ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ YÜKSEK LİSANS TEZİ Zeynep BAZ ATMALI...

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ

YÜKSEK LİSANS TEZİ Zeynep BAZ

ATMALI FİLTRELİ KATODİK VAKUM ARK DEPOLAMA YÖNTEMİYLE

ÇİNKO NİTRÜR (Zn3N2) ÜRETİMİ VE OPTİKSEL ÖZELLİKLERİ

FİZİK ANABİLİM DALI

ADANA, 2008

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ

ATMALI FİLTRELİ KATODİK VAKUM ARK DEPOLAMA YÖNTEMİYLE ÇİNKO NİTRÜR (Zn3N2) ÜRETİMİ VE OPTİKSEL ÖZELLİKLERİ

Zeynep BAZ

YÜKSEK LİSANS TEZİ


Bu Tez 31/07/2008 Tarihinde Aşağıdaki Jüri Üyeleri Tarafından Oybirliği ile Kabul Edilmiştir. İmza ………………… İmza………………… İmza……………….. Prof. Dr. Ramazan ESEN Prof. Dr. Hamide KAVAK Yrd.Doç.Dr.Ebru ŞENADIM TÜZEMEN Danışman Üye Üye Bu tez Enstitümüz Fizik Anabilim Dalında hazırlanmıştır. Kod No :

Prof.Dr. Aziz ERTUNÇ Enstitü Müdürü

Bu Çalışma Ç.Ü.Bilimsel Araştırma Projeleri Birimi Tarafından Desteklenmektedir. Proje No: FEF2007YL37 Not:Bu tezde kullanılan özgün ve başka kaynaktan yapılan bildirişlerin, çizelge, şekil ve fotoğrafların kaynak gösterilmeden kullanımı, 5846 sayılı Fikir ve Sanat Eserleri Kanunundaki hükümlere tabidir.

I

ÖZ

YÜKSEK LİSANS TEZİ

ATMALI FİLTRELİ KATODİK VAKUM ARK DEPOLAMA YÖNTEMİYLE ÇİNKO NİTRÜR (Zn3N2) ÜRETİMİ VE OPTİKSEL ÖZELLİKLERİ

Zeynep BAZ

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ

FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ


Danışman : Prof.Dr. Ramazan ESEN

Yıl : 2008, Sayfa 113

Jüri : Prof.Dr. Ramazan ESEN

Prof. Dr. Hamide KAVAK

Yrd. Doç. Dr. Ebru ŞENADIM TÜZEMEN

Bu çalışmada Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama yöntemi ile Zn3N2

ince filmler oda sıcaklığında cam ve silisyum olmak üzere iki ayrı alt taban üzerine aynı

kalınlık farklı basınçlarda ve aynı basınç farklı kalınlıklarda üretildi. Elde edilen filmlerin

optik ve yapısal özelliklerinin kalınlık ve basınç değişiminden nasıl etkilendiği araştırıldı.

Anahtar Kelimeler: PFCVAD Yöntemi, İnce Film, Zn3N2

II

ABSTRACT

MASTER THESİS

PRODUCTION AND OPTICAL PROPERTIES OF ZINC NITRIDE (Zn3N2)

BY PULSED FILTERED CATHODIC VACUUM ARC DEPOSITION SYSTEM

Zeynep BAZ

DEPARTMENT OF PHYSICS INSTUTE OF NATURAL AND APPLIED SCIENCES

UNIVERSITY OF CUKUROVA

Supervisor : Prof.Dr. Ramazan ESEN

Year : 2008, Pages 113

Jury : Prof.Dr. Ramazan ESEN

Prof.Dr. Hamide KAVAK

Assist.Prof. Ebru ŞENADIM TÜZEMEN

In this work, Zn3N2 thin films were produced on glass and silicon substrates by

Pulsed Filtered Cathodic Vacuum Arc Deposition Method at room temperature for the

same thickness at different pressure and for different thickness at the same pressure.

Furthermore, the influence of thickness and pressure on the optical and structural

properties were investigated for the produced Zn3N2 thin films.

Key Words: PFCVAD Method, Thin Film, Zn3N2

III

TEŞEKKÜR

Tez yazımım sırasında benden her türlü bilgi, beceri ve yardımını

esirgemeyen bana rehberlik yapan danışmanım değerli hocam sayın Prof. Dr.

Ramazan ESEN’e en içten teşekkür ve saygılarımı sunarım. Bu süreç sırasında

yardımlarını esirgemeyen sayın hocam Prof. Dr. Hamide KAVAK ve Yrd. Doç. Dr.

Ebru ŞENADIM TÜZEMEN’e de teşekkürlerimi bir borç bilirim.

Araştırmalarımız sürecinde çalıştığım çalışma arkadaşlarıma özellikle de

Necdet Hakan ERDOĞAN’a teşekkürlerimi sunarım.

Tez süresince bana vermiş olduğu her türlü destek özellikle de moral ve

motivasyon açısından yardımlarından dolayı Uzman Emrumiye Arlı’ya da sonsuz

teşekkürlerimi bildiririm.

Hayatın her alanında ve bu yolculuk sırasında da manevi desteğini hiçbir

zaman esirgemeyen canım aileme de ayrıca sonsuz sevgilerimi ve teşekkürlerimi

sunarım.

IV

İÇİNDEKİLER SAYFA

ÖZ………………………...…………………………………………………………...I

ABSTRACT……………………………………………………………………….…II

TEŞEKKÜR…………………………………………………………………….…...III

İÇİNDEKİLER……………………………………..……………………………….IV

ÇİZELGELER DİZİNİ………………………………………...………….………VIII

ŞEKİLLER DİZİNİ…………………………………………...………………...…..IX

1. GİRİŞ………………………………………...……………………………….…....1

2.ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR……………………………………………………….....4

3. MATERYAL ve METOD…………………………………………………………9

3.1. Temel Teorik Kavramlar……………………………...........................................9

3.1.1 Kristalografiye Giriş….....……………………………………………...….9

3.1.2 Atomlardaki Periyodik Düzen……………………... …………………....10

3.1.3 Temel Örgü Türleri……………...……………………………………......10

3.1.4 Kristal Düzlem Geometrisi (Miller İndisleri)……………...…………......13

3.1.5 Kristallerde Simetri………………………...……………………………..15

3.2. Kristal Yapılar……………………………………………………………...…...18

3.2.1 Heksagonal Sıkı Paket Yapı……………………………………………....20

3.2.2 Amorf Yapı………………………………………….……………………21

3.3. Kristal Yapı Kusurları………………..…………………………...…………….24

3.3. 1 Noktasal Hatalar...……………………………………………….............24

3.3. 2 Çizgisel Hatalar (Dislokasyonlar)……………...…………………..........27

3.3. 3 Yüzeysel Hatalar(Tane sınırları, dış yüzeyler, istiflenme

hataları)……………………………………………………………..…..30

3.4. Kristalde Kırınım…………………………………………………………….…33

3.4.1 X-Işınları……….……………………………………………………..…33

3.4.2 Bragg Kanunu…………………………………………..…………….....39

3.4.3 Düzlemler Arası Uzaklık………………………………………….….…41

V

3.5. Deneysel Kırınım Metodları…….. …………………………………………….43

3.5.1 Toz Kırınım Metodu………………………………………………...........44

3.5.2 Laue Metodu……………………………………………………………...44

3.5.3 Döner Kristal Metodu…………………………………………….............44

3.6. Optik Özellikler………………………………………………………………...46

3.6.1 Temel Soğurma…………..…………………………………………….....46

3.6.2 İzinli Doğrudan Geçişler……………………………………………….....47

3.6.3 Yasaklı Doğrudan Geçişler…………………………………………….....49

3.6.4 Dolaylı Bantlar Arasında Dolaylı Geçişler…………………………….....50

3.6.5 Direk Bantlar Arasında Dolaylı Geçişler……………………………...….56

3.6.6 Bant Kuyrukları Arasındaki Geçişler………………………………….....56

3.7. İnce Film Depolama Yöntemleri…………………………………………….....59

3.7.1 Fiziksel İşlemler………………………………………………………..…59

3.7.2 Kimyasal İşlemler………………………………………………………...61

3.7.3 Fiziksel ve Kimyasal İşlemler………………………………………….....62

3.8. Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Tekniği……………….……….64

3.8.1 Ark Spotu ve Plazma…………………………………………………......69

3.8.2 Katodik Ark Kaynakları…………………………………………….……70

3.8.3 PFCVAD Sisteminin Çalışma Prensibi ………………………………….71

3.8.4 PFCVAD Sisteminin Karakteristikleri…………………………………...71

3.9. Filmlerin Yapısal Karakterizasyonunun Belirlenebilmesi……………..…….…72

3.9.1 Örgü Parametresinin Ölçümü ve Tanecik Büyüklüğü Hesabı……….…...72

3.10. Filmlerin Optik Karakterizasyonunun Belirlenebilmesi……………….……...73

3.10.1 Soğurma Katsayısının Hesaplanması……………………………..…....73

3.10.2 Yasak Enerji Aralığının Bulunması……………………………………77

3.10.3 Film Kalınlığının Hesaplanması ………………………………...….....79

3.10.4. Sönüm Katsayısının (k) Hesaplanması………………………………..80

VI

4. ARAŞTIRMA ve BULGULAR ………………………………………………....81

4.1. Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Yöntemiyle Elde Edilen Çinko

Nitrür İnce Filmlerin X-Işınları Çalışmaları………………………………..…..81

4.2. Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama Yöntemi İle Elde Edilen

Çinko Nitrür İnce Filmlerin Optik Özelliklerinin Belirlenmesi…………..……82

5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER…………………………………………………..107

KAYNAKLAR………………………………………………………………..…...108

ÖZGEÇMİŞ………………………………………………………………..……....113

VII

ÇİZELGELER DİZİNİ SAYFA

Çizelge 3.1. Kristal sistemleri.( Durlu, 1996)……………………………………….11

Çizelge 3.2. Uzay Örgüleri. (Durlu, 1992) ………………………………………....13

Çizelge 3.3. Hermann-Mauguin gösterimi ile simetri elemanları………………..…17

Çizelge 3.4. Kristal sistemlerinde simetri elemanları…………………………...…..18

Çizelge 3.5 Bazı kristal sistemlerin düzlemler arası uzaklık formülleri……...……..43

Çizelge 4.1. Farklı azot basınçları ile optik parametrelerin değişimi………...……..87

Çizelge 4.2. Aynı basınç (1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür

ince filmlerinin optik parametrelerin değişimi…………...……..……92

Çizelge 4.3. Tavlandıktan sonra elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin optik

parametrelerinindeğişimi………………...……………………………97

Çizelge 4.4. Tavlandıktan sonra elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin optik

Parametrelerinin değişimi………..…………………………………..102

VIII

ŞEKİLLER DİZİNİ SAYFA

Şekil 3.1. Ondört uzay örgüsüne ait birim hücreler …………………………...……12

Şekil 3.2. Kristaldeki bazı düzlemlerin Miller indisleri………………………….....14

Şekil 3.3. Heksagonal birim hücre……………...……...............................................15

Şekil 3.4. Sıkı paketlenmiş küreler …………………………...………………….....20

Şekil 3.5. a) Kristal yapıdaki SiO2 (Kuartz) (Cam), b) Amorf yapıdaki SiO

2…...….21

Şekil 3.6. Atom boşluğu hatası………………...…………………..………………..25

Şekil 3.7. a) Safsızlık hatası b) sarı atom yeralan atom hatası……………...………25

Şekil 3.8. a) yeralan (interstitial), b) küçük arayer (substitutional), c) büyük arayer

Hatalar…………………………………...……………………………….26

Şekil 3.9. a) Frenkel, b)Schottky hataları………..………………………………….26

Şekil 3.10. Frenkel, Schottky ve boşluk hataları………………..…………………..27

Şekil 3.11. Kenar dislokasyon…………………………..…………………………..28

Şekil 3.12. Karışık Dislokasyon……………………………………………..……...29

Şekil 3.13. Dislokasyon hareketi…………………………………………..………..29

Şekil 3.14. Tane sınırları……………………………………………...……………..30

Şekil 3.15. a) Tane sınırına yakın bölgede atom dizilişi, b) Küçük açılı tane

sınırları………………………………………………………………….31

Şekil 3.16. İstif hatası…..…………………………………………………………...32

Şekil 3.17. İkiz sınırlar…………………………………………………...………….32

Şekil 3.18. X-ışınlarının Üretimi……………………………………………..……..34

Şekil 3.19. Hızlandırma gerilimine bağlı olarak elde edilen sürekli x-ışını spektrumu

(Kabak, 2004)…………………………………………………..……….36

Şekil 3.20. Molibden bir hedefle oluşturulan X-ışını çizgi spektrumu…..………36

Şekil 3.21. X-ışınlarından oluşan en yaygın geçişleri gösteren enerji seviyesi...…...38

Şekil 3.22. Bir kristal tarafından oluşturulan X-ışınları kırınımı………...………….40

Şekil 3.23. S arka ve ön yüzün alanıdır. d100 , S ye diktir (Kabak, 2004)…………..41

Şekil 3.24. Döner kristal yöntemi için deneysel düzenek (Dikici, 1993)…...……....45

Şekil 3.25. Döner kristal metodunda film üzerinde çizgilerin oluşumu

IX

(Kabak, 2004)……………………………………………………......….46

Şekil 3.26. Parabolik bir bant yapısında doğrudan geçiş (Pankove, 1971)……..…..48

Şekil 3.27. Dolaylı geçişler (Pankove, 1971) …………………………..………..…50

Şekil 3.28. Soğurmanın sıcaklık bağımlılığı (Pankove, 1971)…………………..….53

Şekil 3.29. İki fonon yardımlı geçişler. (Pankove, 1971)………………...…………53

Şekil 3.30. Optik soğurmanın iletim bandı durumlarının doldurulmasıyla değişimi

(Pankove, 1971)……………………………………..…………………..54

Şekil 3.31. Aşırı katkılamanın bant kenarına etkisi (Pankove, 1971)…………..…..55

Şekil 3.32. Taşıyıcı yoğunluğunun soğurmaya etkisi (Pankove, 1971)………….....55

Şekil 3.33. İletim bandına doğrudan geçişler. (Pankove, 1971)………………...…..56

Şekil 3.34. GaAs' ın oda sıcaklığındaki soğurma kenarı. (Pankove, 1971)…...…….57

Şekil 3.35. İletim bant kuyruğunun optik soğurma ile gözlenmesi

(Pankove, 1971)…………………………………………………………57

Şekil 3.36. Turbomoleküler pompa sistemi……………...………………………….65

Şekil 3.37. Reaksiyon odacığı……………………………………..………………..66

Şekil 3.38. Atmalı plazma ark kaynağı…………………………………...…………67

Şekil 3.39. PFCVAD sisteminin şematik gösterimi…………………………..…….68

Şekil 3.40. PFCVAD sisteminin temel bileşenleri……………………………..…...69

Şekil 3.41. İnce bir tabakadaki soğurma. (Meyer, 1972) ………………………...…74

Şekil 3.42. İnce bir filmde çok yansımalı ışık geçirimi. (Pankove, 1971). ...…..…..75

Şekil 3.43. Amorf bir yarıiletkenin soğurma katsayısının enerji ile değişimi

(Mott,1979) …………..…………………………………………………78

Şekil 4.1. Çinko Nitrür ince filmlerin X-ışınları kırınım deseni……...……………..81

Şekil 4.2. Çinko Nitrür yarıiletken ince filmlerin farklı azot basınçlarında

geçirgenliğin dalga boyuna göre değişimi………....…………………….83

Şekil 4.3. Çinko Nitrür yarıiletken ince filmlerin farklı azot basınçlarında soğurma

katsayısının enerjiye göre değişimi…………………………...………….84

Şekil 4.4. Çinko Nitrür yarıiletken ince filmlerin farklı azot basınçlarında

( )ναh 2 ’nin Enerji ’ye göre değişimi…………….………….…………..85

Şekil 4.5. Çinko Nitrür yarıiletken ince filmlerin aynı kalınlık farklı basınçlarda

lnα ’ya göre enerjinin değişimi…………...……………………..………86

X

Şekil 4.6. Aynı basınç ( 1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince

filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği……..88

Şekil 4.7. Aynı basınç ( 1x10-3 Torr ) ve farklı kalınlıklar da elde edilen çinko nitrür

ince filmlerinin soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi………….89

Şekil 4.8. Aynı basınç ( 1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür

ince filmlerinin ( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimi…………………….90

Şekil 4.9. Aynı basınç ( 1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince

filmlerinin ln α ’ nın enerjiye göre değişimi……………………………..91

Şekil 4.10. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE3) çinko nitrür ince filmlerinin optik

geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği………………........93

Şekil 4.11. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE3) çinko nitrür ince filmlerinin

soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi…………………………...94


( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimi…………………………………..…95

Şekil 4.13. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE3) çinko nitrür ince filmlerinin ln α

nın enerjiye göre değişimi……………………………………….……..96


geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği…………..………..98


soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi………………………………………..99


( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimi…………………………………...100

Şekil 4.17. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE5) çinko nitrür ince filmlerinin ln α ’

nın enerjiye göre değişimi………………………….………………101

Şekil 4.18. Aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda çinko nitrür ince filmlerinden

elde edilen bağıl yansıtma…………………………….………….......103

Şekil 4.19. Aynı basınç (1x10-3 Torr) farklı kalınlıklarda çinko nitrür ince

filmlerinden elde edilen bağıl yansıtma………………………………104

Şekil 4.20. Aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda çinko nitrür ince filmlerinin

soğurma ve geçirgenlik (%T) değerlerinden elde edilen bağıl

XI

yansıtma.................................................................................................105

Şekil 4.21. Aynı basınç (1x10-3 Torr) farklı kalınlıklarda çinko nitrür ince

filmlerinin soğurma ve geçirgenlik (%T) değerlerinde bağıl

yansıtma………………………………………………………………106

1. GİRİŞ Zeynep BAZ

1

1.GİRİŞ

Yüzyıllar önce soy metallerin ince filmleri cam ve seramik üzerine

dekorasyon olarak kullanılmış olması, 1940’lı yıllardan itibaren yarıiletken

teknolojisi üzerine olan ilgiyi günümüze kadar devam ettirmiştir. Özellikle son

yıllarda teknolojik ve bilimsel araştırmalarda önemli bir yer tutan yarıiletken ince

film bilimi bütün dünya çapında temel bir araştırma alanı olarak gelişmiştir. İnce

filmler, farklı üretim teknikleri kullanılarak kaplanacak malzemenin atomlarının ya

da moleküllerinin, bir taban üzerine ince bir tabaka halinde oluşturulan ve kalınlıkları

tipik olarak 1 μm civarında olan yarıiletken malzemelerdir.

Kaplamanın önemi ve endüstri için yeni malzemelerin sentezi, ince film

işleme teknolojisinde büyük ve önemli bir artışa neden olmuştur. Şu anda bu

gelişmeler, mikro elektronik, optik ve nanoteknolojideki bilimsel ve teknolojik

patlamalarla büyük bir alanda ilerlemektedir. Kalınlığı 1 ile 10 μm arasında değişen

kalınlıklardaki filmler için yapı ve işlem teknolojisi çok sayıdaki üretim alanı için

önemlidir.

Üretim alanları:

♦ Isıya dayanıklı malzeme kaplama işlemleri ve korumalı giyimler

♦ Malzemelerin ömür süresinin artırılması, atmosfer basıncına ve ısıya karşı

malzemelerin korunması

♦ Güneş pilleri, optik ve elektronik devreler, bilgisayarlarda hafıza bölümlerin

de kullanılır.

Son yıllarda nanometre büyüklüğünde özellikle ince film formatında

yarıiletken yapıda malzeme üretimi kayda değer bir ilgi alanına sahiptir. Güneş

pilleri, süper kapasitörler, fotovoltaik araçlar ve elektrokronik pencerelerde

kullanılan materyalin fiziksel ve kimyasal özelliklerinin kontrolünün sağlanabilirliği,

yarıiletken ince film ve nanoteknolojisi içeren çalışmalara olan ilgiyi artıran

nedenlerden biridir. İnce film formatında nanokristal yarıiletken materyaller, bu

materyallerle yapılan malzeme ve araçların karakteristik özelliklerinin artırılmasına


2

imkân verir. Bu tip malzemelerde, materyali oluşturan parçacık sayısının

artmasından dolayı katı yapıdan moleküler yapıya doğru aşamalı bir geçiş gözlenir.

Bir yarıiletkenin nanokristal büyüklüğü, yarıiletkenin bant yapısını etkilediği için,

yarıiletkeni oluşturan parçacıkların yeterince küçük olması yük taşıyıcılarının

kuantum sınırında bulunmasını ve bant yapılarının kesikli enerji seviyelerine

ayrışmasına neden olur (Pejova ve ark., 2005). Nanometre büyüklüğündeki

yarıiletken malzemelerin özelliklerinden biride, yarıiletkenin sahip olduğu değerlik

bandının (Eg) değerinin artarken, yarıiletkenin nanokristal yapı çapının azalmasıdır

Yarıiletken ince filmler yapısal mükemmellik derecelerinin azalmasına bağlı olarak

üç ana gruba ayrılırlar. Bunlar;

♦ Tek katlı (homoepitaksiyel) olarak adlandırılan aynı materyalin tek kristal

tabanı üzerine çöktürülen tek kristal filmler

♦ Çok katlı (heteroepitaksiyel) olarak adlandırılan farklı materyalin tek kristali

üzerine büyütülen tek kristal filmler

♦ Cam, kuvars gibi amorf tabanların üzerine çöktürülen polikristal filmlerdir.

Polikristal filmler büyük yüzeyli metal, cam, seramik, grafit gibi tabanlar

üzerinde büyütülebilen, elektrik ve optik özelliklerinden dolayı güneş pili, yarıiletken

fotodedektörler, diyotlar gibi birçok uygulama alanı olan, basit ve değişik

yöntemlerle elde edilebilen yarıiletken malzemelerdir (Sze, 1981). Bu çalışma

alanları içinde üçüncü gruba giren ve Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama

Yöntemiyle çinko nitrür üretildi ve bu elde edilen örneklerin optiksel özellikleri

detaylı bir şekilde incelendi.

Çinko nitrür yarıiletken ince filmler reaktif rf magnetron söktürme, metal

organik kimyasal buhar depolama, termal buharlaştırma gibi çeşitli yöntemlerle

üretilebilir. Bu tezde çinko nitrür ince filmler atmalı filtreli katodik vakum ark

depolama yöntemiyle üretilecektir.

Katodik plazma ark depolama tekniği fiziksel buhar depolama sistemleri

içindeki önemli yöntemlerdendir. Yarıiletken ince filmlerin depolama sistemleri

içinde plazma yardımlı atmalı filtreli katodik ark depolama sistemi yeni gelişmekte


3

olup, düşük alt taban sıcaklıklarında iyi tutunmuş yüzey morfolojisi kontrol

edilebilen, yüksek yoğunluklu bileşik filmlerin sentezi için uygun bir sistemdir.

Katodik ark, katot yüzeyindeki ark deşarj yayınlama sisteminin katodu erozyona

uğratarak buharlaştırmasıyla oluşur ve sistemde reaktif gaza ihtiyaç duyulmaz. .

Katot, metal, metal alaşım veya yarı iletken olabilir.

Ark kaynağından yayınlanan plazma; elektronlar, iyonlar ve makro

parçacıklar ve nötral metal buharı içerir. Nötral metal buharı, kütle transferinin küçük

bir kısmını oluşturur. Bu nedenle ark kaynağından kaplama materyal akısı, tümüyle

iyonlar ve makro parçacıklardan oluşur ve üretilen iyonların ortalama kinetik

enerjileri 10 ile 100 eV arasındadır. Ortalama iyon enerjisi katot ile anot arsındaki

potansiyel farktan daha büyüktür. Bu fiziksel karakteristikler, kaplanan filmler için

film morfolojisinin kontrolü, düşük örnek sıcaklığı, yüksek film yoğunluğu, yüksek

film tutunması, bileşik filmlerin verimli sentezi ve düzgünlük gibi avantajlar

sunmaktadır.

Çinko nitrür ince filmleri üretmek için aşağıda verilen yöntem kullanılacaktır.

İlk olarak şematik gösterimi Şekil 1 de gösterilen sistemle üretilecektir. Bu işlem için

hedef olarak metalik çinko (1 mm çaplı ve saflığı 99.99%) ve azot (saflığı 99.9999%)

kullanılacaktır. Filmler ultrasonik temizleyici ile temizlenen cam alt tabanlar üzerine

üretilecektir. Azot gaz girişi gaz akış basınç kontrol sistemi ile kontrol edilecek ve

azot basıncı 10−4 Torr civarında tutulacaktır.

Çinko nitrür örneklerinin yapısal özellikleri, optiksel özellikleri, kalınlıkların

basınç değerlerinin değiştirilmesiyle ve farklı sıcaklıklarda tavlanarak optik

parametrelerin nasıl değiştiği incelendi.

PFCVAD sisteminin tek dezavantajı mikro parçacık üretimidir. Bunlar ise

manyetik indüklenen katot spot hareketiyle, katot akım yoğunluğu ve katot yüzey

sıcaklığı azaltılarak ve reaktif gaz eklenmesiyle azaltılabilir.

Gelişmeler, katodik arkın uygulamalarının değişik potansiyellerine bakılarak

devam etmektedir.

2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Zeynep BAZ

4

2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR

Çinko nitrür ince filmleri N2 (azot) veya Ar (argon) gazları içeren plazma

içinde ZnN hedef kullanılarak magnetron püskürtme yöntemi tarafından

depolanmıştır. Filmlerin yapısal özellikleri XRD kullanılarak belirlenmiştir.

Elektriksel özellikleri (iletkenliği, taşıyıcı konsantrasyonu ve mobilitesi) dört problu

Van der Pauw metodu kullanılarak Hall effect ölçümleri yapılarak belirlenmiştir.

Filmlerin özellikleri N2 ve O2 ortamları içinde 550 °C’ ye kadar ısısal işlemler

yapılarak incelenmiştir. Argon (Ar) plazma içinde depolanan filmler opaktır ve n-

tipi iletken bir materyal olmakla birlikte yapısı içinde Zn oranı çok fazla olmaktadır.

Filmlerin tavlamayla geçirgenlikleri 345-360 nm ’de bir omuz şeklinde iniş

göstermiştir. Filmler Ar plazma içinde depolandığında bunların iletkenlikleri taşıyıcı

konsantrasyonları mobiliteleri (ρ ~10-1 de 10-2 Ω cm, ND ~1018 de 1020 cm-3) Hall

effect ölçümleri yapılarak bulunmuştur. N2 plazma içinde depolanan filmler yüksek

dirençli ve yüksek geçirgenlikli olmasına rağmen tavlama ile onların özellikleri

değişmemiştir. Ancak filmlerin yüksek tavlama sıcaklıklarında elektriksel

özelliklerinin değiştiği ortaya çıkmıştır. Ar ve N2 plazma içinde hazırlanan her iki

tipteki filmlerinde 400 °C oksidasyonla depolandıktan sonra p-tipi ZnO:N filmlerine

dönüşmüştür. Bu şartlarda elde edilen filmler yüksek dirençliliğe ve düşük taşıyıcı

konsantrasyona sahip olduğu bu sonuçlardan çıkarılmıştır (Kambilafka ve ark, 2007).

Bu çalışmada Zn3N2 filmleri N2/Ar plazma içinde (%99,995 ) Zn hedef

kullanılarak rf-magnetron püskürtme yöntemi kullanılarak üretilmiştir. (001)

yönelimli GaN ve ZnO yüzeyleri depolamada kullanılmıştır. Çeşitli nitrojen kısmi

basınçları altında hazırlanan filmlerin XRD analizleri yapılmıştır. %90 N2 oranında

depolanan Zn3N2 filmleri oksijenle tavlandığında (6000C de 15dakika) ~100 cm2/Vs

mobilitede ve 1017 cm-3 taşıyıcı konsantrasyonunda p-tipi filmler elde edilmiştir. P-

tipi ZnO:N filmlerinin PL spektrası 3,36 eV ’da keskin bir pik göstermiştir. Filmlerin

geçirgenlikleri görünür spektrum aralığında (%80) olduğu belirlenmiştir. Çeşitli alt

tabanlar üzerinde (kuvars, safir, GaN/safir, alt tabanlar) amorf Zn3N2 filmlerini

oksijenle tavlanmasıyla ZnO elde edilmiştir ve yapıları XRD analizi yapılarak

belirlenmiştir (Kaminska ve ark, 2005).


5

Yüksek nitelikli Zn3N2 tozu 120 dakikada 6000 C nitridasyon sıcaklığında

NH3 gazıyla birlikte Zn tozunun nitrürle reaksiyonu tarafından sentezlenmiştir. Farklı

sıcaklıklarda yapılan XRD ölçümleri Zn3N2 bileşiğinin kübik bir yapıda olduğunu ve

örgü sabitinin a=9,788 A0 olduğunu göstermiştir. X-ışını fotoelektron spektroskopisi

(XPS) Zn3N2 ve ZnO arasındaki kimyasal bağlanma durumlarının farklılıklarını

göstermiştir ve N-Zn bağlarının oluşumunu doğrulamıştır. Farklı nitrürleme

sıcaklıklarında XRD analizi yapılmıştır ve en uygun nitrürleme sıcaklığı 6000C

olduğu görülmüştür. Zn3N2 tozunun ısıya bağlı olarak ayrışması davranışını

araştırmada TGA (Thermal Gravimetric Analysis) ve DTA (Differential Thermal

Analysis) kullanılmıştır. Zn3N2’nin 5000C’ nin üzerindeki bir sıcaklıkta karasız bir

yapı gösterdiği bulunmuştur (Zong ve ark, 2004).

Bu çalışmada yüksek nitelikli Zn3N2 nanotelleri 120 dakikada 6000C

nitrürleme sıcaklığında 1 dakikada 500 ml içinde NH3 akışıyla Zn tozlarının nitrürle

reaksiyonu tarafından sentezlenmiştir. Yapısal özelliklerini belirlemek için kullanılan

XRD analizi yoluyla Zn3N2 nanotellerinin kübik bir yapıya sahip olduğu ve örgü

sabitinin de a=9,788 A° olduğu belirlenmiştir. Zn3N2 nanotellerinin morfolojisi ve

yapısı taramalı elektron mikroskobu (SEM, Scanning Electron Microscopy),

geçirgen elektron mikroskobu (TEM, Transmission Electron Microscopy), yüksek

kararlı geçirgen elektron mikroskobu (HRTEM, High-Resolution Transmission

Electron Microscopy) teknikleri kullanılarak belirlenmiştir. Yapılan optik

özelliklerin sonucunda Zn3N2’ nin direk band aralığının1,23 eV olduğu ve n-tipi bir

yarıiletken olduğu belirlenmiştir (Zong ve ark, 2005).

Zn3N2 filmleri Ar-N2 karışımı olarak çalışılan gazlar ve toz Zn diskleri hedef

alınarak kullanılan Reaktif DC magnetron püskürtme yöntemiyle depolanmıştır.

Zn3N2 filmlerinin oksidasyonu ile p-tipi ZnO ince filmleri hazırlanmıştır. Bu filmler

3500C ile 5000C oksidasyon sıcaklığında elde edilmiştir. 5000C sıcaklığında elde

edilen ZnO filmlerini hole konsantrasyonu oldukça yüksek ve p-tipi iken

(5,78x1017cm-3) 5500C oksidasyon sıcaklığında n-tipi ZnO filmleri elde edildiği

gözlenmiştir. Zn3N2 filmleri ve farklı sıcaklıklarda tavlanan örneklerin XRD

ölçümleri yapılmıştır ve ZnO kırınım pikleri görülmüştür. Farklı sıcaklıklarda elde

edilen ZnO filmlerinin soğurma spektrumlarının dalga boyuna göre değişimi


6

gösterilmiştir. Farklı sıcaklıklarda elde edilen ZnO filmlerinin Hall effect ölçümleri

(direnç, mobilite, taşıyıcı konsantrasyonu) yapılmıştır (Wang ve ark, 2003).

Bu çalışmada 10 gram saf Zn tozu (%99 saflıkta) bir kuvars bot içine alarak

yatay fırında rezistif yöntemle ısıtılmıştır. Zn3N2 boş küreleri 120 dakikada 6000C

nitrürleme sıcaklığında ve atmosfer basıncı altında dakikada 500 ml amonyak (NH3)

gazı içinde Zn tozlarının nitrürleme reaksiyonu tarafından sentezlenmiştir. X-ışın

kırınımı (XRD, X-ray diffraction) analizleri sonucunda Zn3N2’nin kübik bir yapıya

sahip olduğu belirlenmiştir. Taramalı elektron mikroskobu (SEM, Scanning Electron

Microscopy), geçirgen elektron mikroskobu (TEM, Transmission Electron

Microscopy), yüksek kararlı geçirgen elektron mikroskobu (HRTEM, High-

Resolution Transmission Electron Microscopy) analizleri Zn3N2’nin küresel kabuk

yapıda olduğunu göstermiştir. X-ışını fotoelektron spektroskopisi Zn3N2, ZnO ve Zn

tozlarının arasındaki kimyasal bağlanma durumlarının farklılıklarını söylemiştir ve

N-Zn bağlarının oluşumunu doğrulamaktadır (Ma ve ark, 2005).

Bu çalışmada iyi özellikli polikristal Zn3N2 filmleri oda sıcaklığında Radyo

Frekans (RF) magnetron püskürtme tarafından azot gazı kullanılarak ve Zn3N2 hedef

tarafından kuvars yüzeyler üzerinde sentezlendi. X-ışını kırınımı (XRD)

ölçümlerinden polikristal Zn3N2 filmlerinin kübik bir yapıda olduğu ve örgü sabitinin

a=0,979nm olduğu belirlenmiştir. XRD sonuçlarından Zn3N2 filmlerinin (321) ve

(442) yönelimlerinde olduğu gözlenmiştir. Zn3N2 filmlerinin soğurma katsayıları ile

birlikte filmlerin kalınlıkları geçirgenlik spektrumları kullanılarak hesaplanmıştır.

Optiksel band aralığı soğurma katsayısının foton enerjisine bağlılığı tarafından

belirlenmiştir. Dolaylı geçiş optiksel band aralığı 2,12 eV olarak elde edilmiştir

(Xiao ve ark, 2005).

Bu çalışmada Zn3N2 tozunun ısısal bozunum davranışını araştırmak için Isı

gravimetrik analizi (TGA) ve Diferansiyel ısı analizi DTA) yöntemleri kullanılmıştır.

Örneklerin yapısal özellikleri Zn3N2 tozları tarafından ve hava atmosferi içinde

tavlanmasıyla X-ışını kırınımı (XRD) ile analiz edilmiştir. Zn3N2 ısısal oksidasyonu

oldukça yavaştır. 200 0C ile 500 0C sıcaklıkları arasında Zn3N2 tozunun yüzeyi içinde

sıkı ZnO veya ZnxOyNz tabakaları oluşmaya başlamaktadır. Sıcaklık 5000C ‘den çok

yüksek olduğu zaman Zn3N2 tozunun içinde çok hızlı ısısal oksidasyon meydana


7

gelmiştir. Sıcaklık 7500C’nin üzerinde, bütün Zn3N2 filmleri ZnO’e dönüşmüştür.

Farklı tavlama sıcaklıklarında Zn3N2 filmleri X-ışını kırınımı (XRD) ve Fourier

dönüşüm kızılötesi spektroskopisi (FTIR) yöntemiyle hesaplanmıştır ve bu iki

yöntemde elde edilen sonuçlar birbirleri ile uyumlu olduğu görülmüştür (Liang ve

ark, 2004).

Bu çalışmada Zn3N2 filmi 673 K erime sıcaklığında LiCI-KCI-Li3N içinde

1.6 V Zn elektrodunun potantiyostatik elektrolizi tarafından düzenlenmiştir.

Filmlerin yapısal özelliklerini incelemek için X-ışını kırınımı (XRD) analizi

yapılmıştır. X-ışını kırınımı pikleri incelendiğinde Zn3N2’nin antibixbyite yapıya

karşılık geldiği görülmüştür. X-ışını fotoelektron spektroskopisi (XPS) kullanılarak,

ultraviyole (UV), görünür (VIS), yakın kızılötesi (NIR) bölgesi içinde reflektans

ölçümleri yoluyla Zn3N2 bileşiğinin band aralığı hesaplamalar sonucunda elde

edilmiştir. Zn3N2’nin direk band aralığı 1,01 eV olarak belirlenmiştir ve band

aralığının kızılötesi bölgeye yakın olduğu hesaplamalar sonucunda elde edildiğini

bulabiliriz (Toyoura ve ark, 2005).

Bu çalışmada Zn3N2 nanotelleri 120 dakikada 6000C nitridasyon sıcaklığında

dakikada 500ml içinde amonyak gazı ile çinko (Zn) tozunun nitridasyon reaksiyonu

tarafından sentezlenmiştir. Yapı analizini yapmak için kullanılan X-ışını kırınımı

(XRD) yöntemiyle Zn3N2 nanotellerinin kübik bir yapıda olduğu ve örgü sabitinin

a=0.9788nm olduğu çıkmıştır. Tipik olarak oda sıcaklığında Zn3N2 nanotellerinin

fotolüminesans spektrumu 385 nm’ de (3.22 eV) morötesi emisyon bölgesinde bir

pik sergilemiştir ve mavi emisyon bandı 450 nm (2.76 eV)’de merkezlenmiştir.

Seçici bölge elektron kırınımı (SAED, Selected Area Electron Diffraction) modelleri

ve yüksek çözücü geçirgen elektron mikroskobu (HRTEM) yoluyla Zn3N2

nanotellerinin mikro grafikleri incelenerek nanotellerin içinde bulunan düzeni açıkça

ortaya çıkarmıştır. Taramalı elektron mikroskobu (SEM, Scanning Electron

Microscopy), geçirgen elektron mikroskobu (TEM, Transmission Electron

Microscopy), yüksek kararlı geçirgen elektron mikroskobu (HRTEM, High-

Resolution Transmission Electron Microscopy) analizleri yapılarak Zn3N2’nin

nanotel yapısı gösterilmiştir (Zhang ve ark, 2005).


8

Bu çalışmada polikristal ince filmleri Corning 7059 cam alt alt taban üzerine

Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama (PFCVAD) tekniği kullanılarak

üretilmiştir. Filmler 4x10-4 Torr azot basıncında oda sıcaklığında oluşturulmuştur.

Kristolografik yapı X-ışını kırınımı (XRD) tekniği kullanılarak belirlenmiştir.

Yapılan ölçümler tüm filmlerin kübik yapıda kristalleştiğini ve yönelimlerinin (332)

ile (631) yönleri boyunca olduğunu göstermiştir. Filmin 5000C’de 1 saat havada

tavlanmasıyla kristalliğinin arttığı gözlenmiştir. Soğurma, enerji band aralığı, Urbach

kuyruğu,sönüm katsayısı gibi optiksel parametreleri belirlenmiştir. Urbach kuyruğu

enerjisi tavlama ile azalmıştır. Filmlerin optiksel enerji band aralığı tavlama ile direk

geçiş için 2.91eV’ dan 3.24eV’ a, dolaylı geçiş için 1.91 eV ‘dan 3.206 eV’a arttığı

gözlenmiştir. Soğurma band kenarı daha keskin olmuştur. Tavlama sıcaklığının

artmasıyla sönüm katsayısının azalışı filmlerin geçirgenliğindeki değişim ile ilgili

olduğu ortaya konulmuştur. Filmlerin içindeki kusurlar tavlam ile azalmıştır. Band

kuyruğu E0, tavlanmamış Zn3N2 için 0.74 eV iken 5000C’de tavlanan örnekler için

0.14 eV olarak bulunmuştur. Sonuç olarak Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark

Depolama (PFCVAD) tekniği kullanılarak üretilen Zn3N2 filmlerinin tavlama altında

daha iyi optiksel özelliklere sahip olduğu gösterilmiştir (Esen ve ark, 2007).

3.MATERYAL VE METOD Zeynep BAZ

9

3. MATERYAL VE METOD

3.1. Temel Teorik Kavramlar

3.1.1 Kristalografiye Giriş

Kristal, belirli bir yerleşim düzeni içerisinde bir araya gelen atomların, ortaya

koydukları yerleşim düzeninin üç boyutta tekrarı ile oluşur. 18.ci yüzyıldan itibaren

epeyce çalışmalar yapılmış olmakla beraber kristal yapının anlaşılabilmesi, ancak

1912’de Max von Laue’nin X-Işınlarının kristal tarafından kırınıma uğradığını

bulmasından sonra mümkün olmuştur. Daha sonra Sir Laurence Bragg ilk kez X-

Işınlarından yaralanarak kaya tuzu kristalinin yapısını analiz etmiş ve kristalin

atomik yapısı ile ilgili önemli bir adım atmıştır. Böylece araştırmacılar kristali

oluşturan en küçük birim olan birim hücreyi ve bunun uzayda yayılarak ne şekilde

kristali oluşturduğunu anlamak imkanını bulmuşlardır. İlk başlarda X-Işınlar ile

başlatılan bu çalışmalar daha sonra nötron ve elektron kırılımı çalışmaları ile devam

ettirilmiş ve bu şekilde minerallerin, metallerin, besin maddelerinin, ilaçların, fiber

ve plastik türü maddelerin ve burada sayılmakla başa çıkamayacak kadar çok organik

ve inorganik materyalin atomatik yapısının ortaya çıkarılması sağlanmıştır.

Kristalografi, yani kristallerin yapısını çözme ve anlama bilim dalı bugünde fizikte

en çok üzerinde çalışılan konulardan bir tanesidir. Fizik yanında, kimyada,

minerolojide, metalürjide ve pek çok mühendislik dalında kristalografinin çok

önemli bir yeri vardır.

Kristallerin yapısını çözerken ve açıklarken özel bir dil kullanılır, böylece

hem işler kısalır hem de anlatımda kolaylık sağlanmış olur. İleride öğreneceğimiz bu

dili görmeden önce kristallerin genel özelliklerini ortaya koymak istiyoruz.


10

3.1.2 Atomlardaki Periyodik Düzen

İdeal bir kristal özdeş yapıtaşlarının uzayda sonsuza kadar dizilişi ile

oluşurlar. Basit kristallerde (bakır, gümüş, altın, demir alüminyum ve alkali metal) en

küçük yapısal birimler tek atomlardır. Ancak en küçük yapısal birim birkaç atom

veya molekül olabilir. Tüm kristallerin yapısı bir örgü ile tanımlanır. Bu örgünün her

düğüm noktasında bulunan atomlar grubuna ise baz denilir. (Kittel,1996)

3.1.3 Temel Örgü Türleri

İdeal bir kristal özdeş yapıtaşlarının uzayda sonsuza kadar dizilişi ile

oluşturulur. Tüm kristallerin yapısı ise bir örgü ile tanımlanabilir. Bir örgü , ,a b crr r

gibi üç temel öteleme vektörü ile tanımlanır. Buna göre, atomların dizilişi bir

rr konumlu yerde nasıl ise,

'r r ua b cυ ω= + + +ur rr r r (3.1)

olan 'rur

konumlu bir yerde de aynı olur. Burada , ,u υ ω her değeri alabilen

üç tamsayıdır ve herhangi bir örgü noktası bu üçlü ile gösterilir. Denklem 3.1 ile

tanımlanan 'rur

noktaları kümesine örgü adı verilir. , ,a b crr r vektörleri kristalin

referans eksenlerini oluştururlar ve bu vektörler birbirlerine dik olabilecekleri gibi

aralarında birbirinden farklı açılar da bulunabilir. Bu vektörlerin a, b, c uzunlukları

ile aralarındaki α, γ β, açılarına kristalin örgü parametreleri denir ve kristal

özelliklerini tanımlayan bu parametrelerdir. Bir örgünün her düğüm noktasında

bulunan atomlar grubuna baz denir. Bu bazın uzayda tekrarlanmasıyla da kristal

oluşur. Kristal örgü, temel alınan bir bazın önce çizgisel örgüye, daha sonra çizgisel

örgünün yüzeysel örgüye, yüzeysel örgünün de uzaysal örgüye dönüşmesiyle elde

edilir. Uzaysal örgü elde etmek için ise (a) simetri elemanları; (b) ötelemeler; (c)

kayma düzlemleri; (d) vida eksenleri işlemcilerinden yararlanılır. Denklem 3.1 de

tanımlanan vektörlerin uzunlukları ile aralarındaki açılar düşünülürse, birbirinden


11

farklı 14 değişik şekil ortaya çıkar. Kristallerde örgü kavramını belirleyen ilk

gösterim Bravais tarafından bulunduğu için bu 14 değişik örgü çeşidine Bravais

örgüleri ismi verilmiştir. Doğada gözlenen kristal eksenleri aralarındaki uzaklıklar ve

açılara göre sınıflandırılırsa kübik, tetragonal, hekzagonal, trigonal, rombik,

monoklinik ve triklinik olmak üzere toplam yedi eksen sistemi vardır. Çizelge 3.1 de

bu yedi eksen sistemi özetlenmiştir (Durlu, 1992).

Çizelge 3.1. Kristal sistemleri ( Durlu, 1996)

Birim hücre yalnızca köşelerinde örgü noktası bulunan hacim olabileceği gibi,

örgü noktaları birim hücrenin hacim veya yüzlerinin merkezinde de bulunabilir.

Yalnızca köşelerde örgü noktaları bulunan birim hücreler ilkel (primitif) hücre olarak

tanımlanırlar. Yedi ayrı eksen sisteminde dağılmış bulunan on dört uzay örgüsü o

şekilde bir dağılıma sahiptir ki, her bir eksen sistemine bir adet basit hücre vardır.

Hermann-Mauguin gösterimi olarak bilinen uluslar arası gösterim şeklinde bu basit

hücreler P ile belirlenirler. Bu gösterim dilinde, diğer uzay örgülerinin ne şekilde

verildiği Çizelge 3.2 de görülmektedir. Birim hücrelerin şekilleri ise Şekil 3.1 de

gösterildiği gibidir (Durlu, 1992). Bu yedi ayrı eksen sisteminde dağılmış olan 14

uzay örgüsünde her bir eksen sisteminde bir basit örgü vardır. Bu örgüler Hermann-

Mauguin uluslar arası gösterimiyle şöyledir;


12

Şekil 3.1. Ondört uzay örgüsüne ait birim hücreler


13

Çizelge 3.2. Uzay Örgüleri (Durlu, 1992)

3.1.4 Kristal Düzlem Geometrisi (Miller İndisleri)

Kristallerde, kolaylık için, doğrultuları ve düzlemleri göstermek üzere bazı

özel gösterimler kullanılır. Başlangıçtan herhangi bir uvw noktasına uzanan

doğrultuyu ele alırsak [ ] şeklinde bir köşeli parantez ve içerisindeki [uvw] rakamları

uvw doğrultusunu gösterir. Bu yukarıda da söylendiği gibi kolaylık sağlamak amacı

ile geliştirilmiş uluslar arası bir gösterim dilidir. Böyle bir gösterimde, doğrultuyu

belirlemeye yettiği için en küçük tam sayıları kullanmak adet olmuştur. Mesela

[2,2,0] doğrultusu düşünülürse, bu doğrultuyu belirleyen çizgi [1,1,0] dan geçecektir,

o halde ; 2,2,0 yerine en küçük tam sayılar kullanılarak 1,1,0 alınabilir. Eksi indisler

ise sayının üzerine çizilecek bir çizgi ile belirlenir, mesela 1gibi. Böylece, [2 3 0]’in

0,0,0 ile 2,3,0’dan geçen doğrultu olduğu hemen anlaşılabilir. Kristaldeki simetri

dolayısı ile kristal içerisindeki pek çok doğrultu birbirine özdeştir. Böyle özdeş


14

doğrultuların takımı da <uvw> şeklinde bir parantez ile gösterilir. Buna bir örnek

vermek istersek; Kübik bir birim hücrenin kenarları <100> şeklinde gösterilebilir.

Bir kristal içerisinde yüzeyleri veya düzlemleri belirlenirken, herhangi bir

başlangıç noktası vermeden bunları belirleyecek bir gösterim şeklide kullanılabilir.

Bunun kolay bir yolu Miller tarafından bulunmuştur ve bu yüzden bu gösterim için

kullanılan indislere Miller indisleri denir. Miller indisleri, düzlemlerin üç kristal

ekseni ile kesişme noktaları belirlenerek bulunur ve kesişme noktalarının yeri, birim

hücrenin ele alınan eksen için belirli olan uzunluğu indisle çarpılarak ortaya çıkar.

Bir düzlemin Miller indislerini bulabilmek için, öncelikle düzlemin birim hücre

eksenleri ile kesişme noktaları bulunur, sonra bu noktalara ait uzaklığın birim

hücrenin koordinatlarına oranı belirlenir ve bu oranın tersi alınır, bulunan sayılar

hepsi en küçük mümkün tam sayılar olacak şekilde ortak bir sayı ile çarpılır. Sonuçta

bulunan sayılar ortak parantez içerisinde toplanır.

Şekil 3.2. Kristaldeki bazı düzlemlerin Miller indisleri

Örnek olarak a,b,c doğrultularını 1, 2 ,∞ ’da kesen bir düzlem düşünelim. 1,2

ve ∞ (sonsuz) ’un birim boyutlara oranı 1,1/2 ve 0 olacaktır. Buradan Miller indisleri

1/2‘yi en küçük yakın tam sayıya tamamlamak için 2 ile çarpmak gerektiğinden, her

üç sayı iki ile çarpılarak (210) şeklinde bulunur. Bütün paralel düzlemler aynı Miller

indisleri ile ifade edilirler. Burada da eksi kesişme noktaları ile ortaya çıkan indisler

sayı üzerine konulan çizgi ile belirlenirler. ( ) şeklinde parantezler içerisinde

gösterilen Miller indisleri, bir tek düzlemi veya paralel düzlemler gösterir. Büyük


15

parantez içerisindeki Miller indisleri de bir forma ait düzlemler takımını belirtir.

Örneğin, kübik kristalin yüzeyleri takımı Miller indisleri ile;

100 = (100) + (010) + (001) + (100) + (010) + (001) (3.2)

şeklinde gösterilir. Böyle bir forma ait düzlemlerin hepsi aynı atomik düzenlemeye

sahiptir. Miller indisleri kullanılırken, Heksagonal kristal yapıda bazı karışıklıklar

ortaya çıkabilir. Bu yüzden böyle kristal yapılar için, biraz değişik bir gösterim şekli

kullanılmaktadır. Heksagonal kristal yapıda a1, a2 ve c eksenleri ile düzlemleri

belirlemek mümkündür, ancak hemen görülebilir ki böyle bir yapı için, özdeş

düzlemler daima aynı indislerle gösterilmeyebilirler. Mesela ; (100) ve (110)

düzlemleri özdeş düzlemlerdir, ancak Miller indisleri farklı olmaktadır. Aynı durum

doğrultular içinde vardır. Bu yüzden kolaylık için böyle bir kristal yapıda üç yerine

dört eksen kullanılır. Eksenler a1, a2, a3 ve c olarak belirlenirse, yukarıdaki

karışıklığı önlemek için, bu eksenlere karşılık gelen indisler (hkil) olarak alınır ve i

ile gösterilen indis –(h+k) olarak belirlenir.

Şekil 3.3. Heksagonal birim hücre

3.1.5 Kristallerde Simetri

Kristaller simetrilerine göre sınıflandırılabilir. Simetri ile bir dönüşüm veya

işlem sonrasında nesnenin değişmemesi anlaşılır. Kristaller, sahip oldukları simetri

işlemlerine göre sınıflandırılır.


16

Kristallerde toplam 32 tane simetri sınıfı vardır. Kristallerde gözlenen ve

çoğu kez oldukça karmaşık bir durum ortaya çıkaran simetri sınıflarını kolayca

irdeleyebilmek için, simetriyi en basit elemanından işe başlayarak incelemeye

çalışacağız.

Simetri İşlemleri

Simetri elemanı: Bir nokta, bir doğru veya bir düzleme göre bir geometrik

yapıya simetri işlemi uygulanır Bir simetri elemanı, özdeş noktaları bir simetri

operasyonundan sonra aynı veya özdeş konuma getiren işlem olarak tanımlanabilir.

Örneğin, bir eksen etrafında gerçekleştirilen yarım turluk bir dönme hareketi ile

herhangi bir örgü ilk konumu ile ayırt edilemeyecek yeni bir konuma gelmiş ise,bu

eksen bir simetri eksenidir ve yarım turluk bir dönme ile simetrik bir konum ortaya

çıkarttığından ikili bir dönme eksenidir.Benzer şekilde 120° ’lik, yani üçte bir

dönmeye karşılık gelen bir eksen de üçlü bir dönme eksenidir. Kristallerdeki simetri

eksenlerinin sayısı sınırlıdır beşte tam bir dönme ile simetrik özellik gösterebilen

cisimler bulunabilir olmasına rağmen kristaller için beşli simetri ekseni yoktur.

Simetri Düzlemi (Plane of Symmetry): Aynı simetri eksenine benzer

şekilde, simetri düzlemi kendisi üzerinde oluşacak bir yansıma ile özdeş noktalar

ortaya çıkaran bir düzlem olarak tanımlanabilir. Bir görüntü düzlemi cismi ikiye

böler ve bir tarafın görüntüsü diğerin üzerine yansıtılır. Böyle birden fazla simetri

düzlemi vardır. Örneğin, bir küpte dokuz simetri düzlemi vardır.

Simetri Ekseni (Axis of symmetry): Seçilen bir eksene göre 2, 3, 4 veya 6

katlı dönme işlemi ile nesnenin orinal halini koruması sağlanabilir.

Simetri Merkezi (Centre of symmetry): Kristalin bir tarafındaki yüzeyi

karşısındaki benzer bir yüzey üzerine getirtilmesini sağlar.

Tersinme Simetrisi: Bir simetri işleminde her nokta işlem sonucunda

eşleniği olan başka noktalara karşılık geliyor ise bu şekilde bir tersleme ya da bir


17

dönme noktası ortaya çıkar. Bu nokta simetrik noktaları birleştiren çizginin orta

noktasıdır. Vektörel olarak durum açıklanacak olursa, r vektörü bir tersleme

operasyonu sonucunda –r vektörüne dönüşür.

Öteleme Simetrisi: Bir kristal, bir vektörün tamsayı katlarınca ötelenirse

değişmez kalabilir. Tanımı gereğince bütün kristaller ötelenme simetrisine sahiptir.

Vida Eksenleri (Screw axes): Sarmal simetrili bir yapı üretmek için öteleme

ve dönme işlemlerinin birlikte yer alması gerekir.

Dönme-Yansıma Ekseni: Bir simetri operasyonunda hem dönme hem de

yansıma aynı anda ard arda bulunabilir, böyle durumlarda bir dönme yansıma

ekseninden söz edilebilir. Bir kristal 360/n derece döndürüldüğünde değişmez kalırsa

n-katlı dönmeye sahip olduğu söylenir. Kristallerde dönme simetrileri; 1-katlı 360 °,

2- katlı 180 °, 3-katlı 120 °, 4- katlı 90 °, 6- katlı 60 ° ’ye sahiptir. Ortaya çıkan 32

simetri sınıfı için çeşitli gösterim şekilleri vardır ancak kristalografide genellikle

Hermann-Mauguin sistemi kullanılır. Çizelge 1.3’ de Hermann –Mauguin

gösteriminde simetri elemanının nasıl gösterildiği vermektedir;

Çizelge 3.3. Hermann-Mauguin gösterimi ile simetri elemanları

32 simetri sınıfı daha önce gördüğümüz 7 kristal sistemine her sistemin sahip

olabileceği en basit simetri elemanları cinsinden bölünür ise, bu takdirde ortaya çıkan

durum Çizelge 3.4’de gösterildiği gibi olur;


18

Çizelge 3.4. Kristal sistemlerinde simetri elemanları

3.2. Kristal Yapılar

Katı cisimler yapısal olarak en genel halde doğada amorf ve kristal olmak

üzere iki şekilde bulunurlar. Kristal yapı, uzun erimli bir düzenin söz konusu olduğu

atom, molekül veya atom ve molekül gruplarının üç boyutta periyodik olarak

düzenlenmesiyle oluşan yapıdır. Buna karşılık kısa erimli bir düzene sahip amorf

yapı için ise böyle periyodik bir dizilim söz konusu olmamasına rağmen bir düzenin

varlığından söz edilebilir. Bir maddeyi oluşturan moleküller ve atomlar, en düzenli

şekillerini katı hallerindeyken elde ederler. Meydana getirdikleri şekiller üç boyutlu

geometrik şekillerdir ve atomların birleşmeleriyle oluşan prizmalarda, açıların belirli

ve mükemmel kesinlikte oranları vardır. Bu oranlar, molekülü oluşturan parçaların

hiçbirinde hiçbir zaman değişikliğe uğramaz. Bu düzen öylesine mükemmeldir ki,

tek bir atom bile sıralamayı bozmaz, atomların birbirleriyle birleştikleri açılar

arasında 1 derecelik bile bir sapma olmaz. 60 derecelik açılarla birleşmiş olan

atomlar hiçbir zaman 61 veya 59 derecelik açılarla birleşmezler. Bu katı madde

ısıtılsa, sıvı haline getirilse, sonra buharlaştırılsa, ardından tekrar soğutulsa, söz

konusu madde yine aynı mükemmel geometrik şeklini geri alacaktır. Atomlar, adeta

nerede birbirleriyle birleşmeleri gerektiğini bilircesine, aynı belirlenmiş düzen içinde

yerlerini alacaklar, kusursuz bir geometrik dizilim meydana getireceklerdir. Yine

hata yapmayacaklar, atomlar yine kendi aralarında beşgen prizma meydana


19

getirmişlerse, mutlaka yine aynı hatasız beşgen prizmayı olduğu gibi

oluşturacaklardır. İşte katı maddenin bu mükemmel yapısı ile oluşan şey, bir

kristaldir. Bir atomun çapı 3 cm' nin yaklaşık yüz milyonda biri kadardır. 3 cm

çapındaki bir kristalin içinde ise 100 milyon kere 100 milyon kere 100 milyon atom

vardır. (100.000.000 x 100.000.000 x100.000.000). Eğer 3 cm 'nin milyonda biri

kadarlık bir alanda atomlar son derece düzenli bir şekilde birbirlerine bağlanmışlarsa

ve bu oluşturdukları geometrik yapının ilerleyişinde hiçbir değişiklik olmuyorsa, bu

madde kristaldir. Her kristal parçası, düzenli bir sıralamaya sahip olan bir milyon

atoma sahiptir. Dolayısıyla katı bir maddeyi, örneğin bir metali ne kadar çok parçaya

ayırırsak ayıralım, geriye kalan küçük parçalar yine kristallerdir. Bu metal parçasını,

toz haline getirsek bile elimizde yine kristaller olacaktır. Bu kristalleri ortadan

kaldırmak için onları eritmek, yani katı hali ortadan kaldırmak gerekmektedir.

Kristalin bu mükemmel yapısının bozulması ise, maddenin tümüyle farklı bir

şekil alması veya dağılıp gitmesi anlamına gelir. Bu, doğadaki tüm düzeni bozacak,

tanıdığımız pek çok maddeyi ortadan kaldıracak, pek çoğunun yapısını

değiştirecektir.

Birbirinden farklı moleküller, aynı ortamda olsalar da, sahip oldukları kristal

yapıları nedeniyle birbirlerine karışmaz ve özelliklerini yitirmezler. Örneğin, aynı

sıcak suyun içine attığınız tuz ve şeker kristalleri kısa bir süre içinde erir ve sıvı hale

geçerler. Ama bu su buharlaştığında, suyun içinde erimiş olan tuz ve şeker ayrı ayrı

kristalleşecek ve eski yapılarına eksiksiz olarak kavuşacaklardır. Tuzu oluşturan

atomlar, hiçbir zaman yanlışlıkla şekerin bir parçası olmaz veya hiçbir şekilde önceki

miktarından eksilmezler. Onlar, aynı mükemmel denge içinde birbirlerini bulur ve

aynı olağanüstü geometrik şekli meydana getirirler.

Bir kristal madde birçok kez çözülüp yeniden kristalleşse bile iç yapısında bir

değişiklik olmaz; yani moleküllerin diziliş düzenini sağlayan simetri öğeleri ve bu

öğelerin birbirlerine göre durumları değişmez. Moleküllerin birbirine göre konum,

yönelme ve arlıkları aynı kalır. Bu yığılma düzeni için o kristalde harcanan enerji

minimumdur. Başka türlü düzenlenişler daha fazla enerji gerektirir sonuç olarak doğa

gerekmedikçe fazla bir enerji gereksinimine ihtiyaç duymayacaktır.


20

Önemli basit kristal yapılar kısaca incelenecektir. Bunlar: Yüzey merkezli

(fcc) ve cisim merkezli (bcc) kübik yapılar, sodyum klorür (NaCl) yapı, sezyum

klorür (CsCl) yapı, elmas yapı, çinko sülfür (ZnS) yapı ve heksagonal sıkı paket

(hcp) yapılardan oluşur. Basit kristal yapılardan Heksagonal sıkı paket yapı kısaca

anlatılacaktır. Amorf yapı da anlatılacaktır.

3.2.1 Heksagonal Sıkı Paket Yapı

Özdeş küreleri uzayda yerleştirirken paketleme oranını maksimum kılmak

için sınırsız sayıda yöntem vardır. Bunlardan biri yüzey merkezli kübik (fcc) yapı,

diğeri ise heksagonal sıkı paketli altıgen (hcp) yapıdır. Her iki yapıda da toplam

hacmin kullanılma oranı 0.74 dür. Küreler önce bir düzlemde, her küre komşu altı

küreye değecek şekilde sıkı paketlenmiş bir A tabakasına yerleştirilirler. Bu tabaka

hem hcp yapısının taban düzlemine ve hem de fcc yapısının (111) düzlemine karşılık

gelir. İkinci bir B tabakası bunun üstüne ve alt tabakadaki üç küreye değecek şekilde

yerleştirilir (Şekil 3.4). Üçüncü C tabakası ise iki farklı şekilde konulabilir. Bunlar;

1. Üçüncü tabakanın küreleri, en alttaki tabakanın bıraktığı boşlukların

üzerine ve B tabakasında boş bırakılan yerlere gelecek şekilde yerleşir. Bunun

sonucu, yüzey merkezli kübik (fcc) yapı oluşur.

2. Tersine, üçüncü tabakanın küreleri birinci tabakadaki kürelerin tam üstüne

gelecek şekilde yerleştiğinde de heksagonal sıkı paket oluşur (Kittel, 1996).

Şekil 3.4. Sıkı paketlenmiş küreler


21

Şekil 3.4’ de, A noktaları birinci tabakadaki küre merkezlerini gösterir. Bu

tabakanın üzerine buna özdeş küreler B işaretli noktalara yerleşir. Üçüncü tabaka için

iki seçenek vardır: Ya A noktası üzerine ya da C noktası üzerine konulabilir. Eğer ilk

tabakadaki A noktaları üzerine gelirse ABABAB… dizilişi ve sıkı paketli altıgen

yapı oluşur. Eğer C noktalarına konursa ABCABCABC… dizilişi olur ve yüzey

merkezli kübik yapı elde edilir (Kittel, 1996).

3.2.2 Amorf Yapı

Bir katı madde (gerçekte) atomlarını belli bir düzende bir arada tutan bir

yapıdadır. Fakat amorf katıların yapısında atomların yerleri uzun mesafede periyodik

bir düzende değildir.

Şekil 3.5.a. Kristal yapıdaki SiO

2 (Kuartz) Şekil 3.5.b. Amorf yapıdaki SiO

2

(Cam)

Amorf Katılarda Kırınım : Uzun mesafeler katedildiğinde periyodiklikten

bir miktar sapma gösteren tek kristallerin amorf veya mikrokristallere sahip katılarla

karşılaştırıldığında daha sağlam sonuçlara götürecek incelemeye izin verdiği açık bir

gerçektir. Ancak katıların içindeki uzun mesafeli diziliş hatalarının ihmal edilmemesi

de gerekmektedir. Nokta ve çizgi kusurlu yapılarla yapılan deneylerde yapıyı anlatan

geometrik parametreler elde edilebilmekte ve aynı düzenli spektroskopik sonuçlar

(mesela X-ışını kırınım deseni vs.) bazen de amorf dediğimiz yapılarda da karşımıza

çıkabilmektedir. Altmışlı yıllardan beri amorf katılar, özellikle yarı iletken amorf


22

katılar, büyük ilgi uyandırmıştır. Örneğin, amorf kalsojen camlar anahtarlama

özelliği gösterebilmeleri sebebiyle yaygın olarak kullanılmaya başlanmışlardır.

Yalıtılmış atomların gelişi güzel bir dağılımı paralel tek renkli bir X-ışını

demetini kırınıma uğratarak atomik saçılma çarpanı eğrisi yoluyla kontrol edilen bir

açısal dağılım üretmektedir. Bir sıvı veya amorf katının kırınım deseni çok kristalli

bir katının X-ışını desenine kabaca benzeyen, birçok merkezcil geniş ve yaygın

halkalar içermektedir ve bu halka yapı ilk kez açığa çıktığında bir kristalleşmenin

varolduğunu açıkça ortaya koymuştur. Amorf yapıda ise durum böyle değildir ve

kristalleşme yoktur. Bir kristal katı ile bir amorf katı arasındaki temel fark, kristal

denilen yapıda düzenliliğin sonsuza kadar (katının sınırlarına kadar) uzanması ve bu

kristal bölgeciklerinin amorf yapıda son derece küçük miktarda bulunuyor olmasıdır

(ppm mertebesinde de olsa küçük kristal bölgeciklerinin adi camlarda bulunduğu iyi

bilinen bir gerçektir).

Amorf Yarı İletkenler : Geçmiş yıllarda bilinen en önemli amorf yarı iletken,

(pek çok fotokopi makinesinde aktif materyal olarak da kullanılan) selenyumun cam

fazı olmuştur. Periyodik tablonun 6. grup elementlerinden olan Te, Se, S, O (kalsojen

elementleri) 5. gruptan olan Bi, Sb, As, P elementleri ile 4. gruptan olan Si ve Ge

elementlerini kapsayan muntazam dörtlü ve üçlü alaşımlar, ikili bileşikler ve

elementler olmak üzere yarı iletken özelliklere sahip amorf maddeler vardır. Bunlar

asıl katılanlar olmasına rağmen, bazı geçiş metal oksitleri amorf yarı iletken form

oluşturabilir ve (CdAs2Ge gibi) diğer elementler de yukarıda ismi geçen elementlerle

bir arada bulunabilirler. Vakum buharlaştırma yöntemiyle hazırlanan germanyum ve

silisyumun amorf filmleri ideale yakın olan yapılardır. Ayrıca, hem silisyum hem de

germanyum amorfları, ayrı ayrı kristal yapılara yakın yoğunlukta filmler olarak depo

edilebilir. Kristal yapıdan farklı olarak, amorf yarıiletkenlerin atomları arasında kısa

mesafelerde bir düzenlilik olsa bile uzun mesafelerde düzensizlik (disorder)

hakimdir. Bu nedenle kristaller için geliştirilen ve atomlar arasındaki periyodik

potansiyel kavramına dayanan Bloch teoremi ve iyi bilinen diğer modeller amorf

yapıların elektronik band yapısını açıklamakta yetersiz kalmaktadır. Amorf yapılar


23

için farklı enerji band modelleri amaçlanarak bu tür yarıiletkenlerin elektriksel

iletkenlikleri ve optik özellikleri açıklanmaya çalışılmıştır.

Anderson teorisine dayanan tüm bu modeller enerji band uçlarındaki (band

tails) lokalize enerji seviyelerini dikkate alır. Farklı modellerin amaçlanması, farklı

grup amorf yarıiletkenlerin farklı doğasından kaynaklanmaktadır. Yapılarındaki

düzensizliklerden dolayı, amorf yarıiletkenlerin elektronik yapısı hala tam olarak

anlaşılamamıştır ve buna bağlı olarak birçok uygulama alanı da sır olarak

kalmaktadır.

Amorf Malzemelerin Uygulama Alanları : Amorf yarıiletkenlerin kristal

yarıiletkenlere göre en büyük avantajı, geniş yüzeyli ince filmlerin kolayca

üretilebilmesi ve dolayısıyla pahalı olan kristal filmlere göre nispeten ucuz olmasıdır.

Doğal ve temel enerji kaynağımız olan güneşten gelen güneş ışınlarının

toplanabilmesi için geniş yüzeyli güneş pillerine ihtiyaç duyulacağı ve geniş yüzeyli

kristal büyütmenin zorluğu dikkate alınırsa amorf malzemelerin ne denli önemli

olduğu ortaya çıkacaktır. Her ne kadar amorf yarıiletkenlerin verimi kristal kadar

olmamakla birlikte, bugüne kadar yapılan ve halen yapılmakta olan çetin teorik ve

deneysel çalışmalarla istenilen minimum yeterli düzeye getirilebildiğinden güneş

piliyle çalışan birçok elektronik cihaz çok ucuza gelmektedir. Biz bu çalışmada a-

Si:H p-i-n ve kalkajonid cam güneş pillerinde fotoakım ölçümleri gerçekleştirerek,

fotoakımı oluşturan foto taşıyıcıların ömür sürelerini, yani foto tepki zamanlarını

belirledik. Fototepki zamanı pillerin cihaz uygulamaları açısından büyük önem

taşımaktadır.

Amorf malzemeler, LCD ekranlardaki ince film transistör ağının ve bazı tür

güneş pillerinin yapımında yaygın olarak kullanılan hidrojenlendirilmiş amorf

silisyum ve alaşımları plazma biriktirme yöntemi ile film olarak üretilmekte, optik ve

elektronik özellikleri incelenmektedir. Son 30 yıldan beri özellikle amorf maddeler

ve daha çok da amorf yarıiletkenler, elektronik, optik ve magnetik özellikleri

bakımından büyük önem kazanmıştır. Çünkü bu yarıiletkenler, başta güneş pilleri

olmak üzere, ince film transistörler, gösterge cihazları (displays), anahtarlama

devreleri (switching), hafıza elemanları (memory devices), detektörler gibi geniş bir


24

uygulama alanı bulmuşlardır. Dolayısıyla araştırmacılar bu yarıiletkenlerin

özelliklerini anlayabilmek için büyük çaba sarf etmektedirler.

3.3. Kristal Yapı Kusurları

Gerçek kristallerin hacim kafesi ideal düzenli bir yapıdan birçok sapmalar

gösterir. Bu sapmaların her biri kafesin bozulmasına ve gerilmesine neden olur. Bazı

hallerde atom boşluğu, atom yer değiştirmesi veya fazla atom durumu olur ki bu

hatalara nokta hataları denir. Çizgi hataları fazla bir atom düzleminin kenarını

gösterir. Son olarak komşu kristaller arasında veya bir kristalin dış yüzeyinde

yüzeysel (hudut ) hataları bulunur. Böyle hatalar mekanik kuvvet, elektriksel

özellikleri ve kimyasal reaksiyon gibi malzemenin birçok özelliklerini etkiler. Kristal

yapı kusurlarını üç ana başlık altında ayrıntılı bir şekilde inceleyeceğiz.

3.3.1 Noktasal Hatalar

Noktasal hatalar üç ana başlık altında incelenecek olursa bunlar:

♦ Boşluklar

♦ Yeralan ve arayer hataları, Safsızlıklar

♦ Schottky ve Frenkel hataları

Boşluklar; En basit nokta hatasıdır, metal yapısı içinde yerinde bulunmayan

(yeri boş olan) bir atomun hatasıdır. Böyle bir hata ilk kristalleşme sırasında

atomların hatalı olarak yığılması veya yüksek sıcaklık derecesinde termal titreşimleri

sonucu olabilir. Isıl enerji yükseldikçe tek atomun düşük enerji seviyesindeki

yerinden dışarıya fırlaması ihtimali artar. Boşluklar, tek veya iki ile daha fazlası bir

arada toplanarak iki boşluk veya üç boşluk olabilir (Şekil 3.6).


25

Şekil 3.6. Atom boşluğu hatası

(a) (b)

Şekil 3.7. (a) Safsızlık hatası (b) Sarı atom yeralan atom hatası

Arayer ve yeralan hataları; Normal olamayan bir kafes noktasında, kafes

yapısı içerisinde fazla atom yerleştirildiğinde bir arayer (substitutional) hatası oluşur.

Eğer atom oldukça küçükse, normal atom konumları enerji açısından kararsızlık

oluşturabilir bu durumda arayerler tercih edilebilir. Örneğin C, α-Fe içerisinde

arayerlerde daha kararlıdırlar. Fakat en fazla ancak % 0.1 oranında çözülebilirler.

Bir atom farklı bir atomla yer değiştirdiğinde yeralan (interstitial) hatası

meydana gelir. Yeralan atomu normal orijinal kafes noktasında yer alır. Arayer ve

yeralan hatalarının her ikisi de malzemelerde safsızlıklar ve bilinçli olarak katılan

elementler olarak bulunur (Şekil 3.8 ).


26

a) b) c)

Şekil 3.8. a) Yeralan (interstitial), b) Küçük arayer (substitutional), c) Büyük arayer hataları Schottky hataları; Yüklü bir iyon yerinde boşluk bulunuyorsa, oluşan yük

dengesizliğini ortadan kaldıracak şekilde diğer yüke sahip iyon pozisyonlarında da

boşluk olacaktır. Bu duruma Schottky hatası denilir. Boşluklara benzerler fakat

elektrik yük dengesi nedeniyle bileşik olarak bulunurlar. Aşağıdaki şekilde de

görülebileceği gibi farklı işaretli iki iyon boşluğu durumunda bulunurlar

Frenkel hataları; Bir iyon yerinde boşluk varsa, oluşan yük dengesizliğini

ortadan kaldıracak aynı yüke sahip olan başka bir iyon arayer pozisyonlarında

bulunabilir. Bu duruma Frenkel hatası adı verilir. Kristal kafesindeki bir iyonun

bulunduğu yerden çıkarak bir arayer atomu durumuna geçmesiyle bu olay

gerçekleşir. Örneğin, sıkı paketli yapılarda atomu arayere sıkıştırmak için daha çok

enerji gerektiğinden Schottky hatalarından daha az Frenkel hataları ile arayer hataları

bulunur.

a) b)

Şekil 3.9. a) Frenkel, b)Schottky hataları


27

Aşağıdaki şekilde ise Frenkel , Schottky hatalarını ve boşlukları

görebilmekteyiz.

Şekil 3.10. Frenkel, Schottky ve boşluk hataları

3.3.2 Çizgisel Hatalar (Dislokasyonlar)

Çizgisel hatalar üç ana başlık altında toplanabilir :

♦ Kenar dislokasyon

♦ Vida dislokasyon

♦ Karışık dislokasyon

Bir kristalin içinde en çok görülen hata dislokasyondur. Dislokasyonlar kristal

yapıdaki çizgisel hatalardır. Dislokasyon çeşitlerini ifade ederken kullanacağımız

bazı kavramları kısaca tanımlamak konuyu daha iyi kavramamızı sağlayacaktır.

Önemli kavramları şöyle verilebilir:

♦ Dislokasyon çizgisi: Ek yarı düzlemin alt sınırında atomların oluşturduğu

çizgidir. ♦ Kayma düzlemi: Dislokasyonun üzerinde hareket ettiği düzlemdir.

♦ Burgers vektörü: Dislokasyonların hareket yön ve büyüklüklerini ifade

etmek için kullanılan parametredir ve ‘’b’’ ile ifade edilir.


28

Kenar dislokasyonu (sembol ) kristal içinde sona eren bir kafes düzleminin

kenarı olarak düşünülebilir (Şekil 3.11). Kenar dislokasyon, kafes içerisine ilave

edilen tam olmayan ek düzlemdir. Kenar dislokasyonunda Burgers vektörü

dislokasyon çizgisine dik olarak uzanır. Başka bir değişle kayma doğrultusu

dislokasyon çizgisine diktir ve kenar dislokasyonu kayma gerilmesi yönünde hareket

eder.

Şekil 3.11. Kenar dislokasyonu

Vida dislokasyonu; kafes düzlemi kendisine dik olan dislokasyon çizgisi

etrafında spiral seklini alır. Vida dislokasyonunda Burgers vektörü dislokasyon

çizgisine paralel olarak uzanır. Diğer bir değişle kayma doğrultusu dislokasyon

çizgisine diktir. Kayma kuvveti uygulandığında vida dislokasyonu kayma

gerilmesine dik yönünde hareket eder.

Karışık dislokasyon; Dislokasyon çizgisi eğri şeklindedir. Dislokasyonlar

bazı bölümlerde hem kenar hem de vida dislokasyonu özelliği gösterirler ve bu

şekilde karışık dislokasyonu oluştururlar. Ön kısımlarda bulunan vida dislokasyon

yan kısımlara doğru yavaş yavaş kenar dislokasyonu özelliği kazanır. Kristal bir


29

yapıda kafes içerisinde atomların ötelenmesi, dislokasyonların varlığı ve bunların

harekete geçirilmesiyle oldukça düşük bir kuvvetle sağlanabilir. Şekil 3.12’ de

karışık dislokasyon verilmiştir.

Şekil 3.12. Karışık Dislokasyon

Son olarak dislokasyon hareketi kolay bir şekilde tanımlanacak olursa bu

hareket kırkayağın hareketine benzeştirilebilir.

Şekil 3.13. Dislokasyon hareketi


30

3.3.3 Yüzeysel Hatalar

Bir cismin yüzeyinde bulunan atomlar enerji yönünden içeridekilerden

farklıdır. İçerideki atomlar komşu atomlarla tamamen kuşatılmış olup düşük enerji

konumundadırlar. Yüzey atomlarının ise bir yanlarında komşu atomlar yoktur ve

kütle tarafından daha büyük bir kuvvetle çekilirler, bu nedenle de enerjileri daha

yüksektir. Yüzeye atom eklenirse bir miktar enerji açığa çıkar, eğer yüzeyden atom

koparılmak istenirse bir miktar enerji vermek gerekir. Yüzeydeki bu fazla enerjiye

yüzey enerjisi denir.

Yüzeysel kusurları iki şekilde inceleyebiliriz bunlar;

♦ Tane sınırları

♦ İkiz sınırlar

Tane Sınırları; Tane sınırı, bireysel taneleri birbirinden ayıran yüzeydir ve

atomların düzgün yerleşmediği dar bir alandır. Tane sınırları: birbirine komşu olarak,

tek kristal şeklinde bulunan iki tanenin arasındaki yüzeydir.

Metallerin mikroyapıları ve diğer pek çok katı malzeme, birçok tanelerden

meydana gelir. Şekil 3.14’de şematik olarak taneler gösterilmiştir; her tane içinde

kafes yapısı aynıdır fakat kafes yönlenmeleri farklıdır. Sonuç olarak ise tane sınırına

yakın atomlar dengeli bir aralık ve dizilme oluşturamazlar.

Şekil 3.14. Tane sınırları


31

İki alt grupta ;

♦ Küçük açılı tane sınırları (low angle)

♦ Tane sınırları

olacak şekilde detaylı bir şekilde incelenebilir.

Küçük açılı tane sınırı; Küçük açılı bir tane sınırı, dislokasyonların bitişik

kafesler arasında küçük bir yönlenme bozukluğu oluşturduğu bir dislokasyon

sırasıdır (Şekil 1.15). Yüzey enerjisi, düzenli tane sınırınkinden az olduğu için, küçük

açılı tane sınırları kaymayı engelleyecek kadar etkili değildir. Kenar dislokasyonları

tarafından oluşturulan küçük açılı tane sınırları eğik sınırları ve vida

dislokasyonlarının neden olduğu sınırlar ise burma sınırları olarak adlandırılır.

a) b)

Şekil 3.15. a) Tane sınırına yakın bölgede atom dizilişi, b) Küçük açılı tane sınırları

İstif hataları : İstif hataları YMK metallerde olur ve sıkı paket düzlemlerin

istiflenmesi sırasındaki bir hatayı gösterir. Normal olarak hatasız bir YKM kafesinde

istiflenme sırası ABCABCABC seklindedir. Fakat aşağıdaki sıralamanın oluştuğu

kabul edilsin.

ABCABAB,CABC

Gösterilen sıralanmada, A tipi bir düzlem, normalde C düzleminin yerleşmesi

gerektiği yerde gösterilmiştir.


32

Şekil 3.16. İstif hatası

İkiz sınırlar; Bir ikiz sınır, düzlem boyunca kafes yapısındaki yönlenme

bozukluğunun özel bir ayna görüntüsü olan bir düzlemdir (Şekil 3.17). İkiz sınırı

boyunca kayma kuvveti etkidiğinde oluşabilir ve atomların pozisyon dışına

kaymasına neden olur. İki kristal bölgeyi simetrik olarak birbirinden ayıran sınırdır.

İkiz oluşumu kaymadan ziyade yapı içerisinde burkulmadan dolayı oluşur.

Şekil 3.17. İkiz sınırlar


33

Kristal Hatalarının Önemi

Çok düşük konsantrasyonlarda bile malzemelerin içerdiği kristal yapı hataları

pek çok özellikleri (mekanik, elektriksel, optik vs.) önemli ölçüde etkiler. Kristal

hataları olmasa: Katıhal elektronik aygıtlar olmazdı. Metallerin dayanımı çok daha

yüksek olurdu. Seramiklerin tokluğu çok daha yüksek (kırılganlığı daha düşük)

olurdu. Kristallerde renk olmazdı. Difüzyon ve İyonik iletkenlik çok sınırlı olurdu.

3.4. Kristalde Kırınım

Kristal yapının, atomların veya atom gruplarının bir hacım içerisinde belirli

bir düzene sahip olarak dizilmesi sonucunda ortaya çıktığını söyledikten sonra,

şüphesiz ilk düşünülecek soru “peki onları nasıl göreceğiz ?” olacaktır. Bu konuda

sağlanan gelişmelerin ilk adımları yirminci yüzyılın başlarında atılamaya başlamış ve

daha önce de sözünü ettiğimiz gibi Max von Laue’nin, bir kırınım ağının güneş

ışınlarını kırınıma uğratmasına benzer şekilde, kristalin de X-Işınlarını kırınıma

uğrattığını bulması ile kristal yapı içerisindeki atomların incelenebilmesi yolu ortaya

çıkmıştır. Bugün, X-Işınlarına ek olarak, dalga boyları kristal yapıdaki atomları arası

uzaklıkla kıyaslanabilir büyüklükte olan, pek çok ışını daha aynı amaçla

kullanabilmekteyiz. Böylece, yalnız kristal yapıyı oluşturan birim hücrenin

özelliklerini değil, atomların kristal içerisindeki yerleşim düzenini de, kristali yapı

bozukluklarını da, kristalde ortaya çıkan zorlanmaları, kristal içerisinde

bulunabilecek safsızlık atomlarını ve benzeri pek çok ayrıntıyı inceleyebilmekteyiz.

Sonuç olarak, çeşitli ışınların kristal içerisindeki kırınımının, bize kristalin iç

dünyasını öğrenmemize yarayan çok önemli bir metod verdiğini söyleyebiliriz.

3.4.1 X-Işınları

Önemli bir keşif 1895 yılında Alman Fizikçisi W.K.Röntgen tarafından

yapılmıştı. İçerisinde, içerisindeki hava boşaltılmış olan bir cam tüpten yüksek

elektrik akımı geçiren Röntgen, tesadüfen çok önemli bir olaya tanık olmuştu. Tüp


34

yakınında bulunan bir floresan ekran yeşilimsi bir renkle parıldamaya başlamıştı.

Floresan madde ışımaya maruz kalınca parıldamıştır. Röntgen, cam tüpün

bilinmeyen bir türde ışıma yaptığını görmüş ve ışımaya X-ışınları adını vermiştir.

"X" bilinmeyen anlamına gelmekteydi. Yapılan deneyler, elektronların cam gibi bir

katı maddeye çarptıklarında, elektron demetinin X-ışınları ürettiğini göstermiştir. X-

ışınları, bir X-ışın tüpü içinde üretilebilir. X-ışın tüpü yüksek voltajlı bir katod-ışını

tüpüdür. İçerisinde bir metal hedef ve bir metal filaman vardır (Şekil 3.18).

Elektronlar metal hedefe çarptıkları zaman, X-ışınları metal tarafından salınırlar.

Şekil 3.18. X-ışınlarının üretimi

X ışınları, ivmeli yüksek enerjili elektronların metal hedefteki atomlarla

çarpışarak yavaşlamasıyla veya bu çarpışmalarla atomların iç yörüngelerindeki

elektronların elektronik geçişleriyle oluşan kısa dalga boylu elektromanyetik

ışınlardır. X ışınlarının dalga boyu 0.1A°< λ < 100A° aralığındadır ve γ -ışınları ile

mor ötesi (ultraviyole) bölge arasında kalırlar. X-ışınları, az girici yani yumuşak

(dalga boyu büyük) ve çok girici yani sert (dalga boyu küçük) olmak üzere iki gruba

ayrılabilir. Ancak klasik x-ışınları spektroskopisi yaklaşık 0.1 A° ile 25 A°

arasındaki bölgeyi kapsar. Hedef metale çarpan elektronlar ilk çarpışmada

durdurulamaz, metal hedef içinde ardışık birçok çarpışma yapabilirler. Bu çarpışma


35

sonucunda beyaz ışınım (white radiation) denilen sürekli spektrum ortaya çıkar. Bu

tür ışınımın minimum dalga boyu aşağıdaki gibi hesaplanabilir:

(3.3)

X-ışınları, analitik amaçları için dört yöntemle elde edilir:

1) Bir metal hedefin yüksek enerjili elektron demetiyle bombardımanı

2) İkincil bir X ışınları demeti floresansı elde etmek için bir maddenin birincil

X-ışınlarına maruz bırakılması

3) Bozunması sonucu X- ışınları emisyonu oluşturan bir radyoaktif kaynağın

kullanılması

4) Bir sinkrotron bir radyoaktif kaynaktan Amerika Birleşik Devletlerinde

sadece 3 laboratuarda sinkrotron ışınından X-ışınları oluşturabilmektedir.

X-ışını kaynakları ultraviyole ve görünür bölge emisyon kaynakları gibi,

genellikle hem sürekli hem çizgi spektrum oluştururlar: Sürekli ışımaya aynı

zamanda beyaz ışıma veya Bremsstrahlung adı verilir. Beyaz ışıma tanecikler

tarafından yavaşlatılma sonucu ortaya çıkan ışıma olup bu tür ışıma genellikle sürekli

karakterdedir (Skoog, Holler, Neiman, 1992).

Bir X-ışınları tüpünde ısıtılan bir katotta oluşturulan elektronlar 100 kV ’luk

bir potansiyelle metal bir anoda (hedef) doğru hazırlanır; çarpışma sonucu elektron

demeti enerjisinin bir kısmı, X-ışınlarına çevrilir. Bazı şartlarda Şekil 3.19’ deki gibi

sadece sürekli spektrum elde edilirken, bazı durumlarda sürekli spektrum bir çizgi

spektrumu ile çakışır (Şekil 3.20). Her iki şekilde görülen sürekli X-ışınları

spektrumu tam olarak belirlenmiş hızlandırma potansiyeline (V) bağlı fakat hedef

malzemeden bağımsız bir kısa dalga boyu (λ0) karakterize edilir. Bu durumda

molibden hedefle 35 kV’da oluşturulan spektrumun λ0 değeri (Şekil 3.19) aynı

potansiyelde tungsten hedefle oluşturulan spektrumun λ0 değeri ile aynıdır (Şekil

3.20).


36

Şekil 3.19. Hızlandırma gerilimine bağlı olarak elde edilen sürekli x-ışını spektrumu (Kabak, 2004)

Şekil 3.20. Molibden bir hedefle oluşturulan X-ışını çizgi spektrumu (Kabak, 2004)

Bir elektron demeti kaynağıyla oluşturulan sürekli ışın demetteki

elektronlarla hedef maddesinin atomları arasındaki çarpışmadan meydana gelir. Her

çarpışmada elektron yavaşlatır ve X-ışınları enerjisinde bir foton oluşturur. Fotonun

enerjisi elektron çarpışmasında önce ve sonraki kinetik enerjileri farkına

eşittir.Genellikle bir demetteki elektronlar bir seri çarpışma sonucu

yavaşlatılır;meydana gelen kinetik enerji kaybı çarpışmadan çarpışmaya


37

farklıdır.Böylece yayınlanan X-ışınları fotonların enerjileri hayli geniş bir bölgede

sürekli değişir.Oluşturulan en fazla foton enerjisi elektronun tek bir çarpışmayla

aniden sıfır kinetik enerjiye yavaşlatılmasına (durdurulmasına) karşı gelir. Böyle bir

olay için;

hυ0=hc/λ0=Ve (3.4)

yazılabilir. Burada Ve hızlandırma potansiyeli ile elektronun üzerindeki yükün

çarpımı olup demetteki bütün elektronların kinetik enerjisi; h Planck sabiti, c ışık

hızıdır. υ0 değeri V potansiyelinde üretilebilecek maksimum ışın frekansı, λ0 ışının

düşük dalga boyu sınırıdır. Sayısal değerler yerine konulduğu zaman eşitlik tekrar

düzenlenirse;

λ0=12,398/V (3.5)

elde edilir. Burada λ0 ve V sırasıyla angstorm ve volt cinsinden verilir. X-ışınları

çizgi spektrumu atomdaki iç orbital elektronlarının elektronik geçişleri sonucu

meydana gelir. Katottan gelen yüksek enerjili elektronlar hedef atomun çekirdeğe en

yakın orbitallerindeki elektronları kopardığı zaman kısa dalga boylu K serisi oluşur.

Çarpışma sonucu oluşturulan uyarılmış iyon da daha dış orbitaldeki elektronlar boş

orbitale geçerken X-ışını kuantı yayınlanır. Şekil 3.21’de görüldüğü gibi, K

serisindeki çizgiler daha yüksek enerji seviyeleri ve K kabuğu arasındaki elektronik

geçişler sonucu meydana gelir. Katottan gelen elektronların ikincil kabuktan (L

kabuğu) elektron fırlatması ile, K veya K ışınının yayınlanmasına neden olan bir L

elektronunun K seviyesine geçmesi ile ikincil kuantum seviyesinden bir elektron

kaybedildiği zaman L serisi çizgileri ortaya çıkar. Şekil 3.21’deki enerji skalasının

logaritmik olduğuna dikkati çekmekte yara vardır. Buna göre, K ve L seviyeleri

arasındaki enerji farkı M ve L seviyeleri arasındaki enerji farkından çok daha

büyüktür. Bu nedenle K çizgileri daha kısa dalga boylarında görünür.α1 ve α2; β1 ve

β2 olarak adlandırılan geçişler arasındaki enerji farkları o kadar küçüktür ki, en


38

yüksek ayırma gücüne sahip spektrofotometreler dışında sadece tek çizgiler olarak

gözlenir.

Şekil 3.21’deki enerji diyagramı, verilen geçişlere imkan verecek yeterli

sayıda elektrona sahip herhangi bir elemente uygulanabilir. Atom numarası arttıkça

çekirdek yükü arttığı için, seviyeler arasındaki enerji farkı artar; bu nedenle daha ağır

elementlerde K serisi ışınları daha kısa dalga boylarında görülür. Çekirdek yükünün

etkisi bu elementlerin spektrumlarını oluşturmak için gerekli minimum potansiyel

artışında görülür.

En hafifler dışındaki bütün elementlerin karakteristik X-ışınları çizgilerinin

dalga boyları elementin fiziksel ve kimyasal halinden bağımsızdır, çünkü bu

çizgilerden sorumlu geçişler bağ elektronları değildir. Buna göre molibdenin Kα

çizgilerinin yeri (dalga boyu) hedefin saf metal, metalin sülfürü veya oksidi olarak

bulunmasından bağımsız olarak aynıdır.

Şekil 3.21. X-ışınlarından oluşan en yaygın geçişleri gösteren enerji seviyesi


39

X-Işınları kırınım

Diğer elektromanyetik ışın türlerinde olduğu gibi, X-Işınının elektrik

vektörüyle ışının içinden geçtiği madde elektronları arasındaki etkileşme sonucu

saçılma meydana gelir. X-ışınları bir kristaldeki düzenli ortam tarafından

saçıldığında, saçılmayı yapan merkezler arasındaki mesafe ışın dalga boyu ile (X-

ışını dalga boyu) aynı mertebeden olduğu için saçılan ışınlar girişim (olumlu ve

olumsuz) etki yaparlar. Bu durumda kırınım meydana gelir.

3.4.2 Bragg Kanunu

Bir X-ışını demeti bir kristal yüzeyine θ açısıyla çarptığında, bir kısmı

yüzeydeki atom tabakası tarafından saçılır. Işın demetinin saçılmayan kısmı ikinci

atom tabakasına ulaşır. Bu tabakada yine bir kısmı saçılırken, geriye kalan ışın

üçüncü tabakaya geçer. Kristalin düzenli örgü yapısı içinde yer alan merkezler

tarafından yapılan bu saçılmanın net etkisi, görünür bölge yansımalı optik ağ ile

uğradığı kırınım ile aynı olan kırınımdır. X-ışını kırınımı için: (1) atom tabakaları

arasındaki mesafe yaklaşık olarak ışın dalga boyu ile aynı olmalıdır ve (2) saçılma

yapan merkezler çok düzgün ve tekrarlanır bir düzende bulunmalıdırlar.

Kristallerde kırınım olayını fiziksel bir modele oturtmamızı sağlayan Bragg

Kanunu bu tür çalışmalarda her an kullanacağımız önemli bir araçtır. Bu kanunu

açıklayabilmek için, Şekil 3.22’ de görüldüğü gibi bir kristal yapıda yer alan

birbirine paralel atomik düzlemleri düşünelim. Burada ince bir ışın demeti kristal

yüzeye θ açısıyla çarpmaktadır: Işının O, P ve R’ deki atomlarla etkileşimi sonucu

saçılma olmaktadır. Eğer

AP + PC = nλ (3.6)

ise (burada n bir tamsayıdır 0, 1, 2, 3,…gibi ve λ ’da ışının dalga boyu), saçılan ışın

OCD ’de aynı fazdadır ve kristal x-ışınlarını yansıtacaktır.


40

Şekil 3.22. Bir kristal tarafından oluşturulan X-ışınları kırınımı

AP=PC=d sinθ (3.7)

Burada, d kristal düzlemleri arasındaki mesafedir. Bu durumda kristal

yüzeyine θ açısı ile gelen ışın demeti için olumlu girişim şartı

nλ=2d sinθ (3.8)

olur. Bu eşitliğe Bragg eşitliği denir ve çok önemli bir işleve sahiptir. Burada λ’nın

tam katları olan n sayılarına, yansıma derecesi de denilir. X-ışınlarının kristalden

yansıtılmış olarak gözlenebilmesi için geliş açısının şu şartı yerine getirmesi

gereklidir:

sinθ=nλ/2d (3.9)

diğer bütün açılarda, olumsuz bir girişim meydana gelir. Sonuç olarak, Bragg

kanunu kristal örgüde ortaya çıkan periyodikliğin sonucudur. Kanun örgü

noktalarının dikkate alır. Örgü noktalarına karşılık gelen atomik düzen burada önemli

değildir, bu düzen yalnızca ortaya çıkacak yansımanın şiddet üzerinde göreceli bir

etkiye sahiptir. Hemen görülebileceği gibi Bragg yansıması yalnızca, λ ≤ 2d olması


41

halinde söz konusudur. Bu sonuç, aynı zamanda neden görülebilir bir ışın

kullanmadığımızın da fiziksel bir açıklamasını açık bir şekilde göstermektedir.

3.4.3 Düzlemler Arası Uzaklık

Öncelikle bir birim hücredeki normallerle a, b,c kristalografik eksenler

arasındaki ilişkiyi inceleyelim. Bir birim hücrenin hacmi bir tabanın alanı ile o

tabana ait yüksekliğin çarpımına eşittir. Şekil 3.6’ da ki verilere göre

Şekil 3.23. S arka ve ön yüzün alanıdır. d100 , S ye diktir (Kabak, 2004) (3.10) dir. Buradan (3.11)

olur. d doğrultusundaki normal birim vektörünü nΛ

ile gösterilir. cbS rrr×= ve

).( cxbaV rrr= olduğundan

(3.12)


42

bulunur. 010σr ve 001σ

r içinde benzer ifadeler bulunur. İşte bu üç vektör ters örgüyü tanımlar. Bu vektörlerin a* ,b* ,c* ile gösterilmeleri adet olmuştur; (3.13)

Herhangi bir düzlem takımı içinde, komşu iki düzlem arasındaki mesafe d hkl,

ters örgü yardımıyla kolayca bulunabilir. Heksagonal sistem için

(3.14)

(3.15)

denklemi elde edilir. Bu denklemde Heksagonal sistem için a=b ≠ c α = β = 90,

γ = 120 değerleri a* ,b* ,c* ters örgü denklemlerinde yerine yazılarak

(3.16) değerleri elde edilir. Bulunan bu sonuçlar 3.15 denkleminde yerine yazıldığında

(3.17)

(3.18)


43

heksagonal sistem için geçerli olan düzlemler arası uzaklık bulunmuş olur. Ayrıca

heksagonal birim hücrenin hacmi V = 0.866 a2c ’dir. Diğer sistemler içinde benzer

İşlemler yapılarak aşağıdaki ifadeler elde edilebilir.

Çizelge 3.5 Bazı kristal sistemlerin düzlemler arası uzaklık formülleri

3.5. Deneysel Kırınım Metodları

Bragg kanununa göre, kırınımın olabilmesi için λ ve θ nın uyumlu olması

gerekir. Herhangi bir üç boyutlu bir kristale rasgele bir açıyla çarpan λ dalga boylu

tek renkli X-ışınları genellikle yansıtılamayacak ve bunun sonucunda bir kırınım

deseni oluşamayacaktır. Kırınımın oluşabilmesi için bir rastlantı gerekir ve bu

rastlantıyı sağlamak için de ya dalga boyu ya da açının taranması gerekmektedir. λ ve

θ nın değişme durumuna göre üç temel kırınım yöntemi vardır.

1. Laue Yöntemi λ değişken, θ sabit

2. Döner Kristal Yöntemi λ sabit, θ değişken

3. Toz Yöntemi λ sabit, θ değişken

Bu deneysel kırınım metodlarından bizim kullanacağımız yöntem döner

kristal yöntemidir.


44

3.5.1 Toz Kırınım Metodu

1916,1917 yıllarında Debye ile Scherrer ve bunlardan bağımsız olarak Hull

tarafından geliştirilen toz kırınım metodu, kristal yapı hakkında bilgi edinebilmesi

için kullanılan metodlardan birisidir. Bu metodda, toz haline getirilmiş kristal

örnekleri pek çok sayıda olacak şekilde bir arada toplanır. Sonra ise üzerine belirli

bir doğrultudan tek dalga boylu X-ışınlarına düşürülür. Bu şekilde yönelen

kristallerin pek çoğu kırınım için uygun yönelmelere sahip olmayabilirler, ancak

hemen düşünülebilir ki pek çokları da uygun doğrultuda olacak ve hatta

birbirlerinden çıkan kırılıma uğramış ışın demetlerini de kuvvetlendireceklerdir.

Şekilde gösterilen kırınımı pek çok doğrultuda ve yönelmede yerleşmiş kristal tozları

için düşünecek olursak sonuçta her biri kristal örgü düzlemlerinin belirli bir takımını

ait olacak şekilde ortaya çıkmış birçok koni oluşacaktır. Daha sonra bu koniler uygun

bir düzenek yardımı ile fotoğraf filmlerine kayıt edilecek olursa bırak kanunu ile

verilen eşitlik kullanılarak kristal örgü düzlemleri ile ilgili parametreler yada tersine

giderek bilinen bir kristal yapıdan yaralanarak x-ışınlarının dalga boyları bulunabilir.

3.5.2 Laue Metodu

X-ışınları ile kırınım olayında kullanılan en basit kırınım metodu Laue

metodudur. Burada, ince, silindirik bir kolimatörden geçirilecek; küçük bir çap ile

elde edilen X-ışını demeti, örnek kristal üzerine düşürülür. X-ışını demeti heterojen

olarak kullanılır yani beyaz ışınım söz konusudur. Laue metodu ile incelenen örnek

kristaller tek kristal özelliğine sahip olmalıdırlar. Aynı şekilde polikristal yapıya

sahip olan örnekler içerisinde eğer, gelen X-ışını demetinin çapından büyük kristal

tanecikleri varsa ışın bu tanecikler üzerine düşürülerek kırınım olayını

gerçekleştirmek mümkündür.

3.5.3 Döner Kristal Metodu

Herhangi bir özel yansımanın ayırt edilebilmesi ve şiddetinin ölçülmesi için

en kullanışlı teknik döner kristal yöntemidir. Bu yöntem kristal yapı analizlerinde


45

yaygın olarak kullanılır ve kullanım sistemi çok basittir. Dönen kristal yönteminde

monokromatik (tek dalga boylu) X-ışınları bir kolimatör yardımı ile inceltilerek,

döner bir eksen üzerine takılı olan örnek kristalin üzerine düşürülür ve kırınıma

uğrayarak kristalden çıkan demet Şekil 3.24’de görüldüğü gibi kristali çevreleyen bir

fotoğraf filmi üzerine kayıt edilir. Burada θ, belirli bir düzlemden maksimum

yansıma elde edilinceye kadar değiştirilir. Maksimum yansımanın elde edildiği

noktada θ açısı ve λ dalga boyu bilindiğinden, Bragg yasası kullanılarak düzlemler

arasındaki d uzaklığı hesaplanabilir. Bu yöntemde dikkat edilmesi gereken kristalin

belirli düzlemlerinden birinin dönme eksenine paralel olarak yerleştirilmesidir. Bu

yöntemin sağladığı en büyük avantaj, ortaya çıkan yansımada kristalin ayrı düzlemler

takımına ait yansımaların birbirlerinden olaylıkla ayrılabilmesidir. Bu, toz

metodunda olduğu gibi bazı yansımaların üst üste binmesini önlemekle kalmaz,

oluşan noktaların kolayca indisleşmesine de imkan verir. Oluşan sıfır tabaka çizgisi,

dönme eksenine paralel olan tüm düzlemlere karşılık gelir. Kristaldeki a ekseni

dönme eksenine paralel ise, söz konusu çizgi (0kl) düzlemlerine karşılık gelecektir.

Benzer şekilde (1kl) düzlemlerini temsil eden çizgi, birinci çizgi olacak ve sıfır

çizgisinin üzerinde yer alacaktır (Şekil 3.25) (Durlu, 1992).

Şekil 3.24. Döner kristal yöntemi için deneysel düzenek (Dikici, 1993)


46

Şekil 3.25. Döner kristal metodunda film üzerinde çizgilerin oluşumu (Kabak, 2004)

Kristal, ekseni etrafında döndürüldükçe, değişik düzlemler Bragg yansıması

için uygun konumlara gelirler. Gelen demetteki ışınların dalga boyu sabit

olduğundan, ışının düştüğü paralel düzlem takımı için gelme açısı θ ve düzlemler

arası d uzaklığı Bragg yasasını sağladığı zaman kırınım meydana gelir. Düşey dönme

eksenine paralel bütün düzlemlerden yansıyan ışınlar yatay düzlem içinde meydana

gelen sıfır tabaka çizgisini oluşturacak şekilde yansıma verirler. Diğer tabakalar ise

yansıma verirler. Değişik kristal yönelimleri için, açılar ve şiddetler kırınım

deseninden çıkarılarak birim hücredeki atomların yerleri ile birim hücrenin şekli ve

büyüklüğü tayin edilir (Dikici, 1993).

3.6. Optik Özellikler

3.6.1. Temel Soğurma

Temel soğurma, değerlik bandından iletim bandına bir elektronun, banttan

banda veya eksiton geçişlerine karşılık gelir. Temel soğurma kendini soğurma

spektrumundaki hızlı artışla belli eder ve bir yarıiletkenin yasak enerji aralığını

belirlemede kullanılır. Bir fotonun momentumu h/λ (λ ışığın dalga boyu), kristalin


47

momentumu h/a ( a, örgü sabiti) ile kıyaslandığında çok küçük olduğundan foton

soğurma esnasında elektronun momentumu korunmalıdır. Verilen bir h ν foton

enerjisi için soğurma katsayısı ( )hα υ , elektronun ilk durumdan son duruma geçiş

olasılığı Pif, ilk durumdaki elektron yoğunluğu ni ve son durumdaki elektron

yoğunluğu nf ile orantılıdır.

( ) if i fh A P n nα υ = ∑ (3.19)

0 K’de katkısız yarıiletkenler için doğru olan bir durumda, kolaylık olması için tüm

alt durumların dolu ve tüm üst durumların boş olduğu kabul edilmiştir (Pankove,

1971).

3.6.2. İzinli Doğrudan Geçişler

İki doğrudan enerji çukuru arasında soğurma geçişleri düşünülürse Şekil 3.26,

tüm momentum korunumlu geçişler izinli olmalıdır. Ei deki her başlangıç durumu Ef

deki son durumla birleştirilir ve kısaca;

f iE h Eυ= − (3.20)

şeklinde verilir.


48

Şekil 3.26. Parabolik bir bant yapısında doğrudan geçiş (Pankove, 1971)

Parabolik bir bantta;

2 2

*2f ge

kE Em

− =h ve

2 2

*2ih

kEm

=h (3.21)

dir. Böylece,

(3.22)

elde edilir. Birleştirilmiş durumların yoğunluğu;

(3.23) ile verilir. Burada mr indirgenmiş kütle olup

(3.24)

yukarıdaki denklemde verilir. Soğurma katsayısı;


49

(3.25)

ile verilir (Pankove, 1971).

3.6.3. Yasaklı Doğrudan Geçişler

Bazı materyallerde kuantum seçim kuralları direk geçiş için k = 0 da izinsiz,

k≠ 0 da izinlidir. Geçiş olasılığı 2k ile artar. Şekil 3.27 için bunun anlamı geçiş

( )gh Eυ − olasılığının ile orantılı artmasıdır. Doğrudan geçişlerde durum yoğunluğu

1/2( )gh Eυ − ile orantılı olduğundan soğurma katsayısı

(3.26)

ile verilir. Burada 'A ,

(3.27)

şeklinde verilir (Pankove, 1971).


50

3.6.4. Dolaylı Bantlar Arasında Dolaylı Geçişler

Bir geçiş hem enerji hem de momentumda bir değişme gerektirdiğinde bir

ikili ya da iki aşamalı işlem gerekir. Çünkü foton momentumunda bir değişme

sağlayamaz. Momentum Şekil 3.27’de görüldüğü gibi fonon etkileşmesi yoluyla

korunur. Fonon, örgü titreşiminin bir kuantumudur.

Şekil 3.27. Dolaylı geçişler (Pankove, 1971)

Bu fononların her biri tipik bir Ep enerjisine sahiptir. Ef – Ei geçişini

sağlamak için bir fonon ya soğurulur yada yayınlanır. Bu iki işlem;

(3.25) (3.28)

(3.29)

bağıntıları ile verilir.

Dolaylı geçişlerde değerlik bandının tüm doldurulmuş durumları iletim

bandının tüm durumları ile bağlı olabilir. Ei enerjili başlangıç durumlarının

yoğunluğu,


51

(3.30)

dır. Ef enerjili durum yoğunluğu ise,

(3.31) dir. (3.28) ve (3.29) denklemlerini kullanarak; (3.32) şeklinde yazılabilir. Soğurma katsayısı (3.30) denklemiyle verilen ilk durumların ve

(3.31) denklemiyle verilen son durumların yoğunluklarının çarpımından elde edilir; α,

fononlarla etkileşme olasılığıyla orantılıdır. Fononların sayısı Bose-Einstein

istatistiği ile verilir.

(3.33) Böylece soğurma katsayısı; (3.34)

şeklinde yazılabilir. Gerekli matematiksel işlemlerden sonra fonon soğurmasıyla

geçiş için soğurma katsayısı g ph E Eυ − olmak üzere;


52

(3.35) bulunur. Fonon yayınım olasılığı 1pN + ile orantılıdır. Fonon yayınımlı geçiş için

soğurma katsayısı hυ> Eg +Ep için;

(3.36)

Hem fonon yayınımı hem de fonon soğurulması, hυ> Eg +Ep durumunda

mümkün olduğundan soğurma katsayısı hυ> Eg +Ep için;

(3.37) şeklinde gösterilir.

Düşük sıcaklıklarda fonon yoğunluğu çok küçük olacak bundan dolayı αa

küçük olacaktır. Şekil 3.28’ de α a ve α e nin sıcaklık bağımlılıkları gösterilmektedir.

Geçiş işlemine katılan birkaç değişik fonon tipleri ve bunların değişik olasılıkları

vardır.


53

Şekil 3.28. Soğurmanın sıcaklık bağımlılığı (Pankove, 1971)

Eğer yarıiletken fazla oranda katkılanmış ise bant içindeki Fermi seviyesi (n

tipi yarıiletkende) En dir. En enerjisinin altındaki durumlar dolu olduğundan Eg + En

altındaki durumlara olan temel geçişler yasaklıdır. Böylece soğurma kenarı En

kadarlık bir değerle daha yüksek enerjilere kayar (Şekil 3.29). Soğurma katsayısının

hesaplanması çok katkılanmış n tipi germanyum için yapılmış ve sonuçlar Şekil 3.30

da gösterilmiştir. 0 0K de sadece fonon yayınım işlemi mümkündür; eα saf

germanyum için x ekseninde Eg +Ep de kesişir. Hesaplanan kesişimler En değeri

kadar kaymıştır. Verilen hυ> Eg +Ep+En değerinde soğurmada düşüş olmaktadır.

Bunun sebebi mümkün son durumların sayısının azalmasıdır.

Şekil 3.29. İki fonon yardımlı geçişler (Pankove, 1971)


54

Şekil 3.30. Optik soğurmanın iletim bandı durumlarının doldurulmasıyla değişimi (Pankove, 1971)

Fazla katkılı dolaylı bant aralığına sahip yarıiletkenlerde momentumu

elektron-elektron saçılması gibi saçılma işlemleriyle korumak mümkündür. Bu

durumlarda saçılma olasılığı saçıcıların sayısı N, ile orantılıdır ve fonon yardımına

ihtiyaç duyulmaz. Böylece soğurma katsayısı; (3.38)

şekline gelir. Şekil 3.31’ de As katkılı germanyum için veriler gösterilmektedir.


55

Şekil 3.31. Aşırı katkılamanın bant kenarına etkisi (Pankove, 1971)

Soğurma kenarı katkılama ile kaymaktadır. Gerçekte (3.38) denkleminin

fonksiyonel bağımlılığı ( )ν

αhd

d nün N ½ ile orantılı olması şeklindedir. Bu Şekil

3.32’ de gösterilmektedir (Pankove, 1971).

Şekil 3.32. Taşıyıcı yoğunluğunun soğurmaya etkisi (Pankove, 1971)


56

3.6.5 Direk Bantlar Arasında Dolaylı Geçişler

Direk bantlar arasındaki geçişler, dolaylı bantlar arasındaki geçişlere oldukça

benzerdir (Şekil 3.33). Momentum fonon yayınımı, soğurumu veya kusur ya da

taşıyıcı saçılmaları gibi ikincil işlemlerle korunur. Burada değerlik bandının herhangi

dolu ilk durumu iletim bandının boş durumuyla bağlanmıştır. Bu durumda soğurma

katsayısı 3.35’ den 3.37’ e kadar olan denklemlerle fonon içeriyorsa ve eğer fononlar

momentum korunumunda kullanılmıyorsa 3.38 denklemiyle hesaplanır. Bu tür

dolaylı geçişler iki adımlı işlemlerle olur ve bunların olasılığı direk geçişlerin

olasılığından azdır. Gerçek soğurma katsayısı her iki katkının toplamı olmalıdır.

Şekil 3.33. İletim bandına doğrudan geçişler (Pankove, 1971)

3.6.6 Bant Kuyrukları Arasındaki Geçişler

Parabolik bantlar arasında olan momentum korunumlu geçişler soğurma

kenarında oluşur. Soğurma kenarı yarı logaritmik olarak Şekil 3.34’ de çizilmiştir.

Direk geçişler için enerji aralığının altındaki değerler için soğurma olmadığı beklenir

ve bundan dolayı basamak şeklinde artan soğurma kenarı gösterilmektedir. Fakat

pratikte genellikle üstsel artan soğurma kenarı bulunmaktadır. Çoğu materyalde

Urbach kuyruğu olarak bilinir ve d(lnα) / d(hν) = 1/ kT şeklinde gösterilir. GaAs’ in

katkılama ile kontrol edilen üstsel soğurma kenarının bant kuyruğu içeren geçişlerle

oldukça uyumlu sonuçlar verdiği bulunmuştur.


57

Şekil 3.34. GaAs' ın oda sıcaklığındaki soğurma kenarı (Pankove, 1971)

Şekil 3.35. İletim bant kuyruğunun optik soğurma ile gözlenmesi (Pankove, 1971)

Durum yoğunluklarının soğurma katsayısını nasıl etkilediğini belirlemek için

p tipi dejenere örneği ele alalım. Fermi seviyesi değerlik bandının parabolik

kısmında yer alır böylece değerlik bandının bozulmuş kısmı Fermi seviyesinin

üstünde kalır. İlk durumların yoğunluğu Ni, 21

vE ile orantılıdır. Şekil 3.35’ de p tipi

yarıiletkende durumların iletim bant kuyruklarının optik soğurma ile değişimi

görülmektedir. Son durumlar, iletim bandının içinde üssel kuyruk oluşturur ve

bunların herhangi bir E enerjisindeki yoğunlukları;


58

Nf =N0 0/ EEe (3.39)

şeklinde verilir. Momentum korunumu optik geçişlerde sorun çıkarmaz ve matris

elementi geçişler için sabittir yani foton enerjisinden bağımsızdır.

Soğurma katsayısı verilen hν değerleri için tüm mümkün geçişler üzerinden

integre edilen ilk ve son durum yoğunluklarının çarpımıyla orantılıdır;

(3.40) E yerine E − hν koyup gerekli değişken değişimlerini kullanırsak; (3.41) 3.40 denklemi; (3.42) şekline gelecektir. Alt limit ∞’ a ayarlanmıştır, çünkü hν >> E0 dır. Bu integrali hν den bağımsız yaparsak çözüm; (3.43) şekline gelir. Soğurma kenarının yarı logaritmik çizimdeki eğimi;


59

(3.44)

ile verilir (Pankove, 1971).

3.7. İnce Film Depolama Yöntemleri

Gelişen teknoloji içinde katıhal aygıtlarına, mikroişlemcilere olan ihtiyacın

artması ve bunların en iyi şekilde üretimlerinin sağlanması gerektiğinden depolama

teknolojisinin neden bu kadar hızlı geliştiğini görebiliriz. Düzinelerce depolama

yöntemi vardır, nanometreden birkaç mikrometreye kadar değişen kalınlık

bölgesindeki katmanları oluşturmak için gerekli yöntemlere baktığımızda bunları

sınıflandırabiliriz. Temel olarak ince film depolama yöntemleri, buharlaştırma

metotları gibi sadece fiziksel veya gaz ve sıvı faz kimyasal işlemler gibi sadece

kimyasal olabilir. Birçok işlem ise elektriksel deşarj ve reaktif söktürme gibi fiziksel

ve kimyasal işlemler olarak adlandırılabilir. İnce film depolama sistemlerini,

1. Fiziksel işlemler

2. Kimyasal işlemler

3. Fiziksel ve kimyasal işlemler

olmak üzere üç başlık altında detaylı bir şekilde inceleyebiliriz.

3.7.1 Fiziksel İşlemler

♦ Vakum Buharlaştırma

♦ Klasik vakum buharlaştırma

♦ Elektron demetiyle buharlaştırma

♦ MBE (Moleculer Beam Epitaxy)


60

Bunlar ince film depolamada kullanılan en eski bilinen yöntemler olarak

bilinmektedir ve ince filmlerin vakumda alt tabaka yüzeyine kaplanması şu aşamaları

gerektirmektedir:

♦ Buhar, kaynak malzeme kaynatılarak veya süblimleşmeyle elde edilir.

♦ Buhar kaynaktan alt tabakaya taşınır.

♦ Taşınan malzeme alt tabaka üzerine çöker ve ince film tabakası oluşur.

Malzemelerin çokluğu değişik kaynak bileşenlerinin incelenmesine ve

varlığına olanak sağlar. Ana kavramlar ele alındığı zaman: Kapalı bir kaptaki gaz

basıncının normal atmosfer basıncından daha düşük olduğu durum vakum olarak

kabul edilir. Gaz molekülleri çarpışma halindedir. Bunların iki seri çarpışma

arasındaki ortalama gidişleri moleküllerin ortalama serbest yolu ( ) olarak

adlandırılır. ( ) yoğunluğa bağlıdır. Basınç (P) azaldıkça ( ) artar, çarpışma sayısı

ise azalır. Ortalama serbest yolun ( ) ve vakum fanusunun boyutlarına (d) bağlı

olarak fanus içerisinde düşük, orta ve yüksek vakum olabilir. Vakum ortamının

olumsuz yönlerini şöyle sıralayabiliriz.

♦ Vakumda hazırlanan filmlerin büyüme hızı vakum şartlarına bağlıdır.

♦ Orta, düşük vakumdan çıkan moleküller, ortamdaki moleküllerle çarpacaktır

ve alt tarafa gidemeyecektir.

♦ Fanus içinde kalan havayla elde edilen filmlerin elektriksel özellikleri

değişecektir.

♦ Kompozisyon (bütünlük) bozulabilir, oksitler, kirlilikler oluşabilir.


61

3.7.2 Kimyasal işlemler

Kimyasal işlemler iki ana başlıkta kısaca inceleyecek olursak;

1. Sıvı-Faz kimyasal işlemler

2. Gaz-Faz kimyasal işlemler

Sıvı –Faz kimyasal işlemler üç farklı yolla elde edilir. Bunlar:

a) Elektrokimyasal işlemler

b) Kimyasal depolama

c) Mekaniksel yöntemler

Kimyasal depolama sistemi; Filmi oluşturacak iyonların kontrollü bir

şekilde ortama bırakılması ve iyonların reaksiyonunun yavaşlatılması esasına dayanır.

Sıvı –Faz kimyasal işlemlerin olumlu ve olumsuz tarafları vardır. Olumlu tarafı; bu

sistemlerin ucuz olması ve malzeme çeşitliliğinin bol olmasıdır. En önemli

parametreleri; sıcaklık, pH ve iyon konsantrasyonudur. Olumsuz tarafı ise bu

sistemlerde sıcaklık, pH, akım yoğunluğu çözelti bileşenleri çok önemli faktörlerdir,

fakat bu yöntemle üretilen filmler MBE’ye göre oldukça düşük bir yüzey

homojenliğine sahiptir.

Gaz-faz kimyasal işlemler

Kimyasal buhar depolama(CVD); reaksiyona girecek elementlerin buhar

fazda katı film oluşturmak üzere etkileştiği, materyal üretim yöntemidir.

CVD’nin avantaj ve dezavantajları şöyledir:

1) Basit ve karmaşık yapıları düşük sıcaklıklarda elde edilebilir.

2) Hem bileşen hem de fiziksel özellikler kimyasal reaksiyonla ve depolama

koşullarıyla değiştirilerek kontrol edilebilir.

3) Metal organik metallere uygulanabilir.


62

4) Düşük sıcaklıklarda film amorftur yüksek sıcaklıklarda ise polikristal ve

daha yüksek sıcaklıklarda tekli kristal yapıdadır.

3.7.3 Fiziksel ve Kimyasal İşlemler

Plazma yardımlı işlemlerden oluşan, hem fiziksel hem de kimyasal işlemleri

içeren yöntemleri şöyle sınıflandırırsak:

♦ Söktürme

♦ DC

♦ RF

♦ Magnetron

♦ Anodik ark depolama

♦ Reaktif söktürme

♦ İyon yayıcı söktürme

♦ Katodik ark depolama (CAD)

♦ Atmalı filtreli katodik vakum ark depolama (PFCVAD)

Yukarıdaki yöntemler içerisinde bizim kullandığımız yöntem Atmalı filtreli

katodik vakum ark depolama (PFCVAD) yöntemidir.

Plazma; Elektriksel olarak nötral olan ve rastgele doğrultularda birlikte

hareket eden hemen hemen eşit pozitif ve negatif yüklü parçacıklar topluluğudur.

İyonize gaz için kullanılan plazma kelimesi 1920’li yıllardan beri fizik literatüründe

yer almaya başlamıştır. Plazma içinde nötral atom ya da moleküllerin olması plazma

halini değiştirmez. Plazmanın birim hacmi içindeki negatif yüklenmiş parçacıkların

sayısı (elektronlar) pozitif yüklü parçacık sayısına (iyonlar) yaklaşık olarak eşit

olduğundan, plazma elektriksel olarak nötraldir. Maddenin dört haline baktığımız

zaman katı durumda atomlar belirli uzaklıklara sahiptir. Sıvı halde ise bu uzaklık

artar. Gaz halinde iken maddenin atomları arasındaki bağ uzunlukları daha da


63

artmaktadır. Plazma halinde atomlar iyonlaşırlar ve sürekli olarak birbirleriyle

çarpışırlar.

Plazmanın özelliklerine kısaca değinecek olursak;

1) Plazma dış ortama karşı elektriksel olarak nötürdür ve plazma içinde

pozitif(iyonlar)yüklerin sayısı, negatif (elektronların) yüklerin sayısına

eşittir.

2) Plazma içindeki ayrışma, iyonizasyon ve bu tür olayların tersi olan yeniden

yapılanma olayları sürekli meydana gelir ve bu olaylar plazmada dinamik bir

denge içinde bulunurlar.

3) Plazma iyi bir elektrik ve ısı iletkeni olmakla birlikte plazma içindeki her bir

parçacık bir enerji taşıyıcısıdır. Örneğin bakırın ve gümüşün iletkenliğinden

102 kat daha fazla iletkendirler.

4) Plazma yüksek sıcaklık ve enerji yoğunluğuna sahiptir.

5) Plazma içindeki parçacığa Lorentz kuvveti etki (F=qE+qVB ) eder.

Plazma, büyüme ve depolanan film özellikleri, öteki yöntemlerdeki değişik

fiziksel ve kimyasal işlemlerle aktive edilen gaz ve enerjili iyonik parçacıklarla yer

değiştirir. Plazmayı kullanmaya iten sebeplerden biri birçok uygulamadaki düşük

sıcaklık gereksinimidir. Plazma yardımlı işlemler sayesinde oldukça düşük alt taban

sıcaklıkları sağlanmaktadır. Diğer birçok işlemde ise plazmanın rolü, reaksiyonların

aktivasyonunun arttırılmasıdır. Bu durum bileşik filmlerin depolanmasını, büyüme

kinetiklerinin değiştirilmesini sağlar ve böylece yapı ve morfoloji üzerinde de bir etki

sağlanmış olur.

Kaynakla alt tabaka arasında plazmanın bulunması, film depolanmasını üç

basamakta etkiler:

1) Parçacık üretimi

2) Kaynaktan alt tabakaya taşınım

3) Film üretimi


64

3.8. Atmalı Filtreli Katodik Vakum Ark Depolama (PFCVAD) Tekniği

Atmalı filtreli katodik vakum ark depolama, ince film depolama yöntemleri

içinde, plazma yardımlı işlemlerden oluşan, eşsiz bir (PVD) fiziksel buhar depolama

tekniğidir. PFCVAD işlemi diğer iyonla kaplama işlemlerine göre daha yüksek

iyonizasyon ve parçacık enerjisine sahiptir. Katodik ark işlemi değişik metallerin,

bileşik filmlerin ve diğer alaşım filmlerin farklı aşınma direnci, korozyon direnci ve

dekoratif uygulamalar için kullanılır. Şekil 3.39’ de PFCVAD sisteminin şematik

gösterimi verilmiştir.

Katodik ark işlemi sırasında, ark spotu katodu aşındırarak yüksek dereceli

iyonizasyona sahip plazmayı üretir. Yüksek iyon yoğunluğu; film morfolojisinin

kontrolü, yüksek tutunma, bileşiklerin etkin reaktif depolanmasını ve değişik

yapılarda da düzgün depolanma olmasını sağlar. Alaşımların bileşimleri genelde

kaynaktan alt tabakaya taşınır. Depolama oranları dakikada nanometreden

mikrometreye kadar değişen geniş bir alanı kapsar.

PFCVAD sisteminin temel elemanları ve özellikleri şunlardır:

♦ Turbomoleküler pompa sistemi

♦ Reaksiyon odacığı

♦ Atmalı plazma ark kaynağı

♦ Gaz akış – basınç kontrol sistemi

♦ Kalınlık kontrol sistemi

♦ Hidrojen, azot jeneratörü

♦ Oksijen, argon, metan tüpleri

♦ Katot ve alt tabaka

1) Turbomoleküler pompa sistemi

♦ Dönme hızı dakikada 42.000 devirdir.

♦ Taban basıncı < 1x10-10 Torr

♦ Pompalama hızı (N2 = 550 s-1, He = 600 s-1, H2 = 510 s-1)


65

♦ Sıkıştırma oranı (N2: >1x109, He: 1x107, H2: 1x106)

Şekil 3.36. Turbomoleküler pompa sistemi

2) Reaksiyon odacığı

♦ Manyetik alan girişine izin veren 304 paslanmaz çelikten yapılmıştır.

♦ Yarıçapı 24.3 cm, boyu 38.5 cm dir.

♦ 1 thermo couple gauge, 1 ion gauge, 1 gözlem penceresi, gaz akış kontrol

kalınlık ölçme, 1 valf, alt taban tutucu girişleri bulunmaktadır.

♦ Basınç 1.3x10-8 Torr a kadar düşürülebilmektedir.


66

Şekil 3.37. Reaksiyon odacığı

3) Atmalı plazma ark kaynağı

♦ Katot çıkışı: Katot çıkış gerilimi plazma tabancasının katoduyla bağlantılıdır.

♦ Çıkış kablosu 15 kV la sınırlıdır. Kaynak materyalde atma deşarjı 750 V,

650 A ve 600 µs dir.

♦ Tetikleyici çıkışı: Tetikleyici çıkışı plazma tabancasının tetikleyicisiyle

bağlantılıdır. Çıkış kablosu 25 kV la sınırlıdır. Tetikleyici devrede atma

deşarjı 24 kV, 150 mA ve 70 µs dir.

♦ Anot çıkışı: Anot çıkış gerilimi plazma tabancasının anoduyla bağlantılıdır.


67

Şekil 3.38. Atmalı plazma ark kaynağı

PFCVAD sistemi şu önemli karakteristiklere sahiptir:

1) Oldukça düşük taban basınçlarında (~ 10-8 Torr) hızlı kaplama olanağı

sağlamaktadır.

2) Plazma, vakum veya gaz ortamda iki metal elektrot arasında başlatılan ark

deşarjının katot yüzeyinde hızlı ve gelişigüzel hareket etmesiyle oluşur.

3) Ark deşarjı anot ve katot arasındaki oldukça yüksek akım ve düşük gerilimle

karakterize edilir.

4) Plazma katot materyalinden elde edilir.

5) Katot yüzeyinden aşındırılan materyalin büyük bir kısmı (%10-100)

iyonlardan oluşur.

6) İyonların büyük bir yüzdesi çoklu yük durumundadır (Zn+1,Zn+2 gibi).

7) İyonların ortalama kinetik enerjisi yüksektir (10-100 eV).

8) Plazma iletimi kaynaktan alt tabakaya manyetik ve elektrik alan

mekanizmalarının birleştirilmesi ve kıvrımlı bir filtre vasıtasıyla plazma alt

tabana yönlendirilerek sağlanır.


68

Bu fiziksel karakteristikler, filmler ve kaplamaların depolanmasında

aşağıdaki özellikleri sağlamaktadır.

1) Film morfolojisi üzerinde mükemmel kontrol

2) Düşük alt taban sıcaklıkları

3) Yüksek film yoğunluğu

4) Metal, alaşım ve bileşik filmlerin etkin sentezi

5) Yüksek film tutunması

6) Düzlemsel olmayan yüzeylerde de mükemmel kaplama düzgünlüğü

7) Sıcaklık, basınç, akım-gerilim gibi kontrol parametrelerinin kolay kontrolü

ile değişik depolama koşullarında film elde edilebilmesi

8) Manyetik alan ve filtre sayesinde film morfolojisini bozan makro

parçacıkların elimine edilmesi

Şekil 3.39. PFCVAD sisteminin şematik gösterimi.


69

Şekil 3.40. PFCVAD sisteminin temel bileşenleri

Şekil 3.40’da PFCVAD sisteminin temel bileşenleri gösterilmektedir. Bu

bileşenler; atmalı plazma ark kaynağı, makroparçacık kontrolü için filtre, katot, anot,

tetikleyici ve alt tabandan oluşmaktadır. Depolamadan önceki taban basınçları

(1x10-8 Torr) veya daha düşüktür. Kullanılan katot iletken veya yarı iletken olarak

sınırlandırılsa da katodik ark sistemi RF modda çalıştırılarak yalıtkan katot

materyalleri kullanmakta mümkündür. Ancak bu modda çalışma yapmak için yapılan

araştırmalar oldukça azdır.

3.8.1 Ark Spotu ve Plazma

Atmalı katodik ark işlemi sırasında ark spotu katodu aşındırır. Ark katottan

üretilen materyalle sağlanır. Dışarıdan bir gaza ihtiyaç yoktur. Şu ana kadar ark

spotun fiziği tam olarak anlaşılamamıştır, ancak mekanizmayı ve değerleri içeren

literatürle karşılaşılmaktadır. Ark spotu (10-8-10-4 m çapında) küçüktür ve akım

yoğunluğu ise yüksektir (106-1012 A/m2) ve katot yüzeyinde hızlıca (102 m/s) hareket

eder. Spot büyüklüğünün belirlenmesi ölçüm yöntemine bağlıdır. Ark spotu hızı,

katot yüzeyinin bileşimine, gaz basıncı ve örneklere bağlıdır ve manyetik alanlar

yoluyla kontrol edilebilir. Ark spotundan yayınlanan plazma; elektronlar, iyonlar

aynı zamanda mikroparçacıklar ve nötr metal buharı içerir. Nötral metal buharı kütle

transferinin %1-2 lik küçük bir kısmını içerir. Böylece ark kaynağından olan akı

çoğunlukla iyonlar ve mikroparçacıklardan oluşur. Saf katotlar için iyon kesri %10


70

dan %100 e kadar değişir. İyon kesri yüksek erime sıcaklığına sahip malzemeler için

yüksektir. Yüksek iyonizasyon derecesine ek olarak ark spotundan üretilen

plazmadaki iyonlar çoklu yük durumlarında bulunurlar.

Plazmada ark spotundan üretilen iyonların ortalama kinetik enerjileri 10-100

eV arasındadır ve yüksektir. Ortalama iyon enerjisi katot ve anot arasındaki

potansiyel farktan büyüktür. Literatürde bunun tam tersiyle karşılaşılmaktadır. İyon

enerjisinin büyük kısmı ark spotundan dışarı doğrudur.

3.8.2 Katodik Ark Kaynakları

Katodik ark kaynakları katot, güç kaynağı, anot, tetikleyici, kontrol devresi,

soğutma sistemi ve ark spotunu yüzeyde sınırlandıran bir sistemden oluşur. Katotlar

metal, metal alaşım veya yarı iletken materyalden yapılmıştır. Ark normalde, anot

potansiyeline bağlı tetikleyici telin mekaniksel hareketi ile katot yüzeyine kontak

yapılması veya elektriksel deşarjla sağlanır. Ark sağlayan uygun koşullara ulaşılırsa

bir veya daha fazla ark spotu oluşur, oluşan ark spotu hızlı ve gelişigüzel bir şekilde

katot yüzeyinde hareket eder. Ark spotların sayısı toplam katot akımına ve katot

bileşimine bağlıdır. Tipik gerilim ve akım değerleri 10-40 V ve 30-300 A0’ dır.

Gerilim temel olarak katot materyalinin bileşiminden belirlenir, fakat anot

konfigürasyonundan, gaz basıncından ve manyetik alanlardan etkilenir. Kararlı ark

deşarjı sağlamak için gerekli gerilim ve minimum akım için anot konfigürasyonu

önemli bir faktördür. Ark spotu katot yüzeyinde sınırlandırılır yada katot

potansiyelinde olan tüm yüzeyleri aşındırır. Hareketsiz kenarlıkla sağlanan

sınırlandırmayla elde edilen katot aşındırması düzgündür.

Ark spotundaki enerji yoğunluğu katot yüzeyinde mikroskopik erime oluşturur. Ark

spotu katot yüzeyindeki hızlı hareketiyle enerjiyi düzgün yaysa da, bulk (hacimsel)

katot sıcaklığı çok düşüktür. Direk soğutmayla katot sıcaklıkları 50-200 °C

civarındadır.


71

3.8.3 PFCVAD Sisteminin Çalışma Prensibi

PFCVAD sistemi yukarıdaki Şekil 3.39’da şematik olarak gösterilen

silindirik vakum odası paslanmaz çelikten yapılmıştır (486 mm çap ve 385 mm

uzunluk) ve turbo moleküler pompa kullanılarak (500 lt s−1) taban basıncı 1.3×10−8

Torr’a kadar düşürülebilmektedir. Plazma kaynağı katot, anot ve odaklama

bobininden oluşan vakum mini tabancadır (RHK Arc-20). Yalıtkan bir seramik ark

kaynağının pozitif kutbunun filtre bobini yoluyla bağlandığı katot ve anodu

birbirinden ayırır. Ark 24 kV ve 60 μs de oluşturulur ve filtre olarak 90 derece eğimli

selonoid bir filtre kullanılır.

3.8.4 PFCVAD Sisteminin Karakteristikleri

1) Oldukça düşük taban basınçlarında ( ≈ 10 -8 Torr) hızlı kaplama olanağı

sağlar.

2) Plazma, vakum veya gaz ortamda iki metal elektrot arasında başlatılan ark

deşarjının katot yüzeyinde hızlı ve gelişigüzel hareket etmesiyle oluşur.

3) Ark deşarjı anot ve katot arasındaki oldukça yüksek akım ve düşük

gerilimle karakterize edilir.

4) Plazma katot materyalinden elde edilir.

5) Katot yüzeyinden aşındırılan materyalin büyük bir kısmı (%10-100)

iyonlardan oluşur.

6) İyonların büyük bir yüzdesi çoklu yük durumundadır (Zn+1,Zn+2 gibi).

7) İyonların ortalama kinetik enerjisi yüksektir (10-100 eV).

8) Plazma iletimi kaynaktan alt tabakaya manyetik ve elektrik alan

mekanizmalarının birleştirilmesi ve kıvrımlı bir filtre vasıtasıyla plazma alt

tabana yönlendirilerek sağlanır.

Bu fiziksel karakteristikler, filmler ve kaplamaların depolanmasında

aşağıdaki özellikleri sağlar.


72

1) Film morfolojisi üzerinde mükemmel kontrol

2) Düşük alt taban sıcaklıkları

3) Yüksek film yoğunluğu

4) Metal, alaşım ve bileşik filmlerin etkin sentezi

5) Yüksek film tutunması

6) Düzlemsel olmayan yüzeylerde de mükemmel kaplama düzgünlüğü

7) Sıcaklık, basınç, akım-gerilim gibi kontrol parametrelerinin kolay kontrolü

ile değişik depolama koşullarında film elde edilebilmesi

8) Manyetik alan ve filtre sayesinde film morfolojisini bozan makro

parçacıkların elimine edilmesi

3.9. Filmlerin Yapısal Karakterizasyonunun Belirlenmesi

3.9.1 Örgü Parametrelerinin Ölçümü ve Tanecik Büyüklüğü Hesabı

X-ışınları kırınım yöntemiyle katıların örgü parametresi ölçümleri

difraktometre denilen aletle yapılmaktadır. Kırınım deseninde maksimum piklere

karşılık gelen açı değerlerini kullanarak, Bragg yasası formülünden tabakalar arası

mesafe (d) hesaplanabilir. Örneğin kristal yapısı ve piklerin miller indisleri belirli

olması durumunda, örgü parametresi bulunur.

Zn3N2 kristalinin örgü parametresini hesaplayabilmek için kübik sistem için

hesaplanan formülü kullanabiliriz. Kristal yapısı kübik olan Zn3N2 ’nin örgü

parametreleri a=b=c ’dir. X-ışını kırınım piklerinden Zn3N2 ’nin c örgü prametresinin

bulunması için h, k, l değerlerinde yerine yazıldığında Zn3N2 ’nin pike göre örgü

parametresi bulunur.

X-ışınlarının kırınım deseninden yararlanarak Scherrer formülü kullanılarak

tanecik büyüklüğü hesaplanabilir. Tanecik büyüklüğü arttıkça, elde edilen kırınım

deseninde yansıyan ışınların şiddetini gösteren piklerin de daraldığı görülür. Çünkü

Scherrer formülündeki B değeri, kırınım deseninde gözlenen maksimum piklerin yarı

maksimumdaki genişliklerinin (FWHM de denir) radyan cinsinden değeridir.

Scherrer formülü ile tanecik büyüklüğünün nasıl hesaplandığı görülmektedir.


73

3.10. Filmlerin Optik Karakterizasyonunun Belirlenebilmesi

3.10.1 Soğurma Katsayısının Hesaplanması

Tek renkli ışık demetinin soğurucu özelliğe sahip örnek üzerine

düşürüldüğünü düşünelim ve gelen ışığın bir kısmının ilk yüzeyden ve diğer bir

kısmında ışığın örnekten ayrıldığı yüzeyden yansıdığı gerçeğini ihmal edelim.

Böylece gelen ışığın şiddeti I0 ve ortamdan geçen ışığın şiddeti IT olmak üzere iki

değere sahip oluruz. Örneğin çok ince olduğunu düşünürsek ışık Δx kalınlıktaki

bölgeden geçtikten sonra gelen ışığın şiddeti -ΔI kadar azalır, azalma ilk şiddet ve

Δx’ e bağlıdır.

(3.45)

α, sabiti soğurma katsayısıdır ve soğurucu ortamın ve ışığın dalga boyunun

karakteristiğini gösterir. Işığın şimdi iki ya da daha fazla ince Δx kalınlığındaki

tabakalardan geçtiğini düşünürsek soğurma katsayısı, verilen materyalin

karakteristiğini gösterecek ve gelen ışın şiddetinden bağımsız olacaktır. Böylece Δx

kalınlığındaki plakanın arkasına yerleştirilen ikinci plaka ile ilk plakadan geçen

ışığın şiddeti biraz daha az azalacaktır. Fakat buraya gelen ışık şiddeti birinciye

gelenden az olacağından daha az kayıp olacaktır. Fakat mutlaka kayıp az olsa da her

iki tabakadan olan ışık kaybı oranı eşit olacaktır. Bu N tabaka olsa da geçerli olur.

ΔI = -I0α Δx (3.46)

xII∆

∆−=

0

α (3.47)

elde edilecektir. Burada α soğurucu materyalin her birim kalınlıktan kaynaklanan

azalma oranını veya soğuruculuğunu göstermektedir. Katmanları dx gibi çok küçük


74

kalınlıklara indirgersek, ışık her katmanı geçerken soğurulan ilk ışık şiddeti oranının

kesri olan0I

dI oranı böylece ;

dxIdI α−=

0

(3.48)

şekline gelecektir. Toplam x kalınlığından geçen ışık şiddetindeki azalmayı bulmak

için bu ifade, x=0 da I0 ve x=x de IT olmak üzere integre edilirse

∫∫ −=xx

dxIdI

00 0

α (3.49)

xIIT α−=

0

ln (3.50)

xT eII α−= 0 (3.51)

Elde edilen bu üssel soğurma yasasıdır ve Lambert tarafından geliştirilmiştir.

Şekil 3.41. İnce bir tabakadaki soğurma. (Meyer, 1972)

Buradan gördüğümüz gibi soğurma için Beer-Lambert yasası;


75

dxdI

II )(

)(λ

λα = (3.52)

şeklinde yazılabilir. Burada I(λ) ışık şiddetini, x ortam içinde gidilen yolu ve α

soğurma katsayısını göstermektedir.

Yansıma R;

(3.53)

şeklinde verilebilir. n ve k kırılma indisinin gerçek ve sanal kısımlarıdır. Görünür

bölgede k, n den çok küçük olduğundan (3.53) denklemi;

212

212

)()(

nnnnR

+−

= (3.54)

şekline gelir. Toplam geçirgenliği Zn3N2 ince film için bulmak için şekilde

gösterildiği gibi iki bölge alabiliriz.

Şekil 3.42. İnce bir filmde çok yansımalı ışık geçirimi. (Pankove, 1971)


76

Girişim ihmal edildiği zaman d kalınlığındaki bir ince filme I0 şiddetinde tek

renkli ışık düşürülürse film içine giren ışık miktarı I;

I = (1 – R) I0 (3.55)

şeklinde yazılabilir. İkinci bölgeye ulaşan ışık şiddeti ise;

I = I0 (1 – R) e-αd (3.56)

dir. Filmden geçen ışık miktarı;

I = I0 (1 – R)2 e-αd (3.57)

dir. Bu şekilde iç yansımalar devam ettirilirse yansıyan ışık miktarının her yansımada

bir;

I = R2n (1 – R)2 I0 e-(2n+1)αd (3.58)

terimi kadar arttığı görülür. Bu artış göz önüne alınırsa filmin toplam ışık

geçirgenliğinin;

(3.59)

olduğu görülür. Bu geometrik bir seridir. Böylece toplam geçirgenlik örnek

tarafından yansıtılan ışık şiddetinin örnek üzerine gelen ışık şiddetine oranı şeklinde

tanımlanır.

0IIT = (3.60)


77

Bu iç yansımalar şekilde gösterildiği gibi devam ettirilirse toplam geçirgenlik;

d

d

eReRT α

α

22

2

1)1(

−

−

−−

= (3.61)

şekline indirgenir. Bu son denklemde çok soğurucu bölge için d >>0 yaklaşımı

yapıldığında;

(3.62)

T, daha sade bir hal alır. Burada eğer R ve d bilinirse, eşitlik α için çözülebilir.

(3.63)

(3.64)

(3.65)

-2.3A=ln (1-R2)-αd (3.66)

α = [ ]2)1ln(3.21 RAd

−+ (3.67)

elde edilir. (3.67) denklemi yardımıyla soğurma katsayısı hesaplanıp optik

karakterizasyonda kullanılabilir. Biz soğurma katsayısını (3.67) denklemindeki R

yansıma değeri içeren kısmı ihmal ederek hesaplıyoruz.

3.10.2.Yasak Enerji Aralığının Bulunması

Amorf bir yarıiletkenin soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi Şekil

3.26’da görülmektedir. Burada işaretlenen A bölgesi enerji aralığındaki yapı


78

kusurlarının oluşturduğu elektron enerji durumlarına bağlı soğurma olup α < 1 cm-1

dir. B bölgesi Urbach kuyruğu denen değerlik ve iletkenlik bandı elektron enerji

durumlarının uzantılarının oluşturduğu (1 < α < 10-4 cm-1) bölgedir. Bu bölgeler

arasındaki sınırlar kesin değil, içi içe girmiş haldedir. Yarıiletkenin yasak enerji

aralığı B bölgesine düşer. Ölçülen soğurma katsayısından Eg aşağıdaki yöntem ve

yaklaşımlar kullanılarak hesaplanabilir. C bölgesi ise banttan banda geçişlerin

oluşturduğu bölge olup fotoiletkenlik yöntemiyle bile tamamı ölçülemeyen α >10-4

cm-1 bölgesidir.

Şekil 3.43. Amorf bir yarıiletkenin soğurma katsayısının enerji ile değişimi. (Mott,1979)

Zn3N2 için soğurma katsayısı olarak

(3.68)

ifadesi kullanılır. Burada A, soğurma, Eg, yasak enerji aralığıdır (Pankove, 1971).

Buradan soğurma katsayısının enerjiyle çarpımının karesinin enerjiye karşı

çizilen (αE)2-E grafiğinin teğetinin enerji eksenini kestiği nokta Eg yasak enerji

aralığını verir.


79

3.10.3. Film Kalınlığının Hesaplanması

Bir boyutta +x yönünde ilerleyen bir elektromanyetik dalga;

(3.69)

ile verilir. Burada E, E0 elektrik alanı, v, elektromanyetik dalganın ortam içindeki

hızını, ν, frekansını, t ise zamanı göstermektedir. Elektromanyetik dalga n kırılma

indisli, x kalınlıklı bir film içine girdiğinde film çıkışındaki düzlem dalganın faz

değişimi ;

xnxcn

λππνθ 22 == (3.70)

olur. m bir tam sayı olmak üzere yapıcı ve yıkıcı girişim gözlenir.

(3.66)

(3.71)

(3.72)

Böylece ince bir filmden çıkan elektromanyetik dalganın şiddeti cosθ gibi bir

faz farkıyla modüle edilmiş olur (Pankove, 1971).

İki ardışık tepe değerlerinin gözlendiği λ1 ve λ2 dalga boylarının farkı alınırsa;

(3.73)

bulunur. Eşitlikten kırılma indisi bilindiğinde, film kalınlığı ya da diğer yönüyle

kırılma indisi hesaplanabilir. Eğer farklı dalga boylarına ait farklı kırılma indisleri


80

olursa, denklem şu şekilde yazılabilir. Bu denklem ardışık iki maksimum tepe değeri

için geçerli olan ifadedir.

(3.74)

3.10.4. Sönüm Katsayısının (k) Hesaplanması

Sönüm katsayısı değişimi

παλ4

=k bağıntısı ile tanımlanır.

Burada k sönüm katsayısını, α soğurma katsayısını ve λ dalga boyunu

göstermektedir. Filmlerin geçirgenliklerinden soğurma katsayısı ve dalga boyuna

karşılık gelen değerlerden sönüm katsayısı k hesaplanabilir.

4.ARAŞTIRMA VE BULGULAR Zeynep BAZ

81

4. ARAŞTIRMA ve BULGULAR


Çinko Nitrür İnce Filmlerin X-Işınları Çalışmaları

Cam alt tabanlar üzerine farklı depolama şartlarında üretilen çinko nitrür

yarıiletken ince filmlerin X-ışını kırınım desenleri Rigaku Miniflex marka CuKα

radyasyonlu λ=0,154 nm dalga boyuna sahip X-ışını spektrometresi ile ODTÜ Fizik

bölümünde ölçülmüştür.

Şekil 4.1. Çinko nitrür ince filmlerin X-ışınları kırınım deseni

PFCVAD yöntemiyle üretilen çinko nitrür yarıiletken ince filminin amorf

yapıda olduğu görülmüştür. Dikey eksen sayım sayısını, yani difraksiyon sinyal

şiddetini göstermektedir ve yatay eksen ise θ saçılma açısı olmak üzere 2θ’ yı

göstermektedir. Şekilde yaklaşık 26,5° ’de olmak üzere birçok geniş amorf tepe

görülmektedir. Bu açılar yardımıyla ve

d=λ /2 sinθ (4.1)


82

ile ifade edilebilen Bragg koşulu kullanılarak, bu tepelerden yaklaşık olarak 3,36 A°

aralıkla dizilmiş atomların sorumlu olabileceği bulunmuştur. Elde edilen çinko nitrür

yarıiletken ince filminin, yapılan X-ışını kırınımı (XRD) ile düzlemler arası uzaklık

en geniş amorf tepe alınarak Bragg kırınım koşulu ile bulunmuştur.


Çinko Nitrür İnce Filmlerin Optik Özelliklerinin Belirlenmesi

Elde edilen çinko nitrür ince filmlerin optik özelliklerini belirlemek için

yapılan çalışmada öncelikle oda sıcaklığındaki optik geçirgenlikleri ölçüldü. Bu

yapılan ölçümler 190-1100 nm dalga boyu aralığına sahip olan Perkin-Elmer

UV/VIS Lamda 2S Spektrometresi ile yapıldı. Ölçümlerde elde edilen optik

geçirgenlik değerlerinin alt taban soğurmasından bağımsız olmasını sağlamak için

önce sistemin zemin düzeltmesi yapılarak camdan geçen ışınım %100 olarak

normalize edildi.

Cam alt taban üzerine PFCVAD yöntemi ile elde edilen, ( yaklaşık 1x10-

3Torr basıncında) çinko nitrür yarıiletken ince filmlerinin optiksel özelliklerini

belirleyebilmek için filmlerin geçirgenliğinin (%T) dalga boyuna göre değişimi Şekil

4.2’ de gösterilmiştir. Bu filmler cam alt taban üzerine depolanan aynı kalınlık (350

nm) farklı basınçtaki çinko nitrür yarıiletken ince filmlerin geçirgenliğinin dalga

boyuna göre değişimini göstermektedir. Farklı basınçlarda ZE1 (6.8x10-4 Torr), ZE2

(1.1x10-3 Torr), ZE3 (1.5x10-3 Torr), ZE4 (1.6x10-3 Torr), ZE5 (1.9x10-3 Torr) olarak

adlandırılan filmler aynı kalınlıkta (350 nm) elde edilmiştir.


83

Şekil 4.2. Çinko nitrür yarıiletken ince filmlerin farklı azot basınçlarında geçirgenliğin dalgaboyuna göre değişimi

Görünür bölgede filmlerin ortalama geçirgenliği %75’ in üzerindedir. Azot

basıncının artması ile filmlerin geçirgenliği artmaktadır.

Filmlerin soğurma katsayısı

d

T

−

= 100%ln

α (4.2)

denkleminden hesaplandı. Burada, α soğurma katsayısı, %T geçirgenlik ve d filmin

kalınlığıdır.


84

Şekil 4.3’ de aynı kalınlık (350nm) farklı basınçlarda üretilen örneklerin

soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi görülmektedir.

Şekil 4.3. Çinko nitrür yarıiletken ince filmlerin farklı azot basınçlarında soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi

Filmlerin soğurma katsayıları her bir film için incelendiğinde azot basıncının

artmasıyla soğurma kenarının arttığı görülmektedir.

Aynı kalınlık (350nm) farklı azot basınçlarında elde edilen çinko nitrür

yarıiletken ince filmlerinin ( )ναh 2 ’nin enerji ’ye göre değişimi Şekil 4.4 ’ de

görülmektedir.

Soğu

rma

Kat

sayı

sı (c

m-1

)x10

3

Enerji (eV)


85

Şekil 4.4. Çinko nitrür yarıiletken ince filmlerin farklı azot basınçlarında ( )ναh 2 ’nin enerji ’ye göre değişimi

Bu eğrilerine çizilen teğetin enerji eksenini kestiği nokta yasak enerji aralığını

vermektedir ve bu basınçlarda elde edilen filmlerin yasak enerji aralıkları bu yolla

bulunmuştur. Enerji bant aralığı değerleri ve bu grafikten bulunan bant keskinliği

değerleri Çizelge 4.1’ de gösterilmiştir.

Aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda üretilen çinko nitrür yarıiletken ince

filmlerin ln α ’ya göre enerjinin değişimi Şekil 4.5 ’ de görülmektedir.

Enerji (eV)

(αhν

)2 x1010

(eV

/cm

)2


86

1 2 3 4 5

8

9

10

11

ZE1

ZE2

ZE3

ZE4

ZE5

Şekil 4.5. Çinko nitrür yarıiletken ince filmlerin aynı kalınlık farklı basınçlarda lnα ’ya göre enerjinin değişimi

Bu grafikteki filmlerin eğimlerinden bulunan bant kuyruğu (Urbach Tail)

değerleri şu şekilde ;

Eğim(θ)=0

1E

(4.3)

hesaplanabilir. Bu denklemde E0, Urbach kuyruğu enerji değerini göstermektedir.

Burada eğrilerin lineer olan kısımlarından enerji eksenine göre eğimleri hesaplanmış

ve formülden E0 değeri, diğer değerler yerine konularak bulunmuştur.

Yukarıdaki veriler incelendiğinde Urbach tail (Urbach kuyruğu)

parametresinin basınç ile arttığı görülmektedir. Urbach tail değeri arttıkça yasak bant

ln α

( cm

-1)

Enerji (eV)


87

aralığına sarkan durum yoğunluğu azalmaktadır. Bu sonuçla çalışma basıncının

artırılmasıyla daha iyi optik özelliğe sahip filmler oluşmaktadır. Çizelge 4.1’de aynı

kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda üretilen çinko nitrür yarıiletken ince filmlerinin

soğurma spektrometrelerinden elde edilen sonuçlar görülmektedir.

Çizelge 4.1. Aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda üretilen çinko nitrür yarıiletken ince filmlerinin optik parametrelerinin değişimi

Azot Basıncı

(Torr)

Enerji

Bant aralığı

(eV)

Bant kenarı

keskinliği

(1010)(eV/cm2)

Urbach Kuyruğu

E0 parametresi

(eV)

6,8x10-4 2,80 3,32 0,12

1,1x10-3 2,78 2,66 0,98

1,5x10-3 2,75 5,70 1,41

1,6x10-3 3,40 2,40 0,88

1,9x10-3 3,27 0,32 0,87

PFCVAD yöntemi ile aynı basınç (1x10-3) farklı kalınlıklarda ZE6 (175 nm),

ZE7 (262 nm), ZE8 (350 nm), ZE9 (437 nm) isimli filmler elde edildi.

PFCVAD yöntemi ile aynı basınç (1x10-3) farklı kalınlıklarda üretilen çinko

nitrür ince filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin ( %T ) dalga boyuna ( λ ) göre

grafiği Şekil 4.6 ’de görülmektedir.


88

400 600 800 1000Dalgaboyu (nm)

0

20

40

60

80

100G

eçirg

enlik

(%T)

ZE6

ZE7

ZE8

ZE9

Şekil 4.6. Aynı basınç ( 1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince filmlerin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği

Elde edilen bu farklı kalınlıktaki çinko nitrür ince film örneklerinin kalınlık

değerleri arttıkça geçirgenlik değerlerinin de azaldığı görülmektedir. Görünür

bölgede ( 325-1100 nm) % 75-% 95 geçirgenlik özelliği gösterdiği açıkça

görülmektedir.

Şekil 4.7’da aynı basınç (1x10-3 Torr ) ve farklı kalınlıklar da elde edilen

çinko nitrür örneklerinin soğurma katsayısının enerjiye bağlı olarak değişimi

görülmektedir


89

Şekil 4.7. Aynı basınç (1x10-3 Torr ) ve farklı kalınlıklar da elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi

Yukarıdaki şekilde görüldüğü gibi kalınlık değerlerinin artmasına bağlı olarak

elde edilen filmlerin soğurma katsayısı da artmaktadır.

Aynı basınç farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin

( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimi Şekil 4.8 ’de görülmektedir.

Soğu

rma

Kat

sayı

sı (c

m-1

)x10

3

Enerji (eV)


90

1 2 3 4 5

0

1

2

3

4

5

ZE6

ZE7

ZE8

ZE9

Şekil 4.8. Aynı basınç (1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin ( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimi

Bu eğrilere çizilen teğetin enerji eksenini kestiği nokta yasak enerji aralığını

vermektedir ve yukarıdaki grafikte elde edilen filmlerin enerji aralıkları bu yöntemle

bulunmuştur. Kalınlık değeri arttıkça yasak enerji aralığı artmaktadır. Aynı basınç

farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin bant kenarı soğurması ve

yasak enerji aralıkları hesaplanarak Çizelge 4.2 ’ da gösterildi.

Aynı basınç ve farklı kalınlıklarda üretilen çinko nitrür ince filmlerinin ln

α ’ya göre enerjinin değişimi Şekil 4.9 ’ de görülmektedir.

(αhν

)2 x1010

(eV

/cm

)2

Enerji (eV)


91

1 2 3 4 5

8

9

10

11

ZE6

ZE7

ZE8

ZE9

Şekil 4.9. Aynı basınç (1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin ln α ’ nın enerjiye göre değişimi

Urbach kuyruğu enerji değeri (E0) grafiğin eğiminden hesaplanmıştır.

Kalınlığın artmasıyla kusurların azaldığı E0 değerlerinden görülmektedir. E0 değeri

eğrinin eğiminden hesaplanmıştır. Aynı basınç farklı kalınlıklarda elde edilen çinko

nitrür ince filmleri için kalınlık arttıkça azaldığı bulunmuştur. E0 üstel bölgesinin

eğimini tanımlamaktadır ve eğimin tersi ince filmin bant aralığındaki amorf

durumlarla ilgili olarak belirlenmiş durumların genişliğini verir. Aynı basınç farklı

kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin geçirgenlik ve soğurma

spektrometrelerinden elde edilen sonuçlar Çizelge 4.2 ’de verilerek çeşitli optik

parametreler belirlenmiştir. Kalınlığa bağlı olarak optik bant aralığında artış, bant

kenarı keskinliğinde de artış gözlenmektedir. Çok ince filmlerde Urbach

ln α

(cm

-1)

Enerji (eV)


92

kuyruklanma parametresinde (E0) görülen azalma filmin tamamen yüzeyi

kaplayamamasına yorumlanabilir. Kalınlıkla görülen iyileşme ise tanecik

büyüklüğünün artmasının bir sonucu olarak yorumlanmalıdır.

Çizelge 4.2. Aynı basınç (1x10-3 Torr ) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin optik parametrelerin değişimi

Kalınlık (nm)

Enerji bant aralığı

(eV)

Bant kenarı Keskinliği

(1010)(eV/cm2)

Urbach Kuyruğu E0 parametresi

(eV) 175 2,76 3,31 1

262 3 3,41 0,65

350 3,10 2,72 0,90

437 3,22 3,49 0,76

PFCVAD ile üretilen ZE3 filmi 350 °C, 450 °C ve 550 °C sıcaklıklarında

birer saat süreyle atmosfer ortamında tavlandı. Tavlamanın hemen ardından ince

filmlerin optik geçirgenliğini belirlemek için Perkin-Elmer UV/VIS Lamda 2S

Spektrometresi ile alınan verilerden dalga boyuna karşılık geçirgenlik eğrilerinin

grafiği çizildi.


93

400 600 800 1000Dalgaboyu (nm)

0

20

40

60

80

100

Geç

irgen

lik (%

T)

ZE3

ZE3 (350 °C)

ZE3 (450 °C)

ZE3 (550 °C)

Şekil 4.10. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE3) çinko nitrür ince filmlerinin optik geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği

Şekilde de görülebileceği gibi tavlanmadan önce elde edilen çinko nitrür ince

filmlerinin %T değerleri düşük iken, 350 °C, 450 °C ve 550 °C sıcaklıklarında birer

saat tavlanarak elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin optik geçirgenlik değerleri

arttı. Burada çinko nitrür’ün tavlanmasıyla ince filmdeki bazı N atomları, O atomları

ile yer değiştirmekte ve filmin içerisinde kalan azot atomları da ZnO:N (azot katkılı

ZnO) ince filmindeki akseptör seviyelerini oluşturmaktadır. Çinko nitrür ince

filmlerin ısısal oksidasyonla ZnO ince filmlerin optik karakteristiğine uyduğu ayrıca


94

yüksek geçirgenlikte ( >%86) olduğu belirlenmiştir. Tavlama sıcaklığının artması ile

film içerisindeki kusurların azaldığı gözlenmiştir ve kristalliğinin arttığı gözlenmiştir.

Şekil 4.11. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE3) çinko nitrür ince filmlerinin soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi

Filmlerin soğurma katsayıları elde edildikten sonra yasak enerji aralığı Eg’ yi

bulmak için ( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimini gösteren grafikleri çizildi.

Soğu

rma

Kat

sayı

sı (c

m-1

)x10

3

Enerji (eV)


95

1 2 3 4Enerji (eV)

0

1

2

3

4

5

ZE3

ZE3 (350 °C)

ZE3 (450 °C)

ZE3 (550 °C)

Şekil 4.12. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE3) çinko nitrür ince filmlerinin ( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimi



bulunmuştur. Şekilden de görülebileceği gibi birer saat tavlama ile (350 °C, 450 °C

ve 550 °C sıcaklıklarında) filmlerin yasak enerji aralıkları tavlanmadan önceki

durumu ile karşılaştırıldığında artmakta olduğu gözlendi.

Tavlanan filmlerin (birer saat tavlama ile 350 °C, 450 °C ve 550 °C

sıcaklıklarında tavlanma ile) çinko nitrür ince filmlerinin ln α ’ya göre enerjinin

değişimi Şekil 4.13 ’ de görülmektedir.

(αhν

)2 x1010

(eV

/cm

)2


96

1 2 3 4 5

4

6

8

10

12

ZE3

ZE3 (350 °C)

ZE3 (450 °C)

ZE3 (550 °C)

Şekil 4.13. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE3) çinko nitrür ince filmlerinin ln α ’ nın Enerjiye göre değişimi

Urbach kuyruğu enerji değeri (E0) grafiğin eğiminden hesaplanmıştır.

Tavlama ile filmlerin band kuyruğu değerleri de değişmiştir. E0 değeri eğrinin

eğiminden hesaplanmıştır. E0 üstel kenar bölgesinin eğimini tanımlamaktadır ve

eğimin tersi ince filmin bant aralığındaki amorf durumlarla ilgili olarak belirlenmiş

durumların genişliği elde edilir.

ln α

(cm

-1)

Enerji (eV)


97

Çizelge 4.3. Tavlandıktan sonra elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin optik parametrelerinin değişimi

Tavlama

sıcaklığı

(°C)

Enerji

bant aralığı

(eV)

Enerji bant

keskinliği

(1010)(eV/cm2)

Urbach Kuyruğu

E0 parametresi

(eV)

350 3,25 14,6 0,22

450 3,20 12,7 0,23

550 3,22 1,2 0,17

Çizelge 4.3 incelendiğinde tavlanmadan önce filmin Eg=2,98 eV iken 350 °C,

450 °C ve 550 °C sıcaklıklarında birer saat süreyle atmosfer ortamında tavlanmasıyla

enerji bant aralığının arttığını bulabiliriz.

PFCVAD ile üretilen ZE5 filmi 350 °C, 450 °C ve 550 °C sıcaklıklarında

birer saat süreyle atmosfer ortamında tavlandı. Tavlamanın hemen ardından ince

filmlerin optik geçirgenliğini belirlemek için Perkin-Elmer UV/VIS Lamda 2S

Spektrometresi ile alınan verilerden dalga boyuna karşılık geçirgenlik eğrilerinin

grafiği çizildi.


98

200 400 600 800 1000 1200Dalgaboyu (nm)

20

40

60

80

100G

eçirg

enlik

(%T)

ZE5

ZE5 (350 °C)

ZE5 (450 °C)

ZE5 (550 °C)


geçirgenlik değerlerinin dalga boyuna karşı grafiği

ZE5 isimli filmin birer saat 350 °C, 450 °C ve 550 °C sıcaklıklarında

tavlanmasıyla soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi Şekil 4.15 ’teki grafikle

gösterilmiştir. Şekilden de görülebileceği gibi tavlamanın etkisi ile (%T)

geçirgenliğin arttığını söyleyebiliriz.


99

Şekil 4.15. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE5) çinko nitrür ince filmlerinin soğurma katsayısının enerjiye göre değişimi

Filmlerin soğurma katsayıları elde edildikten sonra yasak enerji aralığı Eg’ yi bulmak için ( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimini gösteren grafikleri çizildi.

Soğu

rma

Kat

sayı

sı (c

m-1

)x10

3

Enerji (eV)


100

1 2 3 4 5

0

1

2

3

4

5

ZE5

ZE5 (350 °C)

ZE5 (450 °C)

ZE5 (550 °C)

Şekil 4.16. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE5) çinko nitrür ince filmlerinin ( )ναh 2 ’nin enerjiye göre değişimi



bulunmuştur. Şekilden de görülebileceği gibi birer saat tavlama ile (350 °C, 450 °C

ve 550 °C sıcaklıklarında) filmlerin yasak enerji aralıkları tavlanmadan önceki

durumu ile karşılaştırıldığında artmakta olduğu gözlendi. Grafiğin eğiminden bant

keskinliği değerleri hesaplanarak Çizelge 4.4’de verildi.

(αhν

)2 x1010

(eV

/cm

)2

Enerji (eV)


101

Tavlanan (birer saat 350 °C, 450 °C ve 550 °C sıcaklıklarında tavlama ile )

çinko nitrür ince filmlerinin ln α ’ya göre Enerjinin değişimi Şekil 4.17 ’ de

görülmektedir.

1 2 3 4 5

4

6

8

10

12

ZE5

ZE5 (350 °C)

ZE5 (450 °C)

ZE5 (550 °C)

Şekil 4.17. Tavlandıktan sonra elde edilen (ZE5) çinko nitrür ince filmlerinin ln α ’ nın enerjiye göre değişimi

Çinko nitrür ince filmlerinin Bağıl yansıtma ölçümleri bir Filmetric Model

F30 kullanılarak hesaplandı. F30 bir spektral yansıtma sistemidir. Saydam yüzeyler

ve saydam olmayan yüzeyler üzerinde yarısaydam ince film tabakalarının optik

ln α

(cm

-1)

Enerji (eV)


102

sabitlerini ve kalınlıklarını hesaplamakta kullanılmaktadır. (Şenadım, Kavak, Esen,

2007)

Çizelge 4.4. Tavlandıktan sonra elde edilen çinko nitrür ince filmlerinin optik parametrelerinin değişimi

Tavlama

sıcaklığı

(°C)

Enerji

bant aralığı

(eV)

Enerji bant

Keskinliği

(1010)(eV/cm2)

Urbach Kuyruğu

E0 parametresi

(eV)

350 3,28 5,05 0,26

450 3,22 5,76 0,19

550 3,24 0,63 0,21

Öncelikli olarak aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda elde edilen çinko

nitrür ince filmlerinin bağıl yansıtma ölçümleri F30 kullanılarak hesaplandı.


103

400 600 800 1000

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

ZE1

ZE2

ZE3

ZE4

ZE5

Şekil 4.18. Aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda çinko nitrür ince filmlerinden elde edilen bağıl yansıtma

Aynı basınç (1x10-3 Torr) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince

filmlerinin Bağıl yansıtma ölçümleri F30 kullanılarak hesaplandı.

Bağıl

yansıtm

a

Dalgaboyu (nm)


104

400 600 800 1000

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

ZE5

ZE6

ZE7

ZE8

ZE9

Şekil 4.19. Aynı basınç (1x10-3 Torr) farklı kalınlıklarda çinko nitrür ince filmlerinden elde edilen bağıl yansıtma

Kullanmış olduğumuz sistemin özelliğinden dolayı yansıma değerlerinin

içinde geçirgenlik ve ikinci yansıma değerleri de olduğundan çok ince filmlerde

doğru sonuç elde edilememektedir. 700 nm’ ye kadar olan yansıtma değerleri

soğurma+geçirgenlik+yansımanın 1 olmasına göre elde edilmiş yansıma değerlerine

uyum göstermektedir. Daha büyük dalga boylarında muhtemelen saçılmanın artması

ile yansıma değeri beklenenden yüksek çıkmaktadır. Bunun için değişken açılı

yansıma ve optik entegrasyon küresi kullanılmalıdır.

Bağıl

yansıtm

a


105

Aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda elde edilen çinko nitrür ince

filmlerinin bağıl yansıtma ölçümleri soğurma ve geçirgenlikten (%T) teorik olarak

hesaplandı.

400 600 800 1000

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

ZE1

ZE2

ZE3

ZE4

ZE5

Şekil 4.20. Aynı kalınlık (350 nm) farklı basınçlarda çinko nitrür ince filmlerinin soğurma ve geçirgenlik (%T) değerlerinden elde edilen bağıl yansıtma

Aynı basınç (1x10-3 Torr) farklı kalınlıklarda elde edilen çinko nitrür ince

filmlerinin bağıl yansıtma ölçümleri soğurma ve geçirgenlikten (%T) teorik olarak

hesaplandı.

Bağıl

yansıtm

a


106

400 600 800 1000

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

ZE5

ZE6

ZE7

ZE8

ZE9

Şekil 4.21. Aynı basınç (1x10-3 Torr) farklı kalınlıklarda çinko nitrür ince filmlerinin soğurma ve geçirgenlik (%T) değerlerinden elde edilen bağıl yansıtma

Yansıtma değerleri soğurma+geçirgenlik+yansımanın 1 olmasına göre elde

edilmiştir. Filmlerin soğurmalarından, geçirgenliklerinden yansıtma değerleri

hesaplandı.

Dalgaboyu (nm)

Bağıl

yansıtm

a

5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Zeynep BAZ

107

5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER

Polikristal çinko nitrür filmler Corning 7059 cam alt taban üzerine atmalı

filtreli katodik vakum ark depolama yöntemiyle üretildi. Filmler 1x10 -3 Torr azot

basıncında ve oda sıcaklığında oluşturuldu. Kristallografik yapı x-ışın kırınımı ile

çalışıldı. Elde edilen X-ışını kırınımından filmlerin amorf yapıda olduğu gözlenmiştir.

Düzlemler arası uzaklık Bragg yansıma koşulu kullanılarak 3,36 A bulundu.

Çinko nitrür filmlerin çalışma basıncına göre optik özelliklerinin değiştiği,

basınç arttıkça daha iyi filmlerin oluştuğu gözlenmiştir. Bu sonucu yüksek basınçta

daha fazla çarpışma nedeniyle oluşum hızının azalmasına ve daha az kusur içeren

filmler oluşmasıyla gerçekleştiğini önermekteyiz. Bu sonuç çinko oksit verileriyle de

uyum göstermektedir.

Kalınlığa bağlı film özelliklerinde, Eg değerlerinin büyüdüğü, Urbach tail

parametresinin küçüldüğü, bant kenarı keskinliğinin büyüdüğü gözlenmiştir.

Kalınlıkla görülen genel iyileşmenin filmdeki tanecik büyüklüğünün artması ve daha

kristale yakınlaşmasıyla açıklamaktayız.

Tavlama ile filmlerde dramatik değişiklikler gerçekleşmektedir. 350 ve 450 0C sıcaklıklarda filmin geçirgenliği ve bant kenarı keskinliği başlangıçtaki film

değerleriyle karşılaştırılamayacak kadar iyileşmektedir. 550 0C de ise azotun filmden

uçmasıyla mikroboşluklar oluşmakta ve film özellikleri bozulmaktadır. Önceki

çalışmalarda da oksitlenmesini 400 0C’ ta gerçekleştiği belirlenmiştir. Bu sıcaklıktan

sonra filmi oksit olarak görmek gerekmektedir. 300-450 0C derece arasında filmde

mutlaka oksitlenme (az miktarda da olsa) görülmektedir. Plazma sisteminden çıkan

filmler çinkoca zengin ve bileşik yapmaya yatkın aktif filmlerdir. Bu aradaki filmleri

stokiyometrik değil, karışım filmler olarak ZnxNyOz olarak alınmalıdır.

Yukarıdaki sonuçlardan atmalı filtreli katodik vakum ark depolama

yöntemiyle üretilen çinko nitrür filmlerin tavlamayla daha iyi optiksel özelliklere

sahip olduğu gözlenmiştir.

108

KAYNAKLAR

ACHERT, J., ALTRİCHTER, B., JÜTTNER, B., PECH, b., PURSCH, H., REINER,

H.D., ROHRBECK, W., SIEMROTH, P., WOLFF, H., 1977, Influence of

Surface Contamination on Cathode Processes of Vacuum Discharges, Beitr.

Plasmaphys., 17, 419.

ADLER, R. J., PICRAUS, S. T., 1985, Repetitively Pulsed Metal Ion Beams for Ion

Implantation, Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. B, 6, 123.

AKSENOV, I. I., BELOUS, V. A., PADALKA, V. G., 1978, Apparatus to rid the

Plasma of a Vacuum Arc of Macroparticles, Instrum. Exp. Tech.,, 21, 1416.

ALBRECHT, J.D., RUDEN, P.P., LIMPIJUMNONG, S., LAMBRECHT, W.R.L.,

BRENNAN, K. F., 1991, High field electron transport. properties of bulk

ZnO, J. Appl. Phys., 86, 6864 .

ANDERS, A., et al., 1998, Triggerless Triggering of Vacuum Arcs. Journal of

Physics D-Applied Physics, 31(5), 584.

ANDERS, S., ANDERS, A., 1991, On modes of arc cathode operation. IEEE

Transactions on Plasma Science, 19(1), 20.

ANDERS, S., JUTTNER, B., 1991, Influence of Residual Gases on Cathode Spot

Behavior.IEEE Transactions on Plasma Science, 19(5), 705.

ANDERS, A., et al., 1993, Time dependence of vacuum arc parameters. IEEE

Transactions on Plasma Science, 21, 305.

BEILIS, I.I., et al., 1997, Structure and dynamics of high-current arc cathode spots in

vacuum. Journal of Physics D: Applied Physics, 30, 119.

BEILIS, I. I., 2001, State of the theory of Vacuum Arcs. IEEE transactions on

Plasma Science, 29(5), 657.

BOND, W. L., 1960, Precision Lattice Constant Determination, Acta Crystallogr.,13,

814.

BOXMAN, R. L., 2001, Early History of Vacuum Arc Deposition, IEEE Trans.

Plasma Sci., 29,759.

BOXMAN, R. L., SANDERS, D. M., MARTIN, P. J., 1995, Handbook of Vacuum

Arc Science and Technology. Park Ridge, N. J.. Noyes Publications.

109

BROWN, I.G., 1994, Vacuum arc ion sources. Rev. Sci. Instrum., 65(10), 3061.

CHOPRA, K. L. 1969, “Thin Film Phenomena” McGRAW-HILL BOOK

COMPANY, New York, 401-454.

DAALDER, J. E., 1976, Components of Cathode Erosion in Vacuum Arcs, J. Phys.

D: Appl. Phys., 9,2379.

DİKİCİ, M., 1993, Katıhal Fiziğine Giriş, Ondokuz Mayıs Üniversitesi Yayınları,

Samsun. 276s

DURLU, T. N., 1992, Katıhal Fiziğine Giriş, Set Ofset, Ankara, 312s.

ECKERTOVA, L. 1986, Physics of Thin Films. Plenum Press. Second Edition; 233-

237.

EDISON, T. A., 1894, Art of Plating One Material With Another, 526, 147.

EDISON, T. A., 1892, Process of Duplicating Phonograms, 484, 582.

FISCHER, A. and MAILE, E., 2005, MOCVD of cubic zinc nitride phase, Zn3N2,

using Zn[N(SiMe3)2]2 and ammonia as precursors, Chem. Vap. Deposition

2005, 11, 409-414.

FUCHS, H., MECKE, H.,ELLRODT, M., 1998, Distribution of ion current density

in a modified pulse arc process as a function of pulse parameters. Surface &

Coatings Technology, 98, 839.

FUTSUHARA, M., YOSHIOKA, K., and TAKAI, O., 1997, Thin Solid Films 322

(1998) 274-281.

GILMOUR, A., LOCKWOOD, D. L., 1972, Pulsed metallic plasma generator, Proc.

IEEE., 60, 977.

GINLEY, D. S., BRIGHT, C., 2000, Mater. Res. Bull., 25, 15.

GIRARD, R. T., TJERNBERG, O., CHIAIA, G., SÖDERHOLM, S., KARLSSON,

U. O., WIGRENB, C., NYLEN, H., LINDAU, I., 1997, Surf. Sci., 373, 409.

HARRIS, L. P., 1980, Vacuum arcs: Theory and Application, J.M. Lafferty, Editor.

John Wiley and Sons: New York.

KABAK, M., 2004, X-Işınları Kristalografisi, Aydan Ofset, Ankara, 237s.

KAMBİLAFKA, V.,VOULGAROPOULOU, P., DOUNİS, S., ILIOPOULOS, E.,

ANDROULIDAKI, M., TSAGARAKİ, K., SALY, V.,RUZİNSKY, M.,

PROKEIN, P., and APERATHITIS, E., 2007, The effect of nitrogen on the

110

properties of zinc nitride thin films and their conversion into p- ZnO:N films,

Thin Solid Films 515 (2007) 8573-8576.

KAMINSKA, E., PIOTROWSKA, A., KOSSUT, J., BARCZ, A.,

DOBROWOLSKI, W., DYNOWSKA, E., JAKIELA, R., PRZEZDZIECKA,

E., LUKASİEWİCZ, R., ALESZKIEWİCZ, M., WOJNAR, P.,

KOWALCZYK, E., 2005, Transparent p-type ZnO films obtained by

oxidation of sputter-deposited Zn3N2, Solid State Communications 135

(2005) 11-15.

KESAEV, I. G., 1965, Laws Governing the Cathode Drop and the Threshold

Currents in an Arc Discharge on Pure Metals, Sov. Phys.- Techn. Phys., 9,

1146.

KITTEL, C., 1996. Katıhal Fiziğine Giriş. Güven Kitap Yayın Dağıtım, İstanbul,

434s.

KUCHEVEV, S. O., WILLIAMS, J. S., JAGADISH, C., ZOU, J., EVANS, C.,

NELSON, A. J., HAMZA, A. V., 2003, Phys. Rev. B, 67, 094115

LAD, R. J. FUNKENBUSCH, P. D. AITA, C. R.,1980, J. Vac. Sci. Technology, 17,

808.

LAFFERTY, J. .M., 1980, Vacuum arcs. Theory and applications. New York: John

Wiley & Sons.

KUNEV, V. M., PADALKA, V. G., KHOROSHIKH, V. M., 1977, Plasma

Properties of a Metal Vacuum Arc II, Sov. Phys. Tech. Phys., 22, 858, 1977.

LONG, R., DAİ, Y.,YU, L.,HUANG, B., and HAN, S., 2007, Thin Solid Films 516

(2008) 1297-1301.

MESYATS, G.A., 1995, Ecton mechanism of the vacuum arc cathode spot. IEEE

Transactions on Plasma Science, 23(6), 879.

MESYATS, G. A., PROSKUROVSKY, D. I., 1989, Pulsed Electrical Discharge in

Vacuum. Berlin: Springer- Verlag.

MEYER, R. J.,1972. Introduction to Classical and Modern Optics. Prentice-Hall,

471- 478.

MOSS, T. S., 1959, Optical Properties of Semiconductors, Butterworth, London.

MOTT, N. F., DAVIS, E. A., 1979. Electronic Process in Noncrystalline Materials.

111

Clarendon Press, Inc. Oxford, pp 273-274.

MUNZ, W. D., SCHULZE, D., HAUZER, F., 1992, A New Method for Hard

Coatings- ABS (arc bond sputerring), Surf. Coat. Technol., 50, 169.

PANKOVE, J. I., 1971. Optical Process in Semiconductors. Dover Publications, Inc.

New York, 422s.

PLYUTTO, A. A., RYZHKOV, V. N., KAPIN, A. T., 1965, High Speed Plasma

Streams in Vacuum Arcs, Sov. Phys. JETP, 20, 328.

SKOOG, D.A; HOLLER, F.J.; NİEMAN, T.A., 1992, Principles of İnstrumental

Analysis,

Saunder Golden Sunburst Seres, Philadelphia, 849

SNAPER, A. A., 1974, Arc Deposition Process and apparatus, 3,836,451.

SWIFT, P. D., 1991, Experimental investigations of the cathodic arc, in PhD Thesis.

University of Sydney: School of Physics.

SZE, S. M. 1985, “Physics of Semiconductors Devices”. John Wiley and Sons. 523s.

New York.

ŞENADIM, E., KAVAK, H., ESEN, R., 2007, Structural and optical properties of

zinc nitride films prepared by pulsed filtered cathodic vacuum arc deposition,

2007, Chın.Phys.Lett., Vol.24, No.12 (2007) 3477.

ŞENADIM, E., 2007, ZnO İnce Filmlerinin Eldesi Ve Aygıt İçin Parametrelerinin

Optimizasyonu, Çukurova Üniversitesi, Fen Bilimleri Enstitüsü, Doktora

Tezi, Fizik Bölümü, Adana, 208s.

TANBERG, R., 1930, On the Cathode of an Arc Drawn in Cacuum, Phys. Rev., 35,

1080.

TOYOURA, K., TSUJİMURA, H., GOTO, T., HACHIYA, K., HAGİWARA, R.,

ITO, Y., 2005, Optical properties of zinc nitride formed by molten salt

electrochemical process, Thin Solid Films 492 (2005) 88-92.

WANG, C., JI, Z., LIU, K., XIANG, Y., and YE, Z., 2003, p-type ZnO thin films

prepared by oxidation of Zn3N2 thin films deposited by Dc magnetron

sputtering, Journal Of Crystal Growth 259 (2003) 279-281.

112

ZONG, F., MA, H., LIANG,W., Du, W., ZHANG, X., XIAO, H., MA, J., JI, F.,

XUE, C., ZHU, H., Thermal decomposition behaviour of Zn3N2 powder,

2004, Chin.Phys.Lett.

ZONG, F., MA, H., XUE, C.,ZHUANG, H., ZHANG, X., XIAO, H., MA, J., JI, F.,

2004, Synthesis and thermal stability of Zn3N2 powder, Solid State

Communications 132 (2004) 521-525.

ZONG, F., MA, H., XUE, C., DU, W., ZHANG, X., XIAO, H., MA, J., JI, F., 2005,

Structural Properties Of Zinc Nitride Empty Balls, Materials Letters 60

(2006) 905-908.

ZONG, F., MA, H., XUE, C., ZHANG, X., XIAO, H., JI, F., ZHUANG, H., 2005,

Structural characterization of Zn3N2 nanowires prepared by nitridation

tecnique, Materials Letters 59 (2005) 2643-2646.

ZONG, F., MA, H., DU, W., MA, J., ZHANG, X., XIAO, H., JI, F., XUE, C.,

2005, Optical band gap of zinc nitride films prepared on quartz substrates

from a zinc nitride target by reactive rf magnetron sputtering, 2005, Applied

Surface Science 252 (2006) 7983-7986.

ZONG, F., MA, H., MA, J., DU, W., ZHANG, X., XIAO, H., JI, F., 2005, Structural

properties and photoluminescence of zinc nitride nanowires, Applied Physics

Letters 87, 233104 (2005).

113

ÖZGEÇMİŞ

1983 yılında Adana’da doğdu. İlk, orta ve lise öğrenimini Adana’da

tamamlandıktan sonra 2002-2006 yılları arasında Çukurova Üniversitesi Fen-

Edebiyat Fakültesi Fizik Bölümünü başarıyla bitirdi. Bir süre özel sektörde

matematik ve fizik öğretmenliği yaptı. 2006-2007 yılında Çukurova Üniversitesi

Yabancı Diller Merkezinde İngilizce Yeterlilik sınavını başararak aynı yıl içerisinde

Çukurova Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü Fizik Anabilim dalında Yüksek Lisans

eğitimine başladı. Yüksek Lisans ders dönemini başarıyla bitirerek tez dönemine

başlamıştır. Şu anda Çukurova Üniversitesi Fen Edebiyat Fakültesi Plazma Fiziği

laboratuarında araştırmalarına devam etmektedir.

İyi derecede İngilizce ve Matematik bilmektedir.

Date post:	09-Feb-2023
Category:	Documents
Upload:	independent
View:	0 times
Download:	0 times

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ YÜKSEK LİSANS TEZİ Zeynep BAZ ATMALI...

Documents