Nach oben pdf OPUS 4 | Elektronische Struktur und Grenzflächeneigenschaften von epitaktischen Chalkopyrit-Schichten

OPUS 4 | Elektronische Struktur und Grenzflächeneigenschaften von epitaktischen Chalkopyrit-Schichten

OPUS 4 | Elektronische Struktur und Grenzflächeneigenschaften von epitaktischen Chalkopyrit-Schichten

In der Dünnschicht-Chalkopyrit-Solarzellentechnologie werden für Absorber mit großem Absorptionskoeffizienten Fenstermaterialien aus einem transparenten Material mit größerer Bandlücke verwendet. Weiterhin muss dieses Material n-leitend sein. ZnO mit einer Bandlücke von 3.44 eV [17] erfüllt diese Anforderungen und wird daher als Fensterschicht für Chalkopyrit-Solarzellen verwendet. Wie in Kapitel 1 bereits gezeigt, besteht die Fensterschicht einer Chalkopyrit-Solarzelle jedoch meist aus drei Schichten, die unterschiedliche elektronische Eigenschaften erfüllen müssen. Den Heterokontakt zum Absorber bildet eine Pufferschicht. Einflüsse durch Inhomogenitäten oder Abscheideleerräume, „pin holes“ sollen durch eine intrinsische ZnO-Schicht reduziert werden. Der erzeugte Photostrom wird dann durch eine hoch dotierte ZnO:Al Schicht an die Netz-Kontakte abgeführt [124]. Bei der Herstellung von Chalkopyrit-basierten Solarzellen wird die CdS Pufferschicht nasschemisch auf den Absorber aufgetragen. Eine Unterbrechung des Vakuumprozesses zwischen der Deposition des Absorbers und der ZnO-Fensterschicht ist bei der Verwendung von CdS als Pufferschicht nahezu unumgänglich. Vereinzelt gibt es Versuche, das CdS mittels physikalischer Gasphasenabscheidung aufzubringen [125]. Weiterhin ist die Bandlücke von CdS mit 2.42 eV [126] nicht optimal für die Effizienz der Solarzelle, da Licht unter einer Wellenlänge von ca. 516 nm absorbiert wird, noch bevor dieses überhaupt den Absorber erreichen kann. Zudem ist CdS eine toxische, umweltgefährdende Verbindung. Eine Vermeidung dieses Schwermetalls bei der Herstellung von Solarzellen wäre demnach wünschenswert. Eine nicht-toxische, umweltfreundliche Alternative zu CdS stellt ZnO dar. Daher soll in diesem Abschnitt die Grenzfläche CuGaSe 2
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OPUS 4 | Elektronische Struktur epitaktischer Chalkopyrite und deren Heterokontakte für die Photovoltaik

OPUS 4 | Elektronische Struktur epitaktischer Chalkopyrite und deren Heterokontakte für die Photovoltaik

Schichten zu erreichen. Die Herstellung geordneter Oberfl¨ achen ist in den zur Defektbildung neigenden Chalkopyriten wesentlich komplizierter als in elementaren oder bin¨ aren Halblei- tern. Selbst Proben die Beugungsexperimenten eine geordnete Struktur aufweisen erreichen keine hohe Aufl¨ osung im STM. Einige m¨ ogliche Ursachen f¨ ur diese Schwierigkeiten werden am Ende des Abschnitts diskutiert. Zuvor werden einige hochaufgel¨ oste Daten vorgestellt. Abb. 4.18a zeigt die typische Beschaffenheit der Terrassen einer leicht kupferarmen (112)- Probe. Diese erscheinen auf einem gr¨ oßeren Maßstab betrachtet atomar glatt (Abb. 4.16b), bei h¨ oherer Aufl¨ osung jedoch stark aufgeraut. Dies ist insofern verwunderlich, als die Refle- xe im LEED-Bild eine geordnete Oberfl¨ ache erwarten lassen. Eine Periodizit¨ at der Struktur l¨ asst sich nicht erkennen, zudem ist der typische Abstand der Maxima und Minima im Be- reich von 2-10 nm zu groß, um mit Rekonstruktionen bzw. der Chalkopyrit-Einheitszelle in Verbindung gebracht zu werden. Die Stufenkanten erscheinen nicht gerade sondern m¨ aan- drieren leicht. Die Stufenh¨ ohe betr¨ agt 0.5 - 0.6 nm, liegt also wie zu erwarten im Bereich einer Atom-Doppellage.
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OPUS 4 | Elektronische Struktur dünner Halbleiterfilme (Chalkopyrite) als Absorbermaterialien für Dünnschichtsolarzellen

OPUS 4 | Elektronische Struktur dünner Halbleiterfilme (Chalkopyrite) als Absorbermaterialien für Dünnschichtsolarzellen

Für die Herstellung von Chalkopyrit-Filmen definierter Dicke als Absorbermaterial für CIS-Solarzellen haben sich verschiedene Methoden der Abscheidung aus der Gasphase bewährt. Innerhalb der großen Gruppe der Gasphasenabscheide-Techniken lassen sich zwei Prinzipien voneinander unterscheiden. Die sogenannte physical vapor deposition (PVD) gründet sich auf der physikalischen Abscheidung durch Kondensation der in elementarer Form am Substrat vorliegenden Kristallkomponenten. Im Gegensatz dazu gründet sich die chemical vapor deposition (CVD) auf einer chemischen Reaktion an der erhitzten Substratoberfläche. Dabei scheiden sich die Feststoffe bei bestimmten Reaktionstemperaturen aus flüchtigen Verbindungen (Precursor) ab, in denen die elementaren Bausteine des Kristalls gebunden sind. Der Ausdruck vapor deposition (VD) ist dabei ein Oberbegriff, der die grundsätzliche Abscheidungsmethode bezeichnet. Handelt es sich dabei um die Abscheidung von epitaktischen Schichten, so wird dies in der Regel mit der Bezeichnung vapor phase epitaxy (VPE) deutlich gemacht, die die vapor deposition (VD) ersetzt. Daher finden sich für viele Techniken oft redundante Bezeichnungen, die den Unterschied im verwendeten Substrat bzw. Endprodukt bezeichnen, wie zum Beispiel bei der MOCVD bzw. MOVPE [Foor1997].
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OPUS Würzburg | Elektronische Struktur von Halbleiteroberflächen mit starker Spin-Bahn-Wechselwirkung: Topologie, Spinpolarisation und Robustheit

OPUS Würzburg | Elektronische Struktur von Halbleiteroberflächen mit starker Spin-Bahn-Wechselwirkung: Topologie, Spinpolarisation und Robustheit

men sind bei dieser Aussage Verschiebungen von Volumenzuständen durch die veränderte chemische Umgebung der Oberflächenatome des Kristalls (engl. surface core level shift). In Halbleitern hingegen wird durch die geringere Anzahl freier Ladungsträger die Bandverbie- gung im Allgemeinen erst innerhalb der ersten atomaren Lagen kontinuierlich abgebaut, sodass bspw. in Experimenten mit Na/p-GaAs(110) auch stark gebundene Volumenzu- stände in Photoemissionsmessungen verschoben erscheinen [157]. Zusammenfassend lässt sich sagen, dass elektronische Strukturen der Kristalloberfläche stärker durch Bandver- biegungen beeinflusst werden als Volumenstrukturen. Im Fall der hier beobachteten Cs- Adsorbtion wurde eine geringere Verschiebung des Kreuzungspunktes des topologischen Oberflächenzustands mit dem obersten Valenzband relativ zur restlichen Bandstruktur beobachtet. Im Hinblick auf die in Kapitel 4.2 diskutierten Veränderungen der Wellen- funktion des TSS und des BVB1 ist diese Beobachtung nicht mit gewöhnlichen Einflüssen durch Bandverbiegung zu erklären. Ein möglicher Erklärungsansatz könnte ein direkter Einfluss der Cs-Adatome auf die zugrunde liegenden Wellenfunktionen der Zustände sein. Diese Art der Einflüsse von Alkaliadatomen auf die charakteristischen Parameter (z.B. ef- fektive Masse oder Spin-Bahn-Kopplung) elektronischer Oberflächenstrukturen ist bereits in der Oberflächenlegierung Bi/Cu(111) beobachtet worden [91]. Dadurch könnten sich die Übergangsmatrixelemente dahingehend verändern, dass der Kreuzungspunkt, welcher durch eine erhöhte spektrale Intensität identifiziert wird, an einer anderen Stelle erscheint. Unterstützt wird diese These durch den Vergleich der Wellenvektoren, bei denen die erhöh- te Intensität sichtbar wird. Hier zeigt sich, dass die Kreuzungspunkte aneinanderrücken (∆k || (Sb 2 Te 3 ) ≈ 0.17 Å −1 , ∆k || (Cs/Sb 2 Te 3 ) ≈ 0.14 Å −1 ). Die systematische Analyse der
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Atomare und elektronische Struktur von Akzeptorkomplexen und Oberflächen des Zinkoxids

Atomare und elektronische Struktur von Akzeptorkomplexen und Oberflächen des Zinkoxids

Die Relaxation der Atompositionen deutet auf die Ausbildung einer Bindung hin, die sich auch in der elektronischen Struktur des Komplexes widerspiegelt. Abbildung 4.9 b) zeigt den Vergleich der Mn-3d- und O-2p-projizierten Zustandsdichte der Einzel- defekte und des Mn−O i -Defektkomplexes. Die zu Beginn des Kapitels diskutierten 3d- Zustände des isolierten Mn liegen vollständig besetzt im unteren Bereich der Bandlücke. Die 2p-Niveaus des interstitiellen Sauerstoffakzeptors sind, wie zu erwarten, ebenfalls an der Valenzbandkante zu finden. Die Fermi-Energie liegt hier innerhalb der Niveaus, da der neutrale Akzeptor O i 0 nur vier p-Elektronen besitzt. Bringt man beide Defekte zusammen, so geht ein Elektron der Mn-3d-Niveaus auf den Sauerstoffakzeptor über. Infolge des Ladungstransfers kommt es zur Verschiebung eines nun unbesetzten Mn-3d- Niveaus in das Leitungsband. Der neutrale Mn−O i -Komplex zeigt demnach ein unbe- setztes Niveau mit d-Charakter. Berechnungen der Umladungsniveaus des Komplexes analog zu den Ausführungen für isoliertes Mangan ergeben zwei Ladungswechsel bei ε Mn−O i (0/−) = E V + 1.78 eV und ε Mn−O i (−/2−) = E V + 5.32 eV. Der Mn−O i -Komplex
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OPUS 4 | Präparation und in-situ Charakterisierung MBE-gewachsener Kupferindiumdisulfid-Schichten

OPUS 4 | Präparation und in-situ Charakterisierung MBE-gewachsener Kupferindiumdisulfid-Schichten

mit G als reziprokem Gittervektor des Volumens erfüllt ist. Diese Bedingung ist äquivalent zur Bragg-Gleichung 2 ×d hkl ×sinQ = l mit dem Netzebenenabstand d hkl und den Miller’schen Indizes (h,k,l). Damit lassen sich die gemessenen Winkel der Linien in den Diffraktogrammen den entsprechenden Netzebenen und ihren Phasen zuordnen. Zusätzlich wurden für die Auswertung die katalogisierter JCPDS-ICDD Daten für das Cu-In-S-System herangezogen. Des weiteren hängt die Intensität der Beugungsreflexe von den atomaren Streufaktoren f und vom Strukturfaktor F hkl ab (zur näheren Behandlung sei auf die Standardliteratur z.B. [142] verwiesen). Der Strukturfaktor berücksichtigt dabei, daß es zur Auslöschung von Beugungsreflexen an verschiedenen Netzebenen durch destruktive Interferenz kommen kann. Dies führt zu Auslöschungsregeln, die typisch sind für die Gitterstruktur und Symmetrie der betrachteten Verbindung. So lassen sich für Chalkopyrite, deren Gitter aus der Zinkblendestruktur abgeleitet werden kann die (h,k,l)-Werte von erlaubten Beugungsreflexen in drei Gruppen einteilen [53]. Diese sind 1.) (h,k,l/2) gerade oder ungerade, 2.) (h,k) gerade und (l/2) ungerade oder (h,k) ungerade und (l/2) gerade und 3.) (h) gerade und (k,l) ungerade oder (h) ungerade und (k,l) gerade. Vor allem die Reflexe der letzten Gruppe sind für eine statistische Verteilung der Kationen, d.h. für die Zinkblendestruktur ausgelöscht. Diese Reflexe werden daher auch Chalkopyrit-Reflexe genannt. Es sei angemerkt, daß sich die Miller’schen Indizes für CuInS 2 in dieser Arbeit immer auf die tetragonale Einheitszelle beziehen. Diese
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Elektronische Strukturen von Mott-Isolatoren mit GaMo4S8-Struktur

Elektronische Strukturen von Mott-Isolatoren mit GaMo4S8-Struktur

eine Metallage 16e (x,x,x). Liegen aber zwei unterschiedliche Atome wie Nb und Mo geordnet in der Elementarzelle geordnet vor, so muss die Raumgruppe mindestens zwei kristallographisch unterschiedliche Metallagen besitzen. Die experimentell ermittelte Raumgruppe ist für die Beschreibung der geordneten Nb- und Mo-Verteilung nicht geeignet. Hierbei ist zu berücksichtigen, dass die röntgenographisch ermittelte Struktur eine gemittelte Struktur der Verbindung zeigt, während die lokale Struktur nur mit lokalen Messmethoden, wie NMR aufgeklärt werden kann.
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OPUS 4 | Elektronische Charakterisierung von LaAlO3-SrTiO3-Grenzflächen mittels Rastertunnelspektroskopie

OPUS 4 | Elektronische Charakterisierung von LaAlO3-SrTiO3-Grenzflächen mittels Rastertunnelspektroskopie

In der vorliegenden Arbeit wurde erstmals ein Elektronensystem an der Grenz- fläche zweier komplexer Oxide erfolgreich mittels Rastertunnelspektroskopie bei zur Grenzfläche senkrechter Tunnelrichtung untersucht. Den besonderen sich bei dieser Materialklasse ergebenden Herausforderungen wurde mit umfangreichen instrumentellen Entwicklungsarbeiten begegnet. Die erhaltenen Messergebnisse ermöglichten eine Verifikation theoretischer Modelle der LaAlO 3 -SrTiO 3 -Hete- rostruktur. Der Vergleich gemessener mit in DFT berechneter Zustandsdichten stützte die Aussagen von DFT-Rechnungen über Grenzflächen komplexer Oxide und zeigte, dass das Elektronensystem an der LaAlO 3 -SrTiO 3 -Grenzfläche durch LDA CU besser beschrieben wird, als durch LDA. Damit konnte das Grenzflä- chen-Elektronensystem als eine zweidimensionale Elektronenflüssigkeit charak- terisiert werden, die sich wesentlich von den bekannten zweidimensionalen Elek- tronengasen an Halbleitergrenzflächen unterscheidet. Unterschiede sind die Art des zweidimensionalen Einschlusses in wenige Schichten sehr schmaler atomarer Potentialtöpfe und das Vorliegen elektronischer Korrelationen. Elektronensyste- me an Grenzflächen komplexer Oxide sind nicht nur von der Wegnahme eines Translationsfreiheitsgrads der Elektronen, sondern auch von Einflüssen der Oxid- gitter geprägt und können grundlegend neue Eigenschaften aufweisen.
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OPUS 4 | Dynamik und Struktur in der Phasenkoexistenz von Lipidmembranen

OPUS 4 | Dynamik und Struktur in der Phasenkoexistenz von Lipidmembranen

In Abb. 8.13 weist ein Vesikel nach schnellem Durchlaufen der Phasenumwandlung zahlreiche Buds auf. Die Temperatur ist stabil bei ca. T = 45 ◦ C, etwas oberhalb der Phasenumwand- lungstemperatur T c = 41 ◦ C. In der Folge reintegrieren die Buds über einen Zeitraum von ca. 35s vollständig in den Muttervesikel. Dieser geht dabei mit zunehmender Reintegration in ei- ne global relaxierte, elongierte Gestalt über. Die elongierte Form zeigt sich stabil und kann als Gleichgewichtsgestalt mit dem Phasendiagramm (Abb. 8.5) verglichen werden. Die beobachtete Reintegration zeigt eindrücklich den Nichtgleichgewichtscharakter der Entstehung kleiner Buds. Kopplung von Dynamik und Struktur In unseren Experimenten wurde deutlich, dass die Bildung vieler kleiner Buds oft von der Geschichte des Vesikels abhängt. Dies offenbart sich bei mehrmaligem schnellem Heizen ein und der selben Vesikel durch die Phasenumwandlung: Bilden sich beim ersten Heizvorgang noch zahlreiche kleine Buds, nimmt deren Anzahl bei wie- derholter Prozessführung zunehmend ab, und es bilden sich unter Umständen nur noch wenige unvollständige Buds.
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Elektronische Struktur von undotiertem und elektronendotiertem LaCoO3

Elektronische Struktur von undotiertem und elektronendotiertem LaCoO3

Abbildung A.1: Schematischer Aufbau des WERA-Strahlrohrs an der Synchro- tronstrahlungsquelle ANKA (aus Ref. [93]). verf¨ ugt ¨ uber drei Gitter mit 350, 700 und 1400 Linien/mm. Die Liniengitter k¨ onnen in-situ gewechselt werden und deren Winkel zum Strahl kann mit einer Genauigkeit von 0.1 µrad verstellt werden. Das Licht wird durch die Gitter gebeugt und gleichzeitig auf den Austrittsspalt fokussiert, mit dem die gew¨ unschte Beugungsordnung und Wel- lenl¨ ange ausgew¨ ahlt wird. Der Fokalpunkt der Gitter h¨ angt von der Wellenl¨ ange der Strahlung ab, deshalb muss der Austrittsspalt in die N¨ ahe des vertikalen Fokus gefahren werden. Die Energieaufl¨ osung setzt sich zusammen aus Abbildungsfehler und der Anzahl ausgeleuchteter Linien des Gitters, der vertikalen Akzeptanz, der Breite des Ein- und Austrittsspaltes und der Abweichung des Austrittsspaltes von seiner optimalen Position [35]. Das darauf folgende biegbare plan-elliptische Spiegel-Paar bildet den Austrittsspalt auf den hintereinander aufgestellten Experimentierstationen ab. Der Fokus in der ersten Experimentierkammer betr¨ agt dabei typischerweise 0.4 x 0.1mm (Breite x H¨ ohe, FWHM). An der Beamline befinden sich gegenw¨ artig drei Experimentierkammern, mit einer ersten in der ein Photoemissionselektronenmikroskop installiert ist, einer zweiten Kammer f¨ ur NEXAFS und PES mit einem fensterlosen 4-Element Si(Li)-Fluoreszenzdetektor und einem Scienta-Analysator SES2002 und der SXMCD-Kammer des MPI-MF Stuttgart in der gegenw¨ artigen Ausf¨ uhrung mit einem 2 T Magnet.
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Elektronische und geometrische Struktur von deponierten Clustern

Elektronische und geometrische Struktur von deponierten Clustern

Die Messungen zeigen, dass für Nickelcluster auf reiner Ru(001) deutliche größenabhängige Effekte nach der Deposition auftreten. Die grössenabhängigen Verschiebungen sind direkt nach der Deposition in die Argonschichten zu beobachten. Daraus folgt, dass die Cluster zerstörungsfrei aufgebracht und jeweils als Ni 3 , Ni 7 und Ni 10 deponiert werden. Das Tempern nach der Deposition führt zu Verschiebungen in den Spektren was auf eine Mobilität der Clusteratome und Änderung der Geometrie schliessen lässt. Im Falle der deponierten Atome ist eine deutliche Aggregation zu Clustern zu beobachten, den Ni 3 . Durch das Tempern zeigt sich, dass Ni 7 als Hexagon mit einem Atom in der Mitte die stabilste geometrische Struktur besitzt. Ebenso hat Ni 3 eine relativ stabile Struktur. Die Ni 10 Cluster zerfallen beim Tempern zu Ni 7 durch das Diffundieren von drei Atomen am Rand des Cluster. Alle Nickelcluster auf reiner Rutheniumoberfläche haben eine planare Struktur.
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OPUS 4 | Elektronische Manipulation von Fahrzeug- und Infrastruktursystemen : Gefährdungspotentiale für die Straßenverkehrssicherheit

OPUS 4 | Elektronische Manipulation von Fahrzeug- und Infrastruktursystemen : Gefährdungspotentiale für die Straßenverkehrssicherheit

Jedoch müssen viele unautorisierte Veränderungen (insbesondere wenn sie Hard- und Software elek- tronischer Regelsysteme betreffen) nicht zwangs- läufig zu erkennbaren Mängeln führen und sind auch durch elektronische Untersuchungen, z. B. mit derzeitig eingesetzter Diagnosetechnik, nur schwierig nachzuweisen. Der Gesetzgeber, Fahr- zeughersteller, Versicherungen und Flottenbetrei- ber haben ein gewichtiges Interesse, u. a. die zuvor beschriebenen Veränderungen zu verhindern bzw. nachweisen zu können. Zur Verhinderung von (un- autorisierten) Veränderungen wird aktuell in ver- schiedenen Forschungsprojekten untersucht, wie automotive IT gegen unautorisierte Interaktionen wirksam abgesichert werden kann. Herausforde- rungen liegen hierbei in der Anpassung teils bereits bewährter Konzepte an die speziellen Anforderun- gen im Automobilbereich (z. B. geringe Ressour- cen, hoher Kostendruck). Auch liegen die typischen Produktlebenszyklen von Automobilen (oft 10-20 Jahre) noch deutlich über denen kryptografischer Verfahren (teils deutlich unter 10 Jahre), die die Grundlage vieler in der Desktop-IT bewährter Schutzkonzepte bieten. Letzteres ist insbesondere den stetigen Fortschritten in der Kryptanalyse ge- schuldet. In der Konsequenz würde dies für die Fahrzeughersteller die Möglichkeit erforderlich ma- chen, innerhalb des Lebenszyklus des Automobils inzwischen unsicher gewordene kryptografische Verfahren durch aktuelle ersetzen zu können. Die Herausforderung liegt hier beispielsweise darin, dass die Hardware von vornherein auf den Fall eines Updates der kryptografischen Verfahren aus- gelegt sein müsste, z. B. um auch auf Verfahren mit unterschiedlichem Ressourcenbedarf wechseln zu können.
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Struktur, Magnetismus und Grenzflächeneigenschaften epitaktischer dünner Fe- und FePt-Filme auf GaAs(001)-Substraten

Struktur, Magnetismus und Grenzflächeneigenschaften epitaktischer dünner Fe- und FePt-Filme auf GaAs(001)-Substraten

MgO und GaAs mit 25.5 % sehr großist. Neben den streifenförmigen Re‡e- xen sind auch bei allen drei Wachstumstemperaturen Debye-Scherrer-Ringe zu sehen, so dass von einem gewissen polykristallinen Anteil (Ringe) plus einem epitaktischen MgO(001)-Anteil (Streifen) in der Probe ausgegangen werden kann. Nach dem Ausschleusen aus der UHV-Kammer wurden AFM- Aufnahmen dieser Proben gemacht, welche in Abb. 5.2 dargestellt sind. Das AFM-Bild der bei RT gewachsenen Probe (Abb. 5.2 (a)) zeigt einen Höhen- Skalenbereich von schwarz nach weißim Bereich von 0 bis 40 nm. Man er- kennt längliche Inseln mit einer mittleren Länge im Bereich von 200 nm. Die ermittelte Rauigkeit (RMS = root mean square) diese Probe beträgt 61 Å. Diese MgO-Schicht wäre für eine Tunnelbarriere völlig ungeeignet, da ein starkes Inselwachstum vorliegt und so genannte ‘pinholes’vorliegen. ‘Pinho- les’verursachen einen Kurzschluss (Ohmscher Kontakt) vom Spinausrichter zum Halbleiter, so dass der Injektionsstrom den Weg des geringsten Wider- standes wählt und durch die ‘pinholes’‡ieß t, statt zu tunneln. Die bei 100 C gewachsene Probe (Abb. 5.2 (b)) besitzt Inseln mit einem Skalenbereich von 0 bis 7 nm Höhe, sie sind also schon deutlich ‡acher als die bei RT aufgedampf- te MgO-Schicht. Auch sind die Inseln auf diese Probe lateral kleiner (5.2 (b)). Die mittlere Rauigkeit wurde zu 12 Å bestimmt. Die Probe mit einer Wachs- tumstemperatur von T S = 200 C ist mit einem Skalenbereich von 0 bis 25 nm
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Wachstum und Struktur ultradünner, epitaktischer BaTiO3-Schichten auf Platin-Substraten

Wachstum und Struktur ultradünner, epitaktischer BaTiO3-Schichten auf Platin-Substraten

Betrachtet man nun den Verlauf der I(V)-Kurven in Abb. 5.3 , so stellt man fest, dass f ¨ur einige Reflexe die Messkurven der beiden Systemen bez ¨uglich der Lage ihrer Maxima und Minima hervorragend ¨ubereinstimmen. Dies ist z.B. f ¨ur die (10)-, (11)- und (21)-Reflexe der Fall. Gr ¨oßere Unterschiede ergeben sich lediglich bei den (32)-Reflexen. Bez ¨uglich des Intensit¨atsverlaufs zeigen sich allerdings deutliche Dif- ferenzen. Generell weisen die auf Pt(100) gemessenen Kurven bei hohen Energien (300-500 eV) intensivere Beugungsintensit¨aten auf. Dies ist aber lediglich darauf zur ¨uckzuf ¨uhren, dass die Messungen bei unterschiedlichen Temperaturen vorgenom- men wurden. Shin et al. nahmen ihre I(V)-Kurven bei Raumtemperatur auf, w¨ahrend hier die Probe auf 77 K abgek ¨uhlt wurde. Die Tieftemperaturmessung hat den Vorteil, dass die Elektronend¨ampfung durch thermische Schwingungen der Atome, die durch den Debye-Waller-Faktor beschrieben wird, geringer ist und so die Brillanz der Re- flexe insbesondere bei hohen Energien erh ¨oht ist. Die ¨ Ahnlichkeit der beiden Messkur- vens¨atze zeigt zum einen, dass die unterschiedliche Dicke der Schichten in der LEED- I(V)-Messung nicht zum Tragen kommt, was wohl an der geringen Informationstiefe bei LEED liegt. Zum anderen l¨asst sich aus der ¨ Ahnlichkeit der Messungen schließen, dass die Struktur der beiden Schichten vergleichbar ist. Das wird noch deutlicher, wenn man den von Pendry eingef ¨uhrten Vergleichswert f ¨ur I-V Kurven R P errech-
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OPUS 4 | Struktur und Transporteigenschaften des elektronisch korrelierten Thiospinells CuV2S4

OPUS 4 | Struktur und Transporteigenschaften des elektronisch korrelierten Thiospinells CuV2S4

Beide Messungen wurden bei Raumtemperatur durchgef¨ uhrt. Die jeweiligen Diffraktogramme sind nahezu identisch, daher ist nur eines davon in Abbil- dung 5.9 dargestellt. Die Rietveld-Analyse bringt jedoch kleine Unterschiede zu- tage (Tabelle 5.2 ): Zwar besitzen beide Proben die Symmetriegruppe des kubi- schen Spinells (F d¯ 3m), der Gitterparameter ist f¨ ur den NT-Typ jedoch gering- f¨ ugig (0.02 %) kleiner. Bei den Besetzungsfaktoren, die auf den Schwefelgehalt normiert angegeben sind, findet man f¨ ur den Polykristall vom T-Typ die idea- len Werte, w¨ ahrend der gem¨ orserte Einkristall vom NT-Typ beim Vanadiumplatz ein signifikantes Defizit (4 %) zeigt. Auch die Auslenkungsfaktoren sind f¨ ur diesen Einkristall ungew¨ ohnlich hoch, was auf strukturelle Unregelm¨ aßigkeiten hinweist. Ein Defizit auf dem Vanadiumplatz scheint den Ergebnissen der EDX-Analyse zu widersprechen, die eher den gegenteiligen Trend eines erh¨ ohten V-Gehalts na- helegten. (vgl. Kapitel 5.2 ). Es ist jedoch zu unterscheiden, ob der Gesamtgehalt eines Elements detektiert wird (EDX oder ICP), oder ob nur der koh¨ arente Anteil der Vanadiumionen auf den Oktaederpl¨ atzen erfasst wird (XRD). Vereinbar wer- den beide Ergebnisse unter der Annahme einer erh¨ ohten Konzentration von Va- nadium auf Tetraeder- oder Zwischengitterpl¨ atzen in NT-Kristallen bei gleichzei- tiger Vakanz auf den Oktaederpl¨ atzen. Die Beobachtung einer deutlich erh¨ ohten Transportrate bei Verwendung von TeCl 4 und das niedrige Restwiderstandsver-
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OPUS 4 | Ein Verfahren zur Struktur- und Verhaltensanalyse von UML-Modellen durch Attribute

OPUS 4 | Ein Verfahren zur Struktur- und Verhaltensanalyse von UML-Modellen durch Attribute

• Durch die Orientierung an der Struktur des Metamodells sind die OCL-Restriktionen starr und reagieren bereits gegenüber kleinen Änderungen des Aufbaus sehr emp- findlich. Wird z.B. zwischen Rechnung und Ware zusätzlich ein Warenkorb mo- delliert, der die gekauften Waren aggregiert, so muss für alle existierenden OCL- Restriktionen geprüft werden, ob entsprechende Anpassungen notwendig sind, und diese dann an den jeweiligen Teilausdrücken implementiert werden. Bei einer Attributierung wird der Informationsfluss im Metamodell dagegen durch Abhän- gigkeiten repräsentiert. Dadurch lässt sich leicht erkennen, wie sich eine Änderung auf diesen auswirkt und welche Attribute davon betroffen sind. Gegebenenfalls kann dann die Attributierung ergänzt werden, wobei nur lokal an der geänderten Stelle eine Weiterleitung eingefügt werden muss, während alle anderen Ausdrücke ihre Gültigkeit beibehalten.
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Elektronische Struktur und Kristallgittereigenschaften von metastabilen III-(N,V)-Halbleitersystemen

Elektronische Struktur und Kristallgittereigenschaften von metastabilen III-(N,V)-Halbleitersystemen

daß ein Festkörper durch Bindungen zusammen gehalten wird, denen Rückstellmomente für Auslenkungen der Bindungslängen und der Bindungswinkel zugeordnet werden können. Diese Rückstellmomente gewinnt man meist aus den makroskopisch meßbaren elastischen Eigenschaften (Elastizitätskonstanten) eines Materials, in dem der jeweilige Bindungstyp vorkommt. Im Falle eines GaAs:N- Kristalls erhält man also beispielsweise die Rückstellmomente für die Ga-As- Bindungen aus den elastischen Konstanten von GaAs und die Rückstellmomente der Ga-N-Bindungen aus denjenigen von GaN. Die Winkelrichtgrößen für asymmetrische Bindungskombinationen (z. B. As-Ga-N) werden als Mittelwert der beiden zugehörigen symmetrischen Bindungen (As-Ga-As und N-Ga-N) berechnet. Die Atome werden dann in der gewünschten Anordnung, für die die Gleichgewichtsabstände bestimmt werden sollen, auf die Gitterplätze einer Superzelle in der vorliegenden Kristallstruktur verteilt. Für die hier durchgeführten Berechnungen wurde jeweils eine zufällige Verteilung der N-Atome auf die Gruppe-V-Gitterplätze angenommen. Nun wird die elastische Energie des Kristalls in Abhängigkeit von den atomaren Positionen berechnet und mit Hilfe numerischer Methoden ihr Minimum gesucht, das dem relaxierten Zustand des Kristalls entspricht. Man erhält dabei aufgrund der statistischen Verteilung der N-Atome eine Verteilung von N-Ga-Abständen, deren Hauptminimum man bei geringen N-Gehalten als denjenigen Abstand interpretiert, welcher sich an einem isolierten N-Atom einstellt. Die Rechnungen wurden nicht nur für Normalbedingungen, sondern auch für unterschiedlich große hydrostatische Drücke berechnet. Diese wurden durch Kräfte auf die Atome an der Oberfläche der Superzelle simuliert. Die Kenntnis der druckabhängigen Ga-N-Bindungslängenvariation hilft weiter unten in diesem Abschnitt bei der Auswertung druckabhängiger Ramanspektren. Die Ergebnisse der VFF- Rechnungen sind für Ga(N,P), Ga(N,As) und Ga(N,Sb) in denjenigen Zusammensetzungen, die oben durch EXAFS-Experimente und teilweise durch druckabhängige Ramanspektroskopie untersucht wurden, weiter unten in Abb. 6.15 dargestellt. Für jeden der drei ternären Halbleiter ergibt sich bei Normaldruck eine Bindungslänge, die zwischen derjenigen des jeweiligen Wirtskristalls und derjenigen von GaN liegt (siehe Tabellen 6.2 bis 6.4), stets jedoch wesentlich näher am Wert von GaN. Dies entspricht qualitativ dem Resultat der EXAFS-Analysen, wobei die dort zugelassene Anisotropie der NGa 4 -Einheiten in den Rechnungen nicht reproduziert
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OPUS 4 | Das frühkindliche Selbstkonzept: Struktur, Entwicklung, Korrelate und Einflussfaktoren

OPUS 4 | Das frühkindliche Selbstkonzept: Struktur, Entwicklung, Korrelate und Einflussfaktoren

Aufgrund der für diese Studie gewählten vergleichsweise langen Zeitintervalle zwischen den Untersuchungen (sechs bzw. neun Monate), werden die Retest-Reliabilitäten der Skalenmit- telwerte zwischen den drei verschiedenen Untersuchungszeitpunkten nicht als Indikator für die Reliabilität der Skalen, sondern als Indikator für die zeitliche Stabilität der bereichsspezi- fischen Selbstkonzepte interpretiert (vgl. Abschnitt 5.3.1). Die Reliabilität eines Messinstru- ments bzw. der Skalen über die interne Konsistenz zu schätzen bietet sich an, wenn die Ska- len aus einem relativ homogenen Set von Items bestehen, die vorgeben, das gleiche Konstrukt zu messen (Bühner, 2006). Die gängigste Methode ist, über den Cronbachs Alpha-Wert (α) den Mittelwert aller möglichen Korrelationen zwischen den Items der Skala zu berechnen. Niedrige Alpha-Koeffizienten können auf eine Heterogenität der Items hinweisen. Laut Fla- nery (1990) kann dies gerade bei jungen Kindern allerdings auch ein Hinweis auf eine Varia- bilität im Verhalten oder der Verhaltenseinschätzung der Kinder sein. Von Marsh et al. (2002) wird als Maß der internen Reliabilität Omega (ω; McDonald, 1985) angegeben. Im Gegensatz zu Cronbachs Alpha, welches ähnliche Faktorladungen der Items voraussetzt, kann Omega bei Skalen mit heterogenen Faktorladungen eingesetzt werden. In diesem Falle wird Cron- bachs Alpha lediglich als untere Grenze der internen Reliabilität angesehen (s. Marsh et al., 2002). Die Omegawerte beruhen dabei auf den faktoranalytisch gewonnenen Daten. Zum Vergleich mit der Originalstudie (Marsh et al., 2002) wird die interne Konsistenz des SEFKI sowohl mit Cronbachs Alpha als auch über Omega bestimmt. Die Reliabilitäten der einzelnen Skalen finden sich, für die Untersuchungszeitpunkte getrennt, in Tabelle 4. Aufgrund der ge- ringen Itemtrennschärfen liegen die Cronbachs Alpha-Werte insgesamt in einem mittleren Bereich zwischen α = .45 und α = .74 und fallen im Mittel von T1 zu T3 sogar leicht ab. Die meisten Skalen erreichen mit einem α > .60 jedoch ausreichende Reliabilität (s. Wittenberg, 1998, S. 201, wonach schon Werte über α > .50 als ausreichend gelten). Die höchsten Relia- bilitäten weisen die Skalen SK Aussehen und SK Eltern auf (mittleres α = .70). Kritisch zu betrachten ist jedoch vor allem die Skala SK Sport, die zu T3 eine ungenügende interne Kon- sistenz (α < .50) aufweist. Ein Itemausschluss hätte jedoch in keinem Fall zu einer Erhöhung der Skalenreliabilität geführt. Zu beachten gilt, dass niedrige Skalenreliabilitäten die Höhe der Korrelationen der Fragebogenskalen mit anderen Merkmalsvariablen beeinflussen können (Mummendey & Grau, 2008).
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OPUS 4 | Frauen in Mexiko - Bedeutung, Praxis, Struktur

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Die Real Academia erklärt Albur treffend mit „Wortspiel mit doppelter Bedeutung“ 2 (Real Academia Española 2001: 92, Übers. Tatsächlich funktioniert der Albur nach den Regeln [r]

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Die elektronische Struktur des amorph-kristallinen Silizium-Heterostruktur-Kontakts

Die elektronische Struktur des amorph-kristallinen Silizium-Heterostruktur-Kontakts

Sowohl die experimentelle Untersuchung von hydrogenisiertem amorphem Silizium (Zusammenfassungen z. B. in Searle 1998; Street 1991b) als auch die theoretische Modellie- rung z. B. von Defektzustandsdichten (Powell und Deane 1996 etc.) oder elektronischem Transport (Overhof und Thomas 1989) beschränkt sich im Wesentlichen auf die Volu- meneigenschaften dicker Schichten. Mit wenigen Ausnahmen (vor allem Sebastiani u. a. 1995) hat sich auch die Untersuchung von amorphem Silizium mit den Methoden der Photoelektronenspektroskopie bisher auf Schichten mit Dicken im µm-Bereich bis hinunter zu einigen 10–100 nm beschränkt. Für diesen Dickenbereich liegt eine Vielzahl von experimentellen Ergebnissen vor (für eine Übersicht siehe Winer und Ley 1988; Ley 1998) 1 . Daher sollen zunächst die Überlegungen aus Abschnitt 1.4.1 auf eine Reihe von PES-Messungen an einer Probe mit einer 300 nm dicken, bei optimalen Depositions- bedingungen hergestellten intrinsischen a-Si:H-Schicht (Depositionsparameter: siehe Anhang C) angewandt und die Resultate mit den aus der Literatur bekannten Resultaten verglichen werden. Außerdem werden sich Abschätzungen für den typischen Fehler in der Bestimmung von Parametern wie dem Abstand der Valenzbandkante zum Fer- miniveau oder der Urbachenergie ergeben. Am Schluss des Kapitels wird der Bezug zwischen der äußeren Photoemission und spektral aufgelösten Photoleitungsmessungen hergestellt.
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