Физика конденсированного состояния
Лабораторный практикум
Санкт-Петербург
Издательство СПбГЭТУ «ЛЭТИ»
2014
УДК 535.36.001.2(076.3)
Физика конденсированного состояния. Лабораторный практикум. Под ред. А. И. Соколова. Сост.: В. П. Афанасьев, А. М. Василевский, К. Б. Варнашев, В. Н. Гульков,
Г. А. Коноплев, Е. В. Орлов, Д. В. Пахнин, А. И. Соколов, Б. Н. Шалаев. СПб.: Изд-во СПбГЭТУ «ЛЭТИ», 2010. 00 с.
Содержит описания лабораторных работ по физике конденсированного состояния. Приведена методика исследования электрических, тепловых и оптических явлений в твердых телах.
Предназначены для студентов направления 200100 «Электроника и микроэлектроника», а также могут быть полезны инженерно-техническим работникам в этой области знаний.
Утверждено
редакционно-издательским советом университета
в качестве лабораторного практикума
@ СПбГЭТУ «ЛЭТИ», 2014
ВВЕДЕНИЕ
Физика – наука экспериментальная. В самой полной мере это справедливо в отношении физики конденсированного состояния. Постановка экспериментов, анализ их результатов, определение физических характеристик различных материалов не просто призваны служить иллюстрацией к тому, о чем говорится на лекциях и что написано в учебниках. Работа в лаборатории позволяет увидеть на практике, как проводится физический эксперимент, познакомиться с тем, как устроена и работает соответствующая аппаратура, научиться самостоятельно получать конкретные опытные данные и оценивать степень их достоверности (точности). В этом смысле лаборатория является очень важной частью подготовки современного специалиста в области электроники.
В данной брошюре приведены описания лабораторных работ по физике конденсированного состояния, которые выполняются студентами 3 курса факультета электроники и студентами открытого факультета. Целью этих работ является, в основном, исследование электрических, оптических и тепловых свойств твердых тел. В четырех работах изучаются кинетические явления в металлах и полупроводниках, три работы посвящены исследованию электронных спектров и статистики носителей заряда (ширина запрещенной зоны, положение уровня Ферми и т. п.). Указаниям по выполнению работ предпосланы вводные разделы, цель которых – кратко напомнить физику изучаемых явлений; эти разделы ни в коей мере не заменяют конспект лекций и, тем более, учебник (список подходящих книг можно найти в конце брошюры). Наряду с описанием экспериментальных установок приведены конкретные инструкции по выполнению лабораторных работ и обработке полученных результатов. Завершают разделы, посвященные конкретным лабораторным работам, перечни требований к содержанию отчета и списки контрольных вопросов. Если вы хорошо подготовились к выполнению работы, вы легко ответите на них. Если же ответы вам не очевидны, соответствующий материал надо «пройти» еще раз.
2. ИССЛЕДОВАНИЕ РАЗМЕРНОГО ЭФФЕКТА В ТОНКИХ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ПЛЕНКАХ
Цель работы: знакомство с размерным эффектом в электропроводности тонких пленок и с методикой исследования зависимости удельной электропроводности металлических пленок от их толщины.
2.1. Общие сведения
При наличии градиента потенциала в проводящих средах происходит направленный перенос электрического заряда – течет электрический ток. Кинетическая энергия, приобретаемая электронами при действии на них электрического поля, вследствие рассеяния электронов на нерегулярностях кристаллической решетки превращается в джоулево тепло, т. е. перенос электрического заряда в проводнике характеризуется некоторым электрическим сопротивлением. Удельная электропроводность металла определяется формулой Друде-Лоренца
, (2.1)
где n – концентрация электронов проводимости («свободных» электронов), e – заряд электрона, 
– его эффективная масса, а 
– средняя длина свободного пробега электронов, обладающих энергией Ферми 
, т. е. движущихся с фермиевской скоростью
. (2.2)
Для образца с достаточно большими геометрическими размерами длина свободного пробега ограничивается рассеянием свободных электронов на внутренних нерегулярностях кристаллической решетки: тепловых колебаниях (фононах), примесных атомах и других дефектах структуры. В этом случае значение 
определяется только свойствами самого металла и не зависит от геометрии образца, т. е. значение удельной электропроводности является характеристикой материала, а не образца.
По мере сокращения поперечных размеров проводника (тонкие пленки, проволоки малого диаметра), заметную роль начинает играть ограничение длины свободного пробега электронов поверхностями образца, которые действуют как дополнительные рассеивающие центры. Вследствие этого длина свободного пробега электронов, а, следовательно, и удельная электропроводность утрачивают свойства констант данного вещества и становятся зависящими от конкретных геометрических размеров образца – возникает размерный эффект в электропроводности. Впервые на размерный эффект в образцах с малым поперечным сечением указал Дж. Дж. Томсон в 1901 г.
Рассмотрим размерный эффект в пленке, т. е. в образце, ограниченном двумя параллельными плоскостями. В принципе, теория данного явления должна строиться на основе уравнения Больцмана, описывающего кинетику электронного газа во внешнем электрическом поле при учете рассеяния электронов на границах образца. Однако даже в простейших случаях решение этого уравнения сопряжено с большими трудностями. Поэтому мы ограничимся здесь элементарным физическим анализом размерного эффекта, который позволит нам получить оценочные формулы, справедливые по порядку величины, а затем приведем без вывода результаты последовательной кинетической теории.
Итак, обратимся сначала к случаю толстой пленки, т. е. пленки, толщина h которой много больше средней длины свободного пробега электрона в рассматриваемом металле. Длина волны, отвечающая блоховской волновой функции электрона с энергией 
, составляет доли нанометра. Характерные же размеры шероховатостей, всегда имеющихся на поверхности пленки, редко оказываются меньше 10-100 нм. Поэтому рассеяние электрона на границе образца неизбежно сопровождается изменением касательной составляющей его импульса (скорости); такое рассеяние называется диффузным. Диффузное рассеяние порождает дополнительное электросопротивление, которое можно оценить следующим образом. Будем считать, что электроны, рассеивающиеся на границах образца, тормозятся настолько сильно, что вообще не участвуют в переносе заряда. Доля таких электронов, находящихся в пристеночных слоях с толщиной порядка , составляет, очевидно, величину порядка 
. Соответственно, эффективная проводимость материала с учетом размерного эффекта 
должна отличаться от объемной на фактор 
:
. (2.3)
Последовательный расчет на основе кинетического уравнения Больцмана в случае толстых пленок дает:
. (2.4)
Как и следовало ожидать, наша грубая оценка вклада поверхностного рассеяния в электросопротивление пленки оказалась завышенной. Реально, конечно, средняя скорость электронов в пристеночных слоях отлична от нуля, и они участвуют (хотя и в меньшей мере, чем электроны в объеме) в формировании полного тока.
Рассмотрим теперь случай тонких пленок, для которых 
. В этом пределе рассеяние электронов на границах образца доминирует над другими видами рассеяния (электрон-фононным, дефектным), и эффективная длина свободного пробега 
должна по порядку величины совпадать с толщиной пленки h. Это значит, что средняя длина пробега электрона в пленке уменьшается по сравнению с массивным образцом примерно в раз. Во столько же раз должна падать и эффективная элетропроводность:
. (2.5)
|
Рис. 2.1. Зависимость 
1 – теория, 2 – эксперимент
|
Реально, однако, ситуация оказывается несколько сложнее. Дело в том, что оценка 
справедлива не для всех электронов, а лишь для тех, чьи импульсы почти перпендикулярны поверхности пленки. Но эти электроны практически не дают вклада в ток. Электроны же, движущиеся под углом к нормали и участвующие в формировании тока, имеют длины пробега, существенно превышающие h. В результате средняя эффективная длина свободного пробега электрона в тонкой пленке оказывается заметно большей, чем h, и вследствие размерного эффекта падает не столь сильно, как предписывает формула (2.5). Решение задачи в рамках уравнения Больцмана подтверждает этот вывод. В пределе 
оно дает:
. (2.6)
Формулы (2.4) и (2.6) справедливы, как указывалось, в асимптотических областях и . При промежуточных толщинах 
простое аналитическое выражение для получить не удается. Графическая зависимость от h представлена на рис. 2.1 (кривая 1). Здесь же приведена и типичная зависимость 
, полученная в эксперименте (кривая 2). Значения 
и реальных пленок обычно оказываются меньше рассчитанных. Это расхождение обусловлено особенностями структуры реальных пленок (наличием зерен, островков, инородных включений), которые в свою очередь тесно связаны с технологией их изготовления.
Как следует из выражений (2.4), (2.6) и графика на рис. 2.1, заметные изменения эффективной электропроводности наблюдаются при толщине пленки, по порядку величины равной или меньшей длины свободного пробега электронов в массивном образце. Так как для большинства чистых металлов при комнатной температуре = 30…50 нм, а обычно используемые проводники имеют поперечные размеры более 1 мкм, то в них размерный эффект не проявляется. В этих случаях можно пользоваться значениями , полученными на массивных образцах. В то же время тонкопленочные элементы современных микроэлектронных устройств могут иметь толщины, при которых размерный эффект становится ощутимым.
Аналогичные размерные эффекты имеют место и для других параметров вещества, например, для температурного коэффициента сопротивления, коэффициента теплопроводности, термоЭДС и т. п.
2.2. Постановка и методика проведения работы
В работе изучается размерный эффект электропроводности в тонких пленках золота. Исследуемые пленки 1 (рис. 2.2) получены путем конденсации в вакууме паров золота на полосках 2 из стекла, выполняющих роль подложек. Подключение пленок в схему для измерения электрического сопротивления производится с помощью выводов 3 из медной проволоки, которые подпаяны к относительно толстым контактным площадкам 4, полученным методом вжигания в стекло серебряной пасты. Набор подложек с пленками золота различной толщины монтируется внутри блока из плексигласа. Через коммутатор SA (рис. 2.3) исследуемые образцы поочередно подключаются к цифровому омметру.
Для толщин, при которых размерный эффект становится заметным, практически удобные методы прямого измерения толщины металлических пленок, не сопровождающиеся их разрушением, отсутствуют. Поэтому в данной работе толщина пленок определяется косвенно, по зависимости оптической прозрачности пленок 
от их толщины. Эта зависимость была предварительно установлена экспериментально с помощью специальных измерений.
Рис. 2.2. Исследуемые образцы
Коэффициент прозрачности пленок определяется с помощью устройства, схематически представленного на Рис. 2.3. Узкий пучок света от лампы накаливания 1, сформированный с помощью системы линз 2, 4 и диафрагмы 3 между ними, фокусируется на поверхности контролируемой пленки 5. Прошедший через пленку поток падает на фотоэлемент 6, который замкнут на микроамперметр 
. Показания микроамперметра 
линейно зависят от величины падающего на фотоэлемент светового потока, поэтому 
,
Рис. 2.3 Схема измерительной установки
где 
- значение фототока, соответствующее оптическому потоку, прошедшему через свободную от металла стеклянную подложку. Определив коэффициенты прозрачности каждой из исследуемых пленок, по графику рис. 2.4 можно определить их толщину.
Рис. 2.4. Зависимость коэффициента пропускания света от толщины пленки
Зная электрическое сопротивление R пленки, ее длину L, ширину b и толщину h (рис. 2.2), можно найти удельную электропроводность пленки с помощью соотношения
. (2.7)
Ширина пленки совпадает с шириной подложки и для всех образцов равна 4 мм. Длина образцов задается расстоянием между контактными площадками и составляет 30 мм.
При сопоставлении экспериментально полученных данных для с результатами теоретической оценки длина свободного пробега электронов проводимости в массивном образце рассчитывается с помощью выражения (2.1), в котором энергию Ферми с достаточной степенью точности можно считать не зависящей от температуры и равной
, (2.8)
где 
− постоянная Планка. Концентрация свободных электронов в металле оценивается в предположении, что ими являются все валентные электроны, откуда
, (2.9)
где 
− число Авогадро, 
− плотность металла, 
− его атомная масса, а 
− валентность.
2.3. Порядок выполнения работы
2.3.1. На основании выражений (2.1), (2.2), (2.8) и (2.9) рассчитать длину свободного пробега электронов проводимости в золоте. Для золота при комнатной температуре = 46.0∙106 1/Ом∙м, = 19.3∙103 кг/м3. Атомная масса золота = 197 кг/кмоль, Величину w считать равной 1, а эффективную массу электрона m* взять равной массе электрона в вакууме 9.1∙10 -31 кг.
2.3.2. Измерить коэффициент прозрачности пленок и по графику рис. 2.4 определить их толщину. Сопоставить найденное значение со значениями h исследуемых пленок.
2.3.3. Измерить электрическое сопротивление образцов и по заданным значениям L, b и h с помощью выражения (2.7) вычислить значения и отношение 
.
2.3.4. Построить график экспериментальной зависимости от 
. Значения откладывать в логарифмическом масштабе, значения − в линейном.
2.3.5. По формуле (2.6) рассчитать значения для = 0.05, 0.1, 0.2, по формуле (2.4) – для = 3, 5, 10 и на графике построить теоретическую зависимость от .
2.4. Содержание отчета
Отчет по работе должен содержать:
1. Схему установки для исследования электропроводности пленок.
2. Расчет длины свободного пробега электронов проводимости в массивном образце золота.
3. Таблицу результатов измерений и вычислений и пример расчета , поясняемый эскизом исследованных образцов.
4. Таблицу с результатами расчета по формулам (2.4) и (2.6).
5. Графики зависимостей от , построенные на основании экспериментов и теоретических расчетов;
6. Сопоставление и анализ результатов измерений и расчетов.
2.5. Контрольные вопросы
В чем заключается размерный эффект в электропроводности тонких пленок?
Почему удельная электропроводность реальных пленок ниже рассчитанной с учетом размерного эффекта?
В чем состоит выбранная методика определения толщины пленок?
Будет ли проявляться размерный эффект при зеркальном отражении электронов от поверхности образца?
3. определение ширины запрещенной зоны по краю собственного поглощения
Цель работы: экспериментальное исследование спектров оптического поглощения полупроводников и диэлектриков; определение положения и формы края собственного поглощения материалов с различной структурой зон; расчет ширины запрещенной зоны.
Общие сведения
Согласно квантовой механике энергии стационарных состояний электронов в изолированных атомах имеют дискретные значения. Твердое тело представляет собой ансамбль огромного числа атомов, химическая связь между которыми объединяет их в кристаллическую решетку. Если бы атомы не взаимодействовали друг с другом, ансамбль из N атомов имел бы N-кратно вырожденные энергетические уровни. Взаимодействие снимает это вырождение, и дискретные уровни отдельных атомов расщепляются в энергетические зоны. Решение уравнения Шредингера в альтернативных предельных случаях – приближении сильной и приближении слабой связи – дает качественно одну и ту же картину электронного энергетического спектра кристалла. В обоих случаях разрешенные и запрещенные зоны чередуются друг с другом, а число одноэлектронных состояний в разрешенных зонах кратно числу атомов, т. е. макроскопически велико. Это позволяет говорить о квазинепрерывном распределении энергетических уровней внутри разрешенных зон.
Наиболее важными в плане определения электронных свойств твердых тел являются последняя заполненная и следующая за ней зоны энергий. Верхняя полностью заполненная при T = 0 К энергетическая зона в полупроводниках получила название валентной зоны, а следующую за ней зону называют зоной проводимости. Энергетическая щель между верхом валентной зоны 
и дном зоны проводимости 
называется запрещенной зоной.
Ширина запрещенной зоны 
составляет от нескольких сотых до нескольких электрон-вольт для полупроводников и свыше 6 эВ для диэлектриков. Полупроводники с шириной запрещенной зоны менее 0.3 эВ называют узкозонными, а полупроводники с шириной запрещенной зоны более 3 эВ – широкозонными.
Экспериментально величину определяют путем исследования различных физических эффектов, связанных с переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости. Если такие переходы являются следствием термической активации, то можно найти по температурной зависимости удельного сопротивления или коэффициента Холла в области собственной проводимости. Если активация происходит в результате поглощения квантов света, то ширину запрещенной зоны находят по краю собственного поглощения. Величину можно оценить также из измерений магнитной восприимчивости, теплопроводности, с помощью опытов по туннелированию при низкой температуре и т. п.
По сравнению с электрофизическими методами определения ширины запрещенной зоны, оптический метод, который реализуется в данной работе, является одним из наиболее точных и универсальных, в особенности для широкозонных полупроводников. Он не требует нанесения на поверхность образца металлических контактов и хорошо работает не только для «чистых» материалов.
Рассмотрим основные процессы, которые имеют место при взаимодействии оптического излучения с полупроводником. При прохождении оптического излучения через полупроводник происходит его ослабление вследствие процессов отражения и поглощения. Пусть на плоскопараллельную пластину полупроводника падает параллельный пучок монохроматического излучения интенсивностью 
(рис. 3.1). Спектральный коэффициент пропускания пластины 
, который может быть экспериментально измерен с помощью спектрофотометра, представляет собой отношение интенсивности прошедшего через образец излучения 
к интенсивности падающего излучения :
. (3.1)
В соответствии законом Бугера-Ламберта и с учетом отражения от поверхностей образца коэффициент пропускания равен:
. (3.2)
Здесь
(3.2а)
– коэффициент френелевского отражения от поверхности кристалла, 
– показатель преломления полупроводника, 
– коэффициент поглощения, 
– толщина образца. В области сильного поглощения многократными отражениями внутри образца можно пренебречь и выражение (3.2) существенно упрощается:
, (3.3)
Рис. 3.1. Прохождение излучения через пластину полупроводника
Коэффициент поглощения является характеристикой поглощающей среды и зависит от длины волны излучения. Зависимость коэффициента поглощения от энергии фотона 
или длины волны излучения 
называют спектром поглощения. Выражение (3.3) позволяет рассчитать спектр поглощения материала по экспериментально измеренному на спектрофотометре спектру пропускания плоскопараллельного образца 
.
В полупроводниках различают пять основных механизмов оптического поглощения:
- собственное (фундаментальное);
- экситонное;
- поглощение свободными носителями;
- примесное;
- решеточное.
В ультрафиолетовой (УФ), видимой и ближней инфракрасной (ИК) областях спектра доминирующим является собственное (фундаментальное) поглощение, обусловленное переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости. Экситонное поглощение связано с образованием экситонов – квазичастиц, представляющих собой связанные состояния электронов и дырок; оно наблюдается только в особо чистых полупроводниках при низких температурах. Поглощение свободными носителями, примесное поглощение и решеточное поглощение проявляются в ИК и дальней ИК области.
При взаимодействии электронов полупроводника с электромагнитным излучением должны выполняться два закона: закон сохранения энергии и закон сохранения квазиимпульса:
,
где E, p – энергия и квазиимпульс электрона до взаимодействия с фотоном, E′, p′ – энергия и квазиимпульс после взаимодействия, 
– энергия фотона, ħ k – импульс фотона. Импульс фотона очень мал по сравнению с квазиимпульсом электрона, поэтому им можно пренебречь, так что p′ = p. Последнее соотношение показывает, что при взаимодействии электрона в кристалле с полем излучения возможны только такие переходы, при которых квазиимпульс (волновой вектор) электрона сохраняется. Эти переходы принято называть вертикальными или прямыми.
При изучении собственного поглощения полупроводника следует учитывать особенности его зонной структуры. Полупроводники можно разделить на две группы, в которых механизмы межзонных переходов существенно различаются. В прямозонных полупроводниках экстремумы валентной зоны и зоны проводимости расположены в одной и той же точке зоны Бриллюэна, обычно в точке k = 0, что обеспечивает выполнение закона сохранения квазиимпульса. К прямозонным полупроводникам относятся такие широко используемые материалы как арсенид галлия, нитрид галлия, антимонид индия и ряд других.
| 
|
| Рис. 3.2, а. Собственное поглощение при прямых межзонных переходах | Рис. 3.2, б. Оптические переходы в полупроводнике со сложными энергетическими зонами |
Если матричный элемент перехода отличен от нуля в первом порядке теории возмущений, то такой переход называют разрешенным. На рис. 3.2, а показаны прямые разрешенные переходы. Для полупроводников, у которых зона проводимости и валентная зона обладают сферической симметрией, коэффициент собственного поглощения для прямых разрешенных переходов выражается формулой:
(3.4)
В соответствии с законом сохранения энергии прямые межзонные переходы возможны лишь тогда, когда энергия фотона превышает ширину запрещенной зоны полупроводника, или для излучения с длиной волны не превышающей некоторого критического значения 
, называемого краем собственного поглощения.
В непрямозонных полупроводниках, к которым принадлежат кремний и германий, экстремумы валентной зоны и зоны проводимости расположены в разных точках зоны Бриллюэна (рис. 3.2, б). Выполнение закона сохранения квазиимпульса в этом случае обеспечивается за счет участия в процессе третье частицы – фонона. Непрямые переходы могут происходить как с поглощением, так и с испусканием фонона; зависимость коэффициента поглощения от энергии фотона при этом разделяется на две ветви:
(3.5)
Соотношения (3.4), (3.5) справедливы в ограниченном диапазоне изменения энергии фотонов, соответствующих переходам с энергетических уровней вблизи потолка валентной зоны на уровни вблизи дна зоны проводимости, где зависимость 
может быть аппроксимирована параболой.
Для определения ширины запрещенной зоны по спектру поглощения для прямых разрешенных переходов необходимо построить график зависимости квадрата коэффициента поглощения 
от энергии фотона , выделить на нем линейный участок и экстраполировать его до пересечения с осью абсцисс. Точка пересечения прямой с осью позволяет определить (рис. 3.3, а). В случае непрямых переходов следует построить график 
, на котором присутствует два линейных участка соответствующих переходам с поглощением и испусканием фотона, и экстраполировать их до пересечения с осью абсцисс. Ширина запрещенной зоны в этом случае определяется по средней точке отрезка ограниченного точками пересечения экстраполирующих прямых с осью абсцисс (рис. 3.3, б).
| 
|
Рис. 3.3, а. Зависимость  для прямых разрешенных переходов
| Рис. 3.3, б. Зависимость для непрямых переходов
|
Измерительная установка
Используемый в работе спектрофотометр построен по схеме Роуланда с вогнутой дифракционной решеткой и многоэлементным ПЗС-фотоприемником. Структурная схема прибора (рис.3.4) включает в себя осветительную систему, полихроматор, приемно-регистрирующее устройство и персональный компьютер.
В состав осветительной системы входят два источника света: дейтериевая лампа ДДС-30 1 и лампа накаливания 2, а также сферическое осветительное зеркало 3, поворотом которого осуществляется выбор источника. Дейтериевая лампа предназначена для работы в УФ-области, лампа накаливания используется для видимой области спектра. Сфокусированный сферическим зеркалом 3 пучок проходит через кювету с исследуемым раствором 4 и направляется на входную щель полихроматора 5. Далее, отразившись от плоского зеркала 6, свет попадает на вогнутую дифракционную решетку 7. Отразившись от решетки, излучение разлагается в спектр, который фокусируется на ПЗС-линейке приемно-регистрирующего устройства 8.
Рис. 3.4. Структурная схема спектроанализатора
Выходной сигнал с ПЗС поступает на контроллер, который усиливает его и преобразует в цифровой код. В контроллере применен 10-разрядный АЦП, погрешность преобразования которого равна 
. Затем сигнал в виде цифрового кода направляется в LPT-порт персонального компьютера, оснащенного специализированным программным обеспечением. Спектр сохраняется в памяти ПК в виде текстового файла, имеющего расширение *.spe, который содержит начальную и конечную длины волн рабочего спектрального интервала, а также 512 дискретных значений коэффициента пропускания, соответствующих каждому из каналов фотоприемника.
Минимальный промежуток времени, который требуется для регистрации одного спектра, составляет 8 мс. В реальных условиях для достижения необходимого уровня сигнала на выходе ПЗС экспозицию (время накопления заряда) увеличивают в 10…20 раз от минимального значения. Также для уменьшения влияния шумов проводится усреднение по нескольким (от 1 до 20) последовательно полученным представлениям спектра. С учетом накопления и усреднения время одного измерения не превышает 2 с.
Таблица 3.1
Технические характеристики спектрофотометра
| Рабочий спектральный диапазон | 170…620 нм | |
| Спектральное разрешение | ~1 нм | |
| Дифракционная решетка | Вогнутая, число штрихов N 1 = 300 шт./мм; угол блеска a = 1.7°; радиус кривизны R = 100 мм; высота штриха H = 25 мм | |
| Источник Излучения | УФ-область | Дейтериевая лампа ДДС-30 |
| Видимая область | Лампа накаливания | |
| Фотоприемник | ПЗС (512 элементов), неохлаждаемый | |
| Время регистрации одного спектра | От 8 мс до 2 с | |
| Внешний интерфейс | LPT | |
| Питание | 220 В, 50 Гц |
Перед началом записи спектров регистрируются и фиксируются в памяти ПК темновой сигнал ПЗС и сигнал, соответствующий уровню 100%-го пропускания. Темновой сигнал измеряется при закрытой заслонке монохроматора, уровень 100%-го пропускания - при установленном в кюветное отделение прибора эталоне. При этом коэффициент пропускания вычисляется компьютером в соответствии с формулой
,
где 
– интенсивность, соответствующая темновому сигналу, – интенсивность излучения, прошедшего через образец, – интенсивность излучения, прошедшего через эталон.
Основные технические характеристики прибора, а также данные о дифракционной решетке и фотоприемнике приведены в табл. 1.
Задания и указания к их выполнению
Задание 3.3.1. Измерить спектр пропускания оптического фильтра.
Включить питание полихроматора и блока источников излучения. Вывести образец из пучка. Установить требуемую чувствительность ПЗС (определяется по уровню 100% сигнала) и накопление. В дальнейшем эти значения не изменять.
Провести калибровку прибора. Закрыть заслонку, зафиксировать уровень темнового сигнала. Открыть заслонку, зафиксировать уровень 100% сигнала. Перейти в режим измерения пропускания.
Ввести в пучок фильтр НС-8. Наблюдать на экране спектр пропускания фильтра и сравнить его с эталонным (см. приложение), сохранить спектр в файл.
ВНИМАНИЕ! Повторное включение блока источников возможно не ранее чем через 5 минут после выключения.
Задание 3.3.2. Измерить спектры пропускания образцов полупроводников.
Повторить калибровку прибора (см. Задание 3.3.1). Последовательно устанавливать в пучок исследуемые образцы, наблюдать спектры пропускания, сохранить спектры в файл.
Задание 3.3.3. Рассчитать спектры поглощения исследуемых материалов.
Импортировать спектры в книгу MS Excel. Используя выражение (3.3) рассчитать коэффициент поглощения на каждой длине волны. Данные о показателе преломления и толщине образцов приведены на лабораторном стенде.
Построить графики зависимости и для всех исследуемых образцов. Для нахождения энергии фотона использовать расчетную формулу 
.
Выделить на графиках линейные участки и экстраполировать их до пересечения с осью абсцисс. Определить ширину запрещенной зоны в соответствии с описанной методикой.
Примечание. При построении графиков в MS Excel необходимо самостоятельно задать длину волны и энергию фотона для каждого канала, используя данные о границах рабочего спектрального диапазона и числе каналов ПЗС, которые приведены на лабораторном стенде.