Полупроводниковый эмиттер холодных фотоэлектронов (ЭХФ) представляет собой эпитаксиальную структуру p-GaAs/Al_xGa_1-xAs, сочленённую с миниатюрным основанием из сапфира методом диффузионной сварки. На атомарно – гладкой и атомарно чистой поверхности p-GaAs – слоя этой структуры сформировано атомарно – тонкое Cs,О – покрытие, устранявшее потенциальный барьер для фотоэлектронов на этой поверхности и обеспечивающее тем самым высокую вероятность выхода фотоэлектронов в вакуум.

Рис. 1. Эмиттер холодных фотоэлектронов.

Состояние поверхности полупроводника, при котором потенциальный барьер для фотоэлектронов на границе раздела p-GaAs(Cs,О) – вакуум «опускается» ниже дна зоны проводимости полупроводника в его объёме, принято называть состоянием эффективного отрицательного электронного сродства (ОЭС), Состояние ОЭС на поверхности полупроводника позволяет, в принципе, снизить разброс кинетических энергий эмитированных фотоэлектронов в вакууме до величины, определяемой разбросом их тепловых скоростей вблизи дна зоны проводимости. Поскольку требуемый ток холодных фотоэлектронов в вакууме должен быть достаточно велик, то для его генерации приходится освещать ЭХФ интенсивным пуч ком лазера. Значительная часть энергии лазерного пучка, поглощённого в p-GaAs – слое, превращается в тепло, поэтому для предотвращения нагрева p-GaAs слоя требуется его охлаждение. Для решения этой задачи мы закрепили тонкую p-GaAs/Al_xGa_1-xAs - структуру на основании из сапфира, обладающего одновременно как высокой теплопроводностью, так и высоким оптическим пропусканием. Для оптимизации рабочей температуры ЭХФ был установлен в высоковакуумную камеру электронной пушки на металлическую платформу, охлаждаемую жидким азотом. Таким образом, был впервые создан новый инструмент для научных исследований, обеспечивающий возможность генерации интенсивного пучка «моноэнергетических» электронов.

Показано, что активная среда на основе бесщелевого HgCdTe, содержащая безмассовые электроны Кейна, является перспективным кандидатом для перестраиваемого лазера, который будет работать в ТГц и инфракрасном спектральных диапазонах.

Рис. 2. – Кинетика релаксации фотовозбужденных электронов (слева). Спектр циклотронной эмиссии безмассовых электронов в бесщелевом HgCdTe (справа).

Гетероэпитаксиальные структуры (ГЭС) теллурида кадмия и ртути (КРТ, HgCdTe), выращенные методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ), соответствуют бесщелевому энергетическому спектру. Физические явления в таком материале обусловлены существованием трехмерных (3D) безмассовых электронов Кейна. Исследования с помощью зондирования накачкой лазером на свободных электронах линейно- и циркулярно поляризованного излучения при изменении магнитного поля от 0 до 8 Тл показали, что наблюдаемое увеличение времени релаксация вызвано медленной релаксацией фотовозбужденных электронов на три порядка большей, чем в полупроводниках с параболическим зонным спектром (Рис. 2 слева). Такое поведение объясняется неэквидистантным положением уровней Ландау, что приводит к подавлению Оже-рекомбинации.

3D топологические изоляторы на основе напряженных пленок HgTe обладают высоким качеством и рекордными значениями подвижности, превышающей 10⁵ см²/Вс, что позволяет изучать в этих системах тонкие баллистические и интерференционные эффекты. Основной сложностью, связанной с созданием и исследованием таких структур, является нулевая величина запрещенной зоны в объемном HgTe. Для открытия щели и реализации 3D топологического изолятора необходимо механическое напряжение, возникающее, в частности, при росте пленки HgTe на подложке из CdTe, который имеет на 0.3% большую величину постоянной решетки, что приводит к появлению непрямой запрещенной зоны, равной около 15 мэВ. Такой подход широко распространен, однако он приводит к ограничению максимальной толщины HgTe, равной 100 - 150 нм, при больших толщинах происходит релаксация пленки к своей величине постоянной решетки. Это объясняет, почему в большинстве исследований 3D топологических изоляторов на основе HgTe изучаются структуры толщиной 70 - 100 нм. Однако более толстые пленки также вызывают интерес, так как в этом случае происходит более сильное пространственное разделение дираковских электронов с верхней и нижней поверхностей, что уменьшает их электростатическую связь и возможную гибридизацию. Можно ожидать, что кристаллическая структура таких систем будет частично или полностью релаксированна к собственной постоянной решетки, что приведет к близкой к нулю или нулевой величине объемной запрещенной зоны.

Данная работа посвящена изучению пленки HgTe толщиной d = 200 нм, которая превышает толщину псевдоморфного роста теллурида ртути на подложке CdTe. По этой причине можно ожидать, что такая система в отличие от более тонкой 80 нм пленки имеет близкую к нулю энергетическую щель, но благодаря инверсной зонной структуре HgTe обладает невырожденными по спину дираковскими поверхностными состояниями с линейным или квазилинейным спектром. Для характеризации новой системы были объединены магнетотранспортные измерения и емкостная спектроскопия. Подгонка классического магнетотранспорта моделью Друде позволила получить затворные зависимости концентрации и подвижности электронов и дырок. Подробный анализ осцилляций Шубникова - де Гааза в проводимости и емкости позволил выделить три группы электронов, идентифицировав их как электроны на верхней и нижней поверхностях и объемные электроны. Показано, что отсутствие щели не влияет на свойства поверхностных состояний, которые невырождены по спину. Это подтверждает, что топологические поверхностные состояния нечувствительны к отсутствию запрещенной зоны и не гибридизуются с объемными.

Использованный подход не только позволил провести характеризацию многокомпонентной системы, но и может быть использован для получения информации о свойствах проводящих поверхностных состояний других систем, которые не обладают объемной запрещенной зоной.

В последние несколько лет наблюдается огромный интерес к изучению трехмерных топологические изоляторов на основе теллуридов и селенидов висмута и сурьмы. Эти материалы обладают объемной запрещенной зоной в 100-300 мэВ, но на их поверхности присутствуют металлические поверхностные состояния с линейным законом дисперсии, образующим конус Дирака. Эти состояния топологически защищены симметрией обращения времени, а спин носителей заряда на них жестко связан с квазиимпульсом, что делает их интересными для применения в устройствах спинтроники. При этом интересным вопросом в изучении свойств ТИ является изменение их электронной структуры в условиях нарушения СОВ. Например, при легировании магнитными примесями переходных и редкоземельных металлов.

В работе методами фотоэлектронной спектроскопии с угловым разрешением (ФЭСУР), СКВИД-магнитометрии и эффектом Холла были изучены электронная структура поверхности и объемные магнитные и электрофизические свойства кристаллов Bi_1.09Gd_0.06Sb_0.85Te₃ , полученных модифицированным вертикальным методом Бриджмена.

В ФЭСУР спектрах поверхности скола исследуемых образцов (Рис.4(а)) наблюдались состояния валентной зоны, нижней части конуса Дирака и части верхнего конуса, пересекающего уровень Ферми. Детальный анализ сечений спектров по энергии связи выявил возможность существования локальной запрещенной зоны шириной около 30 мэВ в точке Дирака спектра топологических поверхностных состояний.

Изучение картин ФЭСУР при резонансном возбуждении фотоэмиссии из линий Gd4d (hv ~ 148 эВ) показало значительное увеличение сигнала фотоэмиссии из состояний конуса Дирака для энергий фотонов в резонансе, что говорит о взаимодействии электронных состояний атомов Gd и топологических поверхностных состояний, и возможного влияния их на тип магнитного упорядочения на поверхности. При этом в исследуемых образцах наблюдалось антиферромагнитное упорядочение в объеме при температурах 2-10 К, ферромагнитное упорядочение на поверхности при температуре ~100 К и отсутствие ферромагнитных свойств при более высоких температурах.

Рис. 4. (а) Дисперсионные зависимости, полученных методом ФЭСУР, для поверхности скола образца Bi_1.09Gd_0.06Sb_0.85Te₃ вблизи Г-точки (hv = 28 эВ, T = 55 К). (б) Температурная зависимость удельного сопротивления образца Bi_1.09Gd_0.06Sb_0.85Te₃.

Температурная зависимость удельного сопротивления (Рис. 4 (б)) исследуемых образцов Bi_1.09Gd_0.06Sb_0.85Te₃ имела металлический характер для Т > 130К, но при температуре T~100К наблюдался резкое увеличение электросопротивления который может говорить о наличии магнитного перехода в окрестности этой температурной точки.

В работе построена теория акустоэлектрического (АЭ) эффекта – возникновение стационарного электрического тока под действием бегущей поверхностной звуковой волны – в двумерных материалах, в которых отсутствует центр инверсии. Для определенности рассматривается структура, состоящая из подложки, обладающей сильным пьезоэффектом, и двумерного мономолекулярного слоя дисульфида молибдена (MoS ). Предполагается, что вдоль поверхности подложки 2 распространяется поверхностная акустическая волна (ПАВ) типа Гуляева-Блюштейна, см. Рис. 5. Эффект увлечения электронов обусловлен воздействием на носители заряда в монослое MoS пьезоэлектрического поля ПАВ. Возникновение стационарного тока увлечения электронов ПАВ описывается откликом второго порядка на пьезоэлектрическое поле звуковой волны. Показано, что кроме стандартного вклада в ток увлечения, обусловленного звуковым давлением (j), акусто-электрический ток содержит еще два специфических долинных вклада, происхождение которых обусловлено гофрировкой долин монослоя (j^W) и вкладом фазы Берри в групповую скорость электронов (j^B). Расчет показывает, что в типичном для эксперимента длинноволновом приближении, структура вкладов в АЭ эффект имеет вид j=n_k(σ ₊E)²/ens, где n_k= k/k, k - волновой вектор ПАВ, σ _*=4πs/(ε+1) характерная проводимость системы, определяемая скоростью звука s; n,E,e – концентрация электронов, амплитуда напряженности пьезоэлектрического поля ПАВ и заряд электрона, соответственно.

Рис.5. Изучаемая система. a) Слой MoS₂ в поле ПАВ. б) Зона Бриллюэна монослоя MoS₂ со схематическим изображением гофрировки долин. k – волновой вектор ПАВ, IDT – встречно-штыревой преобразователь.

Ток, обусловленный вкладом фазы Берри, пропорционален ,в то время как вклад от гофрировки энергетических поверхностей , где функция отражает гофрированность спектра носителей в долинах монослоя. Как видно из этих выражений, основной вклад в АЭ ток, как и поправка от фазы Берри, являются нечетными функциями k. В то же время вклад, обусловленный гофрировкой энергетического спектра долин, является четной функцией k. Эти особенности могут быть использованы для экспериментального обнаружения эффекта.

Разработан подход, который позволяет на основе анализа спектров отражения определять энергию ЛППР для нанокластеров, имеющих форму цилиндра, диаметр и период которых варьируются в диапазоне 30–150 и 130–200 нм соответственно,

Рис. 6. Типичные СЭМ-изображения а)-нанокластеров и б)-димеров Au. Элементарные ячейк и (в, г) для структур с массивами нанокластеров и димеров Au на подложках Si/SiO₂ (8 нм) и Si / SiO₂(77 нм), соответственно, и расчетное электрическое поле вблизи этих структур (д и е). Спектральное положений максимумов ЛППР, полученных из спектров поглощения, для з)-кластеров и и) димеров Au с различными структурными параметрами. Пунктирные линии показывают положение максимума поглощения для случаев, где определение энергий ЛППР затруднительно.

изготовленных методом электронно-лучевой литографии на непрозрачных подложках SiO₂ /Si (Рис. 6 а,б). Рассчитанные спектры отражения воспроизводят основные спектральные особенности, наблюдаемые в экспериментальных спектрах нанокластеров Au, их изменение с размером нанокластеров и толщиной слоя SiO₂ . Численная модель, используемая для подгонки экспериментальных спектров отражения (Рис. 6 в,г), применялась для моделирования распределения электромагнитных полей вблизи нанокластеров (Рис. 6 д,е) и расчета спектров поглощения для определения зависимости положения ЛППР как функции от размера и толщины слоя SiO₂ . Данное исследование выявило сильную зависимость частотного положения ЛППР от размера нанокластеров, расстояния между нанокластерами, а также от толщины слоя SiO₂ в нанометровом диапазоне (Рис. 6 з,и). Особое внимание было уделено наблюдению по спектрам отражения формирования поперечной плазмонной моды, распространяющейся вдоль поверхности подложки и поляризованной перпендикулярно поверхности. Возбуждение данной моды мы связываем с рассеянием электромагнитного поля на соседних нанокластерах.

Предлагаемый метод демонстрирует возможность применения спектроскопии отражения для анализа металлических нанокластерных массивов на непрозрачных подложках и может быть использован для экспрессного определения энергии ЛППР.

Показано, что использование подложек Si/SiO₂ позволяет настраивать положение ЛППР в более широком спектральном диапазоне по сравнению со стандартными подложками из оксида кремния.

В работе была поставлена задача теоретического анализа решения проблемы низкой квантовой эффективности кремниевых детекторов оптического излучения ближнего ИК диапазона (1.3–1.55 мкм). Предполагается добиться значительного усиления фототока в ближнем окне пропускания атмосферы за счет резонансного взаимодействия коллективных поверхностных плазмонных мод с оптическими возбуждениями межзонных переходов в гибридных гетероструктурах Ge/Si с квантовыми точками Ge, сопряженных с регулярными металлическими субволновыми решетками на поверхности полупроводника. Двумерные периодические решетки апертур с различым периодом и размерами в золотых пленках выступали в качестве метаповерхностей, позволяющих преобразовать внешнее электромагнит- ное излучение в поверхностные плазмон-поляритонные волны – коллективные возбуждения электромагнитного поля и электронов проводимости.

Рис. 7. (a) Спектральные характеристики фактора усиления интенсивности ближнего поля для диаметра отверстий решетки d=150 нм и различных периодов решетки a. Положение максимума фактора усиления поля (б) и максимальная величина усиления поля (в) как функция отношения d/a для различных периодов решетки a=300нм, 350 нм и 400 нм.

Период решеток выбирался таким образом, чтобы поверхностный плазмонный резонанс находился в области телекоммуникационных длин волн. Обнаружено, что засветка наноструктур со стороны подложки Si обеспечивает большее усиление поля по сравнению со случаем фронтального освещения, поскольку в первом случае падающая световая волна достигает границы с золотом, не проходя предварительно через субволновые отверстия, для которых коэффициент пропускания чрезвычайно мал.

Рис. 8. Зависимости энергии плазмонных возбуждений в области фундаментального поверхностного плазмонного резонанса от компоненты волнового вектора фотонов в плоскости решетки для ТМ поляризации падающего излучения. Период решетки составляет a=400 нм, диаметр отверстий d=100 нм (а), 150 нм (б) и 350 нм (в). Ветви А и В отвечают плазмон-поляритонным волнам, распространяющимся вдоль границы раздела Au/Si в двух противоположных направлениях относительно плазмонной решетки. Мода С возникает вследствие возбуждения локализованного поверхностного плазмона. На панели (в) наблюдается антикроссинг мод А и В в области k_II≈0.1×2/a.

Величина пикового плазмонного усиления ближнего поля и его спектральное положение, как функция диаметра отверстий решетки, демонстрирует максимум, при котором происходит смена блоховских плазмон-поляритонных волн, распространяющихся вдоль границы Au-Si, локализованными поверхностными плазмонными модами. Показано, что максимальная величина напряженности электромагнитного поля и длина волны плазмонного резонанса достигаются при выполнении условия d/a = 1/2, где d – диаметр отверстий, a – период решетки. Установлено, что решетки отверстий с d = 200 нм и a = 400 нм на длине волны λ = 1.54 мкм обеспечивают усиление ближнеполевых компонент в активной области детекторов в 14 раз больше по сравнению со структурами, не содержащими перфорированные металлические пленки.

Показано, что локализованная плазмонная мода, возникающая внутри запрещенной плазмонной зоны при d/(a>1/2), расположена на границе Au-Si вдоль диагоналей решетки. На дисперсионных характеристиках поверхностных плазмонных возбуждений в гетероструктурах с максимальными отверстиями решетки (d≈a) обнаружено антипересечение локализованной моды с распространяющейся плазмон-поляритонной блоховской волной (Рис.8), что свидетельствует о взаимодействии плазмонных возбуждений разного типа и формировании смешанного состояния ближнего поля.

Большинство существующих исследований оптических резонансных явлений в субволновых дифракционных решетках ограничены металлическими плазмонными периодическими структурами. Между тем, в настоящее время наблюдается рост интереса к резонансным диэлектрическим элементам, поскольку они предлагают альтернативу с низкими потерями плазмонным решеткам. Недавно было продемонстрировано, что композитные фотон-плазмонные гибридные структуры образуют новую платформу для функциональной нанофотоники, поскольку сочетают в себе преимущества как диэлектрической, так и металлической метаповерхности.

В настоящей работе в качестве развития существующих подходов была предложена и реализована оригинальная конструкция плазмонного фотодетектора Ge/Si, содержащая гибридную метаповерхность, которая совмещает в себе двумерные металлические плазмонные решетки и трехмерные фотонный кристалл (Рис. 9). Гибридная структура состоит из регулярного массива кремниевых столбов, выступающих через субволновые отверстия в периодически перфорированной золотой пленке на верхней части детектора.

Рис. 9. (a) Схематический разрез многослойной гетероструктуры с квантовыми точками Ge в матрице Si. На поверхности полупроводника сформирована гибридная метаповерхность, которая совмещает в себе субволновую решетку отверстий в пленке золота и массив периодически расположенных внутри отверстий кремневых столбов. (б), (в) Схематическое изображение перфорированной пленки золота и гибридной фотон-плазмонной структуры на поверхности детектора (г), (д) Увеличенные изображения фрагментов плазмонной решетки с отверстиями и композитной метаповерхности. Период решеток составлял 1.3 мкм, диаметр отверстий 1 мкм. Высота кремниевых столбов 0.5 мкм.

Обнаружено, что комбинация металлических и диэлектрических компонентов приводит к существенно большему усилению ближнего поля по сравнению со случаем, когда металлические решетки и массивы диэлектрических микрорезонаторов работают по отдельности.

Рис.10. Спектральные характеристики фототока в среднем ИК-диапазоне для фотодетектора Ge/Si с квантовыми точками Ge без каких либо метаповерхностей (кривая 1), фотодетектора Ge/Si, на поверхности которого сформирована золотая пленка с периодической решеткой отверстий (кривая 2), и фотодетектора Ge/Si с гибридной периодической Si-Au метаструктурой на его поверхности (кривая 3). Период составляет 1.3 мкм.

Показано, что на длине волны 4.4 мкм гетероструктуры с гибридными метаповерхностями демонстрируют четырехкратное увеличение фототока по сравнению с плазмонными фотодетекторами с обычными двумерными решетками отверстий и 15-ти кратное увеличение пиковой чувствительности относительно фотоприемников без субволновый метаповерхностей (Рис.10). Установлено, что усиление поля и рост чувствительности являются следствием интерференции поверхностного плазмонного резонанса и дифракционной аномалии Рэлея.

Рис. 11. Слева: Температурные зависимости сопротивления плёнки толщиной 9 нм с разным расстоянием между измерительными контактами. Справа: Зависимость величины порогового напряжения от расстояния между измерительными контактами. На вставке – соответствующие вольтамперные зависимости.

При достижении критической длины (менее 0.44 мм) начинается подавление изолирующих свойств системы и сопротивление выходит на насыщение. Более того, при уменьшении длины системы происходит размытие порогового поведения вольтамперных зависимостей, при этом оказывается, что пороговое напряжение линейно зависит от расстояния между измерительными контактами. Такое поведение свидетельствует о невероятной для разупорядоченной системы однородности распределения электрического поля.

Экспериментальное изучение электронного транспорта в подвешенных (КТК), снабжённых боковыми затворами, отделёнными от микросужения КТК с помощью литографических траншей, приводит к новым интересным результатам. Ярким примером служит возникновение спиновой поляризации в отсутствие внешнего магнитного поля при приложении напряжения между боковыми затворами. Возникновение спиновой поляризации в присутствии латерального электрического поля в канале КТК связывают с т.н. эффектом латерального спин-орбитального взаимодействия. Индуцированную электрическим полем спиновую поляризацию наблюдали как в КТК на основе материалов с сильным спин-орбитальным взаимодействием, таких как InAs [Nat. Nanotechnol. 4, 759 (2009)], так и в подвешенных, т.е. отделённых от подложки, КТК на основе GaAs — материала с малым g-фактором [Appl. Phys. Lett. 112, 082102 (2018)].

Измерения кондактанса показывают, что при определённых условиях в подвешенных КТК с боковыми затворами возникает необычный мультиканальный (двух и трёхканальный) режим с независимым квантованием кондактанса каналов. На рис. 12 (г) показана фазовая диаграмма зависимости транскондактанса δG/δ(V_G1 + V_G2) как функции суммы и разности затворных напряжений V_G1 и V_G2 . Области, соответствующие плато, показаны тёмным цветом, а переходы между ними — светлым. Цифрами на графике показаны значения кондактанса в единицах 2e²/h. Из рисунка видно, что светлые области образуют нетривиальную сетку из пересекающихся линий. Наблюдаемая картина нетипична для случая одноканального электронного транспорта, для которого характерна картина чередующихся параллельных полос. На графике отчётливо видно несколько почти параллельных линий, причём можно выделить линии с тремя разными наклонами. Также можно заметить, что при переходе от одной тёмной области к другой через светлую линию, величина кондактанса изменяется на 2e²/h.

Такое поведение можно объяснить формированием трёх невзаимодействующих параллельных каналов — центрального и двух боковых, кондактансы которых складываются. На рис. 12 (а – в) схематически показан кондактанс трёх отдельных каналов. Каждый из них образует картину чередующихся параллельных линий. Суммарный кондактанс трёх параллельных каналов

где числа n₁, n₂, n₃показаны на рис. 12 (а – в), а их сумма (n₁ + n₂ + n₃ ) показана на рис. 12 (д). Видно, что такая картина превосходно согласуется с экспериментальной зависимостью, показанной на рис. 12 (г).

Анализ ёмкостных коэффициентов и ширины каналов позволил прийти к заключению, что, во-первых, каналы являются достаточно узкими по сравнению с литографической шириной микросужения КТК, а, во-вторых, каналы оказываются значительно разнесены пространственно. В частности, два из них формируются на краях микросужения КТК. Был предложен электростатический механизм формирования дополнительных проводящих каналов, основанный на перераспределении заряда в результате вытравливания траншей в гетероструктуре со сверхрешёточными слоями.

Рис. 12. Схематическое изображение зависимости транскондактанса от затворных напряжений трёх каналов проводимости: (б) основного канала, (а) и (в) двух боковых, (д) их суммы, а также (г) экспериментально измеренная зависимость. Цифрами на графиках показана величина кондактанса в единицах 2e2/h. (е) Схематически показаны три канала проводимости в КТК.

Таким образом, подвешенные КТК на основе гетероструктур GaAs/AlGaAs со сверхрешёточными слоями демонстрируют мультиканальный режим с квантованием кондактанса каналов, независимо управляемого боковыми затворами, что существенно расширяет функциональные возможности КТК.

Изучен низкотемпературный магнетотранспорт в квазидвумерной электронной системе с одномерной периодической модуляцией потенциала, изготовленной на основе селективно-легированной GaAs квантовой ямы с двумя заполненными подзонами размерного квантования.

Рис.13. Зависимости ρ _xx/ρ₀ от B, измеренные при T = 4.2 К на мостике с одномерной латеральной сверхрешеткой (1) и на контрольном мостике (2). Кривая (2) для наглядности смещена вниз. Стрелкой указано положение ММП максимума для k = 12. На вставке изображены упрощенные схемы квантовой ямы и образца.

Показано, что в такой электронной системе соизмеримые осцилляции (СО) сопротивления сосуществуют с магнетомежподзонными (ММП) осцилляциями. Обнаружено, что в двухподзонной электронной системе одномерный периодический потенциал приводит не только к СО, но и к модуляция амплитуды ММП осцилляций. Полученные экспериментальные результаты объясняются формированием зон Ландау в квазидвумерной электронной системе с одномерной периодической модуляцией потенциала.

Теоретически исследован энергетический спектр и оптическое поглощение в квантовой проволоке монослойных дихалькогенидов переходных металлов в форме прямолинейной полосы. Установлено существование критической ширины полосы, ниже которой исчезают состояния аналогичные краевым с энергиями внутри запрещенной зоны безграничного образца.

Рис. 14. Энергетический спектр полосы из MoS₂ с шириной L = 50 A. Показаны краевые состояния и по две подзоны в c- и v-зонах. Сплошные линии соответствуют spin-up состояниям, штриховые – spin-down состояниям. На вставках показано поведение краевых состояний вблизи импульса вдоль полосы k_x = 0.

Рис.15. Частотная зависимость парциальной вероятности поглощения для перехода между подзонами с одинаковыми номерами n = 1 в полосе с L = 50 A (слева). Частотная зависимость парциальной вероятности поглощения для перехода между подзонами с номерами m = 1 и n = 2 (справа).

В зависимости отвзаимной четности номеров подзон размерного квантования в валентной зоне и зоне проводимости оптические переходы характеризуются существенно различным пороговым поведением интенсивности поглощения. Наиболее интенсивное поглощение отвечает переходам с сохранением номера подзоны. На рисунках показаны примеры энергетического спектра (Рис.14) и оптического поглощения (Рис. 15).

Построена теория фотогальванического эффекта в нецентросимметричных системах на основе слоев дихалькогенидов переходных металлов на примере монослоя дисульфида молибдена, MoS₂. Эффект возникает при одновременном воздействии двух источников излучения: под действием циркулярно-поляризованного излучения, вызывающего межзонные переходы и линейно-поляризованного излучения, частота которого возбуждает внутризонные переходы электронов. Установлено, что в таких условиях появляется стационарный фототок.

Рис.16. Селективная межзонная накачка долин циркулярно-поляризованным светом в монослое MoS₂ (слева). Изолинии энергии электронов в зоне Бриллюэна монослоя MoS₂. Закрашенные области представляют собой заселенные долины.

Эффект возникает из-за долинной селективной накачки носителей заряда светом с круговой поляризацией, тригональной симметрии долин и линейной поляризации внутризонного электромагнитного поля, которая создает полярную плоскостную асимметрию функций распределения электронов и дырок, что приводит к возникновению стационарного фототока. Подход основан на решении классического кинетического уравнения для носителей с учетом квантового межзонного возбуждения.

Рассмотрен новый механизм рассеяния электронов, появляющийся в гибридных Бозе-Ферми системах, состоящих из параллельно расположенных слоев двумерного электронного газа и газа непрямых экситонов, находящихся в режиме Бозе-конденсата, Рис. 17. Новый механизм рассеяния электронов обусловлен взаимодействием электронов с боголюбовскими возбуждениями экситонного конденсата. При этом в одном порядке по взаимодействию имеются два типа процессов – рассеяние электронов на одном и паре боголюбовских возбуждений, Рис. 17.

Рис. 17. Изучаемая структура (вверху). Диаграммы Фейнмана (внизу), описывающие рассеяние электронов (черные линии) на боголюбовских возбуждениях (красные линии).

Показано, что в некотором диапазоне температур рассеяние электронов на парах боголюбовских возбуждений оказывается доминирующим над процессами рассеяния электронов как на акустическим фононах, так и на примесях, а также над рассеянием на одиночном боголюбовском возбуждении. Построена микроскопическая теория этого эффекта и определена температурная зависимость удельного сопротивления электронного слоя для GaAs и MoS₂ материалов. Проанализированы параметры структуры и предложен способ создания гибридных образцов с заранее заданными подвижностями электронов. Обсуждена возможность нового механизма спаривания электронов, обусловленного обменом парой боголюбовских возбуждений.

В работе изучается ситуация, когда хаос влияет на знак энергетической щели. Фактически такое рассмотрение актуально, поскольку величина щели в двумерной квантовой яме HgTe сильно зависит от ширины квантовой ямы. Важным является тот факт, что топологически защищенные краевые состояния появляются вблизи линий, где щель меняет свой знак. Флуктуации ширины квантовой ямы приводят к множественным внутренним краям в образце, в то время как внешняя граница топологического изолятора (TI) в этих системах играет менее существенную роль.

В работе изучается микроволновое поглощение в случайном двумерном топологическом изоляторе. В результате флуктуаций ширины квантовая яма HgTe должна состоять из чередующихся доменов обычного изолятора (OI) и TI. Если средняя ширина ямы w намного меньше, чем w₀, система является OI с редким включением фазы TI. Если 〈w〉 >> w₀ , редкие домены OI включены в TI. Если 〈w〉 → w₀ домены OI и TI смешиваются примерно в одинаковой пропорции (см. Рис.18).

Рис. 18. Неровная пленка HgTe. Домены с шириной w < w₀ являются OI, а ширины w > w₀ - TI. а) ξ << 1: Редкие домены TI (синие), встроенные в матрицу OI (коричневые). б) 1 – ξ << 1: Редкие домены OI, встроенные в матрицу TI. в) |ξ = ξ_c | << 1. Развитая сеть доменов OI и TI. Края пересекают весь образец.

Теория микроволнового поглощения строилась в области низких частот и низких температур. Предполагалось, что краевые состояния покрывают весь образец и всю запрещенную зону, что порождает двумерную проводимость вдоль сети краевых состояний. Конечная частота делает возможным существование двумерного поглощения за счет распределенных краев. Рассмотренные механизмы включают межзонные СВЧ-переходы на локально-прямых краях, поглощение за счет активной-реактивной проводимости и внутризонное поглощение, вызванное кривизной краев. Все эти механизмы приводят к энергетической зависимости поглощения от частоты в области низких частот.

Добротность является одной из основных характеристик наномеханических резонаторов, определяющей как их возможные практические приложения, так и разнообразие наблюдаемых в них физических явлений. Вклад различных механизмов диссипации, ограничивающих величины добротности, в наноэлектромеханических системах на основе арсенида галлия и гетероструктур AlGaAs/GaAs при низких температурах остается неясным. Универсальной особенностью температурной зависимости величины диссипации (обратной добротности) в таких системах является наличие пика при температурах, близких к 30 К. О наблюдении такого пика ранее сообщалось в статьях несколькими разными группами, причем его температурное положение слабо зависит от размера резонаторов и деталей состава исходной гетероструктуры. Среди возможных причин его появления указывались как фонон-фононное взаимодействие [Phys. Stat. Sol. 5, 2920 (2008)] (термоупругое и ахиезеровское поглощение энергии колебаний), так и влияние двухуровневых систем [Phys. Rev. B 66, 085416 (2002)]. Настоящая работа посвящена экспериментальному выявлению причин, обуславливающих появление этого пика.

Экспериментальные образцы изготавливались на основе гетероструктур AlGaAs/GaAs, содержащих двумерный электронный газ и жертвенный слой. Наномеханические резонаторы были созданы путем плазмохимического травления и последующего селективного жидкостного вытравливания жертвенного слоя. Резонаторы имели форму крестообразных мостиков длиной 6 мкм, шириной узкой части 1,5 мкм и толщиной 166 нм. Колебания резонаторов возбуждались на низшей по частоте изгибной моде путем электростатического возбуждения с помощью бокового затвора. Детектирование колебаний осуществлялось путем измерения изменения кондактанса сужения двумерного электронного газа, расположенного вблизи края резонатора, с применением методики гетеродинирования. В ходе измерений образец находился в вакуумном погружном криостате. Температура варьировалась путем изменения высоты криостата над поверхностью жидкого гелия. Добротность определялась как параметр аппроксимации частотной зависимости величины отклика кондактанса лоренцовской кривой. Измерения проводились до и после короткого (около 1 с) воздействия света белого светодиода, расположенного вблизи образца.

Зависимости величины диссипации от температуры, измеренные до и после подсветки, показаны на Рис. 19 (б). Видно, что до подсветки диссипация, как и в работах других авторов, демонстрирует пик при температурах, близких к 30 К. После подсветки величина диссипации при 30 К падает почти в два раза, а при 6 К возрастает по сравнению с величинами, измеренными в темноте. При этом пик при 30 К становится значительно менее выраженным после подсветки. Таким образом, при некоторых температурах короткое освещение может использоваться для существенного увеличения добротности колебаний наномеханических резонаторов. Учитывая отсутствие механизмов, обеспечивающих прямой замороженный фотоотклик системы температурных фононов на подсветку, исчезновение пика является прямым свидетельством того, что его существование не связано с взаимодействием между фононами. С большой долей вероятности исчезновение пика связано с пространственным перераспределением заряда и перебросом электронов на метастабильные состояния, локализованные вблизи центров, отличных от мест их локализации до подсветки. В этом случае существование пика до подсветки может объясняться температурной активацией переходов между электронными уровнями вблизи равновесных центров. Аппроксимация пика кривой, предсказываемой в рамках зенеровской модели, позволяет определить энергию активации (около 12 мэВ), а также время релаксации (около 0.1 мкс при 30 К).

Рис. 19. (а) Изображение экспериментального образца – наномеханического резонатора, - полученное с помощью сканирующего электронного микроскопа. (б) Температурная зависимость диссипации до и после короткого освещения образца.

Тот факт, что короткое воздействие света приводит к медленно релаксирующему изменению добротности, т.е. к эффекту, подобному замороженной фотопроводимости, что обязательно следует учитывать при измерении добротности наномеханических резонаторов оптическими методами.

В последнее время наблюдается заметный прогресс на пути создания эффективных источников излучения света на базе материалов IV группы, совместимых с существующей кремниевой технологией. Кремний является непрямозонным материалом и одним из путей преодоления этой проблемы является обращение к структурам с Ge/Si квантовыми точками (КТ), в которых благодаря возникающей неопределенности по импульсу ослабляется запрет на прямые оптические переходы.

Рис. 20. Спектры ФЛ в зависимости от мощности накачки. Измерения проводились при 78 K с использованием лазера с длиной волны 532 нм. Спектры были записаны с помощью InGaAs p-i-n фотодиода.

Однако, несмотря на ряд положительных результатов, эффективность излучательной рекомбинации остается довольно низкой. Одной из причин может быть то, что данный тип КТ относится к системам II типа, где электрон и дырка локализуются по разные стороны от гетерограницы, что приводит к малости интеграла перекрытия между волновыми функциями электрона и дырки. В настоящей работе для решения этой проблемы были разработаны структуры с Ge/Si КТ, в которых основным каналом излучательной рекомбинации является рекомбинация дырок и электронов в Δ_xy-долинах, локализованных в центре компактной группы КТ с максимумами распределения электронной плотности в Ge областях. Структуры представляют собой комбинацию больших GeSi нанодисков ~200 нм) и 4-слойного стека из компактных упорядоченных групп КТ меньшего размера (~30 нм). Деформационное поле, создаваемое большим нанодиском, играет важную роль как при создании структур (самоорганизация КТ при росте компактных групп), так и в электронном спектре локализованных на КТ носителей заряда (увеличивает энергию связи электронов).

Выбранные ростовые условия (температура роста Т=580°С и количество осажденного Ge f=5.5 МС на 1 слой КТ) обеспечивают формирование групп из 2-х или 3-х КТ, плотно прилегающих друг к другу. Исследование методом сканирующей туннельной микроскопией показали, что КТ в группе перекрываются друг с другом, эффективно увеличивая толщину смачивающего слоя в точке пересечения до 1.5 нм.

Рис. 21. СТМ изображение (150 × 150 нм² ) и СТМ профиль, проходящий через пару квантовых точек, выращенных при осаждении 5.5 Ge MC при 580°C на подложке с GeSi нанодисками, встроенными под поверхность на глубину 35 нм. Стороны изображения ориентированы в направлениях 110.

Теоретические расчеты энергетического спектра показали, что такое пересечение КТ дает два больших преимущества: 1) максимумы волновой функции электрона в Δ_xy-долине находятся в Ge областях на пересечении КТ, 2) вероятность нахождения дырки в той же пространственной области, что и электрон, сильно возрастает благодаря возникновению туннельной связи между КТ. Таким образом, это приводит к существенному увеличению интеграла перекрытия между электронной и дырочной волновыми функциями. Исследования спектров ФЛ в зависимости от мощности накачки показали, что действительно положение пика ФЛ от квантовых точек не меняется с увеличением мощности, что характерно для прямых в пространстве оптических переходов. Разработанные структуры позволяют наблюдать сигнал ФЛ от КТ вплоть до комнатной температуры.

Интеграция высокоэффективных светоизлучающих приборов с кремниевой технологией открывает перспективу значительного ускорения обработки информации за счёт передачи данных по оптическому каналу как в пределах одного процессора, так и между различным устройствами. На данный момент наиболее эффективные полупроводниковые светоизлучатели построены на базе А₃В₅ низкоразмерных гетероструктур. Сочетание узкозонных материалов, таких как InAs, и широкозонных (AlAs) или GaAs c GaP, позволяет варьировать рабочую длину волны светоизлучателя в широких пределах, а также обеспечивает его высокую температурную стабильность. Для интеграции таких светоизлучающих структур в кремниевую технологию необходимы искусственные подложки GaAs/Si и GaP/Si.

Искусственные подложки GaAs/Si и GaP/Si выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии на установке «Штат». В целях подавления формирования антифазных дефектов были использованы подложки Si ориентации (001), отклонённые на 6° в направлении (111). При росте GaAs/Si подложек были применены следующие технологические приёмы: внедрение слоёв низкотемпературного GaAs и проведение in situ и послеростовых циклических отжигов. Совместное применение этих приёмов позволяет снизить плотность прорастающих дислокаций в приповерхностных слоях GaAs до 5·10₆ см_-2, а концентрацию центров безызлучательной рекомбинации в приповерхностных слоях GaAs - до уровня, сравнимого с гомоэпитаксиальными структурами GaAs/GaAs. Получаемые таким методом GaAs/Si структуры характеризуются среднеквадратичной шероховатостью поверхности 1.2-1.4 нм, что незначительно превышает среднеквадратичную шероховатость гомоэпитаксиальных слоёв GaAs (0.5-0.7 нм). Общая толщина слоя GaAs/Si составила 2 мкм. Полученные GaAs/Si структуры были использованы как искусственные подложки для роста InAs/AlAs гетероструктур с квантовыми точками (КТ). Гетероструктуры с InAs/AlAs КТ были выращены методом МЛЭ в установке Riber32-P. Сначала выращивался буферный слой GaAs общей толщиной 470 нм. В ходе роста буферного слоя проводился выглаживающий отжиг с нагревом от 570°С до 620°С, охлаждением до 500°С и нагревом до 570°С. Первый слой AlAs толщиной 50 нм выращивался при температуре 600°C Затем, в потоке мышьяка, температура опускалась до 500°С и формировались КТ путём осаждения 2.5 монослоёв InAs. Второй 50 нм слой AlAs выращивался при той же температуре подложки. Структура закрывалась слоем 20 нм GaAs в целях защиты AlAs от окисления. Для сравнения, в тех же условиях, были выращены гетероструктуры с КТ на согласованных GaAs подложках.

Полученные гетероструктуры с InAs/AlAs КТ, демонстрируют фотолюминесценцию (ФЛ) при комнатной температуре в диапазоне энергий 1.2÷1.7 эВ, как это видно из рисунка 22 (а). Интенсивность ФЛ КТ, выращенных на GaAs/Si подложках, всего в 2 раза ниже, чем для выращенных на согласованных GaAs подложках.

Начальные стадии роста GaP/Si подложек проводились в режиме атомнослоевой эпитаксии (до 200 нм). Последующие слои выращивались в режиме традиционной МЛЭ до общей толщины 500 нм. Полученные GaP/Si структуры характеризуются плотностью прорастающих дислокаций около 10₉ см_-2 и интегральной интенсивностью низкотемпературной люминесценции почти в 500 раз ниже, чем для слоёв GaP/GaP. Это свидетельствует о том, что при формировании гибридной гетероструктуры GaP/Si образуется высокая концентрация точечных дефектов, являющихся центрами безызлучательной рекомбинации. Квантовая яма (КЯ) GaAs формировалась путём осаждения 3 МС GaAs при 500°C. Гетероструктуры заращивались слоем GaP толщиной 50 нм. Для сравнения, в аналогичных условиях были выращены слои GaP и GaAs/GaP гетероструктуры с КЯ на согласованных GaP подложках ориентации (001). Как видно из рисунка 22 (б), низкотемпературная люминесценция GaAs/GaP/Si гетероструктур характеризуется энергиями в диапазоне 1.8-1.9 эВ. Несмотря высокую концентрацию центров безызлучательной рекомбинации в гибридной GaP/Si подложке интенсивность ФЛ выращенной на ней GaAs/GaP КЯ, всего на 20 % ниже, чем интенсивность ФЛ аналогичной КЯ, выращенной на совершенной согласованной подложке. Высокая эффективность ФЛ в GaAs/GaP/Si гибридных гетероструктурах обусловлена сильной пространственной локализацией носителей заряда в КЯ, которая препятствует захвату носителей заряда из КЯ на центры безызлучательной рекомбинации в GaP матрице. Дополнительное подтверждение пренебрежимо малой вероятности захвата локализованных в КЯ GaAs/GaP/Si носителей заряда центрами безызлучательной рекомбинации получено в результате измерения температурных зависимостей интенсивности стационарной ФЛ для различных КЯ, приведенных на рисунке 22 (в). Эти зависимости практически совпадают, свидетельствуя об отсутствии дополнительных каналов безызлучательной рекомбинации в GaAs/GaP/Si гетероструктуре.

Рис. 22. (а) Спектры стационарной ФЛ InAs/AlAs гетероструктур с КТ, выращенных на GaAs и GaAs/Si подложках, измеренные при комнатной температуре. (б) Низкотемпературные спектры стационарной ФЛ GaAs/GaP гетероструктуры с КЯ, выращенной на согласованной подложке GaP - «1», и на гибридной подложке GaP/Si - «2». (в) Зависимость интегральной интенсивности ФЛ GaAs/GaP КЯ, «1» выращенных на согласованной подложке и «2» - на гибридной GaP/Si подложке, от обратной температуры.

Таким образом, получены высокоэффективные InAs/AlAs и GaAs/GaP светоизлучающие структуры, выращенные на подложках GaAs/Si и GaP/Si.

Кремниевые нанопиллары (Si НП) являются перспективными нанообъектами для реализации различных оптоэлектронных устройств. Однако при размещении Si НП на проводящих подложках с высоким показателем преломления происходит подавление резонансов из-за утечки мод в подложку. В работе [Journal of the Optical Society of America B, 2017, Vol.34, No.7, p. D18-D28] обосновано, что для предотвращения утечки мод и увеличения добротности нужно отделить Si НП от подложки с высоким показателем преломления (Si) тонким промежуточным слоем с низким показателем преломления (SiO₂ ). Мы экспериментально сформировали и исследовали структуры Si НП на подложках кремний-на-изоляторе (КНИ) с целью выявления факторов, влияющих на подавление распространения волны внутри подложки и устранения эффектов утечки мод в подложку. Упорядоченные массивы кремниевых Si НП были сформированы на подложке КНИ посредством электронной литографии на негативном резисте AR-N7520.17new с последующим реактивным ионным травлением. В качестве исходных подложек использовались разные подложки КНИ с толщиной скрытого слоя SiO₂ : 300 нм и 500 нм. Толщина резистивной маски составляла 400 нм. Экспонирование образцов проводилось на установке электронной литографии (Pioneer, Raith GmbH) при U= 20 кВ, I= 47 пА. Высота Si НП составила 200 нм и 400 нм. Диаметр Si НП варьировался от 100 до 250 нм, период варьировался от 400 до 1000 нм. На Рис. 23 представлены растровые электронномикроскопические (РЭМ) изображения исследуемых структур. Видно, что Si НП с периодом 400 нм отличаются шероховатостью поверхности из-за эффектов близости при электронной литографии.

Рис. 23. РЭМ изображения массивов Si НП на КНИ. Вид сверху ( а)- период 400 нм, диаметр 208 нм; б)- период 500 нм, диаметр 177 нм; в)- период 500 нм, диаметр 147 нм). Масштабная метка 500 нм.

Спектры отражения микромассивов Si НП размером 40 × 40 мкм были измерены в диапазоне длин волн от 400 нм до 1000 нм. На Рис. 24 представлены спектры отражения от КНИ и микромассивов Si НП на КНИ с толщиной заглубленного окисла 300 нм. В спектре отражения от подложки КНИ наблюдались сильные модуляции от скрытого слоя SiO₂ . Наблюдался сдвиг минимумов в спектрах отражения на структурах с Si НП в длинноволновую область при увеличении толщины слоя кремния между Si НП.

Рис. 24.Спектры отражения от КНИ и микромассивов Si НП на КНИ. Период Si НП 400 нм (а) и 500 нм (б). Высота Si НП ~200 нм, толщина заглубленного окисла 300 нм, толщина остаточного слоя кремния ~300 нм. Диаметр нанопилларов: 208 нм (а), 147 нм и 177 нм (б).

В спектре отражения от микромасива Si НП на КНИ с периодом 400 нм обнаружены узкие линии отражения в инфракрасной области спектра (Рис. 24 а), связанные с резонансным поглощением света массивом нанопилларов.

Гетероструктуры GaAs/GaP/Si с квантовыми ямами (КЯ) выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на модернизированной установке «Штат».

На первом этапе выращивались буферные слои GaP/Si толщиной 500нм. В целях подавления формирования антифазных дефектов были использованы подложки Si (001), отклонённые на 6° в направлении [110]. Для подавления развития рельефа во время роста слоев GaP/Si использовался модифицированный метод эпитаксии с повышенной миграцией (migration-enhanced epitaxy – MEE). Главное отличие от МЕЕ заключается в том, что на поверхность подложки поток молекул V группы подается постоянно, при этом отношение потоков V/III устанавливается меньше 1. Таким образом, обеспечиваются условия обогащения поверхности атомами третьей группы, что также как и в методе МЕЕ, способствует увеличению длины диффузии атомов Ga по поверхности. Чтобы избежать образования капель Ga, заслонка источника галлия периодически закрывалась и поверхность выдерживалась в потоке молекул фосфора, пока весь избыточный Ga не встроится в кристалл. Таким образом, обеспечивались условия для формирования на поверхности Si сплошных пленок GaP без перехода в островковый режим роста. Кроме того, время роста слоя оказывается в несколько раз меньше, чем при MEE.

АСМ измерения показали, что морфология поверхности 500нм слоев GaP/Si, выращенных с использованием модифицированного метода, значительно лучше по сравнению со слоями GaP/Si, выращенными традиционным методом двухступенчатого роста: зарождение при низкой температуре методом МЕЕ с последующим повышением температуры и ростом основной части пленки методом МЛЭ (см. Рис. 25).

Рис. 25. АСМ изображения поверхности слоев 500нм GaP на Si(001), выращенных с использованием методик: а) MEE на этапе зарождения + MBE и б) модифицированного MEE + MBE. На вставке внизу приведены значения среднеквадратичной шероховатости Sq.

На полученных, таким образом, буферных слоях GaP/Si при T_s = 500°C были выращены структуры с КЯ GaAs/GaP. Квантовая яма формировалась путём осаждения GaAs в количестве, эквивалентном 3 МС. После формирования слой GaAs заращивался слоем GaP толщиной 50 нм. Для сравнения, в аналогичных условиях были выращены слои GaP и гетероструктуры с GaAs/GaP КЯ на подложках GaP ориентации (001). Образцы исследованы методом низкотемпературной фотолюминесценции (ФЛ).

Низкотемпературные спектры стационарной ФЛ слоев GaP, выращенных на подожках GaP (обозначен как «1») и Si (обозначен как «2»), измеренные при возбуждении GaN лазерным диодом с энергией кванта 3,06 эВ и плотностью мощности возбуждения 25 Вт/см², представлены на Рис. 26 (а). В спектрах обоих слоев доминируют полосы донорно-акцепторной рекомбинации. Следует отметить, что интегральная интенсивность ФЛ в слое GaP/Si почти в 500 раз ниже, чем для слоя GaP/GaP. Это свидетельствует о том, что при формировании гетероструктуры GaP/Si образуется высокая концентрация точечных дефектов, являющихся центрами безызлучательной рекомбинации.

Спектры ФЛ гетероструктур с GaAs/GaP квантовой ямой, выращенных на подложке GaP и буферном слое GaP/Si, представлены на Рис. 26 (б). В спектрах доминируют полосы ФЛ с максимумами на 1.935 и 1.839 эВ, соответственно, связанные с рекомбинацией экситонов в КЯ. В спектре структуры, выращенной на подложке GaP, также видны полосы, обусловленные донорно-акцепторной рекомбинацией (2.207 эВ) и рекомбинацией на глубоких примесях (1.69 эВ). Несмотря высокую концентрацию центров безызлучательной рекомбинации в слое GaP/Si интенсивность ФЛ выращенной на нем GaAs/GaP КЯ, всего на 20 % ниже, чем интенсивность ФЛ аналогичной КЯ, выращенной на согласованной подложке. Высокая эффективность ФЛ в гибридных гетероструктурах GaAs/GaP/Si обусловлена сильной пространственной локализацией носителей заряда в КЯ, которая препятствует захвату носителей заряда из КЯ на центры безызлучательной рекомбинации в матрице GaP. Дополнительное подтверждение пренебрежимо малой вероятности захвата локализованных в КЯ GaAs/GaP/Si носителей заряда центрами безызлучательной рекомбинации получено в результате измерения температурных зависимостей интенсивности стационарной ФЛ. Температурные зависимости для КЯ, выращенных на согласованной и гибридной подложках практически совпадают, что свидетельствует об отсутствие дополнительных каналов безызлучательной рекомбинации в гетероструктуре GaAs/GaP/Si.

Рис. 26. Спектры низкотемпературной (5К) стационарной ФЛ: (а) слоев GaP выращенных на подложках GaP - «1» и Si - «2», измеренные при P_ex = 25 Вт/см²; (б) гетероструктуры с GaAs/GaP КЯ, выращенными на подложке GaP - «1», и на слое GaP/Si - «2», измеренные при P_ex= 2 мВт/см².

Таким образом, отработана технология выращивания буферных слоев GaP/Si. Показано, что, несмотря на относительно высокую концентрацию дефектов - центров безызлучательной рекомбинации в слоях GaP/Si, формируемые на таких слоях светоизлучающие гетероструктуры с квантовыми ямами GaAs/GaP/Si не уступают по эффективности и температурной стабильности люминесценции аналогичным гетероструктурам, выращенным на согласованных подложках GaP.

Применение низкоразмерных гетероструктур в оптоэлектронике даёт возможность создания объектов с принципиально новыми свойствами, недоступными для объёмных материалов. Это обусловлено существенным отличием энергетического строения низкоразмерных полупроводниковых гетероструктур и объёмных полупроводников. Изменения энергетического спектра и симметрии электронных состояний при переходе от объемных материалов к гетероструктурам определяются эффектами размерного квантования, а также смещением краёв энергетических зон вследствие упругих деформаций [C. G. Van de Walle, Phys. Rev. B 39, 1871 (1989)], вызванных рассогласованием параметров решёток материалов.

Рис. 27. Зонные диаграммы, рассчитанные для гетероструктур, на подложках с ориентацией (110): (a) InAs/AlAs и (b) GaSb/AlSb. Электронные и дырочные состояния в Г точке зоны Бриллюэна, обозначены сплошными линями. Состояния электронов в L и X долинах зоны проводимости обозначены пунктирными и штрихпунктирными линиями, соответственно. Стрелками указаны положения краёв энергетических зон в КЯ. (c) Зависимости положения уровней размерного квантования электронов в Г, X_Z и L^111,11-1 долинах зоны проводимости InAs от толщины InAs/AlAs КЯ. Горизонтальная линия соответствует положению дна зоны проводимости в AlAs матрице. Вертикальная пунктирная линия обозначает критическую толщину КЯ, при которой происходит смена энергетического строения с прямозонного на непрямозонное.

В настоящее время гетероструктуры на основе соединений А₃В₅ выращиваются, главным образом, на подложках с кристаллографической ориентацией (001). В гетероструктурах с симметричными квантовым яиам, выращенными на подложках с ориентацией (110), эффективное магнитное поле, обусловленное спин-орбитальным взаимодействием Дрессельхауза, направлено перпендикулярно плоскости КЯ [Y. S. Chen, S. Falt, W. Weg-scheider, and G. Salis, Phys. Rev. B 90,121304(R) (2014)], что приводит к подавлению механизма спиновой релаксации Дьяконова-Переля для носителей заряда, спин которых направлен по оси роста гетероструктуры, и, как следствие, появлению устойчивых спиновых состояний [O. D. D. Couto, Jr., F. Iikawa, J. Rudolph, R. Hey, and P. V. Santos, Phys. Rev. Lett. 98, 036603 (2007), M. Kohda, G. Salis, Semiconductor Science and Technology 32(7),073002 (2017)]. Таким образом, использование гетероструктур, выращенных на подложках ориентации (110), открывает широкие возможности управления спиновой степенью свободы носителей заряда.

Проведены расчёты энергетического строения гетероструктур с квантовыми ямами (КЯ), основанных на соединениях А₃В₅, выращенных на подложках с ориентацией (110). Показано, что деформации приводят к расщеплению Х и L долин зоны проводимости. Результаты расчётов можно обобщить следующим образом:
1) Зонные диаграммы для гетероструктур InAs/GaP, AlSb/GaP, и InSb, сформированных в матрицах GaSb, GaAs, GaP, AlSb, AlAs и AlP, не зависят от геометрических параметров КЯ и КТ. В этих гетеросистемах реализуется энергетический спектр первого рода с непрямой запрещённой зоной и основным электронным состоянием, принадлежащим X_Z долине зоны проводимости.
2) Энергетический спектр гетероструктур InAs/AlAs и GaSb/AlSb, напротив, определяется геометрическими параметрами. В «широких» КЯ основное электронное состояние принадлежит Г долине, а в «узких» X или L долине зоны проводимости InAs или GaSb, как это показано на рисунке 27.
3) Однозначно отнести КЯ AlAs/AlP, InAs/AlP, AlSb/AlP, GaSb/GaP, GaAs/GaP, и AlSb/AlAs к структурам первого, либо второго рода, не представляется возможным. Основное электронное состояние в этих гетероструктурах принадлежит X долине зоны проводимости и может быть локализовано как в материале КЯ, так и в матрице.

Таким образом, формирование энергетического спектра первого рода с непрямой запрещенной зоной в гетероструктурах на основе соединений А₃В₅ на подложках ориентации (110) является скорее правилом, чем исключением.

Показано, что чувствительность метода нано-КРС для определения колебательного спектра органических пленок фталоцианина кобальта (CoPc) и неорганических монослойных покрытий, включая монослои MoS₂ и нанокристаллы CdSe, может быть увеличена на несколько порядков в так называемой моде «щелевого плазмона» за счет использования плазмонных подложек, представляющих собой массив нанокластеров Au, сформированный на поверхности Si.

Рис. 28. а)- СЭМ изображение фрагмента массива нанокластеров Au; б) Нано-КРС изображение пленки CoPc на частоте 1540 cm^-1, при возбуждении при 638 нм; в) Спектры нано- КРС, усредненные по областям, изображенным на рис.28 б) в сравнении со спектром КРС пленок на кремниевой поверхности. г) АСМ изображение и д) нано-КРС изображение фрагмента массива нанокластеров Au c нанесенным монослоем НК CdSe (область 1) и монослоем MoS₂ (область 2) по спектральным диапазонам, указанным на Рис. 28е горизонтальными линиями. е)- Спектры КРС от областей, указанных на Рис. 28д.

Массивы нанокластеров золота были сформированы с помощью нанолитографии, и их структурные параметры определены с помощью сканирующей электронной микроскопии (СЭМ). СЭМ изображения полученных плазмонных подложек представлены на Рис. 28а. На поверхность массивов нанокластеров были нанесены пленки CoPc толщиной 40 нм с помощью вакуумного испарения в условиях ультравысокого вакуума. Неорганические покрытия представляли собой монослой нанокристаллов CdSe, на поверхность которого методом стэмпинга перенесен монослой MoS₂.

Установлено, что при визуализации наноструктур с помощью нано-КРС принципиальным является не только размеры острия металлического кантилевера и плазмонных наноструктур, но и их морфология, поскольку изображения, полученные с помощью нано-КРС, могут увеличивать реальное изображение, если размер локальных особенностей превышает размеры острия кантелевера. При этом могут меняться и энергетические характеристики «щелевого» плазмона.

Реализованы условия для наблюдения нано-КРС в пленках CoPc (Рис. 28б) и показано, что локальные неоднородности металлической поверхности играют существенную роль при картировании.

Метод нано-КРС успешно применен для картирования многокомпонентных систем. Из сравнения изображений, полученных с помощью атомно-силовой микроскопии (АСМ) и нано-КРС (Рис. 28г и д) видно, что нано-КРС позволяет определить состав и пространственное расположение компонентов в многокомпонентных полупроводниковых системах с пространственным разрешением, существенно превышающим дифракционный предел для длины волны возбуждающего лазера. Разработанная методика открывает новые перспективы для исследования и контроля оптических свойств наноразмерных полупроводниковых структур.

Методами in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной (СВВ ОЭМ) и ex situ атомно-силовой микроскопии исследованы процессы зарождения 2D островков на широких террасах (размерами более 10 мкм) и вблизи атомных ступеней на поверхности Si(111)-(7×7) на начальных стадиях осаждения Ge и Si. Измерены зависимости концентрации 2D островков, зародившихся в центральных областях террас, и ширины зоны обеднения по 2D островкам вблизи атомных ступеней от скорости осаждения и температуры подложки в интервале 500–750°C. На основе анализа ширины зоны обеднения показано, что из-за изначально высокой концентрации изломов ступеней, являющихся эффективными стоками для адсорбированных на поверхности частиц, кинетика зарождения 2D островков вблизи ступеней на ранних стадиях осаждения Si и Ge лимитирована исключительно поверхностной диффузией. Для зарождения 2D островков в центре широких террас при эпитаксиальном росте Ge/Si(111)-(7×7), в отличие от роста Si/Si(111)-(7×7) [D.I. Rogilo et al., Phys. Rev. Lett., 111, 036105-1 (2013)], также показана диффузионно-лимитированная кинетика роста, обеспечиваемая пренебрежимо малым энергетическим барьером на встраивание в край 2D островка. Установлено, что в процессе осаждения Ge и Si на поверхность Si(111)-(7×7) при температурах выше 500°C, Ge–Si и Si нанокластеры, состоящие из 7–8 атомов, являются основными частицами, осуществляющими массоперенос, тогда как при низких температурах основными частицами являются адатомы. Впервые получена оценка энергии активации диффузии Ge–Si нанокластеров — 1.3–1.4 эВ. В рамках атомистической теории скоростей зародышеобразования [B. Voigtländer, Surf. Sci. Rep., 43, 127 (2001)] определено, что критический зародыш 2D островка вблизи ступеней (для роста Ge и Si) и в центре широких террас (для роста Ge) состоит из ≥ 18 нанокластеров.

Известно, что при протекании через образец кремния электрического тока наблюдается электромиграция десорбированных атомов, вызванная электрическим полем, что приводит к перераспределению изначально эквидистантно расположенных атомных ступеней в скопления (эшелоны), разделенные широкими террасами. Процесс эшелонирования на поверхности Si(001) исследовался как экспериментально [LatyshevA.V. et al. Appl.Surf.Sci. 130–132 (1998) 139–145], так и теоретически [Sato M. et al., J.Phys.Soc.Japan. 75 (2006) 4–7], однако данных по температурным и временным зависимостям характерных величин, таких так среднее расстояние между эшелонами и между ступенями в эшелонах, недостаточно для верификации результатов численного моделирования.

В данной работе исследовались процессы эшелонирования методами in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии (СВВ ОЭМ) и ex situ атомно-силовой микроскопии (АСМ) на поверхности кремния (001). Фазовые АСМ-изображения участков поверхности, полученные для серии образцов, отожженных в камере СВВ ОЭМ при разных временах и токе, направленном в сторону вышележащих террас, для двух температур показаны на рис. 29, где широкие вертикальные темные линии соответствуют эшелонам, а линии более светлого контраста между эшелонами парам ступеней. Показано, что изменения среднего расстояния между эшелонами атомных ступеней во времени зависят степенным образом, с показателем степени порядка 0,3 (рис. 30а). Отличие показателя степени экспериментально измеренного в работе [LatyshevA.V. et al. Appl.Surf.Sci. 130–132 (1998) 139–145] возможно объясняется тем, что отжиг и измерения проводились при температуре близкой к переходу порядок-беспорядок, когда существенным становиться генерация вакансий по всей площади поверхности.

Рис. 29. АСМ-изображения (фазовый контраст) эшелонов на поверхности кремния (001) после отжига при температуре 1000°С (a-в) и 1100°C (г-е) в течении 10 мин (a,г), 40 мин (б,д) и 100 мин (в,е) при направлении нагревающего электрического тока в сторону вышележащих террас.

Эксперименты по отжигу образцов в течение одного и того же времени в более широком температурном интервале и при двух противоположных направлениях нагревающего тока. показывают, что форма эшелонов изогнута и пары ступеней отсутствуют независимо от направления тока при температурах до 1050°С. При более высоких температурах эшелоны выпрямляются и начинают обмениваться парами ступеней. При этом от направления тока зависит среднее расстояние между эшелонами во всем исследуемом температурном интервале.

В интервале 950-1150°С получены данные о температурной зависимости числа эшелонов на единицу длины, образующихся за одно и то же время отжига в процессе сублимации (рис. 30b). Обнаружено, что при токе вниз по ступеням зависимость от температуры в пределах погрешности отсутствует.

Рис. 30. Зависимость изменения числа эшелонов на длине 100 мкм: (a) от времени отжига при 1000°C и 1100°C и постоянном направлении электрического тока, (б) от температуры при постоянном времени отжига и разных направлениях электрического тока.

Соответствующая эффективная энергия активации эшелонирования при токе вверх по ступеням цсоставила порядка (0,24±0,02) эВ, и близка по величине к разнице энергий активации диффузии вдоль и поперек димерных рядов 0,3 эВ [S.Jeong Phys.Rev.Lett. 79 (1997) 4425], что соответствует теоретическим работам [Sato M., et al. Phys.Rev.B. 72 (2005) 045401].

Скольжение дислокаций, как известно, контролирует процесс пластической деформации кристаллических материалов, но из-за множества существующих типов дислокаций полного понимания того, какие дислокации определяют процесс скольжения, нет. В соответствии с классической концепцией BDT (brittle-ductile transition) для материалов с алмазоподобной структурой при переходе от хрупкого разрушения к пластическому течению скольжение должно осуществляться посредством диссоциированных 60° дислокаций [J Mater. Sci. 48, 115 (2013)]. Однако пластическая релаксация напряженных наногетероструктур и шоковые воздействия (лазерная резка, термоудары) сопровождаются скольжением недиссоциированных 60° дислокаций [Phil. Mag. Lett., 96 , 361, (2016)]. Исходя из первопринципных расчетов, существуют четыре типа ядра 60° дислокации (S1, S2, S3, G), но лишь один из них, S1, является скользящим, тогда как остальные являются сидячими и не могут скользить [Microscopy, 67, 112 (2018)]. Это указывает на то, что 60° дислокация с ядром S1 должна быть универсальной скользящей дислокацией во всех алмазоподобных полупроводниках. В 2018 году мы показали, что S1 тип ядра наблюдается для 60° дислокаций, возникающих вблизи фронта кристаллизации при срыве роста Fz-Si (термоударе). Однако для других полупроводников и процессов тип 60° дислокации до сих пор не установлен.

Рис.31. ВРЭМ изображение 60° дислокации в Fz-Si (а) и карта упругих напряжений в ее ядре (б). Вставки на рис. 31а: слева-модель 60° дислокации S1 типа; и справа- ее расчетное ВРЭМ изображение.

На рис. 31 представлен анализ атомной структуры ядра 60° дислокации (а) в Fz-Si, введенной при срыве роста кристалла, и карта распределения упругих напряжений в ее ядре (б). Видно, что из-за наличия двух экстраплоскостей (001) и (111) с одной стороны (слева) от ядра дислокации, в ее деформационном поле появляется сильная асимметрия полей растяжения (красная часть) и сжатия (синяя часть) относительно плоскости (001) (Рис. 31б).

Рис. 32. ВРЭМ изображение 60° дислокаций в границе раздела GeSi/Si(001) (а) и карта распределений полей напряжений в ядрах дислокаций (б).

На рис. 32 показаны ВРЭМ изображение (а) и карта полей напряжений (б) в ядрах дислокаций несоответствия на границе раздела в системе GeSi/Si(001). Тот факт, что вектора Бюргерса этих дислокаций лежат в плоскостях типа {111}(Рис. 32а), а распределение полей напряжений в ядрах дислокаций имеет несимметричный вид (Рис. 32б), подобный представленному на Рис. 31б (в частности, для дислокации слева на краю снимка на Рис. 32б) указывает на их принадлежность к 60° дислокациям S1 типа. Отметим, что при встрече двух S1 дислокаций, скользящих в пересекающихся плоскостях {111}, когда возникает 90°дислокация Ломера и две экстраплоскости (001) ядер S1 дислокаций сливаются, ее деформационное поле становится симметричным относительно плоскости (001) [Phys. Rev. Lett. 103, 065505 (2009)].

Рис. 33. ВРЭМ изображения одиночной 60°дислокации (а) и их положения относительно каскадов смещений (белые круги) в имплантированном слое (б) с картой деформационных полей (в)

На рис. 33 показаны 60°дислокации в GaAs после имплантации ионами ¹N⁺ c дозой 3×10¹⁶см^-2, которые возникают в конце пробега ионов вследствие генерации ударных волн каскадами смещений. ВРЭМ изображения (Рис. 33а,б), полученные в микроскопе Titan80-300 с коррекцией сферической аберрации, демонстрируют структуру ядра 60° дислокации и ее модель, наложенную поверх изображения (а), а также положения 60° дислокаций относительно каскадов смещений (б). Карта распределения упругих напряжений в имплантированном слое со множеством 60° дислокаций и остатков повреждений от каскадов смещений представлена на Рис. 33в. Белыми овалами на Рис. 33б, в обозначены идентичные положения областей развития каскадов смещений. Видно, что все полученные данные: модель дислокации (Рис. 33а), вектора Бюргерса дислокаций (Рис. 33б) и асимметричность их деформационных полей (Рис. 33в) - соответствуют структуре дислокаций S1 типа.

Таким образом, независимо от типа воздействия на материал, пластическая релаксация в алмазоподобных полупроводниках осуществляется путем скольжения дислокаций S1 типа.

Образование частиц (островков) Ge на поверхностях SiO₂ ранее было детально изучено для осаждения слоёв Ge толщиной до 10 нм с целью получения структур с квантовыми точками Ge. Для получения частиц Ge размером 100 нм и более нами было исследовано поведение при отжиге более толстых (~ 60 нм) сплошных слоёв Ge, выращенных при ~ 300 °C двумя методами. Осаждение Ge из ячейки Кнудсена приводило к образованию термически менее стойких сплошных слоёв. Они трансформировались при последующем отжиге в массивы таких частиц Ge, какие показаны на Рис. 34(а) и (b). Процесс протекал в результате твёрдотельной несмачиваемости. Рост частиц Ge происходил посредством поверхностной диффузии атомов Ge и приводил к образованию кристаллических частиц разного размера и формы из-за случайной ориентации кристаллов относительно плоскости поверхности подложки.

Рис. 34. СЭМ-изображения частиц Ge на поверхностях плёнки SiO₂. (а) и (б) 60-нм слои Ge, осажденные при 250 °C, после извлечения на воздух были отожжены в вакууме при 900 °C 30 минут. (в) 60-нм слои Ge, осаждённые при 350°C с помощью электронно-лучевого испарения, также после извлечения на воздух были отожжены в вакууме при 950 °C 10 минут.

Слои Ge, осаждённые с помощью электронно-лучевого испарения, были термически более стабильными. Они трансформировались в частицы Ge только после нагрева до температуры выше температуры плавления германия. После охлаждения образца затвердевание Ge происходило в форме капель (Рис. 34 в). В этом случае процесс несмачиваемости протекал как для жидкости на поверхности твёрдого тела. Полученные данные свидетельствуют о том, что реализация процесса несмачиваемости зависит от термической стабильности осаждённого слоя и может протекать как твёрдотельная несмачиваемость, так и как несмачиваемость твёрдого тела жидкостью. Разные типы несмачиваемости дают частицы, существенно различающиеся по форме.

Управление процессами формирования наноструктур с заданными свойствами является актуальной задачей для современных нанотехнологий, основанных на методе молекулярно-пучковой эпитаксии. Одним из способов управления является воздействие электрическим полем на диффундирующие по поверхности частицы, что приводит к их электромиграции. Это явление изучается уже больше полувека [I. A. Blech, E. S. Meieran. J. Appl. Phys., 40(2), 485 (1969)], однако до сих пор не определены физические процессы, определяющие электромиграцию, что связано со сложностью интерпретации экспериментальных данных и выделения элементарных физических процессов.

Рис. 35. a) Серия ОЭМ-изображений поверхности Si(100) с сформированной на дне углубления системой концентрических ступеней. Террасы со сверхструктурой (1×2) имеют светлый контраст, (2×1) – тёмный. Температура образца 1025°С. б) Температурная зависимость среднего смещения центра зарождения вакансионного островка относительно центра террасы. На вставке представлены результаты измерения dL при температуре 1025°С.

В данном исследовании использовалась широкая терраса на поверхности Si(100) со сверхструктурной реконструкцией (1×2) для уменьшения влияния атомных ступеней на ассиметричное распределение концентрации димеров адатомов (аддимеров) на террасе, возникающее из-за влияния электрического поля. На Рис. 35а приведена серия ОЭМ-изображений террасы с зародившимся и разрастающимся в течении времени двумерным вакансионным островков. Видно, что зародившийся вакансионный островок смещён от центра террасы в направлении электрического поля. Были проведены измерения среднего смещения положения зародившегося вакансионного островка dL относительно центра террасы в интервале температур 1000-1110°С (Рис. 35б). Видно, что с увеличением температуры dL уменьшается. Согласно литературным данным [W. Theis, R. M. Tromp. Phys. Rev. Lett., 76(15), 2770 (1996)] зарождение островка в условиях гомоэпитаксиального роста при отсутствии электрического поля происходит в широком диапазоне отношений dL/_Dcrit < 0,25, при этом D_Dcrit имеет достаточно широкий статистический разброс. Результаты наших исследований зарождения вакансионных островков показывают, что гистограмма распределения значений dL имеет широкий разброс значений (вставка на Рис. 35б).

Для более подробного описания и анализа результатов рассмотрены атомные процессы на поверхности образца в рамках расширенной теории БКФ и атомистической теории зарождения. Формирование вакансионного островка происходит за счёт объединения одиночных вакансий в зародыш островка. При повышенных температурах на поверхности Si(100) аддимеры обладают высокой подвижностью по террасе и активно взаимодействуют с поверхностными вакансиями и аннигилируют с ними. При этом эффективным источником аддимеров на террасе является атомная ступень. Поэтому при повышенных температурах высокая концентрация вакансий может формироваться только вдали от ступени, где за счёт процесса десорбции понижается концентрация аддимеров. В результате зарождение вакансионного островка происходит вблизи минимума концентрации аддимеров. Постоянный электрический ток приводит к перераспределению концентрации аддимеров по террасе и смешению её минимума в направлении электрического тока, и как следствие центр зарождения вакансионного островка смещается в ту же сторону [S. Curiotto, P. Müller, A. El-Barraj, F. Cheynis, O. Pierre-Louis, F. Leroy. Appl. Surf. Sci., 469, 463 (2019)]. Была применена одномерная модель диффузии аддимеров к описанию полученных результатов, это позволило оценить эффективный заряд аддимеров в температурном интервале 1020-1120°С. Из анализа литературных данных показано, что полученные значения являются оценкой сверху.

В данной работе методом in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии (СВВ ОЭМ) исследованы процессы, протекающие на чистой поверхности Si(111) c узкими (до 1 мкм) и широкими (более 10 мкм) атомно-гладкими террасами при осаждении до 3 МС Sn и температурах подложки до 800°С. Полученные in situ СВВ ОЭМ изображения поверхности Si(111) демонстрируют морфологические трансформации при сверхструктурных переходах (7×7) ⇒ (√3×√3) при осаждении около 1/3 МС Sn и (√3×√3) ⇒ “1×1” при осаждении около 1 МС Sn. Показано, что при осаждении от 1/3 до 1 MC Sn на террасах образуются нестабильные Si-Sn двумерные структуры. В связи со сжатием ОЭМ изображений в вертикальном направлении, данные структуры выглядят как линии серого контраста (отмечены чёрными стрелками на Рис.36, а–в), возникающие и исчезающие в процессе осаждения Sn. При приближении количества осажденного материала к значению 1 МС наблюдалось постепенное заполнение всей поверхности фазой “1×1” (тёмный контраст на Рис.36, в–д), соответствующей аморфному слою Sn. Показано, что процесс заполнения фазой “1×1” зависит от морфологии поверхности.

На структурированной поверхности (широкие террасы, ограниченные концентрическими моноатомными ступенями, окружены круговым эшелоном ступеней — массивом близкорасположенных замкнутых ступеней) фаза “1×1” зарождается вблизи эшелона ступеней и разрастается от него. На вицинальной же поверхности (узкие террасы разделены эквидистантно расположенными прямолинейными моноатомными ступенями) фаза “1×1” зарождается вблизи каждой моноатомной ступени со стороны нижележащей террасы и быстро заполняет её. Осаждение покрытий Sn более 1 МС приводит к формированию трёхмерных островков. При отключении внешнего потока Sn при температурах подложки 500–800°С трёхмерные островки постепенно уменьшаются в размерах и далее происходит обратный сверхструктурный переход “1×1” ⇒ (√3×√3). Уменьшение концентрации Sn на поверхности в отсутствие внешнего потока связано с десорбцией при данных температурах. Фаза (√3×√3) стабильна при T = 200–850°С и исчезает только в процессе отжига при T > 900°С.

Рост структур с Ge_(1-x) Mn_(x) КТ проводился методом МЛЭ на Si(001) подложках. Перед осаждением Ge выращивался буферный слой кремния толщиной 100 нм при температуре 500°С. Германий осаждался при температурах 400 и 450°С, время осаждения соответствовало формированию пленки толщиной 7,5 монослоев, а молекулярный поток марганца обеспечивал концентрацию Mn в эпитаксиальном слое 2-4%. На последней стадии роста осаждался порывающий слой кремния, толщиной около 20 нм. Структурно морфологический анализ выполнен на электронном микроскопе TITAN 80-300 (FEI) в сканирующем режиме (scanning transmission electron microscopy-STEM) при ускоряющем напряжении 300 кВ. Образцы для исследований препарировались в виде поперечных срезов, параллельных Si(110).

Рис. 37. STEM (a, б) и ВРЭМ (в) изображения поперечного среза гетеросистемы с квантовыми точками (КТ) GeMn ,синтезированными при температуре 400°С.

На Рис. 37 показаны STEM и ВРЭМ изображения поперечного среза гетеросистемы с квантовыми точками (КТ) GeMn, синтезированными при температуре 400°С и молеулярном потоке марганца, соответствующем концентрации Mn в эпитаксиальном слое 2-4%. Видно, что КТ при этих условиях эпитаксии имеют форму, близкую к дискообразной: толщина 5-8 нм, латеральный размер 30-70 нм, и когерентно сопряжены с Si. Между КТ отчетливо визуализируется смачивающий слой толщиной 2-3 монослоя. Важно отметить отсутствие на STEM изображениях какого-либо намека на преципитацию Mn и образование силицидов (или германидов) марганца.

В тоже время на ВРЭМ изображении наблюдаются микродвойниковые ламели в наклонных плоскостях {111}, которые зарождаются вблизи границы раздела с подложкой и пронизывают всю эпитаксиальную структуру.

Картина кардинальным образом изменяется, если увеличить концентрацию марганца в молекулярном потоке до значений, превышающих 20% (Рис. 38). Во-первых, резко ухудшается планарность границы раздела эпитаксиальный слой – подложка Si и гладкость поверхности гетеросистемы (Рис. 38а). Во-вторых, практически нет таких квантовых точек (островков GeMn), как в предыдущем случае. А редко встречающиеся островки Ge (GeMn) содержат высокую плотность наклонных дефектов упаовки (Рис. 38в). Наконец, главное отличие заключается в образовании крупных (около 50 нм) включений кристаллического марганца, прорастающих, как в подложку (Рис. 38б), так и в эпитаксиальный слой (Рис.38в).

Рис. 38. STEM (a) и ВРЭМ (б, в) изображения поперечного среза гетеросистемы с квантовыми точками GeMn, синтезированными при температуре 450°С и высокой концентрации марганца в молекулярном потоке.

Окончательная причина этого эффекта не установлена. Возможно, она связана не только с высокой концентрацией марганца в молекулярном потоке, а с нарушением ещё каких либо критических условий МЛЭ.

Слои из массивов частиц Ge и Si субмикронного размера представляют интерес как метаповерхности со сравнительно большим показателем преломления, способные существенно перераспределять интенсивность падающего света в подложке в зависимости от их размера и расстояния между ними за счёт возбуждения в них магнитных и электрических резонансов. Используя эффект несмачиваемости поверхности Si(100) слоями SiGe, нами были изготовлены массивы частиц SiGe разной высоты путём осаждения Ge при высокой температуре в диапазоне 900-950°С. Были выбраны условия, при которых между образцами частицы отличались высотой, тогда как их концентрация слабо зависела от их высоты (Рис. 39а,б).

Оптические измерения показали, что покрытия из частиц SiGe могут уменьшать интенсивность отражённого света в 10 раз в зависимости от высоты частиц и спектрального диапазона (Рис. 39в). Согласно проведённым расчётам такое уменьшение в диапазоне 400-800 нм происходит за счёт возбуждения более высоких магнитных и электрических резонансов, чем дипольные, а именно квадрупольных, тогда как дипольные резонансы лежат в длинноволновой области спектра, и они, как правило, ещё сильнее влияют на интенсивность отражённого света. Другой эффект взаимодействия со светом состоит в увеличении интенсивности падающего света непосредственно под каждой частицей SiGe по сравнению с участками без частиц. Он обнаруживается посредством увеличения интенсивности сигнала комбинационного рассеяния света от участков подложки под частицей (Рис. 39в). Полученные результаты показывают, что частицы SiGe могут быть использованы для манипуляций с падающим светом, а их массивы могут служить в качестве эффективных антиотражающих покрытий для различных оптоэлектронных преобразователей.

Метод анодного окисления давно зарекомендовал себя как низкотемпературный метод создания пленок оксида кремния толщиной от нескольких единиц до нескольких сотен ангстремов. Преимущества этого метода перед термическим окислением обусловлены его протеканием при комнатной температуре и тем, что в нем участвует лишь тонкий приповерхностный слой образца. Несмотря на то, что метод уже несколько десятков лет успешно используется экспериментаторами, возможности его применения для окисления слоев кремний-на-изоляторе (КНИ) вплоть до недавнего времени не изучались. КНИ слои, созданные методом водородного переноса, содержат в приповерхностной области вакансионные микропоры, а также высокую концентрацию связанного и свободного водорода. Это может препятствовать образованию катионов кремния, поступающих к границе SiO₂ /электролит и снижать скорость окисления. Целью настоящей работы было изучение особенностей анодного окисления КНИ слоев, созданных методом водородного переноса.

Рис. 40. Изменение толщины окисленного слоя кремния КНИ образцов, отожженных при температурах (1) 700, (2) 900 и (3) 1000оС, в зависимости от расстояния от исходной поверхности слоя кремния.

КНИ структуры были изготовлены на линейке КНИ и КНС структур ИФП СО РАН методом водородного переноса. С целью создания внутренних гидрофобных плоскостей и последующего переноса слоя кремния, в одну из двух пластин кремния проводилась имплантация ионов H+ с энергией 120 кэВ дозой 2.7×10¹⁶ см^-2. Это обеспечивало после соединения имплантированной пластины со второй окисленной пластиной Si и умеренного нагрева отслаивание и перенос пленки кремния ~540 нм. Толщина захороненного слоя SiO₂ составляла ~320 нм. Анодное окисление проводилось в гальваностатическом режиме при комнатной температуре. Последующий отжиг КНИ образцов проводился в печи при температурах 600-1100 оС, в течение 15 минут в потоке паров N . Контроль толщины окисленных слоев осуществлялся методом спектральной эллипсометрии. Изображения поверхности образцов были получены с помощью микроскопа Carl Zeiss Axio Imager.M2m.

Изучена скорость окисления пленок КНИ в зависимости от температуры последующего отжига и глубины от поверхности слоя Si. Обнаружено, что скорость анодного окисления перенесенных пленок в ~5 раз меньше скорости окисления монокристаллического объемного кремния. С ростом температуры отжига она увеличивается и при температуре 1100 оС становится близкой к скорости окисления монокристаллического Si. Скорость окисления увеличивается с глубиной по мере поэтапного удаления анодно-окисленных слоев. На глубине ≥50 нм рост скорости окисления не зависит от температуры отжига (Рис. 40). Полученные результаты объясняются отжигом дефектов и выходом водорода из связанного состояния. Обнаружено формирование и рост водородных пузырей на поверхности пленки кремния с ростом времени окисления и глубины окисленного слоя. Показано, что концентрация водорода в водородных пузырях на 2 порядка величины превышает дозу имплантированного водорода. Полученные результаты объяснены диффузией водорода, высвобождающегося в процессе реакции окисления, к вакансионным микропорам в имплантированном слое КНИ.

Основной проблемой при создании структур кремний-на-сапфире (КНС) является рассогласование решеток кремния и сапфира, которое составляет около 24%. Это является причиной большой плотности дефектов в пленках кремния, созданных методом газофазной эпитаксии, который был впервые использован для создания КНС структур. Универсальным методом соединения пластин без привлечения каких-либо вспомогательных склеивающих средств является метод прямого сращивания. Однако, основным препятствием для дальнейшего использования КНС структур, созданных этим методом, является большое различие в коэффициентах теплового расширения кремния и сапфира. В данной работе с целью уменьшения относительного термоупругого напряжения пластин кремния и сапфира и обеспечения их 100% соединения была изучена энергии связи поверхностей Si и Al₂O₃ при повышенных температурах соединения.

Рис. 42. Фотографическое изображение раскрытия разлома КНС пластины, созданной прямым соединением пластин Si и Al₂O₃ , нагретых при Т=50°С, после дополнительного нагрева после соединения при Т=200 оС в течение 10 минут.

В экспериментах использовались пластины кремния диаметром 100 мм р-типа проводимости с ориентацией (100) производства WRS (США) и Al₂O₃ с ориентацией (0001) производства завода «Монокристалл». Нагрев и соединение пластин кремния и сапфира проводились в установке сращивания SUSS MicroTech SB8e. Перед нагревом и соединением пластины проходили стандартную химическую обработку. Степень гидрофильности поверхностей определялась по величине контактного угла (угла смачиваемости) между каплей деионизованной воды объемом 20 мкл и поверхностью кремния. Объем капли задавался с помощью дозатора. Шероховатость поверхности исследовалась методом атомно-силовой микроскопии. Перед соединением пластины нагревались в вакууме до температуры 50°С. Затем пластины попарно соединялись, и температура повышалась до 100 – 250°С. При указанных температурах пластины выдерживались в течение 5, 10 или 15 минут. Измерение энергии связи поверхностей кремния и сапфира измерялось методом раскрытия разлома (Рис. 42).

Установлено, что нагрев пластин перед соединением до 50°С приводит к росту их степени гидрофильности. Увеличение степени гидрофильности поверхностей при повышенной температуре может быть свидетельством атомных перестроек на самой поверхности. Это в свою очередь может сказаться и на энергии связи между соответствующими соединенными поверхностями. Изучение энергии связи пластин кремния и сапфира при температуре соединения 50°С проводилось методом раскрытия разлома в зависимости от температуры нагрева после соединения. Энергия связи рассчитывалась по формуле:

где γ - энергия связи поверхностей кремния и сапфира, γ₁ и γ₂ – энергия связи поверхностей кремния, γ₂ – энергия связи поверхностей сапфира, E₁ = 1.09×10¹¹ Н/м² – объемный модуль Юнга кремния, E₂ = 3.35×10¹¹ Н/м² – объемный модуль Юнга сапфира, d = 525 мкм – толщина 1 пластины кремния, d = 500 мкм – толщи- 2 на пластины сапфира, y = 100 мкм – толщина лезвия, L – расстояние от фронтальной линии разлома до края лезвия. С ростом температуры отжига соединенных пластин в течение 10 минут энергия связи увеличивалась. Энергия активации, с которой происходит рост поверхностной энергии, была рассчитана по наклону этой зависимости и составила 0.57 эВ (Рис. 43).

Рис. 43. Зависимость энергии связи пластин кремния и сапфира, соединенных при температуре 50°С, после прогрева в течение 10 минут от обратной температуры последующего отжига в вакууме

Полученное значение энергии активации в указанном температурном интервале может быть связано с десорбцией водорода и полимеризацией связей, включающих атомы кислорода на границе сращивания поверхностей кремния и сапфира. В пользу этого механизма указывают и данные по увеличению степени гидрофильности поверхности сапфира после обработки в кислородной плазме.

Исследованы процессы кристаллизации субмикронных (0,7 мкм) плёнок аморфного гидрогенизированного кремния (a-Si:Н) с разным содержанием атомарного водорода, плёнок аморфного германия (a-Ge:H) и многослойных наноструктур германий/кремний под действием наносекундного (70 нс) излучения рубинового лазера (λ=694 нм). Плёнки выращивались на стеклянных и кремниевых подложках методом плазмохимического осаждения. Контрольные группы образцов a-Si:Н с содержанием водорода 2, 12 и 39 ат.% были получены дегидрогенизирующим изотермическим отжигом в атмосфере азота. Импульсный лазерный отжиг (ИЛО) плёнок проводился в диапазоне плотности энергий в импульсе E_p от 0.6 до 2.1 Дж/см² для пленок a-Si:Н и от 0.07 до 0.8 Дж/см2 для a-Ge:H и многослойных наноструктур германий/кремний. Доля кристаллической фазы после ИЛО определялась из анализа данных сканирующей электронной микроскопии и спектров комбинационного рассеяния света (КРС).

Для всех контрольных групп плёнок a-Si:Н получены зависимости доли кристаллической фазы от величины E_p и данные о распределении доли кристалли ческой фазы по толщине плёнок. Показано, что применение рубинового лазера в методике ИЛО позволяет производить как частичную, так и полную кристаллизацию толстых плёнок a-Si:Н на стеклянных подложках. Экспериментально установлены значения Е — пороговой плотности энергии, необходимые для полной с кристаллизации плёнок a-Si:H с разным содержанием водорода. Возрастание Е_с с увеличением концентрации водорода объясняется уменьшением показателя поглощения в плёнках на длине волны ИЛО.

Для плёнок a-Ge:H и многослойных наноструктур германий/кремний показано, что после ИЛО в исследованном диапазоне плотности энергий в импульсе плёнки полностью кристаллизованы, при этом плёнки a-Ge:H содержат области крупных кристаллических зёрен (больше 100 нм), доля которых растёт с увеличением E_p и достигает до 40% по площади. Анализ положения пиков КРС позволяет предположить, что кристаллические зёрна с размерами более 100 нм содержат либо структурные дефекты, либо в них присутствуют деформации растяжения. Корреляционная длина оптических колебаний, установленная из модели локализации фононов, растёт с увеличением E_p от 5 до 8 нм. ИЛО многослойных структур Ge(10 нм)/Si(5 нм) приводят к частичному перемешиванию слоёв с образованием твёрдых растворов Ge-Si.

Одним из подходов в создании кремниевых светодиодов является инженерия светоизлучающих дефектов. Существует множество способов создания таких дефектов, мы использовали тяжелые высокоэнергетичные ионы. Торможение таких частиц вблизи поверхности происходит почти полностью за счет ионизации.

Пластины высокоомного кремния, выращенные методом безтигельной зонной плавки, с ориентацией (111), были облучены при комнатной температуре ионами ¹³²Xe²⁶⁺ с энергией 167 МэВ в диапазоне флюенсов от 3·10¹¹ до 10¹³ см^-2 на циклотроне ИЦ-100 ЛЯР ОИЯИ (г. Дубна). Согласно расчетам по программе SRIM (www.srim.org), пробег ионов Хе составлял ~19.9 мкм. Потери на ионизацию в приповерхностном слое достигали 12.5 кэВ/нм. Образцы были исследованы с помощью метода спектроскопии фотолюминесценции (ФЛ) при различных температурах, для возбуждения ФЛ использовались лазеры с длинами волн 325 и 488 нм.

Рис. 44. – Спектры ФЛ (10 К, γ=325 ex нм) слоев Si, облученных ионами Xe, дозами, см^-2: 1- 0; 2- 3×10¹¹; 3- 2×10¹²; 4- 10¹³.

Сразу после имплантации в спектрах ФЛ при криогенных температурах при возбуждении 325 нм обнаружена широкая полоса в области 1150-1600 нм (1.1-0.77эВ) (Рис. 44). Помимо этого виден набор узких пиков, которые можно соотнести с известными в литературе линиями - X (1.033 эВ), W (1.018 эВ), W' (1.0048 эВ), связываемыми с мелкими междоузельными кластерами, R (0.901 эВ) ассоциируемый с {311}дефектами и C (0.79 эВ) – обычно приписываемый комплексам C-O. При увеличении дозы облучения до 10¹³ см^-2 максимум ФЛ смещается в длинноволновую область, а интенсивность сигнала падает примерно на порядок. Положение наблюдаемой широкой полосы ФЛ примерно совпадает с положением известных «дислокационных» пиков D1-D4 (0.81–0.99 эВ) [ФТП, 44, 3 (2010); J. Appl. Phys., 124, 053106 (2018)]. В литературе указывается, что при облучении ионами высоких энергий не наблюдается протяженных дефектов в приповерхностных областях. Источниками света предположительно являются плотные сетки локально ограниченных вблизи траектории ионов дислокационных дефектов. В работе обсуждается роль ионизации в процессах дефектообразования и вклад создаваемых дефектных комплексов в люминесцентные свойства. Спад ФЛ с ростом дозы ионов, обусловлен конкуренцией создаваемых при бомбардировке светоизлучающих дефектов и центров безызлучательной рекомбинации.

Фундаментальным свойством тонкопленочных структур является так называемый coupling-эффект - взаимосвязь потенциалов на противоположных границах раздела (ГР) пленки. В результате свойства обоих геторограниц пленки (со скрытым диэлектриком и диэлектриком на ее поверхности) становятся приборного-значимыми. Этот же эффект диктует необходимость разработки новых подходов, методов для независимого определения эффективной подвижности и ее компонентов в тонкопленочных структурах.

Предложенный в работе метод, позволяет выделять компоненты μ_sph и μ_sr , определяемые структурным совершенством Si вблизи исследуемых гетерограниц и их шероховатостью.

Рис.45 - Зависимости μ_{s_ph} – (1, 2) и μ_sr (ρ) – (3, 4) вблизи ГР Si/BOX в пленках КНИ-1 и КНИ-2, соответственно. На вставке – зависимости μ_{s_ph} (ρ) – (1) и μ_sr (ρ) – (2) вблизи классической ГР bulk-Si/SiO₂ . Пунктиром показано значение в μ_{b_ph} объеме Si. T=300 K.

Рис. 45 показывает зависимости μ_sph и μ_sr от центроида заряда свободных носителей вблизи внутренней границы раздела пленка Si / скрытый диэлектрик для разных структур кремния-на-изоляторе в сравнении с аналогичными зависимостями для классической, сформированной термическим окислением объемного кремния Si/SiO₂. Данные зависимости компонент подвижности необходимы для физического понимания процессов (определения доминирующих механизмов) рассеяния вблизи гетерограниц, в частности, вблизи скрытой ГР пленка/диэлектрик и позволяют анализировать структурное совершенство пленок в пределах единиц нанометров от тестируемой ГР, что может быть полезно при оптимизации технологических процессов тонкопленочных структур.

На примере выращивания эпитаксиальной нанопленки Ge на поверхности Si(111) установлено, что переход сверхструктурных фаз 7×7 → 5×5 сопровождается частичным снятием напряжений несоответствия в приповерхностных атомных слоях пленки. Изображения элементарных ячеек поверхностных фаз (ПФ) 7×7 и 5×5 показаны на Рис. 46а и Рис. 46б. Они имеют форму ромбов. Схемы поперечных срезов этих ячеек приведены на Рис. 46в. Срезы выполнены вдоль длинных диагоналей ромбов. Цифрами 1, 2 и 3 обозначены верхние атомные слои ПФ, а цифрами 4-7 – атомные слои псевдоморфной прослойки (ПП), расположенной между подложкой Si и ПФ. Пунктирными стрелками показаны адатомы – дополнительные поверхностные атомы ПФ. Они изображены более светлыми и более крупными шариками.

Рис. 46. Полученные с помощью сканирующего туннельного микроскопа изображения поверхностных фаз 7×7 (а) и 5×5 (б), вид сверху. На эти изображения наложены картины элементарных атомных ячеек 7×7 и 5×5, имеющие форму ромба. На рисунке (в) приведены схемы поперечных сечений семи атомных слоев (1–7) пленки германия. Ниже этих слоев расположены четыре атомных слоя подложки кремния, они изображены более темным цветом.

Сплошными стрелками показаны угловые вакансии ячеек ПФ (corner holes). Вакансии вытянуты в глубину пленки и захватывают три атомных слоя, что вызывает заметное уменьшение атомной плотности ρ сверхструктурной фазы по сравнению с плотностью кристалла вдали от поверхности ρ_|X| =7.83атом/нм². Для фаз 5×5 и 7×7 1×1 атомные плотности ρ_5×5 = 7.52 и ρ_7×7 =7.67 атом/нм². Поскольку ρ_7×7 > ρ_5×5 , то при фазовом переходе 7×7 → 5×5 уменьшается величина напряжений несоответствия. В работе использовано понятие эффективного параметра несоответствия f_эфф , что позволило вычислить скачки напряжений ^СКσ_7×7=1.7×10⁹ и ^СКσ_5×5 = 3.4×10⁹ N/м² в границах раздела между ПП и ПФ. Была использована формула σ = 2G(1+ν)f/(1–ν), где G – модуль сдвига, – коэффициент Пуассона и f (или f_эфф ) – относительное несоответствие кристаллических решеток сопрягаемых кристаллов. Для границы раздела Si-Ge скачек напряжений равен ^СКσ_Si-Ge = 6.910⁹ Н/м².

На примере гетеросистемы Ge/Si(111) в работе впервые установлено явление снятия напряжений несоответствия в результате протекания фазовых переходов на поверхности эпитаксиальной нанопленки. Использовано понятие эффективного параметра несоответствия f_эфф для границ раздела между кристаллическими решетками псевдоморфной прослойки германия и решеткой соответствующей поверхностной фазы. Значения f_эфф составляют 1.02 и 2.0% для фаз 7×7 и 5×5, соответственно. Знаки этих несоответствий противоположны несоответствию между Si и Ge, а модули их величин меньше модуля f , равного 4%. Поэтому германиевые слои как Si-Ge псевдоморфной прослойки, так и поверхностной фазы находятся в сжимающем состоянии.

С помощью электронной оже-спектроскопии и дифракции медленных электронов изучена диффузия атомов Ag, Sn и Pb по поверхности Ge(111).

Диффузия атомов всех трёх элементов по поверхности Ge(111) так же как и по поверхности Si(111) протекает по механизму твёрдофазного растекания. На поверхностях занятых концентрационными распределениями формируются поверхностные фазы √3×√3-Ag,3×2√3-Sn и β-√3×√3-Pb соответственно. Получены температурные зависимости коэффициентов диффузии Ag, Sn и Pb по формируемым в процессе диффузии поверхностным фазам (рис. 47).

Рис. 47. Зависимости коэффициентов диффузии Ag, Sn и Pb на поверхностях Ge(111) и Si(111) от температуры.

Проводится сравнение параметров диффузии Ag, Sn и Pb на поверхностях Ge(111) и Si(111) (рис. 47). Найдено, что величины коэффициентов диффузии атомов серебра, олова и свинца на поверхностях Ge(111) и Si(111) в рассматриваемых диапазонах температур близки, при этом наибольшее их отличие наблюдается для атомов свинца. Большое сходство результатов исследования диффузии атомов Ag, Sn, Pb на поверхностях Si(111) и Ge(111), по-видимому, связано со сходными химическими свойствами кремния и германия.

Хотя структура поверхностей (100) и (111) кремния и германия давно известна, детальное понимание атомной структуры поверхности (110) до настоящего времени отсутствовало из-за её большой сложности. В литературе можно найти более 10 моделей атомных структур, наблюдаемых на поверхностях (110) кремния и германия, однако все они являются ошибочными. В этой работе с помощью расчетов на основе теории функционала плотности с применением программного пакета SIESTA нами предложен универсальный структурный блок, являющийся основной частью всех атомных структур, формирующихся на поверхностях (110) кремния, германия и их вициналей. Структурный блок состоит из пентамера, атомы которого удерживает вместе межузельный атом, и соседней реконструированной области (рис. 48).

Рис. 48. Универсальный структурный блок реконструированных поверхностей (110) кремния и германия. Межузельный атом показан стрелкой. (a) Вид сверху. (б) Вид сбоку.

С использованием универсального структурного блока нами были разработаны атомные модели поверхностей (110)-(16×2), (110)-c(8×10), (110)-(5×8) и (17 15 1)-(2×1). Модели приводят к самым низким энергиям поверхностей среди всех ранее предложенных. Изображения сканирующей туннельной микроскопии (СТМ), рассчитанные на основе предложенных моделей, полностью согласуются с экспериментальными СТМ изображениями этих поверхностей, полученных при обеих полярностях приложенного напряжения.

При выращивании гетероэпитаксиальных структур CdHgTe методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) одним из важнейших параметров является температура подложки. По нашим оценкам отклонение температуры от оптимальной на 5 °C приводит к образованию и разрастанию V-дефектов. Обычно, контроль температуры осуществляется с помощью термопар, при этом очень важным является термический контакт спайки термопары с измеряемым объектом. При росте CdHgTe контакт термопары с образцом приводит к неоднородностям температуры и к образованию V-дефектов. Таким образом, использование контактных методов в условиях роста гетероэпитаксиальных структур затруднительно и нежелательно.

Нами разработан, изготовлен и смонтирован на модуль роста КРТ спектральный эллипсометр (λ=350-1100 нм), конструкция которого оптимизирована под геометрию используемой вакуумной камеры. Для измерения температуры используются характеристики спектров Ψ(λ) и Δ(λ) вблизи критических точек зонной структуры CdTe, соответствующих краю поглощения Е₀ (λ_{0(300 К)}l830 нм) и межзонному переходу Е₁ (λ_{1(300 К)}l370 нм). Вблизи Е₀ появляются интерференционные осцилляции Ψ и Δ, а вблизи E₁ наблюдается максимум в спектре Ψ(λ). Спектральное положение критических точек зависит от температуры. Проведённая нами предварительно ex-situ калибровка на образцах CdTe показала, что чувствительность составляет 0.22 нм/C для Е₀ и 0.067 нм/°C для Е₁.

Рис. 49. Ψ(λ) вблизи критических точек Е₀ (справа) и Е₁ (слева).

На Рис. 49 показаны фрагменты спектров Ψ(λ) вблизи указанных критических точек, измеренные in-situ: при комнатной температуре (Т₁ ), при температуре отжига подложки (Т₃ ) и перед началом эпитаксиального роста КРТ (Т₂ ). На вставках приведены спектральные положения максимумов Ψ и начала интерференционных осцилляций. Амплитуды интерференционных осцилляций показаны жирными точками. Наблюдается корреляция температурных изменений спектров в УФ и ИК областях.

Таким образом, нами разработан метод in-situ контроля предростовой температуры CdTe на основе спектральной эллипсометрии. Проведённая предварительно ex-situ калибровка на образцах CdTe показала, что чувствительность составляет 0.22 нм/°C для Е₀ и 0.067 нм/°C для Е₁ . Предложен метод определения Е₀ по затуханию амплитуд интерференционных осцилляций, который позволяет находить значение λ₀ с точностью 0.5 нм, что соответствует точности определения температуры 3°.

Темновые токи в ИК фотодиодах на основе HgCdTe (КРТ) существенно меньше для структур p+-n, чем для традиционных n+-p структур, что позволяет увеличить рабочую температуру фотоприемников, и тем самым понизить потребление энергии, размер и вес тепловизионных систем, а также увеличивет их ресурс работы. Область р+ в базе n-типа КРТ формируется с помощью имплантации мышьяка. Проведено исследование радиационных дефектов и их трансформации при отжиге в имплантированных мышьяком пленках КРТ. С помощью высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии были обнаружены несколько характерных слоев в имплантированных мышьяком пленках HgCdTe. В дополнение к типичным очень дефектным слоям наблюдался приповерхностный слой (глубиной 50 нм) с очень низкой плотностью дефектов. Основными дефектами в двух слоях, которые залегают глубже, были дислокационные петли различных размеров: большие дислокационные петли с низкой плотностью расположены на глубине 50-170 нм и малые дислокационные петли расположены на глубине 170-250 нм. Максимальная плотность дислокационных петель была на глубине 110 нм (что глубже, чем Rp=93 нм). Кроме того, различные кластеры дефектов и структурные дефекты, такие, как дефекты упаковки, нано-двойники и дислокации, наблюдались в поврежденном излучением участке. После активационного отжига толщина и природа дефектов в слоях изменились следующим образом. Толщина слоя с низкой плотностью дефектов уменьшилась до 10 нм. Слой с большими дислокационными петлями с низкой плотностью уменьшился до 60 нм, а дислокационные петли преобразуются в дислокации с высокой плотностью, ~ 7.7 × 10⁹ см^-2. Максимальная плотность дислокаций наблюдалась на глубине 40 нм.

Рис. 50. Профиль по глубине в образце #1 имплантированных ионов мышьяка – кривые 1; и профили параметров носителей, полученных с помощью DMSA – кривые 2, 3 и 4 для электронов с высокой, средней и низкой подвижностью, соответственно; а) - средняя удельная проводимость, б) – концентрация, в) – подвижность. Точки 5 на рисунке a) - экспериментальные значения полной проводимости σ₀.

Измерения эффекта Холла / электропроводности и анализ спектра подвижности (MSA) совместно с жидкостным послойным травлением использовались для определения профилей распределения электронов с разной подвижностью и соответствующих дефектов, вызванных в пленке HgCdTe имплантацией ионов мышьяка.

Имплантация As+ проводилась в пленку Hg_0.78 Cd_0.22 Te вакансионного дырочного типа проводимости. Были выявлены три типа электронов с разной подвижностью и два типа дефектов кристаллической решетки, которые отвечают за определенный тип электронов. В частности, протяженные структурные дефекты, сформированные прямым воздействием имплантациии, производят электроны с низкой подвижностью (≈5000 см²В^-1с^-1) при 77K), локализованные в верхнем слое глубиной 400 нм. Донорные центры, ответственные за эти электроны, образуются при захвате междоузельной ртути дислокационными петлями. Вызванные имплантацией квазиточечные дефекты производят электроны со средней подвижностью (≈20 000 см²В^-1с^-1), которые локализованы в слое глубиной 700-900 нм; донорные центры, ответственные за эти электроны, образуются при захвате междоузельной ртути квазиточечными дефектами решетки. Электроны с высокой подвижностью (≈90 000 см²В^-1с^-1), которые находятся в слое, простирающемся до p-n перехода, определяются фоновым донорным легированием полупроводника во время выращивания.

Рис. 51. Спектры оптического пропускания пленки КРТ/GaAs с x = 0.362, образец до отжига материал (1), образец после отжига для перевода в p-тип проводимости (2) и образец, у которого непосредственно после роста был удален поверхностный слой толщиной ≈ 1.5 μm (3).	Рис. 52. Нормированные спектры фотолюминесценции пленки КРТ/GaAs с x = 0.362, бразец до отжига материал (1), образец после отжига для перевода в p-тип проводимости (2) и образец, у которого непосредственно после роста был удален поверхностный слой толщиной ≈1.5 μm (3).

Такое поведение свидетельствует о существенном разупорядочении, значительно превышающем то, которое может вызываться флуктуациями химического состава. Возможна связь наблюдаемых эффектов с V-дефектами, присущими материалу, выращенному методом МЛЭ: в областях, примыкающих к V-дефектам, наблюдается поликристаллическая фаза, которая может претерпевать трансформации при отжигах. С другой стороны, известно, что пленки КРТ МЛЭ, могут обладать структурой со спонтанной модуляцией состава нанометрового периода [И.В. Сабинина, А.К. Гутаковский, Ю.Г. Сидоров, А.В. Латышев. Письма в ЖЭТФ, т. 94, №4, с. 348, 2011]. После отжига в таких пленках наблюдается сильный сдвиг края ОП, и, таким образом, термический отжиг при относительно невысоких температурах способен существенно упорядочить структурное совершенство КРТ МЛЭ.

С целью изучения механизма формирования Au/Ti/n-InAlAs(001) барьеров Шоттки (БШ) и выяснения причин отклонения в поведении его параметров в температурном диапазоне 78-200 К от идеальной модели термоэлектронной эмиссии (TЭ), обнаруженного ранее в работе [Mater. Sci. Semcond. Proc., v.74, p.193–198, 2018] при изучении температурных зависимостей ВАХ, в данной работе исследовано влияние плотности ростовых ямочных дефектов поверхности InAlAs на транспорт носителей заряда в БШ, изготовленных на гетероэпитаксиальных структурах (ГЭС) i-In_0.52A_0.48As (300нм)/n⁺-In_0.52Al_0.48As (500нм), выращенных методом МЛЭ на полуизолирующих подложках InP (001) на установке Riber Compact 21T. Изучались барьеры, изготовленные на ГЭС с высокой (10⁷ см^-2) и низкой (10⁶ см^-2) плотностью ростовых ямочных дефектов (Рис.53, вставки). Уменьшение числа дефектов достигалось за счет выращивания на поверхности InP перед ростом слоев InAlAs буферного подслоя (сверхрешетка InGaAs(3нм)/InAlAs(3нм)×3).

Рис. 53.Экспериментальные (квадраты) и рассчитанные по модели Танга (красные кривые) температурные зависимости n и φ_b0 Au/Ti/n-InAlAs БШ на ГЭС с плотностью дефектов 10⁷ (а) и 10⁶ (б) см^-2, соответствующие 20×20 мкм² АСМ-изображения которых показаны на вставках.

БШ формировался напылением Ti/Au(20/200 нм) на предварительно обработанную в растворе HCl:H O=1:10 поверхность меза-структур с диаметром 200 мкм, 2 полученных травлением ГЭС InAlAs в растворе H₃PO₄:H₂O₂:H₂O=1:1:38. Омический контакт к n+-InAlAs слою изготавливался напылением слоев Ge/Au/Ni/Au (20/40/20/200 нм) и вжиганием при температуре 385°С в течение 5 минут в атмосфере водорода. Поверхность структур пассивировалась слоем SiO₂ (800 нм).

Морфология поверхности и контактная разность потенциалов изучалась методом атомно-силовой микроскопии (АСМ) с использованием метода Кельвина на микроскопе Solver P-47H. Измерения темновых ВАХ проводились в термостатированной камере с контролем температуры с помощью анализатора полупроводниковых приборов Keysight B1500A.

Рис. 54. 15×15 (а) и 3×3 мкм² распределение КРП (б), а также 3×3 мкм² АСМ-изображение (в) ямочного дефекта на поверхности InAlAs (верхняя панель) с соответствующими профилями распределения (нижняя панель).

Как видно из рис.53, независимо от дефектности ГЭС, коэффициент идеальности (n) и высота барьера (φ_b0) Au/Ti/InAlAs БШ в диапазоне температур от 200 до изменяются слабо и хорошо описываются теорией ТЭ. При понижении температуры от 200 К до 78К для барьеров, изготовленных на ГЭС с высокой дефектностью, n увеличивается от 1.1 до 1.9, а φ_b0 уменьшается от 0.7 до 0.5 эВ. Для БШ на ГЭС с низкой дефектностью эти параметры изменяются в меньшей степени: от 1.1 до 1.24 и от 0.7 до 0.65 эВ, соответственно (Рис. 53а, б). Такое поведение n и φ_b0 в зависимости от температуры, а также полученные при температурах 78-200 К линейные зависимости между n и φ_b0 , могут быть объяснены неоднородностью БШ, вызванной локальными областями (патчами) с пониженной высотой барьера в рамках модели Танга [Mater. Sci. Eng. R, v.35, p.1-138, 2001]. Тогда, согласно данной модели, существенное уменьшение температурной зависимости параметров БШ на ГЭС с меньшей дефектностью связано с двукратным уменьшением суммарной площади, занимаемой патчами.

При изучении на поверхности ГЭС InAlAs распределения контактной разности потенциала (КРП) обнаружено увеличение потенциала до 30 мВ на периферии ямочных дефектов, по сравнению с ровной поверхностью ГЭС (Рис. 54, б, в нижняя панель), что связано с локальным увеличением обогащающего изгиба зон, приводящим к локальному снижению высоты барьера в БШ.

Корреляция полученных экспериментальных результатов с моделью Танга, позволяют сделать вывод о том, что ростовые структурные дефектов являются причиной неоднородности высоты барьера в Au/Ti/n-InAlAs контактах Шоттки.

Оксид алюминия, формируемый методом атомно-слоевого осаждения (ALD) Al₂O₃, благодаря низкотемпературному характеру осаждения, применимости на непланарных структурах с высоким аспектным соотношением и хорошим диэлектрическим качествам, является перспективным материалом для пассивации и стабилизации поверхности КРТ. Однако сам по себе он не обеспечивает необходимых пассивирующих свойств, образуя границу раздела с довольно высокими плотностями и быстрых, и медленных поверхностных состояний [R. Fu, J.W. Pattison. Opt. Eng. 51 (2012), p. 104003; P. Zhang et al. J. Electron. Mater. 45 (2016), pp. 4716-4720; A.P. Kovchavtsev et al. J. Appl. Phys. 121 (2017), p. 125304; A.V. Voitsekhovskii et al. Vacuum 158 (2018), pp. 136-140].

Ранее нами было показано, что сверхтонкий собственный оксид КРТ, сформированный в кислородной плазме тлеющего разряда, позволяет на порядок снизить плотность медленных поверхностных состояний и, предположительно, существенно снизить плотность быстрых поверхностных состояний на границе раздела варизонного MWIR (x ≈ 0.39) КРТ и ALD Al₂O₃ [В.Г. Кеслер, Е.Р. Закиров, Г.Ю. Сидоров. Актуальные проблемы физики полупроводников: наноструктуры, эпитаксия, фотоника и электроника. Научные результаты ИФП СО РАН за 2018 год – Новосибирск: Параллель, 2019]. В настоящей работе изучаются аналогичные МДП-структуры, но на LWIR (x ≈ 0.22) КРТ n- и p-типа проводимости, причем одна использовавшаяся подложка КРТ имела приповерхностный варизонный слой (ПВС) с увеличением x до 0.43, а другая – нет. Часть образцов с ПВС была обработана раствором брома в метаноле с целью удаления приповерхностного варизонного слоя. Вольт-фарадные характеристики полученных МДП-структур представлены на Рис. 55.

Рис. 55. ВФХ МДП-структур на окисленном в плазме тлеющего разряда КРТ n- (а) и p-типа (б) с ALD Al₂O₃ толщиной 20 нм и золотыми контактами. 1 – КРТ с поверхностным варизонным слоем; 2 – поверхностный варизонный слой химически стравлен; 3 – варизонный слой отсутствовал. Сплошная линия – прямой ход развертки напряжения, пунктирная – обратный. ВФХ структур сдвинуты по оси напряжения в приближении N_fix = 0. Измерения при T = 77 К, в темноте. Частота измерительного сигнала – 1 кГц.

Все структуры обладают положительным встроенным зарядом с плотностью N_fix ~ 1·10¹² см^-2, в результате чего при отсутствии смещения структуры на КРТ n-типа находятся в режиме обогащения, а структуры p-типа – в режиме обеднения либо сильной инверсии. Для удобства качественного сравнения ВФХ сдвинуты по оси напряжений в приближении N_fix = 0. В диапазоне частот измерительного сигнала 200 Гц – 10 кГц зависимости обладают низкочастотным характером. Оба типа структур без ПВС характеризуются узким гистерезисом (плотность медленных поверхностных состояний N ~ 5·10¹⁰ см^-2) в отличие от структур с варизонным слоем (N_sss ~ 2·10¹¹ см^-2). Это может объясняться более широким изменением поверхностного потенциала в варизонных структурах [А.В. Войцеховский и др. Успехи прикладной физики 51 (2017), стр. 54-62]. Важность обеспечения низкой величины плотности медленных поверхностных состояний обусловлена их вкладом в 1/f-шум фотодиодов [V. Papež et al. IET Circuits Devices Syst. 8 (2014), pp. 213-220; M.A. Kinch et al. Infrared Phys. 17 (1977), pp. 137-145].

МДП-структуры на безваризонном КРТ n-типа (кривая 3 на Рис. 55а), отличаются большей крутизной ВФХ в области обеднения и более быстрым переходом к инверсии по сравнению со структурами со стравленным варизонным слоем. Это является свидетельством более низкой плотности быстрых поверхностных состояний N_fss в этих структурах. Такая существенная разница может быть обусловлена тем, что при травлении КРТ в растворе брома в метаноле увеличивается шероховатость поверхности и, следственно, на такой поверхности увеличивается плотность зарядовых и ловушечных состояний [S.H. Lee et al. J. Electron. Mater. 566 (1997), pp. 556-560].

В структурах на безваризонном КРТ p-типа (кривая 3 на Рис. 55б) наблюдается конверсия типа проводимости в n-тип, в то время как в структурах со стравленным ПВС тип проводимости сохраняется. Это может свидетельствовать о более высокой чувствительности поверхности КРТ, выращенного без ПВС, к химическим и физическим воздействиям, сопровождающим процессы очистки поверхности, окисления в плазме тлеющего разряда и осаждения металлических контактов.

Пассивация поверхности полупроводников А₃В₅ диэлектрическими слоями является одним из основных процессов при изготовлении приборных структур на их основе. Ранее было установлено, что фторсодержащие анодные слои (ФАО) формируют границу раздела анодный оксид(АО)/InAs с низкой плотностью интерфейсных состояний [The Journal of Physical Chemistry C, v. 121, p. 20744, 2017]. Целью данной работы являлось изучение процесса сухого окисления InAlAs в низкоэнергетической таунсендовской газоразрядной плазме (ТГП), а также морфологии и химического состава анодных слоев и границ раздела АО/InAlAs, сформированных в средах Ar:O₂ =4:1 и Ar:O₂ :СF₄ =7:2:1.

Окисление i-In_0.52Al_0.48As(3÷5×10¹⁵cm^-3)/n+-In_0.52Al_0.48 As гетероструктур, выращенных методом МЛЭ на epi-ready полуизолирующих подложках InP(001) на установке Riber Compact 21T, проводили в специально сконструированной ячейке (Рис. 56 а) в условиях однородного горения плазмы: область минимума на кривых Пашена при p·d=0.2-0.4 торр·см, где р- давление, d-расстояние между электродами (Рис. 56 б,в).

Рис.56. Схема газоразрядной ячейки с визуальным контролем процесса горения плазмы (а), кривые Пашена для различных газовых смесей (б) и зависимость однородности горения разряда в момент зажигания плазмы от параметра p·d (в). На вставке (б) приведена типичная вольт-амперная характеристика разряда Ar:O₂ =4:1, p·d=0.4).

Анодные оксидные слои, сформированные на поверхности InAlAs окислением в ТГП при оптимальных условиях, характеризуются высокой однородностью показателя преломления (n=1.83±0.02) и толщине, которые определялись с помощью сканирующего эллипсометра «Микроскан» (Рис. 57а).

Рис. 57. Пространственное распределение толщины АО на InAlAs (а) и ВРЭМ изображение границ раздела АО/InAlAs (б) и ФАО/InAlAs (в), сформированных в ТГП Ar:O₂ =4:1 (а,б) и Ar:O₂:СF₄ =7:2:1 (в).

Изучение структурных свойств полученных слоев и границ раздела методами АСМ и ВРЭМ с помощью микроскопов Solver P-47H и Тitan 80-300 (FEI), соответственно, показало, что окисление в ТГП не изменяет шероховатость поверхности InAlAs, сохраняя rms на исходном уровне 0.2 нм. Шероховатость границы раздела АО/InAlAs не превышает 1-2 монослоя, фторсодержащая граница раздела имеет в два раза большую шероховатость (Рис. 57 б,в).

Профили изменения химического состава оксидных слоев, полученные методом РФЭС (спектрометр SPECS, анализатор PHOIBOS-150-MCD-9, монохро- матор FOCUS-500) с использованием травления ионами аргона показывают, что граница раздела АО/InAlAs образована оксидами In₂O₃ , Al₂O₃ и As₂O₃ с соотношением 1:1:1 и содержит незначительное количество элементного мышьяка. Соотношение As₂O₃ /As⁰ равно 2.2. При окислении во фторсодержащей среде граница раздела состоит из оксифторидов In, Al и As с соотношением близким к 2:2:1. Она содержит меньше элементного мышьяка (соотношение As_xO_yF_z/As⁰ близко к 1). Состав обоих границ раздела резко отличается от границы раздела собственный оксид/InAlAs, образованной оксидами In₂O₃:Al₂O₃:As₂O₃ с соотношением 3:1:6, As_ox/As⁰=0.6.

Таким образом, сухое окисление InAlAs в таунсендовской газоразрядной плазме, также как и окисление InAs формирует резкую границу раздела анодный оксид/InAlAs, состав которой определяется составов газовой среды.

Согласно данным АСМ все гетероструктуры GaAs/Si характеризуются среднеквадратичной шероховатостью поверхности Sq около 1.3-1.4 нм при Sq=0.84 нм для GaAs/GaAs(001). Спектры ФЛ гетероструктур БС, БС-Sb, БС-Si, а также GaAs/GaAs(001) представлены на Рис. 58. Интегральная интенсивность ФЛ структуры БС-Si составляет 98%, БС – 80%, а БС-Sb – около 4% от интегральной интенсивности ФЛ структуры GaAs/GaAs(001). Интенсивность ФЛ структуры БС-ПО исчезающе мала.

В спектре ФЛ структуры GaAs/GaAs(001) присутствует полоса межзонной рекомбинации с максимумом 1.420 эВ. В спектрах гетероструктур БС, БС-Sb и БС-Si также имеется полоса межзонной рекомбинацией с максимумом на энергиях 1.411, 1.409 и 1.410 эВ соответственно. Смещение положений максимумов ФЛ в спектрах структур GaAs/Si(001), относительно положения максимума в спектре ФЛ слоя GaAs/GaAs, связано с деформациями в структурах GaAs/Si, которые возникают при охлаждении от ростовой температуры до комнатной. Расчёты в приближении сплошной среды показывают, что наблюдае- мые спектральные смещения ФЛ GaAs соответствуют величинам остаточных деформаций растяжения около 1.0 %.

Рис. 58. Спектры стационарной ФЛ гетероструктур БС, БС-Si, БС-Sb и тестовой структуры GaAs/GaAs, измеренные при температуре 300 К и Pex = 30 Вт/см2.	Рис. 59. Спектры стационарной ФЛ InAs/AlAs гетероструктур с КТ, выращенных на согласованной GaAs и искусственных GaAs/Si подложках.

Низкая интенсивность ФЛ структур БС-Sb и отсутствие регистрируемой ФЛ структуры БС-ПО указывают на резкое повышение концентрации центров безызлучательной рекомбинации в приповерхностных областях GaAs/Si(001) при использовании потока молекул ₄ на финальной стадии роста GaAs и при использовании дополнительного циклического отжига после роста LT-GaAs слоя. Причины увеличения концентрации дефектов при использовании Sb₄ требуют дальнейшего изучения. Проведение отжига после роста LT-GaAs слоя, вероятно, способствует интенсивной миграции вакансий Ga из LT-слоёв в верхние слои GaAs, что вызывает повышение концентрации центров безызлучательной рекомбинации. Рост гомоэпитаксиального слоя Si/Si(001) в структуре БС-Si привёл к существенному росту интенсивности ФЛ приповерхностных областей GaAs. Это может быть связано с уменьшением плотности дефектов, прорастающих в пленку от гетерограницы GaAs/Si.

Структуры БС, БС-Sb, БС-Si, а также GaAs/GaAs(001) были использованы как подложки для роста InAs/AlAs гетероструктур с КТ [2]. Гетероструктуры с InAs/AlAs КТ имеют ФЛ при комнатной температуре в диапазоне энергий 1.2÷1.7 эВ (см. Рис. 59). Анализ температурной зависимости ФЛ КТ, выращенных образцов, показал, что интегральная интенсивность ФЛ остаётся практически неизменной при температуре < 140К. При более высокой температуре начинается гашение ФЛ с энергией активации 100±15 мэВ, сопоставимой с энергией локализации электронов в InAs/AlAs КТ. Следовательно, гашение ФЛ обусловлено выбросом электронов из КТ и их последующему уходу в слои GaAs, либо захвату на центры безызлучательной рекомбинации в AlAs матрице.

Снижение интенсивности ФЛ гетероструктур InAs/AlAs с КТ, выращенных на структурах GaAs/Si(001), по сравнению с интенсивностью ФЛ гетероструктур, выращенных на структурах GaAs/GaAs(001), связано с увеличением темпа безызлучательной рекомбинации носителей заряда, обусловленным возрастанием концентрации протяжённых и точечных дефектов в матрице AlAs.

Показано, что полученные искусственные подложки GaAs/Si(001) cо вставками LT-GaAs пригодны для выращивания на них светоизлучающих гетероструктурА₃ В₅.

Гетероструктуры (i-In_0.52Al_0.48As (300 нм)/n+-In_0.52Al_0.48As (500 нм)) были выращены на epi-ready полуизолирующих подложках (001) InP методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на установке «Compact 21Т» фирмы Riber при температуре 520 °С с использованием традиционной (технология А (~10⁷ шт/см^-2 ростовых дефектов) и улучшенной технологии (технология B менее 10⁶ шт/см^-2 ростовых дефектов). Концентрация носителей заряда нелегированнных слоев In_0.52Al_0.48As имела n-тип проводимости и составляла (3-5) 10¹⁵ см^-3. Для обеспечения контакта к слою n⁺-InAlAs и уменьшения влияния последовательного сопротивления на характеристики барьера Шоттки (БШ) на изготовленных гетероструктурах формировалась меза-структура диаметром 200 мкм путем травления в смеси H₃PO₄:H₂O₂:H ₂O=1:1:38. Омический контакт к n⁺-InAlAs слою изготавливался напылением и вжиганием слоев Ge/Ni/Au (20/20/100 нм) при Т= 385 °С в течение 5 минут в водороде. Формирование БШ происходило при напылении Ti/Au (20/200 нм) на поверхность InAlAs после удаления остаточного оксидного слоя в растворе HCl:H₂O=1:10 в течении 15 с. Поверхность меза-структур пассивировалась слоем двуокиси кремния (140 нм), синтезированном в реакторе пониженного давления методом химического осаждения из газовой фазы при температуре 220 °С. Все БШ формировались параллельно в одних и тех же технологических процессах.

Из анализа прямых ветвей ВАХ в соответствии с теорией термоэлектронной эмиссии были определены коэффициенты идеальности n и высоты φ_B0 барьеров (используя значение эффективной постоянной Ричардсона A^*=10.1 А см^-2К^-2 и геометрической площади БШ A=3.14·10^-4 см²) при различных температурах (рис. 60 а, б). Видно, что для обеих структур коэффициенты идеальности и высоты барьеров в диапазоне температур 200-380 K изменяются слабо и хорошо описываются теорией ТЭ. Однако при температуре ниже 200 К наблюдается резкое увеличение коэффициента идеальности n (от 1.1 до 1.9) и уменьшение высоты барьера φ_B0 (от 0.7 до 0.5 эВ) для БШ, выращенной по технологии А (рис. 60 а). Для БШ, выращенной по технологии B изменения этих величин выражены слабее (n от 1.1 до 1.25, а φ_B0 от 0.7 до 0.65 эВ). Корреляционная линейная зависимость между n от φ_B0 для обеих структур в температурном диапазоне 78-200 К представлены на вставке рис. 1, c, d. Экстраполяция зависимостей до значения n=1 дает высоту барьера около φ_B0=0.74 эВ для БШ по технологии роста А и 0.75 эВ по технологии роста B.

Рис. 60. Прямые вольтамперные характеристики диода Шоттки Au/Ti/n-InAlAs (100), сформированных на гетроструктуре по стандартной (а) и улучшеной (б) технологии при температурах 78K, затем от 100 К до 380 К с шагом 20 К. Температурные зависимости коэффициента идеальности и высоты барьера для диодов Шоттки на гетероструктурах выращенных по стандартной (в) и улучшенной (г) технологии.

Линейная зависимость между n и φ_B0 характерна для латеральной неоднородности БШ, которая может быть объяснена в рамках модели Танга, где транспорт носителей заряда носит термоактивационный характер и определяется различными высотами барьеров. Дополнительным аргументом в пользу наличия латеральной неоднородности БШ на гетероструктурах с высокой плотностью дефектов является существование участка тока с перегибом в диапазоне менее 10^-9 A при малых напряжениях смещения и температурах ниже 170 K на экспериментальных ВАХ (рис. 1, а), что согласуется с литературными данными. С использованием приближения Танга для температурных зависимостей n и φ_B0 для обоих БШ были вычислены значения среднеквадратичного отклонения гауссова распределения высоты барьера (σ). Оно составило 8.4×10^-5 и 3.9×10^-5 cm^2/3V^1/3 для БШ c плотностью дефектов на поверхности InAlAs, равной 10⁷ и 10⁶ cm^-2, соответственно.

Таким образом, исследование влияния морфологии поверхности слоев InAlAs, выращенных методом МЛЭ, на прямые ветви ВАХ барьеров Шоттки Au/Ti/i-InAlAs/n⁺-InAlAs/InP в температурном диапазоне 78 - 380 K показало, что ростовые дефекты с плотностью 10⁶cm^-2 оказывают слабое влияние на ВАХ, которые практически во всем диапазоне температур хорошо описываются теорией термоэлектронной эмиссии с одинаковым уровнем φ_B0, близким к 0.7 eV. В то же время для слоев InAlAs с высокой (10⁷cm^-2) плотностью ямочных дефектов при температурах ниже 200 K наблюдаются значительные отклонения в поведении ВАХ от теории термоэлектронной эмиссии. Эти отклонения хорошо описываются в рамках модели Танга, предполагающей наличие на поверхности InAlAs локальных неоднородностей с пониженной высотой барьера. Полученные результаты показывают, что ростовые структурные ямочные дефекты являются причиной возникновения таких областей.

В настоящей работе методом МЛЭ были получены тонкие, легированные In эпитак- сиальные слои Pb_1-xSn_xTe/BaF₂ с составом 0,28 ≤ х ≤ 0,32 и концентрацией In (0,5-3) ат. %, которые при Т < 20 K имеют низкую объёмную проводимость. Вольтамперные характеристики (ВАХ) изучались при температуре 4,2 К в темноте и при освещении структур в области собственного поглощения твёрдого раствора (светодиод с длиной волны λ = 0,63 мкм). Для химической обработки поверхности Pb_1-xSn_xTe:In использовался слабый раствор изопропилового спирта (HCl:CH₃CH(OH)CH₃), который насыщался парами соляной кислоты в течение 1-2 суток [A.K. Kaveev, N.S. Sokolov, S.M. Suturin et al. http://arxiv.org/abs/1712.01585 (2017)].

На рис. 61 представлена трансформация ВАХ плёнки Pb_1-xSn_xTe:In до травления, сразу после обработки поверхности и после выдержки на воздухе до нескольких суток. ВАХ имеет нелинейный вид и описывается зависимостью характерной для токов, ограниченных пространственным зарядом при инжекции из контактов в условиях захвата на ловушки [A.E. Klimov, V.S. Epov // JETP Letters, V. 106, 446 (2017)]. После обработки поверхности наблюдается значительное возрастание тока, особенно при малых напряжениях смещения. При U ≤ 10 В ток возрастает на четыре порядка, а его начальный участок описывается линейной зависимостью I~U. Одновременно с ВАХ без освещения были измерены фототок и его релаксационные зависимости от времени при освещении структур в области собственного поглощения твёрдого раствора. Кривые релаксации не описывались простой экспоненциальной зависимостью с одной постоянной времени. Особенно заметны были изменения времени нарастания фототока на начальном участке релаксационных кривых после обработки поверхности. Аппроксимируя эту область экспонентой, была проведена оценка характерного времени τ нарастания фототока. Начальные интервалы экспериментальных зависимостей имели постоянную τ 400 с до травления и τ 30 с после химической обработки поверхности, что указывает на смену преобладающего типа ловушек захвата.

Рис. 61. ВАХ образцов Pb_1-xSn_xTe:In в зависимости от химической обработки поверхности. 1 – исходная ВАХ, 2 – ВАХ, полученная сразу после обработки, 3 – через день после обработки, 4 – через 4 дня после обработки.

Из приведённых результатов можно сделать вывод, что изменения ВАХ и постоянных времени нарастания фототока определяются состоянием поверхности Pb_1-xSn_xTe. Рост тока сразу после химической обработки образцов связан, по-видимому, с удалением собственного окисла и изменением состава материала вблизи поверхности. Это подтверждается исследованиями химического состава поверхности методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии, которые фиксируют изменение толщины и состава окисла, что может являться причиной изменения типа ловушек (быстрые или медленные уровни захвата) и их параметров. Таким образом, можно предположить что вероятными причинами наблюдаемых изменений после удаления собственных оксидов Pb_1-xSn_xTe:In может быть 1 образование областей с ”металлической“ проводимостью, а также изменение пространственного и энергетического распределения поверхностных состояний.

Атомные ступени на поверхности определяют механизмы роста и сублимации кристаллов, жидкостного и газового травления, а также другие технологически важные процессы. Близкие к идеальным вицинальные кристаллические поверхности состоят из регулярных атомно-гладких террас, разделенных ступенями монатомной высоты, с шириной террас, определяемой углом разориентации от сингулярной грани. Другой тип атомных ступеней вызван дислокациями, которые могут быть унаследованы от подложки или введены вследствие пластической релаксации механических напряжений. Свойства каждого из этих типов ступеней по отдельности хорошо изучены, однако лишь недавно моноатомные вицинальные и дислокационные ступени удалось наблюдать совместно на гладких ступенчато-террасированных поверхностях Au(111) [Phys. Rev. B 93, p. 041405 (2016)] и GaAs(001) [Scr. Mater. 114, p.125–128 (2016)]. В данных работах установлено, что взаимодействие между вицинальными и дислокационными ступенями радикально меняет топологию ступенчато-террасированной поверхности. В частности, на пересечении исходных моноатомных вицинальной и дислокационной ступеней формируется трехуровневая конфигурация рельефа с двумя новыми комбинированными непересекающимися атомными ступенями, ограничивающими противолежащие области с самой высокой и самой низкой террасами (рис. 62а).

Рис. 62. а) - СТМ изображения поверхности Au(111) с пересечением вицинальных (V) и дислокационных (T) ступеней до и после отжига при T = 300 K в течение 1 ч. Одно из антипересечений отмечено белым квадратом; числа 0, 1 и 2 указывают атомные уровни террас. Комбинированные ступени C₀ и C₂ выделены пунктирной и штриховой линиями, соответственно. б) - Моделирование Монте-Карло исходного рельефа и образования перешейка после отжига при T = 297 K в течение 1 ч. Дуги окружности, показанные пунктирными линиями, используются для аппро-ксимации комбинированных ступеней при определении ширины перешейка w. в) - Моделирование Монте-Карло кинетики ширины перешейка при совместном действии обоих механизмов образования перешейка (черная линия) и только диффузии вдоль ступеней (синяя линия). Точками показаны экспериментальные данные.

Такая конфигурация с касающимися углами комбинированных ступеней неустойчива по отношению к формированию "перешейка" нанометровых размеров, который разделяет области с самым высоким и самым низким уровнями и соединяет противолежащие области с одинаковым промежуточным уровнем. В этом состоит эффект антипересечения атомных ступеней, который является общим явлением, наблюдающимся на поверхностях различных кристаллов, от металлов до полупроводников [Acta Mater. 175, p. 206–213 (2019)].

В данной работе экспериментально, методом сверхвысоковакуумной сканирующей туннельной микроскопии, и теоретически, с помощью моделирования Монте-Карло, изучена кинетика антипересечения вицинальных и дислокационно-индуцированных атомных ступеней на поверхности золота Au(111). Показано, что ширина перешейка увеличивается со временем по степенному закону с показателем степени β=0.45±0.01, что значимо отличается от корневой зависимости (&beta=0.5), характерной для одночастичной диффузии. Определены вклады двух микроскопических механизмов образования перешейка: (1) диффузия адатомов через перешеек от самой верхней до самой нижней террасы и (2) диффузия адатомов вдоль комбинированных ступеней (рис. 62в). Установлено, что первый механизм доминирует, причём доля второго механизма уменьшается с 30% до 25% при увеличении ширины перешейка от 1 до 10 нм.

Проведено исследование влияния пучка электронов высоких энергий (11 кэВ), используемого в методе дифракции быстрых электронов на отражение (ДБЭО), на начальную стадию эпитаксии А₃-нитридов на поверхности сапфира (Al₂O₃). Установлены механизмы влияния пучка высокоэнергичных электронов (11 кэВ), используемого в методе дифракции быстрых электронов на отражение на процесс формирования кристаллической фазы AlN в потоке аммиака. Исследования показали, что при исключении влияния электронного пучка, процесс образования кристаллического AlN происходит намного медленнее и может отличаться более чем на порядок от процесса нитридизации при интенсивном непрерывном воздействии пучка.

Рис. 63. График изменения температуры подложки в области воздействия высокоэнергичного электронного пучка за время t при скважности S = 20 (слева) (для иллюстрации показана зависимость за первые 60 с) и S = 2 (справа). Процесс охлаждения образца выражался через закон охлаждения Ньютона.

Ускорение образования кристаллического AlN вызвано электронно-стимулированной десорбцией кислорода и электронно-стимулированной диссоциацией молекул аммиака, а не локальным нагревом, как предполагалось ранее (Рис. 63).

Результаты данного исследования позволили учесть и свести к минимуму влияние электронов при использовании электронных методов исследования кристаллической структуры (электронная оже-спектроскопия, дифракция быстрых и медленных электронов на отражение, спектроскопия энергетических потерь электронов и т.д.).

Рис. 64. РФЭС-спектры образцов: 1 – исходная поверхность (0001)Al₂O₃, 2 – нитридизованная поверхность (0001)Al₂O₃, 3 – поверхность (0001)AlN. На вставке – спектры исходной (1) и нитридизованной (2) поверхностей Al₂O₃ в области пика N1s.

Расширено исследование процесса формирования кристаллической фазы AlN в потоке аммиака за счет данных, полученных в процессе обработки РФЭС-изображений от исходной и нитридизованной поверхностей (0001) Al₂O₃. Изменение химического состава в процессе нитридизации установлено путём сравнения РФЭС-спектров. Обнаружено наличие пика N1s соответствущего атомам азота (Рис. 64.). Определена толщина слоя AlN, сформированного в процессе нитридизации и составившего не более двух монослоев.

C помощью моделирования из первых принципов изучалась атомная и электронная структура дефектов в HfO₂ . Установлено, что для стехиометрического HfO₂ минимальная энергия формирования у междоузельного атома кислорода, а для обогащённых металлом – у вакансии кислорода (рисунок 65). Показано, что все типы собственных дефектов, приводящих к обогащению HfO₂ металлом (т. е. вакансии кислорода, междоузельные атомы металла и атомы металла, замещающие кислород), выступают в качестве электронных и дырочных ловушек, и таким образом способны участ-вовать в транспорте заряда через диэлектрическую плёнку (Таблица 1).

Рис. 65. Энергии формирования Ovac, Oint, Hfint, Hf и O пары Френкеля, рассчитанные для subt m-HfO2 в зависимости от величины химического потенциала кислорода μ(O).	Рис. 66. Спектры TDOS для m-HfO2 с парами Oint , пар Френкеля (Oint+Ovac), Hfint и Hfsubt.

Анализ рассчитанных значений термической и оптической энергии ионизации ловушки показал, что именно вакансия кислорода является ключевым дефектом для переноса заряда в HfO₂ . Замещающий кислород гафний, можно рассматривать как комбинацию кислородной вакансии и междоузельного гафния (рисунок 66).

Рис. 67. 96-атомные суперячейки m-HfO2 с различными типами пар собственных дефектов в оптимальной с точки зрения энергии формирования положения. Голубые шары - O, серые - Hf, черные - O вакансии, розовые – Оint, красные - Hfint и Hfsubt.	Таблица 1. Рассчитанные значения (в эВ) энергии локализации (ε), термической и оптиче ской энергии ионизации собственных дефектов для электронов и дырок в m-HfO2, а также экспериментальные данные из литературы.

В HfO₂ в формировании проводящего филамента участвуют междоузельные атомы кислорода, тогда как роль междоузельных атомов металла минимальна. Атомная структура пар вакансий O и атомов Hf, замещающих O, демонстрирует их энергетическую выгодность кластеризации данных типов дефектов.

Пленки HfO₂:La и HfO₂ толщиной 10 нм синтезировались методом плазмастимулированного атомно-слоевого осаждения (Plasma Enhanced Atomic Layer Deposition – PEALD). В качестве реагентов использовались Hf(NC₂H₅CH_{3/sub>)4/sub> при 100°C, La(iPrCp)3/sub> при 170°C и плазма O2 +Ar. Пленки синтезировались на подложке Si(001) при температуре 235°C. После синтеза пленки отжигались в течение 30 секунд при 400°C в атмосфере N2. Пленки HfO2 толщиной 20 нм на подложках Al2O3 (0001) выращивались по аналогичной методике. Структурно морфологический анализ выполнен на электронном микроскопе TITAN 80-300 (FEI) при ускоряющем напряжении 300 кВ. Образцы для исследований препарировались в виде поперечных срезов, параллельных Si(110).}

Рис. 68. ВРЭМ изображения поперечных срезов гетеросистем с замурованными диэлектрическими слоями HfO₂ на сапфире (а) и кремнии (б). На вставке к (а) показан Фурье спектр пространственных частот с указанием межплоскостных расстояний, соответствующих кремнию (зеленый), сапфиру (синий) и диоксиду гафния (красный). На вставках к (б) показаны сверху увеличенные фрагменты разных участков гетеросистемы и снизу- соответствующие Фурье спектр пространственных частот с указанием межплоскостных расстояний.

На Рис. 68 показаны ВРЭМ изображения поперечных срезов гетеросистем, полученных с использованием технологии “lift of” [Patent № RU 2217842], которая позволяет формировать структуры с ультратонкими захороненными диэлектрическими слоями. В данном случае диэлектрические слои HfO₂, толщиной 20 и 10 нм имеют крупноблочную кристаллическую структуру. Латеральный размер блоков варьируется в диапазоне 30-100 нм при неизменной толщине. По данным ВРЭМ пленки HfO₂ на сапфире имеют полярную орторомбическую структуру Pca2₁ с параметрами ячейки: a=0.53; b=0.50 и с=0.51 нм, все углы 90°(Рис. 68а). При осаждении на подложки Si(001) большинство кристаллических блоков HfO₂, имеет также полярную орторомбическую кристаллическую решетку, но пространственная группа Pmn2₁ с параметрами ячейки: a=0.34; b=0.52 и с=0.38 нм, все углы также 90°(Рис. 68б).

По данным ВРЭМ пленки Hf_0.9La_0.1O₂ выращенные на подложках Si(001) также, как и пленки HfO₂ на Si имеют полярную орторомбическую структуру Pmn2₁ . Два фрагмента ВРЭМ-изображения блочной пленки Hf_0.9La_0.1O₂ с различной ориентацией блоков относительно подложки Si показаны на Рис. 69a, б. Атомная модель структуры Pmn2₁ HfO₂ - Si (001) (Рис. 69г) и соответствующая дифракционная картина (ось дифракционной картины параллельна направлениям [1-1 0] HfO₂ и [110] Si) (Рис. 69д) построенные с использованием координат атомов для Pmn2₁ фазы HfO₂ из работы [Acta Crystallogr. C, vol. 70, p.76 (2014)], соответствуют ВРЭМ-изображению на Рис. 69a, что однозначно подтверждает факт формирования полярной орторомбической структуры Pmn2₁ с постоянными решетки: a = 0.34; b = 0.52 и c = 0.38 нм.

Следует отметить, что, как правило, се гнетоэлектрическим пленкам HfO₂ приписывают пространственную группу Pca2₁, а мы наблюдаем Pmn2₁. Факт того, что структура действительно полярная (Pca2₁ или Pmn2₁) косвенным образом подтверждается наличием гистерезиса спонтанной поляризации МДП-структуры T iN/Hf_0.9La_0.1O₂/TiN, а возможным объяснением обнаружения иной симметрии кристалла является либо высокая концентрация La в исследуемой пленке, либо деформации, возникающие при термическом отжиге уже после завершения процесса роста пленки.

Методом молекулярно-лучевой эпитаксии получены структуры с массивом островков, обогащенных оловом, на кремниевом пьедестале, используя Sn в качестве катализатора роста наноструктур. Процесс роста и отжига пленки олова для толщин от 0 до 20 нм контролировался по дифракции быстрых электронов. Возникновение островков олова сопровождалось появлением трехмерных рефлексов на картине дифракции. Представлены данные по плотности и размерам оловянных островков, получаемых либо как результат отжига поликристаллической пленки Sn, либо в результате осаждения Sn при температуре выше точки плавления. Массив оловянных островков применялся далее для исследования роста наноструктур в процессе осаждения Si на поверхность с островками Sn. Проведен детальный анализ по размерам и плотности этих структур, используя изображения атомно-силовой микроскопии и сканирующей электронной микроскопии. Установлено, что в течение роста по механизму пар-жидкость-кристалл формируются островки, обогащенные оловом, на ограненном пьедестале (рис. 70).

Рис. 70. Изображение СЭМ образца с островками на кремниевом ограненном пьедестале.

Между островками на пьедесталах формируется наноструктурированная ячеистая поверхность. Анализ элементного состава полученных наноструктур выполнялся методами энергодисперсионной рентгеновской спект-роскопии и фотоэлектронной спектроскопии. Показано, что обогащенные оловом островки могут содержать до 90 % олова, тогда как пьедестал состоит из кремния. Оптические свойства структур, включающих массив обогащенных оловом островков на кремниевом пьедестале, были изучены методом фотолюминесценции (рис. 71).

Рис. 71. Спектры фотолюминесценции от образца, содержащего островки Sn (1), от образца, включающего сверхрешетку с гете-ропереходом Si/Si_0.75Sn_0.25 (2) и от образца с массивом островков на кремниевых ограненных пьедесталах (3).

Сигнал фотолюминесценции был получен при температуре 77 К и наблюдался в диапазоне 1.3 – 1.7 мкм с максимумом фотолюминесценции вблизи длины волны 1.55 мкм. Подобные спектры фотолюминесценции наблюдались для сверхрешеток с псевдоморфными слоями SiSn. Поскольку структуры, включающие массивы островков на пьедесталах, не содержат дислокаций, можно заключить, что сигнал фотолюминесценции наблюдается от слоя твердого раствора. Содержание олова в слое твердого раствора определялось на основе расчета зонной диаграммы гетеро-структуры SiSn/Si. Продемонстрировано, что сигнал фотолюминесценции при длине волны около 1.55 мкм соответствует содержанию олова 15 % в слое твердого раствора SiSn.

Многослойные системы с НК β-FeSi₂ формировались последовательным применением методов твердофазной и молекулярно-лучевой эпитаксии [Scientific Reports volume 5, Article number: 14795 (2015)]. Структурно морфологический анализ выполнен на электронном микроскопе TITAN 80-300 (FEI) при ускоряющем напряжении 300 кВ. Образцы для исследований препарировались в виде поперечных срезов, параллельных Si(110).

На Рис. 72 представлены электронно-микроскопические изображения поперечного сечения фрагментов гетеросистемы с тремя слоями нанокристаллов β-FeSi₂. Видно, что НК перемешаны и не формируют чётко разделённых слоёв. Это указывает на перемещение НК в процессе роста. Можно выделить 2 типа НК, отличающихся анизотропией формы. Нанокристаллы 1-го типа имеют практически одинаковые размеры в направлении роста и в ширину, а размеры НК 2-ого типа в направлении роста более, чем в 5 раз больше латеральных размеров.

Рис. 72. ПЭМ изображения НК β-FeSi₂ первого типа 2 в матрице кремния.

На Рис.73 показано ВРЭМ изображение отдельного НК β-FeSi₂ 1-ого типа и соответствующий Фурье-спектр пространственных частот.

Рис. 73. ВРЭМ изображения НК β-FeSi₂ второго типа в матрице кремния.

Из Рис. 74 следует, что для таких НК выполняются следующие эпитаксиальные соотношения: β-FeSi₂ [-1- 2 1-1]||Si [-110] и β-FeSi₂ (2-20)||Si(111), что согласуется с данными работы [JJAP Conf. Proceed. 5, p. 011401 (2017)]. Из анализа Фурье-спектра были получены постоянные кристалличесой решётки НК β-FeSi₂ : a= 1,046 нм; b= 0,780 нм; c= 0,764 нм. Поскольку для объемного кристалла НК β-FeSi₂ постоянные решётки a= 0,986; b= 0,779 c= 0,783 нм, то можно сказать, что рассматриваемый НК β-FeSi₂ в направлениях [100] и [010] растянут на 6.03% и 0.1%, соответственно, и сжат на 2.42% в направлении [001].

Рис. 74. ВРЭМ изображение (а) и соответствующий Фурье-спектр пространственных частот (б) НК β-FeSi₂ изотропной формы в матрице кремния.

На Рис. 75 показано ВРЭМ изображение отдельного НК β-FeSi₂ 2-ого типа и соответствующий Фурье-спектр пространственных частот.

Рис. 75. ВРЭМ изображение (а) и соответствующий Фурье-спектр пространственных частот (б) НК β-FeSi₂ анизотропной формы в матрице кремния.

Из Рис. 75б следует, что для НК анизотропной формы выполняются следующие эпитаксиальные соотношения: β-FeSi₂ [001]||Si[-110] и β-FeSi₂ (2-20)||Si(111). Такие эпитаксиальные соотношения ранее наблюдались для НК β-FeSi₂ , растущих на поверхности Si(111). Для НК β-FeSi₂ , встроенных в Si-матрицу они наблюдаются впервые.

Из анализа Фурье-спектра были получены постоянные кристалличесой решётки для НК β-FeSi₂ анизотропной формы: a= 1,060 нм; b= 0,767 нм. Третью постоянную решётки невозможно определить для оси зоны β-FeSi₂ [001], поэтому можно установить деформацию рассматриваемого нанокристалла β-FeSi₂ только для 2-х направлений. В направлении [100] НК β-FeSi₂ анизотропной формы растянут на 7.44% и сжат на 1.59% в направлении [010].

Структуры на основе квантовых ям (КЯ) HgTe/Cd_xHg_1-xTe, выращенных молекулярно-лучевой эпитаксией, являются перспективным материалом для исследования физических явлений и создания устройств ИК-диапазона. Оптические свойства таких структур в значительной мере зависят от распределения состава в тонких слоях HgTe и на их интерфейсных границах, образующегося в процессе выращивания структуры, а также от повторяемости этого распределения в отдельных КЯ.

Для расчёта профиля состава таких структур была разработана методика, использующая непрерывные in situ эллипсометрические измерения, проводимые в процессе выращивания. В её основе лежит разбиение структуры на тонкие слои и последовательное определение состава каждого такого слоя с использованием метода эффективной подложки. Комплексный показатель преломления эффективной подложки N₀ рассчитывается из эллипсометрических измерений ψ₀, Δ₀, выполненных перед началом роста слоя. В приближении малой толщины слоя d/l<<1 уравнение, связывающее эллипсометрические параметры, измеренные после завершения роста слоя с его комплексным показателем преломления n имеет вид:

и может быть решено относительно N аналитически без поисковых методов. После определения N состав слоя вычисляется на основании установленных ранее эмпирических соотношений для показателей преломления n и поглощения k:

Описанная методика использовалась для расчёта профиля состава в гетероэпитаксиальных структурах, которые выращивались на установке «Обь-М» с эллипсометрическим in situ контролем процессов роста. Для измерения эллипсометрических параметров использовался высокостабильный лазерный эллипсометр статического типа с длиной волны зондирующего излучения 632.8 нм. Измерения проводились в процессе роста с периодичностью 4 с. Предварительно перед выращиванием множественных КЯ измерялась скорость роста, чтобы определить толщину d в уравнении (1). Для этого при выращивании широкозонной области формировалась незначительная ступенька состава, которая приводила к появлению интерференционных осцилляций эллипсометрических параметров. Из сравнения расчётной зависимости этих осцилляций с экспериментальными данными определяли толщину растущего слоя и скорость его роста.

Рис. 76. Фрагмент зависимости эллипсометрических параметров, измеренных в процессе выращивания квантовой ямы.	Рис. 77. Распределения состава в 5 выращенных КЯ, наложенные друг на друга. Каждый символ соответствует профилю отдельной КЯ.

На рис.76 показана траектория эллипсометрических параметров, измеренная при выращивании одной из КЯ (участок АВ). Сплошными линиями показана номограмма, рассчитанная для различных значений состава КЯ. Сравнение экспериментальных точек с номограммой показывает, что наблюдается монотонное изменение состава от границы вглубь КЯ. Это качественное рассмотрение подтверждается расчётом профилей состава, выполненным для всех 5 КЯ и наложенными друг на друга – рис. 77. Действительно, при переключениях источника Cd (отмечены на рисунке вертикальными стрелками) состав изменяется градиентным образом. Это определяется особенностями конструкции источника кадмия. В то же время наблюдается хорошая воспроизводимость х(d) для всех КЯ, что имеет принципиальное значение для эффекта квантования.

Рис. 78. Профили составов в КЯ, выращенных с использованием источников Cd различной конструкции.

На рис. 78 показаны профили для двух КЯ, выращенных с использованием молекулярных источников Cd различной конструкции. Один из профилей (кривая 1) получен на той же установке, что и профили рис. 77. Кривая 2 получена на установке с другим источником. Она представляет собой профиль с резким, почти ступенчатым изменением состава. Таким образом, установлено, что размытие состава на гетеро-границах определяется не диффузией компонентов, а технологическими особенностями установки и при необходимости может быть устранено.

По характеру зависимостей n(E), α(E) образцы могут быть условно разделены на три группы: Si-подобные образцы (формы кривых близки к таковым для аморфного кремния), SiO-подобные образцы и SiO₂ - подобные образцы (рис. 79).

Рис. 79. Экспериментальные (символы) и расчётные (линии) зависимости n(E) для плёнок SiOx различного состава.	Рис. 80. Рассчитанные и экспериментальные значения ширины запрещённой зоны (a) и показателя преломления (б) SiOx. [J. Phys. Cond. Mat., 15 (2003) 8123].

Форма кривых n(E), α(E) и сопоставление их с аналогичными зависимостями для α-Si, SiO и SiO₂ (справочные данные) позволяют сделать вывод о том, что оптические свойства плёнок SiO_x не могут быть представлены смесью отдельных фаз аморфных материалов: Si и SiO₂ с описанием n(E), α(E) в рамках дисперсионной модели Бруггемана. Электронная структура нестехиометрического SiO_x (x < 2) изучалась для модельных объектов, полученных путём последовательного удаления атомов O из суперячейки α-SiO₂ с последующей структурной релаксацией. Корректность используемой модели подтверждается согласием рассчитанных и взятых из литературы экспериментальных зависимостей величины запрещённой зоны (E_g ), а также показателя преломления (n) SiO_x от величины x (рис. 80).

Нестехиометрический SiN_x с различными x получали методом химического осаждения из паровой фазы при низком давлении при 800°C моносилана SiH₄ и аммиака NH₃ на кремниевые пластины. Различный состав SiN_x был получен путём изменения отношения SiH₄/NH₃.

Рис 81. Энергетическая диаграмма структуры p-Si/SiO₂/Si₃N₄/электролит (слева) и вольтамперные характеристики структуры p-Si/SiO₂/Si₃N₄/электролит и теоретические вольтамперные характеристики, полученные с помощью модели фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками Насырова – Гриценко (справа).

Толщину SiN_x и показатель преломления определяли методом эллипсометрии. Толщина слоя SiN_x во всех образцах составляла около 100 нм. В качестве электролита использовался водный раствор Na₂SO₂. Энергетическая диаграмма структуры кремний-природный оксид кремния-нитрид-электролит (p Si/SiO₂/Si₃N₄/электролит) в режиме плоских зон показана на рис.81. Изучались ВАХ Si₃N₄ до и после нагрузки его различными сильными электрическими полями. Анализ ВАХ показал, что экспериментальные данные могут быть формально описаны в рамках моделей Френкеля (изолированный кулоновский центр), Хилла-Адачи (перекрывающиеся кулоновские центры), многофононной теории ионизации нейтральной ловушки и фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками (Рис. 81). Однако, только фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками объясняет увеличение тока утечки с увеличением индуцированного электрического поля. Полученные значения параметров: термическая энергия ловушек W_t = 1,6 эВ, оптическая энергия ловушек W_opt = 3,2 эВ, эффективная масса носителей заряда m^* = 0,81m₀ – имеют физически корректные значения (Рис 81). Сделан вывод, что увеличение тока утечки, появляющегося после нагрузки Si₃N₄ различными сильными электрическими полями, связано с образованием дырочной ловушки. Предложен механизм образования азотных вакансий как источника ловушек в Si₃N₄.

Нестехиометрический SiN_x с различными x получали методом химического осаждения из паровой фазы при низком давлении при 800°C моносилана SiH₄ и аммиака NH₃ на кремниевые пластины. Различный состав SiN_x был получен путем изменения отношения SiH₄/NH₃. Толщину SiN_x и показатель преломления определяли методом эллипсометрии. Толщина слоя SiN_x во всех образцах составляла около 100 нм. В качестве металлического контакта использовался напылённый алюминий площадью 0,5 мм². Экспериментальные данные сравнивались с теоретическими данными, полученными по моделям Френкеля (изолированный кулоновский центр), Хилла-Адачи (перекрывающиеся кулоновские центры), многофононной теории ионизации нейтральной ловушки и фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками. Было показано, что транспорт заряда при энергиях ловушек W_t = 1,6 эВ и W_opt = 3,2 эВ в Si₃N₄ и SiN_x описывается увеличением концентрации ловушек в рамках модели многофононной теории ионизации нейтральной ловушки и модели фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками (Рис 82).

Рис 82. Экспериментальные вольт-амперные характеристики Si₃N₄ и SiN_x и теоретические вольт-амперные характеристики, полученные с помощью модели многофононной теории ионизации нейтральной ловушки (слева) и модели фонон-облегчённого туннелирования между нейтральными ловушками (справа).

Модель многофононной теории ионизации нейтральной ловушки количественно описывает транспорт заряда в Si₃N₄ и SiN_x с малым значением х. Транспорт заряда в нестехиометрическом SiN_x с высоким значением х хорошо объясняется моделью фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками.

InGaZnO₂ (IGZO) — прозрачный полупроводниковый материал, который может быть использован как канал для тонкоплёночных транзисторов. В данной работе на основе теории протекания изучается электронная проводимость в IGZO как функция температуры и концентрации электронов. Предполагается, что энергия края подвижности E_m в зоне проводимости испытывает пространственные флуктуации вследствие встроенного случайного потенциала, причём распределение энергии E_m имеет гауссову форму [Fishchuk et al., Phys. Rev. B 93, 195204 (2016)]. При достаточно низких температурах, когда kT мало по сравнению с характерной шириной распределения края подвижности, проводимость в основном осуществляется по критической подсетке — бесконечному кластеру, возникающему при отбрасывании слабопроводящих участков с E_m > E^* + kT, где E^* — порог протекания по E_m . На основе этих предположений разработана математическая модель электронной проводимости IGZO.

Рис.83. Температурные зависимости проводимости и подвижности электронов в аморфном IGZO: сравнение экспериментальных данных (символы) с расчётом на основе предложенной математической модели (линии). (a) Проводимость легированных плёнок IGZO n-типа при разных уровнях легирования, экспериментальные данные из [Kamiya et al., Appl. Phys. Lett. 96, 122103 (2010)]. (б) Подвижность электронов в канале полевого транзистора, представляющем собой плёнку IGZO, при разных напряжениях на затворе, экспериментальные данные из [Fishchuk et al., Phys. Rev. B 93, 195204 (2016)].

На рис. 83 показано сравнение экспериментальных данных по проводимости IGZO с разным уровнем легирования (рис. 83 а) и подвижности электронов в полевом транзисторе с каналом в виде плёнки IGZO (рис. 83 б) с расчётом на основе предложенной модели. Из сравнения с экспериментом определены характерные значения ширины распределения энергии края подвижности 0.05 эВ и локальной подвижности электронов в зоне проводимости 40 см²/В·с.

Плёнки были синтезированы методом ионно-лучевого распыления-осаждения. При синтезе плёнок стехиометрический состав x варьировался путём изменения парциального давления кислорода в зоне роста, а величина x была определена методом РФЭС. Определены спектральные зависимости оптических констант n(λ) и k(λ) плёнок HfO_x (Рис. 84).

Установлено, что в диапазоне x=1.67÷1.82 характер спектральных зависимостей оптических констант претерпевает радикальные изменения. При x<1.67 плёнки имеют высокие значения коэффициента экстинкции k(&lambda)>1 и характер спектральных зависимостей оптических констант подобен таковым для металлов. При x>1.82 плёнки прозрачные k(λ)=0 и их дисперсия n(λ) хорошо аппроксимируется полиномиальной зависимостью Коши (Рис. 84 в). Из данных РФЭС было установлено, что прозрачные плёнки состоят только из субоксида Hf₄O₇ и оксида HfO₂. Используя модель эффективной среды Бруггемана, были найдены полиномиальные коэффициенты Коши для субоксида Hf₄O₇ и оксида HfO₂.

Слой оксида мемристоров выращивался методом ионно-лучевого распыления-осаждения (ИЛРО) при различных парциальных давлениях кислорода, при которых наблюдалось резистивное переключение и которое соответствовало диапазону величин x от 1.77 до 1.81. Анализ и аппроксимация экспериментальных зависимостей ВАХ от температуры в состояниях с низким (СНС) и высоким сопротивлением (СВС) показали, что при температурах от 70 K и выше основной вклад в проводимость дают тепловая генерация носителей заряда с донорных уровней и ток, ограниченный пространственным зарядом (ТОПЗ) в режимах полностью и частично заполненных ловушек соответственно. Было показано, что величина x влияет на показатель степени в механизме ТОПЗ. При малых величинах x≤1.78 в состоянии СВС наблюдается степенная зависимость тока от напряжения с показателем степени больше двух (3.0-6.5), тогда как для образцов с большей величиной x этот показатель близок к двум (Рис. 85).

Рис. 85. (a) Схематическое изображение структуры. (б) Формовка и несколько циклов переключения мемристораTaN/HfO_x /Ni с x=1.78. (в) ВАХ СНС и СВС в двойном логарифмическом масштабе для мемристора с x=1.78. Показано несколько циклов переключения. (г) ВАХ СНС и СВС в двойном логарифмическом масштабе для мемристора с x=1.79.

В рамках указанной модели полагалось, что в слое оксида в процессе формовки образуется локальная проводящая область, насыщенная вакансиями кислорода и соединяющая оба электрода структуры. Низкоомное и высокоомное состояния отличаются толщиной данной локальной области и распределением в ней ловушек. Обсуждается роль вакансий и поливакансий кислорода в HfO_x , которые, как считается, выступают в качестве ловушек для носителей заряда.

Гибридные перовскиты CH₃NH₃PbX₃ (X=Cl,Br,I) являются перспективными материалами для разработки оптоэлектронных устройств. Это обусловлено простотой их получения без использования энергоемких и вакуумных технологий. Низкие температуры синтеза позволяют применение стеклянных и гибких пластиковых подложек, а также методов струйной печати. Также неоспоримым преимуществом является возможность изменения ширины запрещенной зоны полупроводника посредством количественного изменения соотношения разных анионов. Замена йода на бром дает изменение ширины зоны E_g от 1.6 до 2.3 эВ.

Рис.87 Спектры ФЛ монокристаллов CH3NH3PbBr3.	Рис.86 Спектры ФЛ монокристаллов CH3NH3PbI3.

Рост объемных монокристаллов гибридных перовскитов проводился из насыщенных растворов синтезированных порошков нужного стехиометрического при контролируемом медленном понижении температуры. Структура кристаллов была подтверждена с помощью рентгеновской дифракции. На Рис.86 и Рис.87 представлены спектры (ФЛ) кристаллов CH₃NH₃PbI₃ и CH₃NH₃PbBr₃ в интервале температур 10 К – 40 К.

Низкотемпературные спектры ФЛ содержат пики, соответствующие ширине запрещенной зоны кристаллов (1.6 эВ для CH₃NH₃PbI₃ и 2.3 эВ для CH₃NH₃PbBr₃). В спектрах проявляются особенности, относящиеся к рекомбинации экситонов, что позволяет оценить энергию связи экситона в этих полупроводниках. Полученное значение энергии связи экситона для CH₃NH₃PbBr₃ составляет 41 мэВ, что хорошо соответствует литературным данным 40.6 мэВ [H.C. Woo et al. Phys. Chem. Lett, 9, 4066 (2018)]. Для CH₃NH₃PbI₃ оценка дает ~25 мэВ, что близко к значению 24.1 мэВ из статьи [Soufiani et al. Appl. Phys. Lett. 107, 231902 (2015)].

Спектры ФЛ кристалла CH₃NH₃PbI₃ в области температур 140-200К приведены на Рис.88. На Рис.89 представлена карта интенсивностей пиков ФЛ в более широком интервале температур 10-200К.

Рис.88. Спектр ФЛ кристалла CH3NH3PbI3 в области структурного фазового перехода.	Рис.89. Карта интенсивностей сигналов ФЛ кристалла CH3NH3PbI3

Из результатов, представленных на Рис.88 и Рис.89, видно изменение спектров ФЛ при ~160К, т.е. в области структурного фазового перехода от орторомбической Pnma кристаллической решетки к тетрагональной I4/mcm, что совпадает с литературными данными и полученными нами с помощью рентгеновской дифракции с использованием синхротронного излучения. С чем связаны особенности спектров, обнаруженные при 40К, предстоит выяснить в дальнейших исследованиях.

На рис.90 представлена схема проведения измерений и полученная для планарной структуры осциллограммы автоколебаний тока и напряжения.

Рис. 90. Схема эксперимента и осциллограммы автоколебаний тока и напряжения для планарной структуры с пленкой VO₂ .

Было установлено, что возникновение разогретого проводящего канала в пленке и его остывание ниже температуры фазового перехода металл-изолятор происходило за менее, чем 60 мс при периоде колебаний 560 мс, а измеренная температура в канале достигала величины 413 К. Это значение температуры являлось усредненным за 10 мс, что определялось быстродействием инфракрасного микроскопа.

Рис. 91. Термограммы пленки VO₂ в пределах одного цикла колебаний тока: экспериментальные (сверху) и рассчитанные (снизу) в соответствующие моменты времени. Отметка 0 мс соответствует началу резкого увеличения тока на осциллограмме.

Расчет динамики температурного поля в пленке VO₂ , хорошо согласующийся с экспериментальными данными (Рис. 91), подтвердил механизм автоколебаний тока, основанный на явлениях диэлектрической релаксации в пленке VO₂ и фазовом переходе изолятор-металл, вызванном локальным джоулевым разогревом [Journal of Applied Physics 123, 075701 (2018)]. Работа проводилась при поддержке гранта РФФИ № 16-32-00719 мол_а.

Развитие методов микро- и наноструктурирования обеспечило недавние нанотехнологические достижения в области создания новых структур, материалов и устройств [P. van Assenbergh et al. Small 2018, Vol. 14, N. 20 id: 1703401]. В том числе достигнут значительный прогресс в области создания ТГц метаматериалов на основе трёхмерных элементов, востребованных для практического применения в таких областях как био/химические сенсоры и медицинская визуализация, терагерцовая спектроскопия и микроскопия, неразрушающий контроль и системы связи следующего поколения [S.S. Dhillon et al. J. Phys. D: Appl. Phys. 2017, Vol. 50 N. 4 id: 043001]. Для практического применения наибольшую ценность представляют параллельные технологии такие, как, например, штамповая нанолитография, с помощью которой возможно одновременное формирование микро- и наноструктур на подложках большой площади.

Возможности разработанной нами технологии 3D структурирования демонстрируются на примере формирования кирального метаматериала терагерцового (ТГц) диапазона в виде полимерных плёнок, содержащих в приповерхностном слое массивы золотых тонкоплёночных полувитковых 3D квази-микроспиралей (Рис.92 а-б). Измерения в терагерцовом диапазоне длин волн (Рис.92 г-д) показали, что данный вариант кирального метаматериала обеспечивает поворот плоскости поляризации излучения на резонансных частотах более чем на 50°. Электромагнитные свойства метаповерхности были исследованы с помощью численного моделирования методом конечных интегрирований с периодическими граничными условиями. Было установлено, что максимумы угла поворота плоскости поляризации для волн как для ТE-, так и для ТM-волн в районе 3 ТГц обусловлены возбуждением полуволнового резонанса в металлических элементах. В диапазоне 4-6 ТГц, соответствующего субволновому режиму, когда длина волны меньше, чем период структуры, в подложке возбуждаются волноводные резонансы. В высокочастотной области спектра имеют место дифракционные эффекты, а также волновой резонанс.

Поскольку толщина диэлектрического слоя в несколько раз превышает длину волны, то это приводит к осцилляциям Фабри-Перо, а также большому числу волноводных мод. Данные резонансные эффекты связаны с многократным переотражением электромагнитных волн в структуре, что приводит к модуляции кроссполяризованной компоненты пропускания. Это обуславливает чередование максимумов и минимумов в спектрах угла поворота плоскости поляризации. Интересно отметить, что даже в исходной структуре, представляющей собой массив дипольных антенн, нарушена симметрия относительно зеркального отражения, что приводит к возникновению дополнительных резонансов в спектрах пропускания.

Рис. 92. а) СЭМ изображение (в перспективе) исходной структуры до штампования. Длина полоски золота 42 мкм (ширина 3 мкм). Толщины плёнки золота 50 нм и адгезионного подслоя титана 5 нм. Ширина и высота бруска SU-8 составляют соответственно 20 и 14 мкм. б) В процессе штампования плоский штамп давит на брусок из SU-8, который в свою очередь вдавливает золотые полоски вглубь IPS подложки. в) Микрофотография массива трёхмерных полувитковых золотых квази-микроспиралей, впрессованных в IPS-подложку. На вставке показано СЭМ изображение поперечного скола структуры с вдавленными в полимер золотыми полосками (г-д) Угол поворота плоскости поляризации, эллиптичности и спектры пропускания для падающего излучения, поляризованного (г) вдоль и (д) перпендикулярно рядов металлических элементов (соответственно TE и TM волны). Измерения выполнены на Фурье-спектрометре (Bruker IFS 66v). Зеленым цветом обозначены результаты численного моделирования.

Достоинства предложенного подхода, такие как гибкий дизайн киральных метаповерхностей, применение параллельных методов изготовления, возможность масштабирования и высокая оптическая активность структур делают его перспективным для высокоэффективных преобразователей поляризации и в других практических применениях.

В данной работе мы анализируем структурные и электрические свойства композитных и двухслойных пленок фторированного графена (ФГ) на поливиниловом спирте (ФГ/ПВС) и эффект переключения, наблюдаемый в напечатанных структурах ФГ/ПВС. Два типа резистивных переключений встречаются в структурах с различной толщиной слоя: однополярные пороговые резистивные переключения с отношением токов ON/OFF, достигающим двух порядков, и биполярные энергонезависимые с соотношением тока ON/OFF до 4–5 порядков величины, как показано на Рис. 93.

Рис. 93: Двухслойные и композитные пленки на основе фторированного графена и поливинилового спирта: (а) Схематичное изображение вертикальной структуры ФГ/ПВС. На вставке показано фото напечатанной структуры. Длина размерной риски 1 см. (б) Вольт-амперные характеристики печатной вертикальной двухслойной структуры ФГ/ПВС для толщины ПВС ~300 нм. Количество циклов измерения указано в качестве параметра. Также указано объемное соотношение суспензии ФГ/ПВС. (в) Схематичное изображение вертикальной гетероструктуры Ag/ФГ/ПВС/Ag без подложки. На вставке показана фотография печатной конструкции, изготовленной на поверхности гибкой полиимидной пленки. Длина размерной риски составляет 100 мкм. (г) Вольт-амперные характеристики кроссбар структуры Ag/ФГ/ПВС/Ag, наблюдается эффект резистивных переключений величиной до пяти порядков.

Основные преимущества материала на основе двухслойных пленок фторированного графена и ПВС заключаются в хорошей стабильности материала, его прозрачности и возможности изготовления структур на гибких и твердых подложках при комнатной температуре с помощью технологии 2D печати. Структуры с пороговыми переключателями является перспективным для селекторных устройств, интегрированных с RRAM или мемристорами, сенсорными схемами, для хранения информации и обработки данных, для гибкой и носимой электроники. Второй тип мемристивного материала с биполярным энергонезависимым переклю- чением является привлекательным для резистивной памяти, включая гибкие и печатные электронные устройства.

В работе исследовано взаимодействие частиц суспензии мультиграфена (толщина частиц 2 - 5 нм) с N-метилпирролидоном (NMP). Показано, что проводимость суспензии, полученной с использованием обработки в NMP, после дополнительного отжига в интервале температур 60 – 200°С уменьшается на 6-7 порядков, причем требуемая температура отжига уменьшается с уменьшением размера частиц суспензии. Полученные высокоомные пленки демонстрируют низкие токи утечки 10^-7 - 10^-8 А/см², ультра низкий заряд в функционализированной пленке -(1-4)×10¹⁰ см², относительно высокую диэлектрическую константу 8.5 – 9.0 и напряженность электрического поля пробоя (2-3)×10⁵ В/см. Показана возможность восстановления проводимости верхнего слоя пленки из функционализированной суспензии до сопротивления ~43 кОм/кв и получения высокого значения подвижности электронов в восстановленных пленках, полученных из суспензии функционализированного графена μ = 51 см²/В·с по сравнению с подвижностью электронов в пленках из исходной суспензии графена (1 - 10 см²/В·с). На Рис. 94 приведено оптическое изображение пленки и токи через пленку, демонстрирующие переход в изолирующее состояние при определенных температурах отжига.

Рис. 94. (слева) Оптическое изображение пленки, полученной из функционализированной суспензии G-NMP. Размер изображения 50х50 мкм. (справа) Токи через пленку, измеренные в вертикальной конфигурации (вставка) при напряжении 2 В для пленок из суспензии с размером частиц 0.2 - 0.4 мкм (кривая 1), 0.4 – 1.2 мкм (кривая 2) и 1.2 - 4 мкм (кривая 3) в зависимости от температуры отжига.

Совокупность свойств пленок из функционализированной суспензии графена в сочетании с прозрачностью пленок в видимом диапазоне, возможностью формирования гетероструктур простой химической очисткой поверхности и ожидаемой гибкостью делает эти пленки перспективными для широкого спектра приложений, включая диэлектрические пленки в Ван-дер-Ваальсовских гетероструктурах, в том числе для гибкой и печатной электроники.

В настоящей работе мы исследовали свойства композитных пленок, состоящих из наночастиц V₂O₅, капсулированных частицами фторированного графена (ФГ) и демонстрирующих стабильные резистивные переключения. Найдены оптимальные, с точки зрения максимального отношения тока в открытом (ON) и закрытом (OFF) состояниях, такие параметры, как состав композита, толщина активного слоя структур и необходимость дополнительных термообработок. Отношение токов ON/OFF для напечатанных кроссбар структур достигает значений 10⁶–10⁹, с толщиной композитных пленок 20–50 нм. Напряжение переключения изменяется в диапазоне от 1,5 до 3,7 В, время срабатывания составляет ~30 нс, и без каких-либо изменений соотношения токов ON/OFF наблюдалось до 1,3 × 10³ циклов переключения. Такие параметры делают напечатанные структуры перспективными для применения.

Рис. 95. Структуры, состоящие из скрещивающихся серебряных проводников (кроссбар), разделенных композитным слоем, созданные 2D печатью, и их характеристики: а) схематичное изображение кроссбар структуры; б) фотоизображение массива кроссбар структур, проводники напечатаны серебряными чернилами, между проводниками расположена прозрачная плёнка композита с размером рабочей ячейки 60×60 микрон. Структуры напечатаны на гибкой бумажной подложке; в) Вольт-амперные характеристики (ВАХ) печатных кроссбар структур площадью 60×60 мкм; г) ВАХ печатных кроссбар структур площадью 120×120 мкм; д) ВАХ кроссбар структуры площадью 60×60 мкм, прописанная в 2 этапа: после перехода структуры в низкоомное состояние подача напряжения прекращалась и возобновлялась спустя час. Видно, что низкоомное состояние сохраняется и после периода, когда на структуру не подавалось напряжение; е) фотоизображение массива структур напечатанных на поверхности гибкой полиимидной пленки.

Для лучшего понимания роли нанокристаллов в резистивных переключениях, варьировалась их концентрация в пленках ФГ и условия синтеза пленки. Зависимость отношения ON/OFF от площади структур говорит об участии электрически активных центров в переносе тока в открытом состоянии. Предложен механизм для описания эффекта резистивных переключений, в основе которого рассмотрено формирование знакопеременных электрических полей в многобарьерной структуре, формируемой с участием диэлектрических прослоек фторированного графена. Исследованные структуры представляют интерес для изготовления энергонезависимых ячеек резистивной памяти, в том числе ячеек памяти для гибкой и печатной электроники.

При создании гетероструктур прямым сращиванием и переносом имплантированных водородом тонких слоев кремния на диэлектрические или полупроводниковые подложки требуется обеспечить соединение неизоструктурных материалов с различными решетками и коэффициентами термического расширения, исключающее отслаивание слоев кремния в процессе отжига дефектов и технологических операций при повышенных температурах. Исходно аморфные слои high-k диэлектриков, нанесенные на подложки методом плазменно-стимулированного атомно-слоевого осаждения (plasma-stimulated atomic layer deposition - PEALD), содержат водород в концентрации до нескольких ат.%, который вместе с имплантированным в слой кремния водородом, диффундирующим к границе сращивания, приводит к образованию блистеров и отслаиванию пленки кремния при высокотемпературном отжиге ~1000°C даже в результате быcтрых термообработок (RTA).

Геттерирование и связывание водорода внутри слоя, облученного ионами газов (M/Z =28 отн.ед.), в подложках предотвратило образование водородных блистеров в ультратонких приборных слоях кремния и high-k диэлектриков при последующих термообработках структур кремний-на-изоляторе (КНИ) и кремний-на-сапфире (КНС) (Рис. 96).

Рис. 96. Оптическая микрофотография поверхности слоя кремния 100 мм КНИ пластины с high-k стеком встроенного оксида BOX HfO₂/Al₂O₃/HfO₂ толщиной 20 нм без геттерирующего слоя (а) и с геттером водорода в подложке (б).

В результате, впервые получены КНИ структуры с эффективной (в пересчете на толщину диоксида кремния) толщиной скрытого оксида (buried oxide – BOX) менее 5 нм. Подвижность носителей заряда в слоях кремния КНИ структур, измеренная методом Y-функции в псевдо-МОП транзисторах, почти не уступает подвижности в исходном кремнии (Рис. 97).

Рис. 97. Сток-затворные характеристики псевдо-МОП транзистора на КНИ структуре с high-k стеком из двух слоев Al₂O₃, HfO₂ общей толщиной 30нм после RTA 950°С 30 с (а); то же на КНИ структуре с high-k стеком из трех слоев HfO₂, Al₂O₃ и HfO₂ общей толщиной 20 нм после отжига 1000°С, 1 час. На вставках сечение КНИ структур c красной границей сращивания и схемой измерений (б).

Созданные КНИ структуры с ультратонкими нанометровыми слоями кремния и скрытого изолятора (Ultra Thin Body and BOX – UTBB) перспективны для нового поколения наноэлектроники со сверхнизким энергопотреблением на основе двухзатворных КНИ транзисторов, а также встроенной энергонезависимой памяти с сегнетоэлектрическими транзисторными ячейками в кроссбар-матрицах типа 1T-1FeFET или 2T-2FeFET для нейронных сетей с обучением, соответственно.

Получены эпитаксиальные наноструктуры GaN на поверхности графеноподобных слоев g-AlN и g-Si₃N₃, сформированных на подложках Si(111) при аммиачной МЛЭ, а именно, двумерных и трехмерных островков (т.е. GaN квантовых точек – GaN КТ) или квантовых проволок и дендритов. Исследования проводились методами дифракции быстрых электронов (ДБЭ) и атомно-силовой микроскопии (АСМ). АСМ изображения GaN наноструктур представлены на рис. 98.

Рис. 98. Наноструктуры GaN на поверхности графеноподобных слоев, сформированных на подложке Si(111): колонка (а) GaN КТ на слое g-AlN, колонка (б) нанообъекты на слое g. Размер рисунков 15×15 нм².

Методом ДБЭ обнаружено формирование кристаллографически одинаково ориентированных наноструктур GaN, т.е. эпитаксиальный рост, на поверхности графеноподобного g-AlN, что позволяет расширить технологический инструментарий как для эпитаксиального роста двумерных слоев GaN на подложках Si(111), так и для управления ансамблем (плотностью и размерами) КТ GaN в матрице AlN, в дополнение к имеющимся у нас технологиям МЛЭ роста вюрцитных гетеро- и нано-структур GaN, AlGaN на подложках Al₂O₃ (0001) и SiC(0001). На поверхности g-Si₃N₃ происходит формирование произвольно ориентированных кристаллических зародышей GaN - объектов нанометровых размеров (их также можно назвать квантовыми точками); произвольная ориентация проявляется в ДБЭ в виде концентрических колец или сегментов колец, которые часто наблюдаются, например, в дифракции от поликристаллов. Эти GaN зародыши могут образовывать на поверхности различные фазы: отдельно стоящие квантовые точки (это газовая фаза в модели решеточного газа) и более плотные фазы, образованные путем «слипания» (коагуляции) КТ, или путем «слияния» (коалесценции) КТ в более крупные объекты типа квантовых проволок или дендритов и их последующего роста.

Рис. 99. Спектры ФЛ GaN на g-AlN/g-Si₃N₃/Si(111) при различных температурах.

Исследованы оптические свойства наноструктур GaN на поверхности графеноподобного g-AlN методом фотолюминесценции (ФЛ). Спектры ФЛ при различных температурах приведены на рис. 99. При низких температурах, наряду с широкими дефектными полосами и полосой донорно-акцепторной рекомбинации, проявляются экситонные пики с максимумами на 357.3 нм и 361.4 нм.

Зависимости ВАХ в полулогарифмическом масштабе демонстрируют экспоненциальный разброс по температурам. Анализ показал, что экспериментальные данные могут быть формально описаны в рамках моделей Френкеля (изолированный кулоновский центр), Хилла-Адачи (перекрывающиеся кулоновские центры), многофононной теории ионизации нейтральной ловушки и фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками (Рис. 100). Однако, в исследованных периодических мезопористых органосиликатных low-k диэлектриках эффект Френкеля неприменим, поскольку он в сравнении с экспериментом дает аномально низкие концентрации ловушек N=4.2×10¹¹ см^-3 и аномально высокое значение высокочастотной диэлектрической проницаемости ε_∞ = 32.

Рис 100. Вольт-амперные характеристики структуры p-Si/SiOCH/Mg и теоретические вольт-амперные характеристики, полученные с помощью моделей (a) Френкеля, (б) Хилла – Адачи, (в) Макрам-Эбейда и Ланноо, (г) Насырова – Гриценко.

Модель перекрывающихся кулоновских центров Хилла и Адачи не описывает данные эксперимента из-за аномальной нефизической значения частотного фактора ν=1×10⁹ с^-1 и энергии ионизации ловушки W = 3.85 эВ. Модель многофононной теории ионизации нейтральной ловушки не описывает экспериментальные данные из-за значения концентрации ловушки N=5.4×10²⁰ см^-3, при котором модель неприменима. Кроме того, Макрам-Эбейд и Ланноо дает большую эффективную массу m^*=2.32m_e . Только фонон-облегчённое туннелирование между нейтральными ловушками Насырова-Гриценко описывает экспериментальные данные как качественно, так и количественно. Полученные значения параметров: концентрация дефектов N = 5.4×10²⁰ см^-3, термическая энергия ловушек W_t = 1.6 эВ, оптическая энергия ловушек W_opt = 3.2 эВ, эффективная масса носителей заряда m^* = 0.82m₀ – имеют физически корректные значения.

Совместно c Тайваньским Чао Тунг университетом разработан совместимый с кремниевой технологией мемристор на основе нестехиометрического оксида кремния.

Рис. 101: Слева наномасштабные флуктуации потенциала в нестехиометрическом SiO_x. Справа вольт амперные характеристики мемристора, описываемые теорией протекания Шкловского-Эфроса.

Транспорт заряда в таком мемристоре описывается теорией протекания Шкловского-Эфроса в непериодическом наномасштабном потенциале, обусловленном локальными флуктуациями химического состава. Такой мемристор представляет интерес для разработки энергонезависимой флеш памяти нового поколения терабитного масштаба и систем искусственного интеллекта на основе нейроморфной электроники.

Нестехиометрический аморфный нитрид кремния (a-SiN_x , 0 < x < 4/3), называемый также нитридом, обогащенным избыточным кремнием (silicon reach nitride, SRN), вызывает большой интерес у исследователей, как перспективный материал для создания новых элементов памяти (мемристоров). Известно, что изменение стехиометрического состава (параметра x) в a-SiN_x позволяет в широких пределах варьировать его оптические и электрические свойства.

С помощью спектральной эллипсометрии и спектроскопии комбинационного рассеяния света (КРС) исследованы оптические свойства тонких плёнок a-SiN_x:H, выращенных с применением плазмохимического осаждения с варьированием потоков аммиака и моносилана, что позволило модифицировать стехиометрический параметр “x” в широких пределах (от 0.73 до 1.33), таблица 1).

Таблица 1. Параметры синтеза и оптические свойства плёнок a-SiN_x:H.

Как показали эллипсометрические измерения при уменьшении «x» от 1.33 до 1.06 в пленках a-SiN_x :H наблюдается появление поглощения (сдвиг края фундаментального поглощения сдвигается от 4.2 до 3.5 эВ – образцы 3, 4 и 5); с дальнейшим уменьшением x в спектрах n(E) и α(E) появляются области, характерные для соответствующих спектров аморфного и кристаллического кремния (см. рис. 102 а).

Рис. 102. а) Зависимости показателя преломления (n) и коэффициента поглощения (α) от энергии фотона (E) для слоев a-SiN_x:H. Также на рисунке приведены спектры для: c-Si (a), a-Si (b), и Si₃N₄. б) Спектры КРС плёнок a-SiN_x:H, сигнал от подложки кремния вычтен.

Особенности появления кластеров аморфного кремния в пленках с малыми значениями x, обнаруженные в спектрах КРС (см. рис. 102 б), позволяют сделать предположение, что реальная структура α-SiNx:H описывается не моделями случайных связей (random bonding, RB) или случайных смесей (random mixbure, RM), а промежуточной моделью; модель расчетов на основе сильной связи достаточно адекватно описывает зависимость положения потолка валентной зоны и значения щели в плотности состояний от стехиометрического параметра x в широком диапазоне значений данного параметра. Это позволит с лучшей точностью моделировать характеристики электронного транспорта в плёнках нестехиометрического нитрида кремния.

Для достижения возможностей прогнозируемого синтеза НК сульфидов металлов решающее значение имеет анализ основных закономерностей и механизмов их формирования. Как ранее было нами установлено, механизм формирования НК качественно можно описать следующим образом: пленки бегената металла сульфидируются с образованием молекул сульфида этого металла и в результате двумерной диффузии в полярных слоях матрицы бегеновой кислоты из образовавшегося материала формируются НК. Их средние размеры лежат в пределах 2÷4 нанометров, а поверхностная плотность зависит от материала и толщины исходной плёнки ЛБ и составляет 3-7×10¹² см^-2. При отжиге, в процессе термодесорбции дисперсной среды органозоля - расплава, происходят следующие сопровождающие друг друга процессы:
- распределение молекул MeS (свободного материала) по имеющимся НК и образование из него новых НК;
- Оствальдовское созревание - укрупнение за счет поглощения более крупными НК материала мелких НК, с сохранением энерго-выгодной формы; (Рис. 103)
- формирования крупных НК за счет коалесценции (коагуляции, агрегации) мелких НК. При этом, возможно, как строго ориентированное (когерентное), так и частично ориентированное (квазикогерентное) сращивание [Russ. Chem. Rev., vol. 83, 12, pp. 1204-1222, 2014] (Рис. 103).

ВРЭМ исследования подтверждают проявление как механизма изотермической перегонки (частицы правильной формы с ровным краем, (ВРЭМ на Рис.103)), так и ориентированного сращивания (частицы неправильной формы с резким краем). При квазикогерентном механизме сращивания формируются НК неправильной формы, содержащие либо двойниковые, либо малоугловые границы с зернограничными дислокациями (см. увеличенные фрагменты на Рис.104).]

Рис. 103. Схема механизмов Оствальдовского созревания и ориентированного сращивания. ВРЭМ - изображение НК PbS (8 мс), после отжига при 130°С. График d(t).

Ввиду отсутствия дополнительных промежуточных экспериментальных данных (как, например, на графике d(t) из [J Nanopart Res, 13(1), pp. 393-404, 2011], Рис.103) из-за специфики эксперимента, под имеющиеся экспериментальные значения средних размеров можно "подогнать" любой механизм, варьируя подгоночные параметры (диффузии и поверхностной энергии материалов НК). Соответственно остаётся неявной степень доминантности одного из описанных механизмов роста при различных условиях синтеза.

Рис.104. ВРЭМ - изображения границ сопряжения НК PbS (14 мс), после отжига при 130°С. Белыми квадратами отмечены участки, соответствующие увеличенным фрагментам на вставках.

Таким образом, чтобы получать массивы НК с требуемыми характеристиками необходимо принимать во внимание не только доступные для вариации при синтезе параметры, такие как толщина исходной плёнки и температура отжига, но и учитывать влияние атмосферы отжига и процесса термодесорбции органической матрицы, который определяет коэффициенты диффузии, растворимости и пересыщения материалов сульфидов металлов в расплаве. Так, например, при отжиге в атмосфере аммиака на поверхности НК формируется адсорбционный слой, облегчающий взаимодействие между НК, что приводит к формированию более крупных агрегатов. Учёт степени влияния всех вышеуказанных факторов требует дополнительных исследований.

Создание твердотельных, полупроводниковых и гибридных нейроморфных систем (компьютеров), имеющих сходство с работой головного мозга человека, - одно из перспективных направлений развития информационных технологий. Одной из проблем развития данного направления является недостаток знаний о работе нейросетей. Изучением электрической активности нервных клеток (нейронов) занимаются достаточно давно, однако до сих пор не удалось разработать инструментарий получения электрических сигналов с живых клеток, полностью удовлетворяющий требованиям исследователей. В настоящее время для регистрации электрического сигнала используются либо массивы внеклеточных контактных площадок (MEA), регистрирующие слабые внеклеточные потенциалы с большим шумом, которые трудно связать с активностью конкретного нейрона, либо используют стеклянные капилляры, как внутриклеточные и пэтч-кламп электроды, обладающие хорошей чувствительностью, но из-за конструктивных особенностей возможно одновременное использование очень малого количества таких электродов.

Рис. 105. а- нейроны выращенные на массиве электродов интерфейса, б- пример регистрации потенциалов действия нейрона, в, г - схема и фотография интерфейса.

В настоящей работе разработан и изготовлен универсальный интерфейс с 60 жидкими микроэлектродами для нейробиологической стимуляции и регистрации электрической активности нейронов в культивируемой двумерной нейросети (Рис.105). Интерфейс позволяет регистрировать электрическую активность нейронов, как в режиме измерения потенциала, так и в режиме измерения мембранных токов.

Отличительной особенностью интерфейса является его масштабируемость. Конструкция интерфейса не содержит длинных индивидуальных жидкостных микроканалов, система присасывания нейронов к подложке является общей для всех сайтов, таким образом, степень миниатюризации ограничивается только возможностями создания металлической электрической разводки, что позволит в дальнейшем значительно увеличить число и плотность расположения электродов.

К достоинствам системы следует отнести возможность одновременного роста и подготовки к исследованию большого количества нейронных сетей различ- ной конфигурации, что достигается наличием сменных мембран-подложек для роста клеток. Разработанная система-интерфейс решает главные проблемы исследования культивируемых нейросетей и открывает возможность их комплексного исследования.

Работоспособность системы продемонстрирована на примере культивируемых нейронов моллюска Lymnaea stagnalis. Амплитуда регистрируемых потенциалов действия составляла от 15 до 40 мВ, с шумом менее 1% (Рис. 105). Показана возможность регистрации ионных токов отдельных клеток.

Разработанный интерфейс открывает новые возможности для изучения индивидуальных взаимодействий между нейронами в нейросети, что будет способствовать лучшему пониманию функционирования нервной системы и мозга.

Пленки на основе композита G: PEDOT: PSS продемонстрировали линейный рост сопротивления с увеличением влажности воздуха (Рис. 106 а). Влажность измерячение отклика сопротивления ΔR/R₀ составило ~ 220 %. Композитные пленки, в отличие от исходного полимера PEDOT: PSS, оставались работоспособными при любой влажности. Ограничение для диапазона работы сенсоров на основе PEDOT: PSS обычно связывают с насыщением поверхности влагой вплоть до образования на его поверхности слоя воды.

В ходе работы был обнаружен эффект влияния подложки на структуру и отклик напечатанных пленок Рис. 106 б. Наиболее чувствительные пленки были созданы на бумаге и были по данным АСМ наиболее пористыми.

Рисунок 106. (a) Относительное изменение сопротивления DR/R₀ для композитных пленок на основе графена G и полимера PEDOT: PSS в процессе изменения влажности воздуха в измерительной камере от 30% до 90%. Влажность увеличивалась с постоянной скоростью. Цифры на рисунке (а) – состав композита, использованного при печати пленки. (б) Зависимости отклика DR/R₀ для структур, напечатанных на разных видах подложек и для разных составов чернил. Пленки, нанесенные на бумагу, показаны перевернутыми треугольниками и кругами; пленки, нанесенные на подложки окисленного кремния SiO₂ /Si – квадратами, на подложки полиимида PI – треугольниками.

Было проведено исследование влияния механических напряжений на сопротивление структур на основе G: PEDOT: PSS и показана их перспективность для гибкой электроники. Для пленок, напечатанных на гибких подложках PET, была обнаружена чувствительность сопротивления к механическим напряжениям ε в зависимости от геометрической формы структуры. Образцы с зигзагообразной формой являются более перспективными по сравнению со структурами с линейной формой. Сопротивление наиболее перспективных зигзагообразных пленок оставалось практически неизменным до радиуса изгиба 3 мм (ε ~ 1.5 %). Показано, что параметры сенсора при измерении влажности практически не менялись при изгибах до радиуса 3 мм.

В настоящей работе рассматриваются свойства тонких пленок, полученных из суспензии фторированного графена, кроссбар структур со слоем ФГ и структур с двумя взаимопроникающими контактами, созданными с помощью технологии 2D- печати на гибкой подложке Рис. 107.

Рис. 107. Оптические и СЭМ-изображения структур, созданных путем нанесения ФГ на гибкие подложки с напечатанными контактами Ag: структуры (a, б) на полиимидных (PI) пленках, (в) бумаге и (г) полиэтилентерефталате (PET).

Показана возможность наблюдения явления гигантского комбинационного рассеяния в случае нанесения слоя фторированного графена на печатный слой серебряных контактов. Были продемонстрированы крайне низкие токи утечки (менее 100 нА/см²), при использовании пленок ФГ толщиной от 20 до 40 нм в качестве изолирующего слоя. Также в качестве основных результатов исследования нужно отметить следующие: (1) прозрачность пленок FG на 97–99% при толщине до 25 нм в широком диапазоне длин волн, (2) плавное увеличение межплоскостного расстояния на ~2% от центра до края частиц фторированного графена, состоящих из нескольких слоев; (3) наблюдение только пика G и 2D и отсутствие пика D, связанного с дефектами в спектрах комбинационного рассеяния в случае гигантского усиления комбинационного рассеяния для пленок FG, напечатанных на слоях Ag.

Впервые представлены данные, полученные при изучении свойств пленок фторированного графена, полученных из суспензии, с различной степенью фторирования (емкости или проводимости) на гибких подложках при действии растягиваемых деформаций, возникающих при изгибе. Показана стабильность параметров и возможности использования тонких пленок фторированного графена для гибкой электроники вплоть до растягивающих напряжений 2,5–4% (радиус изгиба 1 мм). В целом, можно утверждать, что пленки фторированного графена имеют большие перспективы для использования в гибкой и печатной электронике.

КНИ-нанопроволочные сенсоры являются универсальной платформой для высокочувствительной экспресс-детекции маркеров различных заболеваний. На основе многоканальных сенсоров (Рис. 108, вставка) разработаны биочипы с новым типом модификации поверхности, который включает использование бифункционального реагента карбонилдиимидазола для формирования интерфейсного слоя вместо модифицированных силанов, и зондов для специфической детекции фрагментов матричной рибонуклеиновой кислоты тропонина (MTN) в качестве маркера инфаркта миокарда. Исследовано влияние пассивации активированной карбонилдиимидазолом поверхности сенсоров глицином и аминоэтанолом на заключительном этапе формирования биочипов на их отклик и уровень фонового сигнала в 1 мМ фосфатных буферных растворах (PBS) с разной концентрацией MTN-аналита.

Рис. 108. Отклик многоканальных сенсоров при детекции MTN в 1 мМ PB, pH7.4. Cенсоры с комплементарными - (1, 2) и некомплементарными - (3, 4) парами зонд-аналит, с пассивацией в глицине – (1, 3) и аминоэтаноле - (2, 4). Каждая точка усреднена по 9-ти сенсорным элементам. На вставке – оптическое изображение 9-ти канального сенсора.

На Рис.108 показан отклик многоканальных сенсоров в дифференциальной моде Resp(dif) при детекции МTN

здесь I_ds(test) и I_ds(ref) – ток тестового (с зондами) и референсного (без зондов) сенсоров, соответственно, на одном и том же чипе. Отклик сенсоров с некомплементарными парами олигонуклиотидный зонд – MTN (Рис.108) определяет уровень фонового сигнала от неспецифичного взаимодействия.

Результаты исследований показали, что за увеличение отклика и специфичности сенсоров при детекции аналита после пассивации глицином и аминоэтанолом ответственны разные механизмы. При пикомолярной концентрации аналита в растворе предложенный тип модификации поверхности с обработкой в глицине обеспечивает высокоспецифичный отклик ~ 60% к МТN-маркеру инфаркта миокарда.

Целью работы являлось исследование возможности индикации белка VP-40 - маркера вируса Эбола и его комплексов с антителами в реальном масштабе времени с помощью КНИ-нанопроволочных сенсоров. Для обеспечения максимальной чувствительности адсорбция аналита осуществлялась непосредственно на поверхность сенсора (без модифицирующих слоев). В работе использовались как одноканальные, так и многоканальные сенсоры для верификации результатов.

Рис. 109. I_ds (t) зависимости сенсора, измеренные при последовательном нанесении на его поверхность 1 мM PBS, целевого белка VP-40, проб с МСА, сывороткой крови и с антителами. Вставка показывает I_ds (t) зависимости сенсоров при детекции МСА.

Рис. 109 показывает изменение тока и отклик сенсоров (определенный относительно исходного сигнала в фосфатном буфере PBS) при индикации VP-40, специфичных к нему моно- и поликлональных антител (MCA и c-antibody, соответственно). Уменьшение тока I_ds n-канальных сенсоров при нанесении проб означает накопление отрицательного заряда на их поверхности.

Исследования показали, что отклик сенсоров для проб 10^-6VP-40 и 10^-6 МСА не превышает 14%. Максимальное значение отклика биосенсора с адсорбированными на поверхность маркерами вируса Эбола на их специфическое взаимодействие с моноклональными антителами достигается при условии N_VP-40 ≈ N_MCA и составляет для тех же проб порядка 70%. Индикация белков с помощью КНИ – нанопроволочных сенсоров в исследуемых пробах осуществляется в реальном масштабе времени и составляет (200-300) сек на пробу. Для сравнения, аналогичная индикация инфекционных агентов с помощью полимеразной цепной реакции проводится десятки минут без учета подготовительных работ [J. Clinical Virology. v.77, p. 9–14, 2016].

Результаты исследований показали перспективность используемого подхода 1) для индикации комплексов антиген-антитело в режиме реального времени и 2) индикации такого фундаментального параметра, как зарядовое состояние комплексов и их компонентов в исследуемых растворах.

Биосенсоры - это аналитические устройства, использующие биологические материалы для "узнавания" определённых молекул и выдающие информацию об их присутствии и количестве в виде электрического сигнала. Любой биосенсор состоит из двух принципиальных функциональных элементов: биоселективной мембраны, использующей различные биологические структуры, и физического преобразователя сигнала, трансформирующего его в электрический. Для считывания и записи информации используют электронные системы усиления и регистрации сигнала. На рисунке 110 приведены блок-схема прибора и схема измерений.

На поверхности биоселективной мембраны Рис. 111 иммобилизируют специфичные биологические молекулы-рецепторы (антитела, антигены), которые связываются с молекулами искомого вещества. Специфичность партнеров по связыванию характеризуется их аффинностью, т.е. прочностью связывания активных центров молекулы антитела с детерминантными группами антигена.

Рис. 110. Блок-схема для измерения амплитудно-частотной зависимости. G- генератор напряжения, QR- кварцевый резонатор, CT - трансформатор тока, LA - логарифмический усилитель (AD8307), Оsc Осциллограф Tektronix TDS2012 (используется как аналогоцифровой преобразователь), PC - персональный компьютер.

Аффинность партнеров по связыванию может быть определена путем измерения силы разрыва связи между ними.

Рис. 111. Картридж измерительной ячейки размером 25×55 мм (1- контакты; 2-нижнее основание: 3 - верхняя крышка; 4 - кварцевый резонатор); справа показан ее внешний вид. Капля с материалом размещается в центральной части золоченого электрода.

Измерение сил разрыва связей в биологических молекулах является нетривиальной задачей, результаты которой могут быть полезны для широкого круга работ исследовательского и прикладного характера, в том числе и при создании биосенсоров. При исследовании биологических систем для минимизации вносимых искажений предпочтительно избегать электромагнитного воздействия, поэтому особую ценность приобретают методы, основанные на механическом воздействии. С этой задачей прибор справляется.

На кварцевый резонатор (QR) от генератора (G) подается переменное напряжение, и проводится сканирование в области резонансной частоты. Увеличение напряжения на поверхности резонатора вызывает увеличение амплитуды сдвиговых осцилляций. При каждом значении напряжения записывается амплитудно-частотная характеристика с проходом через резонансную частоту. Затем напряжение увеличивают на шаг и сканирование повторяют. Амплитуда сдвиговых осцилляций зависит от величины прикладываемого напряжения. При определенной величине напряжения (пороговое напряжение) инерционные и вязкие силы молекул сравниваются по величине с силой разрыва связи, и связанные с поверхностью молекулы отрываются, что фиксируется прибором по изменению АЧХ, см. Рис. 112.

Рис. 112. Интерфейс управляющей программы

Таким образом, разработан и изготовлен прибор, позволяющий измерять силу разрыва связей биообъектов. Данный тип устройств перспективен в качестве инструмента для экспресс-диагностики на ранних стадиях развития заболеваний.

Методами динамической силовой спектроскопии выполнено исследование энергетических профилей механической денатурации ДНК/ДНК-комплексов длиной 20 пар оснований, содержащих A/T- и G/C-богатые концы длиной 5 пар оснований (Таблица 1). В основе подхода лежит измерение силы разрыва двойной спирали ДНК в некотором динамическом диапазоне нагружений. Аппроксимация полученной зависимости силы разрыва от скорости нагружения F(R) моделью Белла-Эванса позволяет определить количество и положения потенциальных барьеров вдоль координаты реакции, а также установить величины связанных с ними констант скорости диссоциации и равновесных времён жизни.

Таблица 1. Последовательности олигонуклеотидов ДНК, образующих модельные комплексы: ON1/ON3 и ON1/ON4 содержат однонуклеотидные несоответствия в GC- и AT-богатых концах, соответственно.

Использование двух методов силовой спектроскопии позволило расширить динамический диапазон измерений, а также реализовать разные механизмы разрыва молекулы: сдвиговый в методе АСС и последовательное разделение нуклеотидов в методе REVS.

Экспериментально установлено наличие двух потенциальных барьеров на пути механической денатурации комплексов в сдвиговом режиме методом АСС, что отражается в наличии на зависимости F(R) двух участков c различными углами наклона (Рис. 113). Предположительно, первый барьер связан с растяжением двойной спирали ДНК, а второй- с разрывом водородных связей между цепями.

Установлено, что присутствие однонуклеотидного несоответствия в одном из концов последовательности не отражается на положениях барьеров вдоль координаты реакции и на кинетике преодоления первого барьера, связанного с растяжением двойной спирали. Внедрение несоответствия в термодинамически более стабильный, GC-богатый, конец молекулы на порядок увеличивает константу скорости её диссоциации.

Метод REVS впервые применен в исследовании параметров энергетического профиля диссоциации биомолекулярных комплексов. Ключевой особенностью экспериментов REVS являются низкие значения скоростей нагружения, что позволило провести измерения прочности модельных дуплексов ДНК вблизи термодинамически равновесного состояния (горизонтальные участки на зависимостях F(R) на Рис. 114). Таким образом, показана перспективность метода REVS в исследовании тонких особенностей энергетических профилей диссоциации биомолекулярных систем.

Механическая денатурация модельных ДНК/ДНК-комплексов в режиме последовательного разделения нуклеотидов протекает с преодолением единичного потенциального барьера. Однонуклеотидное несоответствие, находящееся в начале последовательности, в данном случае вносит существенный вклад в снижение стабильности комплекса. Это объясняет гораздо более заметное его влияние на положение барьера по сравнению со сдвиговым режимом разрыва.

Электрооптические модуляторы (ЭОМ) являются ключевым компонентом систем передачи информации с использованием светового излучения [Nanophotonics. 2014. 3, № 4-5. P. 229-245; New Jersey: John Wiley@Sons. Inc., 2016. P.448-472].

Изготовление ЭОМ на кремнии обусловлено: 1) физическими свойствами систем Si/SiO₂ (разница в коэффициентах преломления света в Si и SiO₂ позволяет локализовать световую волну внутри Si волновода), 2) развитием технологии пленок кремния-на-изоляторе (КНИ) и возможностью изготовления волноводов на их основе при использовании хорошо разработанной КМОП-технологии.

>

Табл. Параметры 5 мм волновода, сформированного локальным окислением в пяти точках. W₂ и h_c - ширина на уровне полувысоты гребня и высота гребня волновода, соответственно, (см. Рис.115 а), S_q - шероховатость поверхности

Самый распространенный метод модуляции световой волны, используемый в настоящее время в кремниевых устройствах, основан на зависимости коэффициента преломления света от концентрации свободных электронов и дырок. Поэтому основным элементом ЭОМ является волновод, в котором создается p-n-диод, управляющий концентрацией свободных носителей заряда. Из различных конструкций ЭОМ, наиболее перспективными считаются конструкции с гребенчатым волноводом и модулирующим p-n-диодом комбинированного типа, который сочетает в себе элементы горизонтального и вертикального p-n-диодов. Такие конструкции требуют высокоточного позиционирования p-n-перехода (его смещение в волноводе на 50 нм может приводить к уменьшению эффективности управления световым потоком более чем на 40 % [New Jersey: John Wiley&Sons. Inc., 2016. P.448-472]) и имплантации примеси под углом, если используется волновод с прямоугольным гребнем [Opt. Express. 2011. 19, №12. P.1180 4-11814]. Геометрия волновода, его конструктивные параметры (высота, ширина гребня, высота основания), шероховатость поверхности критичным образом влияют на режим распространения света и на эффективность ЭОМ. Классически гребень волновода имеет прямоугольную форму и формируется плазмохимическим травлением.

В работе использовано локальное окисление, позволяющее формировать волноводы с различными (Рис.115 а, б), хорошо воспроизводимыми конструктивными параметрами (см. табл.). Наклонные стенки волновода в форме “сглаженной” трапеции позволяют использовать стандартную планарную имплантацию примеси при формировании управляющего p-n-диода в волноводе (Рис.115 в). Данный подход перспективен при создании ЭОМ с низким уровнем внутренних потерь в рамках стандартной КМОП-технологии.

Одной из главных задач исследований на установке ГДЛ в Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера является удержание горячих ионов с энергиями термоядерного диапазона, которые образуются в результате мощной атомарной инжекции в плазму, удерживаемую в газодинамическом режиме. Установка ГДЛ является магнитной ловушкой открытого типа с линейной осесимметричной конфигурацией. Особенностью ГДЛ является наличие интенсивного потока нейтральных атомов с энергиями в диапазоне 1–25 кэВ, которые возникают в результате перезарядки горячих ионов и покидают плазму, что дает возможность создать информативную диагностику, позволяющую исследовать плазму горячих ионов по нейтралам перезарядки.

Для регистрации быстрых нейтральных частиц использовались фотодиоды с тонким мертвым слоем, способные регистрировать атомы с энергией от 1 кэВ. Созданы две камеры-обскуры для изучения радиального распределения эмиссии атомов перезарядки из плазмы ГДЛ: в центре ловушки установлена камера на основе диодов AXUV16ELG (16 каналов), а в области с максимальной плотностью горячих ионов – камера на основе экспериментальных лавинных диодов (9 каналов), которые были разработаны и изготовлены в ИФП СО РАН. Диагностика позволяет наблюдать процессы накопления и удержания горячих ионов в течение плазменного разряда в режиме с атомарной инжекцией, а также изучать процессы, связанные с магнитогидродинамической (м.г.д.) активностью горячей плазмы: желобковыми и акустическими модами.

>

Рис. 116. а) Вид детектора, состоящего из линейки девяти лавинных диодов, изготовленных на одном кристалле и размещенных на керамическом основании в металлостеклянном корпусе, б) поперечная схема двух элементов линейки лавинных диодов.

Во второй камере-обскуре установлен кремниевый чип из девяти экспериментальных лавинных диодов (9 каналов) на одном кристалле (рис. 116 а), который смонтирован на керамическом основании в металлостеклянном корпусе, что позволяет использовать детектор в вакууме. Основой отдельного элемента детектора ядерных излучений является модернизированный лавинный диод с глубокой слаболегированной диффузионной p-областью и наличием латеральных и глубокозалегающих протяженных охранных переходов с пониженной концентрацией примеси бора по отношению к сильнолегированной контактной области p⁺ и основному переходу. Поперечный разрез двух лавинных диодов представлен на рис. 116 б (p⁺ и p^– обозначают относительную степень легирования бором). Размеры активной площадки отдельного лавинного диода составляют 1×9 мм². На кристалле расположено 9 диодов с расстоянием между ними 500 мкм. Размеры кристалла составляют 15.7×11.4 мм².

При малых напряжениях смещения (меньше 300 В) диоды работают в режиме обычного фотодиода. При больших напряжениях смещения (около 500 В) в лавинном диоде носители заряда, образованные за счет торможения частиц или поглощения излучения, приобретают в сильном электрическом поле p–n-перехода (более 10⁵ В/см) энергию, достаточную для ударной ионизации атомов решетки, и создают на своем пути вторичные носители заряда. В результате происходит лавинное усиление сигнала.

Таким образом, с помощью предложенной диагностики наблюдалось накопление быстрых частиц в процессе нагрева плазмы мощными атомарными пучками, регистрировалась м.г.д.-активность плазмы в ГДЛ. В частности, наблюдалась модуляция интенсивности потока быстрых частиц с частотой ~10 кГц, соответствующей частоте дифференциального вращения плазмы.

>

Рис. 117. Чувствительность лавинного диода (APD) к потокам протонов с энергией от 2 до 12 кэВ в сравнении с известной характеристикой диода (IRD) AXUV HE1. APD диод работал в режиме без лавинного усиления при напряжении смещения 50 В.

Экспериментальные многоканальные диоды, разработанные ИФП СО РАН, были протестированы в режиме работы с лавинным усилением при регистрации электромагнитного излучения и частиц с энергией от нескольких килоэлектрон-вольт. Коэффициенты усиления диодов при регистрации излучения и частиц совпадают. Максимально полученный коэффициент усиления равен 80. Проведено сравнение чувствительности экспериментальных диодов и диодов AXUV HE1 при облучении пучками протонов с энергией 2–12 кэВ (в режимах без лавинного усиления). В режиме с лавинным усилением чувствительность таких диодов повышается, и они могут применяться в диагностиках атомов перезарядки при регистрации сигналов малой интенсивности.

Эксплуатация диодных линеек в течение года в плазменном эксперименте на установке ГДЛ не выявила признаков их деградации вследствие накопления дефектов в полупроводниковых структурах при флюенсе 10¹² см^–1 (при энергии атомов от 1 до 25 кэВ).

В работе [В.Н. Васильев и др., Успехи прикладной физики, 2015, Т. 3, № 5, С. 486-495] сообщалось о различии величин минимального детектируемого (порогового) светового потока I_пор , определенных с использованием двух методик измерения, а именно: в экспериментах с модулированной однородной засветкой фотоприемника и в экспериментах, использующих локальное пятно засветки с размерами, близкими к размеру его фоточувствительного элемента (ФЧЭ). Утверждалось, что найденная во втором случае величина I_пор превышает таковую при однородной засветке, причем в случае линейчатых ФПУ (ЛФПУ) с временной задержкой накопления (ВЗН) указанное различие может достигать трех раз.

>

Рис. 118. Доля частиц, стекших на диод центрального ФЧЭ, из числа частиц, рожденных в пределах центрального ФЧЭ (кривые 1 – 3) и из числа всех частиц, рожденных в слое абсорбера (кривые 1'- 3'). Кривые 1 и 1', 2 и 2', и 3 и 3' соответствуют квадратному, круглому и гауссову пятнам засветки.

В выполненной работе дан количественный анализ эффекта для матричных ФПУ (МФПУ) с толщиной слоя абсорбера 6 мкм в предположении, что этот эффект мог бы быть объяснен диффузией фотогенерированных носителей заряда (ФНЗ) из локально освещенного ФЧЭ ФПУ в соседние фотоэлементы. Для этого методом Монте-Карло проводилось моделирование диффузии ФНЗ из центрированных на ФЧЭ размером 30×30 мкм круглого, квадратного и гауссова пятен засветки в соседние ФЧЭ при актуальных величинах параметров задачи (геометрические размеры матрицы МФПУ, длины диффузии ФНЗ и длины поглощения излучения в фоточувствительной пленке фотоприёмника). Анализировалась зависимость от размера пятна Δ_spot количества частиц, стекших на фотодиод рассматриваемого ФЧЭ при его нормировке на число частиц, рожденных в пятне засветки либо на полное количество частиц, рожденных в слое абсорбера (см. рис. 118).

Анализ результатов проведенных Монте-Карло расчетов позволил сделать следующие выводы:

1) При принятых значениях параметров задачи диффузия ФНЗ за пределы освещенного ФЧЭ может увеличить величину порогового детектируемого потока при освещении МФПУ пятном до 30-40% по сравнению со случаем равномерной засветки фотоприемника.

2) Нормированная на мощность излучения в пучке величина фотосигнала засвеченного ФЧЭ быстро спадает с увеличением размера пятна засветки в диапазоне 10-40 мкм; это связано с уменьшением доли пучка света в центральном пикселе. При этом для гауссова пятна с размером 30 мкм найденный пороговый поток оказывается увеличенным примерно в 3 раза по сравнению со случаем равномерной засветки матрицы. Этот результат показывает, что критически важным фактором для методики определения пороговых характеристик МФПУ с применением “пиксельной” засветки является точность покрытия пятном ФЧЭ матрицы; этот же фактор играет важную роль как определяющий различие величин пороговых потоков и для ВЗН-ЛФПУ.

3) В целом проведенное рассмотрение дает общий пример анализа (распространенный в работе также и на случай ВЗН-ЛФПУ), позволяющего для конкретных значений параметров задачи посредством моделирования методом Монте-Карло предсказать величины пороговых характеристик многоэлементных ФПУ, определенных с использованием локальной (“пиксельной”) засветкой фотоприёмника и его однородной засветкой.

Целью исследований являлось получение и анализ спектров фотопроводимости пленок PbSnTe:In, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии, вблизи и за краем области фундаментального поглощения. Помимо получения новых данных о свойствах и параметрах примесных уровней, это представляет интерес для потенциального использования таких пленок в сверхдальней ИК и субмиллиметровой областях оптического спектра. Исследовались образцы толщиной 1-2 мкм с содержанием SnTe примерно x ~ (0,25-0,30). Спектры фотопроводимости измерялись в диапазоне Т= (4,4-32,4)K с помощью фурье-спектрометра Bruker Vertex 70v в проточном криостате Oxford Instruments Optistat CF. На образец подавалось напряжение смещения ~ 0.4B. Для дополнительной подсветки использовался синий светодиод. Рабочий диапазон системы составлял 30-680 см^-1, спектральное разрешение 4 см^-1.

Рис. 119. Спектры фотопроводимости образца PbSnTe(In) при различных температурах (K): 1 — 4.4, 2 — 11, 3 — 12, 4 — 15, 5 — 17.1, 6 — 25, 7 — 32.4. Край межзонного поглощения сдвигается в сторону меньших энергий (4.4 < T < 25K), а затем наоборот (T > 25K).	Рис. 120. Зависимость амплитуды наблюдаемых субщелевых особенностей спектров фотопроводимости образца PbSnTe(In) от температуры. Буквы соответствуют обозначениям особенностей на рис. 119.

На рис. 109 показана серия спектров фотопроводимости для образца с x ~ 0,25,`полученных при разных температурах в диапазоне T = 4,4 – 32,4 K. Стрелками с индексами a-d на рисунке обозначены особенности, появление которых обусловлено уровнями локализации в объеме пленки и на поверхности. Максимум пика a соответствует энергии около 37 мэВ ( = 33,5 мкм). На рис. 120 показаны температурные зависимости амплитуд субщелевых особенностей. Видно, что с увеличением температуры амплитуды разных пиков ведут себя по-разному, хотя их положение не меняется. Так, пик a с ростом температуры затухает, в то время как амплитуда пика d возрастает в несколько раз. Одновременно наблюдается немонотонный сдвиг края фундаментального поглощения в диапазоне E ~ (64-73) мэВ, объясняемый сдвигом Мосса-Бурштейна.

>

Рис. 121. a — энергетическая диаграмма, иллюстрирующая наблюдаемые в спектрах фотопроводимости переходы. Все энергии указаны в мэВ. cut-off — положение красной границы межзонного поглощения, meta — метастабильный электронный уровень. b — структура зон и положение уровней вблизи поверхности образца. Пунктиром указано изменение зон при подсветке синим светом. Цифрами обозначены возможные пути ухода электрона с метастабильного уровня.

Полученные результаты объясняются в рамках модели, схематично представленной на рис. 121. Спектры быстрой части фотопроводимости в твердых растворах Pb_1-xSn_xTe(In) определяются совокупностью межзонных переходов, переходов между примесными состояниями и разрешенными зонами, а также электронными переходами с поверхностных состояний в зону проводимости. Обнаружено, что дополнительная коротковолновая подсветка существенно перестраивает спектр субщелевой фотопроводимости, что связывается с неоднородным по объему фотовозбуждением. Необходимо отметить, что форма спектров и их трансформация при изменении температуры отличаются для образцов с разным составом. Так, в пленке с составом x ~ 0,29 энергия наиболее длинноволнового пика E ~ 25 мэВ ( = 49,6 мкм), а в исследованной пленке с составом x ~ 0,3 E ~ 17 мэВ ( = 73 мкм). При этом амплитуда фотосигнала для этих пиков составляет от нескольких до десятков процентов по отношению к сигналу в фундаментальной области спектра, что представляет потенциальный интерес для практического использования таких пленок в сверхдальней ИК и субмиллиметровой областях спектра.

В исследованиях свойств топологических изоляторов особый интерес представляет изучения взаимного влияния ферромагнитных слоев (ФМ) и топологических поверхностных состояний (ПС). С одной стороны, ожидается проявление эффекта магнитной близости, который заключается в нарушении симметрии обращения времени и появления запрещенной щели в спектре ПС. С другой стороны, поляризованные по спину токи через ПС могут управлять намагниченностью ФМ слоев посредством “spin-torque” эффекта. Эти эффекты дают возможность управления спином, и могут быть интересны для использования в будущих устройствах спинтроники.

Целью данной работе было изучение структуры и магнитных свойств тонких ФМ пленок Co, CoFe и CoFeB, осажденных на поверхность топологического кристаллического изолятора Pb_1-xSn_xTe, и изучение электронной структуры формируемой гетерограницы.

В работе изучалась поверхность пленок Pb_0.71Sn_0.29Te, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках (111) BaF₂ . ФМ слои осаждались в сверхвысоком вакууме либо среде аргона (~10-3 мбар) путем термического либо лазерного распыления. В процессе осаждения структура поверхноси контролировалась посредством дифракции быстрых электронов (ДБЭ). Электронная структура поверхности изучалась методом лазерной фотоэмиссионной спектроскопии с угловым разрешением (ФЭСУР).

Поверхность Pb_1-xSn_xTe предварительно подготавливалась путем химической обработки в растворе HCl в изопропиловом спирте для удаления оксидов на поверхности и последующего отжига в сверхвысоком вакууме при температуре 300°C для получения атомно-чистой упорядоченной поверхности с реконструкцией (1×1). В спектрах ФЭСУР подготовленной таким образом поверхности Pb_0.71Sn_0.29Te вблизи Г-точки хорошо наблюдаются топологические поверхностные состояния в виде конуса Дирака с точкой Дирака вблизи уровня Ферми (Рис. 112 а). Осаждение слоев Co приводит к появлению на поверхности заметного (~20 мэВ) изгиба зон вверх при толщине покрытия в 1.1Å Co, однако в законе дисперсии поверхностных состояний не наблюдается значительных измерений (Рис. 122 б, в).

Увеличение толщины покрытия Co до 3Å приводит к увеличению вклада в спектр состояний Co, на фоне которых вклад ПС становятся уже неразличим (Рис.122 г). Анализ картин ДБЭ показал, что рост Fe_0,4Co_0,4B_0,2 на поверхности (111) Pb_0.71Sn_0.29Te при температурах ~150°C происходит эпитаксиально.

Для изучения транспортных свойств пленок Pb_0.71Sn_0.29Te в условиях инжекции спин-поляризованных носителей из ФМ контактов были изготовлены латеральные спин-вентильные структуры Co/Pb_0.71Sn_0.29Te/CoFe на основе пленок Pb_0.71Sn_0.29Te, легированных In, и изучено их магнетосопротивление при Т~4.2 К. Протекание тока в исследуемых образцах описывалось теорией токов, ограниченных пространственным зарядом, в присутствии ловушек заряда с характерной зависимостью тока в структуре от приложенного смещения на контактах I ~ U². Измерение магнетосопротивления структуры в зависимости от направления изменения магнитного поля (Рис. 122 д) показало наличие заметного гистерезиса, что может указывать на проявление спин-вентильного эффекта.

При гелиевых температурах состав x ~ 0,35 соответствует безщелевому состоянию твёрдого раствора Pb_1-xSn_xTe. При x > 0,35 разрешённые зоны инвертированы и реализуется фаза топологического кристаллического изолятора (ТКИ) с дираковскими поверхностными состояниями. Имеются также данные, что ТКИ-фаза может существовать и при несколько меньших значениях x. Изучение транспортных свойств, обусловленных такими состояниями, представляет особый интерес для задач спинтроники, однако обычно оно затруднено шунтированием поверхностной проводимости сравнительно большой проводимостью объёма образцов. Известно, что объёмная проводимость может быть существенно, вплоть до полуизолирующего состояния, снижена добавлением в PbSnTe индия в области составов x ~ (0,22-0,28), а по некоторым данным – вплоть до x ~ (0,31-0,33). Сказанное и является причиной повышенного интереса к PbSnTe с составами вблизи инверсии зон и особенно к свойствам их поверхности. Эффективным инструментом для исследования электрофизических свойств поверхности является эффект поля и анализ свойств МДП-структур. Однако для PbSnTe известны лишь отдельные такие работы, а для PbSnTe:In соответствующие исследования проводятся только в ИФП СО РАН. В работе исследованы МДП-структуры на основе монокристаллических плёнок PbSnTe:In толщиной 1-2 мкм с высокой подвижностью носителей заряда, полученных методом МЛЭ на подложках (111)BaF₂ , с составами, близкими к x ~ 0,3.

Принципиальная схема экспериментальной структуры и её эквивалентная схема представлены на рис. 123. В полуизолирующей плёнке PbSnTe:In были сформированы n⁺ - области истока и стока, которые были разделены зазором шириной 50 мкм. Такие области изготавливались вакуумным напылением тонкого слоя индия с последующим диффузионным отжигом. Электрофизические параметры соответствующих областей контролировались по эффекту Холла. В качестве изолятора в МДП-структуре использовалась майларовая плёнка толщиной 8 мкм. Такой подход позволил изучать влияние обработок поверхности на характеристики МДП-структуры, так как имелась возможность после проведения измерений «разобрать» структуру, подвергнуть поверхность PbSnTe обработке и провести повторные измерения. В экспериментах измерялись зависимости, в том числе релаксационные, тока исток/сток при тянущем напряжении U_bias = (0-3) В без и при освещении в ближнем ИК-диапазоне (примерно до 5 мкм) от напряжения на затворе величиной U_gate = ±(0-1250) В.

>

Рис. 123. Схема экспериментальной структуры (вверху) и принципиальная измерительная схема (внизу).

На рис. 124 (внизу) в качестве примера приведены временные зависимости тока исток/сток структуры на основе плёнки PbSnTe:In с составом x ~ 0,29 толщиной 1,7 мкм и максимальной подвижностью электронов ~ 4.104 см2В-1с-1 при Т = 40 К. Стационарные ВАХ при любых U_gate и разных обработках поверхности качественно соот-ветствовали модели токов, ограниченных пространственным зарядом в присутствии ловушек. В верхней части рис. 124 показаны временные зависимости U_gate (левая шкала) и напряжения питания на источнике освещения (правая шкала). Красная кривая на нижнем рисунке соответствует U_gate > 0, черная - U_gate < 0. Видно сильное отличие зависимостей для разных полярностей U_gate , которое является следствием монополярной (электронной) инжекцией из контактов. Резкое (более чем в 10⁵ раз) увеличение тока для U >> 0 на начальном участке связано с экранировкой поля затвора свободными электронами, инжектируемыми из контакта. Релаксация (уменьшение) тока в области t > 50 с при U_gate = +1250 В вызвана перераспределением поверхностного заряда, индуцированного полем затвора, между свободными электронами и ловушками на поверхности. Динамика нарастания и спада фототока при разных полярностях U_gate , существенно отличается. Это объясняется разным зарядовым состоянием поверхностных центров локализации при разных полярностях U_gate , играющих существенную роль в фотопроводимости. Этим же обусловлено и сильное отличие кривых в области t > 900 с, где «всплеск» тока при уменьшении U_gate вызван зарядом, захваченным на медленные поверхност-ные состояния. Важная и даже определяющая роль поверхности в релаксационных процессах в плёнках PbSnTe:In была подтверждена сильным изменением динамики тока исток/сток после удаления окислов на поверхности слабым раствором HCl в изопропиловом спирте и ее пассивацией слоем Al₂O₃ , полученным атомно-слоевым осаждением.

>

Рис. 124. Зависимость тока исток/сток от времени (внизу) при положительном (1) и отрицательном (2) затворном напряжении U_gate и U_bias = 0.091 В. Вверху показаны временные зависимости абсолютного значения U_gate (левая шкала) и напряжения на источнике освещения образца (правая шкала). Т=4,2 К.

Таким образом, в плёнках PbSnTe:In в эффекте поля впервые наблюдалось гигантское (до 10⁵ раз) изменение проводимости со сложной динамикой, определяемой локализованными поверхностными состояниями. Обнаружено сильное влияние состояния поверхности на характеристики МДП-структур, позволяющее считать, что значительное число релаксационных особенностей в полуизолирующих тонких плёнках PbSnTe:In определяется поверхностными состояниями.

Проведено всестороннее численное моделирование электрооптического модулятора Маха-Цендера на основе квантово-размерного эффекта Штарка (QCSE) в слоистых структурах InAlGaAs (см. Рис. 125 а) с множественными квантовыми ямами (MQW) на подложке из фосфида индия (InP). Новизна в дизайне модулятора заключается в использовании двуслойных гребенчатых оптических волноводов, которые позволяют обеспечить технологичную и эффективную (1.5 дБ на элемент) стыковку модулятора с оптическим волокном за счет неоднородного изменение ширины оптического волновода (см. Рис. 125 б).

>

На основе СВЧ расчетов показано, что изменяя ширину электродов и расстояние между двумя волноводами двух плеч интерферометра Маха-Цендера, можно добиться согласования импеданса СВЧ тракта модулятора с внешней 50-омной нагрузкой и скоростей СВЧ и оптической волн в модуляторе. Результаты работы могут найти применение в устройствах интегральной оптики, оптической связи и радиофотоники.

Представлены результаты численного моделирования электрооптического модулятора Маха-Цендера с применением делителей пучка на основе многомодовой интерференции (ММИ) в структуре кремний на изоляторе (КНИ) (см. Рис. 126 а). Управление обеспечивается за счет эффекта обеднения в вертикальном p-n переходе, который может быть изготовлен с помощью технологической процедуры самовыравнивания. Предложена оптимальная конструкции модулятора, согласованного с внешней 50-омной нагрузкой, для которого при величине обратного смещения в 5 вольт и активной длине 1.7 мм возможна оптическая рабочая полоса частот около 50 ГГц. Предложен особый профиль легирования p-n перехода модулятора (см. Рис. 126 б), обеспечивающий оптическую полосу частот 30 ГГц при величине обратного смещения в 3 вольта и длине модулятора 2.5 мм.

Рис. 126. Моделирование электрооптических модуляторов в структурах КНИ. а) Оптическая схема интерферометра Маха-Цендера с применением ММИ 1×2 и ММИ 2×2. б) Поперечный срез легирующих областей в ходе изготовления электрооптического модулятора на основе вертикального p-n перехода.

Такие модуляторы могут найти применение в устройствах интегральной оптики, оптической связи и радиофотоники.

Поверхность p-GaAs(Cs,O) с отрицательным эффективным электронным сродством (ОЭС), при котором уровень вакуума лежит ниже дна зоны проводимости в объеме GaAs на χ≈-0.2 эВ, широко используется в фотоэмиссионных приборах [Р.Л. Белл, Эмиттеры с отрицательным электронным сродством, Энергия, М. (1978)]. Поверхности полупроводников с положительным эффективным сродством (ПЭС) χ^* ~ 0.2-0.4 эВ интересны в связи с возможностью повышения эффективности преобразования солнечной энергии за счет использования фотонно- усиленной термоэлектронной эмиссии [J.W. Schwede, et al., Nat. Mater. 9 (2010) 762]. При ПЭС величина тока фотоэмиссии определяется поверхностным потенциальным барьером, который необходимо преодолеть фотоэлектронам, и вероятностью их выхода в вакуум, которая оказалась сравнительно малой P_t ≤ 10% [Appl. Phys. Lett. 105 (2014) 251602]. В случае ОЭС, потенциальный барьер для выхода фотоэлектронов со дна зоны проводимости в вакуум отсутствует, однако вероятность эмиссии при однократном соударении с поверхностью также мала. При этом большой квантовый выход фотоэмиссии ОЭС-фотокатодов (до ~ 50%) обеспечивается, предположительно, захватом электронов в квантово-размерные состояния в области поверхностного изгиба зон и эмиссией в вакуум благодаря "многократным столкновениям" с поверхностью за время жизни в этих состояниях. В работе изучена эволюция вероятности выхода электронов в вакуум при переходе от ОЭС к ПЭС.

Эксперименты проводились на эпитаксиальных слоях сильнолегированного p-GaAs(001) с концентрацией дырок 7.10¹⁸×см^-3. Методы приготовления чистой поверхности GaAs(001), нанесения цезия и кислорода, измерения спектров квантового выхода фотоэмиссии, а также определения вероятности выхода электронов в вакуум по измеренным спектрам описаны в [Appl. Phys. Lett. 105 (2014) 251602].

В данной работе измерялась эволюция спектров квантового выхода фотоэмиссии при нанесении избыточного кислорода или цезия на оптимально активированную поверхность GaAs(Cs,O) с ОЭС χ^* ~ -0.2 эВ, при котором происходил переход от отрицательного к положительном сродству. На рис. 127 показаны зависимости вероятности выхода в вакуум термализованных электронов от эффективного сродства P_t (*) при адсорбции кислорода (квадраты) и цезия (треугольники).

Рис. 127. Зависимость вероятности выхода термализованных электронов в вакуум от эффективного электронного сродства при адсорбции кислорода и цезия на поверхности GaAs(Cs,O) с ОЭС.

Немонотонное поведение P_t (χ^*) при переходе от отрицательного к положительному сродству свидетельствует об изменении механизма эмиссии. Действительно, большая величина квантового выхода фотоэмиссии обеспечивается многократными соударениями с поверхностью электронов, захваченных на состояния в области поверхностного изгиба зон. Напротив, при ПЭС ток эмиссии определяется малой вероятностью выхода P_t ≤ 10% при однократном соударении с поверхностью электронов с большой энергией ε ~ χ^*, для которых вероятность захвата на состояния в области поверхностного изгиба зон пренебрежимо мала.

При понижении уровня вакуума, уменьшается энергия эмитируемых электронов, и вероятность захвата возрастает. Пока сродство остается положительным, такой захват приводит к уменьшению P_t, поскольку эмиссия захваченных электронов требует дополнительной термоактивации. Вблизи нулевого сродства, повидимому, реализуются наименее благоприятные для фотоэмиссии условия: вероятность захвата достигает максимального значения, а для эмиссии захваченных электронов, по-прежнему, требуется термоактивация. По мере дальнейшего снижения уровня вакуума, в области ОЭС, увеличивается число захваченных электронов, которые оказываются выше уровня вакуума, и уменьшается энергия термоактивации захваченных электронов. В результате, вероятность выхода электронов в вакуум увеличивается.

Вероятность выхода из GaAs(Cs,O) при адсорбции цезия P_t(Cs) значительно меньше, чем при адсорбции кислорода P_t(O₂), причём в области ОЭС P_t(Cs) / P_t(O₂)≈0.2, а в области ПЭС это отношение ещё меньше (~ 0.1). Меньшая величина P_t (Cs) при адсорбции Cs может быть обусловлена дополнительным отражением фотоэлектронов от двумерных "металлических" цезиевых кластеров, или рассеянием на этих кластерах и последующей рекомбинацией. Согласно результатам эксперимента, этот эффект более сильно проявляется в области ПЭС, в процессе эмиссии электронов при однократном соударении с поверхностью, чем в области ОЭС, где дополнительное отражение или рассеяние на Cs кластерах может частично компенсироваться возможностью эмиссии при многократных соударениях.

Таким образом, в данной работе изучена эволюция вероятностей выхода горячих и термализованных электронов из GaAs(Cs,O) в вакуум при переходе от отрицательного к положительному эффективному электронному сродству. Установлено, что при этом переходе вероятность выхода термализованных электронов монотонно уменьшается, проходит через минимум при нулевом сродстве и вновь увеличивается в области ПЭС. Обсуждается влияние двумерных цезиевых кластеров на вероятность выхода.

Фотокатоды с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС) на основе нитридных полупроводников являются перспективными элементами ультрафиолетовых однофотонных фотоприемников с координатной чувствительностью и источников фотоэлектронов [Jpn. J. Appl. Phys., 55 (2016) 05FH05]. Несмотря на практических интерес, до сих пор детально не изучен ряд физических явлений связанных с выходом фотоэлектронов из p-GaN фотокатода с ОЭС в вакуум. Одним из препятствий сдерживающих продвижение в данной научной области является сложность воспроизводимого получения поверхности полупроводника с ОЭС с заданными свойствами поверхности, такими как величины приповерхностного изгиба зон и истинного электронного сродства поверхности. Возможность управлять приповерхностным изгибом зон в фотоэмиссионных исследованиях фотокатодов с ОЭС может помочь получить дополнительную информацию о физических явлениях сопровождающих выход фотоэлектронов в вакуум, например таких, как упругое и неупругое [С.А. Рожков и др., Письма в ЖЭТФ 104 (2016) 128] рассеяние фотоэлектронов. Известно [L. Kronik, Y. Shapira, Surf. Sci. Rep. 37 (1999) 1], что освещая поверхность полупроводника можно уменьшить приповерхностный изгиб зон благодаря эффекту поверхностной фотоЭДС. ФотоЭДС на чистой поверхности p-GaN исследовалась в работе [J.P. Long and V.M. Bermudez, Phys. Rev. B 66 (2002) 121308]. Работ по детальному исследованию фотоЭДС на поверхности p-GaN с ОЭС ранее не проводилось. В данной работе фотоэмиссионным методом исследована фотоЭДС на поверхности р-GaN(Cs) фотокатода.

Измерения проводились на самодельном планарном вакуумном фотодиоде, в котором полупрозрачный p-GaN(Cs) фотокатод с ОЭС и металлический плоский анод были установлены параллельно друг другу в металлокерамическом корпусе. Толщина вюрцитного p-GaN слоя, выращенного на сапфире с ориентацией (0001), равна 170 нм. Концентрация магния и свободных дырок при 295 К в p-GaN слое составляли ~ 10¹⁹ см^-3 и ~ 10¹⁷ см^-3, соответственно. Адсорбция цезия на чистую поверхность p-GaN проводилась в сверхвысоком вакууме до достижения максимума тока фотоэмиссии. Измерялись вольт-амперные характеристики (ВАХ) вакуумного фотодиода при различных световых потоках при межзонном возбуждении p-GaN фотонами с энергией 3.65 эВ.

Анализ ВАХ фотодиода показал, что при увеличении оптической мощности излучения напряжение, при котором фототок насыщается, и квантовая эффективность p-GaN(Cs) фотокатода синхронно уменьшаются. Напряжение насыщения фототока равно контактной разности потенциалов вакуумного фотодиода и зависит от величины поверхностного изгиба зон фотокатода. Логарифмическая зависимость от оптической мощности синхронного уменьшения квантовой эффективности и контактной разности потенциалов свидетельствует о наличии поверхностной фотоЭДС, при этом уменьшение напряжения насыщения фототока равно величине фотоЭДС.

Рис.128. Зависимость величины поверхностной фотоЭДС (SPV) p-GaN(Cs) фотокатода от оптической плотности мощности (Po) в диапазоне температур 90–295 K.	Рис. 129. Зависимость квантовой эффективности p-GaN(Cs) фотокатода (QE) от величины поверхностной фотоЭДС (SPV) при 295 K (квадраты), 200 K (кружки) и 90 K (треугольники).

На Рис. 128. представлены измеренные зависимости поверхностной фотоЭДС от оптической мощности и температуры. ФотоЭДС логарифмически зависит от оптической мощности. При уменьшении температуры величина фотоЭДС возрастает, что является следствием уменьшения тока равновесных дырок на поверхность через приповерхностную область пространственного заряда. Из рисунка видно, что на поверхности p-GaN(Cs) при помощи фотоЭДС можно уменьшить поверхностный изгиб зон на ≤ 0.5 эВ, без изменения атомарной структуры поверхности.

На Рис. 129 приведена измеренная зависимость квантовой эффективности от величины поверхностной фотоЭДС. Как видно из рисунка квантовая эффективность p-GaN(Cs) фотокатода монотонно уменьшается при уменьшении приповерхностного изгиба зон. Мы измерили распределения эмитированных фотоэлектронов по продольной кинетической энергии и обнаружили, что уменьшение квантовой эффективности в основном связано с уменьшением ширины энергетического распределения фотоэлектронов на величину фотоЭДС.

Таким образом, в данной работе впервые исследована фотоЭДС на поверхности p-GaN фотокатода с ОЭС. Показано, что при помощи изменения величинысветового потока можно управлять величиной поверхностного изгиба зон p-GaN(Cs) фотокатода и изучать его фотоэмиссионные свойства.

ЛГСЭ представляет собой тонкую многослойную структуру, состоящую из полупроводниковой ГЭС, слоёв полимеров, диэлектриков и металлов, которые соединены между собой силами адгезии различной природы. На рис. 130 приведена схема поперечного сечения лёгкого гибкого солнечного элемента. Используемые для изготовления ЛГСЭ материалы значительно различаются между собой по своим физическим и химическим свойствам. Основной проблемой является существенное различие коэффициентов теплового расширения материалов. В процессе изготовления и эксплуатации ЛГСЭ подвергается термоциклированию в диапазоне от -60°С до 200°С. Термомеханические напряжения приводят к разрыву тонкой эпитаксиальной плёнки, отделённой от подложки. Предложены и апробированы способы компенсации термомеханических напряжений в ЛГСЭ на уровне состава и строения слоёв тыльной металлизации и гибкого носителя солнечного элемента.

Для компенсации термомеханических напряжений в ГЭС слои тыльной металлизации должны содержать металлы, значение модуля Юнга которых меньше чем у слоёв полупроводниковых материалов. Желательно, чтобы предел текучести компенсирующих слоёв металлизации был ниже порога трещинообразования в самом «слабом» слое ГЭС. Такими свойствами обладают Al и Au. На рис. 131 приведены фотографии образцов ГЭС двухкаскадных СЭ InGaP/GaAs размером 2×2 см², перенесённых с ростовой подложки на гибкий носитель из полиимидной плёнки толщиной 50 мкм. На образце №1 слой металлизации состоит из 10 нм Ti и 3080 нм Al, а на образце №2 – из 10 нм Ti и 1890 нм Mo.

Рис. 130. Схема поперечного сечения ЛГСЭ. Антиотражающее покрытие не показано. 1 – ГЭС; 2 – лицевой контакт; 3 – слои тыльной металлизации; 4 – контактная площадка лицевого контакта; 5 – слой индия; 6 – фиксатор вывода лицевого контакта; 7 – клей; 8 – вывод лицевого контакта; 9 – гибкий носитель; 10 – силиконовый клей; 11 – изоляция периферии ГЭС; 12 – силиконовый клей; 13 – слой индия; 14 – клей; 15 – вывод тыльного контакта; 16 – фиксатор вывода тыльного контакта; 17 – стекло радиационной защиты.

В верхней части рис. 131 приведены фотографии образцов №1 и №2 сразу после удаления подложки, а в нижней – после удаления стоп-слоя и отжига до 140°C. Эпитаксиальная плёнка со слоями Ti/Mo (образец №2) потрескалась уже в процессе удаления подложки, не смотря на то, что КТР GaAs и молибдена близки по своим значениям, а температура формирования металлических слоёв относительно невелика (см. выше). Образец со слоем металлизации Ti/Al (образец №1) сохранил свою целостность даже после отжига, но его поверхность приобрела рельеф типа «апельсиновой корки».

Рис. 131. Внешний вид образцов ГЭС со слоями тыльной металлизации, перенесенных на полиимидную плёнку.

Основой гибкого носителя является полиимидная плёнка (ПП). Этот материал обладает достаточной радиационной стойкостью, высокими механическими и температурными характеристиками. Но полиимид обладает большим значением КТР (2×10^-5 K^-1 при 25°С), в то время как у GaAs -5.7×10^-6 K^-1. Большое рассогласование по КТР обуславливает возникновению значительных термомеханических напряжений в ГЭС в процессе изготовления и эксплуатации ЛГСЭ.

Решить проблему компенсации термомеханических напряжений в связке ГЭС/металлизация/гибкий носитель удалось применением двухсторонней металлизации полиимидной пленки слоями алюминия. Был изготовлен образец, представляющий собой гетероэпитаксиальную структуру InGaP/GaAs со слоем металлизации 10 нм Ti/3 мкм Al, перенесенную на ГН. В качестве гибкого носителя использовалась полиимидная плёнка толщиной 25 мкм, ламинированная с двух сторон фольгой из Al толщиной 8 мкм. Фольга приклеивалась к ПП с помощью слоев силиконового компаунда толщиной 4 мкм. Конструкция была подвергнута термоциклированию. На фотографиях (см. рис. 132) показан внешний вид образца: 1) при комнатной температуре; 2) при нагреве до 160°С; 3) в жидком азоте; 4) после испарения жидкого азота; 5) при комнатой температуре после выравнивания.

Рис. 132. Влияние термообработки на внешний вид образца ГЭС InGaP/GaAs площадью 4 см² cо слоями тыльной металлизации на основе Ti/Al, перенесенного на гибкий носитель.

В процессе охлаждения в жидком азоте образец выгнулся в сторону ГЭС и сохранил принятую форму после нагрева до комнатной температуры (фотография 3 и 4 на рис. 132). Такое поведение объясняется тем, что при низких температурах существенно возрастают значения констант упругости полимерных материалов при сохранении пластичности Al. В результате термоциклирования не произошло разрушения ГЭС и расслоения образца по адгезионным слоям.

С применением найденных решений изготовлены и испытаны ЛГСЭ на основе гетероструктуры InGaP/GaAs. Температурные испытания показали, что ЛГСЭ сохраняет целостность конструкции в диапазоне от температуры жидкого азота до 200°С.

Неклассические излучатели света являются важнейшим ресурсом квантовых информационных систем. Структуры на основе полупроводниковых квантовых точек (КТ) представляют большой интерес для практической реализации таких устройств. Одиночная КТ может быть использована в качестве основы излучателя одиночных фотонов. Одиночная квантовая точка может быть и источником фотонных пар, запутанных по поляризации, в процессе каскадной рекомбинации биэкситона и экситона. В данной работе реализован микрорезонатор на основе полупроводникового брэгговского отражателя и микролинзы, селективно позиционированной над одиночной (111) In(Ga)As квантовой точкой. Конструкция микрорезонатора обеспечивает эффективную накачку квантовых точек и высокую эффективность вывода излучения. Микрорезонатор может быть использован для создания излучателей одиночных фотонов и излучателей фотонных пар, запутанных по поляризации, на основе одиночных полупроводниковых квантовых точек.

Рис. 133. Спектр микролюминесценции одиночной КТ, содержащий пики экситона и биэкситона (а), нормированная корреляционная функция второго порядка для экситонной линии одиночной InGaAs КТ, расположенной в микрорезонаторе (б).

Гетероструктуры с In(Ga)As КТ были выращены на установке молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на подложках (111)B GaAs. Эпитаксиальная структура содержит нижнее брэгговское зеркало и слой GaAs c (111) InGaAs KT малой плотности. Брэгговское зеркало обеспечивает высокий коэффициент отражения (R 0.99) на рабочих длинах волн вблизи 930нм. Верхний слой GaAs используется для формирования микролинз над одиночными InGaAs KT. Микролинзы на поверхности образца формировались при помощи установки, созданной на базе электронного микроскопа, совмещающей в себе возможности измерения спектров криогенной катодолюминесценции одиночных КТ и проведения процессов электронной литографии. На рис. 133 а представлен спектр излучения одиночной InGaAs КТ, расположенной в микрорезонаторе.

Рис. 134. Расщепление экситонных состояний ΔE^FS для 100 одиночных (111)InGaAs KT. В прямоугольной рамке выделены экспериментальные точки, для которых ΔE^FS сравнимо с естественной шириной экситонных состояний. На вставке – гистограмма распределения числа КТ от ΔE^FS для интервала ΔE^FS от 0 до 40 мкэВ.

Статистика излучения анализировалась с использованием интерферометра Хэнбери Брауна–Твисса. Корреляционная функция второго порядка для экситонной линии одиночной InGaAs КТ, находящейся в микрорезонаторе, представлена на рис. 133 б. Измеренное значение корреляционной функции второго порядка при нулевой временной задержке составляет g⁽²⁾(0)=0.07, что демонстрирует ярко выраженный однофотонный характер излучения. В диапазоне длин волн λ= 930 ± 5 нм были исследованы характеристики 100 одиночных (111)InGaAs KT с помощью метода криогенной микролюминесценции. Величина расщепления экситонных состояний ΔE^FS определялась на основе анализа поляризационной зависимости пиков экситона Х и биэкситона ХХ). Полученные экспериментальные данные по параметру ΔE^FS для этих квантовых точек представлены на рис. 134. Значительная часть исследованных КТ характеризуется ΔE^FS в интервале значений от 0 до 5 мкэВ. Очевидно, что данная выборка КТ представляет большой интерес для создания излучателей фотонных пар, запутанных по поляризации.

В настоящей работе представлена конструкция мощных СВЧ-фотодиодов с барьером Шоттки для применения в аналоговых волоконно-оптических линиях передачи СВЧ-сигналов с широким динамическим диапазоном. Фотодиоды изготавливаются на основе двойной гетероструктуры InAlAs/InGaAs. Гетероструктура выращивается на подложке полуизолирующего InP(001) методом молекулярно-лучевой эпитаксии и содержит контактный слой n⁺-In_0.52А1_0.48As, легированный поглощающий слой n⁺-In_0.53Ga_0.47As малой толщины, нелегированные поглощающий слой n⁰ - In_0.53Ga_0.47As, варизонный слой n⁰-InAlGaAs, барьерный слой n⁰-InAlAs и защитный слой n⁰-InGaAs. Контактный слой n⁺-InAlAs используется для формирования омического контакта. Тонкий поглощающий слой n⁺-InGaAs и варизонный слой n⁰-InAlGaAs используются для устранения эффекта накопления носителей заряда на гетерограницах InAlAs/InGaAs, снижающего предельную рабочую частоту фотодиодов. Барьер Шоттки формируется напылением слоев Ti/Au на широкозонный слой n⁰-InAlAs, что обеспечивает увеличение высоты потенциального барьера и снижение величины темнового тока прибора при обратном смещении. Для защиты от окисления алюминийсодержащего слоя n⁰-InAlAs до формирования барьера Шоттки применяется защитный слой n⁰ -InGaAs.

Фотодиод содержит меза-структуру с барьером Шоттки и массивными металлическими контактами толщиной 5 мкм, обеспечивающими высокую электро- и теплопроводность. Такая конструкция фотодиода обладает низким тепловым сопротивлением благодаря отводу тепла из области пространственного заряда через оба контакта. Контакты фотодиода выполняются в виде микрополосковых выводов, с помощью которых обеспечивается монтаж фотодиода методом перевернутого кристалла непосредственно на копланарную СВЧ-линию передачи, являющуюся также теплоотводом. Для пассивации межслоевой изоляции и поверхности структуры используются слои диэлектриков. Для снижения величины коэффициента отражения от поверхности фотодиода на подложку наносится просветляющее покрытие на длину волны 1.55 μm.

Темновой ток фотодиодов при обратном напряжении 2 - 3 В равен 0.05 - 0.2 нА, емкость 100 - 110 фФ, а высота барьера Шоттки 0.7 эВ. Чувствительность фотодиодов на длине волны излучения 1.55 мкм составляет 0.40 - 0.55 А/Вт.

Рис.135. а) - амплитудно-частотная характеристика СВЧ-фотодиода Шоттки InGaAs/InAlAs с диаметром меза-структуры 15 μm при различных напряжениях обратного смещения; б) - зависимость мощности СВЧ-сигнала на выходе фотодиода от входной оптической мощности при 100% глубине модуляции на частоте 20 ГГц, измеренная при различных напряжениях обратного смещения. Напряжение смещения, В: 1 — 1, 2 — 2, 3 — 3.

На рис. 135a приведена амплитудно-частотная характеристика (АЧХ) СВЧ-фотодиода Шоттки, установленного в копланарную СВЧ-линию с волновым сопротивлением 50 Ом, при различных напряжениях обратного смещения. Спад АЧХ на низких частотах обусловлен используемой цепью подачи смещения фотодиода, а неравномерности АЧХ связаны с неполным согласованием импеданса фотодиода и линии передачи. Полоса рабочих частот фотодиода на уровне - 3 дб составляет 28 ГГц. На рис. 135 б показана зависимость выходной мощности СВЧ-фотодиода, установленного в копланарную СВЧ-линию, от входной оптической мощности при 100% глубине модуляции на частоте 20 ГГц для различных напряжений обратного смещения. Увеличение напряжения смещения приводит к увеличению максимальной выходной СВЧ-мощности. При напряжении смещения 3 V выходная СВЧ-мощность квадратично зависит от входной оптической мощности.

Максимальное значение выходной СВЧ-мощности фотодиода составляет 58 мВт. При напряжении смещения 3 В и входной оптической мощности свыше 120 мВт наблюдается необратимый пробой фотодиодов.

Таким образом, достигнутый уровень полосы рабочих частот и выходной мощности разработанных СВЧ-фотодиодов на основе гетероструктуры InAlAs/InGaAs позволяет использовать их в аналоговых волоконно-оптических линиях передачи СВЧ-сигналов с широким линейным динамическим диапазоном, а также для генерации и обработки СВЧ-сигналов оптическими методами в системах радиолокации, радиосвязи и измерительной СВЧ-техники.

В данной работе решалась задача разработки системы визуализации ТГц-изображения близко расположенных объектов: расстояние до объекта ≤ 100 см, поле зрения ≤ 50 см. Такая задача связана с реализацией носимого варианта ТГц-визуализатора для локального (< 1 м) детектирования скрытых (замаскированных) объектов. Для дистанционных детекторов (> 5 м) необходимо повышать мощность ТГц-подсветки и расширять входную апертуру ТГц-визуализатора, что увеличивает массогабаритные параметры системы.

На рис.136 показана конструкция и внешний вид реализованного ТГц-визуализатора, где 1 – ТГц-объектив, формирующий изображение в плоскости конвертера 2, 3 – ИК-объектив, формирующий тепловое изображение конвертера в плоскости матрицы ИК-ФПУ 4, 5 – модуль электронной обработки видеосигнала, 6 – видеовыход. Изображение объекта с помощью объектива проецируется на ТГц-ИК конвертер 5. В качестве ИК-ФПУ использовалось охлаждаемое устройство Sofradir Epsilon MW (Франция) со спектральным диапазоном чувствительности 3.4–4.8 мкм и типичной разницей температуры эквивалентной шуму (РТЭШ) < 20 мК. В качестве источника ТГц-излучения использовались лампы обратной волны с перестраиваемой частотой монохроматического излучения в диапазоне 0.1–1.0 ТГц и мощностью выходного излучения 1–3 мВт. Размерность матрицы ИК ФПУ (в нашем случае 384×288) явно избыточна для получения качественного ТГц-изображения с длиной волны ~ 1 мм на конвертере диаметром ≈ 50 мм. Это даёт возможность повысить соотношение сигнал/шум за счёт усреднения сигналов пикселей ИК-камеры, приходящихся на один пиксель ТГц-ИК конвертера, ограниченного разрезами. На рис.137 слева показано исходное ИК-изображение фрагмента конвертера с разрезами.

Данный конвертер состоял из «пикселей» с одинаковой резонансной частотой λ = 0.33 ТГц. Мощность падающего излучения на данной рез частоте равнялась 2.8 мВт. В изображении хорошо видны разрезы в конвертере, образующие пиксели ТГц-изображения. По площади ТГц-пикселя проводилось усреднение сигнала, заполнялись области изображения, соответствующие разрезам. Количество пикселей ИК-фотоприёмника, приходящихся на пиксель конвертера, составляло от 10×10 до 15×15. В результате усреднения соотношение сигнал/шум возрастает в 10–15 раз. Так как кадровая частота предложенного ТГц-визуализатора, обусловленная теплоёмкостью ТГц–ИК конвертера, составила менее 3 Гц, проводилось накопление сигнала за время кадра ≈ 0.3 с. В итоге получалось изображение с однородными квадратами разной интенсивности (пример увеличенного фрагмента такого изображения показан на рис.137 в центре). Для улучшения восприятия изображения проводилось гауссово сглаживание с размером окна порядка 21. Итоговое изображение показано на рис.137 справа.

Рис.137. ИК-изображение фрагмента конвертера.

Изготовление разрезов в структуре конвертера значительно уменьшило эффект расплывания (блюминга) ИК-изображения. Усреднение сигналов пикселей ИК камеры, приходящихся на пиксель ТГц-ИК конвертера, и накопление сигнала за время кадра позволило увеличить соотношение сигнал/шум более чем на порядок, и, тем самым, обеспечить чувствительность ТГц-визуализатора на уровне чувстви- тельности тепловых матричных фотоприёмников ИК-диапазона. Чувствительность ТГц-визуализатора определяется в основном температурным разрешением ИК камеры, независимо от её спектрального диапазона чувствительности, а быстродействие определяется толщиной ТГц-ИК конвертера. Данный ТГц-визуализатор может найти применение в системах анализа (включая спектральный) скрытых объектов как альтернатива (или дополнение) рентгеновским системам, так как ТГц-излучение не является ионизирующим, при этом обладает достаточной проникающей способностью и обеспечивает приемлемое пространственное разрешение. ТГц-визуализатор так же может найти применение в контроле профиля пучков в квазиоптических спектрометрах, контроле рупорно-линзовых антенн, параметров излучения гиротронов и других источников ТГц-излучения. Использование компактных источников ТГц-излучения, таких как барьеры Шоттки, лавинно-пролётные диоды, диоды Ганна, позволит создавать носимые/переносные активные системы, объединяющие в одной конструкции источники излучения (их может быть несколько), ТГц-визуализатор, ТВ-камеру, ИК лазерные целеуказатели. Такие системы могут применяться в строительстве для обнаружения скрытых полостей и трещин, анализа однородности материалов, а также обнаружения скрытых (замаскированных) объектов.

Изучена спиновая динамика экситонов в магнитном поле в гетероструктурах с непрямозонными монослойными квантовыми ямами (КЯ) GaAs/AlAs в поперечном магнитном поле. Cпектры низкотемпературной (1.8 К) ФЛ структур (см. рис.138) содержат полосу бесфононного перехода (NP) и его фононные повторения. Даже в отсутствии магнитного поля ФЛ КЯ линейно поляризована, как это видно на рис.138 б. Степень поляризации неоднородна по спектру. В осях, совпадающих с кристаллографическими направлениями [110] [1-10] степень линейной поляризации равна 3.5% в бесфононной линии, равна нулю в линии фононного повторения (ТА) и увеличивается до 9.5% в линии фононного повторения (LO). Повышение температуры от 1.8 до 7 К никак не влияет на поляризацию излучения. Включение поперечного магнитного поля приводит к изменению поляризации ФЛ. Изменение степени поляризации однородно по спектру как это видно на рис. 139. Поворот магнитного поля в плоскости КЯ относительно кристаллографического направления [110] на любой угол никак не влияет на поляризацию излучения (см. рис. 140 а). В тоже время, повышение температуры уменьшает степень наведенной магнитным полем поляризации. На рис.140 б видно, что в поле 10 Тл, степень линейной поляризации уменьшается с 40% при 1.65 К, до 13% при 5 К.

Анализ экспериментальных данных позволяет сделать следующие выводы: Линейная поляризация фотолюминесценции квантовых ям GaAs/AlAs обусловлена двумя вкладами. Один из них спектрально зависим, но не зависит от температуры измерения. Этот вклад определяется несимметричностью атомной структуры КЯ.

Рис.138. (a) Спектр ФЛ GaAs/AlAs КЯ в нулевом магнитном поле (б) спектральная зависимость степени линейной поляризации в нулевом магнитном поле при температурах 1.8 и 7 К.	Рис. 139. Линейная поляризация для ФЛ GaAs/AlAs КЯ в зависимости от напряженности поперечного магнитного поля.
	Рис.140. (а) ориентация поляризации при повороте магнитного поля в плоскости КЯ, угол 0 и 90 градусов соответствуют ориентации поляризатора относительно кристаллографических осей [110] и [1-10], соответственно. (б) Изменение полевой зависимости степени поляризации в линии TA фононного повторения при повышении температуры.

Второй вклад спектрально независим, резко уменьшается с ростом температуры и связан с перемешиванием состояний тяжелых и легких дырок поперечным магнитным полем. Показано, что g фактор тяжелой дырки в плоскости КЯ экстремально анизотропен g_xx = - g_yy . Определены значения компонент g фактора тяжелой дырки в плоскости КЯ, равные 0.25.

Важность решения проблемы окисления монооксида углерода до CO₂ трудно переоценить. Эффективное окисление СО требуется в установках для очистки воздуха, в дыхательных аппаратах, для снижения уровня вредных выбросов автомобилей при холодном пуске двигателя и т. д. В гетерогенном катализе эта научно-техническая проблема является одной из самых актуальных и служит предметом большого числа экспериментальных и теоретических исследований. Особый интерес представляют каталитические реакции окисления СО на частицах золота, имеющих размер порядка 2-3 нм. Преимущество таких катализаторов состоит в том, что они способны эффективно работать уже при комнатных температурах. Упомянутые реакции протекают со значительным тепловыделением, что делает их привлекательными для экспериментальных исследований с использованием тепловизионной технологии.

Изучение кинетики обсуждаемых каталитических процессов в режиме варьируемых внешних условий позволяет точнее понять механизмы взаимодействия молекул газовой среды с твердой фазой, представляющей собой носители разного химического состава (обычно окислы металлов) с нанесенными на их поверхность металлическими наночастицами. Каталитическая активность таких образцов обусловлена многочисленными физико-химическими факторами, что актуализирует постановку экспериментальных исследований в этом направлении.

Рис. 141. Температурные эффекты, измеренные тепловизионной камерой на катализаторах Au/Al₂O₃ с разным средним размером наночастиц золота, а также на носителях Al₂O₃ без золота, при подаче газовой смеси, содержащей 1% CO.

С применением матричного тепловизора ТКВр-ИФП/СВИТ, созданного в ИФП СО РАН, при чувствительности прибора 0.03 °C и скорости записи термограмм 100 кадров/с проводились измерения температурной динамики поверхности высокодисперсных образцов катализатора Au/Al₂O₃ при подаче различных газов (воздух, O₂ , H₂O, CO и их смеси) в специальную реакционную камеру оригинальной конструкции. Условия эксперимента (давление в камере, скорость подачи газа и пр.) задавались автоматически под управлением оригинальной компьютерной программы. Вариация среднего размера наночастиц достигалась прокалкой структур при температурах 300-800 °C.

Из экспериментального графика, изображенного на Рис. 141, хорошо видно, что образцы с носителем -Al₂O₃, прогретые до 300 °C, демонстрируют бóльшую каталитическую активность в данной экзотермической реакции, чем прокаленные до более высоких температур, что обеспечивается меньшим размером их наночастиц по сравнению со структурами, прогретыми до 800 °C.

Результаты убедительно показывают, что современное, матричное, тепловидение (ИК термография) служит высокоэффективным инструментом исследования, пригодным для изучения таких важных физико-химических процессов, как низкотемпературное окисление CO на золоте.

Для перехода 0-1 скорость релаксации дипольного момента перехода может быть разложена на две компоненты: параллельной скорости активного атома Γ₀+i·Δ₀ и ортогональной Γ₁+i·Δ₁. Параметр анизотропии λ=Γ₀ +i·Δ₀-Γ₁–i·Δ₁ определяется разностью указанных скоростей релаксации. Действительные части соответствуют уширению, а мнимые – сдвигу спектральной линии исследуемого спектрального перехода типа 0-1 в атоме ¹⁷⁴Yb. Модуль |λ| определяет амплитуду фотонного эха, индуцированного анизотропией столкновений.

Экспериментально исследованы кинетические зависимости обыкновенного фотонного эха (ФЭ) и ФЭ, индуцированного анизотропией релаксации при столкновениях атомов ¹⁷⁴Yb с буферными атомами. Для обыкновенного ФЭ в диапазоне задержек между возбуждающими импульсами 80-300 нс кинетика затухания экспоненциальная, может быть представлена формулой P_PE ~exp(-4γτ), что позволяет определить величину γ однородного уширения линии перехода для данной смеси газов.

Рис.142. Константы скоростей однородного уширения линии спектрального перехода за счет столкновений атомов ¹⁷⁴Yb с буферными атомами.

Для ФЭ, индуцированного столкновениями, кинетика немонотонна, она может быть аппроксимирована зависимостью P_colPE ~ (|λ| τ)⁴·exp(-4γτ). Затухание ФЭ, индуцированного столкновениями, происходит по тому же закону, что и затухание обыкновенного ФЭ, что было подтверждено экспериментально.

Для каждой пары сталкивающихся атомов ¹⁷⁴Yb с буферными атомами найдены значения dγ/dp констант скорости однородного уширения линии оптического перехода. Из сравнения сигналов обыкновенного ФЭ и ФЭ, индуцированного столкновениями, найдены отношения модуля параметра анизотропии к однородному уширению |λ|/γ для каждой газовой смеси. Значения |λ|/γ изменяются в пределах от 0,15 до 0,20 и определены с точностью 0,08 для благородных газов Ne, Ar, Kr, Xe.

Величины модулей анизотропии столкновительной релаксации |λ| и значения однородного уширения γ линий оптического перехода атомов ¹⁷⁴Yb при столкновениях нарастают линейно с ростом давления p каждого буферного газа. Соответствующие константы скоростей – dγ/dp, показанные на Рис.142, и d|λ|/dp – нарастают с увеличением массы буферного атома.

Спроектированы, изготовлены и исследованы полупроводниковые зеркала (SESAM) и зеркала с диэлектрическим отражателем с переносом полупроводниковых структур на диэлектрик типа (DSAM). Для DSAM показано высокое отражение в области ближнего ИК с шириной оптического стола 200 нм, с уровнем насыщаемых потерь до 40%, регулируемых количеством квантовых ям, а также с быстродействием (время восстановления работоспособности зеркала) ~ 2 пс (время релаксации τ₂ на рисунке). Времена релаксации соответствуют процессам ионизации экситонов τ₁, установлению квази-равновесия фотогенерированных носителей заряда τ₃ , электронно-дырочной рекомбинации τ₂; это время определяет быстродействие оптического затвора.

Рис.143. Кинетика отражения зеркала с диэлектрическим отражателем и насыщающимся поглотителем из связанных квантовых ям GaAs/In_0.25Ga_0.75As/GaAs.

Получен стабильный режим синхронизации мод в лазере ближнего ИК диапазона Yb:KYW для обоих типов зеркал с фемтосекундными импульсами длительности около 200 фс и с максимальной частотой следования импульсов около 0,98 ГГц.

Высокий коэффициент усиления, большая квантовая эффективность и широкий диапазон спектра люминесценции и усиления в сильнолегированых кремнием Al_xGa_1-xN структур с x>0.5 делает их перспективными для применения в качестве активных элементов перестраиваемых лазеров в ультрафиолетовом и видимом диапазонах спектра. Получение генерации осложняют процессы интенсивного спонтанного и усиленного излучения, которые приводят к уменьшению инверсии в активной среде. Для получения стимулированного излучения в данной работе в качестве активной среды использовались две Al_0.74GaGa_0.26N структуры прижатые к друг другу слоями .

Рис.144. Схема эксперимента и параметры выходного излучения.

Построенный таким образом симметричный активный элемент имеет удвоенную длину усиливающей среды и характеризуется уменьшением потерь проходящего излучения за счет сокращения поверхностей отражения. Активный элемент помещался под углом Брюстера в центр полуконфокального резонатора, образованный глухим сферическим зеркалом с радиусом кривизны 7 см и плоским выходным зеркалом (вставка на рис.144). В качестве излучения накачки использовалось излучение 4 гармоники Nd:YAG – лазера с длиной волны λ_p=266нм, длительностью импульса τ_I=8нс и частотой повторения f=10*Гц. Фокусировка накачки в активный элемент осуществлялась сферической кварцевой линзой с расчетным диаметром пятна излучения в структуре ~50мкм. Для получения, перестраиваемого по длине волны излучения, в резонатор вводился селективный элемент – дифракционная решетка. На рис.145 представлены спектр стимулированной эмиссии в пустом резонаторе и с дифракционной решеткой при двух её положениях в резонаторе, демонстрирующие сужение линии генерации и её перестройку.

Рис.145. Спектры выходного излучения.

Зависимость выходного излучения от величины плотности мощности накачки при настроенном резонаторе демонстрирует нелинейную зависимость, рис.144. Измерения показали горизонтальную линейную поляризацию выходного излучения, которая определяется положением угла Брюстера, под которым расположен активный элемент. В то же время спонтанное и усиленное излучение выходящая из структуры неполяризованы. Поперечное распределение интенсивности стимулированного излучения, измеренное на различных расстоянии (до 16см) от выходного зеркала демонстрирует хорошую направленность излучения, которое аппроксимируется Гауссовым распределением интенсивности в вертикальной плоскости. В горизонтальной плоскости распределение вытянутое и отражает эллиптичный характер области накачки при наклонном падении на структуру. Перечисленные свойства подтверждают стимулированный характер выходного излучения.

Ранее было показано, что газоразрядные устройства на основе «открытого» разряда ОР с генерацией встречных электронных пучков ЭП (кивотроны) перспективны для генерирования и обострения высоковольтных импульсов.

Одним из недостатков кивотрона является зависимость времени задержки развития разряда от частоты следования импульсов τ_d(f). Величина τ_d с ростом f уменьшается, что связано с недостаточной скоростью рекомбинации в межимпульсном интервале плазмы, создаваемой во время генерации ЭП. Повышение частоты следования импульсов кивотрона возможно за счёт введения в конструкцию секции, которая затрудняет зажигание, но слабо влияет на развитие и горение разряда и обеспечивает ускорение рекомбинации плазмы в межимпульсный период. В качестве такого устройства можно использовать капилляр, представляющий собой диэлектрический канал круглого или прямоугольного сечения. Газоразрядные устройства подобного типа получили название - эптроны.

В настоящей работе исследовались обострительные и частотные свойства комбинированных разрядных устройств - плазменный эммитер+капиллярный разряд. Причем в качестве плазменного катода использовался коаксиальный кивотрон на основе ОР с генерацией встречных ЭП и разряд в полом катоде РПК, и встроенные снаружи капиллярные секции с коаксиальной и щелевой геометрией.

Эксперименты продемонстрировали, что вынесение капилляра из внутренней полости кивотрона меняет свойства эптрона - время задержки развития разряда на любых частотах следования импульсов f уменьшается до порядка величин, а сама частота f может уменьшиться до двух порядков величины при одинаковых параметрах первичных импульсов. Предполагаемая причина состоит в исключении из механизма задержки развития разряда первоначального периода слабого размножения электронов в капилляре, вызванного свободным пролетом электронов до внутренней поверхности капилляра. При отсутствии условий для нейтрализации поверхностных зарядов происходит их быстрое накопление, что препятствует уходу электронов на стенки. Эта проблема была решена путем организации емкостного разряда между внутренней поверхностью капилляра и экраном, охватывающим внешнюю стенку капилляра, что привело к увеличению τ_d , зависящей от длины экрана и максимальной при ее наибольшей длине.

Рис.146. Зависимости τ_d(f):а–p_He=10Торр; U=20(1); 25(2); 30(3)кВ; б – (1) p_He=2.2(1); 2.6(2-4); 7(5) Торр; U=15(5); 20(2); 25(3); 30(1,4) кВ (а) коаксиальный РПК + коаксиальный капилляр (б) (1-4) коаксиальный РПК + коаксиальный капилляр; (5) планарный кивотрон + щелевой капилляр.

Использование эмиттера на основе ОР не привело к субнаносекундным временам коммутации на нагрузке 50 Ом. Для реализации субнаносекундной коммутации с использованием внешнего капилляра применялись различные варианты эмиттеров на основе РПК.

На рис.146 показана эволюция времен задержки развития разряда при времени подъёма напряжения на коммутаторе ~150нс для различных вариантов организации РПК. Исследования показало, что они обладают практически одинаковыми характеристиками и близкие к таковым к полученным в эптроне в работе [Bokhan P.A., Gugin P.P., Lavrukhin M.A. et al. // J. Phys. D: Appl. Phys. 2018. V. 51. P.364001]. При пониженных f величина τ_d больше при низком напряжении U≈15кВ, а при высоких f наблюдается обратная картина - τ_d больше при высоких напряжениях U=30кВ. На рис.147 показаны максимально достижимые частоты следования в зависимости от давления гелия - f_max(p_He) для эптрона с коаксиальным ОР и двумя вариантами капилляров – коаксиальным и щелевым. Видно, что частота следования импульсов f=100кГц при U=30кВ достигается при p_He≤2.6Торр для коаксиального капилляра и p_He≤3.5Торр для щелевого. Во всех экспериментах времена коммутации не превышали τ_S≈0.5нс.

Подробные исследования устройств с щелевым капилляром продемонстрировали более высокие коммутационные характеристики по сравнению с коаксиальным капилляром: - меньшие времена коммутации; - более высокие частоты следования; - большие времена задержки; - меньшие остаточные напряжения (≤ 5% в щелевом и ≤ 10% в круглом).

Теоретически разработана схема квантового симулятора молекулы водорода с использованием в качестве элементной базы двух ультрахолодных атомов Rb в оптических дипольных ловушках, представляющих собой два кубита. Схема основана на адиабатическом приготовлении квантового состояния и итеративной квантовой оценке фазы. Преимущество предложенного подхода заключается в возможности проводить одно измерение контрольного кубита на каждой итерации.

Точность определения энергии основного состояния молекулы зависит от числа итераций алгоритма (Рис.148). Для реализации двухкубитных квантовых операций было предложено использовать эффект дипольной блокады в массивах ридберговских атомов Rb. В качестве рабочих состояний атомов были выбраны |r〉=|81S〉, |r'〉=80S, |r''〉=|82S〉. Для адиабатического приготовления квантового состояния была использована адаптивная схема декомпозиции оператора эволюции, полученная из формулы Троттера. При проведении симуляции оператор адиабатической эволюции был представлен в виде последовательности однокубитных X- и Y-вращений.

Рис.148. (а) Адаптивная схема алгоритма оценки фазы, использующая единичное измерение контрольного кубита на каждой итерации.
Здесь H – вентиль Адамара, Û=exp(-iĤ_molτ), Û_k=exp(-iĤ_molτ)^2k, R_Z(ω_k) - вращение кубита вокруг оси Z на угол ω_k. (б) Численно рассчитанная зависимость точности определения энергии основного состояния молекулы водорода в зависимости от числа итераций алгоритма.

Применение адаптивной схемы позволило добиться высокой точности приготовления квантовых состояний в численном эксперименте (ошибка не превышает 1%). Численные расчёты показали, что, принимая во внимание времена жизни и конечные энергии ван-дер-ваальсовых взаимодействий ридберговских атомов, возможно получение высокой точности определения энергии молекулы (ошибка не превышает 10¹⁴ при 50 итерациях алгоритма).

Получены экспериментальные результаты по наблюдению частичной дипольной блокады для мезоскопических ансамблей из N=1-5 ридберговских атомов при их регистрации методом селективной ионизации электрическим полем (СИЭП). Исследовались многоатомные спектры трехфотонного лазерного возбуждения 5S_1/2→5P_3/26S_1/2→nP_3/2 холодных ридберговских атомов Rb, локализованных в малом объеме возбуждения (размером ~20 мкм) в магнитооптической ловушке.

Рис. 149. Сравнение экспериментальных записей многоатомных спектров S_N трехфотонного лазерного возбуждения ридберговских состояний (а) 39P_3/2, (б) 81P_3/2 и (в) 110P_3/2 (толстые зеленые кривые) с расчетными спектрами для невзаимодействующих атомов (тонкие синие кривые). Наличие частичной дипольной блокады для высоких ридберговских состояний 81P_3/2 и 110P_3/2 уменьшает амплитуды резонансов для N=3-5 и увеличивает их для N=1, 2.

Для низкого ридберговского состояния 39P_3/2 при среднем расстоянии между атомами ~10 мкм признаков дипольной блокады не обнаружено, в то время как для высоких состояний 81P_3/2 и 110P_3/2 наблюдалось значительное уменьшение амплитуд резонансов для N=3-5, что свидетельствует о достижении режима частичной дипольной блокады (Рис.149). В то же время, полной дипольной блокады, когда остаются только резонансы с N=1, наблюдать не удалось. Наиболее вероятно это связано с наличием паразитных электрических полей, уменьшающих энергию взаимодействия ридберговских атомов, с уменьшением вероятности регистрации высоких состояний методом СИЭП, а также с сильной угловой зависимость энергии взаимодействия ридберговских атомов в одиночном объеме взаимодействия.

Для выявления характерных особенностей резонансов насыщенного поглощения на закрытых переходах проведены аналитические и численные исследования процессов формирования спектров линий насыщенного поглощения и магнитного сканирования в методе пробного поля однонаправленных линейно поляризованных световых волн, резонансных переходам между уровнями с полными моментам J=0- J=1 и J=1-J=2, как примеров переходов J→J+1. Показано, что их спектры нелинейных резонансов зависят от релаксационных констант перехода, величины расщепления уровней верхнего и нижнего состояний и качественно различны для открытых и закрытых типов переходов.

Рис.150. Формы резонанса на закрытом (кривые 1, 2) и открытом (кривые 3,4) переходах при параллельных (1, 3) и ортогональных (2, 4) поляризациях лазерных полей.

В случае переходов J=0-J=1 спектр резонанса формируется процессами в 2-х и 3-х уровневых системах перехода, вклады которых в спектр различаются по частоте. Эти различия наиболее выражены при расщеплениях уровней, превышающих ширину перехода, когда резонансы, формируемые в двух- и трехуровневых схемах, разделяются по частоте. В случае переходов J=1-J=2 показано, что основной вклад в формировании спектров резонансов насыщенного поглощения вносят V-схемы перехода, образованные магнитными подуровнями с максимальным магнитным числом М (Рис. 150). При этом форма резонанса представляется традиционным провалом, имеющим некогерентную природу, и узкой когерентной структурой малой амплитуды, вид которой зависит от степени открытости перехода.

Выполнены экспериментальные измерения времен жизни ридберговских атомов Rb в состояниях nS для диапазона главных квантовых чисел n=60-88. Эксперименты с холодными атомами Rb в магнитооптической ловушке проводились в университете Пизы (Италия), а теоретические расчеты были выполнены нами. В эксперименте использовался оригинальный метод се-лективного лазерного возбуждения и девозбуждения заданного ридберговского состояния, что позволяло измерять времена жизни как отдельных состояний, так и их ансамблей, образованных вследствие переходов под действием фонового теплового излучения. Ридберговские атомы регистрировались методом селективной полевой ионизации с эффективностью ~40%.

Рис. 151. Измеренные зависимости времен жизни ридберговских nS-состояний атомов Rb от главного квантового числа n. Красные квадраты – времена жизни ансамблей ридберговских состояний, заселенных под действием фонового теплового излучения с температурой Т=300 К. Зеленые квадраты – времена жизни отдельных nS-состояний после компенсации паразитных электрических полей. Черные кружки – времена жизни отдельных nS-состояний без компенсации паразитных электрических полей. Теоретические расчеты показаны штриховыми линиями (черные линии для Т=300 К, синяя линия для Т=0 К).

В целом было получено хорошее согласие между теорией и экспериментом (Рис. 151). Однако для состояний вблизи n=70 измерения дали более короткое время жизни по сравнению с теорией. Предположительно, причиной этого является изменение спектра поля тепловых фотонов в системе регистрации ридберговских атомов, поскольку металлические части этой системы представляют собой низкодобротный СВЧ-резонатор, с частотами, соответствующими переходам между соседними ридберговскими состояниями. Этот эффект требует специального изучения, поскольку уменьшение времен жизни высоких ридберговских состояний может сказаться на точности квантовых операций. Также для высоких ридберговских состояний было обнаружено существенное влияние паразитных электрических полей, кото-рые могут ионизовать ридберговские атомы. После их компенсации согласие между экспериментом и теорией существенно улучшается (Рис. 151).

Моделирование атомной и электронной структуры Hf_0,5Zr_0,5O₂ (HZO) осуществлялось в программном пакете Quantum ESPRESSO, на основе теории функционала плотности. Давления фазового перехода из стабильной моноклинной фазы m-Hf_0,5Zr_0,5O₂ в различные орторомбические фазы (oI-(Pbca), oII-(Pnma) и сегнетоэлектрическая of-(Pbc2₁ )) рассчитывалось, как минимум функции энтальпии системы от внешнего давления. Для изучения влияния вакансий O на стабилизацию of-Hf_0,5Zr_0,5O₂рассчитаны фазовые диаграммы зависимости объёма элементарной ячейки от внешнего давления (Рис. 152). Увеличение концентрации вакансий O приводит к тому, что диапазон давлений P, при которых структура of-Hf_0,5Zr_0,5O₂ может существовать, сужается: структура претерпевает сильную трансформацию с изменением симметрии для 1 вакансии на 12 атомов при P > 4 гПа, для 1 вакансии на 24 атома – при P > 13 гПа, для вакансии на 36 атомов – при P > 15 гПа. m-Hf_0,5Zr_0,5O₂ оказывается ещё более чувствителен к величине внешнего давления: давления фазового перехода составляют 3, 8, 10, 13 гПа в расчётах вакансий в суперячейках 12, 24, 36 и 48 атомов, соответственно.

Рис. 152. Зависимость объёма элементарных ячеек m- (чёрные символы) и of-Hf_0,5Zr_0,5O₂ величины внешнего давления.

Установлено, что для любой концентрации вакансий кислорода энтальпия of фазы Hf_0,5Zr_0,5O₂ никогда не бывает меньше энтальпии m-, oI и oII фаз (Рис. 153). Интересно отметить, что вакансии O положительно сказываются на стабилизации oII-Hf_0,5Zr_0,5O₂. Как и для бездефектных кристаллов of-Hf_0,5Zr_0,5O₂ является нестабильным для кристаллов с вакансиями кислорода при любой величине внешнего давления, при которой структура способна существовать.

Рис. 153. Энтальпия орторомбических фаз и Hf_0,5Zr_0,5O₂ по отношению к энтальпии моноклинной фазы Hf_0,5Zr_0,5O₂, рассчитанная для кристаллов с различной концентрации вакансий кислорода.

Таким образом, наличие вакансий O негативно сказывается на возможности стабилизации ферроэлектрической фазы. Полученный результат можно связать с фактом, что при многократном циклическом переключении тестовых структур FRAM начинается деградация сегнетоэлектрического отклика. Можно предположить, что эта деградация обусловлена генерацией вакансий кислорода.

В настоящее время наблюдается значительный прогресс в использовании металлических наноструктур для создания эффективных излучателей на основе полупроводниковых квантовых точек. В таких структурах за счёт резонансного возбуждения светом плазмонных колебаний электрическое поле локально усиливается вблизи границы металл-полупроводник, что в свою очередь может значительно увеличить скорость излучательной рекомбинации электронов и дырок, локализованных на квантовых точках. В данной работе проведено моделирование усиления излучения квантовых точек при возбуждении плазмонных колебаний в трёхмерных наноостровках серебра, расположенных на поверхности гетероструктуры Ge/Si c квантовыми точками. Модельная структура представляет собой подложку кремния с нанесённой на её поверхность металлической наночастицей в форме диска. GeSi квантовая точка моделировалась точечным диполем, излучающим в диапазоне 1.3 – 1.55 мкм, встроенным в кремний вблизи нанодиска Ag. Такое допущение оправдано большим различием размеров Ag островка (~100 нм) и электрон-дырочной пары (~10 нм), локализованной на квантовой точке. Вычисления проведены для различных размеров металлических наночастиц и различной удалённости квантовой точки (диполя) от границы раздела между кремниевой подложкой и металлическим островком. Параметры металлических наночастиц выбраны близкими к параметрам трёхмерных наноостровков Ag, получаемых при осаждении Ag поверх гетероструктур Ge/Si c квантовыми точками. Для определения коэффициента усиления излучения моделирование проводилось для двух случаев: для структуры с квантовой точкой в присутствии наночастицы серебра и без неё. Получено, что взаимодействие излучателя с металлической частицей приводит к значительному увеличению (более чем на порядок) выхода излучения из структуры. При этом длина волны излучения, при которой наблюдается максимальное усиление, зависит от латеральных размеров нанодисков Ag. С увеличением латерального размера нанодиска Ag, при фиксированном отношении высоты к размеру основания (h/L = 0.25), наблюдается смещение положения максимума выхода излучения в более длинноволновую область (рис. 154).

Рис. 154. Спектральная зависимость коэффициента усиления выхода излучения от квантовой точки (диполя) в гибридной структуре при различных размерах латеральных наночастиц Ag. Отношение высоты к размеру основания наночастицы Ag составляет h/L = 0.25. Точечный диполь расположен в Si на глубине d₀ = 10 нм вблизи нижнего края нанодиска Ag.

Эффект усиления сильно зависит от удалённости квантовых точек от металлических наночастиц. Так, при увеличении глубины залегания квантовой точки с 10 до 50 нм коэффициент усиления уменьшается примерно в 6 раз, что обусловлено уменьшением напряжённости электрического поля вблизи квантовой точки. Коэффициент усиления выхода излучения зависит также от характера распределения электрических полей вблизи металлической частицы при возбуждении в ней плазмонного резонанса (рис. 155).

Рис. 155. (a, б, в, г) - Конфигурация электрических полей вблизи наночастицы Ag в условиях плазмонного резонанса: (a, б) - дипольная мода, (в,г) - квадрупольная мода. Высота нанодиска h = 50 нм, размер основания L = 200 нм.

Наибольший эффект усиления достигается для конфигурации электрических полей, соответствующей дипольной моде плазмонного резонанса, тогда как для квадрупольной моды эффект усиления практически отсутствует.

Пространственное разрешение инфракрасных ФПУ является одним из основных параметров, определяющих их качество. ИК ФПУ должно быть оптимизировано для улучшения разрешения и уменьшения фотоэлектрической связи между пикселями. Такую оптимизацию целесообразно проводить с применением численного моделирования. Разрешение ФПУ определялось посредством вычисления их частотно-контрастной характеристики. Вначале моделировались пространственные распределения фотоответа одного из фотодиодов матричного ФПУ при сканировании этим фотодиодом длинного узкого пятна засветки (далее – профили сканирования). Диффузия фотогенерированных носителей в рабочей области моделировалась блужданием частиц по узлам кубической решетки с шагом 0.25 мкм с рекомбинацией частиц в объеме абсорбера (длина диффузии 20 мкм), стеканием их в p-n-переходы и отражением от границ фоточувствительной пленки (ФП) ФПУ. Падающее ИК излучение генерирует фотоносители на глубине поглощения, отражение света от границ ФП и интерференция не учитывались. В расчёте принимался во внимание тот факт, что после изготовления фотодиодов p-n-переходы оказываются заглублёнными в ФП примерно на 2 мкм. Расчетная область включала протягивающийся поперек пятна ряд из нескольких фоточувствительных элементов (ФЧЭ) матрицы. Из вычисленных профилей сканирования (т.е. из зависимости потока носителей на выделенный p-n-переход матрицы от положения центра пятна) рассчитывались внутренняя квантовая эффективность (КЭ) ФЧЭ и пространственное разрешение ФПУ в штрихах на мм. Для вычисления пространственного разрешения матричных ФПУ вначале из рассчитанных профилей сканирования конструировалась функция рассеяния кромки, которая затем дифференцировалась для получения функции рассеяния линии. Последняя функция разлагалась в ряд Фурье с последующей нормировкой на значение в максимуме. Полученная ЧКХ умножалась на дифракционно-лимитируемую ЧКХ объектива. Для линейчатых ФПУ профили сканирования и функция рассеяния кромки вычислялись для всех четырёх диодов в ВЗН-ряду, и в дальнейшем расчёте использовался результат, усреднённый- по всем диодам. Результаты расчета были верифицированы их сравнением с экспериментально измеренным разрешением планарных матричных ФПУ (МФПУ) с шагом матрицы 30 мкм и линейчатых ФПУ (ЛФПУ) с размером ФЧЭ 43×56 мкм (все ФПУ изготавливались на основе вакансионно-легированного КРТ и имели архитектуру типа n-на-p). Сравнение показало высокую точность расчета. Также было проведено моделирование изменения пространственного разрешения и КЭ при масштабном уменьшении размера пикселя и изменении его геометрии и дизайна.

Рис. 156. Положение изображающих точек ФПУ с разным дизайном на плоскости “разрешение – размер пикселя”. Разрешение определено при значении ЧКХ на уровне 0.5 от максимума. ФПУ с пикселем размером 43×56 мкм - линейчатое, остальные - матричные. Расчет – кружки; эксперимент – треугольники. Цифрами у расчетных точек показаны размер ФЧЭ и (в скобках) p-n-перехода (в мкм), а также рассчитанные значения КЭ в процентах; отражено наличие охранных диодов (диодная сетка (grid) или угловые четвертинки диодов (quarter)). Расчет для фокального числа объектива F=2.5.

На рис. 156 показаны результаты расчёта КЭ и пространственного разрешения (в штрихах/мм), определённого из ЧКХ на уровне 0,5 максимума, для ФПУ с разным размером пикселя, а также экспериментальные точки для планарных ЛФПУ с ФЧЭ размером 43×56 мкм и планарных МФПУ с шагом матрицы 30 мкм. Значения КЭ указаны числами у расчётных точек. КЭ для ФПУ без изолирующих диодов растёт с уменьшением размера пикселя и во всех случаях превышает 80%. Такой рост КЭ обусловлен уменьшением среднего расстояния диффузии фотогенерированных НЗ до p-n-переходов при уменьшении размера ФЧЭ. При размерах пикселя не более 30 мкм основным каналом рекомбинации является стекание в рабочие p-n-переходы. Для ЛФПУ с размером ФЧЭ 43-56 мкм КЭ имеет меньшее значение (55%) из-за большей вероятности рекомбинации фотоносителей в ФП до стекания их в p-n-переход. При использовании изолирующих диодов, помещённых между четырьмя рабочими диодами матрицы, КЭ падает примерно вдвое из-за стекания фотоносителей в n-области изолирующих диодов, пространственное разрешение ФПУ при этом улучшается. При использовании изолирующей диодной сетки КЭ уменьшается ещё больше. Прослеживается улучшение разрешения ФПУ с уменьшением размера ФЧЭ.

С помощью Монте-Карло моделирования продолжено изучение движение капель галлия по поверхностям (111)A и (111)B при отжиге подложек GaAs. Причина движения капель в предложенной нами модели – травление боковой границы раздела капля-подложка жидким галлием, а направления движения определяется анизотропией травления боковых фасеток (111)А и (111)В. Фасетки (111)А сильнее растворяются в жидком галлии, чем фасетки (111)В.

Рис. 157. a,б) Зависимость расстояния S, пройденного каплей галлия от времени отжига подложек GaAs при разных T: a) поверхность (111)A: 925 K – (1), 950 K – (2), 975 K – (3), 1000 K – (4); б) поверхность (111)B: 860 K – (1), 880 K – (2), 900 K – (3), 950 K – (4), 980 K – (5); в-е) Фрагменты подложек GaAs после отжига: (в,г) - поверхность (111)A, T = 950 K, t = 0.6 с (c), t = 0.65 с (d), (д-е) поверхность (111)B, t = 0.6 с, T = 900 K (e), T = 950 K (f).

Разница между характером движения капель галлия на GaAs (111)A и (111)В хорошо видна на рис. 157, на котором показаны зависимости пройденного каплей расстояния S от времени отжига при разных температурах. Эти зависимости для поверхности (111)А имеют ступенчатую форму (рис. 157(а)), а для поверхности (111)В S(t) непрерывно возрастает со временем (рис. 157(б)). Плато на кривых, соответствующих подложке GaAs(111)A, связаны с остановкой движения капель галлия в латеральном направлении. Временная остановка капли происходит из-за ее заглубления в подложку. С увеличением температуры отжига скорость латерального движения и заглубления капли увеличивается из-за увеличения скорости растворения подложки жидким галлием. На поверхности (111)B такого заглубления капли не происходит из за менее интенсивного растворения поверхноси (111)В жидким галлием. На поверхности (111)B при низких температурах отжига (T < 900 K) зарождение капель галлия происходит не сразу, а с некоторой задержкой. Время задержки определяется временем накопления критической концентрации адатомов галлия на поверхности для образования капли. При высоких температурах отжига задержка образования капель не наблюдалась из-за увеличивающейся разницы в скоростях десорбции галлия и мышьяка. На рис. 157(в-е) показаны фрагменты подложек GaAs (111)A и (111)B после отжига. Рис. 157(в) соответствует моменту, когда капля галлия заглубилась в подложку GaAs(111)A и остановилась. Последующее латеральное смещение капли показано на рис.157(г). Увеличение температуры отжига подложек (111)B приводит только к увеличению размера капли, оставляя границу раздела капля-кристалл гладкой (рис. 157(д, е)).

В последнее десятилетие большой интерес вызывают планарные нанопроволоки (ПНП) благодаря их совместимости со стандартной планарной технологией [Y. Chen, P. Kivisaari, M.-E. Pistol, N. Anttu. Nanotech., 29 (4), 045401 (2018)]. Такие планарные наноструктуры эпитаксиально связаны с подложкой, имеют совершенную структуру, и, в отличие от вертикальных, не имеют дефекта двойникования плоскостей [S.A. Fortuna, J. Wen, I.S. Chun, X. Li. Nano Lett., 8 (12), 4421 (2008)]. Одним из способов формирования ПН является самокаталитический рост по механизму пар-жидкость-кристалл методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Требуется поиск условий такого роста на подложках с разной ориентацией поверхности. Начальные стадии роста во многом определяют морфологию растущих нанопроволок и стабильность их роста. Данное исследование посвящено детальному рассмотрению начальных стадий роста ПН GaAs. C помощью моделирования методом Монте-Карло подбирались оптимальные условия планарного роста для трех ориентаций подложек GaAs (111)A, (111)B и (001). Подробно рассмотрена форма кристалла, формирующегося под каплей-катализатором.

Моделирование роста планарных GaAs нанопроволок проводилось с использованием программного комплекса SilSim3D на базе решеточной кинетической МК модели [Карпов А. Н., Зверев А. В., Настовьяк А. Г., Усенков С. В., Шварц Н. Л., Вычислительные методы и программирование, 15, 3, 388 (2014)]. На рис.158 представлены формы модельных нанокристаллов GaAs, сформированных под каплей галлия (до смещения капель вдоль поверхности) на подложках GaAs (111)А, (111)В и (001). Трехмерные GaAs кристаллы имеют форму половины усеченного октаэдра (равновесной формы кристалла), схематично изображенного на вставках рис.158. Поверхность таких 3D кристаллов состоит из четырех фасеток {111}, соединенных фасетками {100}.

Рис. 158. 3D изображения модельных кристаллов GaAs, сформированных под каплей галлия на подложках GaAs: (1) – (111)A, (2) – (111)B, (3) – (001) после 0.08 с роста при Т = 890 K; F_Ga = 3 МС/с, F_As2 = 15 MС/с. Капля галлия прозрачна. Линия масштаба - 2 нм. На вставках – схематичные изображения равновесной формы кристалла.

Поверхность 3D GaAs кристалла на подложке GaAs(111)B отличается от равновесной. Вместо боковых фасеток {100}, сформировались поверхности {111}B под углом к подложке 71° (правая вставка рис.159(2)). Поскольку поверхность {111}B является фронтом роста нанопроволок на подложке GaAs(111)A имеется три ростовых направлений нанопроволок, а на GaAs(111)B и GaAs(001) – четыре направления роста нанопроволок.

Рис. 159. GaAs нанопроволоки на подложке GaAs(001); T = 890 K, t = 0.9 c; линия масштаба - 2 нм.

На рис.159 представлено изображение поверхности GaAs(001) с растущей планарной нанопроволокой. На начальном этапе нанокристалл растет в двух противоположных направлениях [110] и [-1-10], так как под каплей образовалось две фасетки {111}B. Однако, при увеличении размера капель галлия, формируются дополнительные фасетки {111}B, повернутые относительно исходных на ±90° (рис. 159(2)). Это может привести к разделению и/или повороту капли на 90°, как показано на рис. 159(2).

Направление роста НП определяется поступлением мышьяка. Концентрации мышьяка на поверхности зависит от температуры и скорость осаждения мышьяка. При заданных скоростях осаждения галлия и мышьяка были определены температуры стабильного роста GaAs ПНП на подложках GaAs(111)A и GaAs(111)B. На поверхности (111)B рост планарных нанопроволок оказался менее устойчив, чем на (111)А. При температурах роста с 800 K до 900 K происходил постоянный срыв с планарного на вертикальный режим роста. Изменение направления роста связано с наличием конкурирующей горизонтальной фасетки (111)B на 3D кристалле под каплей. Планарные проволоки GaAs на подложке (111)B получены в области температур 850 – 890 K (рис. 160).

Рис. 160. Планарная GaAs нанопроволока на подложке GaAs(111)B; T = 890 K, F_Ga = 3 MС/с, F_As2 = 15 MС/с, t = 0.6 с; линия масштаба - 5 nm.

Получена оптимальная температура для стабильного роста GaAs планарных нанопроволок на подложках GaAs(111)A равная T = 890 K.

Рис. 161. Планарная GaAs нанопроволока на подложке GaAs(111)A; T = 890 K, F_Ga = 3 MС/с, F_As2 = 15 MС/с, t = 0.6 с; линия масштаба - 5 нм.

Показанная на рис. 161 НП непрерывно связана с пассивирующим слоем подложки. Объемные дефекты на протяжении всей длины кристалла не обнаружены.

Существует множество различных классов задач, где разработка чётких алгоритмов с высокой производительностью для традиционных систем является крайне трудной и часто неосуществимой в разумных временных затратах (например, оптическое распознавание объектов с фотоприёмных приборов, системы контроля производственных процессов и т.д.) [I. Hashem et al. Information Systems, Vol. 47, 2015, pp. 98–115.]. Для преодоления этих жестких ограничений используется машинное обучение искусственных нейронных сетей. Однако, существующие способы их аппаратной реализации на центральных процессорах (ЦП) и графических ускорителях (ГП) требует больших энергетических ресурсов, что сильно усложняет применение нейронных сетей в различных областях человеческой деятельности. Одним из современных направлений в решении данной задачи является разработка интегральных схемы с нейроморфной архитектурой [C. Mead. Analog VLSI and Neural Systems // Addison-Wesley, 1989.], которая старается упрощённо имитировать принципы работы биологических нейронных систем. Такие ИС значительно отличаются от реализации на ЦП и ГП в энергоэффективности и компактности. На данный момент не существует единого решения на счет рационального устройства нейроморфной архитектуры [F. Akopyan et al. IEEE Transactions on Computer-Aided Design of Integrated Circuits and Systems, Vol. 34, No. 10, 2015. pp. 1537 – 1557, M. Davies et al. IEEE Micro, Vol. 38, No. 1, February 2018. pp. 82 – 99.], поэтому для разработки нейроморфной заказной СБИС необходимо разработать аппаратную инфраструктуру для исследования и пробной эксплуатации импульсных нейронных сетей, построенных с использованием данных СБИС. К такой инфраструктуре относится ряд программных и аппаратных решений, в том числе прототип нейроморфной СБИС на базе программируемых логических матриц в целях апробации основных нейроморфных подходов.

В рамках инициативного проекта по разработке прототипа заказной нейроморфной СБИС «Алтай» был разработан программно-аппаратный комплекс, предоставляющий интерфейс для интерактивной работы с нейроморфными СБИС и моделируемыми ими нейронными сетями. Программно-аппаратный комплекс представляет собой систему из пользовательского драйвера и нейроморфной объединительной платы, предоставляющей аппаратный интерфейс к нейроморфной системе из модулей акселераторов, на которых размещены заказные нейроморфные СБИС. Пользовательский драйвер используется в программном обеспечении в виде динамической библиотеки, написанной на языке C++ для операционных систем дистрибутива Debian версии 9 и выше.

Аппаратная реализация разработанной модульной системы состоит из модуля акселератора на базе ПЛИС и объединительной платы. Модуль нейроморфного акселератора на базе ПЛИС представляет собой компактную печатную плату с двумя ПЛИС, которые моделируют до 131 тысячи нейронов и 67 миллионов синаптических связей. Объединительная плата представляет собой материнскую плату для 16 модулей нейроморфных акселераторов и предоставляет внешний интерфейс для связи с ПК стандарта USB 3.1. При этом на плате имеются все необходимые скоростные интерфейсы для масштабирования размеров моделируемой нейронной сети за счет объединения плат в корзины и их установки в стойки.

Целью работы являлось определение коэффициента тензочувствительности пьезооптического датчика механических напряжений, выяснение его зависимости от конструктивного исполнения датчика, корректных расчёт коэффициента тензочувствительности для пьезоэлектрических датчиков и сравнение с коэффициентами тензочувствительности тензорезисторных и волоконно-оптических датчиков.

В работе проведено моделирование чувствительности пьезооптического преобразователя к относительной деформации (т.е. коэффициента тензочувствительности) при варьировании формы ФЭ. Для этого необходимо определить разность фаз Δ, которую приобретают лучи после крестообразного ФЭ, и деформацию (dL/L) ФЭ с разными геометрическими параметрами. Для определения Δ в данной работе были проведены расчеты преобразования амплитуды и поляризации световой волны при прохождении оптических элементов пьезооптического преобразователя (ПП) с крестообразным ФЭ из кварцевого стекла в охранном кольце (рис.162, a, б, в). Диаметр ФЭ составил D = 12 мм, ширина торца ФЭ 2 мм, радиус кривизны боковой поверхности варьировался в пределах R = 0,5–6 мм, расстояние h варьировалась в пределах 0–4,5 мм (рис.162). Толщина ФЭ варьировалась в пределах l = 2–8 мм. Толщина охранного кольца составляла 0,5 мм.

При варьировании геометрических параметров ФЭ величина силы выбира- лась такой, чтобы обеспечить одинаковую величину деформации ФЭ в направлении приложения силы (рис. 162), которая была выбрана равной dL = 100 нм.

Рис.162. Пьезооптический преобразователь (ПП) с крестообразным ФЭ из кварцевого стекла в охранном кольце.

На Рис.163 показана полученная зависимость S_A от величины параметра h. Квадрату на оси абсцисс соответствует квадратная форма ФЭ, нулю – круглая форма ФЭ, а остальные – крестообразная форма ФЭ с разными h и R.

Рис.163. Зависимость коэффициента тензочувствительности пьезооптического датчика от параметра h.

Из рисунка видно, что зависимость S от h является немонотонной и содержит два локальных максимума, обусловленных, по-видимому, вкладом нелинейно изменяющейся формы боковых поверхностей ФЭ в его упругие свойства. Изменения S_A во всём диапазоне изменения h составили примерно 5.4% от начальной величины, что существенно меньше, чем изменение величины разности напряжений Δσ_ФЭ, полученной в работе [Письма в ЖТФ. 2015. 41, № 13. С. 33–40], которая составила почти 100%. Это связано, по-видимому, с тем, что с увеличением h уменьшается жёсткость ФЭ (эффективный модуль Юнга E_эф) в направлении приложения силы, что приводит к увеличению относительной деформации dL/L при заданной силе и уменьшению S_A. Зная полученные при моделировании значения Δσ_ФЭ и dL/L и используя закон Гука, можно определить эффективный модуль Юнга E_эф для каждой конкретной конструкции ФЭ:

S_A=Δσ_ФЭ/(dL/L). (1)

Для h = 2,5 мм E_эф ≈ 59 ГПа. Полученная величина E_эф несколько меньше, чем для объемного плавленого кварца (E = 70 ГПа) и является характеристикой конкретной конструкции ФЭ. Для других конструкций E_эф будет иным. Поэтому задачей конструирования формы ФЭ и способа передачи на него внешней силы является получение максимально возможного эффективного модуля упругости E_эф. Применительно к E_эф выражение (1) принимает вид

S_A=Δ_ПП/(dL/L)=2pi;KE_эф/λ (2)

Для h = 2,5 мм полученная величина S_A = 7389 хорошо согласуется с экспериментально полученным в [Optoelectronics, Instrumentation and Data Processing. 54 (2) 175–180 (2018)] значением S_{A, эксп}=7340, что в целом подтверждает правильность модели и расчетов. В итоге для каждой конструкции ПП будет свой коэффициент тензочувствительности S_A, что подтверждает вывод о том, что коэффициент тензочувствительности для ПП зависит от его конструкции и может быть улучшен.