Механизм действия электронно-дырочных фотоэлементов
       

Механизм действия электронно-дырочных фотоэлементов


ВВЕДЕНИЕ

В некоторых условиях при освещении полупроводника между отдельными его точ­ками  возникает разность потенциалов, так называемая фото-ЭДС. Появление ЭДС в полупроводнике, очевидно, может быть связано только с возникновением объемных за­рядов, т. е, с разделением в пространстве положительных и отрицательных зарядов (электронов и дырок).

Однако поглощение света и фотоионизация непосред­ственно изменяют (увеличивают) только энергию электронов и дырок, не разделяя их в пространстве. Действительно, например, при переходе под действием света электрона с локального примесного уровня в зону проводимости электрон и дырка, оставшаяся на уровне, разделяются в «пространстве энер­гий», но остаются рядом в геометрическом пространстве.

Следовательно, для появления фото-ЭДС должны суще­ствовать добавочные причины разделения неравновесных за­рядов разных знаков.

В качестве таких причин выступают, например:

а) разница в подвижностях носителей тока разного знака, что при неравномерном освещении приводит к разделению за­рядов из-за разных скоростей диффузии. Эта причина обуслов­ливает появление фото-ЭДС Дембера.

б) наличие магнитного поля, в котором при диффузии заряды разделяются за счет отклонения в противоположные стороны. Это явление лежит в основе фотомагнитного эффекта Кикоина—Носкова.

Обе названные выше причины разделения носителей раз­ного знака характерны для однородных (до освещения) полу­проводников. Однако особенно эффективное разделение не­равновесных носителей имеет место в неоднородных полу­проводниках или полупроводниковых системах и, в частности, в электронно-дырочных переходах или на других типах за­пирающих слоев.

Величина вентильной фото-ЭДС на несколько порядков больше, чем ЭДС Дембера и объемная фото-ЭДС. Коэффициент полезного действия вентильных фотоэлементов может быть сделан достаточно большим, и поэтому они находят техническое применение для прямого преобразования световой энергии в электрическую.
В частности, вентильные фотоэлементы используются для создания солнечных батарей, широко применяемых на искусственных спутниках Земли и космических кораблях.

Следует разделять два главных направления использо­вания полупроводниковых фотоэлементов:



а) преобразование световых сигналов в электрические;

б) преобразование световой (например, солнечной) энер­гии в электрическую.

Первое направление имеет большое значение для ав­томатики, измерительной техники, счетно-решающих меха­низмов и т. п.

Второе направление развивается в связи с космическими полетами и имеет также большие перспективы для «земной» энергетики.

1 ОБЩАЯ ЧАСТЬ

1.1 Механизм действия электронно-дырочных фотоэлементов

1.1.2 Энергетическая схема электронно-дырочного перехода

На рис. 1.1 изображены энергетические схемы электрон­ного и дырочного полупроводников до контакта. Предпола­гается, что полупроводники одинаковы и отличаются лишь составом примесей. Края потенциальных ящиков изображены на одном уровне, соответствующем потен­циальной энергии электрона вне полупроводника. Рас­стояния от уровня Ферми до краев потенциальных ящиков, показанные на рисунке стрелками, определяют работу выхода. Из рисунка видно, что работа выхода из электронного полупроводника меньше, чем из дырочного. Следовательно, после приведения полупроводников в контакт электроны будут переходить из электронного полупроводника в дырочный. При этом на границе возникает двойной заряженный слой с положительной компонентой в электронном и отрицательной в дырочном полупроводнике и, следовательно, разность потенциалов (именуемая контактной). По мере перехода электронов и роста этой разности потенциалов энергетиче­ские уровни дырочного полупроводника будут смещаться вверх относительно электронного до тех пор, пока уровни Ферми в обоих полупроводниках не окажутся на одной высоте.

Рисунок 1.1 – Энергетическме схемы электронного и дырочного полупроводника до контакта

В результате энергетическая схема контакта примет вид, изображенный на рис. 1.2 а. Вблизи контакта в переходной области, называемой часто областью объемного заряда, рас­стояние от уровня Ферми до краев основных зон больше, чем в невозмущенных электронном и дырочном полупровод­никах, и, следовательно, концентрация носителей и проводи­мость меньше.


Переходная область называется также запор­ным слоем.      


а – равновесие;  б - при освещении

Рисунок 1.2 - Потоки электронов и дырок через  n-p переход

Типичная конструкция электронно-дырочного фотоэле­мента (фотодиода) изображена в разрезе рис. 1. 3 а. Свет, падающий на поверхность фотоэлемента (n-полу­проводника, см рис. 1.3), образует пары электрон-дырка. «Неосновные» носители (т. е. дырки в n-полупроводнике) диффундируют сквозь слой n-полупроводника к области n-p перехода. Дырки, подошедшие к переходу, подхваты­ваются полем, существующим на переходе, и выбрасываются в p-полупроводник. Такой процесс идет до тех пор, пока положительный заряд p-полупроводника не возрастет на­столько, что дальнейший ток через n-p переход прекра­щается. Этому состоянию соответствует определенная раз­ность потенциалов между n и p полупроводником, так назы­ваемая вентильная фотоЭДС.

Рисунок 1.3 - Конструкция фотодиода


а - схема включения—«фотодиодный» режим;

б - схема включения—«вентильный» режим.

Рисунок 1.4 - Схемы включения фотодиода:

Фотодиоды, основанные на использовании n-p перехода, по существу, представляют собой разновидность давно извест­ных вентильных фотоэлементов. Имеется, однако, существен­ная разница между n-p фотодиодами и старыми типа­ми вентильных фотоэлементов, заключающаяся в том, что фотодиоды могут с успехом использоваться в режиме, не свойственном вентильным фотоэлементам, а именно, при значи­тельных напряжениях, приложенных в запирающем направле­нии. Этот режим работы фотоэлемента именуется «фотоди­одным», а режим без внешнего напряжения—«вентильным» (рис. 1.4 а, б).

Фотодиодная схема содержит во внешней цепи еще источ­ник тока, включенный так, чтобы на n-p переходе было напряже­ние запорного знака. Это напряжение выбирают по возможности большим, но, конечно, меньше пробойного напряжения n-p перехода. При этой схеме включения существующий в цепи ток (который в темноте есть ток насыщения n-p перехода и в хороших диодах очень мал) сильно изменяется при освещении и, соответственно, изменяется и падение напряжения на нагрузочном сопротивлении R.


При пра­вильном выборе напряжения источника и внешнего сопротивления величина электрического сигнала может быть сделана намного боль­шей, чем в схеме фотоэлемента, и поэтому фотодиоды широко при­меняются для регистрации и измерения световых сигналов.

Общее уравнение фотодиода включенного в вентильном режиме имеет вид:

,                                    (1.1)

где J – ток через фотодиод, А;

Jf – фототок, А;

Js – ток насыщения, А;

V – фото-ЭДС, В;

T – температура, К.

Это уравнение можно переписать в виде:

                                  (1.2)

Подставив J=(V-V0)/R в (1.1) получим основное уравнение фотодиода в фотодиодном режиме:

,                              (1.3)

где V0 – внешнее напряжение, В.

1.2 Основные характеристики электронно-дырочных фотоэлементов

Экспериментальные результаты, приводимые ниже, полу­чены главным образом на германиевых фотодиодах. Такие фотодиоды серийно изготовляются промышленностью.

Из рис. 1.5 – 1.7, на которых изображены некоторые характеристики для фотодиода в вентильном режиме, видно, что с ростом сопротивления R разность потенциалов у на фотоэлементе растет, стремясь при R®¥ к значению фото-ЭДС, а ток во внешней цепи J падает от значения, равного Jf, при R=0 и  V= 0  до нуля.

Рисунок 1.5 - Нагрузочная характеристика n-р фотоэлемента в вентильном режиме


Рисунок 1.6 – Вентильный режим

Рисунок 1.7 – Вольт-амперная характеристика

n-р фотоэлемента в вентильном режиме

Из рис. 1.7 видно, что малым токам соответствует пре­дельное для данной освещенности значение фото-ЭДС.

1.2.1 Вольт-амперная характеристика

Если к n-p-переходу приложено напряжение в запи­рающем направлении (схема на рис. 1.8), то резко возрастают потенциальные барьеры для основных носителей и, следовательно, ток через переход будет определяться потоками неосновных носителей, падающих на границу раздела А.

Рисунок 1.8 – Схема n-p фотоэлемента, включеного в запирающем направлении (фотодиодный режим)

На эти потоки не влияет величина приложенного напряжения т. к. потенциальный барьер для неосновных носителей отсутствует, а ток пропорционален  их концентрации, которая определяется темпом термической и оптической генерации. Ток тоже не зависит от напряжения, т. е. носит характер тока насыщения. В темноте ток равен Js, а при освещении за счет появления добавочных неосновных носителей возрастает на величину Jf. Этот вывод следует и из основного уравнения фотодиода (1.1). Действительно, при достаточно больших отрицательных V0 из (1.3) следует

J=Js+Jf                           (1.4)

Экспериментально получаемые вольтамперные характе­ристики для германиевого фото­диода хорошо соответствуют теории (рис. 1.9). Лишь в области больших напряжений появляется отклонение (рост тока), связанное с размножением носителей в n-p переходе в сильных электрических полях.

При малых напряжениях ( V<<kT/e ) после разложения в ряд скобки в (1.1) получаем

                 
,                              (1.5)

где величина R0=kT/(eJs) соответствует внутреннему сопротивлению n-p перехода при малых V.

Таким образом, в отсутствие освещения (Jf=0) ток        линейно растет с V приблизительно до V~kT/e, а затем стремится к насыщению. В результате освещения величина тока при любом V возрастает на Jf по сравнению с его значением в темноте. Следовательно, при V=0  J=Jf  (ток короткого замыкания).

1 – темновой режим;  2-5 – возрастающая интенсивность освещения

Рисунок 1.9 – Вольт-амперные характеристики в фотодиодном режиме

1.2.2 Люкс-амперная характеристика

Величины тока короткого замыкания в вентильном ре­жиме и добавки тока в фото­диодном режиме пропор­циональны концентрации не­основных неравновесных носителей, возникших при освещении.

Эта концентрация в ста­ционарных условиях, как обычно, пропорциональна произведению темпа генерации bkI на среднее время существования неосновных носителей в базе.



Время существования лимитируется двумя процессами исчезновения — рекомбинацией и уходом через n-p переход. Обычно в правильно сконструированных фотодиодах с достаточно тонкой базой влиянием рекомбинации можно пренебречь, так как все неосновные носители успевают за время много меньшее, чем t, уйти через n-p переход.

В этих условиях ток Jf равен произведе­нию элементарного заряда на полное число носителей, гене­рируемых светом в единицу времени во всем объеме:

Таким образом, величина Jf, прямо пропорциональна I при любых уровнях возбуждения. Этот вывод хорошо подтверждается на опыте (рис. 1.10).

В фотодиодном режиме вплоть до весьма больших освещенностей наблюдается строгая линейность. Это является важным достоинством фотодиодов. В вентильном режиме тока короткого замыкания начальный участок характеристики также линеен, но при значительных освещенностях (для раз­ных образцов этот предел различен) наблюдается значитель­ное отступление от линейности, связанное с тем, что при больших освещенностях конечная величина сопротивления толщи германия, контактов и внешней цепи начинает играть существенную роль и таким образом нарушается режим тока короткого замыкания.


1 - вентильный режим;

2, 3 - фотодиодный режим при разных напря­жениях

Рисунок 1.10 - Типичные люкс-амперные характеристики для германиевых фотодиодов

В режиме разомкнутой цепи, как это следует из (1.2), фото-ЭДС логарифмически зависит от Jf и, следовательно, от интенсивности освещения.

1.2.3 Спектральное распределение фоточувствительности

Спектральные зависимости для германиевых фотодиодов изображены на рис. 1.11. Длинноволновая граница соот­ветствует краю собственного поглощения. Спектральные характеристики для разных образцов несколько отличаются друг от друга, особенно в области длин волн короче 1 мк, однако приближенно можно считать, что экстраполирован­ная в сторону коротких длин волн кривая проходит через нуль. Если учесть, что на рис. 1.11 кривые построены в пере­счете на единицу падающей энергии, указанное обстоятель­ство свидетельствует о том, что, как и следовало ожидать, число возникающих в германии носителей пропорционально не количеству световой энергии, а количеству квантов.


Для проведения ориентировочных расчетов спектральную харак­теристику можно представить в виде треугольника с верши­ной при 1,5 мк и основанием, простирающимся от 0 до 2 мк (см. пунктирную линию на рис. 1.11). На самом деле, для квантов ~2,3 эВ и в сторону более коротких длин волн за счет ударной ионизации спад чувствительности прекращается.

Рисунок 1.11 - Спектральное распределение фототока для двух образцов фотодиодов.

1.2.4 Температурная зависимость темнового тока, фототока и фото-ЭДС

Фототок Jf правильно сконструированного фотодиода определяется полным числом поглощенных квантов и, если это число неизменно, очевидно, не должен зависеть от тем­пературы.

Экспериментальные данные, приведенные на рис. 1.12, в основном подтверждают это. Заметный слабый рост Jf с температурой, по-видимому, определяется уменьшением ширины запретной зоны, что при использовании белого света приводит к увеличению в спектре числа квантов, способных генерировать неосновные носители. Слабая температурная зависимость фототока является важным достоинством фото­диодов. Некоторым недостатком их следует, однако, при­знать очень резкую температурную зависимость темнового тока Js (рис. 1.12, а и б). Это в первую очередь связано с резкой температурной зависимостью концентрации неосновных носителей. Действительно, поскольку обычно в рабочей области температур имеет место полная ионизация примесей и, следовательно, концентрация основных носителей (на­пример, электронов) неизменна, из выражения

,                         (1.6)

имеем для концентрации неосновных носителей

,                             (1.7)

Таким образом, p0, а следовательно, и Js быстро (при­близительно экспоненциально) растут с температурой, при­чем в показателе экспоненты стоит, полная ширина запрет­ной зоны.

Для уменьшения величины тернового тока следует либо понижать температуру, либо использовать для изготовления фотодиодов вещества с более широкой запретной зоной.

а

б

а – температура выше комнатной;

б – температура ниже комнатной

Рисунок 1.12 – Температурная зависимость тока насыщения Js и фототока Jf германиевого фотодиода

2 РАСЧЕТНАЯ ЧАСТЬ

Значения физических констант и некоторых параметров германия приведены в приложении А. Расчеты проведены в электронной таблице EXEL97.

2.1 Расчет зависимости фототока от освещенности

Фотодиод облучается видимым светом с длиной волны l=6*10-7 м. Из n=с/l, частота этого излучения n=5*1014 Гц.

Jf=egbI/(hn) ,                                              (1)

где Jf – фототок,  А;

g - часть нерекомбинировавших зарядов, дошедших до перехода, в данном случае, для тонкой базы, g=1;

b - квантовый выход, в данном случае b=1;

I – освещенность, I=1014 - 1020 (см2с)-1;

n - частота излучения, n=5*1014 Гц.

Результаты расчета фототока приведены в приложении Б. График зависимости фототока от освещенности изображен на рисунке 2.1.


Рисунок 2.1 - Зависимость фототока от освещения Так как диапазон изменения освещенности широк, график построен в логарифмических координатах (логарифм с основанием 2). От температуры фототок практически не зависит.

2.2 Расчет зависимости тока насыщения от температуры

Значения тока насыщения необходимы для расчетов других параметров фотодиода.

2.2.1 Коэффициент диффузии носителей заряда

D=me/(kT) ,                                      (2)

где D – коэффициент диффузии, для электронов – Dn, для дырок – Dp, ;

m - подвижность носителей, mn и mp для электронов и дырок соответственно, значения – в приложении А;

Т – температура, Т=193 – 473 К.

Результаты расчета коэффициента диффузии приведены в приложении В.

2.2.2 Диффузионная длина

,                                            (3)

где L – диффузионная длина, Ln – для электронов, Lp – для дырок, см;

t - время жизни неосновных носителей, t=0,001 с.

Результаты расчета диффузионной длины приведены в приложении В.



2.2.3 Эффективная плотность состояний в валентной зоне и зоне проводимости

 ,                                    (4)

где N – эффективная плотность состояний, Nc – для зоны проводимости, Nv – для валентной зны, с-1;

m* - эффективная масса, m*р – для дырок, m*n – для электронов, значения – в приложении А.

Результаты расчета эффективной плотности состояний приведены в приложении В.

2.2.4 Собственная концентрация

 ,                               (5)

где ni2 – собственная концентрация, см-6;

DЕ –ширина запрещенной зоны, значение в приложении А.

Результаты расчета собственной концентрации приведены в приложении В.

2.2.5 Концентрация неосновных носителей заряда

pn= ni2/nn  ,                                       (6.1)

np= ni2/pp .                                      (6.2)

где np, pn – концентрация электронов в р-области и дырок в n-области, см-3;

nn, pp – концентрация основных носителей,

nn=pp=2*1015 см-3.

Результаты расчета  концентрации неосновных носителей приведены в приложении В.

2.2.6 Ток насыщения

 ,                                     (7)

где Js – ток насыщения, А.

Результаты расчета тока насыщения приведены в приложении В. График температурной зависимости тока насыщения изображен на рисунке 2.2.

Рисунок 2.2 – Зависимость тока насыщения от температуры 2.3 Расчет зависимости фото-ЭДС от температуры

Фотодиод облучается видимым светом с длиной волны l=6*10-7 м и интенсивностью I=6,4*1015 1/см2с. Из предыдущих расчетов (см. приложение Б), этим значениям соответствует фототок Jf=4,9*10-4A.

 ,                                       (8)

где V – фото-ЭДС, В.

Результаты расчета  фото-ЭДС приведены в приложении В. График температурной зависимости фото-ЭДС изображен на рисунке 2.3.

Рисунок 2.3 – Зависимость фото-ЭДС от температуры 2.4 Расчет зависимости фото-ЭДС от освещенности

Расчет проводится по формуле (8). Фотодиод облучается видимым светом с длиной волны l=6*10-7 м при температуре Т=300К.  Результаты расчета  фото-ЭДС приведены в приложении Б.


График зависимости фото-ЭДС от освещенности изображен на

рисунке 2.4.

Рисунок 2.4 – Зависимость фото-ЭДС от освещенности
ВЫВОДЫ

Расчеты показывают, что для повышения напряжения на выходе фотодиодного преобразователя энергии, необходимо поддерживать низкую температуру и использовать материалы с максимальной шириной запрещенной зоны.

Использование фотодиодного режима для преобразования сигналов имеет преимущество по сравнению с использованием вентильного режима в том, что обладает большей воль­товой чувствительностью. В вентильном режиме полная световая добавка тока Jf может быть получена только в режиме тока короткого замыкания. В фотодиодном режиме ту же величину Jf можно получить при наличии в цепи большого нагрузочного сопротивления. Следовательно, и сигнал, сни­маемый с этого сопротивления, будет иметь большую вели­чину.

Однако, и вентильный ре­жим в свою очередь обладает двумя важными преимуществами перед фотодиодным. Это, во-первых, отсутствие источников питания и, во-вторых, чрезвычайно низкий уровень шумов. Весьма малая величина шумов в вентильном режиме (сущест­венно меньшая, чем в фотодиодном) обусловлена в основном тем, что в этом режиме темновой ток равен нулю, в то время как в фотодиодном этот ток имеет заметную величину и его флуктуации (из-за нестабильности контактов и т. п.) чаще всего и определяют шумы.

Очевидно, что наиболее благоприятным был бы режим, в котором совмещались бы преимущества как фотодиодного режима (большая вольтовая чувствительность, малая инерци­онность), так и вентильного (малые шумы, отсутствие ис­точников питания). Эта возможность может быть осущест­влена при работе фотодиода в вентильном режиме тока ко­роткого замыкания, но при достаточно низких температурах. Уже начиная с ~ - 40 °С сигнал в вентильном режиме становится равным сигналу в фотодиодном, в то время как уровень шумов в первом случае по крайней мере на два порядка ниже, чем во втором.

Итак, вентильный режим тока короткого замыкания ока­зывается оптимальным для регистрации малых сигналов.



          Перспективным является использование в фотодиодах гетеропереходов и сложных полупроводниковых соединений.

ПЕРЕЧЕНЬ ССЫЛОК

                  

1 Рывкин С.М. Фотоэлектрические явления в полупроводниках. – М.: Физматгиз, 1963. – 496 с.

2 Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников. – М.: 1977. – 672 с.

3 Шалимова К.В. Физика полупроводников. – М.: Энергия, 1976. – 416 с.

4  Тауц Я., Фото- и термоэлектрические явления в полупроводниках. - М.: 1962. – 544 с.

5 Пикус Г.Е., Основы теории полупроводниковых приборов, М.: Наука, - 1965. – 628 с.

6 Васильев  А.М., Ландсман  А.П., Полупроводниковые фотопреобразователи. – М.: Советское радио, - 1971. – 568с.

       

Приложение А Физические константы Таблица А.1 – Используемые в расчетах общие физические постоянные и некоторые постоянные для германия

Обозначения

 Размерность

 Постоянная

 Значение
Общие
c

 м/с

 скорость света в вакууме

 3*108
e

 Кл

 заряд электрона

 1,6*10-19
h

 Дж*с

 постоянная Планка

 6,6*10-34
k

 Дж/К

 постоянная Больцмана

 1,38*10-23
Для германия
mn

 см2/Вс

 подвижность электронов

 3900
mp

 см2/Вс

 подвижность дырок

 1900
mn*

 кг

 эффективная масса электрона
mp*

 кг

 эффективная масса дырки
DE

 эВ

 ширина запрещенной зоны

 0,66

Приложение Б Зависимость параметров фотодиода от освещенности Таблица Б.1 – Зависимость фототока и фото-ЭДС от освещенности

I, 1/(см^2с)

 If, А

 v, B
1,00E+14

 7,7576E-06

 0,35668015
2,00E+14

 1,5515E-05

 0,37461532
4,00E+14

 3,103E-05

 0,39255049
8,00E+14

 6,2061E-05

 0,41048567
1,60E+15

 0,00012412

 0,42842085
3,20E+15

 0,00024824

 0,44635604
6,40E+15

 0,00049648

 0,46429122
1,28E+16

 0,00099297

 0,4822264
2,56E+16

 0,00198594

 0,50016159
5,12E+16

 0,00397188

 0,51809677
1,02E+17

 0,00794376

 0,53603195
2,05E+17

 0,01588752

 0,55396714
4,10E+17

 0,03177503

 0,57190232
8,19E+17

 0,06355006

 0,5898375
1,64E+18

 0,12710012

 0,60777269
3,28E+18

 0,25420024

 0,62570787
6,55E+18

 0,50840048

 0,64364305




  Приложение В Температурная зависимость параметров фотодиода Таблица В.1 - Результаты расчета зависимости тока насыщения от температуры

Т, С

 T, K

 De

 Dp

 Le

 Lp

 Nc, 1/cm3

 Nv, 1/cm3

 ni, 1/cm6

 pn, np, 1/cm3

 Is, A

 v, B
-80

 193

 9,15E+04

 4,46E+04

 9,57

 6,68

 5,48E+24

 2,71E+24

 8,97E+31

 4,48E+17

 7,28E-17

 3,69E-01
-70

 203

 8,70E+04

 4,24E+04

 9,33

 6,51

 5,92E+24

 2,92E+24

 7,36E+32

 3,68E+18

 5,83E-16

 3,51E-01
-60

 213

 8,29E+04

 4,04E+04

 9,11

 6,36

 6,36E+24

 3,14E+24

 4,99E+33

 2,49E+19

 3,86E-15

 3,34E-01
-50

 223

 7,92E+04

 3,86E+04

 8,90

 6,21

 6,81E+24

 3,37E+24

 2,87E+34

 1,43E+20

 2,17E-14

 3,16E-01
-40

 233

 7,58E+04

 3,69E+04

 8,71

 6,08

 7,27E+24

 3,59E+24

 1,43E+35

 7,13E+20

 1,05E-13

 2,99E-01
-30

 243

 7,27E+04

 3,54E+04

 8,53

 5,95

 7,75E+24

 3,83E+24

 6,25E+35

 3,13E+21

 4,52E-13

 2,81E-01
-20

 253

 6,98E+04

 3,40E+04

 8,36

 5,83

 8,23E+24

 4,07E+24

 2,45E+36

 1,22E+22

 1,74E-12

 2,63E-01
-10

 263

 6,72E+04

 3,27E+04

 8,20

 5,72

 8,72E+24

 4,31E+24

 8,69E+36

 4,34E+22

 6,05E-12

 2,45E-01
0

 273

 6,47E+04

 3,15E+04

 8,04

 5,61

 9,22E+24

 4,56E+24

 2,82E+37

 1,41E+23

 1,93E-11

 2,27E-01
10

 283

 6,24E+04

 3,04E+04

 7,90

 5,51

 9,74E+24

 4,81E+24

 8,46E+37

 4,23E+23

 5,68E-11

 2,09E-01
20

 293

 6,03E+04

 2,94E+04

 7,76

 5,42

 1,03E+25

 5,07E+24

 2,36E+38

 1,18E+24

 1,56E-10

 1,91E-01
30

 303

 5,83E+04

 2,84E+04

 7,64

 5,33

 1,08E+25

 5,33E+24

 6,19E+38

 3,09E+24

 4,01E-10

 1,73E-01
40

 313

 5,64E+04

 2,75E+04

 7,51

 5,24

 1,13E+25

 5,60E+24

 1,53E+39

 7,64E+24

 9,75E-10

 1,55E-01
50

 323

 5,47E+04

 2,66E+04

 7,39

 5,16

 1,19E+25

 5,87E+24

 3,58E+39

 1,79E+25

 2,25E-09

 1,37E-01
60

 333

 5,30E+04

 2,58E+04

 7,28

 5,08

 1,24E+25

 6,14E+24

 7,99E+39

 4,00E+25

 4,94E-09

 1,18E-01
70

 343

 5,15E+04

 2,51E+04

 7,18

 5,01

 1,30E+25

 6,42E+24

 1,71E+40

 8,53E+25

 1,04E-08

 1,00E-01
80

 353

 5,00E+04

 2,44E+04

 7,07

 4,94

 1,36E+25

 6,70E+24

 3,50E+40

 1,75E+26

 2,10E-08

 8,30E-02
90

 363

 4,87E+04

 2,37E+04

 6,98

 4,87

 1,41E+25

 6,99E+24

 6,92E+40

 3,46E+26

 4,10E-08

 6,63E-02
100

 373

 4,74E+04

 2,31E+04

 6,88

 4,80

 1,47E+25

 7,28E+24

 1,32E+41

 6,60E+26

 7,71E-08

 5,11E-02
110

 383

 4,61E+04

 2,25E+04

 6,79

 4,74

 1,53E+25

 7,57E+24

 2,44E+41

 1,22E+27

 1,41E-07

 3,77E-02
120

 393

 4,49E+04

 2,19E+04

 6,70

 4,68

 1,59E+25

 7,87E+24

 4,39E+41

 2,19E+27

 2,50E-07

 2,67E-02
130

 403

 4,38E+04

 2,14E+04

 6,62

 4,62

 1,65E+25

 8,18E+24

 7,67E+41

 3,83E+27

 4,31E-07

 1,84E-02
140

 413

 4,28E+04

 2,08E+04

 6,54

 4,56

 1,72E+25

 8,48E+24

 1,31E+42

 6,54E+27

 7,26E-07

 1,23E-02
150

 423

 4,18E+04

 2,03E+04

 6,46

 4,51

 1,78E+25

 8,79E+24

 2,18E+42

 1,09E+28

 1,19E-06

 8,18E-03
160

 433

 4,08E+04

 1,99E+04

 6,39

 4,46

 1,84E+25

 9,10E+24

 3,55E+42

 1,77E+28

 1,92E-06

 5,42E-03
170

 443

 3,99E+04

 1,94E+04

 6,31

 4,41

 1,91E+25

 9,42E+24

 5,66E+42

 2,83E+28

 3,03E-06

 3,60E-03
180

 453

 3,90E+04

 1,90E+04

 6,24

 4,36

 1,97E+25

 9,74E+24

 8,86E+42

 4,43E+28

 4,70E-06

 2,42E-03
190

 463

 3,81E+04

 1,86E+04

 6,18

 4,31

 2,04E+25

 1,01E+25

 1,36E+43

 6,81E+28

 7,14E-06

 1,64E-03
200

 473

 3,73E+04

 1,82E+04

 6,11

 4,27

 2,10E+25

 1,04E+25

 2,06E+43

 1,03E+29

 1,07E-05

 1,13E-03


Содержание раздела