Instytut Mikroelektroniki i Optoelektroniki WYDZIAŁ ELEKTRONIKI i TECHNIK INFORMACYJNYCH POLITECHNIKA WARSZAWSKA ul. Koszykowa 75, 00-662 Warszawa

LABORATORIUM PODSTAW FOTONIKI

Instrukcja do ćwiczenia

Badanie właściwości promieniowania źródeł
klasycznych i laserowych.

Część I Badanie monochromatora optycznego str. 1

Część II Badanie charakterystyk spektralnych wybranych źródeł
promieniowania str. 10

Część III Badanie diody elektroluminescencyjnej str. 23

Warszawa 2002

BADANIE MONOCHROMATORA OPTYCZNEGO

1. Cel ćwiczenia

Celem ćwiczenia jest praktyczne zapoznanie się z zasadą działania, budową i zasadniczymi parametrami użytkowymi monochromatora optycznego, podstawowego przyrządu używanego w badaniach spektralnych. Monochromatory optyczne stosowane są do naświetlania obiektu promieniowaniem o określonej długości fali, do wstępnej monochromatyzacji promieniowania podczas pracy z przyrządami o dużej zdolności rozdzielczej itp. Są również podstawową częścią składową spektrometrów, spektrofotometrów i innych podobnych przyrządów.

2. Zasada działania

Każdy monochromator optyczny (rys.1) składa się z trzech podstawowych elementów:

• kolimatora wejściowego,

• kolimatora wyjściowego,

• układu rozszczepiającego (pryzmat, siatka dyfrakcyjna).

Rys.1. Schemat prostego monochromatora pryzmatycznego z soczewkowym układem ogniskującym: O1 i O2 obiektywy, f1 oraz f2 odległości ogniskowe, S1 i S2 szerokości, a h1 i h2 wysokości szczelin kolimatora odpowiednio wejściowego i wyjściowego.

W płaszczyźnie ogniskowej kolimatora wyjściowego powstaje widmo - zbiór monochromatycznych obrazów szczeliny wejściowej S1 odpowiadający wszystkim długościom fali promieniowania wysyłanego przez źródło. Szczelina wyjściowa S2 wydziela z całego widma niewielki jego wycinek. Ponieważ obrazy szczeliny wejściowej odpowiadające różnym długościom fali są przesunięte wskutek dyspersji, z monochromatora wychodzi promieniowanie o pewnym ograniczonym zakresie długości fal (rys.2). Wielkość przepuszczanego obszaru widma oraz rozkład energii w funkcji długości fali wewnątrz tego obszaru (tzw. funkcja aparaturowa) zależą od szerokości szczelin wejściowej S1 i wyjściowej S2, dyfrakcji i aberracji w kolimatorach, kształtu linii spektralnej źródła itp. W przypadku szerokich szczelin,

Rys.2. Schemat nakładania się monochromatycznych obrazów szczeliny wejściowej S'1 na szczelinę wyjściową S2, tylko obraz 0 pokrywa się ściśle ze szczeliną wyjściowa, przechodzi całkowicie - pozostałe częściowo (a). Rozkład energii w przedziale 2 - 1, czyli funkcja aparaturowa dla przypadku S'1 = S2 (b).

(gdy można pominąć dyfrakcję i aberrację) szerokość obrazu geometrycznego szczeliny wejściowej S'1 wynosi

S'1 = S1 W f2 / f1 (1)

gdzie:

W - powiększenie kątowe układu rozszczepiającego

i funkcja aparaturowa wyznaczona jest przez stosunek szerokości obrazu szczeliny wejściowej S'1 i szerokości szczeliny wyjściowej S2. Gdy S'1 = S2 (przypadek optymalny, najczęściej realizowany w praktyce), funkcja aparaturowa ma kształt trójkąta, którego szerokość połówkowa wynosi

= S'1d/dl (2)

gdzie:

dl/d = f2 d/d - dyspersja liniowa monochromatora,

- kąt odchylenia promieniowania w pryzmacie,

d/d - dyspersja kątowa pryzmatu.

Dla pryzmatu, ustawionego pod kątem minimalnego odchylenia powiększenie kątowe

W = 1, a dyspersja kątowa wyraża się wzorem:

(3)

gdzie:

- kąt łamiący pryzmatu,

n - współczynnik załamania materiału pryzmatu,

dn/d - różniczkowa dyspersja materiałowa.

Gdy S'1 S2 funkcja aparaturowa ma kształt trapezu, a w przypadku wąskich szczelin (gdy nie można pominąć dyfrakcji), ma kształt zbliżony do krzywej Gaussa. Funkcję aparaturową można również określić jako kontur zarejestrowany przez monochromator, przy oświetleniu jego szczeliny wejściowej promieniowaniem monochromatycznym.

Wielkość całkowitego strumienia promieniowania () wychodzącego z monochromatora (gdy źródło wysyła widmo ciągłe), wynosi

() = () B() d2 1 ()2 d/d (4)

gdzie:

() - transmisja spektralna monochromatora,

B() - luminancja spektralna źródła,

1 = h1/f1 - kątowe rozmiary szczeliny wejściowej.

Za pomocą monochromatora powinno się uzyskać maksymalną wielkość strumienia przy niewielkim przedziale . Jak widać przy zadanym źródle B() , aby uzyskać duży strumieñ (), należy stosować układy o dużej dyspersji kątowej d/d (zwiększyć liczbę pryzmatów, stosować materiały o dużej dyspersji lub siatki dyfrakcyjne) i układy o dużych rozmiarach d2. Zwiększanie wysokości szczelin h1 i h2 jest ograniczone istnieniem niepoosiowych aberracji, prowadzą one bowiem do wzrostu szerokości połówkowej funkcji aparaturowej.

3. Opis monochromatora SPM2

W ćwiczeniu badany będzie szeroko rozpowszechniony w Polsce monochromator optyczny SPM2 firmy ZEISS, którego schemat optyczny przedstawia rys.3.

Budowa i działanie tego monochromatora są następujące. Przechodzące przez szczelinę wejściową (2) promieniowanie, po odbiciu od zwierciadlanej powierzchni pryzmatu (7), pada na nieosiowe, pochylone zwierciadło paraboliczne (1). Zwierciadło to projektuje obraz szczeliny wejściowej (2) (położonej w jego płaszczyźnie ogniskowej) w nieskoñczoność - w ten sposób, że odbite od zwierciadła promieniowanie pada w postaci równoległej wiązki na element dyspersyjny (3).

Po odbiciu od zwierciadła Wadsortha (4) i zwierciadła autokolimującego (5), światło

Rys.3. Schemat części optycznej monochromatora SPM2

1 - zwierciadło paraboliczne,

2 - szczelina wejściowa,

3 - pryzmat (element dyspersyjny),

4 - zwierciadło Wadswortha,

5 - zwierciadło autokolimujące,

6 - oś obrotu elementów 3,4 i 5,

7 - pryzmat odbijający,

8 - szczelina wyjściowa.

przechodzi powtórnie przez pryzmat (3). Dzięki temu uzyskuje się w przybliżeniu dwukrotnie większe rozszczepienie kątowe widma. Z rozszczepionego w widmo promieniowania, zwierciadło paraboliczne (1) tworzy, po odbiciu od drugiej powierzchni pryzmatu (7), w swojej płaszczyźnie ogniskowej monochromatyczne obrazy szczeliny wyjściowej. W płaszczyźnie tej znajduje się szczelina wyjściowa (8), wydzielająca z całego widma niewielki jego spektralny wycinek. Zmianę długości fali wybieranego promieniowania realizuje się poprzez obrót elementu dyspersyjnego (3) i zwierciadeł (4) i (5) wokół wspólnej osi (6).

Rys.4. Schematyczny wygląd płyty czołowej monochromatora

Wartość energii wejściowej promieniowania i szerokość spektralną można regulować zmieniając szerokość szczelin. W monochromatorze SPM2 szerokości szczelin wejściowej i wyjściowej są równe i regulowane w granicach 0 - 1.5 mm.

Zmiana długości fali promieniowania może być realizowana:

• ręcznie - pokrętłem zmiany długości fali promieniowania,

• przy pomocy napędu od specjalnego typu rejestratora f-my ZEISS,

• programowo, przy pomocy silnika krokowego.

Zastosowanie dodatkowego oświetlacza SPM umożliwia szybką zmianę, na stale zamontowanych czterech różnych źródeł oświetlających, takich jak np.: rtęciowa lampa spektralna, lampa deuterowa, wzorcowa lampa żarowa i inne. W oświetlaczu tym znajduje się również kaseta w której można umieścić różnego rodzaju filtry pasmowe (absorpcyjne lub interferencyjne) lub próbki materiałów, celem zbadania ich widma absorpcji lub emisji.

Urządzeniem bardzo ułatwiającym prac z monochromatorem jest „Gwiazda”, służąca do precyzyjnego odczytu i nastawiania długości fali.

Na wstępie trzeba zaznaczyć, że monochromator posiada nieruchomy wskaźnik a pokrętło przesuwa właśnie skalę. Efekt jest ten sam, ale dobrze o tym pamietać podczas pracy. Po drugie, skala ta jest nieliniowa, jej podziałki reprezentują zmienna ilość nanometrów. Przy każdym odczycie należy sprawdzić, jaka to ilość.

Wspomniana „gwiazda” to odmiana lunetki, z naniesionymi na nią liniami, układającymi się w charakterystyczny, spiralny kształt. Wszystkie linie podzielone są na 5 równych odcinków, w sposób ukazany na rysunku. Uwaga! na przyrządzie znaczniki są słabo widoczne.

Przyrząd należy zamocować na skali monochromatora i odtąd patrzeć na nią przez okular gwiazdy. Teraz możliwy jest bardziej precyzyjny odczyt konkretnej wartości ze skali. Należy w tym celu:

1. Obracając okularem dopasować jedną z linii gwiazdy do odcinka pomiedzy dwoma znacznikami na skali. Dopasowana linia powinna być tak pozioma, jak to możliwe, a jednocześnie musi dokładnie pokrywać się z odcinkiem skali:

Rys.5. Znaczniki umieszczone na “gwieździe”

2. Musimy tu dokonać pewnych prostych przekształceń. Znamy długość całego odcinka, a w tej chwili podział linii „gwiazdy” na 5 odcinków dzieli równocześnie i odcinek skali na 5 częsci (tw. Talesa - rzutujemy punkty z linii na poziomy odcinek na skali) Zyskaliśmy 5 - krotne poprawienie dokładności (a nawet nieco większe, „na oko” możemy odmierzyć jeszcze połowę wydzielonych odcinków). Metoda ta jest przydatna, gdy próbujemy np. precyzyjnie określić maksimum, znalezione za pomoca miernika

„Gwiazda” umożliwia również równie precycyjne ustawianie wartóści na skali, choć jest to troche bardziej skomplikowane. Należy:

1. Ustawić znacznik skali na początku odcinka, w którym leży interesująca nas wartość (czyli dokładnie na kresce wymalowanej na skali)

2. Następnie, jak powyżej dopasować gwiazdę przez znalezienie odpowiedniej, najbardziej poziomej linii do naszego odcinka. Lewy koniec linii „gwiazdy” powinien znajdować się w tym samym miejscu na skali, co znacznik. „Gwiazda” znów dzieli odcinek na 5 części, o znanej nam długości.

3. Przesunąc gwiazdę w lewo, odmierzając nią resztę, jaka brakuje nam do precyzyjnego nastawiania wartości na skali.

4. Za pomocą pokrętła tak przesunąc skalę, aby „gwiazda” znów dokładnie mieściła się w naszym odcinku.

W tym momencie zncznik skali znajduje się dokładnie w zadanym miejscu, co możemy sprawdzić za pomocą metody I. Sposobem tym możemy dokonać np. pomiaru w punktach oddalonych od siebie o 0.5 nm, na skali jak na rysunku - z kwantem 5 nm.

4. Opis stanowiska pomiarowego

Promieniowanie emitowane przez spektralną lampę rtęciową Hg, ogniskowane jest przy pomocy soczewki S, na szczelinie wejściowej monochromatora SPM2. Soczewka ta, umieszczona jest w przesuwnym, regulowanym uchwycie X-Y, umożliwiającym precyzyjne justowanie układu. Za szczeliną wyjściową monochromatora ustawiona jest głowica G miernika energii promieniowania MEP. Wyjscie cyfrowe miernika połączone jest przez kartę akwizycji danych z komputerem PC. Zadaniem jego jest sczytywanie, obróbka i wizualizacja danych pomiarowych. Dwie pierwsze funkcje realizuje prosty program “Pom”, znajdujący się na pulpicie; trzecią „Excel” z pakietu MS Office.

Etapy obsługi programu:

1. Po uruchomieniu program wyświetla on informacje o konfiguracji modułu pomiarowego, ewentualnie sygnalizuje błędy aparatury. Wszelka komunikacja, poza wpisywaniem parametrów pomiaru i nazwy pliku wynikowego odbywa się za pomocą klawiszy `Enter' i `Escape'

2. Użytkownik zostaje poproszony o podanie zakresu długosci fal świetlnych, w jakich zostanie dokonany pomiar, oraz o odstęp pomiędzy poszczególnymi punktami pomiarowymi. Dane te będą obowiązywać już przez cały czas działania programu.

3. Następnie należy ustawić interesującą nas szerokość szczeliny na monochromatorze i ustawić na mierniku odpowiedni poziom kompensacji tła.

4. Wykonać serię pomiarów, w zadanym zakresie widmowym. Na górze ekranu program na bieżąco podaje wskazanie z płyty czołowej miernika. Ewentualny komunikat o nieodpowieniej polaryzacji świadczy o niewystarczającej kompensacji tła. Pomiary należy wykonywać na najmniejszym możliwym zakresie miernika, oczywiście tak aby go nie przekroczyć.

Uwaga: Nie należy zmieniać szerokości szczeliny aż do zakończenia serii.

5. Po zakończonej serii należy bądź nastawić inną szerokość szczeliny i powtórzyć procedurę, bądź opuścić program. W przypadku przerwania serii pomiarowej również można zapisać uzyskane wyniki. Dane zapisywane są w pliku formatu .xls, w katalogu programu.

Uwaga: Program w ramach “backup'u” samoczynnie zapisuje wyniki do pliku temp.xls po zakończeniu każdej serii pomiarowej.

6. Z pliku wynikowego, za pomocą arkusza Excel należy wygenerować rodzinę charakterystyk. Po wczytaniu, w kreatorze wykresów należy wybrać „XY (Punktowy)”, koniecznie z wygładzonymi liniami. Parametry wykresu należy dobrać tak, aby dobrze przedstawiał badaną charakterystykę. Istotne jest sensowne nazwanie osi i odpowiednie dobranie koloru tła.

5. Wykonanie ćwiczenia

W ćwiczeniu należy:

1. Zapoznać się z konstrukcją monochromatora SPM2, stanowiskiem pomiarowym i obsługą programów komputerowych.

2. Korzystając ze wzorów (2) i (3) obliczyć połówkową szerokość spektralną dla monochromatora z pryzmatem SP 68, S = 0.1 mm, f = 400 mm dla = 400 nm. Zależność współczynnika załamania w funkcji długości fali dla szkła kwarcowego wyraża się wzorem:

(5)

Uwaga ! do powyższego wzoru należy podstawić w mikrometrach (m) !

3. Przeprowadzić pomiary w zakresie długości fal od 400 do 410 nm, z krokiem

0.5 nm.

4. Uruchomić program Pom.exe. Postępując zgodnie z insyutkcją programu, przeprowadzić pomiary charakterystyki spektralnej lampy Hg dla czterech różnych szerokości szczelin wejściowych (zmienianych w granicach 0.025 - 0.5 mm) w zakresie 400 - 410 nm, z krokiem 0.5 nm.

5. Wykorzystując zmierzone charakterystyki, wykreślić (również za pomocą arkusza “Excel”) zależności długości fali maksimum promieniowania lampy, maksimum natężenia promieniowania i szerokości połówkowej poszczególnych "prążków" w funkcji szerokości szczeliny wejściowej.

6. Na podstawie wykreślonych charakterystyk należy określić podstawowe parametry monochromatora, w szczególności i porównać z obliczonymi z podanych wyżej wzorów oraz katalogowymi danymi firmowymi. Do obliczeñ należy zastosować zasadę aproksymacji prostą regresji typu y = a*x.

6. Tematy kontrolne

1. Zasada działania monochromatora optycznego.

2. Podstawowe parametry monochromatorów.

3. Budowa monochromatora SPM2.

7. Literatura

1. Encyklopedia Fizyki PWN 1972, hasło: Monochromatory optyczne (i hasła pokrewne).

2. Instrukcja obsługi monochromatora SPM2.

BADANIE CHARAKTERYSTYK SPEKTRALNYCH

WYBRANYCH ŹRÓDEŁ PROMIENIOWANIA

1. Cel ćwiczenia

Celem ćwiczenia jest ugruntowanie wiedzy z poprzedniego ćwiczenia (Badanie monochromatora optycznego) i zapoznanie się z charakterystykami spektralnymi niekoherentnych źródeł promieniowania takich jak lampy żarowe i spektralne lampy wyładowcze.

2. Emisja i absorpcja promieniowania

Widma spektralne dzielimy na dwie zasadnicze klasy:

widma emisyjne oraz

widma absorpcyjne.

W każdej z tych klas widma dzielą się na ciągłe, liniowe i pasmowe.

2.1. Prawa promieniowania ciał stałych

2.1.1. Ciało czarne

Ciało, które całkowicie absorbuje każde padające na nie promieniowanie, niezależnie od długości fali, nazywa się ciałem doskonale czarnym (w skrócie CDC). Jako źródło promieniowania CDC wyróżnia się największym natężeniem promieniowania, możliwym w danej temperaturze ciała. Charakterystyczną cechą CDC jest to, że wielkość strumienia i rozkład widmowy promieniowania emitowanego przez to ciało zależy wyłącznie od jego temperatury. Ciało doskonale czarne stanowi więc bardzo wygodny, chociaż idealizowany, wzorzec promieniowania. W przyrodzie nie istnieje żadne ciało naprawdę doskonale czarne, można jedynie realizować jego przybliżony model. Dobrym przybliżeniem CDC może być pusta kula lub stożek z otworem, małym w porównaniu z wymiarami wnęki, lecz dużym w porównaniu z długością fali światła, tak, aby można było pominąć efekty dyfrakcyjne na brzegach otworka. Znajomość praw promieniowania CDC jest bardzo pomocna przy poznawaniu praw promieniowania ciał rzeczywistych.

2.1.2. Prawo Kirchoffa

W stanie równowagi termodynamicznej temperatura każdego ciała jest ustalona. Niech dwa ciała o tej samej temperaturze, mają postać dwóch kul oddalonych od siebie o odległość r. W stanie równowagi cieplnej żadne z tych ciał nie może stać się cieplejsze kosztem ochłodzenia drugiego ciała. Wynika stąd, że obydwa ciała muszą absorbować w jednostce czasu te same ilości energii promienistej. Źródło kuliste o powierzchni A1 i natężeniu promieniowania I1 promieniuje w kącie bryłowym 4 energię I1A1. Ilość energii przypadająca na jednostkę powierzchni, umieszczonej w odległości r od źródła, wynosi I1A1/4r2. Na kulę o powierzchni A2, umieszczoną w odległości r od pierwszej kuli, pada część promieniowania, równa A2/4. Druga kula pochłonie więc energię I1A1A22/16r2, przy czym 2 jest ułamkiem energii padającej, zaabsorbowanej przez drugą kulę. Dla uproszczenia przyjęto tutaj, że promienie kul są małe w porównaniu z ich wzajemną odległością r. W stanie równowagi cieplnej ilość energii wypromieniowanej przez pierwsze ciało i absorbowanej przez drugie musi być równa energii wypromieniowanej przez drugie ciało i absorbowanej przez pierwsze. Stąd

(1)

lub

Wyrażenie to można napisać w następującej postaci

(2)

przy czym Ic jest natężeniem promieniowania CDC, zależnym jedynie od temperatury. Współczynnik emisyjności każdego ciała musi być mniejszy od jedności, gdyż w danej temperaturze CDC promieniuje największą ilość energii promienistej. Zależność (2) jest słuszna nie tylko dla całkowitego promieniowania wysyłanego przez dane ciało, lecz również dla poszczególnych długości fal. Można więc napisać, że widmowy współczynnik emisyjności wynosi

(3)

Prawo Kirchoffa (1859 r.) można sformułować jeszcze w inny sposób. Mianowicie każde ciało może emitować tylko tyle energii promienistej, ile jej zaabsorbuje. Stosunek współczynnika pochłaniania (absorpcji) do współczynnika emisyjności jest dla każdego ciała wielkością stałą, równą jedności

(4)

Współczynnik pochłaniania nie może być większy od jedności, maksymalną energię promieniuje więc ciało idealnie absorbujące, tzn. CDC, dla którego jest
= = 1. Emisyjność ciał rzeczywistych jest mniejsza, niż idealnego emitera,
dla wszystkich jednak ciał jest zawsze = . Powyższe prawo jest słuszne nie tylko dla całkowitego promieniowania, ale również dla każdej jego części widmowej, dla każdego ciała jest więc również =.

2.1.3. Prawo Plancka

Prawo Plancka (1900 r.) określa zależność emitowanego strumienia promieniowania od długości fali i temperatury CDC. Przy założeniu, że energia jest emitowana nie w sposób ciągły, ale kwantami h, prawo to ma postać

[W/m2] (5)

gdzie:

- długość fali [m],

T - temperatura [K],

c = 3*108 - prędkość światła,

h = 6.63*10-34 [Js] - stała Plancka,

k = 1.38 * 10-23 [J/K] - stała Boltzmana,

c1 = 2c2h = 3.7402 *10-16 [W* m2],

c2 = ch/k = 1.43848 * 10-2 [m*K].

Wzór ten można wyrazić następująco

[W/m2] (6)

przy czym jest częstotliwością promieniowania. We wzorach powyższych wyrażenie Mrd lub Mrd jest strumieniem promieniowania emitowanym przez jednostkę powierzchni źródła do półkuli, w zakresie długości fal od do + d lub w zakresie częstotliwości od do +d. Przebieg zależności (5) dla kilku temperatur pokazano na rys. 1.

Przed sformułowaniem prawa Plancka były znane inne prawa promieniowania, stanowiące szczególne przypadki wzoru (5). Gdy jest spełniony warunek c2/T >> 1, tzn. gdy mianownik T jest bardzo mały, można we wzorze Plancka pominąć jedność

[W/m2] (7)

Jest to prawo Wiena (1896 r.), często stosowane w zakresach krótkofalowych promieniowania świetlnego.

Jeżeli spełniony jest warunek c2/T << 1, tzn. gdy mianownik T jest duży, można człon wykładniczy rozwinąć w szereg, a następnie, po pominięciu wyrazów wyższych rzędów, otrzymać wzór Rayleigha - Jeansa. (1900 r. ).

[W/m2] (8)

Wzór ten jest słuszny dla zakresów fal o długościach rzadko stosowanych w praktyce.

Rys. 1. Emitancja widmowa ciała doskonale czarnego w zależności od długości fali.

Całkując wyrażenie (5) po wszystkich długościach fal od 0 do można otrzymać prawo Stefana - Boltzmana, (1879 r.) określające całkowitą emitancję promieniowanie jednostki powierzchni CDC

[W/m2] (9)

gdzie:

= 25k4/15c2h3 = 5.6687 * 10-8 [W/m2K4] - stała Stefana - Boltzmana.

W temperaturze pokojowej, przyjmowanej średnio jako 300 K, ciało o powierzchni
1 m2 promieniuje ok. 460 W. Jeżeli otoczenie CDC ma tę samą temperaturę, wówczas CDC absorbuje zgodnie z wzorem (1) tę samą ilość mocy.

Ciało doskonale czarne o powierzchni A i temperaturze T1, którego otoczenie ma temperaturę T2 (przy czym T1 > T2), promieniuje moc

[W] (10)

Gdy temperatura T1 różni się od temperatury T2 o małą wielkość T, to można wzór (10) napisać w postaci

[W] (11)

Ciało doskonale czarne o powierzchni 1 m2, którego temperatura przewyższa temperaturę otoczenia (300 K) o 1 K, promieniuje w przybliżeniu moc ok. 6.2 W.

Jak widać z rys.1. , dla każdej temperatury T emitancja widmowa promieniowania Mr osiąga maksimum przy określonej wartości długości fali m, którą można wyznaczyć różniczkując wzór (5) względem i przyrównując pochodną do zera. Otrzymuje się w ten sposób zależność

[mK] (12)

lub w przybliżeniu

Wzór ten wyraża prawo przesunięć Wiena, a mianowicie: ze wzrostem temperatury maksimum promieniowania przesuwa się ku mniejszym długościom fal. Przy temperaturze T = 290 K maksimum emitancji występuje dla długości fali
10 m, natomiast przy T = 2900 K - dla 1 m.

Prawo przesunięć wyjaśnia znane zjawisko zmiany barwy świecenia nagrzewanych ciał. W temperaturze pokojowej maksimum promieniowania przypada na podczerwieñ. W miarę wzrostu temperatury maksimum przesuwa się do widzialnej części widma, przy czym jako pierwsze pojawia się świecenie czerwone. Następnie świecenie obejmuje dalsze części widma widzialnego i w rezultacie ciało świeci białym żarem.

2.1.4. Promieniowanie cieplne ciał rzeczywistych

Główna różnica między promieniowaniem ciał rzeczywistych a CDC polega na tym, że wszystkie ciała rzeczywiste mają różny od zera współczynnik odbicia . Część promieniowania padającego na powierzchnię ciała jest więc odbijana. Zmniejszony o tę część strumieñ promieniowania wnika do wnętrza ciała i jest pochłaniany. Współczynnik pochłaniania jest jednak określony w stosunku do promieniowania padającego, dla ciał rzeczywistych musi on być mniejszy od jedności. Dla ciał nieprzezroczystych np. metali o dostatecznej grubości, otrzymuje się zależność

(13)

Im ciało posiada większy współczynnik odbicia , tym gorszym jest emiterem promieniowania.

Współczynniki odbicia, pochłaniania i emisyjności ciał rzeczywistych są zależne od długości fali i temperatury: ρ = ρ(,, = (,, = (, Ciała, których emisyjność jest mniejsza od jedności, lecz nie zależy od długości fali, nazywamy ciałami szarymi. O ciałach, które mają wyraźne maksimum współczynnika emisyjności, mówi się, że promieniują selektywnie.

Prawa promieniowania ciał rzeczywistych można otrzymać w oparciu o prawa CDC, mnożąc te ostatnie przez współczynnik emisyjności całkowitej lub widmowej . Na przykład prawo Stefana - Boltzmana (9) ma postać

[W] (14)

Natomiast prawo Plancka (5) wyraża się następująco

[W] (15)

Należy przy tym pamiętać, że zarówno emisyjność całkowita , jak również i widmowa , zależą od temperatury.

2.2. Promieniowanie gazów i par

2.2.1. Promieniowanie atomów

Jak podano w poprzednim punkcie, emitancja widmowa CDC Mr zmienia się niezbyt szybko w zależności od długości fali i ma maksimum, które występuje dla różnych długości fal, przybierając różne wartości w zależności od temperatury emitera. Podobny charakter ma promieniowanie wielu emiterów niedoskonale czarnych, zwłaszcza ciał stałych.

Zupełnie odmienny charakter ma promieniowanie gazów i par. Ich emisja składa się zwykle z szeregu ostrych linii widmowych, emitancja gazów i par jest więc szybko zmieniającą się funkcją długości fali. Jedynie wówczas, gdy ciśnienie gazu jest duże, tzn. duża jest liczba atomów lub cząsteczek, poszczególne linie widmowe nakładają się na siebie i tworzą względnie szerokie pasma emisyjne.

Elektrony atomu zajmują określone poziomy energetyczne, opisywane główną liczbą kwantową n. Dla atomu wodoru poziomy te mają następujące wartości energii

(16)

gdzie:

e = 1.6021*10-19 [C ]- ładunek elektronu,

m = 9.1085*10-31 [kg] - masa elektronu,

Z - liczba atomowa,

R = 1.09737*107 [m-1] - stała Rydberga,

n = 1, 2, 3, ... - główna liczba kwantowa.

Dokładniejsze rozważania prowadzone na gruncie mechaniki kwantowej prowadzą do wniosku, że poziomy energetyczne opisane główną liczbą kwantową n rozszczepiają się na podpoziomy w zależności od:

orbitalnego momentu pędu elektronu; moment ten przyjmuje wartości , przy czym l = 0, 1, 2, ...(n-1) jest poboczną liczbą kwantową,

własnego momentu pędu (spinu) elektronu; moment ten przyjmuje wartości , przy czym s = 1/2 jest spinową liczbą kwantową. Moment pędu orbitalny i własny można scharakteryzować całkowitym momentem pędu , przy czym j = |l +s|,

zewnętrznego pola magnetycznego w którym całkowity moment pędu elektronu Kj może przyjmować takie położenia, aby jego rzut na kierunek pola miał wartość Km = mj, przy czym mj = j, (j + 1), ... 0 jest magnetyczną liczbą kwantową.

Zgodnie z zakazem Pauliego każdy poziom energetyczny w atomie może być obsadzony tylko przez jeden elektron, tzn. w atomie nie mogą się znajdować dwa elektrony o tej samej czwórce liczb kwantowych n, l, j, mj. W stanie podstawowym atomu są obsadzone wszystkie najniższe poziomy energetyczne. W stanie pobudzonym elektrony zajmują wyższe poziomy energetyczne. Atom może znajdować się w stanie pobudzonym jedynie przez krótki okres czasu (rzędu 10-8 s), po czym następuje samorzutny przeskok elektronu z poziomu o wyższej energii do poziomu niższego.

Rys.2. Schemat absorpcji i emisji w atomie.

Zgodnie z zasadą Bohra przejściu elektronu z poziomu E2 do E1 towarzyszy wypromieniowanie kwantu energii o częstotliwości określonej wzorem

(17)

W czasie emisji lub absorpcji promieniowania nie są możliwe jakiekolwiek przejścia z jednego poziomu energetycznego na inny, lecz jedynie takie, które podlegają tzw. regułom wyboru. Dla atomu o jednym elektronie walencyjnym reguły te wymagają, aby

i
(18)

Atomy o dwóch lub większej liczbie elektronów mają znacznie więcej możliwości tworzenia stanów energetycznych. Warunki te są bardziej skomplikowane i nie będą omawiane w niniejszej instrukcji. Zainteresowanym tym problemem poleca się literaturę [3].

2.2.2. Promieniowanie cząsteczek

Budowę widm cząsteczek wieloatomowych można wyjaśnić na przykładzie cząsteczki składającej się z dwóch atomów.

Gdy jony dodatni i ujemny znajdują się w dużej odległości od siebie, to wówczas siła oddziaływania między nimi jest niemal równa zeru. W miarę zbliżania jonów do siebie rośnie siła wzajemnego przyciągania. Przy bardzo małej odległości między jonami ich powłoki elektronowe zaczynają się przenikać, równocześnie równoimienie naładowane jądra zbliżają się do siebie, pojawią się więc duże siły odpychające, rosnące w miarę dalszego zmniejszania odległości między jonami.

Rys. 3. Siła oddziaływania w funkcji odległości między jonami.

W pobliżu punktu, w którym siła F jest równa zeru, siła ta zależy w przybliżeniu liniowo od odległości. Cząsteczka będzie się więc zachowywała jak oscylator harmoniczny - jony cząsteczki będą na przemian zbliżały i oddalały od siebie. Energię tych drgañ można wyznaczyć z wzoru

(19)

gdzie:

- klasyczna częstotliwość oscylacji,

m* = m1m2/(m1 + m2),

= - stała,

m1, m2 - masy obu jonów,

= 0, 1, 2, 3, ... - oscylacyjna liczba kwantowa.

Zgodnie z regułami wyboru dla widm oscylacyjnych liczba może zmieniać się o jedność ( = 1), przy wszystkich przejściach możliwa jest więc jedna częstotliwość absorpcji lub emisji promieniowania.

(20)

Rys.4. Poziomy energetyczne oscylatora harmonicznego (19). Wszystkie przejścia mają tę samą częstotliwość.

Rys.5. Poziomy energetyczne cząsteczki wirującej (21). Widmo liniowe rozmieszczone w równych odstępach.

Poza oscylacjami cząsteczka może jeszcze wykonywać ruchy obrotowe, wywołane niesymetrią ładunku. Energię ruchu obrotowego opisuje wzór

(21)

gdzie:

Jw = miri2 - moment bezwładności cząsteczki,

w = 0, 1, 2, ... - rotacyjna liczba kwantowa.

Odległości między atomami cząsteczki zależą w pewnym stopniu od liczby kwantowej w. Moment bezwładności cząsteczki zmienia się więc nieco przy różnych wartościach liczby w. Podobnie, jak w przypadku widma oscylacyjnego, również liczba w może zmieniać się tylko o jedność (w = 1), częstotliwości drgañ wynoszą więc

(22)

Cząsteczki wieloatomowe mają widma bardziej złożone, zależne od symetrii cząsteczki i podobnie jak dla atomów wieloelektronowych nie będą tu omawiane.

Rys.6. Oscylacyjno - rotacyjne widmo absorpcji cząsteczki H-Cl
w bliskiej podczerwieni.

2.2.3. Szerokość linii widmowej

Linia widmowa nie jest ściśle monochromatyczna, lecz ma pewną szerokość. Szerokością linii widmowej nazywa się taki odstęp między takimi długościami fali, dla których natężenie promieniowania zmniejsza się do połowy wartości maksymalnej. Rozszerzenie linii widmowej jest spowodowane kilkoma zjawiskami.

Rys.7. Szerokość linii widmowej.

Naturalna szerokość linii widmowej. Fala ściśle monochromatyczna mogłaby zgodnie z prawami mechaniki kwantowej przenieść energię tylko wówczas, gdyby czas jej trwania byłby nieskoñczenie długi. Czas przejścia elektronu w atomie od wyższego poziomu energetycznego do poziomu niższego jest jednak skoñczony i bardzo krótki. Przejściu elektronu towarzyszy więc wypromieniowanie paczki fal o różniących się nieco częstotliwościach. Korzystając z zasady nieoznaczoności można uzyskać wyrażenie na naturalną szerokość linii w postaci

(23)

gdzie:

- średnia długość fali linii,

t1, t2 - czasy życia poziomów energetycznych E1 i E2.

Rozszerzenie Dopplerowskie linii. Zgodnie z zasadą Dopplera, każda cząsteczka poruszająca się do obserwatora promieniuje falę pozornie nieco krótszą, niż cząsteczka pozostająca w spoczynku. Podobnie przy ruchu cząsteczki od obserwatora promieniowana fala jest pozornie nieco dłuższa. Wielkość tego efektu zależy od prędkości cząsteczki względem obserwatora. W gazie, którego cząsteczki wykonują chaotyczne ruchy cieplne i równocześnie promieniują falę o długości 0, rozszerzenie linii wywołane zjawiskiem Dopplera wyraża się wzorem

(24)

gdzie:

R = 8.3169 [J/K] - uniwersalna stała gazowa,

T - temperatura gazu [K],

M - masa cząsteczkowa.

Natomiast kształt krzywej można wyrazić następująco

(25)

przy czym I jest całkowitym natężeniem linii widmowej.

Zderzeniowe rozszerzenie linii. Im wyższe jest ciśnienie gazu, tym częstsze są zderzenia atomów, tym mniejsza jest ich średnia droga swobodna. Jeżeli zderzenie atomu pobudzonego nastąpi przed zakoñczeniem procesu wypromieniowania kwantu energii, wówczas długość ciągu emitowanych fal ulegnie skróceniu. W następstwie powoduje to rozszerzenie linii wypromieniowanej przez atom; jest to tzw. rozszerzenie zderzeniowe (Lorentza). Kształt krzywej wyraża się w tym przypadku następująco

(26)

a szerokość połówkowa L wyraża się w przybliżeniu wzorem

(27)

gdzie p i T są odpowiednio całkowitym ciśnieniem i temperaturą gazu, natomiast indeks zero odpowiada pewnym warunkom wzorcowym.

Rozszerzenie zderzeniowe jest szczególnie duże przy dużych ciśnieniach, np. w przypadku promieniowania łuku wysokociśnieniowego. Linie widmowe są wówczas tak bardzo rozszerzone, że częściowo pokrywają się i zlewają w jedno pasmo, podobne do widma ciała doskonale czarnego.

Rys.8. Porównanie kształtu linii widmowych Dopplera (25)
i Lorentza (26). Natężenia obu linii są jednakowe.

Zestawienie linii widmowych o profilu Dopplera i Lorentza przedstawiono na rys. 8. W porównaniu z szerokością linii Dopplera lub Lorentza szerokość naturalna jest bardzo mała i można ją przy wyznaczaniu profilu linii widmowej pominąć. Jedynie przy bardzo małych ciśnieniach naturalna szerokość linii może odgrywać pewną rolę. Należy wówczas we wzorze (26) zamiast L podstawić sumę L + N.

3. Opis stanowiska pomiarowego

Schemat stanowiska pomiarowego jest taki sam jak w ćwiczeniu "Badanie monochromatora optycznego". W przypadku badania charakterystyk wielu źródeł należy zamontować na monochromatorze SPM2 oświetlacz SPM i podłączyć do niego odpowiednie zasilacze lamp.

4. Wykonanie ćwiczenia

Zmierzyć charakterystykę spektralną wybranego źródła promieniowania w zakresie 400 - 1000 nm. Przy wykreślaniu charakterystyki należy uwzględnić charakterystykę czułości spektralnej stosowanego detektora.

5. Tematy kontrolne

1. Omów prawa rządzące promieniowaniem ciała doskonale czarnego.

2. Omów widma spektralne emitowane przez pobudzone gazy.

3. Zagadnienie szerokości linii widmowej.

6. Literatura

1. R. Nowicki, Pomiary energii promienistej. WNT Warszawa 1969, Rozd. 1.3-1.5

2. R.I. Sołouchin, Optyka i fizyka atomowa. Æwiczenia laboratoryjne. PWN Warszawa 1982, Æw. 1, 9, 17

3. H.A. Enge, M.R. Wehr, J.A. Richards, Wstęp do Fizyki atomowej. PWN Warszawa 1983, Rozd.7.

BADANIE DIODY ELEKTROLUMINESCENCYJNEJ

1. Cel ćwiczenia

Zapoznanie się z kształtem charakterystyk spektralnych otrzymywanych przy generacji promieniowania przez diody elektroluminescencyjne z GaxAs1-xP i GaP oraz powiązanie ich kształtu z procesami rekombinacji promienistej mającymi miejsce w złączu p-n. Określenie na podstawie zmierzonych charakterystyk parametrów charakterystycznych diod oraz składu półprzewodnika AIIIBV z jakiego wykonana jest dioda elektroluminescencyjna.

2. Wprowadzenie

Dioda elektroluminescencyjna jest przyrządem półprzewodnikowym ze złączem
p - n, który w zależności od materiału złącza może emitować w zakresie bliskiej podczerwieni i widzialnym. W wyniku zachodzącej w obszarze złącza rekombinacji promienistej emitowane są fotony o energii odpowiadającej (w przybliżeniu) wartości energii przerwy zabronionej.

2.1. Przejścia promieniste w półprzewodnikach

Procesy rekombinacji promienistej mogą przebiegać kilkoma sposobami:

• Rekombinacja pasmo-pasmo - elektron z pasma przewodnictwa rekombinuje bezpośrednio z dziurą z pasma walencyjnego, w wyniku czego wytwarzany jest foton o energii równej lub większej od energii przerwy energetycznej EG półprzewodnika. Rekombinacja pasmo-pasmo może być obserwowana tylko w czystych materiałach.

• Rekombinacja przez płytkie poziomy donorowe lub akceptorowe - elektron z pasma przewodnictwa rekombinuje z dziurą przetrzymywaną na poziomie związanym z akceptorem, lub elektron z poziomu donorowego rekombinuje z dziurą z pasma walencyjnego.

• Rekombinacja donor-akceptor - elektron z poziomu donorowego rekombinuje z dziurą przetrzymywaną na poziomie akceptorowym. Energia odpowiadająca temu przejściu zależy od przestrzennej odległości donora i akceptora.

• Rekombinacja poprzez głębokie poziomy - w tym przypadku energia fotonu jest znacznie mniejsza niż wartość przerwy energetycznej.

Innym rodzajem przejść promienistych są przejścia ekscytonowe, występujące w warunkach, gdy przestrzennie związana para elektron-dziura (zwana ekscytonem) tworzy stan, którego energia jest mniejsza niż energia swobodnego elektronu i dziury. Ponieważ elektron i dziura tworzące ekscyton muszą mieć identyczne prędkości translacji, istnieje ograniczenie miejsca w przestrzeni (E-k), w których możemy znaleźć ekscyton, do tzw. punktów krytycznych.

2.2. Przejścia niepromieniste w półprzewodnikach

W procesie rekombinacji niepromienistej uwalniana energia odbierana jest przez sieć krystaliczną poprzez fonony. Istnieją dwa podstawowe typy przejść niepromienistych: efekt Augera i emisja wielofononowa.

• Efekt Augera - elektron rekombinuje z dziurą oddając nadmiarową energię drugiemu elektronowi w pasmie przewodnictwa. Drugi elektron zostaje wzbudzony do stanu o większej energii w pasmie przewodnictwa, a następnie rozprasza uzyskaną energię w wyniku oddziaływania z siecią krystaliczną. Proces ten, obejmujący dwa elektrony i dziurę będzie odgrywał istotną rolę przy dużych koncentracjach nadmiarowych elektronów.

• Emisja wielofononowa - przejście niepromieniste zachodzi poprzez emisję pewnej liczby kwantów drgañ sieci (fononów). Ponieważ energia fononu jest mniejsza od spodziewanej straty energii(odpowiadającej szerokości przerwy zabronionej) w wyniku rekombinacji, powyższy proces wymaga emisji pewnej liczby fononów.

2.3. Półprzewodniki z prostą i skośną przerwą energetyczną

Ze względu na zależność energii od pędu materiały półprzewodnikowe można podzielić na półprzewodniki z prostą i skośną przerwą energetyczną. W półprzewodnikach z prostą przerwą energetyczną, minimum pasma przewodnictwa i maksimum pasma walencyjnego przypadają dla tej samej wartości wektora falowego k (p=hk), (rys.1). Oznacza to, że w przypadku rekombinacji elektronu z pasma przewodnictwa z dziurą z pasma walencyjnego połączonej z emisją fotonu pozostaje zachowany całkowity pęd układu.

Rys. 1. Model dozwolonych przejść prostych Ei - energia stanu początkowego, Ef - energia stanu koñcowego.

W półprzewodnikach ze skośną przerwą energetyczną (rys.2) wierzchołek pasma walencyjnego i minimum pasma przewodnictwa odpowiadają różnym wartościom wektora falowego k. W tym przypadku przy rekombinacji elektronu z dziurą połączonej z emisją fotonu, zachowanie pędu jest możliwe dzięki istnieniu fononu - dodatkowej cząstki związanej z drganiami sieci krystalicznej. Ponieważ przejście skośne jest procesem trójcząstkowym (elektron + foton + fonon), prawdopodobieñstwo jego jest znacznie mniejsze niż prawdopodobieñstwo przejścia prostego, w którym biorą udział tylko dwie cząstki (elektron i foton).

Rys. 2. Model przejść skośnych między pasmami oddzielonymi skośną przerwą energetyczną.

3. Widmo emisyjne diody elektroluminescencyjnej

Typowe widmo emisji diody z GaAs pokazano na rys.3. Maksimum charakterystyki widmowej diody związana jest z najbardziej prawdopodobnym przejściem elektronów. Jeżeli za najbardziej prawdopodobne przejście przyjmiemy przejście typu pasmo-pasmo, któremu towarzyszy emisja fotonu o energii odpowiadającej szerokości przerwy zabronionej, to za wysokoenergetyczną część charakterystyki widmowej odpowiedzialne będzie zjawisko "wypełnienia pasma" wywołane wzrostem prądu przepływającego przez diodę, natomiast niskoenergetyczna część charakterystyki związana będzie z przejściami pomiędzy poziomami domieszkowymi i krawędziami pasm oraz przejściami w których biorą udział ogony stanów. Formowanie się ogonów gęstości stanów spowodowane jest zaburzeniem krawędzi pasm przez oddziaływanie kulombowskie niejednorodnie (w objętości) rozłożonych domieszek. Silne domieszkowanie półprzewodnika powoduje, że rekombinacja promienista zachodzi z udziałem poziomów domieszkowych i maksymalne natężenie emisji przypada dla energii fotonu trochę mniejszej od szerokości przerwy energetycznej. Wzrost temperatury złącza związany ze wzrostem prądu płynącego przez złącze, powoduje zmianę szerokości przerwy energetycznej zgodnie z zależnością:

eV

Wynikiem wzrostu temperatury złącza będzie przesunięcie się charakterystyki widmowej diody w kierunku fal dłuższych.

Rys. 3. Widmo emisyjne diody z GaAs

Na rys.4 pokazano punkt przejścia przerwy prostej w przerwę skośną w temperaturzee 300K.

Rys. 4. Struktura pasmowa materiałów z GaAs_xP_1-x

4. Zagadnienia związane z projektowaniem diod elektroluminescencyjnych

4.1. Absorpcja optyczna

Każde promieniowanie wytwarzane w obszarze złącza p-n, zanim zostanie wyemitowane, ulega częściowej absorpcji w materiale półprzewodnikowym. Współczynnik absorpcji optycznej płp. silnie zależy od długości fali promieniowania oraz od koncentracji domieszek w materiale. W diodzie dyfuzyjnej koncentracja domieszki będzie zazwyczaj znacznie większa po jednej stronie złącza niż po drugiej, co będzie określać, która strona diody powinna być zastosowana jako "okno" dla promieniowania. Przykładowo, w diodzie z GaAs wykonanej przez dyfuzję akceptora Zn do materiału typu n, silnie domieszkowana warstwa typu p ma znacznie większy współczynnik absorpcji niż materiał typu n dla długości fali promieniowania wytworzonego w obszarze złącza. Przyrząd ten należy zatem tak zaprojektować, aby materiał typu n był oknem przyrządu.

4.2. Niedopasowanie współczynnika załamania

Promieniowanie generowane przez obszar czynny, wychodząc przez obszar typu n będzie ulegało całkowitemu wewnętrznemu odbiciu, jeżeli kąt pod jakim pada ono na granicę płp. - powietrze, jest większe od kąta granicznego. Ponieważ materiały półprzewodnikowe wykorzystywane do budowy diod charakteryzują się dużymi współczynnikami załamania, więc kąty graniczne będą stosunkowo niewielkie. Aby zwiększyć moc promieniowania diody, należy powiększyć kąt graniczny. Można to uzyskać wykonując soczewkę z tworzywa sztucznego lub półprzewodnika. Półkulista soczewka sprawia, że promieniowanie generowane w obszarze czynnym złącza pada na granicę płp. - powietrze zawsze pod kątem mniejszym niż kąt graniczny nigdy nie ulega całkowitemu wewnętrznemu odbiciu. Jednocześnie powoduje skupienie wiązki promieniowania oraz powiększa pozorny obraz powierzchni emitującej promieniowanie.

4.3. Kontakty elektryczne

Kontakty elektryczne powinny być one tak wykonane, aby nie zwiększały rezystancji szeregowej przyrządu, a przy tym nie utrudniały emisji promieniowania ze złącza. Wymagania te są zazwyczaj sprzeczne. Często spotykane są konstrukcje, w których jeden kontakt wykonany jest na materiale typu n i pokrywa całą powierzchnię struktury. Drugi kontakt wykonany jest na materiale typu p i powinien pokrywać tylko niewielką część górnej powierzchni struktury diody. Kontakt ten może mieć różne kształty, począwszy od wąskiego paska przechodzącego przez środek struktury lub wzdłuż jej krawędzi aż do skomplikowanych wzorów na całej powierzchni. Istnieją jednak sprzeczne wymagania, które ta konstrukcja ma spełniać. Aby otrzymać małą rezystancję, pole powierzchni kontaktu powinno być jak największe, lecz z drugiej strony, aby jak najmniejsza ilość promieniowania była pochłaniana przez kontakt, jego pole powierzchni powinno być małe. Kontakty elektryczne wykonywane są zazwyczaj przez osadzenie warstwy metalu na powierzchni półprzewodnika, a następnie wtopienie tej warstwy w półprzewodnik.

4.4. Odprowadzanie ciepła

Diody elektroluminescencyjne pracują przy gęstościach prądu 1 - 10 A/cm2, a odpowiadające im moce wynoszą 2 - 20 W/cm2. Gęstości te są wystarczająco duże, żeby spowodować znaczny wzrost temperatury diody. Odprowadzenie wytworzonego ciepła ma duży wpływ na sprawność diody, bowiem ze wzrostem temperatury jej wartość spada gwałtownie. Konieczne jest zatem stosowanie radiatorów umożliwiających odprowadzanie ciepła. Przy wyborze materiału na radiator brana jest pod uwagę jego przewodność cieplna oraz współczynnik rozszerzalności cieplnej, który powinien być zbliżony do współczynnika rozszerzalności cieplnej półprzewodnika.

5. Wykonanie ćwiczenia

5.1. Pomiar charakterystyki spektralnej diody GaAsP dla nominalnego prądu zasilania w układzie przedstawionym na rys. 5.

W tym celu należy:

• wyjustować tor optyczny układu,

• dopasować częstotliwość woltomierza selektywnego do częstotliwości modulacji optycznego sygnału użytecznego,

• ustawić punkty pracy rejestratora, czułość woltomierza selektywnego oraz szczelinę monochromatora dla optymalnego pomiaru charakterystyki,

• Określić na podstawie zmierzonej charakterystyki skład fosforu oraz rodzaj przerwy zabronionej.

5.2. Pomiar charakterystyki spektralnej diody GaxAs1-xP dla dwóch wartości prądów zasilania:

• nominalnego,

• możliwie najmniejszego (dającego się zmierzyć), pozwalającego na uzyskanie sygnału ponad poziomem szumów (orientacyjny stosunek maksimum sygnału użytecznego do poziomu szumów),

• Wyjaśnić na podstawie otrzymanych charakterystyk zjawisko przesuwania się maksimum charakterystyki spektralnej.

Rys.5. Schemat układu pomiarowego

Z.S - zasilacz stabilizowany

D - badana dioda

S - soczewka skupiająca

I - modulator

M - monochromator

P - fotopowielacz

V.S - woltomierz selektywny

R - rejestrator

6. Tematy kontrolne

1. Omów przejścia promieniste w półprzewodnikach.

1. Podaj metody zwiększania ekstrakcji promieniowania.

1. Jakie zjawiska są odpowiedzialne za krótko- i długofalową granicę widma promieniowania.

7. Literatura

1. J.T.Pankove, Zjawiska optyczne w półprzewodniku, WNT 1974, paragrafy 6 i 7.

2. M.Gooch, Przyrządy elektroluminescencyjne ze złączem p-n, paragrafy 1, 2 i 3.

Badanie Monochromatora Optycznego

5

Badanie charakterystyk spektralnych ...

14

Badanie diody elektroluminescencyjnej

---