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Inhalt I
Inhalt
Inhalt ......................................................................................................................... I
Abbildungsverzeichnis ................................................................................................ III
Tabellenverzeichnis .................................................................................................... VII
Symbolverzeichnis ..................................................................................................... VIII
Abkürzungsverzeichnis ................................................................................................ X
Elektron-Wechselwirkung, Elektron-Phonon-Wechselwirkung und Phonon-Phonon-
Wechselwirkung [8]. Bei Auftreten von Laserstrahlung der Intensität 𝐼0 auf eine Material-
oberfläche (siehe Abb. 4) findet Reflexion (𝐼𝑅), Absorption (𝐼𝐴) und Transmission (𝐼𝑇) statt,
wobei gilt 𝐼0 = 𝐼𝑅 + 𝐼𝐴 + 𝐼𝑇. Wechselwirkungen, insbesondere die Absorption, zwischen
Laserstrahlung und Materie sind eine Grundvoraussetzung für die Aufnahme von Energie
in das Material, woraus der Materialabtrag resultiert [9].
Abb. 4: Reflexion, Absorption und Transmission beim Auftreten von Laserstrahlung auf einem Festkörper [9]
Grundlagen 7
Das Grundprinzip der Absorption ist die Anregung niederenergetischer Elektronen in ei-
nen höherenergetischen Zustand. Das elektronmagnetische Feld der Laserstrahlung
überträgt zunächst die optische Energie an die Elektronen [10]. Die Wechselwirkungszeit
zwischen Elektronen liegt im Femto- bis Pikosekundenbereich. Überschreitet die absor-
bierte Energie der Elektronen die Ionisierungsenergie wird ein freies Elektron erzeugt.
Dieses freie Elektron kann durch Emission von Strahlung mit Ionen rekombinieren oder
strahlungslos durch Bildung von Defekten seine Energie vollständig abgeben [8]. Die
freien Elektronen können nun die Energie von anderen Photonen über Einphotonenab-
sorption aufnehmen und werden beschleunigt [10]. Durch die Elektron-Elektron-Stöße
wird die Energie der freien Elektronen an anderen Elektronen im Valenzband (Dielektri-
kum) oder Leitungsbad (Metalle) übertragen, wodurch neue freie Elektronen erzeugt wer-
den. Die thermalisierten Elektronen wechselwirken mit dem Phononensystem des Fest-
körpers. Bei Elektron-Phonon-Wechselwirkung wird die kinetische Energie der Elektronen
an das Phononensystem in die thermische Energie umgewandelt. Die Wechselwirkungs-
zeiten zwischen Elektronen und Phononensystem sind abhängig von den atomaren Bin-
dungszuständen und finden im Pikosekunden- bis Nanosekundenbereich statt. Das ange-
regte Phononensystem thermalisiert im Nanosekunden- bis hin zum Mikrosekundenbe-
reich und wird aufgeheizt, wodurch das Material geschmolzen und verdampft wird. In der
Abbildung 5 werden die physikalischen Prozesse, die in ihrer Folge zu einer laserinduzier-
ten Materialablation führen, nach den typischen Zeitdauern geordnet.
Abb. 5: Ausgelösten Prozesse durch die Absorption von Laserpulsen und ihre charakteristische Zeitspanne [11]
Im Dielektrikum befinden sich die Elektronen im energetischen Grundzustand, dem Va-
lenzband [12]. Der Bereich zwischen Leitungs- und Valenzband wird als Energiebandlü-
cke bezeichnet. Für einen direkten Übergang zwischen Valenz- und Leitungsband muss
den Elektronen eine Energie zugeführt werden, die mindestens gleich oder höher als die
Energiebandlücke ist. Im diesem Fall wird die Absorption als ein linearer Prozess be-
zeichnet.
8 Grundlagen
Ein anderer Prozess, mit dem Elektronen aus dem Valenzband indirekt in das Leitungs-
band gelangen können, ist die Multiphotonenabsorption, die auch als nichtlineare Absorp-
tion bezeichnet wird. Bei der Multiphotonenabsorption werden mehrere Photonen, die
Energie kleiner als Energiebandlücke ist, absorbiert, so dass die insgesamt aufgenomme-
ne Energie ausreicht, um die Energiebandlücke zu überwinden. Die Wahrscheinlichkeit
des nichtlinearen Prozesses ist abhängig von der Intensität der Laserstrahlung, d.h. je
höher die Intensität der Laserstrahlung und des Werkstoffes, desto größer Wahrschein-
lichkeit der Multiphotonenabsorption. Die Rate der durch die Multiphotonenabsorption
erzeugten Leitungsbandelektronendichte wird durch
(𝛿𝑛(𝑡)
𝛿𝑡)
𝑀𝑃=
𝛼𝑘
𝑘∙𝐸𝑝ℎ∙ 𝐼𝑘(𝑡) [13] (2.15)
beschrieben. Dabei beschreibt der Term 𝑛(𝑡) die Dichte der Leitungsbandelektronen in
Abhängigkeit von der Zeit, der Wert des Koeffizienten 𝑘 die Anzahl der gleichzeitig absor-
bierten Photonen, der Faktor 𝛼𝑘 bezeichnet den 𝑘 -Multiphotonen-Absorptions-
koeffizienten, 𝐸𝑝ℎ die Photonenenergie und 𝐼(𝑡) die Intensität der einfallenden Laserstrah-
lung.
2.3 Ablationsmechanismus von Dünnschichten
Die Laserablationsverfahren für die Bearbeitung von dünnen Schichten sind sehr vielfältig
einsetzbar und können im Grunde in Vorderseiten- und Rückseitenbearbeitung unterteilt
werden, siehe Abb. 6.
Abb. 6: Laserablationsverfahren (links: Laserbestrahlung von der Vorderseite, rechts: Laserbe-strahlung von der Rückseite)
Bei der Vorderseitenbearbeitung wird der Film direkt bestrahlt, welcher die Laserstrahlung
absorbiert, mit ausreichend hoher Intensität bzw. Fluenz wird das Material abgetragen.
Damit wird die Vorderseitenbearbeitung auch als direkt Laserablation bezeichnet. Bei der
Rückseitenbearbeitung wird die Laserstrahlung zuerst durch die transparente Glasschicht
dringt und dann auf dem abzutragenden Film fokussiert. Durch die Absorption der Pulse-
nergie wird das Material erwärmt, aufgeschmolzen oder verdampft.
Grundlagen 9
Abb. 7: Das Model für den Mechanismus direkter Laserablation (𝒍𝒐𝒑𝒕. < 𝑑)
Abbildung 7 zeigt das Model für den Mechanismus direkter Laserablation (𝑙𝑜𝑝𝑡. < 𝑑). Die
Energie, die durch die Absorption von Laserstrahlung innerhalb der optischen Eindringtie-
fe 𝑙𝑜𝑝𝑡. in das Material eindringt, wird in Form von Wärme verteilt. Die optische Eindringtie-
fe ist abhängig von dem Material und der verwendeten Laserwellenlänge und umgekehrt
proportional zum Absorptionskoeffizient. Bei relativ niedrigerer Fluenz kann eine Erwär-
mung oder Aufschmelzen entstanden werden, welche durch Wärmeleitung erfolgt. Die
thermische Eindringtiefe ist abhängig von der Wärmeleitfähigkeit 𝜅 des Materials und der
Pulsdauer 𝜏 und wird über
𝑙𝑡ℎ = 2√𝜅 ∙ 𝜏 (2.16)
Bestimmt. Für metallische Werkstoff und Pulsdauern bis hinab zu Nanosekunden ist die
thermische Eindringtiefe meist größer als die optische Eindringtiefe. Für eine Pulsdauer
von 10 ps liegt die thermische Eindringtiefe im Bereich von 0,1 bis 1 nm [9]. Die Über-
schreitung der Schwellfluenz für Verdampfung führt zu einer lokalen Ablation des Materi-
als. Durch die absorbierte Laserstrahlung im Materialdampf, wird dieser ionisiert und es
kommt zur Bildung eines Plasmas [14].
Bei der ultrakurzen gepulsten Laserstrahlung (𝜏 < 100𝑝𝑠) ist kein Abschirmungseffekt zu
erwarten und die Wärmeleitung steht für den Materialabtrag zur Verfügung [15]. Dabei ist
die Ablationstiefe durch die optische Eindringtiefe der Strahlung in das Material definiert,
welche durch das Lambert-Beersche Gesetz (siehe Gl. (2.17)) beschrieben wird. Für line-
are Absorption kann die Ablationstiefe 𝑑𝑎𝑏𝑙. mit
𝑑𝑎𝑏𝑙. =1
𝛼ln (
𝐹
𝐹𝑡ℎ) , (2.17)
ermittelt werden, wobei 𝛼 der Absorptionskoeffizient und 𝐹𝑡ℎ die Ablationsschwellfluenz
ist.
10 Grundlagen
Bei der direkten Laserablation muss die gesamte Schichtdicke aufgeheizt oder verdampft
werden, um den gewünschten Ablationsvolumen abzutragen. Damit ist ein hoher Ener-
gieeintrag pro Volumen für die direkte Laserablation notwendig.
Abb. 8: Das Model für den Mechanismus von Lift-Off
Bei der Rückseitenbearbeitung wird die Laserstrahlung zuerst durch das transparente
Substrat dringt und auf dem abzutragenden Film fokussiert. Die Laserstrahlung wird in-
nerhalb der optischen Eindringtiefe von dem Film absorbiert und bei ausreichend hoher
Fluenz wird die Ablation im Bereich zwischen Film und Substrat stattfinden. Diese Ablati-
on ist die Folge einer thermischen Expansion. Entweder wird der Film innerhalb der opti-
schen Eindringtiefe komplett verdampft und der Gasdruck führt zum Aufwölben. Oder,
beim Phasenübergang von fest zu flüssig, ereignet sich ein Dichtesprung, der zu einer
ultraschnellen Expansion führt [15]. Durch die thermische Expansion wird die Oberfläche
des Films aufgewölbt (siehe in Abb. 8c), wobei die Verformung der Oberfläche durch die
Zugspannung des Films begrenzt wird. Nach Überschreitung der Belastungsgrenze der
Zugspannung, wird der aufgewölbte Bereich durch die thermische Expansion abgeschert
und anschließend abhebt (siehe in Abb. 8d), wobei eine runde Delaminationsstruktur oh-
ne Schmelze entstand wird [16]. Dieser Mechanismus wird als Lift-Off oder Delamination
bezeichnet.
Im Vergleich zur direkten Ablation benötigt Lift-Off wesentlich geringere Energien pro Vo-
lumen. Der Grund dafür ist der, dass für Lift-Off nicht die gesamte Schicht verdampft wer-
den muss, sondern nur ein kleiner Teil ausreicht, um die um die Oberfläche aufzuwölben
und so den Mechanismus des Abscherens zu induzieren.
Grundlagen 11
2.4 Materialbearbeitung mit ns- und fs-Laserpuls
Die Laser-material-Wechselwirkung kann in zwei Arten durch unterschiedliche Pulsdauern
in der Lasermaterialbearbeitung differenziert werden. Die Abbildung 9 zeigt die Wechsel-
wirkung von Nanosekunden-und Femtosekundenpulsen.
Abb. 9: Schematische Darstellung der Laser-Material-Wechselwirkung a) mit Nanosekundenpulse und b) Femtosekundenpulse (𝝉: die Pulsdauer, 𝝉𝒆−𝒑𝒉: die Energietransferzeit Elektronen-Gitter,
WEZ &SEZ: Wärme-und Schockeinflusszone) [17]
Bei der Bearbeitung mit einer ns-Laserstrahlung trifft der Laserpuls auf die Materialober-
fläche und erzeugt ein Plasma, welches noch während des Pulses in Gegenrichtung der
Laserstrahlung entweicht (siehe Abb. 9a). Das führt zu Abschirmung der Laserstrahlung.
Die Abschirmung erfolgt hauptsächlich durch die im Plasma befindlichen freien Ladungs-
träger, welche die Rückflanke des Nanosekundenpulses absorbieren, streuen oder fokus-
sieren können und eine verringerte Energiemenge des Laserpulses zur Absorption im
Material und damit auch zur Ablation ist die Folge. Bei der Wechselwirkung mit Nanose-
kundenpulsen kommt es zur Ausbildung einer Wärmeeinflusszone (WEZ). Die Dicke der
Wärmeeinflusszone ist abhängig von den Laserparametern (𝜏, 𝐹) und dem Absorptions-
koeffizienten 𝛼. Zusätzlich kann eine mögliche Überhitzung des Materials oder der Rück-
stoß der entweichenden Ablationsprodukte eine Schockeinflusszone (SEZ) hervorrufen.
Sie ist materialabhängig und mindert die gewünschten Ablationsergebnisse (z.B. durch
Rissbildung) in ihrer Qualität [17].
Bei der Bearbeitung mit einer fs-Laserstrahlung trifft der Laserpuls auf die Materialoberflä-
che und es kommt zu einer Wechselwirkung (siehe in Abb. 9b). Erst nach der Abschal-
tung des Pulses findet die Ablation statt. Die Plasmabildung kann auch erst nach dem
Energietransfer von den Elektronen zum Gitter 𝑡 > 𝜏𝑒−𝑝ℎ einsetzen. Das bedeutet, dass
die Energieaufnahme und der Ablationsprozess nacheinander und nicht gleichzeitig ab-
laufen. Damit tritt keine Abschirmung des Laserpulses ein und die gesamte Pulsenergie
steht zur Absorption im Material zur Verfügung. In der Regel nimmt die Schwellfluenz mit
kürzeren Pulsdauern ab und die Wahrscheinlichkeit der nichtlinearen Effekte zu. Aufgrund
12 Grundlagen
der schnellen Energiedeponierung kann die Energie bei den ultrakurzen Pulsen stärker
lokalisiert in das Materialvolumen eingebracht werden. Damit führt diese Bearbeitung zu
deutlich präzisere Strukturen und geringeren Wärmeeinflusszonen. Weiterhin werden
auch die mechanisch geschädigten Bereiche reduziert.
2.5 Bestimmung der Ablationsschwellfluenz
In der Lasermaterialbearbeitung wird die Fluenz als die auftreffende Energie pro wirkende
Fläche definiert, die von den Fokussierbedingungen und dem Strahlprofil abhängt und nur
indirekt ermittelt werden kann. Für den gaußförmigen Laserpuls lässt sich der Zusam-
menhang zwischen Pulsenergie und Fluenz wie folgt darstellen [18]:
𝐸𝑝 = ∫ ∫ 𝐹(𝑟, 𝜑)𝑑𝐴∞
𝑟=0
2𝜋
𝜑=0 . (2.18)
In einem radialsymmetrischen Gaußschen Strahlenbündel lässt sich die räumliche
Fluenzverteilung in der Strahltaille (z=0) durch
𝐹(𝑟) = 𝐹0 ∙ 𝑒−2
𝑟²
𝑤02 (2.19)
beschreiben. 𝑟 ist der Abstand der optischen Achse. Aus der Lösung der Gleichung (2.18)
geht der lineare Zusammenhang zwischen Maximalfluenz 𝐹0 und Pulsenergie 𝐸𝑝 hervor
𝐹0 =2𝐸𝑝
𝜋𝜔02 . (2.20)
Grundlagen 13
Abb. 10: Die räumliche Fluenzverteilung eines Gaußschen Laserpulses mit der Maximalfluenz 𝑭𝟎,
Schwellfluenz 𝑭𝒕𝒉 und dem Strahltaillenradius 𝝎𝟎 [19]
Durch die Fluenz kann die Wechselwirkung von Laserstrahlung mit Materie charakterisiert
werden. Oberhalb der Schwellfluenz findet die Laserablation auf der Materialoberfläche
statt. Zur Bestimmung der Schwellfluenz wird die Liu-Kurve-Methode [19] genutzt, wobei
die quadrierten Ablationsdurchmesser gegenüber dem natürlichen Logarithmus der Pul-
senergie bzw. Fluenz aufgetragen werden. Diese Methode gilt jedoch nur für Gaußförmi-
ge Laserpulse.
Durch Ersetzung von 𝐹(𝑟𝑡ℎ) mit 𝐹𝑡ℎ in Gleichung (2.19) und nach weitere Auflösung ergibt
sich
𝐷2 = 2𝑤02 ln(𝐹0) − 2𝑤0
2 ln(𝐹𝑡ℎ). (2.21)
Mit den Regressionsparametern 𝑚 = 2𝑤862 und 𝑛 = −𝑚 ∙ ln(𝐹𝑡ℎ) resultiert:
𝐷2 = 𝑚 ln(𝐻0) − 𝑛. (2.22)
Über den Regressionsparametern werden die Schwellfluenz und der Strahlradius durch:
𝐹𝑡ℎ = 𝑒−𝑛
𝑚 und (2.23)
𝑤0 = √𝑚
2 (2.24)
ermittelt. Aufgrund des linearen Zusammenhangs zwischen Pulsenergie und Fluenz gilt
die Gleichung (2.21) auch für die Pulsenergie:
𝐸𝑡ℎ = 𝑒−𝑛
𝑚 (2.25)
In der Abbildung 11 ist die Liu-Kurve von Silizium als ein Beispiel dargestellt.
Abb. 11: Bestimmung der Schwellenergie (𝑬𝒕𝒉) und des Strahlradius mit Hilfe der Liu-Kurve-
Methode (Probe: Silizium, Parameter: ps-Laser mit der Wellenlänge von 1064 nm, der Plusenergie
von 4,9 bis 31,3 µJ, Pulsdauer 25 ps, Frequenz 100 kHz)
14 Grundlagen
2.6 UV-/Ozon-Vorbehandlung
Vor der Beschichtung der Glasoberfläche ist in vielen Fällen eine Vorbehandlung notwen-
dig, um eine gute Benetzbarkeit oder Haftung zu erzielen. Als Alternative zu klassischen
physikalischen Verfahren bietet sich eine Oberflächenaktivierung mittels UV-Licht und
Ozon an, die zu verbesserten Haftungseigenschaften führt.
Der Wellenlängenbereich von UV-C-Photonen liegt zwischen 200 bis 280 nm. Aufgrund
der hohen Photonenenergie können die chemischen Bindungen in dem molekularen
Netzwerk von Glasoberflächen aufgebrochen werden. Die geöffneten Bindungsstellen
sind bestrebt, schnellstmöglich wieder einen chemisch stabilen Zustand zu erreichen. Als
Reaktionspartner dienen hier der Sauerstoff aus der Atmosphäre und Ozon, der durch die
UV-Strahlung aus dem Umgebungssauerstoff gebildet wird. Die offenen Bindungen rea-
gieren mit Sauerstoff und Ozon und es entstehen neue Bindungen an der Glasoberfläche.
Dadurch erhalten die Oberflächen einen höheren polaren Charakter, was sich sowohl auf
den Kontaktwinkel als auch auf die Oberflächenenergie auswirkt [20].
Der Winkel zwischen Flüssigkeit und Feststoff wird als Kontaktwinkel (auch Rand- oder
Benetzungswinkel) bezeichnet (siehe in Abb. 12) und stellt einen physikalischen Wert zur
Beschreibung des Benetzungsverhaltens einer Oberfläche dar. Die Effizienz der Vorbe-
handlung kann durch die Messung des Kontaktwinkels nachgewiesen werden. Je besser
die Benetzbarkeit oder Haftung der Oberfläche ist, desto kleiner wird der Kontaktwinkel.
Bei dem Kontaktwinkel größer als 90° hat sich der Wassertropfen zu einer Kugel zusam-
mengezogen und es erfolgt keine oder nur eine schlechte Benetzung der Oberfläche. Bei
einem Kontaktwinkel von 0° ist der aufgebrachte Tropfen komplett auseinander geflossen
und es erfolgt eine vollständige Benetzung. Dazwischen spricht man von partieller bis
guter Benetzung.
Abb. 12: Schematische Darstellung der Oberflächenaktivierung mittels UV-Lichts und Ozon
Grundlagen 15
2.7 Rotationsbeschichtung
Die Rotationsbeschichtung (englisch „Spin Coating“) ist ein häufig in der Industrie ange-
wandtes Verfahren zum Auftragen dünner und gleichmäßiger Schichten auf einem Sub-
strat. Eine schematische Darstellung des Verfahrens findet sich in Abbildung 13.
Abb. 13: Verfahren der Rotationsbeschichtung [21]
Das Substrat wird auf einem Drehteller mittels Vakuumansaugung an der Unterseite fi-
xiert. Mit einer Dosiereinrichtung über dem Zentrum des Substrats wird die gewünschte
Menge der Lösung aufgebracht. Bei dem aufgebrachten Material handelt es sich um eine
schwerflüchtige Substanz (z.B. Polymer, Lack oder Flüssigkristall), das in einem leicht-
flüchtigen Lösungsmittel gelöst ist [22]. Beschleunigung des Drehtellers, Enddrehzahl und
Rotationszeit werden am sogenannten Spin Coater eingestellt. Durch die Rotation wird
das aufzubringende gelöste Material gleichmäßig über die Substratoberfläche verteilt.
Eventuell Überschüssige Lösung wird vom Substrat abgeschleudert.
Um eine feste Schicht zu erhalten, ist es notwendig, das Lösungsmittel zu entfernen.
Beim Aufschleudern verflüchtigt sich schon ein Großteil des Lösungsmittels. Durch an-
schließendes Ausheizen können die verbleibenden leichtflüchtigen Lösungsmittel weiter
verdampft werden [23]. Die schwerflüchtige Komponente bleibt als Dünnschicht auf dem
Substrat.
Die Lösungen werden als nicht newtonsche Flüssigkeiten behandelt, welche auf die Zent-
rifugalkräfte und lineare Scherkräfte reagieren. In [24] wird gezeigt, dass die Schichtdicke
𝐷 im Rahmen des Modells durch die folgende Gleichung bestimmt wird:
𝐷 = (3∙𝑥𝑃𝑆
3 ∙𝑣𝐾∙𝑒
2∙(1−𝑥𝑃𝑆)∙𝛽2)1/3
∝ (𝑥𝑃𝑆
3 ∙𝑣𝐾∙𝑒
(1−𝑥𝑃𝑆)∙𝛽3/2)1/3
∝1
√𝛽 . (2.26)
Dabei ist 𝑥𝑃𝑆 das Stoffmengenabteil in der Lösung, 𝑣𝐾 die kinematische Viskosität, 𝛽 die
Rotationsgeschwindigkeit. Daraus ist festzustellen, dass die Schichtdicke umgekehrt pro-
portional zur Wurzel aus der Rotationsgeschwindigkeit 𝛽 ist.
16 Experimentelle Voraussetzung
3 Experimentelle Voraussetzung
3.1 Laseranlagen
Für die Untersuchungen wurden vier verschiedene Lasersysteme verwendet. Die Wellen-
länge der Laserquellen sind im UV- (ultravioletten) bis NIR- (nahes Infrarot) Bereich und
die Pulsdauer ist im ns- bis fs-Bereich. Die technischen Daten sind in Tabelle 1 aufgelis-
tet.
Tab. 1: Technische Daten von entsprechenden Laserablagen
Mit dem Rasterelektronenmikroskop (REM) lassen sich Oberflächen mit hoher Auflösung
abbilden. In dieser Arbeit wurde die Abbildungen von Ablations- und Modifikationsstruktu-
ren auch mittels REM aufgenommen. Damit wurden der Ablationsrand, der aufgeschmol-
zene Bereich, der Modifikationsbereich sowie die hergestellten Perowskit-Dünnschicht,
detaillierter untersucht.
Experimentelle Voraussetzung 21
Abb. 18: Schematischer Aufbau eines Rasterelektronenmikroskops [25]
In der Abb. 18 ist der schematische Aufbau eines Rasterelektronenmikroskops zu sehen.
Durch Anlegen einer Heizspannung wird die Glühkathode zur Emission von thermischen
Elektronen angeregt. Der Primärelektronenstrahl wird durch eine angelegte Spannung
von 1 bis 50 kV in Richtung der Anode beschleunigt, welche ein zentrisches Loch auf-
weist. Der dazwischen liegende Wehnelt-Zylinder dient zur Bündelung der Elektronen.
Durch die Blenden und die elektromagnetischen Linsen wird der Primärelektronenstrahl
auf wenige Nanometer Durchmesser verringert und auf der Probenoberfläche fokussiert.
Mit Hilfe von einem X-Y-Ablenksystem kann die Objektoberfläche durch den primären
Elektronenstrahl Spalte für Spalte sowie Zeile für Zeile abgetastet werden. An der vom
Elektronenstrahl getroffenen Stelle werden Elektronen erzeugt und zurückgestreut und
detektiert. Das so gewonnene Signal wird verstärkt und auf einem Bildschirm als Hellig-
keitswert angezeigt.
Abb. 19: Wechselwirkungen von Primärelektronen mit der Probe
22 Experimentelle Voraussetzung
Beim Auftreffen des Primärelektronenstrahls auf die Probe treten verschiedene Wechsel-
wirkungen auf, wie es in Abb. 19 skizziert ist. Die verwendeten Abbildungen werden mit
dem Sekundärelektronenkontrast (SE) sowie dem Rückstreukontrast (BSE) erzeugt [26].
Die von der Probe durch Anregung mittels Primärelektronenstrahl ausgesandten nieder-
energetischen Sekundärelektronen stammen aus den obersten Nanometern der Proben-
oberfläche und bilden die Topographie der Oberfläche ab. Beim BSE-Kontrast, auch Ma-
terialkontrast genannt, werden die rückgestreuten, hochenergetischen Elektronen aus
Oberfläche der Probe herangezogen. Die Signalintensität ist von der Ordnungszahl des
Elements abhängig. Schwere Elemente (hohe Ordnungszahl) führen zu einer stärkeren
Rückstreuung, so dass die entsprechenden Bereiche heller erscheinen. Bereiche mit
leichteren Elementen (kleine Ordnungszahl) erscheinen hingegen dunkler. Das BSE-Bild
ermöglicht daher Rückschlüsse auf die chemische Zusammensetzung der Oberfläche des
Prüfkörpers bzw. deren Verteilung oder Ausscheidung verschiedener Elemente auf der
Oberfläche eines Prüfkörpers. In dieser Arbeit wurden die Abbildungen von Oberflächen-
topographie durch die Sekundärelektronen mit einem Detektor aufgezeichnet.
In der Rasterelektronenmikroskopie können nur leitenden Oberflächen dargestellt werden.
Daher müssen die Proben speziell präpariert sein. Durch Aufdampfen eines Metallfilms
werden die Oberflächen der nichtleitenden Objekte leitend gemacht. Dabei ist darauf zu
achten, dass die Schicht nicht zu dick aufgedampft wird, da sonst die feinen Strukturen
des Objekts abgedeckt werden [26]. In dieser Arbeit wurde eine Goldschicht mit einer
Dicke von 10 nm auf die Probe (Perowskit) aufgedampft. Damit wurde eine bessere To-
pographie der Oberfläche abgebildet.
3.2.3 Röntgendiffraktometrie
Röntgenbeugung (eng. „X-Ray Diffraction“, XRD) ist die Beugung von Röntgenstrahlung
an geordneten Strukturen wie Kristallen oder Quasikristallen. Grundsätzlich zeigt Rönt-
genstrahlung die gleichen Beugungserscheinungen wie alle elektromagnetischen Wellen.
Röntgenbeugung ist eine der Standardmethoden zur Strukturaufklärung der Kristallen, die
sogenannte Röntgendiffraktometrie [27].
Das Prinzip der XRD beruht auf der Beugung von monochromatischer Röntgenstrahlung
an den Netzebenen von Kristallen, wie es in Abb. 20 skizziert ist.
Experimentelle Voraussetzung 23
Abb. 20: Schematische Darstellung der Bragg Reflexion
Die Wellenlänge von Röntgenstrahlen liegt im Bereich von Atom- bis Molekülgröße. Kris-
talle, die ein dreidimensionales Gitter aus Atomen oder Molekülen darstellen, wirken somit
auf Röntgenstrahlen wie eine Vielzahl von in parallelen Ebenen angeordneten Beugungs-
gittern. Die ebenen, parallelen Schichten aus Atomen oder Molekülen werden als Netz-
ebenen bezeichnet. Die Atome in einem Kristall werden durch den auftreffenden Rönt-
genstrahl zum Schwingen angeregt und strahlen dabei selbst Wellenfronten gleicher Wel-
lenlänge (Sekundärstrahlung) ab. Diese Wellen der Sekundärstrahlung interferieren mitei-
nander. Sie legen je nach Entstehungsort und Geometrie des Kristallgitters unterschied-
lich lange Wege zurück („Gangunterschied“), so dass parallele Strahlen durch Phasen-
verschiebung gegeneinander eine Verstärkung oder Abschwächung ihrer Intensität erfah-
ren können. [28]
Die Bedingungen, unter denen eine Interferenz im Sinne eines Intensitätsmaximums auf-
treten kann, wird durch die Braggsche Geleichung
𝑛 ∙ 𝜆 = 2 ∙ 𝑑 ∙ sin 𝜃 (3.1)
beschrieben. Dabei ist 𝜆 die Wellenlänge der einfallenden Strahlung, 𝑛 die Beugungsord-
nung (ganze Zahl), 𝑑 der Abstand der Netzebenen, und 𝜃 der Einfallswinkel des Primär-
strahls. Dies bedeutet, es tritt ein Intensitätsmaximum auf, wenn 2 ∙ 𝑑 ∙ sin 𝜃einem ganz-
zahligen Vielfachen der Wellenlänge entspricht. Die gebeugte Röntgenstrahlung wird
durch einen Detektor erfasst. Durch kontinuierliches Drehen bzw. Kippen der Probe, der
Röntgenstrahlquelle und des Röntgendetektors relativ zueinander, können alle möglichen
Beugungsmaxima der einfallenden Röntgenstrahlung an den Netzebenen der zu untersu-
chenden Probe detektiert werden. Die Beugungsmaxima repräsentieren die Reflexions-
winkel der einzelnen Minerale. Über den Winkel θ kann der Netzebenenabstand berech-
net und damit das Mineral identifiziert werden.
3.2.4 UV-VIS Spektrophotometer
Bei der Wechselwirkung elektromagnetischer Strahlung mit Festkörpern, Flüssigkeiten
oder Gasen treten verschiedene Effekte wie Absorption, Reflexion oder Streuung auf. Ein
24 Experimentelle Voraussetzung
Spektrophotometer beruht auf Absorption und ist ein Gerät zur Messung von Transmissi-
on oder Reflexion der elektromagnetischen Strahlung im ultravioletten und sichtbaren
Bereich einer Probe [29].
Ein Spektrophotometer besteht aus den folgenden Komponenten:
• eine Lichtquelle zur Erzeugung breitbandiger elektromagnetischer Strahlung
• ein Monochromator, welches die breitbandige Strahlung in die einzelnen Wellen-
langen auffächert
• ein Proberaum
• ein Detektor zur Messung der transmittierten Strahlung
Grundsätzlich werden UV-VIS Spektrophotometer in Einstrahl- und Zweistrahl-
Spektrophotometer unterteilt (Abb. 21 und 22). Bei dem Einstrahl-Spektrophotometer wird
polychromatisches Licht der Lampe auf den Eintrittsspalt eines Monochromators fokus-
siert, der nur ein schmales Lichtband passieren lässt. Dieser Lichtstrahl passiert den Pro-
benbereich und gelangt zum Detektor. Die Absorption einer Probe wird bestimmt, indem
die Lichtintensität im Detektor mit und ohne Probe gemessen und anschließend miteinan-
der verglichen wird.
Abb. 21: Aufbau eines Einstrahl-Spektrophotometer [30]
Bei dem Zweistrahl-Spektrophotometer wird ein Strahlteiler eingesetzt, der das Licht si-
multan durch Referenz und Probe auf zwei identische Detektoren leitet. Diese Konstrukti-
on erlaubt die zeitgleiche Vermessung von Referenz und Probe. Mit dieser Konstruktion
kann eine hohe Stabilität erreicht werden. In dieser Arbeit wurde ein Zweistrahl-
Spektrophotometer verwendet.
Experimentelle Voraussetzung 25
Abb. 22: Aufbau eines Zweistrahl-Spektrophotometer [30]
Durchdringt ein Lichtstrahl mit der Intensität 𝐼0 eine Probe mit der Dicke 𝑑, wird der Licht-
strahl, abgesehen von Reflexions- und Streuungsverlusten, durch die Absorptionseigen-
schaften der Probe geschwächt. Die Intensität 𝐼 nach durchlaufen einer Probe kann ge-
mäß dem Lambert-Beerschen Gesetz beschrieben werden [31].
𝐼(𝑑) = 𝐼0 ∙ 𝑒−𝛼𝑑. (3.2)
Wobei α der Absorptionskoeffizient der Probe ist.
Abb. 23: Transmission
Der austretende Lichtstrahl hat nun die Intensität 𝐼 und wird als Transmission bezeichnet.
Der Transmissionsgrad 𝑇 wird durch die folgende Gleichung definiert:
𝑇 =𝐼
𝐼0 . (3.3)
Die Extinktion ist ein Maß für die Abschwächung eines Lichtstrahles in einem Medium und
wird als logarithmische Größe den Kehrwert des Transmissionsgrades 𝑇 definiert [31]:
𝐸 = log101
𝑇= log10(
𝐼0
𝐼) = log10(𝑒) ∙ 𝛼 ∙ 𝑑 ≈ 0,434 ∙ 𝛼 ∙ 𝑑 . (3.4)
26 Experimentelle Voraussetzung
In der Optik wird die Extinktion häufiger als Transmissionsgrad verwendet, wobei der Zu-
sammenhang zwischen Extinktion, Absorptionskoeffizienten und der Schichtdicke linear
ist. Der Absorptionskoeffizient ist stark abhängig von der Wellenlänge. Je größer der α-
Wert für eine Wellenlänge, umso stärker wird diese Wellenlänge absorbiert. Aber die Ab-
sorption ist nicht gleich die Extinktion, sondern wird wie folgt definiert:
𝐴 = 1 − 𝑇 − 𝑅, (3.5)
wobei der Streuungsverlust vernachlässigt wird.
3.3 Verwendete Proben
Perowskit sind anorganische oder gemischt organisch-anorganische Verbindungen [4]
und besitzen eine kubische Kristallstruktur mit der allgemeine Strukturformel ABX3 (siehe
in Abb. 24), die in einer Vielzahl verschiedenster Zusammensetzungen in der Natur exis-
tiert. Die erste Entdeckung des Perowskit (CaTiO3) stammt von dem deutschen Mineralo-
gen Gustav Rose aus dem Jahr 1839. Er benannte das neue Mineral Perowskit nach dem
russischen Mineralogen L. A. Perowski [32].
Abb. 24: Kubische Kristallstruktur von Perowskit hat die allgemeine Forme ABX3 [33]
Aufgrund der Materialklasse haben Perowskit-Kristalle unterschiedliche Eigenschaften,
die von ferroelektrischen über supraleitende bis hin zu photovoltaischen reichen. Für die
Photovoltaik geeignete Perowskit-Kristalle sind aus organischen (Kationen) und anorgani-
schen Komponenten (Anionen) aufgebaut [4]. Die vielversprechendsten Verbindungen
von Perowskit, die in Solarzellen zum Einsatz kommen, sind derzeit Methylammonium-
Blei-TriX (CH3NH3PbX3), die in der Abbildung 24 dargestellt ist. Das große Kation A ist
üblicherweise Methlyammonium (CH3NH3+) und das kleine Kation B ist Blei (Pb2+) und das
Anion X ist ein Halogenid, entweder Iodid, Chlorid oder Bromid (I-, Cl-, Br-).
Experimentelle Voraussetzung 27
Die in den Untersuchungen verwendeten Proben waren Perowskit-Dünnschicht
(CH3NH3PbI3) auf einem Glassubstrat der Firma EMPA. Die Proben wurden in zwei
Schritte hergestellt. Zuerst wurde PbI2 bei einem Basisdruck unter 1*10-7 mbar durch
thermisches Verdampfen auf Glas beschichtet. Danach wurde PbI2-Schicht durch die Ro-
tationsbeschichtung von CH3NH3I-Lösung (50 mg / ml in 2-Propanol) bei einer Rotations-
geschwindigkeit von 2500 U/m für 45 s in CH3NH3PbI3 (MAPbI3) umgewandelt. Die so
hergestellten Perowskit-Dünnschichten wurden bei einer Temperatur von 50°C auf einer
Kochplatte für 2h in einer Glovebox getrocknet. Die Schichtdicke der Proben betrug ca.
140 nm.
Abb. 25: Rauigkeit der Oberfläche von Perowskit
Mittels Weißlichtinterferenzmikroskopie wurde die Rauigkeit der Oberfläche von Perowskit
charakterisiert, siehe Abb. 25. Die PV (Peak to Valley) -Oberflächenrauigkeit betrug 261,8
nm, die größer als Schichtdicke von 140 nm, das heißt, die Schicht war lokal nicht ge-
schlossen. Gegenüber den Schichtdicken war die RMS (Root Mean Square) -
Oberflächenrauigkeit (ca. 30 nm) der Proben schon relativ zu groß. Das Verhältnis zwi-
chen Schichtdicke und RMS-Oberflächenrauigkeit war über 20%. Es war sehr schwierig,
eine genaue Ablationstiefe zu messen. Aufgrund der Schwierigkeit konnte in dieser Arbeit
die Ablationstiefe der durch Einzelpuls erzeugte Ablationskrater nicht gemessen werden.
28 Ergebnisse und Diskussion
4 Ergebnisse und Diskussion
4.1 Herstellung von Perowskit
In diesem Kapitel werden die Untersuchungen zur Herstellung von Perowskit mit ver-
schiedenen Prozessparametern anhand der Literatur vorgestellt und näher erläutert.
Als Substrat wurde ein Objektträger für die Lichtmikroskopie mit der Größe von 76*26 mm
verwendet. Zunächst wurde der Objektträger in drei Stücke geschnitten, wobei jedes
Stück eine Größe von ca. 25*26 mm hatte. Das Substrat wurde mit Lösungsmittel
(CH3CH2OH) für das Polymer gereinigt und danach mittels Stickstoff mit Hochdruck ge-
trocknet. Vor der Beschichtung von Perowskit wurden die Oberflächen vom Substrat mit-
tels UV-Licht/Ozon einseitig ca. drei Minuten aktiviert. Die Wellenlänge des verwendeten
UV-Licht war 220 nm und die Konzentration des Umgebungssauerstoffs war 0,25%.
Nach der Vorbereitung des Substrats wurden die Untersuchungen der Beschichtung in
einer LABmaster Glovebox Workstation der Firma MBraun (Wasserkonzentration< 0,1
ppm und Sauerstoffkonzentration < 1 ppm) durchgeführt (siehe Abb. 26). Die verwende-
ten Lösungen waren Blei(II)-iodid (PbI2 0,55 M in Dimethylformamid) und Methylammoni-
um Iodide (CH3NH3I 0,42 M in 2-Propanol, auch als MAI bezeichnet). Die Bildung der
CH3NH3PbI3-Perowskit folgt durch die folgende chemische Reaktion (4.1):
PbI2+CH3NH3I CH3NH3PbI3 (4.1)
Abb. 26: LABmaster Glovebox Workstation
Zur Beschichtung von Perowskit auf Substrat wurde die Methode „zweistufige Rotations-
beschichtung“ [34] verwendet. In Abbildung 27 zeigt sich die Prozesse der zweistufigen
Ergebnisse und Diskussion 29
Rotationsbeschichtung. Bei dieser Methode wurde Perowskit durch zwei maliger Rotati-
onsbeschichtung erzeugt. Bei dem ersten Schritt wurde die PbI2-Lösung durch Rotation
des Drehtellers mit einer bestimmten Geschwindigkeit auf dem Substrat verteilt. Danach
wurde das Substrat mit PbI2-Schicht auf einer Heizplatte mit einer bestimmten Temperatur
getrocknet. Bei dem zweiten Schritt wurde das getrocknet Substrat mit der PbI2-Schicht
wieder auf dem Drehteller fixiert. Die CH3NH3I-Lösung wurde auf der PbI2-Schicht abgele-
gen und dann rotiert. Zum Schluss wurde die Perowskit-Schicht (CH3NH3PbI3) auf Heiz-
platte mit eingestellter Temperatur getrocknet. Im Idealfall wurde die gleichmäßige
Perowskit-Schicht auf dem Substrat durch die chemische Reaktion erzeugt.
Abb. 27: Die zweistufige Rotationsbeschichtung [35]
Die Konzentrationen der verwendeten Lösungen konnten nicht verändert werden,
wodurch nur die Rotationsgeschwindigkeit und Trockentemperatur sowie die Rotationszeit
und Trockenzeit steuerbar waren. In dieser Arbeit wurden nur die Einflüsse von Rotati-
onsgeschwindigkeit und Trockentemperatur für die Beschichtung von Perowskit unter-
sucht. Die Rotations- und Trockenzeit wurden aus der Literatur entnommen und als kon-
stant angenommen.
4.1.1 Einfluss von Rotationsgeschwindigkeit
In den Untersuchungen wurde Perowskit durch die Beschichtungen von PbI2 und MAI
(CH3NH3I) mit verschiedenen Rotationsgeschwindigkeiten hergestellt. Wie bereits erwähnt
ist die Schichtdicke abhängig von Rotationsgeschwindigkeit β. Je kleiner die Rotationsge-
schwindigkeit ist, desto dicker ist die Dünnschicht. In Tabelle 2 sind die Schichtdicken der
PbI2-Schichten, die mit verschiedenen Rotationsgeschwindigkeiten hergestellt wurden,
aufgelistet.
30 Ergebnisse und Diskussion
Tab. 2: Schichtdicke von PbI2-Schicht bei verschiedenen Rotationsgeschwindigkeiten
Rotationsgeschwindigkeit [rps] Schichtdicke [nm]
100 56
25 105
10 154
*[rps]: Umdrehung pro Sekunde
Für die Beschichtung von PbI2 wurden die Rotationsgeschwindigkeiten von 10 rps bis 33
rps variiert. Nach der Rotation wurden diese mit einer Trockentemperatur von 70°C für
eine Trockenzeit von 10 Minuten getrocknet. Die reine PbI2-Schicht auf dem Substrat ist
gelblich, siehe Abb. 28 links. Abbildung 28 rechts zeigt die REM-Aufnahme der Oberflä-
chenstruktur der hergestellten PbI2-Schicht. Durch diese Aufnahme der Oberflächenstruk-
tur kann zwischen Perowskit und PbI2 unterschieden werden.
Abb. 28: links: Das Bild der hergestellten PbI2-Schicht; rechts: REM-Bild der hergestellten PbI2-Schicht (Prozessparameter: die Rotationsgeschwindigkeit von 25 rps für 60 s und die Trockentem-
peratur von 70°C für 10 Minuten)
Nach dem Trocknen der PbI2-Schicht erfolgte die Beschichtung der MAI-Lösung durch die
Rotationbeschichtung auf die PbI2-Schicht. Die Rotationsgeschwindigkeiten wurden von
25 rps bis 55 rps variiert. Es wurde die Rotationszeit von 60 s und die Trockentemperatur
von 70°C für eine Trockenzeit von 10 Minuten eingestellt. Nach dem Trocknen reagierten
PbI2 und MAI im Idealfall komplett miteinander und es entstand Perowskit.
Ergebnisse und Diskussion 31
Abb. 29: REM-Bilder von hergestellten Perowskit auf dem Substrat bei verschiedenen Rotations-geschwindigkeiten (Prozessparameter: PbI2-Schicht mit verschiedener Rotations-geschwindigkeit von a) 33 rps, b) 25 rps, c) 15 rps, d) 10 rps für 60 s und der Trockentemperatur von 70°C für 10 Minuten; MAI-Schicht mit der Rotationsgeschwindigkeit von 33 rps für 60 s und der Trockentempe-ratur von 70°C für 10 Minuten)
Aus Abbildung 29 ist ersichtlich, dass die Rotationsgeschwindigkeit für die Beschichtung
von PbI2 eine wichtige Rolle für die Herstellung einer eingeschlossenen Perowskit-Schicht
spielt. Bei einer Rotationsgeschwindigkeit von 33 rps ist die Schicht nicht eingeschlossen
und es haben sich viele körnige Perowskit-Kristalle auf der Oberfläche gebildet. Mit der
reduzierten Rotationsgeschwindigkeit nimmt die Dichte der Perowskitschicht zu und sie
beginnt sich zu schließen. Ein Grund dafür ist, dass mit kleinerer Rotationsgeschwindig-
keit die Dicke der PbI2-Schicht zunimmt. Diese führt nach der Reaktion zwischen PbI2 und
MAI zu einer dichteren Perowskit und damit zu einer geschlossenen Schicht.
Abb. 30: Die Lichtmikroskopie-Aufnahme der hergestellten Perowskit auf dem Substrat mit den verschiedenen Rotationsgeschwindigkeiten. (Prozessparameter: PbI2-Schicht mit der Rotationsge-schwindigkeit von 15 rps für 60 s und der Trockentemperatur von 70°C für 10 Minuten; MAI-Schicht mit den verschiedenen Rotationsgeschwindigkeiten von a) 50 rps b) 33 rps und c) 25 für 60 s und der Trockentemperatur von 70°C für 10 Minuten)
32 Ergebnisse und Diskussion
Abbildung 30 zeigt die optischen Aufnahmen der Perowskitschichten, die mit verschiede-
nen Rotationsgeschwindigkeiten (MAI) hergestellt wurden. Es ist erkennbar, dass die
Schichten nicht geschlossen und auch viele körnige Kristalle auf der Oberfläche entstan-
den sind. Zwischen den Rotationsgeschwindigkeiten gibt es keine nennenswerten Unter-
schiede. Somit ist festzustellen, dass die Oberflächenqualität der Perowskit hauptsächlich
durch die Dicke der PbI2-Schicht bestimmt wird. Die MAI-Schicht spielt daher nur eine
zweitrangige Rolle. Falls die Dicke der PbI2-Schicht zu dünn ist, wachsen die durch die
Reaktion von PbI2 und MAI erzeugten Perowskit-Kristalle nur sporadisch und erzeugen
damit viele auseinanderliegende körnige Kristallstrukturen. Falls die Dicke der PbI2-
Schicht dick genug ist, verbinden sich alle erzeugten Perowskit-Kristalle und es entsteht
eine relativ geschlossene Perowskit-Schicht.
Jedoch kann die MAI-Schicht nicht dicker als die PbI2-Schicht sein, bzw. die Rotationsge-
schwindigkeit für Beschichtung von MAI muss größer als für Beschichtung von PbI2 sein.
Ansonsten entstehen unerwünschte MAI-Kristalle auf der Oberfläche des Perowskit nach
der kompletten Reaktion mit PbI2.
4.1.2 Einfluss von Trockentemperatur
In diesem Kapitel wird der Einfluss von der Trockentemperatur bei der Beschichtung von
MAI auf die Herstellung von Perowskit erläutert. Für beide Beschichtungen wurde die Ro-
tationsgeschwindigkeit auf 100 rps und die Rotationszeit auf 60 s eingestellt. Die Trocken-
temperatur für die PbI2-Schicht wurde auf 70°C mit einer Trockenzeit von 10 Minuten fest-
gesetzt. Die Trockentemperaturen für die MAI-Schicht wurden auf 100°C, 150°C, 170°C
mit einer Trockenzeit von 10 Minuten variiert. Diese Prozessparameter wurden aus der
Literatur [36] entnommen. Der Grund dafür ist, die Konzentration von PbI2- und MAI-
Lösung in [36] sind ähnlich wie in dieser Arbeit und in [36] wird eine gute geschlossene
Perowskit-Schicht hergestellt.
Abb. 31: REM-Aufnahmen von hergestelltem Perowskit auf dem Substrat bei verschiedenen Tro-ckentemperatur (Prozessparameter: PbI2-Schicht mit derselben Rotationsgeschwindigkeit von 100 rps für 60 s und derselben Trockentemperatur von 70°C für 10 Minuten; MAI-Schicht mit derselben
Rotationsgeschwindigkeit von 100 rps für 60 s und verschiedener Trockentemperatur von a) 100°C, b) 150°C, c) 170°C für 10 Minuten)
In Abbildung 31 sind die REM-Aufnahmen der hergestellten Perowskit auf dem Substrat
bei verschiedener Trockentemperatur abgebildet. Zudem ist erkennbar, dass bei niedriger
Ergebnisse und Diskussion 33
Trockentemperatur eine geschlossene Perowskit-Schicht entsteht, während bei höherer
Trockentemperatur die Schicht nicht geschlossen ist und die Lücken größer werden. Ein
Grund für das Phänomen kann die Degeneration von Perowskit bei einer hohen Trocken-
temperatur sein.
4.1.3 XRD-Spektrum
In der Arbeit wurden auch die hergestellten Schichten mittels Röntgendiffraktometrie un-
tersucht. Durch kontinuierliches Drehen der Röntgenstrahlquelle und des Röntgendetek-
tors relativ zueinander werden alle möglichen reflektierten Beugungsmaxima detektiert.
Das charakterisierte XRD-Spektrum ist in Abbildung 32 gekennzeichnet.
Abb. 32: XRD-Spektrum der hergestellten Schichten (PbI2, MAI und Perowskit)
Wie in Abb. 32 gezeigt, weist die Perowskit-Schicht starke Beugungsmuster bei 14,2º,
28,5º und 31,9º auf. Diese Beugungsmuster sind zu (110), (220) bzw. (310) von Perowskit
zugeordnet. Eine Begründung für das Beugungsmuster bei 11,4° (rotes Sternchen) ist
noch nicht gefunden und bedarf weiterer Untersuchungen. In der Literatur wird berichtet,
dass ein Beugungsmuster bei 12,7° aus PbI2 einhergeht, die aufgrund des überschüssi-
gen PbI2 im Perowskit überbleibt. Aber in dieser Arbeit verschwinden alle Beugungsmus-
ter von PbI2 und MAI für die Perowskit-Schicht, was darauf hinweist, dass sich alle PbI2
und MAI in Perowskit umwandelt haben.
34 Ergebnisse und Diskussion
4.2 Absorptionsspektrum
In diesem Kapitel wurden die Perowskit-Dünnschicht auf Glassubstrat und auch das
Glassubstrat mittels eines UV-VIS-NIR Spektrophotometerie (Varian-Cary-5000) charak-
terisiert. Aufgrund der ausreichenden Qualität der im Kapitel 4.1 hergestellten Perowskit-
Dünnschicht wurden in weiteren Untersuchungen nur die Proben der Firma EMPA
(CH3NH3PbI3, siehe Kapitel 3.3) verwendet.
Abbildung 33 zeigt das Reflexions- und das Extinktionsspektrum als Funktion der Wellen-
länge für die Probe und das Substrat. Aufgrund des Wechsels von VIS- und NIR-Lampen
weisen die Messwerte bei der Wellenlänge zwischen 800 bis 1000 nm ein Rauschen auf.
Aus diesem Grund wird dieser Bereich in dem Spektrum nicht dargestellt, siehe Abb. 33
links und auch Abb. 34 rechts.
Abb. 33: Das Reflexionsspektrum (links) und das Extinktionsspektrum (rechts) als Funktion der Wellenlänge für Perowskit/Glas und Glas
In der Literatur wird häufig ein Extinktionsspektrum für die Charakterisierung der Absorpti-
on des Materials eingesetzt. Die Gründe dafür sind, dass der Absorptionskoeffizient des
Materials aus der Extinktion (siehe Kapitel 3.2.4) in einer linearen Abhängigkeit umge-
rechnet sowie die Informationen des Transmissionsgrads erhalten werden kann. Bei einer
Extinktion von 3 ist das durch die Probe hindurchgestrahlt Messlicht auf ganze 1‰ der
ursprünglichen Intensität geschwächt. Für die Extinktion größer als 4 ist das Spektrum in
diesem Bereich schon mit hoher Ungenauigkeit geworden. Damit wurden die Messungen
in dem Wellenlängenbereich von 200 nm bis 350 nm als Rauschwerte oder Messfehler
betrachtet.
Aus der Abbildung 33 links ist ersichtlich, dass Perowskit einer Reflexionsgrad von 20%
bis 35% für die Wellenlänge größer als 350 nm hat, während Glas einen kleineren Refle-
xionsgrad von 10% bis 20% hat. Für die Wellenlänge kleiner als 350 nm sind die Reflexi-
onsgrade von beiden ähnlich.
Ergebnisse und Diskussion 35
Durch die Messdaten des Reflexionsgrads und der Extinktion werden Absorptionskoeffi-
zient und Absorptionsgrad von Perowskit sowie Glas umgerechnet und in der Abbildung
34 dargestellt.
Abb. 34: Die Absorptionskoeffizienten (links) und Absorptionsspektrum (rechts) als Funktion der Wellenlänge für Perowskit/Gals und Glas
Aus der Abbildung 34 links werden die Absorptionskoeffizienten und die optische Ein-
dringtiefe von Perowskit für die verschiedenen angewendeten Wellenlängen bestimmt,
(siehe Tabelle 3). Wegen der höheren Ungenauigkeit im Wellenlängenbereich von 200
nm bis 350 nm werden die Absorptionskoeffizienten sowie die optische Eindringtiefe für
die Wellenlänge von 248 nm nicht ermittelt. Die optische Eindringtiefe ist umgekehrt pro-
portional zum Absorptionskoeffizient und nimmt mit steigender Wellenlänge zu.
Tab. 3: Die Absorptionskoeffizienten und die optischen Eindringtiefen von Perowskit für die ver-schiedenen Wellenlängen
Wellenlänge λ [nm] Absorptionskoeffizient α [cm-1] Optische Eindringtiefe d [nm]
248 / * / *
355 7,5E+05 13
532 3,5E+05 28
775 5,8E+05 172
1064 3,0E+04 333
*: Ungenauigkeit zu groß Ungenauigkeit: ±15%
Abbildung 34 rechts zeigt den Absorptionsgrad von Perowskit in Abhängigkeit der Wellen-
länge. Zudem ist erkennbar, dass das Glas transparent für alle Wellenlängen größer als
350 nm ist. Für die Wellenlänge von 200 bis 350 nm ist das Glas nicht transparent und
weist einen hohen Absorptionsgrad wie Perowskit auf. Damit ist es nicht möglich, dass
Laserstrahlung mit der Wellenlänge von 248 nm von der Rückseite durch das Glas auf
das Perowskit trifft, bevor das Glas verdampft ist. Daher wurden die Rückseitenbearbei-
tungen nur mit den Wellenlängen von 1064 nm, 775 nm, 532 nm und 355 nm in dieser
Arbeit untersucht, siehe im Kapitel 4.3.
36 Ergebnisse und Diskussion
Die Absorption von Perowskit ist für eine Wellenlänge größer als 800 nm ist deutlich nied-
riger. In diesem Bereich wird eine hohe Schwellfluenz oder Intensität benötigt, um
Perowskit abzutragen oder zu modifizieren. Für die Wellenlänge kleiner als 800 nm steigt
die Absorptionsgrad signifikant an und für die Wellenlänge von 240 bis 780 nm hat
Perowskit einen hohen Absorptionsgrad von 60% bis 78%. In [37] wird beschrieben, dass
Perowskit eine Energiebandlücke von 1,58 eV hat. Daher ist eine lineare Absorption in
Perowskit nur möglich, wenn die Photonenenergie größer ist als die Energiebandlücke
1,58 eV. Die Tabelle 4 zeigt die Photonenenergie bei den verschiedenen Wellenlängen.
Tab. 4: Die Photonenenergie bei den verschiedenen Wellenlängen
Wellenlänge λ [nm] Photonenenergie E [eV]
248 5
355 3,5
532 2,3
775 1,6
1064 1,2
Im Vergleich zur Energiebandlücke verfügt die Laserstrahlung ausreichend Photonen-
energie, ab einer Wellenlänge kleiner als 775 nm, um eine lineare Absorption zu errei-
chen. Bei der Wellenlänge von 1064 nm ist die Photonenenergie kleiner als Energieband-
lücke von Perowskit und damit eine Absorption nur durch Fehlstellen, Defekte im Material
oder durch eine nichtlineare Absorption mit ausreichenden hoher Intensität möglich [13].
Ergebnisse und Diskussion 37
4.3 Ablationsmechanismen von Perowskit-Dünnschicht
Für die Untersuchungen der Ablationsmechanismen von Perowskit wurden die Proben mit
verschiedenen Lasersystemen auf der Vorderseite (Schichtseite) und Rückseite (Sub-
stratseite) behandelt, um die Einzelpulsablationen betrachten zu können. Die Abbildungen
der Oberflächentopographie von Ablationsstrukturen wurden mittels optischer Mikroskopie
und Rasterelektronenmikroskopie aufgenommen und dazu wurden die definierten
Schwellfluenz und Strahlradius bestimmt.
4.3.1 Definition der Schwellfluenz
Aufgrund der unterschiedlichen Mechanismen zwischen Vorderseitenbearbeitung und
Rückseitenbearbeitung werden die Schwellfluenz in Ablations-, Delaminations- und Modi-
fikationsschwellfluenz unterteilt, siehe in Abb. 35. Die Ablations- oder Delaminations-
schwellfluenz werden so definiert, dass oberhalb dieser Schwellfluenz die Perowskit-
Dünnschicht vollständig von dem Substrat abgetragen wird. Die Modifikation ist definiert
als die sichtbare Veränderung (unter REM) der Oberflächentopographie von Perowskit,
z.B. die durch den Schmelzeffekt oder partielle Verdampf erzeugt.
Abb. 35: links: Definition der Ablations- und Modifikationsschwelle von Perowskit bei der Bestrah-lung von der Schichtseite; rechts: Definition der Delaminations- und Modifikationsschwelle von
Perowskit bei der Bestrahlung von der Substratseite
4.3.2 Bearbeitung mit ns-Excimerlaserstrahlung
Wie im Kapitel 4.1 bereits erläutert ist bei der Wellenlänge von 248 nm nur die direkte
Ablation auf Perowskit-Dünnschicht möglich, da bei dieser Wellenlänge das verwendete
Glas nicht mehr transparent ist. Die Untersuchungen sind mit gepulster Laserstrahlung bei
einer Pulsenergie von 0,1 µJ bis 3,6 µJ, der Pulsdauer von 25 ns und der Frequenz von
10 kHz durchgeführt worden. Die Abbildung 36 zeigt die direkte Ablation von Perowskit,
die durch Laserstrahlung (Flat-Top-Mode) mit einer Pulsenergie von 3,3 µJ und einer Fo-
Bei der Rückseitenbearbeitung ist dagegen der Mechanismus von Delamination (Lift-off)
entstanden (siehe Abb. 40). Bei der Wellenlänge von 355 nm wurde der bestrahlte Be-
reich des Perowskit durch die thermische Expansion abgeschert. Dazu entstand eine
scharfe Abtragskante ohne Schmelzeffekt am Randbereich. Beim Abtragen mit ps-
Lastrahlung der Wellenlängen von 532 nm und 1064 nm wurde eine relative scharfe Ab-
tragskante beobachtet, wobei noch ein Teil des aufgeschmolzenen Perowskits im Rand-
bereich geblieben ist.
Abb. 41: Die Ablationsstrukturen bei der Rückseitenbearbeitung durch Einzelpuls mit ns-Faserlaser (300 ns, 1064 nm) und ps-Laser (10 ps, 1064 nm)
Aus der Abbildung 41 ist erkennbar, dass bei der Rückseitenbearbeitung mit ps-Laser
(25ps, 1064 nm) ein Mechanismus von Delamination erscheint, während mit ns-
Faserlaser (300 ns, 1064 nm) nur Ablation oder Modifikation entsteht. Der einzige Unter-
schied zwischen beiden Lasersystemen ist die Pulsdauer, wie es in Kapitel 4.3.3 schon
erläutert wurde. Die thermische Eindringtiefe von ns-Faserlaser ist dabei viel größer als
42 Ergebnisse und Diskussion
die Schichtdicke. Für eine Pulsdauer von 10 ps liegt jedoch die thermische Eindringtiefe
im Bereich von einigen nm [38], die deutlich kleiner als die Schichtdicke ist. Damit kann
die Bedingung für den Mechanismus von Lift-Off festgestellt werden, dass die thermische
Eindringtiefe unterhalb der Schichtdicke sein muss.
Der andere Unterschied in der Abbildung 41 ist, dass das Ablationsvolumen mit ps-Laserstrahlung deutlich größer als mit ns-Faserlaserstrahlung ist. Dazu spielt die Puls-dauer in diesem Fall eine wichtige Rolle. Die ultrakurze Pulsdauer ermöglicht eine höhere Intensität, welche die Wahrscheinlichkeit der nichtlinearen Absorption beeinflusst. Je hö-her die Intensität, desto größer ist die Wahrscheinlichkeit der nichtlinearen Absorption. Dies führt zu einem höheren Ablationsvolum pro Puls, die eine geringere Fluenz bei ps-Laser benötigt, als bei ns-Laser.
Abb. 42: Die Lichtmikroskopie- und REM-Aufnahmen der Ablations- und Delaminationsstruktur (Laserparameter: 𝑷𝒖𝒍𝒔𝒂𝒏𝒛𝒂𝒉𝒍 𝑵 = 𝟏, 𝝀 = 𝟓𝟑𝟐 𝒏𝒎, 𝝉𝒑 = 𝟏𝟎 𝒑𝒔, 𝒇 = 𝟏𝟎𝟎 𝒌𝑯𝒛, 𝑬𝒑 = (𝟐𝟓, 𝟒 ±
𝟏, 𝟑) µ𝑱 , 𝑭 = (𝟐𝟐, 𝟒 ± 𝟐) 𝑱/𝒄𝒎²)
Abbildung 42 zeigt Lichtmikroskopie- und REM-Aufnahmen der Ablations- und Delamina-
tionsstruktur, die durch den Einzelpulsabtrag mit gleicher Fluenz erzeugt wurden. Daraus
ist ersichtlich, dass der Modifikationsdurchmesser (D1=34,8 µm) bei der Vorderseitenbe-
arbeitung annähernd gleich dem Delaminationsdurchmesser (D2=34,9 µm) ist. Es wird
vermutet, dass sich die Abtragsschwellfluenz von Perowskit durch Lift-Off bei der Rück-
seitenbearbeitung verringert und näherungsweise gleich der Modifikationsschwellfluenz
bei der Vorderseitenbearbeitung ist.
In der Lichtmikroskopie-Aufnahme der Ablationsstruktur bei der Vorderseitenbearbeitung
ist eine Farbveränderung in der Schmelzzone, besonders am Schmelzrand, erkennbar.
Dadurch wird vermutet, dass sich durch das Aufschmelzen der Brechungsindex von
Perowskit verändert oder eine neue Kristallform erzeugt wird. Aufgrund der abgescherten
Abtragskante bei der Rückseitenbearbeitung wird dieses Phänomen nur bei der Vorder-
seitenbearbeitung beobachtet.
Ergebnisse und Diskussion 43
Abb. 43: Unvollständig Abscheren bei einer Rückseitenbearbeitung durch Einzelpuls mit der Wel-
ns, vorder- und rückseitig) wurden keine vollständige Ablation oder Delamination auf der
Oberfläche von Perowskit-Dünnschicht beobachtet. Dazu wurde nur die Modifikations-
schwellfluenz ermittelt.
46 Ergebnisse und Diskussion
Abb. 46: Ablationsstrukturen bei der Vorderseitenbearbeitung und Delaminationsstruktur bei der Rückseitenbearbeitung in Abhängigkeit von der Fluenz (Laserparameter: 𝑷𝒖𝒍𝒔𝒂𝒏𝒛𝒂𝒉𝒍 𝑵 = 𝟏, 𝝀 =
𝟓𝟑𝟐 𝒏𝒎, 𝝉𝒑 = 𝟏𝟎 𝒑𝒔, 𝒇 = 𝟏𝟎𝟎 𝒌𝑯𝒛)
Aus Tabelle 7 geht hervor, dass die Schwellfluenz von der Wellenlänge bzw. den Absorp-
tionskoeffizienten und der Pulsdauer abhängig ist. Für eine lineare Absorption nehmen die
Ablationsschwellfluenz sowie die Delaminationsschwellfluenz mit zunehmender Wellen-
länge bzw. dem verkleinerten Absorptionskoeffizienten zu.
Im Vergleich zur Ablationsschwellfluenz bei direkter Ablation ist die Delaminationsschwell-
fluenz bei der Bestrahlung von der Rückseite deutlich kleiner. Der Grund für diesen Un-
terschied kann die Verdampfungsenergie sein, die bei der Vorderseitenbearbeitung mit
direkter Ablation benötigt wird, um die gesamte Schicht zu erhitzten und letztendlich zu
verdampfen. Wogegen bei der Rückseitenbearbeitung mit dem Lift-Off Effekt nur ein klei-
ner Teil verdampft werden muss, um die gewünschte Schciht aufzulösen.
Tab. 7: Die ermittelten Ablationsschwellfluenz (Vorderseite) und Delaminationsschwellfluenz (Rückseite) von Perowskit in Abhängigkeit von der Wellenlänge und der Pulsdauer
Pulsdauer / Absorptions-Koeffizient α [cm-1]
Vorderseite Rückseite Absorptions-art Wellenlänge Abl. Fth [J/cm²] Del. Fth [J/cm²]
*: nur Modifikation oder nicht vollständiger Abtrag
Ergebnisse und Diskussion 47
Weiterhin werden die Modifikationsschwellfluenz von Perowskit mittels Liu-Kurve-Methode
bestimmt (siehe Abb. 48 im Anhang) und in Tabelle 8 dargestellt. Dazu wird auch die rea-
le kleinste Modifikationsfluenz, die von der letzten erkennbaren Modifikationsstelle abge-
lesen wird, in Tabelle 8 aufgelistet. Davon kann festgestellt werden, dass die ermittelte
Modifikationsschwellfluenz der realen kleinsten Modifikationsfluenz entpricht, außer die
Fluenz bei der Wellenlänge von 355 nm. Der Grund dafür kann die Gültigkeit der Liu-
Kurve-Methode sein, dass die Messung der Radien aufgrund der Unregelmäßigkeiten von
Modifikationen sehr schwierig war und deshalb die Bestimmung nach Liu-Kurve-Methode
nicht optimal anwendbar gewesen ist.
Im Vergleich mit der Delaminationsschwellfluenz bei der Rückseitenbearbeitung (Tab.7)
ist die Modifikationsschwellfluenz bei der Vorderseitenbearbeitung (Tab.8) für eine lineare
Absorption näherungsweise in einer gleichen Größenordnung, wie es in Abschnitt 4.3.4
erwartet wird. Damit wird vermutet, dass der Prozess der Laser-Materie-Wechselwirkung
bei der Vorderseiten- und Rückseitenbearbeitung gleich ist. Aufgrund der eingeschlosse-
nen Ablation bei der Rückseitenbearbeitung wird eine thermische Expansion nach dem
Phasenwechsel von fest nach flüssig oder gasförmig erzeugt, die zum Aufwölben oder
Abscheren führen kann. Diese thermische Expansion wird oft in vertikaler und teilweise in
horizontaler Richtung beeinflusst. Damit wird der bestrahlte Bereich bis zur Schmelzzone
bei der Rückseitenbearbeitung vollständig abgetragen und außerhalb der Schmelzzone
modifiziert, (siehe Abb. 42). Deshalb reduziert sich die Delaminations- sowie die Modifika-
tionsschwellfluenz bei der Rückseitenbearbeitung.
Tab. 8: Die ermittelten Modifikationsschwellfluenz und die realen kleinsten Fluenz für die Modifika-tion von Perowskit in Abhängigkeit von der Wellenlänge und der Pulsdauer