kullanılarak, ısısal buharlaştırma yöntemi ile hazırlanmıştır. 3.2 Vakum Altında Isısal Buharlaştırma Yöntemi Isısal buharlaştırma, yüksek vakum altında, katı malzemelerin elektrik akımı ile ısıtılarak buharlaştırılması işleminin yapıldığı ince film kaplama yöntemidir. Katı durumdaki malzemelerin buharlaştırılarak, herhangi bir engelle karşılaşmadan alttaş üzerine direk gitmeleri sağlanır. Alttaş üzerine gelen buhar halindeki tanecikler enerjilerinin çok büyük bölümünü alttaş ile paylaşarak soğurlar ve tekrar katı hale geçerler. Bu şekilde, taneciklerin üst üste eklenmesi ile istenilen büyüklüklerde ince film elde edilebilir. Karışım yarıiletken kristali, (In 10 Ga 90 )Se ince filmleri Optik Malzeme Araştırma Laboratuvarımızda, şekil 3.5 te gösterilen vakum altında ısısal buharlaştırma sistemi ile büyütüldü. Bu sistemde ince filmler, istenilen hızda ve bilgisayar programına bağlı olarak kontrollü bir şekilde büyütülmektedir. Sisteme entegre olan kalınlık monitörü, yaklaşık %20 hata ile alttaş üzerine büyütülen ince filmlerin kalınlıkları hakkında bilgi verir. 24

35 Şekil 3.5 Vakum altında ısısal buharlaştırma sistemi (In 10 Ga 90 )Se ince filmlerinin hazırlanması ve büyütülmesi Karışım kristalinden belirli ağırlıklarda parçalar kesilerek, bu işlem gerçekleştirildi. Karışım kristalinden 43, 48, 54, 64 nm kalınlıklarında ince filmler büyütmek amacıyla sırasıyla; , , , gram lık kütleler hassas terazide tartıldı. Kristaller, buharlaştırma işlemi için hazır hale getirilip, daha önce kullanılmamış veya aynı kaplama için kullanılmış olan molibden kaşık üzerine dikkatli bir şekilde yerleştirildi. Kesilen kristallerin üzerinde büyütülecek olan iki tarafı parlatılmış fused silika alttaşlar, ultrasonik banyoda, deiyonize su içerisinde yaklaşık 2 saat süre ile temizlendi ve oksitlenmeyi ortadan kaldırmak amacıyla azot gazı kullanıldı. Temizleme işleminden hemen sonra alttaş tutucuya yerleştirildi. Alttaş tutucu, molibden kaşıktan yaklaşık 12 cm yukarıda asıldı. Bu işlem sonrasında vakum odasının basıncı 8x10-5 torr olarak ayarlandı ve kaşık üzerinden elektrik akımı geçirilerek ısıtılmaya başlandı. Kaşık, bütün ince filmler için yaklaşık olarak 44,5 amper de kızarmaya başladı. Kaşıktan geçirilen akım, ~ 55 amper olarak ayarlandı. Büyütme işlemi, kaşıktaki kristalin tamamı buharlaşınca sona erdi. 25

36 Şekil 3.6 Fused silika üzerine büyütülmüş (In 10 Ga 90 )Se ince filmleri ( nm) 3.3 Karışım Yarıiletken Kristalinin ve İnce Filmlerin Kalınlıklarının Belirlenmesi Doğrusal olmayan soğurma verilerinin arıtılabilmesi için, yarıiletken kristal ve ince filmlerin kalınlıklarının belirlenmesi gerekir. Tek kristal yapıdaki yarıiletkenlerin kalınlıkları, optik mikroskop ya da taramalı elektron mikroskobu ile belirlenebilirken, nanometre mertebesinde, amorf yapıdaki ince film kalınlıkları, daha hassas bir şekilde ölçüm yapabilen spektroskopik elipsometre ile belirlenebilmektedir. Film yüzeyine zarar vermemek ve çok küçük aralıklı ölçüm yapılabilmek için, ince film kalınlıklarının ölçümlerinde, optik teknikler tercih edilmektedir. Spektroskopik elipsometre çok kullanışlı bir tekniktir. Yüzeye dokunmadan ölçüm alıp, zarar vermeden ve vakum gerektirmeden, yansıma ve geçirgenliğin üzerine kutuplanmanın değişimini ölçmektedir. Kutuplanmada ölçülen değişiminden de malzemelerin kalınlık, kırılma indisi gibi özellikleri belirlenebilmektedir. Spektroskopik elipsometreler, birkaç Angström ile birkaç mikrometre kalınlıkları arasındaki kalınlıkları Angström hassasiyetinde ölçebilmektedir. Ayrıca spektroskopik elipsometre ile yüzey ve arayüz pürüzlüğü, kristallenme derecesi, alaşım konsantrasyonu, optiksel anizotropi ve malzemenin optik sabitlerine etki eden diğer özellikler gibi birçok özellik incelenebilmektedir. 26

37 3.3.1 Spektroskopik elipsometrenin çalışma prensibi Spektroskopik elipsometre, ışığın bir malzemeden geçmesi veya yansıması sırasında kutuplanmasında oluşan değişikliği ölçer. Kutuplanmadaki değişim, genlik oranı Ψ ve faz değişimi ile ifade edilir. Elde edilen veriler, her bir malzemenin optik özelliklerine ve ölçülen filmin kalınlığına bağlıdır. Bu sayede, spektroskopik elipsometre, film kalınlığının ve malzemelerin optik sabitlerinin belirlenmesinde kullanılabilmektedir. Ayrıca, malzemelerin bileşiminin, kristalleşme seviyesinin, düzgünsüzlüğünün ve katkılama oranının belirlenmesinde de kullanılabilir. Şekil 3.7 Spektroskopik elipsometre ölçümünün geometrisi Işık kaynağından gelen kutuplanmamış ışık, kutuplayıcı yardımıyla doğrusal kutuplanmış ışık demetine dönüştürülür (Şekil 3.8). 27

38 Şekil 3.8 Spektroskopik elipsometrenin şematik gösterimi Oluşan ışık demetinin elektrik alanı iki düzlemdeki s ve p vektör bileşenlerine ayrılabilir (Şekil 3.7 ). p-düzlemi gelen ve geçen ışın demetini içerir, s- düzlemi ise bu düzleme diktir. Doğrusal kutuplanmış ışık, kompansatör ile dairesel kutuplu ışığa çevrilir (Şekil 3.9). Şekil 3.9 Dairesel kutuplu ışığın elde edilmesi Örnek yüzeyinden yansıyan ışık demetinin elektrik alanı aynı şekilde p-düzlemi ile s- düzlemi bileşenlerine ayrılır. Yansıyan ışık tipik olarak eliptik kutuplanmıştır. Bu nedenle ölçüm düzeneğimizin adı elipsometredir. Kutuplanmış yansıyan ışık kutupluluk durumu için analiz edilir. Kutuplanmadaki ölçülen değişim malzemenin özelliklerini ortaya 28

39 çıkarmakta kullanılır. Dönen analizleyiciye gelen doğrusal kutuplanmış ışığın dedektör tarafından gerilime çevrilmesi sonucu oluşan grafik şekil 3.10 da gösterilmiştir. Şekil 3.10 Doğrusal kutuplu yansıyan ışığın gerilime çevrilmesi Matematiksel olarak, kutuplanmadaki değişim ρ ile gösterilir; r i p ρ = tanψe = (3.1) r s Eşitliğin sağ tarafı kompleks bir sayının başka bir ifadesi olarak düşünülebilir. Burada, tan Ψ yansıma üzerindeki genlik oranı ve faz kaymasıdır. Yapılan arıtım sonucunda, Fresnel eşitlikleri kullanılarak (r p ve r s ), hesaplanan Ψ ve değerleri deneyle en iyi şekilde uyum gösterdiğinde malzemenin optik sabitleri dediğimiz doğrusal kırılma indisi, sönüm katsayısı ve kalınlığı belirlenir. N cosφ N cosφ r s = N 0 cosφ 0 + N1 cosφ (3.2) 1 29

40 N cosφ N cosφ r p = N1 cosφ 0 + N 0 cosφ (3.3) 1 Φ 0 ; gelme açısı Φ 1 ; kırılma açısı Gelen ışın demeti ve yüzey normali arasındaki gelme açısı (Φ 0 ) şekilde 3.8 de gösterilmektedir. Spektroskopik elipsometrede, malzeme özelliklerini en iyi şekilde inceleyebilmek için, açı 55 0 ve 80 0 arasında değişir. Bütün ortamlar için kırılma indisinin kompleks gösterimi, N = n + jk olarak ifade edilir. n= kırılma indisi k= sönüm katsayısı Bu iki nicelik, ışığın malzeme ile nasıl etkileştiğini gösterir ve malzemenin optik sabitleri olarak adlandırılır. Elipsometrelerde dalga boyunun ve gelme açısının bir fonksiyonu olarak ρ ( ψ ve ) ölçülür. Ölçümden sonra veriler, optik sabitlerin tabaka kalınlığının ve diğer özelliklerin belirlenebilmesi için analiz edilmelidir (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin ve amorf yapıdaki ince filmlerinin kalınlıklarının belirlenmesi Karışım yarıiletken kristalinin kalınlığı, üzerine kamera monte edilmiş optik mikroskop yardımıyla belirlenirken, yarıiletken ince filmlerin kalınlıkları şekil 3.11 de gösterilen spektroskopik elipsometre yardımıyla 1.24 ev ile 3.34 ev ( nm) arasındaki foton aralığı kullanılarak belirlendi. İnce filmlerin kalınlıkları belirlenirken, malzeme özelliklerini en iyi şekilde inceleyebilmek için, malzemeye üç farklı açıda (60, 65 ve 70 ) ışık gönderilerek spektrumlar alındı. 30

41 Şekil 3.11 Spektroskopik elipsometre (Woollam,-M2000V ) 3.4 Yarıiletkenlerde Doğrusal Soğurma Katsayısı ve Yasak Enerji Aralığının Belirlenmesi Yarıiletkenlerde doğrusal soğurma katsayıları, kristal yapılar ve amorf yapılar için iki farklı şekilde belirlenir. Yarıiletken kristaller için; (3.4) bağıntısından bulunabilir (Pankove 1971). Eşitlikte, A bir sabit olmak üzere, hν uygulanan dalgaboyundaki fotonun enerjisi, E g yasak enerji aralığı ve n ise 1\2, 2, 3\2, 3 gibi değerler alarak, direk veya indirek yasak enerji bant aralığını belirler. n= 2, indirek bant geçişli fakat bant aralığında safsızlık yada katkı seviyelerinin olması, n= 3, indirek bant gecisli ve yasak enerji aralığında herhangi bir seviyenin olmaması, 31

42 n= 1/2, direk bant gecisli olup yasak enerji aralığında safsızlık veya katkı seviyelerinin olması, n= 3/2, direk bant gecisli olup yasak enerji aralığında herhangi bir seviyenin olmaması durumlarında kullanılır. Amorf yapıdaki yarıiletkenler için, soğurma katsayısına bağlı olarak iki durum vardır. Birinci durum, soğurma katsayısının α > 10 4 cm -1 olması halinde aynı (3.4) eşitlik kullanılırken, soğurma katsayısının 1 < α < 10 4 cm -1 olması halinde; α = α E 0 exp E (3.5) e eşitliği kullanılır (Pankove 1971, Qasrawi 2005). Eşitlikte α 0 sabit olmak üzere, E gelen fotonun enerjisi, E e üstel kenar bölgesinin eğimini karakterize eder ve filmde var olan kusur veya katkı seviyelerinin bant kuyruğunun genişliğine karşılık gelir. Yasak enerji aralığının belirlenmesi için, α soğurma katsayısı, hν fotonun enerjisi olmak üzere, kristal ve amorf yapıdaki yarıiletkenler için (3.4) eşitliği kullanılarak, hν ye karşılık gelen (αhν) n çizilir. x- ekseni hν, y-ekseni (αhν) n olup, soğurma kenarına bitişik bir çizgi çekilerek, x- eksenine indirilir. Bu çizginin indiği noktada, x- eksenini kestiği noktanın enerji değeri, o malzemenin yasak enerji aralığını belirler (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin ve amorf yapısının doğrusal soğurma özellikleri İncelenen yarıiletken kristalinin ve fused silika alttaş üzerine büyütülen amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal soğurma spektrumları şekil 3.12 de gösterilen doğrusal soğurma spektrometresi (Shimadzu UV-1800) ile alındı. Bu doğrusal soğurma spektrometresi yardımıyla morötesi (ultraviyole) ile kızılötesi (infrared) ( nm) arasındaki bölgenin doğrusal soğurma spektrumu alınabilmektedir. 32

43 Şekil 3.12 Doğrusal soğurma spektrometresi (Shimadzu UV-1800) Yarıiletken kristallerin doğrusal soğurma spektrumları alınırken, ortamdaki gürültüyü yok etmek için spektrumun alınacağı bölge, malzeme yok iken tarandı. Daha sonra malzeme ışığa dik gelecek şeklide konularak, tekrar aynı spektrum bölgesi tarandı. Amorf yapıdaki ince filmlerin doğrusal soğurma spektrumları belirlenirken, önce referans spektrumu (baseline) almak için spektrometrenin içinde hem referans hem de malzemenin konulacağı yerlere fused silika alttaşlar (ince filmler fused silika alttaşlar üzerine büyütüldükleri için) konularak, alınacak spektrum bölgesi tarandı. Daha sonra malzemenin konulacağı yerden fused silika alttaş kaldırılıp, onun yerine üzerine ince film kaplanmış fused silika alttaş konuldu ve spektrum bölgesi tarandı. Böylece alttaştan kaynaklanan ve soğurma spektrumuna katkıda bulunabilecek etki önlenmiş oldu. 33

44 3.5 Z-Tarama Tekniği Farklı malzemelerin (organik yapılar, sıvı kristaller, yarıiletkenler..) doğrusal olmayan kırılma indisi ve soğurma katsayılarının hesaplanmasında farklı yöntemler ve deney düzenekleri kullanılmaktadır. Bu deneysel yöntemlerin içinde en çok kullanılanı Z- tarama yöntemidir. Bu teknik ilk olarak Bahae ve çalışma arkadaşları tarafından ortaya konmuştur (Bahae 1990). Bu teknikte tek ışın demeti kullanıldığından dolayı diğer tekniklere göre çok daha kolaydır. Z- tarama tekniğini diğer tekniklerden üstün kılan özelliği, doğrusal olmayan kırılma indisi ve soğurma değerlerinin büyüklüğünün ve işaretlerinin belirlenebilmesidir. Z-tarama tekniği, açık yarık Z-tarama ve kapalı yarık Z-tarama olmak üzere iki bölümden oluşmaktadır. Kapalı yarık Z-tarama bölümünde, malzemelerin doğrusal olmayan kırılma indisleri belirlenirken, açık yarık Z-tarama bölümünde doğrusal olmayan soğurma ve doyurulabilir soğurma etkileri belirlenebilmektedir. Doğrusal olmayan kırılma indisi değişimleri bu tez kapsamının dışında olduğundan dolayı kapalı yarık Z-tarama bölümü üzerinde durulmayacaktır Açık yarık Z-tarama tekniği Açık yarık Z-tarama tekniğinde, malzemeden geçen ışın demetinin tamamının bir mercekle toplanarak, dedektöre ulaşması sağlanır. Gaussian profiline sahip bir ışın demeti, ince kenarlı bir mercek yardımı ile odaklanarak malzemeye düşürülmektedir. Malzeme merceğin önünden başlayarak hareket ettirilerek odağa getirilir ve odaktan geçirilip, uzaklaştırılarak farklı şiddetlere maruz bırakılır. Bu durumda malzemenin odağa gelip oradan uzaklaşması durumunda, dedektöre düşürülen enerjide farklı durumlar oluşabilir. 34

45 Şekil 3.13 Açık yarık Z-tarama deney düzeneği P: Prizma, A: Ayna, ND: ND Filtre, Y: Yarık, M: Mercek, N: Malzeme, D: Dedektör İlk olarak, malzemenin doğrusal olmayan soğurma özelliği gösterdiğini düşünelim. Merceğin önünde şiddetin düşük olmasından dolayı sadece doğrusal soğurma oluşur. Malzeme doğrusal olmayan tepkinin gözleneceği şiddetin olduğu bölgeye geldiğinde (odağa yaklaştığında), doğrusal soğurmaya ek olarak doğrusal olmayan soğurma da katkıda bulunur ve dedektöre ulaşan enerjide düşüş gözlenir. Bu düşüş, şiddetin en yüksek olduğu odak noktasına ulaşılıncaya kadar devam eder. Malzeme odağı geçtikten sonra malzemeden geçen şiddet tekrar artmaya başlayacağından dolayı, dedektöre ulaşan enerji giderek artmaya başlar. Doğrusal olmayan tepkinin gözlenemeyeceği bölgeye ulaşıldığında, sadece doğrusal soğurma gözlenir. Dedektör tarafından ölçülen enerji değerleri 1 e normalize edilerek doğrusal olmayan soğurma eğrisi elde edilir (Şekil 3.14). 35

46 Şekil 3.14 Doğrusal olmayan soğurma Malzeme doyurulmuş soğurma özelliği gösteriyor ise, doğrusal bölge geçildikten sonra doğrusal olmayan tepkinin gözleneceği noktaya gelindikten sonra odağa kadar dedektöre gelen enerjide bir artış olur, odak geçilip doğrusal olmayan tepkinin gözlenemeyeceği noktaya gelene kadar dedektöre gelen enerjide tekrar azalma olur ve doğrusal bölgeye geçilir. Burada dedektörden alınan veriler de 1 e normalize edilerek doyurulabilir soğurma eğrisi elde edilir (Şekil 3.15). 36

47 Şekil 3.15 Doyurulabilir soğurma eğrisi (In 10 Ga 90 )Se in kristal ve amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurmalarının belirlenmesi Bu tez çalışmasında, incelenen karışım yarıiletkeninin kristal ve amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurmaları açık yarık Z-tarama tekniği ile incelenmiştir. Bu deneylerde, 4 ns atma süreli, 1064 nm dalga boylu (1.16 ev) ve 10 Hz frekanslı, neodmiyum katkılı yitriyum-alüminyum garnat (Nd:YAG) lazeri (Quantel Brillant), 65 ps atma süreli, 1064 nm dalga boylu (1.16 ev) ve 10 Hz frekanslı Nd:YAG lazeri (Continuum Leopard SV) kullanılmıştır. Açık yarık Z-tarama deneylerinde z-eksenine bağlı olarak şiddeti değiştirmek için, 20 cm odak uzaklığına sahip ince kenarlı odaklama merceği kullanıldı. Karışım kristalinin nanosaniye lazer ışık kaynağı ile yapılan açık yarık Z-tarama deneyler I 0 = GW/cm 2 ile GW/cm 2 odak şiddetleri aralığında 3 farklı şiddette yapıldı. Pikosaniye lazer ışık kaynağı kullanılarak yapılan açık yarık Z-tarama deneyleri ise, I 0 = GW/cm 2 ile GW/cm 2 odak şiddetleri aralığında 3 farklı şiddette yapıldı. İnce filmlerin pikosaniye açık yarık Z-tarama deneylerinde ise, 20 cm odak 37

48 uzaklıklı ince kenarlı mercek kullanıldı. Pikosaniye açık yarık Z-tarama deneyler I 0 = 1.35 x W/m 2 şiddetinde yapıldı. 3.6 Ultra Hızlı Spektroskopi (Pompa-Gözlem Spektroskopisi) Ultra hızlı (fs) spektroskopi yöntemi, malzemelerdeki elektronların uyarılabilecekleri izinli seviyeleri ve bu seviyelerde kalma sürelerini belirlemeye yardımcı olur. Beyaz ışıklı ultra hızlı spektroskopi (pompa-gözlem) deney düzeneği şematik olarak şekil 3.16 da gösterilmektedir. Ultra hızlı spektroskopi tekniği ile incelenen örneklerin elektronları şiddetli ve çok hızlı bir pompa atmasıyla taban seviyesinden birinci uyarılmış seviyeye uyarılırlar. Şiddetçe zayıf olan geciktirilmiş diğer ışın (genellikle beyaz ışık kullanılır ve gözlem olarak adlandırılır), elektronlar birinci uyarılmış seviyeye uyarıldıkları anda gönderilir. Pompa ve beyaz ışık atmaları, fiziksel olarak aynı anda, malzeme üzerinde aynı noktaya düşürülürler. Beyaz ışın içerisinden gerekli dalga boyunda ışın soğurarak, birinci uyarılmış seviyedeki elektronların bir kısmının, daha üst uyarılmış seviyelere çıkmaları sağlanır. Bu olay zamanda sıfır noktası olarak bilinir. Beyaz ışın spektrumundan soğurulan dalga boyları vasıtası ile elektronların uyarılabilecekleri izinli seviye ya da seviyeler belirlenebilir. Birinci uyarılmış seviyesine uyarılan elektronların bir kısmı da beyaz ışık atması ile karşılaşmadan taban seviyesine inebilirler. Beyaz ışık atmaları pompa atmalarına göre geciktirilir. Bu durumda beyaz ışık ile karşılaşmadan taban seviyesine inen elektronların sayısında artış olacağından, daha üst uyarılmış seviyelere uyarılabilen elektronların sayısında üstel olarak azalma olur. Beyaz ışık atmalarının geciktirilmesi işlemi birinci uyarılmış seviyesinden daha üst seviyelere elektronlar uyarılamayana kadar, yani tüm elektronlar taban durumuna düşene kadar devam ettirilir. Beyaz ışın spektrumunun bir dalga boyunda oluşan soğurmanın zamanla azalışı, üstel düşüş ifadesi ile arıtılarak bu dalga boyuna karşı gelen seviyenin ömrü yani elektronların bu seviyede kalma süreleri belirlenir. 38

49 OPA nın (Optik Parametrik Yükselteç) çıkışı nm arasında ayarlanabilir bir pompa ışını elde etmek için kullanılır. Beyaz ışık (probe) Spitfire den çıkan 800 nm dalga boyundaki ışık safir plaka üzerine gönderilerek üretilir. Pompa ve beyaz ışık atmalarının malzeme üzerinde fiziksel olarak aynı noktadan geçmeleri sağlanır. Malzemenin içinden geçen pompa ışını malzemenin arkasında bir bloklayıcı ile kesilirken, malzemeden geçen beyaz ışık optik spektrometre ile algılanır. Pompa ile beyaz ışık atmaları arasında zamandaki gecikme, üzerine ters yansıtıcı ayna (retroreflector mirror) monte edilmiş adım motorunun hareket ettirilip, beyaz ışığın daha çok yol alması ile ayarlanır. Bilgisayar Y M F M A FOK FOS TYA S ND A B SP N Y A A Y Y Y A ND A P K A A Y A A A A A A A TFP Spitfir OPA Şekil 3.16 Ultra hızlı spektroskopi (pompa-gözlem) deney düzeneğinin şematik gösterimi. TFP : İnce film kutuplayıcı, A : Ayna, Y : Yarık, TYA : ters yansıtıcı ayna, S : Adım motoru, ND : ND filtre, SP : Safir plaka, N : Malzeme, M : Mercek, F : Filtre, FOK : Fiber optik kablo, FOS : Fiber optik spektrometre, OPA : Optik parametrik yükselteç, K : Kesici, P :Kutuplayıcı ve B : Bloklayıcı 39

50 3.6.1 Amorf ince filmlerde serbest taşıyıcı ömürlerinin belirlenmesi Karışım kristaline ait amorf ince filmlerdeki serbest taşıyıcı ömürleri ultra hızlı spektroskopi (Şekil 3.16) ile belirlendi. Bu deneyde pompa ışını olarak, Ti:Safir lazer yükselteci-optik parametrik yükselteç sisteminden elde edilen, 800 nm dalga boylu, 1 khz frekanslı ve 200 fs atma süreli lazer ışığı kullanıldı. Gözlem ışını olarak da, safir plakadan üretilen süreli beyaz ışık kullanıldı. Gözlem ışınının geciktirilmesi motorize hareket düzeneği yardımıyla gerçekleştirildi. Şekil 3.17 Ultra hızlı spektroskopi deney düzeneği (Spectra Physics, Helios) 3.7 Atomik Kuvvet Mikroskobu (Taramalı Kuvvet Mikroskobu) Atomik kuvvet mikroskobu (AFM), mikroskobik boyuttaki yapıları karakterize etmek için kullanılmaktadır. Yüzey karakteristiğini belirlerken, doğru sonuç için 100 µm ile 1 µm den daha az aralığa kadar yüzey taranabilir. Şekil 3.18 de gösterildiği gibi sivri uç (manivela uç) ile yüzey taranır ve yüzey ile arasındaki kuvvet ölçülür. AFM nin çalışma 40

51 prensibi esas olarak, algılama ve örnek ile sivri uç (manivela uç) arasındaki kuvvetlerin kontrolüne dayanmaktadır. Bir atoma kadar sivriltilmiş ucu ile bir yüzeydeki atomlara dokunulduğunda oluşan kuvvetlere dayanarak, yüzeyin şeklini bulmak, yalnızca atomik kuvvet mikroskobu ile sağlanabilir. Şekil 3.18 Birkaç atom çapında inceltilmiş manivela ucu Bu tez çalışmasında ise, (In 10 Ga 90 )Se in amorf yapıdaki ince filmlerinin morfolojik yapıları atomik kuvvet mikroskobu (PSIA XE-100E) ile incelendi (Şekil 3.19). Şekil 3.19 Atomik Kuvvet Mikroskobu (PSIA XE-100E) (UNAM) 41

52 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Yarıiletkenlerde doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurma, yarıiletkenlerin kristal veya amorf yapıda olmaları, enerji bant aralığı, atma genişliği gibi parametrelere bağlıdır. Bu tez çalışmasında, (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristali ve amorf yapıdaki ince filmlerinin doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurma özellikleri incelendi. Doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurma parametrelerinin elde edilebilmesi için kristal ve amorf yapılar için kalınlıklar, yasak enerji bant aralıkları, çalışılan dalga boyuna ait doğrusal soğurma katsayıları gibi niceliklerin belirlenmesi gerekir. Bulgular ve tartışma bölümünde, karışım kristali ve amorf yapıların kalınlıkları, yasak enerji bant aralıkları, doğrusal soğurma spektrumları ve açık yarık Z-tarama deneyleri ile elde edilen veriler göz önünde bulundurularak, hem kristal hem de amorf yapıdaki ince filmlerinin doyurulabilir soğurma ve doğrusal olmayan optik soğurma özellikleri yorumlanacaktır. 4.1 (In 10 Ga 90 )Se Karışım Yarıiletken Kristali Ölçüm Sonuçları Karışım yarıiletken kristal kalınlıkları (In 10 Ga 90 )Se yarıiletken kristal kalınlıkları, optik mikroskop kullanılarak 10 µm olarak belirlendi Karışım yarıiletken kristalinin doğrusal soğurma spektrumu İncelenen, karışım yarıiletken kristalinin Shimadzu UV-1800 spektrometresi ile belirlenen doğrusal soğurma spektrumu aşağıda şekil 4.1 de verilmektedir. 42

53 Şekil 4.1 (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin doğrusal soğurma spektrumu Karışım yarıiletken kristalinin yasak enerji bant aralığı Doğrusal soğurma spektrumundan yararlanılarak hesaplanan yasak enerji bant aralığı, daha önce verilen 3.1 eşitliği kullanılarak hesaplandı. Bu yarıiletken kristal, direk bant geçişine sahip olduklarından dolayı, eşitlik 3.4 teki n 1/2 olarak seçildi ve yasak enerji bant aralıkları hesaplandı. 43

54 Şekil 4.2 (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletken kristalinin yasak enerji bant aralığı Karışım yarıiletken kristalinin doğrusal olmayan soğurma davranışı Karışım yarıiletken kristali (In 10 Ga 90 )Se nin nanosaniye açık yarık Z- tarama deneylerinden elde edilen doğrusal olmayan soğurma eğrileri şekil 4.3 te, pikosaniye açık yarık Z-tarama deneylerinden elde edilen doğrusal olmayan soğurma eğrileri şekil 4.4 te gösterilmektedir. 44

55 Şekil 4.3 (In 10 Ga 90 ) Se karışım yarıiletken kristalinin 1064 nm dalgaboyu, 4 ns atma süresi ve farklı şiddetlerdeki nanosaniye açık yarık Z- tarama eğrileri Şekil 4.4 (In 10 Ga 90 ) Se karışım yarıiletken kristalinin 1064 nm dalgaboyu, 65 ps atma süresi ve farklı şiddetlerdeki pikosaniye açık yarık Z- tarama eğrileri 45

56 4.2 Amorf Yapıdaki İnce Filmlerin Ölçüm Sonuçları Amorf yapıdaki ince filmlerin doğrusal soğurma spektrumu Karışım yarıiletken kristaline ait ince filmlerin Shimadzu UV-1800 spektrometesi ile alınan doğrusal soğurma spektrumu şekil 4.5 te gösterilmektedir. İnce filmlerin doğrusal soğurma spektrumunda, soğurmanın dik yerine eğimli azalması, filmlerin yapısının amorf olduğunu göstermektedir. Şekil 4.5 (In 10 Ga 90 ) Se ince filmlerinin doğrusal soğurma spektrumu Amorf yapıdaki ince filmlerin kalınlıkları Amorf yapıdaki ince filmlerin kalınlıkları spektroskopik elipsometre ile belirlendi. Doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurma davranışlarını incelemek üzere, karışım yarıiletken kristalinden farklı kalınlıklarda 4 adet ince film (43, 48, 54, 64 nm) büyütüldü. 46

57 Şekil 4.6 (In 10 Ga 90 )Se ince filmlerinin kalınlığa bağlı yasak enerji bant aralıkları Amorf yapıdaki ince filmlerin yasak enerji bant aralıkları Amorf yapıdaki ince filmlerin yasak enerji bant aralıkları soğurma spektrumlarından yararlanılarak hesaplandı. Amorf ince filmlerinin yasak enerji bant aralıkları belirlenirken, amorf ince filmlerinin direk bant geçişine sahip oldukları düşünülerek eşitlik 3.4 teki n terimi 1/2 olarak alındı. Normalde, InSe amorf ince filmleri direk bant geçişine sahip olduklarından n terimi 1/2, GaSe amorf ince filmlerinin indirek bant geçişine sahip olduğundan (Thamiselvan vd. 2004), n terimi 2 olarak alınır. Bu tez çalışmasında, amorf ince filmlerin yasak enerji bant aralıklarının belirlenmesi için hesaplanan verilerde, en iyi sonuç, n terimi için 1/2 değeri alındığında elde edilmiştir. Amorf ince filmlerin yasak enerji bant aralıkları şekil de verildiği gibidir. 47

58 Şekil 4.7 (In 10 Ga 90 )Se amorf ince filmlerinin yasak enerji bant aralıkları Amorf yapıdaki ince filmlerin doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurmaları 43, 48, 54, 64 nm kalınlıklarındaki, (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinin kalınlığa bağlı doğrusal olmayan ve doyurulabilir soğurma özellikleri nanosaniye ve pikosaniye açık yarık Z-tarama deneyleri ile araştırılmıştır. Nanosaniye açık yarık Z- tarama deneylerinde sonuç elde edilemezken (5. bölümde tartışılacaktır), 65 ps atma süreli pikosaniye açık yarık Z-tarama deneylerinin arıtılmamış sonuçları aşağıda gösterilmektedir (Şekil 4.8). 48

59 Şekil 4.8 (In 10 Ga 90 )Se ince filmlerinin I 0 = 1.35 x W/m 2 şiddetinde alınan arıtılmamış pikosaniye açık yarık Z-tarama eğrileri Ayrıca, açık yarık Z-tarama deneylerinde, şiddete bağlı olarak, 64 nm kalınlığına sahip ince filmin fit edilmemiş pikosaniye açık yarık Z-tarama sonucu şekil 4.9 da verilmektedir. Örnek, düşük şiddette doğrusal olmayan soğurma gösterirken, şiddet arttıkça doyurulabilir soğurma davranışı göstermektedir. 49

60 Şekil nm kalınlığındaki (In 10 Ga 90 )Se ince filminin 65 ps atma süresi ve farklı şiddetlerdeki arıtılmamış pikosaniye açık yarık Z-tarama eğrileri 50

61 5. TARTIŞMA VE SONUÇ 5.1 (In 10 Ga 90 )Se Karışım Yarıiletken Kristali Kalınlığı 10 µm olan (şekil 3.4), (In 10 Ga 90 )Se yarıiletken kristalinin doğrusal soğurma spektrumundan (şekil 4.1), soğurma bandının 639 nm dalga boyuna denk geldiği görülmektedir. Yani, 639 nm dalga boyundan daha düşük enerjiye sahip ışınlar, değerlik bandında bulunan elektronları iletim bandının üstüne uyaracağı anlamına gelmektedir. Dalga boyunun karşılık geldiği soğurma bandı, yarıiletken kristalin yasak enerji bant aralığını vermektedir. Şekil 4.2 de görüldüğü gibi yarıiletken kristalin yasak enerji bant aralığı (E g ) 1.92 ev tur. Literatürde incelenen InSe ve GaSe kristallerinin yasak enerji bant aralığına bakacak olursak, InSe yarıiletken kristali için yasak enerji bant aralığı 1.29 ev (Ateş 2002), 1.3 ev (Sreekumar 2006) ve 1.22 ev (Yüksek 2010) olarak belirlenmişken, GaSe yarıiletken kristali için yasak enerji bant aralığı 2.11 ev ( Lee 1976, Grasso 1986), 2.0 ev (Vodopyanov 1998) ve 1.98 ev (Yüksek 2010) olarak bulunmuştur. Bu tez çalışmasında incelenen yarıiletken kristalinin GaSe ve InSe oranlarına bakacak olursak, % 90 oranında GaSe ve % 10 oranında InSe karışımı ele alınmıştır. Karışım kristalinin yasak enerji bant aralığının, GaSe yarıiletken kristalinin yasak enerji bant aralığına yakın bir değer çıkması, GaSe oranının yüksek olmasına (%90) bağlı olarak açıklanabilir. Şekil 4.1 de doğrusal soğurma bandında meydana gelen pik, karışım kristalinin bu dalga boyu civarında bir eksiton bölgesine sahip olduğunu göstermektedir. Ayrıca şekil 4.1 de, (In 10 Ga 90 )Se karışım yarıiletkeninin soğurma kenarının keskin olması, bu yapının oldukça saf bir kristal yapıda olduğunu göstermektedir. Karışım kristalinin nanosaniye ve pikosaniye açık yarık Z-tarama deneylerinden elde edilen ölçümler 4. bölümde verilmiştir nm dalgaboyu ve 4 ns atma süreli nanosaniye lazer ile yapılan açık yarık Z-tarama deneylerinden alınan ölçümler şekil 4.3 te ve 1064 nm dalga boyu ve 65 ps atma süreli pikosaniye lazer ile yapılan açık yarık Z-tarama deneylerinden alınan ölçümler de şekil 4.4 de verilmektedir. Şekil 4.3 ve 4.4 te görüldüğü gibi (In 10 Ga 90 )Se yarıiletken karışım kristali, doğrusal olmayan soğurma göstermektedir. 51

62 Nanosaniye ve pikosaniye açık yarık Z-tarama deneylerinde kullanılan lazer ışık kaynaklarının her ikisinin de enerjileri 1.16 ev (1064 nm) tur. (In 10 Ga 90 )Se yarıiletken karışım kristalinin yasak enerji bant aralığının (1.92 ev) yarısından büyük ve tamamından küçük olduğu için ( E g >hν>e g /2 ) buradaki doğrusal olmayan soğurma, iki foton soğurması (TPA) olarak gerçekleşir. İki foton soğurması, şiddete bağlı soğurma olup, doğrusal olmayan soğurma grubunda yer almaktadır (uyarılmış durum soğurması, ardışık foton soğurması, serbest taşıyıcı soğurması vs.). Şiddete bağlı soğurmalarda, soğurma katsayısı, α ( I ) = α 0 + βi (5.1) eşitliği ile ifade edilir. Bu eşitlikte, α 0 doğrusal soğurma katsayısı ve β iki foton soğurma katsayısıdır. Buradan geçirgenlik denklemi (Bahae 1990), T 1 ( z, S 1) = ln 0 π q 0 ( z,0) 2 τ [ 1+ q ( z,0) e ] = dτ (5.2) şeklinde verilir. Burada; q 0 ( z,0) = β I 0 L eff /(1+ z / z ) 0, z 0 = kω 0 / 2, I 0 lazer ışınının odaktaki (z = 0) şiddeti, x = z/z 0 ve L eff malzemenin etkin kalınlığıdır. (In 10 Ga 90 )Se karışım kristalinin nanosaniye ve pikosaniye açık yarık Z-tarama deney verileri eşitlik 5.2 kullanılarak belirlendiler. Elde edilen doğrusal olmayan soğurma katsayıları (β) çizelge 5.1 de verilmektedir. 52

63 Çizelge 5.1 (In 10 Ga 90 )Se karışım kristalinin nanosaniye ve pikosaniye lazer ışık kaynaklarıyla farklı odak şiddetlerinde yapılan açık yarık Z-tarama deneylerinden elde edilen doğrusal olmayan soğurma katsayıları (β).. Şiddet Nanosaniye ω 0 (µm) Şiddet Pikosaniye L (µm) α 0 (cm -1 ) (GW/cm 2 ) sonuçları (GW/cm 2 ) sonuçları β (cm/w) β (cm/w) x x x x10-4 ~ x x x x x x x x10-5 L malzemenin kalınlığı, α 0 doğrusal soğurma katsayısı ve ω 0 ışığın çapıdır. Çizelge 5.1 de görüldüğü gibi, odaktaki şiddetin artmasıyla, iki foton soğurma katsayılarının nanosaniye sonuçları β = 5.01x10-4 cm/w tan β = 8.12x10-4 cm/w a ve pikosaniye sonuçları β = 1.99x10-5 cm/w tan β = 2.51x10-5 cm/w a artmaktadır. Literatürde incelenen GaSe kristalinin 1064 nm dalga boyunda elde edilen iki foton soğurma katsayıları (Vodopyanov 1998, Yüksek 2010) referanslarında verilmektedir. GaSe yarıiletken kristalinin literatürde elde edilen iki foton soğurma katsayılarını birbirleriyle karşılaştırmak doğru olmayabilir. Çünkü, iki foton soğurma katsayısı, ölçülen yarıiletken kristalin safsızlığına, kullanılan deney yöntemlerine, kullanılan lazere bağlı olarak değişebilir. Literatürde, Adduci (1977), yaptıkları çalışmada GaSe yarıiletken kristalinin iki foton soğurma katsayısını, β = 1.1x10-7 cm/w ve Allakhverdiev (1999) yaptığı çalışmada β = 6.3x10-9 cm/w bulmuştur. Son çalışmalarda ise iki foton soğurma katsayısı 1.07x10-9 cm/w (Allakhverdiev 2006) olarak bulunmuştur. GaSe yarıiletken kristalinde de gözlendiği gibi (Yüksek 2010), odak şiddetinin artmasıyla, 4 ns ve 65 ps atma süresine sahip lazerlerin her ikisinde de, (In 10 Ga 90 )Se yarıiletken karışım kristalinin iki foton soğurma katsayısı artmaktadır. 53

64 5.2 (In 10 Ga 90 )Se nin Amorf Yapıdaki İnce Filmleri Farklı kalınlıklardaki (43, 48, 54, 64 nm) (In 10 Ga 90 )Se amorf ince filmlerinin doğrusal soğurma spektrumundan (şekil 4.5) görüldüğü gibi soğurma kenarları yarıiletken karışım kristalindeki gibi keskin bir pik oluşturmamıştır. Bunun nedeni, (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerin yasak enerji bant aralıklarında kusur seviyelerinin oluşmasıdır. Bu tez çalışmasında, (In 10 Ga 90 )Se amorf ince filmlerinin kalınlıklarının yasak enerji bant aralıkları ile değişimi incelenmiştir. Literatürde, InSe amorf yapıdaki ince filmlerinde (Ateş 2006, Ateş 2008, Yüksek 2010b) kalınlık arttıkça yasak enerji bant aralığının daraldığı gözlenmiştir. Daha kalın filmler, yüksek dalga boylarında soğurma tepecikleri oluşturmakla birlikte, bu özellik, film kalınlıkları arttıkça yerleşik (localized) kusur seviyelerinin önemli derecede artmasına neden olduğu şeklinde yorumlanmaktadır. Yani, çok ince filmler, daha kalın filmlere göre daha az sayıda kusur seviyesi içerirler. GaSe amorf yapıdaki ince filmlerinde ise, kalınlık arttıkça yasak enerji bant aralıklarının da arttığı gözlenmiştir (Yüksek 2010). Şekil 4.7 de görüldüğü gibi (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinde de kalınlık arttıkça, yasak enerji bant aralıkları da artmaktadır. 43, 48, 54, 64 nm kalınlıklarındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinin yasak enerji bant aralıkları sırasıyla 0.95, 1.22, 1.37 ve 1.52 ev olarak bulunmuştur. Literatürdeki çalışmalar, amorf nanotabakaların yasak enerji bant aralıklarının, boyutlarının küçülmesi ile değiştiğini göstermektedir (Allan 1997, Tang 2000). Bu olay, kuantum sınırlama (quantum confinement) etkisi olarak yorumlanabilir. Amorf yarıiletkenlerde enerji seviyeleri, üç kategoride sınıflandırılmıştır (Allan 1997). Bunlar, kristal yapılarda görülen yerleşik olmayan (delocalized) seviyeler, değerlik ve iletim bandı arasındaki kuvvetli yerleşik kusur seviyeleri ve yasak enerji aralığının alt tarafında zayıf olarak (düşük enerjili) yerleşik seviyelerdir. Yerleşik olmayan seviyeler, boyutlardaki azalma (nano boyutlu kristal yarıiletkenlerde gözlendiği gibi) durumunda kuantum sınırlamasından etkilenirlerken, değerlik bandı ile iletim bandı arasında 54

65 bulunan kuvvetli yerleşik kusur seviyeleri, kuantum sınırlaması etkisine duyarsızdırlar. Bununla birlikte, amorf yarıiletkenlerde zayıf olarak yerleşik seviyeler kuantum sınırlaması etkisinden orta derecede etkilenirler. Bu nedenle, nano boyutundaki parçacıklara sahip amorf yarıiletkenlerin, yasak enerji bant aralıklarında maviye kayma görülebilir. Bu tez çalışmasında, parçacık boyutlarının, bant aralığı enerjisi içinde, maviye kayma üzerine etkisini görmek için, (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinin morfolojik yapıları atomik kuvvet mikroskobu (AFM) ile incelendi (PSIA XE-100E). 10 x 10 µm 2 lik alan taranarak, görüntü alındı. Şekil 5.1a,b sırasıyla 43 ve 64 nm kalınlıklarındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinin yüzeylerinin üç boyutlu AFM görüntülerini göstermektedir. Şekil 5.1 a. 43 nm, b. 64 nm kalınlıklarındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filmlerinin üç boyutlu AFM görüntüleri 43 nm kalınlığındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf yapıdaki ince filminin ortalama parçacık büyüklükleri 3-7 nm aralığında ve 64 nm kalınlığındaki (In 10 Ga 90 )Se amorf ince filminin parçacık büyüklükleri 2-5 nm aralığında bulunmuştur. AFM görüntüleri, 55