Отажонов Жамшид Машрабжонович
Исроилов Шаробиддин Махаммадюсуфович
Мавлонова Дилнозахон Шухратжон қизи
Абдурахмонов Султонали Мукарамович
Алиев Ибратжон Хатамович
ФерПИ, 150100, г. Фергана, Ферганская обл., Республика Узбекистан
ФФ ТУИТ, 150100, г. Фергана, Ферганская обл., Республика Узбекистан

НИИ «ФРЯР», Electron Laboratory LLC, 151100, г. Маргилан, Ферганская обл., Республика Узбекистан

Аннотация. В работе теоретически рассмотрены общие принципы переноса тепловой энергии в ограниченном пространстве. Для упрощения задачи задача, определяются в декартовой системе координат. Анализируются зависимость переноса от коэффициентов теплопроводности, теплоёмкости и собственных коэффициентов дифференциальных уравнений в частных производных неоднородного и однородного характера. При моделировании заданы начальные и граничные условия. В решении задачи применён метод множественного разделения переменных. В заключении выводится конечная форма функции явления теплопереноса в ограниченном пространстве от 4 переменных.

Ключевые слова: диффузия, конвенция, абсорбция, теплопроводность, теплоёмкость, поправочные коэффициенты.

Введение

В технологических процессах в основном главную роль играет передача и перенос энергии в зависимости от технологических условий. При анализе и расчёте создаваемых проектов необходимо учесть физические процессы, связанные с энергетическими параметрами на молекулярном уровне. В этих процессах участвуют явления диффузии, конвекции, абсорбции и другие, которые определяются некоторыми свойствами. Каждое явление в отдельности, теоретически обоснована и используется во всех расчётах. Теоретические работы, рассматривающие общий случай, то есть, когда участвуют все эти явления, досконально не рассмотрены.

Достаточно подробно рассмотрен один из случаев расположения термоэлемента под окнами, что обуславливалось тем, что при прохождении более прохладного потока воздуха, такой поток благодаря тому, что прохладный воздух тяжелее тёплого опускается вниз — в сторону нагревательного элемента. Затем увеличивая свою температуру и продолжая своё движение по направлению прохождения он начинает подниматься, а тем временем пребывают новые потоки прохладного воздуха и также поток воздуха, находящийся ближе к потолку, успевает остыть и опуститься к батарее, чтобы вновь продолжить этот цикл. В этом случае, важно заметить, что степень понижения температуры тёплого воздуха у потолка не сводит его температуру к значению поступающего потока, таким образом в помещении удерживается средняя температура.

Ныне активно стали применяться специальные модели нагревательных элементов, которые находятся ближе к потолку, где причина логически не обуславливается согласно вышеописанной модели, однако, известна конструктивная особенность, по сравнению с предыдущей моделью. Существование такой конструкции позволяет рассуждать о том, что возможно нахождение более благоприятных вариантов расположение нагревательных элементов и требует проведение теоретического анализа потока воздуха в помещении. Поэтому теоретическое исследование вышеуказанных вариантов установки нагревательных элементов и элементов потери является актуальным.

Материалы и методы

В исследовании использованы методы анализа полученных данных путём применения изначально алгоритма квантования параметров с последующим выведением отдельных дискретных результирующих последовательностей. Основным использованным методом является аналитический способ анализа физических явлений посредством приведения из общих закономерностей к дифференциальному уравнению в частных производных, с конечным его решением и выведением конечной функции описывающая процесс. Также, среди применённых методов отмечает анализ явления, теоретическое моделирование процесса.

Обсуждение исследования

Для разработки настоящей модели, необходимо ввести некоторые данные. Так, пусть анализируется определённое полностью пустое помещение, с единственным окном. При этом известен объём помещения V, площадь окна So, а также установлено, в что в помещении имеется сухой воздух, состоящий из 78% азота и 22% кислорода, плотность которого равняется (1), коэффициент теплоёмкости (2) и коэффициент теплопроводности (3).

В описанном пространстве имеется единый источник тепла, с известными координатами и величиной энергии. Зная указанные значения в аналитическом виде, можно вычислить теплоёмкость всего воздуха в помещении (4), величину проходящей через произвольную виртуальную плоскость с известной площадью в этом пространстве (5) и температуру в любой точке этого пространства (6), что следует из (4).

Однако, если обратить внимание в (4—6) получается цикл, для разрешения которого необходимо найти специальную функцию от температуры, зависящая от 4 переменных. Поскольку величина входящей энергии известна, и она равна сумме этих двух температур, принимая, что стены помещения достаточно толстые для изоляции помещения, а также указав, что сумма между температурой входящего потока и температурой, образуемая от вводимой энергии также известна и описывается специальной функцией, то можно принять (9). В функции (9) отдельно не указаны явления диффузии, конвекции, абсорбции, но они учитываются на этапе расчёта каждой из заданных функций. Отметив, что перед переходом к (9), необходимо предварительно переписать (4—5) в (7—8).

В результате выражение упрощается (10).

Принимая, что анализ ведётся в декартовом пространстве без перехода в сферическую или цилиндрическую систему координат, результирующее уравнение описывается в форме дифференциального уравнения в частных производных вида (11), что является уравнением теплопроводности, принимая (12—13).

Для получения уравнения, описывающее исследуемое явление, определяется множество решений уравнения, граничные и начальные условия. Величина температуры в начальный момент времени берётся в качестве нуля и учитывается, что известна скорость её изменения в качестве отдельной функции (14).

Замечается, что начало координат находится в левом нижнем углу помещения напротив стены с окном, при том, что длина помещения равняется a, ширина — b, высота — c, откуда следует (15).

Из приводимых граничных условий можно сделать выводы (16—19), учитывая также, что величину температуры воздуха на уровне пола и потолка можно определить через (17—18), изменение температуры воздуха через окно можно определить через (18).

В решении дифференциального уравнения (11), можно применить метод разделения переменных (21), сделав замену (20) и уже из него изначально превратив настоящее неоднородное уравнение теплопроводности в частных производных второго порядка в однородное (22).

Подстановка значения (22) в (20) получается (23), с дальнейшим преобразованием в (24), где получается первое соотношение равное значению собственной функции.

Далее необходимо перейти к первому решению относительно одной переменной времени, превратив вторую и третью часть соотношения (24) в обыкновенное дифференциальное уравнение (25), имеющее решение в (26).

Дополнительный член в (26) вычисляется при использовании первого начального условия (27).

Собственное значение для времени определяется в данном случае посредством использования второго начального условия из (14) в виде (28).

Продолжение решения задачи, переходит к пространственной форме (29), где выражается вновь представление через разделение переменных (30), откуда можно составить преобразование вида (31), которое превращается в равенство с новым собственным значением, откуда уже можно получить обыкновенное дифференциальное уравнение второго порядка для первой переменной (32).

Далее, решение такого уравнение определяется через нахождение характеристического уравнения, согласно (32) в виде (33), где находиться решение с двумя неизвестными постоянными и собственным значением для обыкновенного дифференциального уравнения первой переменной.

Учитывая вывод для граничных условий, определяется решение уравнения (32) с уже определёнными значениями для постоянных (34).

Остаётся найти собственное значение этого уравнения, для чего применяется (35), после чего полученный результат в (34) подставляется во вторую часть (31) получая (36), как новое дифференциальное уравнение с новым разделением оставшихся переменных (37).

После подстановки, уравнение вновь преобразуется, приходя к новому равенству, где появляется новое собственное значение для второй и третьей переменной (38) и определяя часть уравнения для второй пространственной переменной, можно прийти к обыкновенному дифференциальному уравнению второго порядка, практически идентичный с обыкновенным дифференциальным уравнением второго порядка для случая с первой пространственной переменной, откуда становится очевидным его решение с двумя постоянными неизвестными коэффициентами (39), которые достаточно легко находятся через систему (40) в виде (41).

Легко подставляя полученные значения для констант, организуется конечная форма для функции второй пространственной переменной (42).

Продолжение решения представляется после подстановки решения уравнения (42) для уравнения с третьей пространственной переменной, которая является дифференциальным уравнением второго порядка (43) и для которого вводятся специальные переменные (43).

Поскольку полученное обыкновенное дифференциальное уравнение второго порядка неоднородно, изначально находиться решение для его однородной части, а после вычисляется решение неоднородной части в результате приходя к единому решению (45).

Используя граничные условия также находятся значения для постоянных неизвестных коэффициентов (46), получая значение для первого коэффициента (47) и второго (48), получая конечное значение уравнения для третьей переменной (49).

Откуда легко определить собственные значения для предыдущего и раннего показателя, либо прибегнуть к расчёту посредством изначальных равенств и продемонстрировав конечную форму выражения (50).

Что легче выразить через систему (51).

Поскольку настоящее решение является решением именно однородного 4 мерного дифференциального уравнения в частных производных, для этого уравнения, но с неоднородной формой необходимо применить тот же алгоритм, который применялся в ходе решения частных уравнений пространственных переменных с неоднородными обыкновенными дифференциальными уравнениями второго порядка, а именно добавление к решению определённого члена, который находился бы посредством использования вышеуказанного алгоритма, приводя к конечному решению поставленной задачи (52).

Благодарности

Авторы приносят благодарности за оказание помощи при проведении математических вычислений, решении дифференциальных уравнений д.ф.-м.н., профессору ФерГУ Каримову Ш. Т.

Заключение

Таким образом была получена единая функция, которая описывала бы полноценно, распространение тепла в пространстве в описанной системе с прохождением воздуха, при учёте введения всех необходимых дополнительных вводных функций. При вводе граничных и начальных условий получается результирующая величина температуры в произвольной точке ограниченного пространства.

Использованная литература

1. S. M. Abdurakhmonov, Sh. Sayitov and I. X. Aliyev. Mathematical modeling of soldering iron heating process in automated terminal soldering installations. E3S Web of Conferences 401, 05064 (2023)

2. Mamirjon Turdimatov*, Farrukh Mukhtarov, Sultonali Abdurakhmonov, Umidjon Khudoynazarov and Mastura Muminova. Specialized processors and algorithms for computing standard functions. E3S Web of Conferences 389, 07012 (2023)

3. Sultonali Abdurakhmonov, Shavkatjon Sayitov, Makhmud Mirzajonov, Inomjon Bilolov and Abbos Khaydarov. Research of terminal soldering technology for auto glass heating systems. E3S Web of Conferences 389, 01036 (2023)

4. Simona Olmi, Lucia Valentina Gambuzza, Mattia Frasca. Multilayer control of synchronization and cascading failures in power grids. Chaos, Solitons & Fractals. Volume 180, March 2024, 114412.

5. Przemysław Borys, Paulina Trybek, Beata Dworakowska, Anna Sekrecka-Belniak, Ewa Nurowska, Piotr Bednarczyk, Agata Wawrzkiewicz-Jałowiecka. Selectivity filter conductance, rectification and fluctuations of subdomains — How can this all relate to the value of Hurst exponent in the dwell-times of ion channels states? Chaos, Solitons & Fractals. Volume 180, March 2024, 114492.

6. Yuan Zhang, Jinde Cao, Lixia Liu, Haihong Liu, Zhouhong Li. Complex role of time delay in dynamical coordination of neural progenitor fate decisions mediated by Notch pathway. Chaos, Solitons & Fractals. Volume 180, March 2024, 114479.

7. Willian Cintra, Mirelson M. Freitas, To Fu Ma, Pedro Marín-Rubio. Multivalued dynamics of non-autonomous reaction–diffusion equation with nonlinear advection term. Chaos, Solitons & Fractals. Volume 180, March 2024, 114499. https://doi.org/10.1016/j.chaos.2024.114499

8. Cao Wen, Jinfeng Wang, Yang Liu, Hong Li, Zhichao Fang. Unconditionally optimal time two-mesh mixed finite element algorithm for a nonlinear fourth-order distributed-order time fractional diffusion equation. Physica D: Nonlinear Phenomena. Available online 6 February 2024, 134090.

9. Diana S. Maltseva, Roman O. Popovych. Point-symmetry pseudogroup, Lie reductions and exact solutions of Boiti–Leon–Pempinelli system. Physica D: Nonlinear Phenomena. Available online 5 February 2024, 134081. https://doi.org/10.1016/j.physd.2024.134081

10. Zhongjian Wang, Jack Xin, Zhiwen Zhang. A DeepParticle method for learning and generating aggregation patterns in multi-dimensional Keller–Segel chemotaxis systems. Physica D: Nonlinear Phenomena. Available online 3 February 2024, 134082. https://doi.org/10.1016/j.physd.2024.134082

11. Nang X. Ho, Hung V Vu, Truong V Vu. Migration of a multi-core compound droplet in a ratchet microchannel. European Journal of Mechanics — B/Fluids. Available online 3 February 2024. https://doi.org/10.1016/j.euromechflu.2024.01.016

12. U.S. Mahabaleshwar, A.B. Vishalakshi, Martin Ndi Azese. Corrigendum to «The role of Brinkmann ratio on non-Newtonian fluid flow due to a porous shrinking/stretching sheet with heat transfer» [Eur. J. Mech. B Fluids 92 (2022) 153–165]. European Journal of Mechanics — B/Fluids. Available online 16 January 2024.

PHYSICAL AND GALVANOMAGNETIC PROPERTIES OF NANOSTRUCTURED COMPOSITIONS OF (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb)

K. Abdulvakhidov1, S. Otajonov2, N. Yunusov2

1Prof. Southern Federal University, Rostov-on-Don.Russia

2Prof. Fergana state university, Uzbekistan

2Teach. Fergana state university, Uzbekistan

Abstract

In this work, the physical and galvanomagnetic properties of nanostructured compositions of (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) ceramics in the range of x=0.0–1.0 with a concentration step Δx=0.1 were studied by complex methods. X-ray difraction revealed that the YbMF compositions in the range of x=0.1–0.5 were hexagonal (H) phase solid solutions. In the concentration range of x=0.6–0.8, the hexagonal and orthorhombic (O) systems coexist, and the unit cell parameters of these phases rise with increasing x. The study of the lattice parameters, bond lengths, bond angles and the main parameters of the magnetic hysteresis loop of the H-phase revealed the presence of a singular point x=0.5 in the concentration range, where extrema of the corresponding parameters were observed.

Key words: Structure, spintronics, magnetoelectric sensors, multiferroic, Néel temperature, ferroelectric, antiferromagnet.

Introduction

Rare-earth multiferroic (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) is interesting because it is a potential candidate for use as a functional element in information storage devices, spintronics, magnetoelectric sensors, etc. Such applications are based on the presence of magnetic and ferroelectric sublattices in YbMF and the possibility of cross-infuence on them by electric and magnetic felds, respectively. The initial (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) component crystallizes in the hexagonal syngony (hereinafter h-YbMO), while the second YbFeO3 component crystallizes in the hexagonal (hereinafter h-YbFO) and orthorhombic (hereinafter o-YbFO) syngonies. Hexagonal h-YbMO is a multiferroic with a ferroelectric phase transition temperature Tc=993 K. The temperature of the antiferromagnetic phase transition difers in diferent works: According to, the antiferromagnetic transition in these manganites occurs at TN ≈ 70–130 K, according to other sources, TN is 81 K and 82 K, respectively. The stable orthorhombic phase o-YbMO can be obtained by heating the hexagonal h-YbMO under a pressure of 5 GPa and a temperature of 1100° C [14] or by quenching under high pressure. According to, the magnetic phase transition occurs at TN =43 K. Hexagonal h-YbFO is also multiferroic. At room temperature, its symmetry space group is P63cm, and it is characterized by two ferroelectric phase transitions. The transition temperature from the paraelectric to ferroelectric phase is Tc1=470 K, and the transition between the ferroelectric phases occurs at a temperature of Tc2=225 K. The Néel temperature is TN =120 K. The symmetry above 470 K is described by the space group P63cm. At temperatures below 1000 K, ferroelectricity in h-RMnO3 and h-RFeO3 is induced by lattice distortion with a tilt angle (θ) of the FeO5 (or MnO5) trigonal bipyramid. In the orthorhombic phase, o-YbFO is an antiferromagnet with a Néel temperature TN =627 K and is described by the symmetry space group Pbnm. According to, no ferroelectric properties were found in o- (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb). At room temperature, the structure and physical properties of rare-earth manganites (ReMnO3) and rare-earth orthoferrites (ReFeO3) change depending on the radius of Re3+ ions. ReMnO3 compositions with a greater Re3+ ionic radius than Dy (1.05 Å) have an orthorhombic distorted perovskite-type crystal structure, whereas those with a smaller Re3+ ionic radius than Dy have a hexagonal crystal structure. (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) can crystallize in diferent space symmetry groups depending on the Fe/Mn molar ratios; therefore, the physical properties of (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) can be purposefully changed over a wide range. It was discovered that the Néel temperature TN of hexagonal YbMnO3 manganites doped with Fe3+ ions increases from 81 to 116 K (for YbMn0.45Fe0.55O3), and YbMn0.45Fe0.55O3 crystals exhibit antiferromagnetic properties. In addition, its magnetization M (H) is more than 100 times higher than that of YbMnO3. The Mössbauer spectra of the hexagonal and orthorhombic phases of the YbMn1–xFexO3 compounds were studied in, and the magnetic susceptibility was studied during zero feld cooling (ZFC). However, YbMn1-xFexO3 compositions have not been studied by dielectric, FTIR and optical absorption spectroscopy over the entire concentration range; and there is practically no data on their magnetodielectric properties. There are no data on the morphotropic region (MR) of these compositions. In order to fll this gap, such measurements are carried out for the frst time. The aim of this work was to study the structural-phase state and physical properties of the YbMn1-xFexO3 compositions, as well as establish the «structure–property» relationship using complex physical methods.

Synthesis, sample preparation and measurement apparatus

The (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) compositions studied in this work were obtained by the solid-phase reaction method using the oxides Yb2O3, Mn2O3 and Fe2O3 (Yb2O3≥ 99.9%, Mn2O3≥ 99.9%, Fe2O3≥ 99.9%, Sigma-Aldrich). Eleven diferent molar fractions (x=0–1 with a step of 0.1) were mixed and ground in an agate mortar for 3 h in the presence of ethanol. After that, each mixture was made into a cylinder of 6 mm in diameter and 1 mm in thickness under a pressure of 120 MPa. The compositions were then placed in a closed platinum crucible. The synthesis was performed in a high-temperature furnace with thermal stabilization at 1250° C for 4 h in an air atmosphere, after which the furnace was switched of and cooled by inertia to room temperature. To obtain a ceramic sample, each pre-synthesized sample was ground in an agate mortar for 0.5 h in the presence of ethanol, then pressed into a cylinder 6 mm in diameter and 1 mm thick under a pressure of 200 MPa. The sintering of ceramics was carried out in the furnace with thermal stabilization at 1150° C for 4 h in an air atmosphere. For electrophysical measurements, silver paste electrodes were applied to both sides of the sample and dried at 750° C for 10 min. Phase analysis of the as-synthesized samples was performed on an X-ray difractometer (D2 Phaser, Bruker, Germany) using Cu Kα radiation with a step Δ2θ=0.01º and a data acquisition time τ=1 s. The microstructure of the samples was observed and examined by a scanning electron microscope (LEO EVO 40 XVP; Carl Zeiss AG, Germany). Optical absorption spectra were studied on a Shimadzu UV-2600 two-beam spectrophotometer at room temperature. The magnetic properties were studied on a vibrating sample magnetometer (VSM, LakeShore 7404, USA) at room temperature. The dielectric properties were analyzed using a High-Performance Dielectric Analyzer (Alpha-A, Novocontrol Technologies, Germany). The magnetodielectric and magnetoresistive properties were studied under a current magnetic induction feld up to 2 T and a laboratory attachment for samples with temperature control from the boiling point of nitrogen to 900 K.

Structural characterization

Electron micrographs of the cleavages of (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) (x=0.0–1.0) ceramics are shown in Fig. 1. As shown in Fig. 1, the ceramics are rather porous, and there are no visual diferences in the habits of crystallites of diferent compositions; they have rounded shapes. The average size distribution of crystallites is in the range of 1–2 μm. The density of the ceramics was evaluated by hydrostatic weighing, and the pore concentration was determined from the difference between the x-ray density and the density obtained by hydrostatic weighing. Were obtained at room temperature for each concentration of the (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) ceramics. Rietveld full-profle analysis was used to process the difraction profles. As shown in Fig. 1 (a), increasing the molar concentration of Fe3+ to x=0.5 leads to a decrease in the parameter ah, and the parameter ch increases in the concentration range x=0.0–0.8. X-ray difraction patterns show that Yb (Mn, Fe) O3 solid solutions of hexagonal syngony form in the range x = 0.1–0.5, with a general trend in D and Δd/d (see Fig. 3 (b)). At the point x=0.5, the crystal lattice is deformed due to the formation of an additional phase of a diferent system. Starting from x=0.5, not only ah increases, but also the parameters of the orthorhombic phase. Apparently, the concentration of the second phase at the point x=0.5 is low, and it is not X-ray resolved under our conditions. Therefore, we called the interval x=0.6–0.8 the morphotropic region (MR), as in ferroelectrics. Although it would be more correct to start this interval with x=0.5. In the MR region, there is a coordinated change in the parameters of coexisting phases. As can be seen, in the region where solid solutions are formed, D and Δd/d decrease. This situation is possible if the ionic radii of the substituted ion and the substituent are approximately equal.

In our case, this condition is met. The linear parameters of unit cells in the two phases increasing with x is a characteristic of the two phases coexistence region (x=0.6–0.8). In the orthorhombic phase, the parameters bo and ao that decrease as x→1.0 and increase as x increases. In this phase, the changes in D and Δd/d have a general trend.

References

1. S.L. Samal, T. Magdaleno, K.V. Ramanujachary, S.E. Lofland, A.K. Ganguli, J. Solid State Chem. 183, 643 (2010)

2. G. Qiang, Y. Fang, X.Lu, S.Cao, J. Zhang, Appl. Phys. Lett. 108, 022906 (2016)

3. Y. Yun, A. S. Thind, Y. Yin, H.Liu, Q.Li, W. Wang, A.T. N’Diaye, C. Mellinger, X. Jiang, R. Mishra, and X. Xu, SSRN Electron. J. (2021).

4. L.J. Downie, R.J. Goff, W. Kockelmann, S.D. Forder, J.E. Parker, F.D. Morrison, P. Lightfoot, J. Solid State Chem. 190, 52 (2012)

5. S.M. Tikhanova, L.A. Lebedev, K.D. Martinson, M.I. Che-banenko, I.V.Buryanenko, V.G. Semenov, V.N. Nevedomskiy, V.I.Popkov, New J. Chem. 45, 1541 (2021)

6. Y. Uesu, H. Iida, T. Koizumi, K. Kohn, N. Ikeda, S. Mori, R. Hau-mont, and J. M. Kiat, in 2010 IEEE Int. Symp. Appl. Ferroelectr. (IEEE, 2010), pp. 1–3.

7. Kamaludin Abdulvakhido· Zhengyou Li Bashir Abdulvakhidov · Alexander Soldatov Structure phase state and physical properties of YbMn1-xFexO3 compositions; Applied Physics A (2023) 129:185 https://doi.org/10.1007/s00339-023-06469-506469-5

ELECTROPHYSICAL PROPERTIES OF NANOSTRUCTURED COMPOSITIONS OF (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb)

K. Abdulvakhidov1, S. Otajonov2, N. Yunusov2

1Prof. Southern Federal University, Rostov-on-Don.Russia
2Prof. Fergana state university, Uzbekistan

2Teach. Fergana state university, Uzbekistan

Abstract

In this work, the electrophysical properties of nanostructured compositions of (1-х) АFe12O19 — xBTiO3 (A-Ba, Pb, Cd; B-Ba, Pb) ceramics in the range of x=0.0–1.0 with a concentration step Δx=0.1 were studied by complex methods. X-ray difraction revealed that the YbMF compositions in the range of x=0.1–0.5 were hexagonal (H) phase solid solutions. In the concentration range of x=0.6–0.8, the hexagonal and orthorhombic (O) systems coexist, and the unit cell parameters of these phases rise with increasing x. The study of the lattice parameters, bond lengths, bond angles and the main parameters of the magnetic hysteresis loop of the H-phase revealed the presence of a singular point x=0.5 in the concentration range, where extrema of the corresponding parameters were observed.

Key words: electrophysical, spintronics, magnetoelectric sensors, multiferroic, Néel temperature, ferroelectric, antiferromagnet.

Introduction

Synthesis, sample preparation and measurement apparatus

Structural characterization

Fig. 1. Dependencies of the unit cell parameters of the hexagonal and orthorhombic phases (a), the sizes D and the microstrains Δd/d (b) of the

References

1. S.L. Samal, T. Magdaleno, K.V. Ramanujachary, S.E. Lofland, A.K. Ganguli, J. Solid State Chem. 183, 643 (2010)

2. G. Qiang, Y. Fang, X.Lu, S.Cao, J. Zhang, Appl. Phys. Lett. 108, 022906 (2016)

3. Y. Yun, A. S. Thind, Y. Yin, H.Liu, Q.Li, W. Wang, A.T. N’Diaye, C. Mellinger, X. Jiang, R. Mishra, and X. Xu, SSRN Electron. J. (2021).

4. L.J. Downie, R.J. Goff, W. Kockelmann, S.D. Forder, J.E. Parker, F.D. Morrison, P. Lightfoot, J. Solid State Chem. 190, 52 (2012)

5. Kamaludin Abdulvakhido· Zhengyou Li Bashir Abdulvakhidov · Alexander Soldatov Structure phase state and physical properties of YbMn1-xFexO3 compositions; Applied Physics A (2023) 129:185 https://doi.org/10.1007/s00339-023-06469-506469-5

МЕХАНИЗМ ИЗМЕНЕНИЯ СВОЙСТВ Cu2-xTe-CdTe СОЛНЕЧНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ТЕРМООБРАБОТКИ

С.М.Отажонов

Профессор, доктор физика-математические наук

Ферганский государственный университет

Аннотация

В данной работе рассмотрено механизм изменения свойств Cu2-xTe-CdTe солнечных элементов под действием термообработки. Установлено, что атомы меди из раствора CuCi в процессе создания гетероперехода химическим способом проникают в базовой слой CdTe по границам зерен через слой Cu2-xTe. В процессе термообработки шунтирующие р-п-перехода атомы меди проникают в глубь базового слоя, образовав компенсирующие акценторные уровни в CdTe.

Ключевые слова: термообработка, гетеропереход, атомы меди, объёмная заряд, туннелирования носителей заряда.

Abstract

In this paper, the mechanism of Cu2-xTe-CdTe solar cells properties change under the action of heat treatment is considered.It is found that copper atoms from CuCi solution during the process of heterojunction creation chemically penetrate into the CdTe base layer along the grain boundaries through the Cu2-xTe layer. During the heat treatment process, the p-p junction shunting Cu atoms penetrate deep into the base layer to form compensating accentor levels in CdTe.

Keywords: heat treatment, heterojunction, copper atoms, volume charge, charge carrier tunneling.

Получено термическим испарением и химическим способом гетероструктуры на основы Cu2-xTe-CdTe. Сразу же после получения гетероперехода базовый слой n-CdTe ещё недостаточно конденсирован медью, чем обусловлено узкая область объёмного заряда. Кроме того известно, что атомы меди из раствора CuCi в процессе создания гетероперехода химическим способом проникают в базовой слой CdTe по границам зерен через слой Cu2-xTe. При внезапном прекращена химической реакции некоторая часть атомов меди, не связанных с CdTe, остаётся на границе раздела гетероперехода. Эти атомы меди образуют на границе раздела шунтирующие каналы. Узкая область объёмная заряда и наличия шунтирующих каналов на границе раздела дают возможность туннелирования носителей заряда через эти каналы. Туннельные токи через шунтирующие каналы на границе раздела уменьшают эффективную высоту потенциального барьера и тем самым-значение напряжения холостого хода. Образцы из партии С и К характеризуются меньшими размерами кристаллитов по сравнению с образцами из партии П. поскольку, как уже отмечались выше, атомы меди проникают в базовой слой CdTe по границам кристаллитов, то, очевидно, что плотность свободных (не связанных с CdTe) атомы меди (шунтирующих р-п-переход) в образцах из партии С и К выше, чем в образцах из партии П. В свете вышеизложенного становятся ясными низкие исходные значения параметров элементов партии С и К сразу же после их получения.

Рис. 1 Прямые ветви ВАХ Cu2-xTe-CdTe солнечных элементов до (а) и после (б) ТО

Рис.2 Обратные ветви ВАХ Cu2-xTe-CdTe солнечных элементов до (а) и после (б) ТО

В процессе термообработки шунтирующие р-п-перехода атомы меди проникают в глубь базового слоя, образовав компенсирующие акценторные уровни в CdTe. Образования акцепторные уровней приводит к расширению области объёмного заряда [1—56].

Таким образом, при термообработке происходит, с одной стороны, уменьшение плотности граничных состояний и, с другой стороны, расширение области объёмного заряда. Оба этих взаимосвязанных процесса уменьшают вероятность туннелирования носителей заряда на границе раздела и тем самым увеличивают эффективную высоту потенциального барьера. Следовательно, происходит возрастания напряжения холостого хода. Об уменьшением плотности шунтирующих каналов также свидетельствует уменьшение значения обратного тока насыщение поле ТО. Уменьшение плотности шунтирующих каналов также свидетельствует уменьшении значения обратного тока насыщения поле ТО. Уменьшение плотности граничных состояний увеличивает значение шунтирующего сопротивления р-п-перехода. Известно, что увеличения шунтирующего сопротивлениям способствует росту коэффициента заполнения нагрузочной характеристики. При длительной термообработке параметры образцов уменьшается особенно ярко это выражено в уменьшении. В свете развитых представлений уменьшение при длительной термообработке можно объяснит двумя причинами.

Рис. 3 Нагрузочные характеристики Cu2-xTe-CdTe солнечных элементов до (а) и после (б) ТО

Поскольку термообработки образцов происходит на воздухе, поверхность их не герметизирована, то возможно образования на поверхности теллурида меди окисного слоя, например, аналогично тому, что наблюдается в элементах типа Cu2-S-Cd Se. Так как окись меди — является более широкозонным материалом, то возможно уменьшение поверхностной рекомбинации, которое приводит к росту значения фототока.

Заключения

Во-первых, медь может диффундироваться в слой CdTe как из медных закороток, так и из слоя теллурида меди, изменяя при этом стехиометрии слоя теллурида меди. При изменения состава Cu2-xTe заменяется и параметры решёток. Несоответствии параметров кристаллической решётки Cu2-xTe и CdTe является причиной возникновения механических напряжений на границе раздела р-п-перехода. Под влиянием механических напряжений на границе раздела происходит обрыв связей между Cu2-xTe и CdTe, что приводит к возникновению энергетических уровней в запрошенной зоне. Следовательно, уменьшается выходные параметры фотоэлемента. Во-вторых, при длительной термообработке происходит глубокие проникновение атомов меди в CdTe и, следовательно, чрезмерное расширение области объёмного заряда.

С расширением области объёмного заряда уменьшается напряжённость электрического поля р-п-перехода. В свою очередь уменьшение напряженности электрического поля приводит к уменьшению коэффициента собирания и тока короткого замыкания согласно выражению:

где S — скорость поверхностной рекомбинации на границе раздела, µn — подвижность электронов, Е-напряжённость электрического поля р-п-перехода.

Использованные литературы

1. L. Leontie, V. Nedeff, I. Evtodiev, M Stamate. Photoelectric properties of Bi2O3/GaSe heterojunctions. February 2009Applied Physics Letters 94 (7):071903-071903-3. DOI:10.1063/1.3035854

2. V. N. Katerynchuk, Z. D. Kovalyuk, Z. Kudrynskyi. Photoelectric properties of n-ITO/p-GaTe heterojunctions. May 2015Semiconductors 49 (5):600—603. DOI:10.1134/S1063782615050085

3. SM Otajonov, RN Ergashev, T Axmedov, Ya Usmonov, B Karimov. Photoelectric properties of solar cells based on pCdTe-nCdS and pCdTe-nCdSe heterostructures. Journal of Physics: Conference Series. 2022/12/1. https://iopscience.iop.org/article/10.1088/1742-6596/2388/1/012062/meta

4. SM Otazhonov, RN Ergashev, KA Botirov, BA Qaxxorova, MA Xudoynazarova, NA Abdukarimova. Influence of thickness and temperature on photoelectric properties of p-CdTe-nCdS and pCdTe-CdSe heterostructures. Journal of Physics: Conference Series. (2022, December). https://iopscience.iop.org/article/10.1088/1742-6596/2388/1/012001

5. I. Karimov S.M. Otajonov, R.N. Ergashev. Electrophysical and surface active properties of p-CdTe-nCDS and pCdTe-CdSe heterostructures with deep impurity levels. Modern trends in the development of semiconductor physics: achievements, problems and prospects. © Research Institute of FPM, 2022.

6. R.N. Ergashev, M.M. Bakhramov. Transparent conductive Sn based. Horizon: Journal of Humanity and Artificial Intelligence. 2023/5/31. http://univerpubl.com/index.php/horizon/article/view/1882

7. T Akhmedov, SM Otajonov, Y Usmonov, MM Khalilov, N Yunusov,.Optical properties of polycrystalline films of lead telluride with distributed stichiometry// Journal of Physics: Conference Series 1889 (2), 022052; 50; 2021

8. SM Otazhonov, KA Botirov, MM Khalilov, N Yunusov // IN PHOTOSENSITIVE THIN FILMS CdTe: Ag AND PbTe // Science and World International scientific journal 6 (94), 11—16;

9. СМ Отажонов, МХ Рахмонкулов, ПИ Мовлонов, Н Юнусов // Влияние термообработки на фотоэлектрические свойства гетероструктуры Cu2-xTe-CdTe// Science 89, 19; 23; 2021

10. SM Otazhonov, N Yunusov, B Qakhkhorova // Deformation characteristics of PbTe-Te Polycrystalline films //Science and world 103, 22; 26; 2022

11. А. Абдулхамидов, Н. Э. Алимов Спектральная память низкоразмерных p-CdTe с глубокими примесными уровнями.; Тринадцатая международная конференция «ФИЗИКА ДИЭЛЕКТРИКОВ» (Диэлектрики — 2014)Санкт-Петербург,2—6 июня 2014

12. N.Alimov D. Ismoilova Role of deep impurity levels in film heterostructures p — CdTe–ZnSe.; IUPAC 11th International Conference on Novel Materials and Synthesis (NMS — XI) 24 International Symosium oh Fine Chemistry and Functional Polymers (FCFP — XXIII) 11 — 16 oktober, 2015 Qinhuangdao, China;

13. С. М. Зайнолобиддинова, Н. Э. Алимов, М. М. Халилов, Д. А. Юсупова, Ш. Якубова Изменение потенциальных барьеров низкоразмерных тонких пленок p-CdTe в условиях внешних воздействий; Журнал физики и инженерии поверхности Харьков 2016 том 1, №1, стр. 52–56;;

14. К. Ботиров, П. Мовлонов, Н. Э. Алимов, М. М. Халилов, О. Эргашев, Ш. Якубова Изучение деформационных эффектов в нанокристаллических фоточувствительных активированных тонких пленках p-CdTe; Журнал физики и инженерии поверхности Харьков 2016 том 2, №2, стр. 140 — 144;;

15. Н. Жураев М. Халилов Н. Э. Алимов, Фоточуствительность и механизм протекания тока в гетероструктурах p — CdTe — SiO2 — Si с глубокими примесными уровнями; Журнал физики и инженерии поверхности Харьков 2017 том 2, №1, стр. 26 –29;

16. Aлимов H Жураев Н Мовлонов П Халилов М Элементы памяти с управляемым временем запоминания и спектральной фоточувствительности; Патент№ IAP 20170249 Агенства по интеллектуальной собственности РУз 26 декабря 2017 Расмий Ахборотнома Тошкент-2018, 12 (212);

17. Юлдашалиев Д Каримов Б Ахматжонов Р Малооборотный генаратор тока; Полезный модел № FAP 20170037 АГЕНСТВА ИНТЕЛЛКТУАЛЬНОЙ СОБСТВЕННОСТИ РУЗ 10 АВГУСТА 2017;

18. Aлимов H Fotosensitivity of nanocrystalline cdte and polyrystalline silicon based structures; 81Th International conf Polymers and Organic Materials for Elektronics Praga Chehiua 10—14 September 2017;

19. Aлимов H Study of polycrystalline CdTe films by contact and contactless pulsed photo-ionization spectroscopy; Journal Thin Solid Films 660 June 2018 pp.231—235,США IF 2,03 DOI: 10.1016/j. tst.2018.06.016 Scopus;

20. О Aлимов H птическая спектральная память в пленочной ультракристаллической гетероструктуре p-CdTe-SiO2-Si; Научно-Технический журнал ФерПИ 2018 Том 22. №2 стр. 113—116;

21. Aлимов H Ботиров Қ //Особенности физических свойств модифицированной поверхности пленочной структуры p-CdTe-ZnSe с глубокими примесными уровнями; Международная конференция «ФОТОНИКА-2017» 11—15 сентября 2017, Новосибирск, Россия;

22. Алимов Н //Фотопроводимость в ультракристаллических гетероструктурах CdTe-SiO-Si; Международная конференция «ФОТОНИКА-2018» 11—15 сентября 2018, Новосибирск, Россия;

23. Meskauskaite D Gaubas E Алимов Н // Comparative aralysis of Gan and CdTe thin films for radiation detectors.; I6 th Inter.conf on Radiation and Applications on various Fields of research. Ohrid.2018 18—22 iyun Makedonia;

24. М. Халилов Ботиров К // Стабилизация тензочувствительности поликриссталлических пленок РвS под действием лазерного отжига; Science and World International scientific journal №8 (84) август 2020 ISSN 2308—4804. IF 0,325 стр 11—16

25. Алимов Н, Ботиров К, Раззоков Б, Юнусов Н // И Исследование электрических и фотоэлектрических свойств фотопреобразователей на основе гетероперехода Cu Te — CdTe; Международной научно-практической конференции CHALLENGES IN SCIENCE JF NOWADAYS 26—28 ноября 2020 г. г. ВАШИНГТОН, США;

26. Юнусов Н, Мовлонов П, Рахмонқулов М // Effect of heat treatment on the photovoltaic properties of the si 2-te-cdte heterostructure; Science and World International scientific journal №1 (89) январь 2021 ISSN 2308—4804. IF 0,325 Page 22—27;

27. Ботиров К Мовлонов П, Алимов Н //CdTe-SiO2-Si-Al hetestructure photosensitivity control with deep impurity levels under external factors.; Euroasian Journal of Semiconductors Science and Engineering Volime2, ISSUE5 5, 2020. p 22—25 https://uz journals.edu.uz/ semiconductors/vol /2issue/5;

28. Akhmedov T, Usmonov Ya, Ботиров Қ, Khalilov M, Yunusov N, Влияние внутреннего напряжения на деформационные характеристики поликристаллических плёнок РbTe с избытком теллура и свинца; Science and World International scientific journal №3 (91) март 2021ISSN2308—4804IF0,325 Page 18—22 http://scienceph.ru/f/science_and_world_no_3_91_march.pdf

29. Рахмонқулов М, Халилов М, Ботиров Қ, Юнусов Н // Effect of group VII elements on strain sensitivity of polycrystalline films PBTE, PBS; European Science Review 2021 №1—2/ January-February/ Vienna https://doi.org/10.29013/ESR-21-1.2-35-38;

30. Ахмедов Т, Усмонов Я, Халилов М, Юнусов Н. // Optical properties of polycrystalline films of lead telluride with distributed stichiometry; Journal of Physics Conference Series/ 1889 (2021) 022052 doi:10.1088/1742—6596/1889/2/022052 Scopus;

31. Вайткус Ю. Ю., Халилов М. М., Юнусов Н. // Влияние Избытка Теллура И Свинца На Деформационные Характеристики Поликристаллических Пленок PbTe; Scientific Bulletin, Physical and Mathematical Research Vol.3 Iss.2021 УДК: 621.315.592

32. Ботиров Қ, Халилов М. М., Юнусов Н // Bлияние деформации на миграцию дефектов в фоточувствительных тонких пленках CdTe: Ag И PbTe Science and World International scientific journal №6 (94) июн 2021 ISSN 2308—4804. IF 0,325 Page 11—16;

33. Максудов Р, Ахмедов М, Шухратов Ш, Хожикаримова Г. // Инновацион таьлимда дарс шакли, методи ва воситаларини танлаш; Ўқув қўлланма 2021 ФарДу УК N7.30 март 2021; 146

34. Максудов Р, Шухратов Ш, Рахмонқулов М. // Материалшунослик ва конструкцион материаллар технологияси; Ўқув қўлланма ФарДу УК N7.30 март 2021; 210

35. Далиев Х. Онорқулов М // Device for stud device for studying tenze sensi ying tenze sensitivity in pho y in photosensitive semiconductor films; Euroasian Journal of Semiconductors Science and Engineering//vol3. 2021.31—35

36. T. Akhmedov, N. Yunusov .M.Khalilov // Effective dielectric permeability and electrical conductivity of polycrystalline PbTe films with disturben stoichiometry.; Journal of Physics Conference Series/ (2131) 2021 doi:10.1088/1742-6596/2131/5/052008.Scopus;

37. T. Akhmedov, Usmonov Ya.,Khalilov M.M., Mamajonov U.M // Влияние термообработки на электрофизические свойства поликристаллических пленок теллурида свинца; Science and world.2022.№1 (101) Стр 12—17);

38. Akhmedov T., Usmonov Ya., Khalilov M.M., Botirov K.A. EFFECTS OF UNIAXIAL DEFORMATION ON THE CARRIER; Science and world. 2022. №2 (102) Стр 12—15

39. Yuldashaliev. D., Otazhonov S.M., Usmonov Ya., Akhmedov T.A., Karimov B.X// TECHNOLOGY FOR THE PRODUCTION AND RESEARCH OF HOLE; Science and world. 2022. №2 (102) Стр 15—20

40. Mirzazhonov M.A., Movlonov P.I., Otazhonov S.M // IMPROVING THE EFFICIENCY OF SOLAR CELLS BASED ON CU2-XS-CDS WITH DEEP IMPURITY LEVELS; Science and world. 2022. №3 (103) Стр 12—14

41. Onarkulov K.E., Rakhmankulov M.Kh., Omonov B.U RADIATION-STIMULATED OXYGEN DIFFUSION IN LEAD CHALCOGENIDE LAYERS.; Science and world. 2022. №3 (103) Стр 14—18

42. Khalilov M.M., Mamadzhanov U.// TECHNOLOGY FOR PRODUCING LEAD TELLURIDE FILMS OF VARIABLE COMPOSITION; Science and world. 2022. №3 (103) Стр 18—23

43. Yunusov N., Qakhkhorova B.// DEFORMATION CHARACTERISTICS OF PbTe-Te POLYCRYSTALLINE FILMS; Science and world. 2022. №3 (103) Стр 23—27

44. Мовлонов П. Юнусов Н. // STUDY OF THE PROCESS OF PHOTOFATIGUE AND CURRENT-VOLTAGE CHARACTERISTICS OF SOLAR CELLS BASED ON СU2-X S-CDS; Science and world. 2022. №5 (105) Стр 13—17

45. Мовлонов П. Юнусов Н. Мамажонов У. М.// РАЗРАБОТКА ТЕХНОЛОГИЯ ПОЛУЧЕНИЯ НИЗКООМНЫХ БАЗОВЫХ СЛОЁВ А2В6 МЕТОДОМ ТЕРМОВАКУУМНОЙ КОНДЕНСАЦИИ И ХИМИЧЕСКИМ ОСАЖДЕНИЕМ; UNIVERSUM: Технический наук2022. 3 (96). URL: Выпуск:3 (96) Часть 6 5—10

46. Ergashev R., Yunusov N // STUDY OF THE SURFACE RECOMBINATION OF HETEROJUNCTIONS BASED ON p CdTe — n CdS AND p CdTe — n CdSe; Science and world. 2022. №9 (109) Стр 26—30

47. Xalilov M Axmedov T // ИССЛЕДОВАНИЕ ЧАСТОТНОЙ ЗАВИСИМОСТИ СОПРОТИВЛЕНИЯ ПЛЕНОК PbTe; Science and world. 2022. №10 (110)

48. Шухратов Ш Рахмонкулов М // Механизациялаштитириш, автоматлаштириш ва робототехника асослари; ОЎМТМ, Мувофиқлаштириш Кенгаши 2022 йил 13 май №166 5112100 Технологик таълим; 166

49. Шухратов Ш, Ахмедов М, Хожикаримова Г // Инновацион таълимда дарс шакли, методи ва воситаларни таъминлаш; ОЎМТМ, Мувофиқлаштириш Кенгаши 2022 йил 13 май №166 5112100 Технологик таълим; 156

50. Alimov N,// Фотоэлектрические явления в широкозонных полупроводниковых гетероструктурах с глубокими примесными уровнениями; Монография ФарДу илмий Кенгаш тавсиясига биноан 2022 йил 14 октябр Издательские решения По лицензии Ridero 2022; 110

51. Ergashev R, Botirov Q, Qaxxorova B, Xudoynazarova M, Abdukarimova N, Madaminova M, Ismoilova K, // Influence of thickness and temperature on photoelectric properties of p-CdTe-nCdS and pCdTe-CdSe heterostructures.; Journal of Physics: Conference Series 2388 (2022) 012001/doi:10.1088/1742—6596/2388/1/012001

52. Kamaludin Abdulvakhido· Zhengyou Li · Bashir Abdulvakhidov · Alexander Soldatov Structure phase state and physical properties of YbMn1-xFexO3 compositions; Applied Physics A (2023) 129:185 https://doi.org/10.1007/s00339-023-06469-506469-5

53. R N Ergashev, T Axmedov, Ya Usmonov and B Karimov // Photoelectric properties of solar cells based on pCdTe-nCdS and pCdTe-nCdSe heterostructures; APITECH-IV — 2022 Journal of Physics: Conference Series 2388 (2022) 012062 IOP Publishing doi:10.1088/1742—6596/2388/1/012062;

54. N E Alimov1, J V Vaitkus, and K Botirov // Investigation of the surface recombination rate in polycrystalline films from the A6B 6 compound by the MW-PC method; APITECH-IV — 2022 Journal of Physics: Conference Series 2388 (2022) 012006 IOP Publishing doi:10.1088/1742—6596/2388/1/012006 1;

55. Эргашев Р. Н., K. Ботиров // Bлияние температуры и давления на электрофизические свойства гетероструктуры pcdte-ncds и pcdte-ncdse с глубокими примесными уровнями//SCIENCE AND WORLD International scientific journal, №8 (120), 2023

56. Эргашев Р. Н., K. Ботиров // Фотоэлектрические явления в гетероструктурах на основе pcdte — ncds и pcdte — ncdse с глубокими примесными уровнями; SCIENCE AND WORLD International scientific journal, №9 2023

ФОТОЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ В ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ НА ОСНОВЕ pCdTe — nCdS И pCdTe — nCdSe С ГЛУБОКИМИ ПРИМЕСНЫМИ УРОВНЯМИ

С. Отажонов, Н. Юнусов

Ферганский государственный университет

Аннотация

В данной работе рассматривается фотоэлектрические явление в гетероструктурах на основе pCdTe — nCdS и pCdTe — nCdSe с глубокими примесными уровнями. Показано, что в созданных гетероструктурах фотоносители увеличивается, из-за наличие глубоких уровней в запрещённой зоне CdTe, энергии активации, которых равны EC — 1,15 эВ.

Ключевые слова: гетероструктуры, фотоносители, квазифермиевские уровни, кристалл-пленка, коэффициенты преобразования, легирования.

Введение

Изучение фотоэлектрических свойств гетеропереходов представляет большой интерес для понимания структуры и физических процессов, происходящих на границе кристалл-пленка. Физический механизм фотогальванического эффекта в гетеропереходах практически такой же, как и в любом полупроводнике, а именно поглощение фотона, создающего электронно-дырочную пару. Эти фотоносители затем физически разделяются в полупроводниковых устройствах (т. е. p-n-переходах, контакте металл-полупроводник или гетеропереходе) за счет встроенного напряжения на переходе [1—4].

Экспериментальные результаты и их обсуждение

Ниже рассмотрим фотоэлектрические свойство созданных гетероструктуры на основе pCdTe — nCdS и pCdTe — nCdSe с глубокими примесными уровнями.

Используя уравнение диода

показал, что связь между током короткого замыкания Isd, который линейно зависит от интенсивности света, и напряжением холостого хода Voc p-n-гомоперехода определяется выражением

Это логарифмическое изменение показано на рис. 1.1. Исследование также показал, что максимальная достигаемая фотоэдс ограничена высотой встроенного барьера. Максимальное фотоэдс, достижимое в p — n-переходе, исследовали ученные, который рассматривал проблему с точки зрения электростатического потенциала и пришел к тому же выводу, что и мы. Однако в своем анализе ученные предположили, что изменения электростатического потенциала вдали от области пространственного заряда незначительны. С другой стороны, исходили из того, что квазифермиевские уровни никогда не могут уйти очень далеко в зону проводимости или валентную зону. Это предположение в сочетании с предположением о высокой инжекции на одной стороне перехода привело к предсказанию, что насыщенная фотоэдс составляет определенную долю энергетической щели [5].

Этот подход без учета того факта, что, хотя в режиме высокой инжекции концентрации электронов и дырок сравнимы, на самом деле они различаются на небольшую величину, и эта разница существенна для большая часть слаболегированной области. Переформулированная уравнения переноса полупроводников и показал, что максимально возможная фотоэдс действительно представляет собой диффузионный потенциал перехода.

Рис. 1. Ток короткого замыкания и напряжение холостого хода в зависимости от силы света.

Рис. 2. Область перехода освещается лучом света в плоскости, параллельной плоскости границы раздела кристалл-пленка

Рис. 3. Фронтальное освещение светом используемый эффект окна

Фотоэлектрические свойства гетеропереходов можно исследовать двумя способами: боковое освещение рис. 2 и фронтальное освещение рис. 3.

В первом случае область перехода освещается лучом света в плоскости, параллельной плоскости границы раздела кристалл-пленка, как показано на рис. 2. Этот метод особенно удобен для изучения изотипных гетеропереходов. Используя эту технику, исследовано гетеропереходы pCdTe — nCdS и pCdTe — nCdSe. Их измерение фотонапряжения показало изменение знака с фотонами с энергией> 1,2 эВ. Обнаружено, что во всех устройствах (pCdTe — nCdSe) знак был таков, что pCdTe был отрицательным по отношению к nCdSe. Противоположный знак был обнаружен для фотонов с энергией <1,2 эВ. Критическая энергия фотонов, при которой происходила смена знака, не зависела от легирования в CdTe. Из этих измерений мы пришли к выводу, что уровень Ферми на границе гетероперехода имеет фиксированное положение, не зависящее от положения уровня Ферми в объемных материалах [6].

Фронтальное освещение использует эффект окна как показано на рис. 3, в котором материал с более широкой энергетической щелью используется в качестве окна, через которое граница раздела облучается фотонами с энергией, меньшей, чем энергетическая щель материала окна. Этот метод полезен для изучения анизотипных гетеропереходов. Ученные продемонстрировали применимость выпрямляющей структуры в анизотипическом гетеропереходе для чувствительного и быстрого обнаружения излучения в заданном диапазоне энергий [7].

Одним из основных применений фотоэлектрические явлении в полупроводниковой технологии является прямое преобразование солнечной энергии в электрическую в «солнечных элементах». Широкомасштабное применение кремниевых солнечных элементов для долговременных источников питания в космических исследованиях потребовало значительных усилий для разработки и улучшения солнечных элементов и их характеристик.

Первый кремниевый солнечный элемент, созданный Чаплином и др. (1954 г.), показал КПД преобразования энергии примерно 6%, в то время как более поздние кремниевые солнечные элементы были способны обеспечить КПД преобразования около 13%. Однако некоторые исследования были посвящены другим материалам и другим методам изготовления с целью более эффективного использования солнечной энергии.

Хотя говорят, что фотоответ гетеропереходов не такой большой, как у гомопереходов, из-за поверхностных состояний nCdS-pSi с эффективностью преобразования энергии, сравнимой с эффективностью кремниевого гомоперехода [8]. Во всех этих исследованиях влияние интерфейсных состояний считалось незначительным. В улучшении характеристик солнечных элементов и использовании солнечной энергии ограничивают механизм преобразования солнечной энергии в полупроводниках и наличие полезных фотонов в солнечном спектре. Механизм, ответственный за преобразование энергии в полупроводниках, по существу представляет собой поглощение фотона, создающее электронно-дырочную пару. Если энергия фотона больше или равна ширине запрещенной зоны полупроводника, созданная электронно-дырочная пара может быть физически разделена, а затем собрана и пропущена во внешнюю цепь для обеспечения выходной мощности. Это приводит к вопросу о том, сколько фотонов, доступных в солнечном спектре, имеют энергию, превышающую или равную ширине запрещенной зоны материала [9].

Величина плотности потока фотонов (число см-2 с-1 (эВ) -1), доступных за пределами земной атмосферы, как функция энергии фотонов. По этой кривой можно найти количество фотонов, энергия которых больше или равна ширине запрещенной зоны рассматриваемого материала (т. е. Nph), путем интегрирования NPh (E). т. е. количество фотонов, энергия которых E определяется выражением:

где Eg — ширина запрещенной зоны полупроводника, а EH — максимальная энергия фотона, доступная в солнечном спектре. Поэтому:

Следовательно, ток уменьшается по мере увеличения ширины запрещенной зоны. Однако известно, что фотоэдс увеличивается с увеличением ширины запрещенной зоны [11]. Этот простой анализ подразумевает, что должно существовать оптимальное значение Eg, при котором эффективность преобразования максимальна. Это действительно так, как продемонстрировали ученные, вычислив максимальную эффективность преобразования солнечной энергии Amax как функцию ширины запрещенной зоны материала в идеальном гомопереходе p-n [12]. На рис. 6 показаны его результаты. Из этой диаграммы видно, что CdTe дает надежду на повышение эффективности солнечных элементов.

До недавнего времени наиболее распространенным методом использования фотогальванического эффекта были p-n-гомопереходы, особенно в арсениде кремния и галлия. Однако фоточувствительность в фотоэлементах p-n-гомоструктуры резко падает, когда энергия падающих фотонов превышает ширину запрещенной зоны полупроводника. Это уменьшение происходит потому, что большая часть фотонов с энергией, превышающей или равной ширине запрещенной зоны, поглощается чуть ниже поверхности, вдали от обедненной области. Следовательно, у созданных электронно-дырочных пар очень мало шансов, если вообще есть, достичь области изображения, поскольку вероятность рекомбинации высока. Поэтому они не вносят вклада в фототок. Этот эффект можно было бы уменьшить или вообще избежать, если бы сторона перехода, на которую падает освещение, была достаточно тонкой. К сожалению, эта структура не очень хороша, так как увеличивает последовательное сопротивление [13], что, в свою очередь, снижает эффективность элемента. Это также сокращает срок жизни клетки, поскольку энергичные частицы в космическом пространстве наносят серьезный ущерб поверхностному слою клетки. Однако добавление защитного кожуха увеличило бы вес (нежелательная особенность космических аппаратов) и стоимость, а также могло бы ограничить производительность за счет поглощения или отражения полезных фотонов.

Эти проблемы не должны возникать в гетеропереходах.

Прежде чем продолжить, необходимо иметь в виду, что сила, действующая на электрон в зоне проводимости, и сила, действующая на дырку в валентной зоне, пропорциональны градиентам зоны проводимости и валентной зоны соответственно. Поверхность широкозонного материала освещается, пренебрегая на данный момент потерями на отражение. Только фотоны с энергией <Eg1 достигают точек A, B, C, D и E, а все остальные фотоны (т. е. с энергией -Egl) поглощаются очень близко к поверхности, создавая электронно-дырочные пары. Поскольку они находятся вдали от области истощения, на них не влияет изгиб полосы (т. Е. Сила), и, следовательно, они не могут вносить вклад в фототок. Фотоны, достигающие области AB, обычно имеют энергию <Egl, но может быть очень мало фотонов с энергией 3Eg1, способных создавать электронно-дырочные пары. Если это происходит в области AB, то носители могут диффундировать в обедненную область, где на них влияет поле и, следовательно, они вносят свой вклад в ток. Аналогичная ситуация имеет место в области DE. В области ВС число фотонов, достигающих этой области и способных создавать электронно-дырочные пары (т. е. hυ>, Eg1), действительно очень мало, если не равно нулю. Поэтому этот регион вряд ли вносит вклад в ток. В области CD поглощается большинство, если не все, фотонов, энергия которых больше или равна Eg2, но меньше Eg1. На созданные носители действует поле, т.е. е. электроны движутся к широкозонному материалу (n-тип), где они становятся основными носителями, а дырки движутся к узкозонному материалу (p-тип), где они становятся основными носителями. (оба имеют бесконечное время жизни). Затем эти основные носители собираются и составляют основную часть фотоносителя. Фотоны с энергией меньше Eg2 проходят через клетку и не поглощаются.

Заключение

Из вышеприведенного анализа ясно, что базовая область (т. е. материал с узким зазором) — это та область, где происходит основная часть преобразования энергии. Теперь можно указать на преимущества солнечного элемента с гетеропереходом по сравнению с ячейкой с гомопереходом:

1. В гетеропереходе широкозонный слой можно сделать достаточно толстым, чтобы уменьшить последовательное сопротивление без снижения КПД, так как фотоносители в этой области не дают вклада в фототок, и в любом случае полезные фотоны (т.е. энергия E определяется как Eg1> E>, Eg2) пройдет через широкозонный материал любой толщины (эффект окна).

2. Возможно уменьшение потерь на отражение фотонов, поскольку в целом показатель преломления уменьшается с увеличением ширины запрещенной зоны.

3. Существует естественная защита от облучения энергичными частицами в космическом пространстве. Это связано с тем, что поверхностный слой не вносит вклад в фототок, и большая часть радиационного повреждения ограничивается поверхностью клетки. Однако ячейки гетероструктуры требуют дополнительного защитного покрытия, аналогичного стеклянному, используемому для кремниевых гомопереходных катушек, но только при больших потоках излучения.

4. Фотоносители увеличивается благодаря энергетических уровней, расположенных в запрещённой зоне, энергии активации, которые равны EC-1,15 эВ и возбуждается носители при освещении светом из этих глубоких уровней.

Использованные литературы

[1] L. Leontie, V. Nedeff, I. Evtodiev, M Stamate. Photoelectric properties of Bi2O3/GaSe heterojunctions. February 2009Applied Physics Letters 94 (7):071903-071903-3. DOI:10.1063/1.3035854

[2] V. N. Katerynchuk, Z. D. Kovalyuk, Z. Kudrynskyi. Photoelectric properties of n-ITO/p-GaTe heterojunctions. May 2015Semiconductors 49 (5):600—603. DOI:10.1134/S1063782615050085

[3] Kangwei Cen, Shenlang Yan, Ning Yang, Xiansheng Dong, Luzhen Xie, Mengqiu Long, Tong Chen. The adjustable electronic and photoelectric properties of the WS2/WSe2 and WSe2/WTe2 van der Waals heterostructures. Vacuum. Volume 212, June 2023, 112020. https://doi.org/10.1016/j.vacuum.2023.112020

[4] Jianpei Wang, Haiying Yang, Ping Yang. Photoelectric properties of 2D ZnO, graphene, silicene materials and their heterostructures. Composites Part B: Engineering / Volume 233, 15 March 2022, 109645. https://doi.org/10.1016/j.compositesb.2022.109645

[5] A. Hendi, R. Alkhraif, H. Alshehri, F. AlKallas, M. Almoneef. Photovoltaic Performance of Thin-Film CdTe for Solar Cell Applications. Journal of Nanofluids / Vol. 10, pp. 91–97, 2021/ www.aspbs.com/jon

[6] Intu Sharma, Bodh Raj Mehta. KPFM and CAFM based studies of MoS2 (2D) /WS2 heterojunction patterns fabricated using stencil mask lithography technique. Journal of Alloys and Compounds / Volume 723, 5 November 2017, Pages 50—57. https://doi.org/10.1016/j.jallcom.2017.06.203

[7] Salah Sadek. CdTe — CdSe anisotype heterojunction. Electrical Engineering Department, Imperial College London, S. W. 7. June, 1975

[8] D. L. Feucht. Heterojunctions in photovoltaic devices. J. Vac. Sci. Technol. 14, 57–64 (1977). https://doi.org/10.1116/1.569153

[9] Chuang Liu, Yuchen Hao, Xiaoli Dong, Xiuying Wang. A novel supermolecular preorganization route for improving g-C3N4/g-C3N4 metal-free homojunction photocatalysis. September 2017. New Journal of Chemistry 41 (20). DOI:10.1039/C7NJ02639K

[10] SM Otajonov, RN Ergashev, T Axmedov, Ya Usmonov, B Karimov. Photoelectric properties of solar cells based on pCdTe-nCdS and pCdTe-nCdSe heterostructures. Journal of Physics: Conference Series. 2022/12/1. https://iopscience.iop.org/article/10.1088/1742-6596/2388/1/012062/meta

[11] SM Otazhonov, RN Ergashev, KA Botirov, BA Qaxxorova, MA Xudoynazarova, NA Abdukarimova. Influence of thickness and temperature on photoelectric properties of p-CdTe-nCdS and pCdTe-CdSe heterostructures. Journal of Physics: Conference Series. (2022, December). https://iopscience.iop.org/article/10.1088/1742-6596/2388/1/012001

[12] I. Karimov S.M. Otajonov, R.N. Ergashev. Electrophysical and surface active properties of p-CdTe-nCDS and pCdTe-CdSe heterostructures with deep impurity levels. Modern trends in the development of semiconductor physics: achievements, problems and prospects. © Research Institute of FPM, 2022.

[13] R.N. Ergashev, M.M. Bakhramov. Transparent conductive Sn based. Horizon: Journal of Humanity and Artificial Intelligence. 2023/5/31. http://univerpubl.com/index.php/horizon/article/view/1882

ИЗУЧЕНИЕ УПРАВЛЯЮШИХ СВОЙСТВ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ КРЕМНИЯ И ТЕЛЛУРИДА КАДМИЯ

С. М. Отажонов, Н.Э.Алимов, К.А.Ботиров

Ферганский Государственный Университет

otajonov_s@mail.ru

Аннотация

В данной работе исследованы фотоэлектрические свойства гетероструктур на основе CdTe — SiO2 — Si. Впервые продемонстрирована возможность управления спектра тока короткого замыкания и фото — ЭДС при помощи встроенного заряда в диэлектрике (SiO2). Установлено, что с увеличением потенциала коронного разряда спектры смешается в коротковолновые области спектра от 0,93 до 1,5 эВ, при этом существенно изменяется энергии активации глубокого уровня 0,73 эВ и это изменение возникает за счёт эффекта Пула — Френкеля. Найдено, напряжённость электрического поля в окрестности дефекта ε = 105 В/см.

Ключевые слова: фотопроводимость, фото-ЭДС, спектральное распределение фоточувствительности, ток короткого замыкания, асимметрия барьеров, поверхностная фото-ЭДС, глубокие уровни, примесная фотопроводимость, коронный разряд.

Введение

Развитие микро — нано электроники, новые технологические возможности изготовления сложных полупроводниковых структур стимулируют дальнейшее изучение новых оптических и фотоэлектрических явлений в активных пленочных элементах.

В настоящее время окиси и нитриды полупроводника и полупроводниковых пленок, выращенные на их поверхности, широко используются при изготовлении многоканальных фотоэлектрических преобразователей и других активных элементов схем микроэлектроники, и в частности, оптоэлектроники. В этом случае можно получить качественные и диэлектрические слои полупроводников с глубокими уровнями. При этом проще и дешевле применять не эпитаксиальные, а поликристаллические пленки, напылённые на аморфные подложки.

Полупроводниковые плёнки CdTe являются важным материалом для создания фотоприёмных устройств на основе гетероструктур, работающих в ближнем (до 3 мкм) и дальнем (8 — 14 мкм) ИК диапазоне. Интерес представляет получения гетероструктур на основе фоточувствительных слоев с разным типом проводимости. Перспективным является материал p-типа, легированный серебром и медью, которые дают акцепторный уровень в запрещённой зоне с большим временем жизни не основных носителей зарядах [1—14].

Цель работы заключается в исследовании новых фотоэлектрических свойств активных тонких плёнок CdTe и гетероструктур в системе с SiO2-Si в условиях специфических внешних воздействий.

Результаты экспериментальных исследований фотоэлектрических свойств текстуры из напылённых слоёв CdTe — SiO2 — Si и т. д. позволяют разработать новые приборы на основе поликристаллических пленок с управляемыми свойствами.

Ниже исследуем фоточувствительность стуктуры CdTe — SiO2 — Si, которую можно использовать, например, в качестве металл — нитрид кремния окисел — полупроводник (МНОП) — транзистора с поляризующимися диэлектриком [1,2], допускающего электрическую перезапись информации.

Экспериментальные результаты

Получены поликристаллические (размеры зерен составляет 0,05—0,1 мкм) плёнки CdTe на поверхность SiO2 — Si. CdTe и примеси Ag и Cu испарялись в вакууме 10—5 мм. рт. ст. из отдельных испарителей на прогретую окисленную поверхность Si. Взаимное расположение слоев структуры CdTe — SiO2 — Si и омических контактов к ним схематически показано на рис.1. В такой структуре фоточувствительность управляется под действием внешних воздействий, таких как электрическое поле или коронный разряд, которые меняют встроенного поля в диэлектрике. В этом случае имеем «обратный» полевой транзистор типа CdTe — SiO2 — Si, когда управляющий заряд находится под слоем полупроводника, а его поверхность остается открытой.

В настоящее время электризация с помощью коронного разряда является основным способом очувствления фотополупроводниковых слоев в промышленной электрографии [3].

Рис.1 Взаимное расположение слоев структуры CdTe — SiO2 — Si. 1,2 — контакты; 3 — выбрирующие контакты.

Для коронной электризации исследованных структур использована экспериментальная установка, блок схема которой представлена в работе [4]. Электризация происходит за счёт осаждения на поверхности слоя положительных или отрицательных ионов в коронном разряде. Коронный разряд возникает, если между металлизированной поверхности слоя Al и электродом напряжение превышает 6 кВ, когда встраиваемое в структуру поле доходило до 100 В. Заряженные таким образом структуре CdTe — SiO2 — Si изучались спектры тока короткого замыкания в зависимости от величины внешнего коронного разряда и показало, что в статическом режиме наблюдается смещение спектров в коротко волновую область (рис.2). Оказалось, что в такой структуре фоточувствительность слоя можно управлять под действием внешнего потенциала коронного разряда (по методу «эффекта поля»), которые как выясняется ниже, индуцируют встроенные электрические заряды в диэлектрике.

На рис.2. представлены спектральные зависимости тока короткого замыкания (Iкз) слоя CdTe для различных значений напряженности коронного разряда, которые осуществлялось контактом (2) и электрическим зондовым контактом (3) к поверхности полупроводника CdTe. Видно, что в отсутствии внешних воздействий в спектрах Iкз (ν) наблюдается инверсия знака Iкз в окрестности значения энергии кванта света, равным hν=1,21эВ (кривая 1) включение поверхностного потенциала коронной разрядки между слоем CdTe и кремнием приводит к существенному изменению спектральной чувствительностью тока короткого замыкания (Iкз). При изменении поверхностного потенциала в пределах его значения от 0 до 100 В положения инверсии знака тока короткого замыкания смешается в коротковолновую область спектра. При этом максимум фоточувствительности Iкз смешается в коротковолновую область спектра в пределах от 0,93 эВ до 1,5 эВ. Положение значения максимума Iкз возрастает более чем в 1000 раз при φed=70 А (кривая 3).

Рис.2.Спектральные зависимости Iкз для структуры CdTe-SiO2-Si от величины потенциала коронного разряда: jкр =0 В (кривая 1), 40 В (2),70 В (3). На вставке показаны спектры фоточувствительности примесной области поглощения света в логарифмическом масштабе

Обсуждение результатов

Для качественного описания физической природы явления переноса, протекающего в структуре CdTe — SiO2 — Si (полупроводник — окись — полупроводник, т. е. ПОП), когда ей приложено напряжение, рассмотрим модель, в которой стационарный ток представляет собой из потока электронов, туннелирующих из зоны проводимости полупроводника в глубокий уровень, находящийся в окисле (и в том числе в ловушку на границе раздела). Поскольку толщина окисла кремния в рассматриваемой нами структуре 0,4 микрометров, то, по нашим оценкам, первый вклад в общий поток незначителен (мене 25%).

Туннельное просачивание носителей тока из пленки CdTe в глубокие уровни окисла кремния приводит к изменению заполнения поверхностного состояния. Последнее, в зависимости от величины встроенного заряда, видоизменяет потенциального рельефа структуры. Так, что скорость фотогенерации будет зависеть от величины встроенного заряда, т.е. от величины потенциала коронного разряда в структуре. Это означает, что величина фото-ЭДС будет определяться степенью асимметрии потенциального рельефа.

Для качественного описания физической природы кинетического явления в структуре полупроводник CdTe — окись полупроводник SiO2 — полупроводник Si можно рассмотреть модель, основанная на теории МДП (металл-диэлектрик-полупроводник) — транзистора. В этом случае имеем в виду, что в толстом (около 0,4 микрометров) окисном слое основным механизмом протекания тока определяется моделью Фаулера — Нордгейма [5] и соответствующий ток обозначим как

где i — плотность тока эмиссии, E — напряжённость электрического поля, φ -работа выхода, функции а и b зависят от геометрии и работы выхода, например, степенью асимметрии, высотой, шириной потенциального барьера. Поток носителя тока должен возникать: а) за счет увеличивающей (из-за эффекта Пула — Френкеля) с ростом величины потенциала коронного разряда термоэлектронной эмиссией через потенциальный барьер (jFN) электронов, б) за счет автоэлектронной эмиссии захваченных в окисле полупроводника носителей тока в зону проводимости CdTe (jFN). Поскольку вклады в общий ток от вышеперечисленных токов различны по величине, то границе раздела нарушается непрерывность тока. Таким образом, появляющие при этом избыточные (неравновесные) носители тока приводят к накоплению заряда на границе раздела. Это приводит к перераспределению внутреннего электрического поля, что существенно при образовании рельефа потенциального барьера.

При включении поверхностного потенциала коронной разрядки на границе плёнок CdTe и слоя диэлектрика происходит туннелирование носителей заряда (электронов и дырок) из полупроводникового слоя в глубокие уровни диэлектрика. Носители заряда в плёнке и на границе раздела в зависимости от величины встроенного заряда изменяют потенциальный рельеф, поэтому при фотовозбуждении этого слоя, они будут генерироваться под влиянием встроенного заряда, меняет распределение генерированных на поверхности носителей тока таким образом, что втягивает их в область, которая доступна только слабо поглощаемому электромагнитному излучению. Поэтому фото ЭДС возникает и при длинноволновом возбуждении. Асимметрия барьеров такова, что слабо поглощаемое излучение генерирует фото ЭДС обратного знака по сравнению с сильно поглощаемым излучением. Тогда под влиянием объёмного заряда инверсия знака фото ЭДС смешается коротковолновую область, а фоточувствительность увеличивается в исследуемой нами области спектра электромагнитного излучения.

Следует отметить, что при коронном разряде существенно изменяется энергии активации глубокого уровня (0,7 эВ) в зависимости от потенциала коронного разряда (см. на вставке рис.2). Это изменение связано с влиянием энергии оптической ионизации глубокого уровня, находящегося в области объёмного заряда у слоя SiO2 (на это указывает экспериментальные результаты). Если считаем, что это изменение возникает за счёт эффекта Пула — Френкеля [5], то смешение (ΔE) уровня можно оценить по формуле

где, ε — диэлектрическая проницаемость CdTe, e — заряд электрона. Тогда по нашим оценкам напряжённость электрического поля в окрестности дефекта ε=105 В/см, что вполне достоверно.

Ситуация, возникающая в плёнке CdTe под действием встроенного поля, соответствует модели, разработанной для поликремниевого полевого транзистора [6]. Рассматриваемая в данной работе модель аналогична модели [6], если идентифицировать с управляющем электродом полевого транзистора. Поэтому проведённые численные расчёты распределения потенциала в поликристаллическом полупроводнике вполне применимы для встроенного заряда плёнки CdTe. Из результатов расчёта воздействие внешнего поля на поликристаллическую структуру следует, что слабое поле только деформирует распределение носителей, а сильное — приводит к уменьшению величины межкристаллических барьеров, за счёт объединения объёма кристаллита. Эти результаты показывают, что встроенное поле может привести к уменьшению высоты барьера в плёнке (при U ≤ 10 В), и даже к исчезновению его (при U> 60 В) (на одной её поверхности), и тогда становится преобладающим оставшийся потенциальный барьер, в другой — противоположной её приповерхностной области.

Заключение

Подводя итоги анализа результатов, что спектральной фоточувствительности слоя CdTe по току короткого замыкания и фото ЭДС можно управлять индуцированным встроенным электрическим зарядом диэлектрика, создаваемым внешним потенциалом коронного разряда в гетероструктуре CdTe (пленка) — SiO2 (диэлектрик) — Si (полупроводник).

Это открывает новые возможности создания полупроводниковых приборов, чувствительным к электромагнитному излучению, применяемым в оптоэлектронике как фоточувствительный прибор со спектральной характеристикой в широком диапазоне чувствительности. Этот эффект также связан с принципиально новыми возможностями полупроводниковых приборов с изменяемой спектральной характеристикой и согласования его с излучателем, что актуально для роботов (зрительный орган робота, где нужно цветовое зрение), для устройств и систем записи информации.

Литература

1. Маслов В. В. МНОП матрица для постоянных запоминающих устройств с электрической перезаписью. Электронная техника сер.3.-1974.№21501с.

2. Гиновер А. С., Ржанов А. В. Запоминающие устройства на основе МНОП структур. Микроэлектроника -1973. Т.2. №5.-379с.

3. Иванов Р. Н. Репрография. Методы и средства копирования и размножения документов. — М.: Сов. Радио. 1977. — 384 с.

4. Гайдялис В. И., Маркевич Н. Н., Монтримас Э. А. Физические процессы в электрофотографических слоях ZnO. Вильнюс. 1968. — 367 с.

5. Юодвиршис А., Микалкявичюс М., Вянгрис С., Основы физики полупроводников. Вильнюс. Мокслас, 1985. — 352 с.

6. Guerrieri R., Giampolini P., Gnidi A., IEEE Tranacactions on Electron Devieces. 1986.,V. ED -33. №-8., P.1201—1206.

7. Вайткус, Ю. Ю. Влияние избытка теллура и свинца на деформационные характеристики поликристаллических пленок PbTe. Ю. Ю. Вайткус, С. М. Отажонов, М. М. Халилов, Н. Юнусов. Scientific Bulletin. Physical and Mathematical Research Vol. 3 Iss. 1. June 2021. Андижон. Узбекистан.

8. Отажонов, С. М. Влияние деформации на миграцию дефектов в фоточувствительных тонких пленках CdTe: Ag и PbTe. / С. М. Отажонов, К. А. Ботиров, М. М. Халилов. // ISSN 2308—4804. Science and world. — 2021. — №6 (94).

9. Akhmedov, T. Effective dielectric permeability and electrical conductivity of polycrystalline PbTe films with disturbed stoichiometry. T Akhmedov, S M Otazhonov, M M Khalilov, N Yunusov, U Mamadzhanov, N M Zhuraev. Journal of Physics: Conference Series. 2131 (2021) 052008. doi:10.1088/1742—6596/2131/5/052008

10.Akhmedov, T. Optical properties of polycrystalline films of lead telluride with distributed stichiometry. T Akhmedov, S M Otajonov, Ya Usmonov, M M Khalilov, N Yunusov and A K Amonov. Journal of Physics: Conference Series. 1889 (2021) 022052. doi:10.1088/1742—6596/1889/2/022052

11. Dashevsky, Z. Thermoelectric efficiency in graded indium-doped PbTe crystals / Z. Dashevsky, S. Shuzterman, M.P. Dariel, I. Drabkin // Journal of Applied Physics. — 2002. — V. 92, №3. — Р. 1425—1430.

12. Dzundza, B. Transport and thermoelectric performance of n-type PbTe films. B. Dzundza, L. Nykyruy, T. Parashchuk, E. Ivakin, Y. Yavorsky, L. Chernyak, Z. Dashevsky. Physica B Condensed Matter April 2020. DOI:10.1016/j.physb.2020.412178

13. Otajonov, S.M. Effect of internal stress on the deformation characteristics of polycrystalline PbTe films with an excess of tellurium and lead. Otajonov S.M., Akhmedov T., Usmonov Ya., Botirov K.A., Khalilov M.M., Yunusov N. ISSN 2308—4804. Science and world. 2021. №3 (91). Volgograd, 2021.

14. Otazhonov, S.M. Effect of group VII elements on strain sensitivity of polycrystalline films PbTe, PbS Otazhonov S.M., Rakhmonulov M.Kh., Khalilov M.M., Botirov K.A., Yunusov N. European Science Review Scientific journal №1–2 2021 (January — February), doi.org/10.29013/ESR-21-1.2-35-38.

ЭФФЕКТИВНОЕ ВЛИЯНИЕ ВНЕШНИХ ВОЗДЕЙСТВИЙ НА СПЕКТРАЛЬНОЙ ФОТОЧУВСТИТЕЛЬНОСТИ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПЛЕНОК p-CdTe С ГЛУБОКИМИ ПРИМЕСНЫМИ УРОВНЯМИ

УДК 621.315.593

Ш. Абдуллаев.,С.М.Отажонов.,Н.Э.Алимов., К. Ботиров., Н. Юнусов

Ферганский Государственный Университет

otajonov_s@mail.ru

Аннотация

В работе изучено спектры тока короткого замыкания в структуре p-CdTe-SiO2-Si в зависимости от величины внешнего воздействия. Наблюдается смешение спектров в коротковолновую область, вследствие чего в этих структурах изменяются энергии оптической активации глубокого уровня (эффекта Пула-Френкеля). Предлагается модель для распределения потенциала деформирующий пространственное и энергетическое распределения носителя.

Ключевые слова: спектры тока короткого замыкания, фоточувстительность, гетероструктура, тонкая пленка.

1. Введение

Интенсивное развитие микро — и нано электроники, новых технологических возможностей изготовления сложных твердотельных низкоразмерных структур, стимулируют разработки новых неразрушающих диагностических методами. Создания оригинальных оптоэлектронных устройств стимулируютдальнейшее изучение новых оптических и фотоэлектрических явлений в активных пленочных элементах. [1]

Полупроводниковые плёнки CdTe являются важным материалом для создания фотоприёмных устройств на основе их гетероструктур, работающих в ближнем (0,4 — 3 мкм) и дальнем (8 — 14 мкм) инфракрасных диапазонах [2—4]. Актуальной является также проблема получения гетероструктур на основе фоточувствительных слоев со слоями разного типа проводимости и зонной структурой в процессе выращивания высокотемпературным термическим испарением. В частности, перспективной примесью для получения материалаp-типа является серебро и медь [7].

В данной работе исследовано внутренней структуры и новых фотоэлектрических свойств активных тонких плёнок CdTe с глубокими примесными уровнями и их гетероструктур в условиях внешних воздействий.

2. Методика

В работе изучены низко размерные (размеры кристаллических зерен составляет 0,05—0,1мкм) тонкие пленки p-CdTe полученные на SiO2-Si. Разработано технология получения тонких пленок и пленочных структур на основе CdTe и установлены оптимальные параметры технологии получения этих пленочных элементов [1].Полупроводниковый материал CdTe и примеси Ag, Cu наносились в вакууме 10—5 мм. рт. ст. из отдельного алундового тигля на окислённую поверхность кремния легированной бором, прогретую 500 — 520 К, толщина плёнок была 1,0—2,0 мкм, а скорость напыления CdTe 2,0 нм/с.

Известно, что в процессе выращивания плёнки CdTe, примеси серебро и медь встраивается, в объем растушую плёнку в виде комплексов, имеющих акцепторные свойства [2].

3. Экспериментальные результаты и их обсуждение

Изучение спектров тока короткого замыкания (Iкз) структурыCdTe-SiO2-Siв зависимости от величины внешнего коронного разряда в статическом режиме наблюдается смещение спектров в коротковолновую область (рис.1).

Рис.1.Спектральные зависимости Iкз для структуры CdTe-SiO2-Si от величины потенциала коронного разряда: jкр =80 В (кривая 1), 50 В (2),0 В (3).

Следует отметить, что при коронном разряде наблюдается явное изменение энергии активации глубокого уровня (0,7 эВ, 1,15 эВ) в зависимости от потенциала коронного разряда. Это показывает, что уровень находиться в области объемного заряда, у слоя SiO2 и проникающее сильное поле встроенного заряда приводит к эффекту Пула — Френкеля — изменению энергии оптической активации глубокого уровня.

По нашим оценкам напряженность электрического поля в окрестности дефекта имеет значение E=105 В/см. При помощи оценки по классической формуле

где ΔW — энергетическое смещение уровня, E — напряжённость электрического поля в окрестности дефекта, ε — диэлектрическая проницаемость CdTe, ε0 — электрическая постоянная, e — заряд электрона.

Ситуация, возникающая в пленке CdTe на базе структуры СdTe-SiO2-Si под действием встроенного электрического поля в диэлектрике, соответствует модели, разработанной для поликремневого полевого транзистора Предлагаемая здесь модель аналогична модели [6], если формально идентифицировать слой SiO2-Si с управляющим электродом полевого транзистора (рис.2 б). Поэтому проведенные ранее численные расчеты для распределения потенциала в поликристаллическом полупроводнике вполне применимы для встроенного заряда пленки CdTe. Из результатов, расчета воздействия внешнего электрического поля на потенциальный рельеф поликристаллической структуры следует, что слабое поле только деформирует пространственное и энергетическое распределения носителей, а сильное — приводит к уменьшению высоты межкристаллических потенциальных барьеров, за счет перекрытия волновых функций электронов соседних кристаллитов в электрическом поле (т.е. как быза счет объединения объема кристаллита). Эти рассуждения и результаты наших экспериментов показывают, что встроенное поле в диэлектрике SiO2 может привести к уменьшению высоты потенциального барьера в пленке (при кр <30 В), а в некоторых случаях к исчезновению его (кр> 100 В) в одной из ее приповерхностной, например, тыловой области, и тогда становится преобладающим оставшийся потенциальный барьер в другой — противоположной ее приповерхностной области.

Рис.2. Поликристаллическая структура на основе кремния (а) [2] иCdTe-пленок (б). а: 1,2-управляющий электрод, 3-SiO2, 4-Si,5-сток, 6-исток,7-изолятор.
б: 1-управляющий электрод, 2-Si, 3-SiO2, 4-исток, 5-сток, 6-CdTe.

Описанная здесь модель качественно хорошо отражает основные особенности кривых на рис.1. Действительно, если считать, что знаки асимметрии потенциальных барьеров у фронтальной и тыловой приповерхностных областях разные, то вполне естественным является наблюдение инверсии знака Iкзв зависимости от эффективной глубины поглощения возбуждающего света.

Включение внешнего коронного разряда в статическом режиме в структуре СdTe-SiO2-Si подавляет генерации фото–ЭДС в одной из двух противоборствующих систем потенциальных барьеров. Так, в соответствиие кривыми на рис. 1.наблюдается сначала смещение области инверсии знака Iкз, а затем полное исчезновение ее с ростом напряженности приложенного коронного разряда.

Из результатов расчета (рис.3 а, б) воздействие внешнего поля на поликристаллическую структуру SiO2-Siвидно, что слабое (а) поля только деформирует распределение носителей, а сильно (б) приводит к уменьшению величины межкристаллических барьеров, за счет обеднения объема кристаллита. Эти результаты показывают, что встроенное поле может привести к исчезновению барьеров в пленке (одной ее поверхности), и тогда становится преобладающим оставшийся барьер. Наиболее наглядно эта ситуация видна на рис.1, на котором явно выражается изменение спектрального распределения фотоЭДС и исчезает источник фотоЭДС, приводящий к инверсии знака сигнала с увеличением приложенного коронного разряда.

Поля, соответствует модели, разработанной для поликремневого полевого транзистора [6]. Проведенные численные расчеты распределения потенциала в поликристаллическом полупроводнике вполне применимы для встроенного заряда пленки.

Если использовать уравнение Пуассона

Уравнение непрерывности носителей для электронов и дырок соответственно,

где φ — электрический потенциал, n и p — концентрация электронов и дырок соответственно, Qit — плотность захваченного заряда на единицу площади; обозначает области межфазной границы, JnиJp–плотности тока электронов и дырок соответственно, (G-R) — чистая суммарная скорость генерация на единицу объема, и (G-R) i- суммарная скорость рекомбинации на единицу площади.

Плотности токов рассчитываются посредством обычных уравнений дрейфовой диффузии

где μn и μp — подвижности электронов и дырок, Dn и Dp — коэффициенты диффузии электронов и дырок, относящиеся к подвижностям по соотношению Эйнштейна, и Δφc, Δφv представляют энергетический сдвиг зоны проводимости. Если сужением ширины запрещенной зоны пренебрегается, то Δφc = Δφv = 0, и сила, воздействующая на носители, вызывается только электрическим полем. В (1), захваченный заряд Qit представлен как

Если состояния акцепторного типа, и как

для донорных межфазных состояний. Суммарная скорость генерации на единицу площади (G-R) I равна

Где Sn, Sp — скорости поверхности рекомбинации выражены как

Nit — обозначает плотность межфазных состояний, δn и δp — сечение захвата, νth — тепловая скорость носителей и n1, p1 определены как

где Ei — собственный уровень Ферми, i-типа и Ei — энергия ловушки.

По этому проведенные численном расчёта распределения потенциала в поликристаллической полупроводники SiO2-Si применима для качественного анализа поведения барьеров в поле встроенного заряда плёнки CdTe.

4. Заключение

а) При легировании CdTe серебром или медью наблюдается небольшое увеличение концентрации электронов и удельной электропроводности, которые приводят к увеличению мощности пленки и тока.

б) Из анализа экспериментальных следует, что слабое внешнее поле деформирует распределение носителей, а сильное приводит к уменьшению величины межкристаллических барьеров, при этом встроенное поле управляет, поликристаллические барьеры, расположенные между кристаллитами, вследствие чего изменяются энергии оптической активации глубокого уровня.

в) при коронном разряде наблюдалось явное изменение энергии активации глубокого уровня, которое объясняется эффектом Пула — Френкеля — изменению энергии оптической активации глубокого уровня.

ЛИТЕРАТУРА

1. E. Gaubas, E. Simoen, J. Vanhellemont. Review — carrier lifetime spectroscopy for defect characterisation in semiconductor materials and devices // ECS J. Solid State Sci. Technol., 5 (2016), pp. 3108—3137. https://doi.org/10.1149/2.0201604jss.

2. E. Gaubas, T. Ceponis, S. Sakalauskas, A. Uleckas, A. Velička. Fluence dependent variations of barrier charging and generation currents in neutron and proton irradiated Si particle detectors // Lith. J. Phys., 51 (2011), pp. 230—236. https://doi.org/10.3952/lithjphys.51308

3. T. Okamoto, A. Yamada, M. Konagai, Optical and electrical characterizations of highly efficient CdTe thin film solar cells,//Thin Solid Films 387 (2001) 6—10.

4. E.Gaubas, T. Ceponis, D. Dobrovolskas, J. Mickevicius, N. Alimov, S. Otajonov. Study of polycrystalline CdTe films by contact and contactless pulsed photo-ionization spectroscopy // J. Thin Solid films 660 june 2018 pp. 231—235.

5. S. Otajonov, T. Ahmedov, Ya. Usmonov, M. Khalilov, N. Yunusov. Optical properties of polycrystalline films of lead telluride with distributed stoichiometry //Journal of physics: Conf. series 2021 vol.1889 022052. doi:10.1088/1742—6596/1889/2/022052.

6. Guerriieri R., Ciampolini P., Gnidi A., Rudan M., BaccaraniG.// JEEETransactionsonElectron Devices. 1986. Vol. ED-33. N 8. P.1201—1206.

7. N.E Alimov, J.J Vaitkus, S.M.Otajonov, K Botirov // Investigation of the surface recombination rate in polycrystalline films from the a6b6 compound by the mw-pc method // Journal of physics: conference series.. 2388 012006 DOI:10.1088/1742—6596/2388/1/012006

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА ДЛЯ ПОЛУЧЕНИЯ НИЗКО И СРЕДНЕ ТЕМПЕРАТУРНЫХ ТЕРМОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ

Каримов Баходир Хошимович

Доцент кафедры «Профессиональное образование» Ферганского Государственного Университета
Ахмедов Турсун Ахмедович
Доцент кафедры «Профессиональное образование» Ферганского Государственного Университета
Мехринисо Абдуназарова

Бакалавр кафедры «Профессиональное образование» Ферганского Государственного Университета

Методы выращивания термоэлектрических материалов довольно многочисленны и разнообразны. В промышленности и исследовательских лабораториях кристаллы выращивают: из паров, растворов, расплавов, твердой фазы и многими специальными способами. В работе мы познакомимся очень коротко с самыми основными способами выращивания термоэлектрических материалов [1—3] и экспериментальной установкой для получения термоэлектрических материалов.

I. Обоснование выбранного способа получения сплавов

Так, кристаллы, полученные методом Бриджмена, в силу сегрегации, имеют неравномерное распределение примесей по длине слитка.

При получении монокристаллов методом зонной плавки, возникают трудности из-за контакта между затвердевающей жидкостей и стенками сосуда. На стенках может происходить зарождение разориентированных кристаллов.

Метод Чохральского, применяемый в основном для выращивание полупроводниковых кристаллов — германия, кремния, соединений, а также термоэлектрических материалов. Затравка, опущенная в расплав, смачиваете расплавом и приподнимается над его поверхностью с прилипшим к ней расплавом. Подъёмный механизм, который вытягивает затравку, охлаждается проточной водой. В этом методе рост происходит благодаря отводу тепла от растущего кристалла, но различие этих двух методов заключается в этом, что в методе Киропулоса кристалл растёт в расплаве, а в методе Чохральского — над расплавом. Скорость вытягивания монокристалла из расплава должна быть равна скорости кристаллизации; последняя, в свою очередь, зависит от градиента температуры у фронта кристаллизации.

Основное преимущество метода Чохральского состоит в том, что растущий кристалл не ограничен стенками сосуда. Поэтому его можно применять для выращивания веществ, сильно расширяющихся при затвердевании (например, германий, затвердевая, увеличивает свой объём на 5%).

В промышленности и исследовательских лабораториях применяется множество других методов выращивания кристаллов. Техника выращивания кристаллов непрерывно совершенствуется, по мере того как быстро растёт и ширится применение кристаллов. Кристаллы, выращенные методом Чохральского, в структурном отношений более современны, но аппаратура для их получения более громоздка, и процесс выращивания более сложный.

Сплавление материалов под флюсами не обеспечивает достаточного высокого производимости термоэлектрических свойств от плавки к плавке. Кроме того, сплавление под флюсами не всегда возможно, т.к., с одной стороны, флюс частичновзаимодействует с компонентами сплава, а с другой стороны, проникает в сплав.

Перечисленные выше методы получения термоэлектрических материалов имеют ряд недостатков.

Из всех известных в настоящее время способов получения термоэлектрических материалов наибольшее распространение получил ампульной способ. Существующая ампульная технология достаточна трудоёмкая и труднаядля получение термоэлектрических материалов больших количествах. Кроме того, ампульная технология требует значительного расхода дорогостоящего кварца.

Технология получения термоэлектрических материалов под давлением инертного газа, разработанная в лаборатории гелиотехники энергетического института им. Г. М. Кржижановского [1—3]. Эта технология свободна от перечисленных выше недостатков, однако она разработана только для материалов, предназначенных для холодильных устройств. Эта технология значительно позволяет производительность и обеспечивает хорошее улучшение производства термоэлектрических свойств материалов, получаемых в больших количествах в промышленных условиях (3—5 кг за плавку). Одновременно эта технология решает вопрос многократного использования контейнера. Дело в том, что после проведения плавки в конусных кварцах, а также после легкого постукивания извлекается из опрокинутого тигля, не нарушая его целости и целости «поплавка». Таким образом, удаётся сэкономить большое количество дорогостоящего кварца.

Условия получения по данной технологии материалов для термогенераторов мало изучены.

Учитывая выше изложенное, мы смогли провести путь к разработке технологии изготовления термоэлектрических материалов под давлением инертного газа [3].

В результате проведения настоящего исследования была разработана новая технология получения термоэлектрических материалов под давлением инертного газа, которая позволила проводить плавки в открытом тигле без затвора.

1. Описание установки для получения и легирования термоэлектрических материалов под давлением инертного газа

Установка, использованная в настоящей работе для получения и легирования термоэлектрических материалов под давлением инертного газа [1—3] приведена на Рис.1. Установка состоит из следующих частей: сосуда, сваренного из двух гильз 14 и 19; фланца 11, обеспечивающего герметичность гильзы; кронштейна 7; двух вентилей 6 и 10 с сильфонами для впуска и сброса аргона; змеевика 12 для охлаждения уплотнения; печи 2 типа ТГ-1, прибора 8 для автоматического регулирования температуры, лампы 13 типа ЛТ- 2; вакуумметра 18 типа ВИТ-1; автотрансформатора 1 типа РНО-250-5.

В качестве контейнера для сплавления используется конусный кварцевый тигель. В тигель загружается отвешенная шихта, которую сверху накрывают затвором. Использование затвора уменьшает поверхность испарения и снижает процент потерь за счёт летучести в процессе плавки.

Рис.1. Схема установки для сплавления термоэлектрических материалов под давлением инертного газа.

После этого помещают контейнер в кварцевый стакан 2, который в свою очередь помещают в стальной сосуд 14. Сосуд 14 с помощью болтов герметически затягивается своим фланцем к фланцу коллектора 11. Кран 6 закрывают, а кран 10 открывают и проводят откачку сосуда до 10—2 мм рт. ст. Если необходимо, то в это же время на гильзу надвигают печь 2 и проводят обезгаживание в процессе откачки. После достижения указанного вакуума кран 10 перекрывают, открывают кран 6 и заполняют сосуд аргоном до давления 1,5 атм. Затем кран 6 перекрывают и поднимают температуру печи. При необходимости можно также создать «аргонный вакуум», а заполнить сосуд аргоном. Большая часть работы проделана в открытых без затвора.

По достижения необходимой температуры делают выдержку, в течение которого происходит сплавление и гомогенизация сплава.

Давление аргонов в процессе сплавления порядка 4 атмосфер при температуре 7500С, а выдержка сплава при этих условиях составляет 30 минут. После выдержки сплава при заданных условиях печь отключают, охлаждают сосуд, и выгрузку слитка осуществляют после полного остывания печи до комнатной температуры.

Заключение

Выше была подробно описана новая технология получения термоэлектрических материалов под давлением инертного газа для зелёной энергетики (Термопреобразователи). Кроме того, было указано, что данная технология намного экономична, чем другие методы, использованные ранее. И как следствие, можно сказать, что данная технология обеспечит разработку совершенно новых технологий низко и средне температурных термоэлектрических материалов. И можно полагать, что за этой технологией будущее термоэлектрических генераторов!

Литература

1. Лайнер Д. И. и др. Термоэлектрические свойства полупроводников. — М: АНСССР, 1963.

2. Д.К.Юлдашалиев, Я. Усмонов, Т. Ахмедов, Б.Х.Каримов. Получение и исследование термоэлектрических материалов под давлением инертного газа для термопреобразователя. Наука и мир. Международный научный журнал, г. Волгоград.№1 (89), 2021,том 1С.30—35.

3. Д.К.Юлдашалиев, Я. Усмонов, Т. Ахмедов, Б.Х.Каримов..Исследование физических параметров термоэлектрических материалов Bi2Te3-Sb2Te3. Наука и мир. Международный научный журнал, г. Волгоград.№11 (99), 2021.

ИНФРАҚИЗИЛ НУРЛАРНИНГ ТИББИЁТДАГИ ҚОЛЛАНИЛИШИ

Холматова Нилуфархон Жаҳонгир қизи

ТАТУФФ талабаси e-mail:xolmatovan44@gmail.com
Абдурасулова Дилноза Ботирали кизи
ТАТУ ФФ ассистент e-mail:abdurasulovad1@gmail.com

Инфрақизил нурлар

Инфрақизил нурлар електромагнит тўлқинлар шкаласида радиотўлқинлар ва кўзга кўринувчи қизил ёруғлик ўртасида жойлашган. Унинг тўлқин узунлиги 2 мм дан 760 нм гача оралиқда бўлади. Бу нурларнинг частотаси қизил нурникидан кичикроқ бўлгани учун инфрақизил, яъни қизилдан пастроқ частотали деб номланган. У 1800- йилда инглиз олими В. Гершел томонидан кашф қилинган бўлиб, жуда катта енергияга ега. Бу нурлар тушган жойини жуда қаттиқ қиздиради ва шу сабабли унга иссиқ нур деб ном берилган. Волфрам толали чўғланма ва газ тўлдирилган турли хил лампалар инфрақизил нурларнинг манбайи бўлади. Инфрақизил нурнинг енг кучли табиий манбайи — Қуёш. Қуёш нурларининг қарийб ярми инфрақизил нурлардан ташкил топган. Инфрақизил нурлар инсон ва жонли организмларнинг тўқималарига сингиб, барча биологик жараёнларнинг боришига ижобий таъсир кўрсатади. Унинг қишлоқ хўжалигидаги аҳамияти ҳам катта. Шиша ва шаффоф плёнкалардан ўтган инфрақизил нурлар парник ичида иссиқлик енергиясига айланади (парник еффекти). Шунингдек, бу нурлар мевалар, сабзавотлар ва бошқа нарсаларни қуритишда ҳам ишлатилади. Нарсаларнинг инфрақизил тасвирларини кўринувчи тасвирларга айлантирувчи асбоблар ҳам мавжуд. Инфрақизил нурлар ёрдамида қоронғиликдаги нарсаларнинг жойини аниқлаш мумкин. Инфрақизил лазерлар Йерда ва космосда алоқа ўрнатишда ҳам ишлатилади.

Инфрақизил нурлар тўлқин узунлиги 0,8 мкм участкада анчагина юқори даражада иссиқлиқ таъсири кўрсата оладиган оптик нурлар спектрида тўлқин узунлиги 0,780 — 1000 мкм ли участкани эгаллайдиган электромагнит тўлқинлардир. Кўпчилик моддаларнинг нур ютиш хоссаси асосан спектрнинг инфрақизил нурлар соҳасига мос келади. Инфрақизил нурларнинг спектр соҳаси қуйидагича бўлинади: ИК-А (тўлқин узунлиги 0,780—1,4 мкм), ИК-В (1,4—3,0 мкм), ИК-С (3,0—1000 мкм). Жисмнинг нур ютиш хусусияти қанчалик юқори бўлса, қизитиш самарадорлиги хам шунчалик юқори бўлади. Хар бир модда маълум бир, кўпинча жуда қисқа тўлқин узунлиги диапазонида максимум нур ютиш ва ўтказиш хусусиятига эга бўлади. Масалан дераза ойнаси 5 мкм дан юқори тўлқин узунлигидаги нурларни тўлиқ ютади, лекин тўлқин узунлиги, 3 мкм дан қисқа нурларни ўтказиб юборади ва улар таъсирида қизийди. Тўлқин узунлиги 0,76—1,4 мкм ли нурлар хайвонлар танасини қаттиқ қиздиради. Лекин узун тўлқинли нурлар фақат терининг устки қисмини қизитади. Тоза ҳаво инфрақизил нурларни ютмайди, намлик эса асосан узун тўлқинли нурларни тўла ютади. Материаллардаги намлик унинг инфрақизил нурларни ютиш хусусиятини белгилаб беради. Инфрақизил нурли қизитишнинг асосий хусусиятлари: — қизитиладиган жисмга иссиқлик контактсиз узатилади; — жадал қизитиш (нур таратгичнинг ҳарорати 800 К дан юқори); — инфрақизил нурларни бир нуқтага йиғиш ва юқори концентрацияли иссиқлик оқимини ҳосил қилиш; — бир жинсли бўлмаган материалларни танлаб қизитиш. Инфрақизил нурлар жисмга кириб бориш чуқурлиги бўйлаб ѐруғлик тезлигида тарқалади. Лекин уларнинг кириб бориш чуқурлиги унча чуқур эмас: хайвонлар танасига — 2…5 мм, донга — 1…2 мм, хом картошкага — 6 мм, нонга (пиширишда) — 7мм, кварц қумига — 5 мм. Шунинг учун инфрақизил нурли қизитиш интенсивлиги юқори, лекин унча чуқур эмас жойларда қўлланилади. Қишлоқ хўжалиги ишлаб чиқаришида инфрақизил нурли қизитиш бузоқ ва жўжаларни иситишда, қишлоқ хўжалик маҳсулотларини (дон, чой барги) қуритишда, донни дезинсекциялашда, пилла қурти ғумбагини иситишда, лак-буѐқ қопламалари ва электр изоляциясини қуритишда қўлланилади. Паст ҳароратли нур таратгичлар нур таратиш юзаси ҳарорати t 400…700 0С, lmax=3…4 мкм. Паст ҳароратли қизитгичлар сифатида харакатланмайдиган ҳавода ишлатишга мўлжалланган, трубкаси зангламайдиган пўлатдан тайѐрланган ТЭҚлардан фойдаланиш мақсадга мувофиқдир. Чунки улар мустахкам, хизмат муддати 5…8 минг соат. Ўртача ҳароратли нур таратгичлар ҳарорати t=700..1200 0С, lmax=2…3 мкм. Бунинг учун ичига нихром спирал жойлаштирилган кварц трубкалар, керамика ва бошқа асосга ўрнатилган спираллардан фойдаланиш мумкин. Юқори ҳароратли нур таратгичлар чўғланиш элементи ҳарорати t=1200…2500 0С ва lmax=1…2 мкм. Бунга ѐритгич лампаларга нисбатан чўғланма элементи ҳарорати паст (2200 0С атрофида) ва колбаси нур қайтаргич қават билан қопланган махсус чўғланма лампалар (ЗС, ИКЗ, ИКЗК, ИКЗС типидаги термо нур таратгичлар, инфрақизил лампалар), йод буғлари қўшилган, аргон билан тўлдирилган кварц шиша колбали, вольфрам чўғланма элементли КИ, КГТ, КГТО типидаги кварц лампалар; силит, дисилицид, молибден, карборунддан тайѐрланган нометалл нур таратгичлар киради. Бундай нур таратгичлар 1600 0С ҳароратгача эга бўлиши мумкин ва юқори ҳароратли саноат печларида қўлланилади.

2. COVID19 (коронавируснинг илмий номи) қурбонларининг сони 2600 кишига етди, вирусни юқтирганлар сони эса 79 минг кишидан ортди, 24 мингга яқини соғайиб кетди. Ўзбекистонда коронавирусга чалинганлар аниқланмаган, аммо муаммо ҳамон долзарблигича қолмоқда. Тиббий мақсадларда инфрақизил диапазонда нурланишнинг тор спектрини қўллаш у олиб бораётган тадқиқот йўналишларидан бири ҳисобланади. Грипп вирусининг янги ва янги штаммлари муайян даврийлик билан барқарор пайдо бўлиб туради. Кейин эса вакцина излаш бўйича мураккаб изланишлар олиб борилади. Натижада, катта одам йўқотишлари кузатилади.

Ўзбекистонда узун инфрақизил диапазонда юқори зичликдаги импульсларни ишлаб чиқарувчи махсус керамика ишлаб чиқилган. Бу импульслар вирусларнинг кўпайиш жараёнини тўхтатади, шу боис улар нобуд бўлади. Ушбу импульс энергияси катта узунликдаги тўлқинлар нурланиши кўринишида тақдим этилган, шу боис у одам учун нафақат зарарсиз, балки фойдали ҳамдир, чунки нормал моддалар алмашинуви жараёнларини ушлаб туришга ёрдам беради.

Вируслар нобуд бўлганидан кейин ҳосил бўладиган моддалар ҳужайралар томонидан озиқ-овқат маҳсулотлари каби ютилиши мумки. Ушбу методнинг хусусияти шундаки, бу импульслар фақат бегона ва организм учун зарарли субстанцияларгагина таъсир қилади, бунда у бизнинг нормал жараёнларимизга таъсир кўрсатмайди.

Қуёшдан келадиган нур Ерга етиб келганда, катта қисми атмосфера қобиғида тутилиб, қолган қисми Ер сиртига етиб келади. Бу нурларни «оқ нурлар» деб юритилади. Ушбу нурлар призма орқали кузатилганда етти хил рангга ажралиши, бундан ташқари, ультрабинафша, инфрақизил нур ҳам борлиги маълум.

Қуёш одатда рангли ва кўринмас нурли тўлқинларни тарқатади. Инфрақизил ва ультрабинафша нурлар кўринмас саналади. Уларни инсон кўзи илғамайди, лекин кўринмас нурлар инсон организмига кўпроқ таъсир ўтказади.

Айнан инфрақизил нурлар танада қон айланиши яхшиланишига хизмат қилади. Ўз навбатида, организмдаги барча ҳаётий жараённи фаоллаштиради, кайфиятни кўтаради, тетиклик ва қувват бағишлайди. Депрессиядан қутилишга кўмаклашади, шунингдек, оғриқ қолдириш хусусиятига ҳам эга.

Гарвард университети мутахассисларининг сўнгги изланишлари Қуёш кам чиқадиган ўлкалар аҳолиси орасида астма касаллиги кўпроқ учраши ва у оғир кечишини кўрсатди. Аслида Қуёшнинг астма касаллигини даволаш хусусияти ўтган асрдаёқ аниқланган. Ўшанда шифокорлар астма билан оғриган беморларга Қуёшли ўлкаларга боришни тавсия қилган.

Қуёш инсон танасида серотонин ва эндорфин моддалари ишлаб чиқарилишини таъминлайди. Эндорфинни хурсандчилик гормони, дейишади. Олимларнинг изланишлари шуни кўрсатдики, ер юзининг шимолида истиқомат қиладиган аҳолида депрессияга тушиш ҳолати жанубда яшовчиларга қараганда кўпроқ кузатилар экан ва бу Қуёш нури етишмаслиги билан боғлиқ.

Хулоса. Инфрақизил нурларни тиббиётда қўллаш

Ушбу тадқиқотда биз тиббиётда инфрақизил нурлардан фойдаланишнинг турли жиҳатларини муҳокама қилдик ва таҳлил қилдик. Олинган тадқиқот натижалари бир қатор муҳим хулосалар чиқаришга имкон беради.

Биринчидан, инфрақизил нурлар яра битишига ижобий таъсир кўрсатиши, ҳужайра ва тўқималарнинг янгиланиши жараёнларини тезлаштириши аниқланди. Бу ҳолат жарроҳлик ва куйишларни даволаш соҳасида катта аҳамиятга ега бўлиб, тиббий ёрдам сифатини оширишнинг янги истиқболларини таъминлайди.

Иккинчидан, оғриқ ва яллиғланишни камайтириш учун инфрақизил нурлар салоҳияти мавжуд. Бу артрит ва ревматизм каби яллиғланиш билан боғлиқ касалликларни даволашда ушбу технологиядан фойдаланиш имкониятини очади.

Учинчи муҳим жиҳат — инфрақизил нурлар таъсирида қон микросиркуляциясини яхшилаш. Қон томир касалликлари каби қон айланишининг ёмонлашиши билан боғлиқ шароитларни даволашда фойдали бўлиши мумкин.

Бироқ, ижобий жиҳатларга қарамай, инфрақизил нурларнинг таъсир механизмларини тўлиқроқ тушуниш ва улардан фойдаланишнинг оптимал протоколларини аниқлаш учун кўпроқ тадқиқотлар талаб етилади. Шунингдек, у тиббий амалиётда ушбу технологиядан фойдаланишда еҳтиёт бўлиш ва хавфсизлик стандартларини ишлаб чиқиш муҳимлигини таъкидлайди.

Хулоса қилиб айтадиган бўлсак, тиббиётда инфрақизил нурлардан фойдаланиш даволаш усулларини такомиллаштириш ва янада самарали тиббий ёрдам кўрсатиш учун ваъда беради. Бироқ, ушбу инновацион технологиянинг тиббиёт соҳасида тўлиқ имкониятларини амалга ошириш учун кейинги тадқиқотлар ва фан ва амалиёт ўртасидаги яқин ҳамкорлик зарур.

Адабиютлар ройхати

1. ҳттпс://анҳор. уз/уз/ит-сcиенcе/коронавирусни-даволаш-мумкин-даволаш-усули-узбекистонлик-олим-томонидан-топилди/

2. Kochkorova G., Irmatova D., Abdurasulova D. ASSOCIATION OF VIRTUAL REALITY INTO HUMAN CONSCIOUSNESS //International Bulletin of Applied Science and Technology. — 2023. — Т. 3. — №. 10. — С. 326—329.

3. Abdurasulova, D. B. kizi, & Irmatova, D. B. (2023). USE OF DIFFERENT ALGORITHMS AND APPLICATION OF SOFTWARE PRODUCT CREATION SEQUENCES IN ORGANIZING COMPLEX STRUCTURED PROJECTS. Educational Research in Universal Sciences, 2 (11), 170–173. Retrieved from

4. Abdurasulova D. SARALASH ALGORITMLARI AMALGA OSHIRISH UCHUN C++ VA PYTHON DASTURLASH TILLARDA FARQI //Journal of technical research and development. — 2023. — Т. 1. — №. 2. — С. 292—296.

5. Abdurasulova D. THE MAIN DIRECTIONS OF MODERN PRAGMALINGUISTICS: IDEAS AND PERSPECTIVES //InterConf. — 2021

INFRAQIZIL NURLARINING INSON HUJAYRALARIGA TA’SIRINI TAXLIL QILISH

Xolmatova Nilufar Jahongir qizi

TATU FF talabasi
e-mail: xolmatovan44@gmailcom
Abdurasulova Dilnoza Botirali kizi
assistant of the Fergana branch of the TUIT

e-mail:abdurasulovad1@gmail.com

Annotatsiya: Ushbu maqola to’lqin uzunligi 700 nm bo’lgan infraqizil nurlarning inson hujayralariga ta’sirini chuqur tahlil qiladi. Termoterapiya, mitoxondriyal stimulyatsiya va genetik tartibga solishga asoslangan ta’sir mexanizmlarini muhokama qilishda so’nggi ilmiy tadqiqotlar va uning hujayra jarayonlariga ta’siri ko’rib chiqiladi. Tadqiqot natijalarini tahlil qilish infraqizil nurlarining qon aylanishini yaxshilash, yallig’lanishga qarshi ta’siri va to’qimalarning yangilanishini rag’batlantirish samaradorligini ta’kidlaydi. Bundan tashqari, maqolada infraqizil nurlarning potentsial terapevtik qo’llanilishi va ularning inson organizmidagi hujayra darajasidagi ta’sirini tushunishni kengaytirishga qaratilgan.

Kalit so‘zlar: infraqizil nur, parnik effekti, termoterapevtik ta’sir, mitoxondriya, sitoxrom, surunkali og’riq va yallig’lanish

Kirish

Ko’rinadigan spektrdan tashqarida joylashgan infraqizil nurlar inson tanasi hujayralariga ta’sirini o’rganish sohasida tobora chuqurroq tadqiqot ob’ektiga aylanib bormoqda. Ushbu maqolada biz infraqizil nurlarning hujayralarga ta’sir qilish mexanizmlarini hamda tibbiyot va ilmiy sohadagi ahamiyatini taxlil qilib chiqamiz. To’lqin uzunligi taxminan 700 nm bo’lgan infraqizil nurlar tibbiy tadqiqotlar sohasida tobora ko’proq e’tiborni tortmoqda. Infraqizil nurlanishning ushbu o’ziga xos diapazoni o’zining noyob xususiyatlari va inson organizmidagi hujayralarga potentsial terapevtik ta’siri tufayli tadqiqot mavzusiga aylandi. Ushbu maqolada biz 700 nm infraqizil nurlarning hujayralarga qanday ta’sir qilish mexanizmlarini, so’nggi tadqiqotlar natijalarini, shuningdek, ushbu bilimlarni amaliyotga integratsiyalashuviga yordam beradigan ma’lumotlarni ko’rib chiqamiz.

Adabiyot tahlili va metodologiya

Infraqizil nurlar elektromagnit to‘lqinlar shkalasida radioto‘lqinlar va ko‘zga ko‘rinuvchi qizil yorug‘lik o‘rtasida joylashgan. Uning to‘lqin uzunligi 2 mm dan 760 nm gacha oraliqda bo‘ladi. Bu nurlarning chastotasi qizil nurnikidan kichikroq bo‘lgani uchun infraqizil, ya’ni qizildan pastroq chastotali deb nomlangan. U 1800-yilda ingliz olimi V.Gershel tomonidan kashf qilingan bo‘lib, juda katta energiyaga ega. Bu nurlar tushgan joyini juda qattiq qizdiradi va shu sababli unga issiq nur deb nom berilgan. Volfram tolali cho‘g‘lanma va gaz to‘ldirilgan turli xil lampalar infraqizil nurlarning manbayi bo‘ladi. Infraqizil nurning eng kuchli tabiiy manbayi — Quyosh. Quyosh nurlarining qariyb yarmi infraqizil nurlardan tashkil topgan. Infraqizil nurlar inson va jonli organizmlarning to‘qimalariga singib, barcha biologik jarayonlarning borishiga ijobiy ta’sir ko‘rsatadi. Uning qishloq xo‘jaligidagi ahamiyati ham katta. Shisha va shaffof plyonkalardan o‘tgan infraqizil nurlar parnik ichida issiqlik energiyasiga aylanadi (parnik effekti). Shuningdek, bu nurlar mevalar, sabzavotlar va boshqa narsalarni quritishda ham ishlatiladi. Narsalarning infraqizil tasvirlarini ko‘rinuvchi tasvirlarga aylantiruvchi asboblar ham mavjud. Infraqizil nurlar yordamida qorong‘ilikdagi narsalarning joyini aniqlash mumkin. Infraqizil lazerlar Yerda va kosmosda aloqa o‘rnatishda ham ishlatiladi.

Бесплатный фрагмент закончился.

Купите книгу, чтобы продолжить чтение.