|
|
Донцова реф. Введение Актуальность исследования
2.2. Оптические свойства оксида цинка и диоксида титана
Оптические свойства диоксида титана
TiO2 относится к полупроводникам с широкой шириной запрещенной зоны. В соответствии с литературными данными, ширина запрещенной зоны для структуры анатаз составляет 3,2 эВ, брукит – 3,3 эВ, рутил – 3.0 эВ[6]. На рисунке 4. показан спектр поглощения TiO2 со структурой анатаз . [7]
Рисунок 4 – Спектр поглощения TiO2 со структурой анатаза
Как видно из рисунка 4, спектр поглощения диоксида титана ограничен ультрафиолетовой областью солнечного излучения. Следовательно, чистый TiO2 проявляет фотокаталитическую активность только при облучении ультрафиолетовым светом, длина волны которого меньше 400 нм. В солнечном спектре доля ультрафиолетового света не превышает 7 % .Для использования энергии видимого излучения необходимо расширение спектра поглощения TiO2.
Оптические свойства оксида цинка
Окси́д ци́нка ZnO – бесцветный кристаллический порошок, нерастворимый в воде, желтеющий при нагревании и сублимирующийся при 1800 °C [1].
Оксид цинка ZnO является кристаллическим материалом – прямозонным полупроводником n-типа. Входит в группу соединений А2В6, ширина запрещенной зоны составляет
3,3 эВ при 300 К. Оксид цинка вызывает значительный интерес в научной и технических сферах для разнообразных прикладных применений.
Текстурированные пленки ZnO могут быть использованы в качестве высокоэффективных электронных автоэмиттеров [2]. Материал также является многообещающим катодолюминофором. Для него характерна достаточно высокая энергия связи экситонов (60 мэВ), вследствие чего можно надеяться при комнатной температуре на достижение эффективной лазерной генерации. Также можно ожидать образование эффективных светоизлучающих и лазерных диодов на основе ZnО. Благодаря ширине запрещенной зоны, ZnО можно использовать для регистрации ультрафиолетового излучения (320-400 нм).
Особенностью спектров, в основном для материалов в форме тонких пленок, является образование экспоненциальных «хвостов» поглощения, что проявляется в уменьшении наклона края поглощения в ультрафиолетовой области спектра (рис. 5). Это связано с наличием точечных дефектов, дислокаций и дефектов упаковки [3].
Рис. 5. Спектры оптического поглощения пленок ZnO, при температуры отжига: (а) – непосредственно после синтеза, 600°C при 10 мТорр O2; (b) – 5 ч при 800°Cна воздухе; (c) – 10 ч при 800°C на воздухе; (d) – 2 ч при 750°C при 1 мТорр O2; (e) – 5 ч при 750°C при 1 мТорр O2 [3].
Взаимодействие электронов зоны проводимости с дырками валентной зоны приводит к возникновению экситонных эффектов вследствие кулоновского взаимодействия. Оксид цинка представляет большой интерес как оптоэлектронный материал благодаря высокой энергии связи экситона (56–63.1 мэВ), что приводит к экситонному излучению уже при комнатной температуре. Для сравнения необходимо отметить, что энергия связи экситона в нитриде галлия GaN составляет менее 30 мэВ. Спектр оптического поглощения оксида цинка вблизи края зоны имеет сложный вид, и интерпретация линий в литературных источниках различается. Это связано с тем, что в этой области могут происходить различные переходы: A, B и C экситонные переходы, переходы с участием их возбужденных состояний, переходы в комплексах «экситон –поляритон» и «экситон – продольный оптический фонон» (LO-phonon, longitudinal optical phonon) [4]. Большой вклад в форму края поглощения вносит наличие дефектов в структуре оксида цинка, концентрация которых зависит от метода синтеза, температуры и атмосферы отжига. Вид края оптического поглощения ZnO при разных температурах измерения представлен на рис. 6. В обзоре [4], где сопоставляются данные об оптических переходах, полученные различными научными группами, отмечается, что наиболее вероятно то, что экситон С интерпретирован как B-экситон, а комплексный переход экситон – продольный оптический фонон неверно обозначен как С-экситон.
Другой важной особенностью, которую широко используют для исследования оптических свойств оксида цинка, является фотолюминесценция. Для оксида цинка характерна широкая полоса в зеленой области спектра (480–530 нм), наблюдаемая почти для всех образцов независимо от метода получения[5], и экситонный пик при 385 нм (3.22 эВ). Соотношение интенсивностей пиков и их полуширина зависят от наличия дефектов в структуре оксида цинка.
Рис. 6. Коэффициент поглощения и экситонная структура края поглощения оксида цинка при комнатной температуре. На вставке показаны данные для температуры измерения 77 К [6].
Таким образом, на оптические свойства оксида цинка оказывают влияние степень кристалличности материала, наличие точечных дефектов и напряжений в кристаллической структуре. Данные параметры сказываются на величине поглощения и пропускания в видимой области спектра, что важно для использования оксида цинка в качестве TCO, в частности, для создания наночастиц в полимерной матрице.
2.3. Электрофизические свойства диоксида титана и оксида цинка
Электрофизические свойства диоксида титана
Электронная структура диоксида титана хорошо изучена с помощью различных подходов .Валентная зона TiО2 образована внешними р – электронами кислорода, а дно зоны проводимости преимущественно образовано возбужденными ионами титана . Особое значение для электронных свойств диоксида титана является наличие частично восстановленного титана (Ti3+), уровень которого расположен на
0,2 – 0,8 эВ ниже зоны проводимости и выступает в качестве доноров.
Наличие Ti3+ определяет во многих случаях проводимость TiO2. Удельное сопротивление нелегированного анатаза и рутила находятся в диапазоне 104- 107 Ω·см, но при формировании Ti3+, оно уменьшается до 10-1 Ω∙см для анатаза и до 102 Ω∙см для рутила . При нанотрубчатом строении TiO2 его проводимость имеет большое значение, поскольку она определяет эффективность, с которой электроны могут быть переданы по длине нанотрубок. Таким образом, электронные свойства TiO2 в основном определяются кристаллической структурой и наличием Ti3+. Диоксид титана имеет присущий группе полупроводников изгиб в области пространственного заряда на границе раздела полупроводник/электролит. Данный изгиб образуется спонтанно на поверхности и имеет более крутой изгиб у анатаза, чем у рутила (см. рисунок 7) .
АНАТАЗ РУТИЛ CB-зона проводимости, VB-валентная зона
Рисунок 7 – Область объемного заполнения заряда в TiO2: анатаз (а), рутил (б)
В TiO2 со структурой анатаза доминирует процесс захвата дырки поверхностью, так как пространственное разделение зарядов достигается за счет перехода фотогенерированных дырок на поверхность частицы через крутой восходящий изгиб зон. При этом в фазе рутила происходит объемная рекомбинация электронов и дырок, а на поверхность передаются только дырки, сгенерированные очень близко к поверхности.
Известно, что концентрация носителей заряда определяет глубину области объемного заряда. Присутствие примесей в структуре TiO2 может способствовать росту или снижению концентрации электронов и дырок. Поэтому наличие примесных соединений оказывает существенное значение на глубину изгиба области.
Электрофизические свойства оксида цинка
Информация об электронной зонной структуре полупроводника очень важна для поиска его применения в различных устройствах, а также для последующего увеличения эффективности этих устройств [8, 14]. Кроме того зонная структура дает представление об электронно-дырочных состояниях. Активные исследования оксида цинка в этой области начались в 70-х годах. Первый теоретический расчет был опубликован У. Ресслером [14] в 1969 г. С тех пор предложено большое количество теоретических подходов для расчета зонных диаграмм различных политипов ZnO (таких как вюрцит, сфалерит и каменная соль), как, например, приближение локальной плотности или метод функционала Грина и «первые принципы» [15-30]. В ходе исследований было достигнуто хорошее согласие на качественном уровне между теоретическими и экспериментальными данными о распространении валентной зоны, однако количественные оценки ширины запрещенной зоны были достаточно противоречивы, кроме того оставалась проблема прогнозирования расположения 3d-орбиталей Zn. В работе [17] авторами было показано, что включение в расчеты 3d-орбиталей Zn позволяет добиться хорошего согласия с экспериментальными данными. Авторы сравнили метод приближения локальной плотности (ПЛП), в котором расчеты проводятся без учета 3d-орбиталей Zn, с методом коррекции псевдопотенциального самовзаимодействия (КПС), учитывающих 3d- состояния. Результаты расчетов представлены на рис. 8.
Рисунок 8 – Зонная структура ZnO с кристаллической структурой вюрцита, рассчитанная методами приближения локальной плотности (а) и коррекции псевдопотенциального самовзаимодействия (б)[17]
Из рисунка видно, что минимум зоны проводимости и максимум валентной зоны располагаются в точке Гамма зоны Бриллюэна, соответствующей значению квазиимпульса k = 0, явно указывая на то, что ZnO является прямозонным полупроводником. Полосы в области
-9 эВ, наблюдаемые на (рис. 8 б), связаны с 3d-орбиталями Zn, а полосы в области - 5 эВ – 0 эВ – соответствуют 2p-орбиталям O. Значение ширины запрещенной зоны, рассчитанное с помощью метода КПС, составило 3,37 эВ, что хорошо согласуется с экспериментальными данными. Значение ширины запрещенной зоны, рассчитанное методом ПЛП, составило величину 0,23 эВ, что почти на 3 эВ меньше экспериментального значения.
Параллельно с теоретическими расчетами использовались экспериментальные методы исследования зонной структуры ZnO, такие как фотоиндуцированное рентгеновское поглощение [31], рентгеновская и фотоэмиссионная спектроскопия [32 - 38], фотоэлектронная спектроскопия с угловым разрешением [39, 40] и дифракция медленных электронов [41]. Эксперименты показали, что валентная зона ZnO преимущественно Энергия, эВ а б образована 2p-уровнями O и 3d-уровнями Zn, а зона проводимости s- уровнями Zn. Экспериментально определенное значение ширины запрещенной зоны ZnO со структурой вюрцита находится в пределах от 3,2 до 3,4 эВ [22 - 24]. Что касается поликристаллических пленок и дисперсных образцов оксида цинка, то в этом случае ширина запрещенной зоны зависит от различных факторов.
В работе [25] было проведено исследование влияния деформационных напряжений на оптические свойства пленок ZnO. Тонкие пленки оксида цинка выращивались на кварцевых подложках методом радиочастотного магнетронного распыления с последующим отжигом в кислородной атмосфере. С ростом температуры отжига с 400 °C до 800 °C авторы наблюдали смещение края поглощения в область бóльших энергий. Увеличение ширины запрещенной зоны авторы связывают с влиянием деформационных сил, в результате которого происходит увеличение постоянных решетки.
В ряде работ [24-26] были проведены исследования влияния температуры термической обработки наноразмерных пленок и порошков ZnO, полученных золь-гель методом с использованием в качестве основного прекурсора ацетата цинка Zn(CH3COO)2·2H2O. Результаты этих экспериментов являются достаточно неоднозначными. Авторы [21] наблюдали увеличение ширины запрещенной зоны с 2,75 эВ до 3 эВ в порошковых образцах ZnO с ростом температуры отжига от 100 до 200 °C. При этом наблюдалось уменьшение размера частиц с 18,4 до 15,3 нм. Авторы объясняют полученные результаты тем, что с повышением температуры происходит испарение ионов примеси (предположительно OH-групп), присутствие которых приводит к уменьшению ширины запрещенной зоны и увеличению размера частиц. Совершенно противоположные результаты были опубликованы в работе [22], где авторами было показано, что увеличение температуры отжига от 100 до 500 °C приводит к увеличению диаметра частиц с 6 до 40 нм и смещению края спектра поглощения в длинноволновую область, т. е. к уменьшению ширины запрещенной зоны. Авторы работы полагают, что такое смещение спектра можно объяснить квантово-размерным эффектом, либо испарением хемосорбированых на поверхности наночастиц ионов ацетата, в результате которого переход электронов между частицами облегчается. Увеличение же размера частиц происходит в результате слипания мелких наночастиц и образования более крупных при увеличении температуры отжига. Аналогичные результаты были продемонстрированы для пленок ZnO, нанесенных на стеклянные подложки в работах [21-23]. В [25] увеличение размера частиц ZnO с 2,79 нм до 10,25 нм сопровождается уменьшением ширины запрещенной зоны от 3,72 эВ до 3,41 эВ, а в [23] размер частиц возрастает с 3,5 нм до 12 нм, при этом ширина запрещенной зоны уменьшается с 3,65 эВ до 3,43 эВ.
Таким образом, очевидно, что ширина запрещенной зоны и размеры частиц ZnO являются зависимыми от параметров термообработки.
3. Методика исследования спектров фотолюминесценции наноструктур на основе оксида цинка и оксида титана.
Фотолюминесценция является одним из оптических методов, позволяющих исследовать электронную структуру наноматериалов посредством анализа характерных полос излучения, при этом не разрушая их. Особенности спектров фотолюминесценции связаны со структурными свойствами исследуемых образцов (стехиометрия, природа дефектов, являющихся центрами излучательной или безизлучательной рекомбинации на поверхности и в объеме; место нахождения центров рекомбинации) [30]. Анализ спектров фотолюминесценции позволяет определить вклад поверхности и объёма наноматериалов в формирование их фундаментальных свойств.
Исследования спектров фотолюминесценции наноструктур на основе оксида цинка (наностержни) и оксида титана (наночастицы) могут выполняться на традиционных экспериментальных схемах. Один из возможных вариантов представлен на рисунке уст.[22]. Возбуждение люминесценции осуществляется при помощи лазера (1) с длиной волны 355 нм (LCS-DTL-374QT, Nd:YAG, 20 мВт/см2). Образцы (2) помещаются в измерительную камеру (3). Спектры люминесценции снимались в области длин волн 370 -800 нм с шагом измерений 1 нм при помощи кварцевого монохроматора (4) и регистрирующей части (5), которая состояла из фотоумножителя, селективного усилителя и цифрового самописца, совмещенного с компьютером. Для оптимизации измерений достаточно чтобы зазор щелей щ1 и щ2 составлял 0.2 мм. Это позволяло увеличить разрешающую способность установки до 1 нм. Для получения зависимости интенсивности фотолюминесценции от мощности возбуждающего излучения использовались оптические фильтры.
Спектры фотолюминесценции снимались в автоматическом режиме. Полученные результаты исследований сохранялись в файлах Microsoft Office Excel 2003 с последующей обработкой Origin.7.0.
4. Спектры ФЛ наностержней на основе оксида цинка.
На рисунке 9. представлены график зависимости фотолюминесценции наноструктур оксида цинка, нанесенных на стеклянные подложки согласно методике, описанной выше, при комнатной температуре. При помощи программного обеспечения Origin 7.0 было проведено разложение кривой люминесценции на отдельные максимумы. Установлено, что данная кривая состояла из 4-х максимумов в области 370-430 нм, максимумы находились при 379, 388, 399 и 418 нанометров. Также были определены еще два максимума в длинноволновой области, расположенные при 520 нм и 567 нм.
Рис. уст. Схема установки для измерений спектрального распределения интенсивности фотолюминесценции: лазер - камера с образцом - фотоумножитель - усилитель - компьютер. Пояснения в тексте.
Ранее было установлено, что в микро и наноструткурах оксида цинка наблюдаются две полосы люминесценции – в УФ области (370-450 нм) и видимом диапазоне (470-670 нм). В литературе данные полосы обусловлены следующими рекомбинационными переходами [29, 30]:
- рекомбинация свободных экситонов в объёме и на поверхности оксида цинка и их фононные повторения (370-390 нм) [29, 30];
- рекомбинация на мелких донорах/акцепторах или структурных дефектах (как правила атомы цинка в междоузлиях) (405-430 нм) [29, 30];
- рекомбинация на глубоких донорных/акцепторных уровнях (вакансии кислорода и цинка) (470-670 нм) [29, 30].
С учетом вышесказанного, максимумы ФЛ, наблюдаемые при 379 нм и 398 нм следует считать обусловленными рекомбинацией свободных экситонов и их фононным повторениям, соответственно [29, 30].
В процессе формирования наноструктур на основе оксида цинка могут возникать точечные дефекты, такие как вакансии кислорода и цинка в различных зарядовых состояниях и атомы кислорода и цинка в междоузлиях [29, 30]. Согласно [29, 30], максимум при 418 нм, который наблюдался на рисунке 9, обусловлен нейтральными атомами цинка в междоузлиях
Рис.9. Спектры фотолюминесценции наноструктур ZnO, нанесенных на стеклянную подложку. Разложение пиков на максимумы выполнено с помощью программного обеспечении OriginLab 7.0.(на вставке – разложение длинноволнового пика)
Согласно [29, 30], максимумы ФЛ, наблюдаемые при 528 нм и 567 нм были обусловлены вакансиями кислорода и двукратно ионизированными вакансиями цинка.
Стоит отметить, что отношение интенсивности максимума ФЛ в УФ диапазоне к интенсивности ФЛ в видимом диапазоне составляет 200, что указывает на высокую степень кристалличности структуры полученных образцов и малую концентрацию биографических дефектов (вакансий кислорода и цинка), характерных для оксида цинка [29, 30].
В наноструктурах существуют различные каналы рекомбинации, в которых задействованы локальные уровни в объеме и на поверхности данных наноструктур [17]. В зависимости от структурных свойств (стехиометрия, концентрация поверхностных и объемных состояний, и т.д.) возникает конкуренция между излучательной и безизлучательной рекомбинацией [12-14]. Вероятность излучательной рекомбинации зависит и от интенсивности возбуждения [15]. Характерная зависимость интенсивности спектров свечения от длины волны, измеренная при различных мощностях возбуждающего излучения, позволяет определить наличие или отсутствие гашения ФЛ, обусловленное внешними факторами и определить его природу [15-18].
Рис. 10. Зависимость интенсивности фотолюминесценции наноструктур ZnO, нанесенных на стеклянную подложку, от длины волны при различных значениях мощности возбуждающего света для оксида цинка
На рисунке .10. представлены спектры ФЛ наноструктур оксида цинка, измеренные при различных значениях мощности возбуждающего излучения. Для анализа полученных закономерностей проводилось разложение спектров на отдельные максимумы, как это было показано на рисунках 9, после чего строились зависимости интенсивности отдельного пика от мощности возбуждающего излучения в двойном логарифмическом масштабе (рис.11).
Предполагая, что интенсивность ФЛ зависит от мощности по степенному закону, из рисунка 11. были определены коэффициенты угла наклона данной зависимости, которые составили 0.557, 0.475, 1.441 для соответствующих пиков при 567, 528, 379 нм.
Как упоминалось ранее, ФЛ в оксиде цинка обусловлено рекомбинацией свободных экситонов (379 нм) и рекомбинацией на дефектных уровнях (528 и 567 нм).
Исследования зависимости интенсивности ФЛ оксида цинка I от мощности возбуждающего излучения Wexc было проведено рядом авторов, результаты исследований опубликованы в работах [15-18]. Возбуждение ФЛ осуществлялось излучением с энергией фотона, превышающей ширину запрещенной зоны оксида цинка. Исследования проводились при комнатных температурах в вакууме и в атмосфере кислорода.
Рис.11. Зависимость интенсивности фотолюминесценции от мощности возбуждающего света для наноструктур ZnO, нанесенных на стеклянную подложку, в двойном логарифмическом масштабе.
Установлено, что интенсивность ФЛ зависит от мощности возбуждающего излучения как:
 (3)
Показано, что показатель степени n в выражении (3) для интенсивности экситонной полосы свечения находится в диапазоне 1
Авторами работ установлено, что для экситонной полосы свечения при комнатных температурах показатель степени в выражении (3) изменялся в зависимости от условий измерений [18]. Установлено, что параметр n принимал значения 1.15 и 1.5 в вакууме и на воздухе, соответственно[18]. В литературе показано, что переход от линейной к сверхлинейной зависимости интенсивности ФЛ был обусловлен участием в рекомбинационных процессах поверхностных состояний (в случае оксида цинка - поверхностного адсорбированного кислорода) – поверхностный заряд способствует диссоциации экситонов [18]
Сублинейная зависимость интенсивности свечения I(Wexc) для максимумов в видимом диапазоне свечения оксида цинка наблюдалась в [15-18], где было показано, что для низких мощностей возбуждения (0.035 мВт-1 мВт) вероятность образования экситонов мала и более вероятными переходами являются переходы при участии свободных носителей на соответствующие дефектные уровни. При этом, зависимость интенсивности свечения на дефектных уровнях I(Wexc) носила линейный характер. С последующим ростом мощности возбуждения (3 мВт-35 мВт) вероятность образования экситонов увеличивается и зависимость I(Wexc) для дефектных уровней принимает сублинейный характер [15].
Таким образом, наблюдаемые значения параметра n для полос ФЛ наноструктур оксида цинка хорошо согласуются с ранее опубликованными результатами. Это указывает на важную роль кислорода, адсорбированного на поверхности наноструктур оксида цинка, в процессах ФЛ в исследуемых образцах.
5. Спектры ФЛ наноструктур на основе оксида титана
Спектр фотолюминесценции наноструктур оксида титана представлен на рисунке 12. Для данных наноструктур наблюдалась широкая полоса свечения в области 400-600 нм. Разложение полученного спектра на составляющие позволило определить положения максимумов ФЛ при 461 и 502 нм.
В ряде работ были рассмотрены вопросы, связанные с возникновением люминесценции в наноструктурах оксида титана при комнатной температуре [19-22]. Показано, что в данных нанострукутрах свечение возникает в области длин волн 430-600 нм. Механизмы фотолюминесценции TiO2 до конца не изучены. Предполагается, что люминесценция в длинноволновой области (550-600 нм) обусловлена структурными дефектами на поверхности оксида титана, примесями и междоузельными атомами, в видимом и УФ диапазоне (430-540) – вакансиями кислорода и связанными экситонами (Self trapped excitons-STE) [20]. В данном случае связанным экситоном считается пара двукратно ионизированная вакансия кислорода - электрон, которые локализованы в элементарной ячейке TiO6.
Рис.12.Спектр фотолюминесценции наноструктур TiO2, нанесенных на стеклянную подложку. На вставке представлены спектры разложения на ФЛ пики с помощью программного обеспечении OriginLab 7.0.
Таким образом, можно предположить, что максимум при 502 нм может быть связан с вакансиями кислорода V[O], а максимум при 461 нм обусловлен экситонами (self trapped excitons STE), которые локализуются в элементарной ячейке TiO6.
Спектры фотолюминесценции оксида титана при комнатной температуре в зависимости от мощности возбуждающего света представлены на рисунке 13. Аналогично методике, описанной в предыдущем параграфе, спектры оксида титана раскладывались на отдельные полосы, после чего строилась зависимость интенсивности свечения кажного максимума от мощности возбуждающего излучения (рисунок 14). Из рисунка 14. были определены показатели степени n для максимумов при 461 нм и при 502 нм, которые составляли 1.92 и 1.8, соответственно.
Механизм ФЛ наноструктур оксида титана отличается от ФЛ в оксиде цинка тем, что в TiO2 отсутствуют свободные экситоны, а полосы ФЛ обусловлены вакансиями кислорода и связанными экситонами [19-22]. В литературе нет четкого описания зависимости интенсивности свечения от мощности возбуждения для наноструктур оксида титана. Однако, модель квадратичной зависимости I (Wexc) предложена авторами работы
[23] для полупроводниковых квантовых точек. В данной работе квадратичная зависимость I (Wexc) объяснялась захватом носителей на локальные уровни на границе раздела InAs/GaAs (с последующей безизлучательной рекомбинацией), что, существенно уменьшало концентрацию неравновесных носителей.
Рис.13. Зависимость интенсивности фотолюминесценции наноструктур TiO2, нанесенных на стеклянную подложку, от длины волны при различных значениях мощности возбуждающего света.
В исследуемых наноструктур оксида титана нет межфазных границ раздела, единственной границей раздела с внешней средой служит поверхность наночастиц. Известно, что молекулярный кислород адсорбируется на поверхности оксидов металлов при комнатных температурах и способен захватывать электроны из зоны проводимости [22]. Концентрация поверхностного адсорбированного кислорода имеет конечное значение в виду ограниченности поверхности наноструктур. Следовательно, при возбуждении зона-зонных переходов в оксиде титана возможны два конкурирующих процесса – излучательная рекомбинация и захват электронов на поверхностные центры или их безизлучательная рекомбинация.
Согласно [23] при достаточно высоких мощностях возбуждения (более 40 мВт) в результате полного заполнения локальных уровней (вакансии кислорода) носителями заряда зависимость I (Wexc) переходит из квадратичной в линейную. В нашем случае подобного перехода не наблюдалось в виду фиксированного верхнего предела мощности используемого лазера.
Таким образом, в случае наноструктур оксида титана наблюдались сверхлинейные зависимости зависимость I (Wexc) которые могут быть обусловлены захватом электронов на поверхностные центры адсорбционной природы с последующей безизлучательной рекомбинацией [22].
Рис 14. Зависимость интенсивности фотолюминесценции наноструктур TiO2, нанесенных на стеклянную подложку, от мощности возбуждающего света. |
|
|
Скачать 1.89 Mb.