В квантовой яме, изготовленной на основе теллурида ртути с ориентацией поверхности (013), обнаружена двумерная электронно-дырочная система, состоящая из легких высокоподвижных электронов с подвижностью μn = (4-6) 10⁵ см²/Вс и более тяжелых и низкоподвижных дырок с подвижностью μp = (3-7) 10⁴ см²/Вс. Она является первой экспериментальной реализацией двумерного полуметалла и демонстрирует целый ряд особенностей в классическом магнитотранспорте (положительное магнитосопротивление и знакопеременный эффект Холла) и в режиме квантового эффекта Холла, связанных с одновременным существованием двумерных электронов и дырок.

Рис. Зависимости компонент тензора сопротивления ρxx(B) (a) и ρxy(B) (б) для электронно-дырочной системы в кванто- вой яме с высокими барьерами шириной 20.5 нм в области слабых магнитных полей перед подсветкой при температурах T=0.21 К, 0.4 К, 0.85 К, 1.45 К и 2.2 К, а также их расчетные зависимости; (в) предполагаемый вид закона дисперсии электронно-дырочной системы в кванто- вой яме на основе теллурида ртути.

Работа направлена на решение проблемы поиска физических механизмов, позволяющих повысить эффективность излучательной рекомбинации в непрямозонных полупроводниках, таких как кремний и германий. В данном случае теоретически изучены межзонные оптические переходы в двойных квантовых

Рис. (а) Схематическое изображение двойной квантовой точки, состоящей из двух пирамидальных нанокластерах Ge, расположенных один над другим в матрице Si. (б) Сила осциллятора в спаренных квантовых точках для межзонных переходов с участием связывающего (σ_s → Ψ_e) и антисвязывающего (σ_AS → Ψ_e) молекулярных состояний, отнесенная к силе осциллятора в одиночной квантовой точке. (в) Профили распределения волновых функций электрона (красные линии) и дырки (зеленые линии) вдоль вертикальной оси симметрии одиночной и двойной квантовых точек. В последнем случае показаны распределения для компоненты тяжелых дырок симметричного(слева) и антисимметричного (справа) состояний.

точках 2-го типа (рис. а), образованных вертикально сопряженными нанокластерами Ge в Si. Энергии связи электрона в составе экситона и пространственная конфигурация электронных волновых функций находились на основе численного решения трехмерного уравнения Шредингера в приближении эффективной массы с учетом кулоновского взаимодействия электрона и дырки. С помощью метода конечных элементов учтено неоднородное пространственное распределение упругих деформаций в среде, возникающих из-за различия параметров решетки Ge и Si и приводящее к модификации зонной структуры кристалла.

В результате моделирования определена сила осциллятора, характеризующая коэффициент поглощения света в области межзонных оптических переходов. Показано, что при расстоянии между квантовыми точками 3.0-3.5 нм сила осциллятора в "двухатомной" искусственной молекуле более чем в 2 раза превышает силу осциллятора в одиночной квантовой точке (рис. б). В этом случае электрон расположен посредине между квантовыми точками, а дырка делокализована между ними (рис. в). Как следствие, реализуется максимальное перекрытие волновых функций электрона и дырки, и межзонные переходы становятся прямыми в реальном пространстве.

Проведены исследования электронных состояний в структурах с Ge/Si квантовыми точками (КТ) методом спинового эха. Был получен сигнал спинового эха от электронов, локализованных вблизи Ge КТ. Локализация электронов вблизи КТ реализована за счет усиления упругих напряжений в Si, окружающем Ge КТ, в многослойных структурах с когерентными КТ. Кривые затухания намагниченности хорошо аппроксимируются суперпозицией двух затухающих экспонент (Рис.).

Рис. Зависимость интенсивности сигнала спинового эха от времени задержки между СВЧ-импульсами для двухимпульсного (а) и трехимпульсного (б) режимов измерения. На вставках к рисункам показаны последовательности СВЧ-импульсов.

Наличие двух экспонент с разными параметрами затухания можно объяснить существованием двух групп носителей заряда с разными скоростями спиновой релаксации. Параметры затухания дают два характерных времени релаксации Т1, первое ~10 мкс, второе ~0.1 мкс, и два времени релаксации Т2, первое ~20 мкс, второе ~1 мкс. Для обеих групп носителей заряда наблюдается необычное соотношение времен спиновой релаксации: Т2 >T1. Это соотношение подтверждает выдвинутую ранее модель спиновой релаксации за счёт спиновой прецессии в эффективных магнитных полях, возникающих при туннелировании носителей заряда между КТ. Эти магнитные поля возникают из-за особенностей симметрии структур с КТ и связаны со спин-орбитальным взаимодействием

Экспериментально изучено комбинационное рассеяние света (КРС) оптическими фононами в наноструктурах с квантовыми точками CdS, сформированными в ИФП СО РАН с помощью технологии Ленгмюра-Блоджетт. В спектрах комбинационного рассеяния как свободных квантовых точек CdS, так и распределенных в органической матрице, обнаружены особенности, обусловленные продольными оптическими (LO) фононами квантовых точек (Рис., синие линии). Экспериментально обнаружено гигантское комбинационное рассеяние света (ГКРС) наноструктурами с квантовыми точками CdS, покрытых пленкой кластеров

Рис. Спектры КРС (сплошные линии) и гигантского КРС (прерывистые линии) оптическими фононами в структурах со свободными КТ CdS, измеренные в геометрии рассеяния z(x-)-z при длине волны возбуждающего света 476 нм и температуре 20 К.

серебра (Рис., красные линии), при котором наблюдается резкое усиление интенсив- ности комбинационного рассеяния оптическими фононами в квантовых точках (в 150 раз). Это позволило наблюдать многофононное КРС оптическими фононами в квантовых точках CdS вплоть до пятого порядка. Показано, что зависимость интен- сивности гигантского комбинационного рассеяния света от энергии возбуждения имеет резонансный характер с максимумом при значении энергии, близком к соответствующему максимальному значению коэффициента поглощения поверхностным плазмоном в кластерах серебра. Характерным для ГКРС является существенное уменьшение (в 4 раза) спектральной ширины моды оптического фонона CdS, что обусловлено КРС, селективным по размеру квантовых точек.

Наличие подвижных электронов приводит к перенормировке электрон - электронного взаимодействия, т.е. экранированию, конкретный вид которого существенно определяется эффективной размерностью и энергетическим спектром электронного газа. Так, закон Юкавы в 3D системе заменяется при переходе к 2D на более сложную функцию со степенной асимптотикой на больших расстояниях . В 3D и 2D электронных системах сингулярный вклад в статическую диэлектрическую проницаемость есть малая поправка к её регулярной части, но он даёт вклад в главный член асимптотического поведения экранирующего потенциала (фриделевские осцилляции). В нанотрубках справедлив совершенно другой результат: статическая диэлектрическая проницаемость становится бесконечно большой в сингулярной точке и фриделевские осцилляции не играют преобладающую роль в экранирующем потенциале на больших расстояниях. Однако, нулевая и высшие цилиндрические гармоники эффективного потенциала экранируются по совершенно разным механизмам.

В работе найдены выражения для асимптотик экранированного кулоновского взаимодействия электронов на поверхности полого цилиндра (нанотрубка). Показано, что аксиально симметричная часть потенциала испытывает логарифмически слабое экранирование, тогда как высшие гармоники экранируются по диэлектрическому типу. В квазиодномерном случае нанотрубки перенормировка ещё слабее влияет на кулоновское взаимодействие на больших расстояниях, т.к. независимо от эффективной размерности электронной системы электрическое поле всегда "трёхмерно". Для любой гармоники экранированного e-e взаимодействия получены простые аналитические выражения, справедливые в асимптотической области z>>а (z - расстояние между частицами вдоль оси трубки, a - радиус трубки). Кулоновское взаимодействие в нанотрубке V₀ ослабляется экранировкой логарифмически, а ненулевые гармоники испытывают экранирование диэлектрического типа, т.е. функциональная зависимость Vn от расстояния z не меняется при учёте экранирования. Кроме того, фриделевские осцилляции экранирующего потенциала не зависят от заряда.

В работе рассмотрена задача об экранировании внешнего потенциала электронным газом в наноструктурах с многокомпонентной электронной плазмой, а именно, изучены двойная туннельно-связанная квантовая яма (ДКЯ) и сверхрешетка. Мы используем теорию линейного отклика, в которой экранированный потенциал выражается через поляризационный оператор Линхарда. Получены выражения для поляризационного оператора в ДКЯ и сверхрешетке во всей области значений волнового вектора электрона. Используя полученные выражения, нами рассчитано поведение экранированного потенциала на больших расстояниях. Результаты качественно отличаются от случая чисто двумерных систем.

1. В ДКЯ радиус экранирования зависит от заселенностей подзон поперечного квантования за счет вклада межподзонных переходов (даже в томас- фермиевском пределе); в состоянии равновесия этот радиус перестает изменяться с началом заселения второй подзоны
2. Осцилляции Фриделя в ДКЯ кроме обычных вкладов, характеризующихся импульсом Ферми каждой подзоны, имеют вклад с комбинированной частотой, определяемой суммой импульсов Ферми каждой подзоны (если обе подзоны заселены электронами).
3. В сверхрешетке экранирование кулоновского взаимодействия становится трехмерным (закон Юкавы) по характеру зависимости от расстояния до стороннего заряда; роль радиуса экранирования играет величина (не зависящая от концентрации электронов), определяемая средним геометрическим от боровского радиуса и расстояния между слоями сверхрешетки
4. Предэкспоненциальный множитель в законе Юкавы в сверхрешетке зависит от направления, т.е. наблюдается анизотропия экранированного потенциала
5. Осцилляции Фриделя в сверхрешетке имеют вид, аналогичный для чисто двумерных систем, однако коэффициент перед осциллирующим множителем экспоненциально убывает с номером слоя

Показано, что в экситоном диэлектрике возможно состояние с бездиссипативным. током. Предполагается, что система электронов и дырок находится в цепи с током. Далее рассматривается переход металл - диэлектрик, который, как обычно для экситонного диэлектрика, происходит из-за кулоновского притяжения электронов и дырок и образования бозе - конденсата электрон - дырочных пар. В результате получено состояние с током, для которого спектр элементарных возбуждений имеет щель. Это означает, что состояние с током является бездиссипативным (сверхпроводящим)

При экспериментальном исследовании тонких плёнок нитрида титана (толщиной 5 нм), находящихся на диэлектрической стороне перехода сверхпроводник-изолятор по беспорядку, обнаружен переход от активационного типа проводимости, отвечающего диэлектрическому состоянию, к состоянию с практически нулевой проводимостью. Установлено, что данный переход характеризуется критической температурой, критическим магнитным полем и критическим напряжением. Такое поведение является дуальным к известному переходу Березинского-Костерлица-Таулеса (БКТ) из резистивного состояния в

Рис. Переход изолятор-сверхизолятор в плёнках нитрида титана: (а) Карта величины протекающего тока в плоскости B-V (магнитное поле - напряжение). Шкала тока приведена справа. Чёрная область соответствует сверхдиэлектрическому состоянию. (б) Веерные вольтамперные характеристики в двойном логарифмическом масштабе при температуре 20 мК. Два расходящихся семейства зависимостей logI-logV отвечают диэлектрическому (при B > 2.15 Тл) и сверхдиэлектрическому состоянию (при B < 2.05 Тл). (в) Температурные зависимости сопротивления log(R) от 1/T при различных магнитных полях. При B < 2 Тл виден переход из режима, отвечающего активационной проводимости (изолятор) к гиперактивационной (сверхизолятор). В более сильных магнитных полях наблюдается разрушение активационного типа проводимости и переход в металлическое состояние.

сверхпроводящее для двумерных сверхпроводящих систем. Весь комплекс исследований указывает на то, что наблюдаемое сверхдиэлектрическое состояние есть низкотемпературная фаза зарядового перехода БКТ, возникающего в результате самопроизвольного формирования структуры сверхпроводящих островков в диэлектрической матрице в системах, находящихся в критической области перехода сверхпроводник-изолятор по беспорядку.

При гелиевых температурах обнаружено гигантское (до 10 000 раз) изменение тока в монокристаллических пленках (111) Pb_0,74Sn_0,26Te:In в магнитном поле напряженностью до 4 Тл. При этом в зависимости от величины и взаимной ориентации постоянного магнитного и электрического полей, наблюдалось как уменьшение, так и увеличение тока.

Рис. Относительное изменение тока при наложении магнитного поля в зависимости от напряжения смещения (слева). Схема структуры и направление магнитного поля показаны на вставке. d=1 мкм, L=64 мкм, w=2000 мкм. Справа приведена зависимость тока от магнитного поля при напряжении V=4,8 В для ориентации магнитного поля (1). На вставке показаны ВАХ при В=0 и для двух значений магнитного поля с ориентацией (1) и (2). Сплошные кривые - расчет для относительного изменения "эффективной ε" на 30% в сторону уменьшения (1) и в сторону увеличения (2).

Обнаруженное явление нашло объяснение в рамках представлений о PbSnTe:In, как об узкощелевом изоляторе-сегнетоэлектрике. При Т=4,2 К PbSnTe:In с шириной запрещенной зоны около 0,06 эВ находится в сегнетоэлектрической фазе, а уровень Ферми расположен в запрещенной зоне на расстоянии не менее 0,01 эВ от дна зоны проводимости. При этом концентрация свободных носителей заряда составляет менее 10² см^-3. В этих условиях характерные для изоляторов вольтамперные характеристики (ВАХ) структур определяются токами инжекции, ограниченными пространственным зарядом.

В зависимости от того, происходит отклонение тока магнитным полем в сторону большей или меньшей поляризуемости PbSnTe:In, находящегося в анизотропном сегнетоэлектрическом состоянии, эффективная емкость структуры увеличивается или уменьшается, соответственно. При этом происходит сдвиг характерной области напряжений ВАХ, в которой полностью заполняются ловушки. При фиксированном напряжении смещения наложение постоянного магнитного поля ведет к перезарядке ловушек и изменению величины тока.

Данная модель подтверждается данными по анизотропии ВАХ в отсутствие магнитного поля и по релаксации тока при включении и выключении постоянного магнитного поля, связанного с перезарядкой ловушек

Слоистые титанаты Ln₂Ti₂O₇ (Ln = La, Nd, Pr) являются сегнетоэлектриками с предельно высокой температурой Кюри T_C > 1500°C, обладают высокой диэлектрической проницаемостью ε=31-50, пьезоэлектрическими и нелинейнооптическими свойствами. Кристаллическая структура Nd₂Ti₂O₇ показана на Рис. а. Образцы титанатов Ln₂Ti₂O₇ были синтезированы твердофазным синтезом при T = 1100°C в течение 300 ч. Чистота конечных продуктов подтверждена методом РФА. Остаточные механические напряжения составили e < 0.0009. Микроструктура

	Рис. (а) Фрагмент кристаллической структуры Nd2Ti2O7 и (б) строение валентной зоны Nd2Ti2O7, определенное методом РФЭС.

оксидов исследована методом РЭМ. В результате установлено формирование однородных по морфологии частиц с характерным размером ~ 1 мкм. Электронная структура оксидов исследована методом РФЭС. В качестве примера на Рис. б представлено строение валентной зоны Nd₂Ti₂O₇. Для всех трех оксидов основной особенностью строения валентной зоны является наличие двух ионных зазоров в диапазоне энергий 0-30 эВ. Ширина запрещенной зоны титанатов Ln₂Ti₂O₇ существенно различна и определяется энергетическим положением уровня Ln 4f, которое заметно изменяется при переходе от La к Pr. Определено энергетическое положение всех наблюдаемых внутренних элементных уровней и Оже-линий, включая характеристические для редкоземельных элементов мультиплетные линии Ln 3d. Совокупность полученных экспериментальных данных позволила произвести сравнительный анализ особенностей химических связей Ln-O и Ti-O в соединениях Ln₂Ti₂O₇ путем сопоставления значений разностных энергетических критериев Δ_Ln = (BE Ln 3d5/2 - BE O 1s) и Δ_Ti = (BE O 1s - BE Ti 2p3/2), известных для ряда титанатов и Ln-содержащих оксидов. В качестве характеристик структуры кристаллов применены средние длины химических связей Ln-O и Ti-O.

C помощью просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) исследованы особенности зарождения и распространения дислокаций несоответствия (ДН) при пластической релаксации пленок Ge_xSi_1-x (x~ 0.4-0.5), выращенных на подложках Si (001), отклоненных вокруг оси [001] на 3-6° к

Рис. 1. Темнопольные ПЭМ изобра- жения ДН в условиях двухволновой дифракции g = 220 (а) и 2-20 (б).	Рис.2. ПЭМ-изображения Y - центра в гетеро- системе Ge0.4 Si0:6 -Si (а, б) и схема расположения дислокаций (в). TD - пронизывающие дислокации.

плоскости (111). Отклонение подложки от сингулярной грани (001), приводит к расщеплению одной из систем 60°-ных ДН на две подсистемы. При этом на отклоненной подложке краевые Ломеровские ДН, лежащие в направлении отклонения, образуются на пересечениях 60°-ных ДН, принадлежащих разным подсистемам. Как следствие, суммарная длина краевых Ломеровских ДН в направлении отклонения подложки становится существенно меньшей, чем в направлении оси отклонения (рис. 1).

Впервые обнаружена дислокационная конфигурация (Y-центр), состоящая из короткого отрезка L ДН и расходящихся от него вдоль направления отклонения двух 60°-ных ДН. Предполагается, что образование такой конфигурации начинается с одновременного зарождения двух комплиментарных дислокационных петель, образующих на границе раздела короткую краевую ДН и, затем, распростра- няющихся в одну сторону в виде двух расходящихся 60°-ных ДН (рис. 2).

Гетеросистема Ge/Si, в которой островки Ge выступают в качестве

Рис. Зависимость толщины 2D-3D пере- хода от температуры для первого слоя Ge.

Выдвинуто предположение, что наличие точки перегиба на температурной зависимости толщины 2D-3D перехода, также связано со сменой доминирующего механизма роста, когда образование двумерных островков уступает место движению ступеней. Это предположение подтверждается явлением исчезновения осцилляций зеркального рефлекса в области температур выше 500°С.

Было изучено влияние на толщину смачивающего слоя таких факторов как температура роста и толщина Si слоя (спейсера) между слоями германия. Влияние толщины спейсера сказывается значительно: при малых толщинах напряжения велики, что приводит к уменьшению и исчезновению смачивающего слоя, т.е. фактически к смене механизма роста от Странского-Крастанова к механизму Фольмера-Вебера.

Проведено теоретическое исследование начальной стадии пластической релаксации в трёхмерных GeSi островках на Si(100) подложке. Предложен новый подход к расчёту критического размера трёхмерного островка, при котором зарождение дислокации становится энергетически выгодным. Подход учитывает реальную форму GeSi островка и зависимость энергии дислокации от её положения в островке. Основная идея состоит в том, чтобы представить решение для поля механических напряжений в виде суперпозиции аналитического и численного

Рис.1. Распределение гидростатического и сдвигового напряжений для когерентного GeSi островка в форме "barn" на Si(100) подложке (левая панель) и островка той же формы с 600 - дислокацией несоответствия на границе раздела островок-подложка (правая панель).	Рис. 2. Расчётная и экспериментальная зависимости критического размера основания трёхмерного GeSi островка для введения дислокации несоответствия от относительного содержания Ge.

решений. Аналитическое решение корректно учитывает сингулярность (расходимость) поля напряжений близи ядра дислокации, тогда как численное решение учитывает взаимодействие дислокации с поверхностью трёхмерного островка и неоднородным полем деформации внутри него. На базе данного подхода получены распределения механических напряжений внутри островка в зависимости от положения 600° - дислокации несоответствия на границе раздела островок-подложка (Рис.1). Показано, что трёхмерные островки формы "dome" (отношение высоты к размеру основания h/l=0.2) более устойчивы к введению дислокаций, чем островки в форме "barn" (h/l=0.3). Результаты модельных исследований хорошо согласуются с экспериментальными данными по зависимости критического размера GeSi островка, при котором вводиться дислокация, от относительного содержания Ge в островке (Рис.2).

Обобщены результаты по созданию предельно плотных массивов трёхмерных островков германия и кремния размером до 10 нм. Создание массивов таких островков основано на использовании оксидированных поверхностей

Рис. 1. СТМ изображение островков германия, выращенных на оксидированной поверхности кремния

Рис. 2. ТЕМ изображение островков германия, выращенных на оксидированной поверхности кремния.	Рис. 3. Спектры излучения p-i-n+ диода при трёх температурах.

Выращены слои кремния, содержащие высокую плотность кристаллических дефектов, и на их основе изготовлены p-i-n⁺ диоды, излучающие свет в диапазоне длин волн 1.5-1.6 мкм при комнатной температуре. Этот результат показывает возможность получения светоизлучающих слоёв кремния посредством их роста, а также то, что термическая эмиссия носителей из состояний, созданных дефектами, не сопровождается их миграцией из области p-i-n⁺ перехода при приложенном напряжении прямого смещения. Разрабатываемый нами метод роста слоёв кремния может привести к созданию монолитных оптоэлектронных интегральных схем.

Предложена структура и методика выращивания ГЭС КРТ МЛЭ с встроенным фильтром, отсекающим коротковолновую часть спектрального излучения. Засветка многоэлементных матричных ФПУ из ГЭС КРТ МЛЭ

Рис. Зависимость NETD от состава и толщины фильтр-слоя.

Произведены численные расчеты спектральных характеристик фотодиодных структур ГЭС КРТ МЛЭ в зависимости от толщины и состава промежуточного и барьерного слоев. Выведена формула для численных расчетов дифференциальной температуры эквивалентной шуму (NEDT) фотоприемника на таких структурах (рис.).

Экспериментально изготовлены ИК матричные фотоприемники с форматом 320×256 на основе ГЭС КРТ МЛЭ с легированным индием фильтр-слоем. Фильтр позволяет снизить фоновую нагрузку и обеспечить времена накопления до 200 мкс. ФП характеризуются следующими основными параметрами (рабочая температура 78К, угловая апертура 30°, температура фона 300К): вольтовая чувствительность Sv = (2-3)×10⁸ В/Вт; пороговая облученность Рп = (1,2-1,5)×10^-7 Вт/см².

Развиты методы выращивания совершенных структур GeSi/Si, в том числе с применением низкотемпературной эпитаксии. Её использование позволило вырастить структуры GeSi/Si со ступенчатым содержанием Ge от 0.19 до 0.29

Рис. Спектр подвижностей структуры при T = 300 K μn1= 3500 см2/Вс, n=1.6×1010 см-2, μp1= 60 см2/ Вс, p=5.4×1012 см-2, μp2= 2600 см2/ Вс, p=6.6×109 см-2.

Получены также структуры с р-каналом. Спектр подвижностей носителей заряда снятый при T=300 K показал присутствие в канале дырок, имеющих рекордную подвижность увеличенную по сравнению со значениями для объёмного материала до 2600 см²/В·с при концентрации p = 6.6×10⁹ см^-2. Аналогичные измерения при температуре 77 К, показали увеличение подвижности наиболее быстрых дырок до величины 15 000 см²/Вс.

Традиционными методами приготовления Ga-стабилизированной поверхности GaAs(001) без использования молекулярных пучков является ионная бомбардировка с отжигом и высокотемпературный прогрев (при температуре свыше 550°С) в вакууме поверхности GaAs, покрытой слоем мышьяка после роста или химической обработки в растворе HCl. Поскольку ионная бомбардировка и отжиги при высоких температурах вызывают генерацию дефектов в приповерхностной

Рис. Структура поверхности GaAs(001) при последовательных циклах обработки в АВ.

Предложен метод синтеза редкой гексагональной модификации оксида молибдена путем осаждения кристаллов h-MoO₃ из раствора парамолибдата аммония азотной кислотой при температуре T=85°C. Микроморфология полученных нанокристаллов и картина ПЭМ, подтверждающая фазовый состав оксида, показаны на рисунке. Формирование гексагональной модификации оксида молибдена подтверждено рентгенофазовым анализом (РФА) и просвечивающей электронной микроскопией (ПЭМ). Кристаллы h-MoO₃ представляют собой

Рис. РЭМ изображения (а) сростка кристаллов и (б) отдельного кристалла h-MoO₃ диаметром 500 нм.

стержни с поперечным сечением ~500 нм и длиной ~30 мкм. Полученные нанокристаллы отличаются выраженной огранкой и однородностью геометрических размеров. Проведено исследование зависимости геометрических параметров стержней в зависимости от условий синтеза и воздействия ультразвука в процессе кристаллизации. Впервые получены ИК- и КР-спектры для гексагональной модификации оксида молибдена h-MoO₃.

Исследованы перспективы применения наноструктурированных ультратонких (менее 50 нм) КНИ слоёв в качестве сенсоров и, в частности, детекторов органических молекул в биожидкостях. Для демонстрации характеристик КНИ нанопроволочные транзисторы (КНПТ) были изготовлены с применением оптической и электронной литографии (Рис. 1) экспериментальные кристаллы с КНИ-нанопроволочными транзисторами со следующими параметрами:

• толщина нанопроволоки (толщина КНИ) 10-50 нм;
• ширина нанопроволоки 20-200 нм;
• число нанопроволок - не менее 6 на кристалл;
• диаметр чувствительной зоны - не менее 2 мм.

Рис. 1. Центральная часть КНИ-нано- проволочного транзистора, состоящего из сток-истоковых областей площадью S=100×100 мкм2, соединенных между собой нанопроволокой (показана на вставке с десятикратным увеличением).	Рис. 2. Измерительный модуль с жидкостной ячейкой и корпусированным тестовым кристаллом (на вставке - схема иммобилизации белковых молекул BSA на поверхности кремниевой нанопроволоки с микрофотографией КНПТ).

биосенсоров в различных растворах и биожидкостях, а также обеспечивающего воспроизводимость результатов измерений содержания белковых молекул коровьего вывороточного альбумина (Bovine Serum Albumin или BSA) в растворах в интервале концентраций 10^-14-10^-4 моля.

Подтвержденная измерениями чувствительность к молекулам BSA не хуже 10 фемтомолей (около 100 молекул в 1 куб. мм жидкости) позволяет рассчитывать на возможность регистрации одиночных вирусных частиц и раковых клеток с помощью данного биосенсора.

Рис. Комбинационное рассеяние света нанокристаллов кремния.

Кристаллизация плёнок a-Si:H при воздействии лазерных импульсов (Ti:Al₂O₃ лазер длина волны 800 нм, длительность импульса 120 фс) исследовалась с применением методик спектроскопии комбинационного рассеяния света, пропускания света и электронной микроскопии. Согласно оценкам, для фемтосекундных обработок, поглощённой в плёнке энергии недостаточно для её расплава, но достаточно для генерации свободных носителей заряда с концентрацией порядка 10²² см^-3. Электронная и фононная температура в этом случае сильно различаются, а кремний становится нестабильным. Таким образом, воздействие столь короткого лазерного импульса нельзя свести только к эффектам нагрева и последующих фазовых превращений через жидкую или твёрдую фазу. Размеры нанокристаллов определялись как из данных комбинационного рассеяния света (смотри рисунок), так и из данных электронной микроскопии и составляли около 10 нм. И для фемтосекундных и для наносекундных обработок найдены режимы создания нанокристаллов кремния в плёнках аморфного кремния, а также режимы, при которых практически вся изначально аморфная плёнка толщиной 90-100 нм на стеклянной подложке переходит в нанокристаллическую фазу.

Выполнены эксперименты с холодными ридберговскими атомами Rb в магнитооптической ловушке. Реализована новая эффективная схема возбуждения ридберговских состояний 5S-5P-8S-nP. Измерено эффективное время жизни состояния 37Р, получено согласие с теорией. Исследованы спектры одно- и многофотонных микроволновых переходов между ридберговскими состояниями. Показано, что из-за наличия квадрупольного магнитного поля МОЛ форма спектров зависит от точки локализации объема возбуждения внутри облака холодных атомов, а наиболее узкие резонансы наблюдаются вблизи точки нулевого магнитного поля. Изучено влияние слабого электрического поля на спектр микроволнового перехода 37P-37S, измерены поляризуемости ридберговских уровней, получено согласие с теорией. Исследовано резонансное диполь-дипольное взаимодействие Rb(37P)+Rb(37P)→Rb(37S)+Rb(38S) в большом и малом объеме возбуждения в облаке холодных атомов. Точный энергетический резонанс достигался при штарковской подстройке в электрическом поле [Рис. (а)]. Измерена зависимость амплитуды резонансов от числа атомов [Рис. (б)]. Для большого объема возбуждения

Рис. (а) Схема возникновения двойного штарковского резонанса 37S_1/2-37P_3/2-38S_1/2 в ридберговских атомах Rb в электрическом поле E=1,8-2,0 В/см. (б) Записи спектров резонансного диполь-дипольного взаимодействия при селективной регистрации от 1 до 5 ридберговских атомов. Вертикальными линиями обозначены расчетные положения резонансов. (в) Зависимость амплитуды резонанса от числа зарегистрированных ридберговских атомов. Точки - эксперимент, линия - теория для слабого диполь-дипольного взаимодействия.

наблюдалась линейная зависимость, которая согласуется с расчетами для слабого взаимодействия [Рис. (в)]. Выполнены теоретические расчеты для спектров резонансного взаимодействия, скоростей тепловой ионизации и времен жизни ридберговских атомов.

Кинетика отражения полупроводниковых наноструктур исследована для образцов, сордержащих квантовые ямы двух типов. AlGaAs/GaAs/AlGaAs структура имеет экситонные переходы в области 780 нм, структура квантовых ям GaAs/ InGaAs/GaAs проявляет экситонные переходы в области 1035 нм. Для первого образца экситоны типа E1HH1 E1LH1 проявляются в кинетике нестационарных спектров отражения несмотря на высокую плотность фото-генерированного двумерного электронного газа. Обнаружены различия в форме и кинетике нестационарных спектров отражения для образцов с разной отстройкой экситонных переходов относительно частоты излучения накачки. Для второго образца методом "накачка-зондирование" зарегистрирована двух-экспоненциальная кинетика с характерными временами 0.38 пс и 188 пс. Короткое время релаксации приписано процессам ионизации экситонов и по порядку величины совпадает с литературными данными. Более длинное время релаксации, вероятнее всего, соответствует рекомбинации электронов и дырок. Зеркало, созданное на основе этого образца, испытано в лазерах Nd ³⁺:KGd(WO4)₂ и Yb ³⁺:KYV. Предложена новая методика определения оптических характеристик слоёв полупроводниковых наноструктур .

Численно изучена светоиндуцированная динамика системы металлических наночастиц, связанных диполь-дипольным взаимодействием и агрегационными (в частности, коллоидными) силами. Показано, что в определенном диапазоне частоты возбуждающего светового поля система обладает бистабильностью. Баланс светоиндуцированных и агрегационных сил образует в этом случае два положения устойчивого равновесия (см. рис.), которые отличаются расстоянием между частицами и оптическим откликом (в частности, коэффициентами поглощения и рассеяния) агрегата. Данный эффект имеет универсальный характер и проявляется

Рис. Зависимость полной потенциальной энергии пары наночастиц серебра, связанных агрегационными силами (потенциал представлен кривой 5) и диполь- дипольным взаимодействием (во внешнемсветовом поле с интенсивностью I0, кривые 1-4) от нормированного (на радиус a) расстояния между частицами. Кривые 3 и 4 имеют два минимума, что означает оптическую бистабильность наноагрегата в световом поле.

в том числе, в простейшем плазмоном наноагрегате - паре наночастиц, обладающих сугубо линейным (то есть не зависящим от интенсивности) оптическим откликом. Показано, что бистабильность светондуцированного движения проявляется в спектре нелинейного поглощения агрегата, приводя к резкому (скачкообразному) поведению зависимости. Предложена методика прецизионной диагностики расстояния между агрегированными наночастицами, основанная на анализе спектров нелинейного поглощения (или рассеяния) в условиях бистабильности.

Исследовано влияние внутренних механических напряжений на электрофизические свойства пленок Ga₂O₃-In₂O₃ . Получена зависимость сопротивления пленки Ga₂O₃-In₂O₃ от времени при воздействии напряжения растяжения (2,5×106 Па) (Рис. 1, сплошная линия). Из данной зависимости определена постоянная времени релаксации сопротивления пленки In₂O₃-Ga₂O₃. Время релаксации составило τ = 2740±30 с. На основании полученного времени релаксации рассчитана теоретическая зависимость сопротивления пленки Ga₂O₃-In₂O₃ от времени при воздействии напряжения растяжения (Рис. 1, пунктирная линия) Большое значение времени релаксации и коэффициента тензочувстви-

Рис. 1. Зависимость изменения сопротивления пленки In2O3-Ga2O3 от времени под действием напряжения растяжения	Рис. 2. Зависимость прямого тока через гетеропереход (Ga2O3-In2O3)/p-Si от концентрации этанола, Uпр=3 В.

тельности можно объяснить влиянием напряжений на концентрацию вакансий кислорода в поликристаллических оксидных полупроводниковых материалах. Для подтверждения данного предположения проведена оценка коэффициент диффузии вакансий кислорода в тонкой пленке In₂O₃-Ga₂O₃, используя полученное значение времени релаксации. Вычисленное значение коэффициента диффузии вакансий кислорода равно 2.25×10^-15 см²/с. Сравнение с родственными материалами показывает, что это значение близко к значению коэффициента диффузии вакансий кислорода в SnO₂, равному 2.1×10^-15 см²/с. Таким образом, этот факт подтверждает влияние вакансий кислорода на пьезосопротивление тонких пленок Ga₂O₃-In₂O₃.

Исследованы характеристики тестовых структур газового микросенсора на основе гетероперехода (Ga₂O₃-In₂O₃)/p-Si. Сенсорные структуры получены путем магнетронного напыления пленки галлия и индия на кремнии с последующим отжигом в окислительной среде. В качестве подложек использовались пластины кремния р-типа (КДБ-10) ориентации [111]. При напылении материалом мишени служил эвтектический сплав галлия и индия (76%Ga-24%In). Для формирования оксидных пленок образцы подвергались отжигу на воздухе при температуре 600°С в течение 60 минут. На рис. 2 представлена зависимость прямого тока через гетеропереход (Ga₂O₃-In₂O₃)/p-Si от концентрации этанола. Данная зависимость получена при рабочей температуре 100°С. Это является преимуществом данных сенсоров по сравнению с резистивными сенсорами на основе оксидных полупроводниковых материалов, для которых рабочие температуры лежат в диапазоне 200...350°С.

При анализе механизмов пластической деформации гетеросистем важным аспектом является корректное определение векторов Бюргерса всех дислокаций, участвующих в процессе релаксации механических напряжений, обусловленных несоответствием параметров решеток сопрягаемых материалов. Одним их способов

Рис. Экспериментальное (в овале) и моделированные изображения прорастающих дислокаций 3 и 4, рассчитанные для шести возможных векторов Бюргерса в плоскости скольжения (111): (a) -1/2[011], (b) 1/2[011], (c) 1/2[110], (d) -1/2[110], (e) 1/2[101], (f) -1/2[101].

решения этой задачи является дифракционный анализ, требующий получения двухволновых экспериментальных изображений для всех возможных векторов дифракции, что является достаточно трудоёмкой процедурой. Другим способом является сравнение экспериментальных электронно-микроскопических изображений с теоретическими изображениями, рассчитанными с учетом условий наблюдения. Для его реализации в настоящей работе был использован классический алгоритм моделирования двухволновых изображений, модифицированный в части описания полей смещения вокруг дислокаций с учетом остаточной деформации, вызванной не полной релаксацией гетероэпитаксиальных напряжений. На рисунке показано экспериментальное изображение двух сегментов прорастающих дислокаций (ПД), связанных с дислокациями несоответствия и моделированные изображения ПД для всех возможных векторов Бюргерса типа 1/2<110> в плоскости скольжения (111). Из сравнения этих изображений видно, что ПД имеют вектор Бюргерса -1/2[011] и являются чисто винтовыми дислокациями. Таким образом, достаточно только одного экспериментального изображения, чтобы корректно определить параметры дислокаций.

Разработана конструкция полупроводникового микрорезонатора на длины волн 0.96мкм и 1.3 мкм, позволяющая существенно увеличить параметр внешней квантовой эффективности излучателя одиночных фотонов с токовой накачкой.

Рис.1. Расчетные и экспериментальные спектры отражения брэгговского микрорезонатора для излучателя одиночных фотонов.

На установке МЛЭ "Riber-C21" проведен цикл экспериментов по росту микрорезонаторных структур с InAs квантовыми точками малой плотности (~10⁸ см^-2) для излучателей одиночных фотонов с токовой накачкой. Структуры содержат легированные брэгговские зеркала на основе GaAs/Al0.9Ga0.1As с числом периодов 12 и 4 для плотного и выходного зеркала, соответственно, что обеспечивает добротность микрорезонатора для фундаментальной моды на уровне Q≈120 и задает параметр внешней квантовой эффективности однофотонного излучателя 25% при использовании оксидной апертуры с диаметром ~1 мкм. На рисунке приведены расчетные и экспериментальные спектры отражения брэгговского микрорезонатора для излучателя одиночных фотонов. Малое рассогласование спектров свидетельствует о высокой точности задания толщин и состава слоев в процессе роста структуры на установке "Riber-C21".

Предложен алгоритм формирования расписания для выполнения набора задач с нефиксированными параметрами на распределённой вычислительной системе, учитывающий пользовательские предпочтения на выбор параметров для решения задач. Алгоритм базируется на известных эвристиках упаковки объектов в контейнеры и позволяет получить расписание функционирования вычислительной системы, в котором достигается минимум времени решения набора и максимум удовлетворённости пользователей.

Для вложения параллельных программ в подсистемы ВС, в которых ресурсы одного уровня могут содержать различные количества элементарных машин, создан алгоритм Task Map Graph Partitioning (TMGT). В основе алгоритма лежит процедура обхода информационного графа параллельной программы и распределения смежных ветвей по ЭМ, которые перебираются в порядке невозрастания средних значений пропускных способностей каналов связи от них до остальных машин системы.

Сформулированы и доказаны утверждения о вычислительной сложности предложенного алгоритма.

Натурные эксперименты по вложению параллельных MPI-программ из пакетов NAS Parallel Benchmarks, SPEC MPI2007 и High-Performance Linpack в действующие вычислительные кластеры подтвердили результаты численного моделирования работы алгоритма и адекватность используемых моделей. В среднем время выполнения тестовых MPI-программ с вложением алгоритмом TMGT было в 1,46 раз меньше времени выполнения программ с вложением стандартными средствами библиотек MPI.