Изготовлен и испытан фотоприемный модуль (ФПМ) на основе многослойных структур с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs.

Основные параметры модуля:

• Формат ФПМ ................... 320х256
• Шаг элементов ФПМ .................30 мкм
• Положение максимума спектральной чувствительности .. 9,2 мкм
• Частота кадров................... 25 Гц
• Рабочая температура ФПМ ..............67 К
• Время накопления .................0,48 мс
• Число дефектных элементов ФПМ........... 4 %
• Среднее значение пороговой мощности......... 2x10^-12 Вт
• Температурное разрешение .............. 39 мК

На основе разработанного ФПМ получено тепловизионное изображение.

Произведен численный расчет эффективности ввода ИК излучения в многоэлементный фотоприемник на основе МСКЯ в зависимости от периода и глубины дифракционной решетки. Расчеты показали, что для рабочей длины волны 8,5 мкм, интенсивность первых дифракционных мод скачком возрастает от нуля до максимального значения при периоде решетки около 2,8 мкм. Далее с ростом периода до 3 мкм интенсивность падает, но не более, чем на 20% . Эффективность ввода в максимуме возрастает от 10 до 95% с ростом глубины решетки от 0,05 до 0,2 мкм. При дальнейшем увеличении глубины до 0,3 мкм эффективность дифракции в максимуме падает до 75%. Это связано с более эффективной дифракцией в моды более высоких порядков при данной форме решетки.

Протяженный скачок экспериментальной дифракционной эффективности в зависимости от периода решетки связан с технологическим разбросом периода в процессе изготовления.

Результаты расчетов и сравнение проведенных оценок с технологическими разбросами показывает, что эффективность ввода излучения может быть увеличена в несколько раз путем оптимизации периода и глубины решеток.

Разработана технология изготовления матричного микроболометрического приемника ИК-излучения. С помощью разработанной технологии изготовлена микроболометрическая матрица с шагом 51 мкм размерностью 120х160 элементов. На рис.1 приведена микрофотография фрагмента микроболометрической матрицы с мультиплексором. Мультиплексор изготовлен ОАО "Ангстрем" (г. Москва). Основные параметры матрицы: термочувствительный слой - пленка окисла ванадия толщиной 70нм с поверхностным сопротивлением около 100кОм/кв и температурным коэффициентом 1,5%. Пленка получена методом золь-гель. Размер ячейки матрицы 49х49мкм, коэффициент заполнения ячейки около 50%. Несущая балка: плазмохимический нитрид кремния с шириной 2мкм и толщиной 350нм. Металлическая шина, проходящая по несущей балке: ширина - 1,5мкм, толщина - 50нм. Зазор зеркало - термоочувствительный слой 2,5 мкм. С помощью изготовленной матрицы получено тепловое изображение человека с разрешением 100мК (см. рис.2). Продолжается отработка технологии изготовления матриц с целью увеличения их формата до размерности 320х240.

Рис 1. Микрофотография фрагмента микроболометрической матрицы форматом 120х160	Рис.2. Пример тепловое изображение человека с разрешением 100 мК.

Интерес к изучению широкозонных нитридов металлов третьей группы обусловлен их успешным применением для создания источников света, излучающих в сине-зеленой и ультрафиолетовой (УФ) областях спектра, мощных высокотемпературных СВЧ-приборов и фотоприёмников УФ-диапазона. Важным классом фотоприёмников является вакуумно-полупроводниковые фотодиоды, основным элементом которых является фотокатод. Создание совершенных фотокатодов с эффективным отрицательным электронным сродством (ЭОЭС) на основе соединений GaN и их применение в фотоприёмниках УФ-диапазона позволят решить важные научные и практические задачи. Принципиальная возможность создания эмиттеров с эффективным отрицательным электронным сродством на основе p-GaN(Cs,O) уже показана, однако энергетические распределения электронов, эмитированных из p-GaN(Cs,O), до сих пор не изучались. Данные распределения содержат важную информацию о типах оптических переходов, формирующих внешний фотоэффект, о кинетических явлениях с участием термализованных и "горячих" неравновесных электронов, об электрон-фононном взаимодействии в полупроводнике.

В нашей работе

Рис.1. Вакуумный GaN фотодиод

Показано, что на низкоэнергетическом пороге внешнего фотоэффекта доминирующим механизмом эмиссии является фототермическое возбуждение электронов из локализованных состояний в запрещённой зоне p-GaN(Cs,O), лежащих ниже уровня Ферми. Установлены параметры энергетической диаграммы границы раздела p-GaN(Cs,O)-вакуум. Полученные результаты позволили существенно продвинуться в изучении нитрида галлия - перспективного широкозонного полупроводника для микрофотоэлектроники.

Получено положительное решение по патенту на новый низковольтный, быстродействующий элемент памяти на основе нитрида кремния с использованием в качестве блокирующего слоя диэлектриков ZrO₂ и Al₂O₃. Альтернативные диэлектрики с высокой диэлектрической проницаемостью (e = 10-50), такие, как ZrO₂, HfO₂, Ta₂O₅, Al₂O₃, BaSrTiO₃, в настоящее время, рассматриваются как кандидаты на замену двуокиси кремния в полевых транзисторах и конденсаторах оперативных запоминающих устройств.

Рис.1. Принципиальная схема элемента памяти на основе Si₃N₄ с блокирующим слоем диэлектрика ZrO₂ и Al₂O₃.

Показано, что применение альтернативных диэлектриков позволяет на два порядка повысить быстродействие ФЛЭШ памяти и существенно уменьшить напряжение перепрограммирования, что приводит к уменьшению стоимости и повышению надежности.

Рис. 2. Кинетика перепрограммирования КОНОП структуры с использованием альтернативного диэлектрика. Использование Al₂O₃ вместо SiO₂ приводит к увеличению окна памяти и повышению быстродействия.

Совместно с ИАиЭ СО РАН разработан пакет программ для моделирования терабитных (10¹² бит/кристалл) кремниевых микросхем памяти на основе альтернативных диэлектриков.

Разработана технология получения плазменного диоксида титана для полевых нанотранзисторов на ультра-тонких слоях кремний-на-изоляторе с индуцированным каналом и металлическими затворами субмикронных размеров. Впервые исследовано плазмохимическое окисление в кислородной плазме (MATRIX) тонкой пленки титана (толщиной 5 - 20 нм), сформированной методом электронного распыления (АНГАРА) на поверхность кремния. Качество пленки TiO₂ контролировалось методом атомно-силовой микроскопии (SOLVER P47H, NT-MDT). Оптимизация параметров нанесения и окисления пленки титана позволила получить совершенные пленки диоксида титана со средней шероховатостью (RMS) поверхности менее 0.2 нм (Рис.1).

a)	b)
увеличить рисунок	увеличить рисунок
Рис.1 Типичное АСМ-изображение (a) и спектр высот (б) диоксида титана на кремнии после плазмохимического окисления пленки Ti

Разработанная технология формирования пленок диоксида титана была применена для изготовления подзатворного диэлектрика (TiO2 толщиной 12 нм) с высокой относительной диэлектрической проницаемостью и высокими пробивными напряжениями для полевых нанотранзисторов на ультратонких (48 нм) КНИ с индуцированным каналом, контролируемым нижним затвором и управляемым верхним полевым затвором.

Рис.2 Переходные характеристики КНИ-МОПТ с полевым диэлектриком из TiO2 от нижнего затвора (a) и от верхнего затвора (б).

Проведено комплексное экспериментальное исследование термоэдс твердотельных наноструктур, изготовленных на основе высокоподвижного двумерного электронного газа с помощью электронной литографии. В наноструктурах типа периодической решетки рассеивающих дисков и в баллистическом многополюснике обнаружены осцилляции магнетотермоэдс, обусловленные особенностями классической хаотической динамики электрона в этих системах. Обнаруженные осцилляции аналогичны соизмеримым осцилляциям магнетосопротивления, но существенно превосходят их по относительной амплитуде. В частности недиагональная компонента термоэдс (эффект Нернста - Эттингсхаузена) меняет знак в области геометрического резонанса.

а) Изображение электронного биллирда типа "гусеница", полученное с помощью электронного микроскопа; б) магнетосопротивление и в) термоэдс гусеницеподобного биллирда, измеренные при T=4.2 K (сплошные линии - диагональные, пунктир - недиагональные компоненты соответствующих тензоров). Стрелка указывает магнитное поле, соответствующее соизмеримости диаметра циклотронной орбиты электрона и периода биллиарда.

Впервые экспериментально проверен формализм Бюттикера - Ландауэра, обобщенный на случай термомагнитных явлений в баллистических многополюсниках. Обнаружены и исследованы мезоскопические флуктуации термоэдс в открытой наноструктуре с кондактансом выше 0,2 e²/h, где мезоскопические флуктуации кондактанса отсутствуют с точностью эксперимента. Изучены спектр и температурная зависимость амплитуды этих флуктуаций. Таким образом, показано, что термоэдс является эффективным средством для изучения классического и квантового транспорта в твердотельных наноструктурах, имеющим ряд преимуществ по сравнению с традиционно изучаемым сопротивлением.

Теоретически и экспериментально исследованы параметры разработанных и изготовленных в Институте физики полупроводников СО РАН экспериментальных 100 нм полевых КНИ КМОП транзисторов и тестовых интегральных схем на собственных структурах кремний-на-изоляторе. Длина поликремниевых затворов транзисторов около 100 нм (рис.1а,б) получена с применением электронной литографии. Низкие значения порогового напряжения (+ 0,5 В) достигнуты путем изотипного ионного легирования поликремниевых затворов n- и p-канальных КНИ КМОП транзисторов (рис.2а, б).

a)	b)
Рис. 1. СЭМ-изображения КНИ транзистора (а) и затворной перемычки из поликремния длиной <150 нм на толстом (530 нм) слое кремния КНИ структуры.

а)	б)	в)
увеличить рисунок	увеличить рисунок	увеличить рисунок
Рис.2. а),б) сток-затворные характеристики р- и n-канальных КНИ-КМОП транзистора до и после облучения в режиме On-Gate; в) дозовые зависимости сдвига порогового напряжения n-канальных КНИ-КМОП транзисторов, полученных с помощью: 1, 2 - оптической литографии Lg=0,5 мкм, 3,4 - электронной литографии Lg<0,2 мкм. Vds=0,15 В

Показано, что комплементарные транзисторы с длиной канала около 100 нм сохраняют свои параметры в сильных радиационных полях после экспозиции дозой гамма-квантов 10 Мрад. Изменение величины порогового напряжения для считающегося наиболее опасным режима (on-gate) в n-канальном транзисторе не превышает +10 мВ при пороговом напряжении 600 мВ (Рис.2 б,в). Изменение величины порогового напряжения для p-канальных транзисторов обусловлено накоплением положительного заряда, тогда как изменение порогового напряжения для n-канальных транзисторов связано с накоплением отрицательного заряда в 4 нм подзатворном диэлектрике. Влияние заряда во встроенном диэлектрике КНИ структуры на параметры КМОП транзисторов минимизировано высоким легированием каналов (более 10¹⁸см^-3) и большим пороговым напряжением паразитных тыловых транзисторов (> 70 В). Показано, что знак и скорость накопления заряда в диэлектрических слоях КНИ КМОП транзисторов определяются величиной и направлением электрического поля в них в процессе облучения.

Малые изменения величин порогового напряжения в разработанных в ИФП СО РАН 100 нм КНИ КМОП-транзисторах открывают перспективы создания СБИС на КНИ структурах, работоспособных после облучения дозами ионизирующего излучения свыше 10 Мрад.

На основе гетероструктур Ga(Al)As изготовлены затворно-управляемые интерферометры, имеющие электронное кольцо с эффективным радиусом 90-130 нм. Такие интерферометры являются рекордными для использованных методов электронной литографии с последующим реактивным ионным травлением, либо прямого локального анодного окисления поверхности гетероструктуры острием атомно-силового микроскопа. Разработка новых технологических приемов создания интерферометров, а также комбинированное применение теоретических, экспериментальных и расчетных исследований позволило определить электронные свойства созданных наноструктур, выяснить влияние технологических допусков на квантовую интерференцию и обнаружить сосуществование эффекта Ааронова-Бома с другими квантовыми и одноэлектронными эффектами.

Геометрия электронной системы интерферометров найдена расчетом трехмерной электростатики по данным о строении гетероструктур и форме поверхности образцов. Из решения задачи электростатики вычислялись емкости разных частей электронного устройства. Этот расчет позволил объяснить наблюдение кулоновских затворных осцилляций сопротивления интерферометра, включая эффект дублетного расщепления пиков (рис.1), обусловленный одноэлектронной зарядкой взаимодействующих треугольных точек соединения кольца с резервуарами (рис.2). Таким образом, впервые для кольцевых интерферометров с помощью теории и численных расчетов удалось надежно связать результаты структурных и электрофизических исследований. Выяснены условия, при которых интерферометр становится квантовым и одноэлектронным транзистором. Расчеты электростатики использовались также для оптимизации глубины локального анодного окисления, благодаря чему удалось уменьшить радиус кольца до 90 нм, наблюдать осцилляции АБ до рекордно высокой температуры 15K и обнаружить влияние микроскопического состояния образца (зарядового состояния примесей) на температурную зависимость амплитуды осцилляций Ааронова-Бома.

Был предложен метод получения спин - поляризованных электронных пучков в двумерных баллистических структурах. Как известно спин-орбитальное взаимодействие перепутывает поступательную и спиновую степени свободы. Исследовано влияние спин-орбитального взаимодействия на электроны, отраженные от потенциального барьера. В таких структурах отраженный пучок расщепляется на три пучка с различной спиновой ориентацией. Найдены зависимости углов и коэффициентов отражения от величины спин-орбитального взаимодействия и параметров барьера. Показано, что этот эффект достаточно сильный в присутствие резких барьеров. В случае гладкого барьера эффект исчезает. Таким образом показано, спин - зависимое отражения может быть использовано в баллистических наноструктурах для получения спин поляризованных пучков.

Проведено исследование спиновой релаксации при переносе заряда в двумерных массивах Ge квантовых точек. Переворот спина может произойти либо в квантовой точке, либо при туннелировании между двумя туннельно-связанными квантовыми точками. В работе проведены теоретические оценки времени релаксации при туннелировании. Проводимость типичной Ge/Si структуры c квантовыми точками была определена в экспериментах при температуре T ~ 4K и составила ~10^-4(e²/h). На основе этих данных было получено время туннелирования t ~10^-7с. Согласно нашим результатам вероятность переворота спина на два порядка меньше, следовательно, время переворота спина t ~10^-5 с.

Далее было вычислено время спиновой релаксации за счет взаимодействия с фононами для основного дырочного состояния в изолированной Ge квантовой точке в магнитном поле. Механизм спиновой релаксации в данном случае состоит в модуляции спин-орбитального взаимодействия колебаниями решётки. Для этого на основе метода сильной связи рассчитана структура волновых функций для зеемановских подуровней. Получено, что магнитное поле приводит к следующим изменениям волновых функций: для верхнего зеемановского подуровня увеличивается вклад состояний лёгкой дырки с противоположным направлением спина, вклад же тяжёлой дырки уменьшается. Для нижнего зеемановского подуровня ситуация обратная: возрастает вклад состояний тяжелой дырки. Изменения волновых функций приводят к ненулевому матричному элементу для перехода между двумя спиновыми состояниями за счет электрон-фононного взаимодействия. При расчёте времени спиновой релаксации учитывались только акустические поперечные фононы, поскольку они вносят основной вклад при гелиевых температурах. В результате получено, что время спиновой релаксации за счёт взаимодействия с фононами составляет около ~10 микросекунд в магнитном поле H=1T, при температуре T=4K. Зависимость от магнитного поля описывается степенной функцией ~H^-5. Для возбужденных состояний время спиновой релаксации уменьшается. Например, для первого возбужденного состояния время составляет около 1 микросекунды. Тенденция к уменьшению времени спиновой релаксации с ростом номера состояния объясняется ростом вклада легкой дырки.

На следующем этапе при вычислении времени спиновой релаксации для основного состояния были учтены двухфононные (рамановские) процессы. В этом случае процесс релаксации идет через промежуточное возбужденное состояние. Зависимость от температуры становится более существенной. При температуре Т=10 К время спиновой релаксации для основного состояния дырки в Ge квантовой точке составляет ~0.1 нс. При дальнейшем повышении температуры время спиновой релаксации продолжает уменьшаться и при Т=20К составляет пикосекунды Зависимость от температуры при учёте двухфононных процессов описывается законом ~T⁷ (рис.1), в то время как релаксация за счет однофононных процессов слабо зависит от температуры. На основе анализа вероятностей переходов сделан вывод, что основную роль в рамановских процессах играет третье возбужденное состояние, которое является промежуточным в двухступенчатых процессах релаксации.

Рис.1. Температурная зависимость времени спиновой релаксации за счет взаимодействия с фононами для основного состояния дырки в Ge квантовой точке (высота h=1.5 нм, размер основания l=15 нм). Магнитное поле Н=1Т.

Разработан метод направленного сворачивания структурированных напряженных SiGe/Si пленок, основанный на использовании селективного ориентационно-зависимого травления монокристаллической подложки кремния или жертвенного слоя. Продемонстрировано, что использование метода позволяет: 1) добиться устойчивого сворачивания отсоединяемой от подложки SiGe/Si пленки в направлении максимальной скорости латерального травления жертвенного слоя; 2) предотвратить сворачивание пленки в нежелательных направлениях. Наиболее эффективно метод реализуется на подложке кремния ориентации (110). На рис. 1 представлена трехмерная модель сворачивания SiGe/Si пленки при анизотропном травлении Si (110) подложки. Установлено, что для осуществления успешного направленного сворачивания напряженных пленок величина плоскостной анизотропии скорости латерального травления жертвенного слоя (подложки) должна составлять V_MAX/V_MIN≥10. Эффективность метода продемонстрирована на примере управляемого направленного сворачивания длинных узких полосок SiGe/Si (110) пленки в свободные микротрубки-иголки прецизионного диаметра 4.6 мкм. Данный подход также может быть с успехом применен для создания 3D цилиндрических оболочек сложной конфигурации и других строительных блоков микро- и наноэлектромеханических систем. Сочетание ориентационно зависимого травления жертвенных слоев с использованием плоскостной анизотропии механических свойств тонких пленок существенно расширяет возможности создания трехмерных объектов и их комплексов, таких как спирали с переменным шагом, кольца, перекрещивающиеся трубки, изогнутые кантилеверы выступающими трубками-иголками и т.д. Высокая воспроизводимость технологического процесса, возможность массового изготовления прецизионных трубок и их точное позиционирование на подложке обеспечивают хорошую совместимость обоих методов с современной технологией изготовления кремниевых интегральных схем и микроэлектромеханических систем.

Рис.1. Трехмерная модель сворачивания SiGe/Si пленки при анизотропном травлении Si (110) подложки.

Разработана технология получения микротрубок со свободным концом, находящимся над емкостью созданной на том же полупроводниковом кристалле (рис.1, 2). Для осуществления микроинъекции в эту микроемкость возможно поместить живую клетку. В отличие от варианта со скалыванием подложки под свободным концом трубки-иглы данный способ позволяет воспроизводимо получать массивы идентичных полупроводниковых игл. Для увеличения прочности создаваемых микроигл экспериментально продемонстрирована возможность изготовления трубок конической формы. С помощью методов электронной и оптической литографий из SiGe/Si/Cr гетероструктур изготовлены трубки - конусы с различными размерами например, диаметр в основании 5мкм, диаметр в вершине 0.5мкм, длина 500 мкм).

Рис.1. SiGe/Si/Cr микроиглы.
Рис.2. Электронно-микроскопическое изображение микроигл а) SiGe/Si/Cr иглы диаметром 10 мкм; б) те же иглы после селективного удаленния слоея хрома, диаметр игл 2мкм.

Исследованы нанопорошки кремния, формирующиеся в газовом потоке аргона при коагуляции атомов кремния, методами фотолюминесценции (ФЛ) и спектроскопии комбинационного рассеяния света (КР). Источником атомов кремния являлся массивный образец сверхчистого кремния, испаряемый в результате воздействия мощного электронного пучка. В порошках, состоящих из нанокристаллов кремния, при комнатной температуре впервые обнаружен пик ФЛ в сине-зеленой области видимого спектрального диапазона (см. рис 1). Сильный коротковолновый сдвиг пика ФЛ может быть объяснен как эффект размерного квантования электронов и дырок в нанокристаллах кремния с малыми размерами (около 2 нм). Размеры нанокристаллов кремния определены из анализа спектров КР, и они совпали с оценкой, полученной из данных фотолюминесценции и расчетов ширины запрещенной зоны нанокристаллов кремния на основе решения сферически-симметричного уравнения Шредингера.

Рис. 1. Спектр фотолюминесценции нанопорошка кремния (возбуждение - импульсный N2 лазер, l = 337 нм, температура 300K).

Показано, что нанопорошок кремния проявляет квантовые свойства при комнатной температуре. Это обстоятельство является принципиальным для создания приборов одноэлектроники и элементов памяти сверхплотной упаковки.

Метод формирования нанопорошков испарением мощным электронным пучком обладает высокой производительностью и эффективностью, возможностью осуществления селекции по размерам, что в сравнении с другими методами получения нанокристаллов делает его наиболее перспективным для практического применения в современной наноэлектронике. Исследованные квантовые свойства отдельных наночастиц кремния существенно увеличивают перспективы дальнейшего использования кремния в качестве базового материала для наноэлектроники.

Отработаны режимы и получены слои пористого кремния на подложках p⁺ и углеродных нанотрубок на SiO₂ (совместно с ИНХ СО РАН, лаб. А.В. Окотруба). Проведены исследования пленок методом комбинационного рассеяния света (КРС).

Анализ спектров на пористом кремнии, по модели локализации фононов в кремниевых нанокристаллах, показывает, что в зависимости от режимов получения слоев, в структуре образцов присутствуют нанокристаллы нитевидной формы с диаметром нитей 8-10 нм и нанокристаллы сферической формы с диаметром около 8-6 нм.

Уширение пиков КРС в сторону низких частот при экспозиции в газах, вероятно, связано с окислением поверхности пористого Si.

увеличить рисунок	увеличить рисунок
Рис. 1. Спектры КРС пористого кремния после обработки в газовых средах.	Рис. 2. Спектры КРС пленок ориентированных УНТ.

Разработана оптоволоконная квантово-криптографическая система связи на основе передачи данных одиночными фотонами. Проведен анализ различных схем частотного, временного и частотно-временного кодирования. Путем численного моделирования определены оптимальные соотношения длительности лазерных импульсов и области свободной дисперсии интерферометров для частотного кодирования, а также требования к спектру лазерного излучения. Разработана оригинальная схема кодирования частоты фотонов на основе акусто-оптического модулятора, которая позволяет получить три разнесенных в пространстве лазерных пучка со сдвигом частоты, кратным частоте модуляции.

Для управления работой приемного и передающего узлов разработан специальный быстродействующий контроллер на основе микропроцессора, подключаемый к компьютеру через шину PCI. Он обеспечивает временную синхронизацию, генерацию пачек коротких лазерных импульсов, управление фазовыми модуляторами, обработку данных на выходах фотодетекторов, выборку битов квантового ключа по протоколу ВВ84, и кодирование-декодирование передаваемых данных. Для управления работой контроллера и сопряжения с компьютером разработано и написано специальное программное обеспечение.

Исследованы свойства стандартного одномодового оптического волокна НР420 производства фирмы 3М (США), предназначенного для работы на длинах волн 600-800 нм. Выяснено, что потери мощности при вводе излучения могут достигать 50-90% вследствие негауссова пространственного распределения излучения полупроводниковых лазеров и плохой фокусировки лазерного пучка. Сделан вывод о необходимости использования в оптоволоконной квантово-криптографической установке только специальных лазеров с оптоволоконным выводом излучения, например, лазеров с распределенной обратной связью.

Предложен новый метод получения вихревых лазерных пучков или мод Лаггера-Гаусса путем создания вихревой фазовой дислокации с прецизионно заданным углом поворота при прохождении пучка Эрмита-Гаусса нулевого порядка через специальный киноформ, иммитирующий математическую поверхность геликоида. Пробная серия таких киноформов для различных длин волн излучения была изготовлена путем химического травления поверхности подложек кварца плавленого через маску фоторезиста, задающую топологию ступенчатого микрорельефа. Работоспособность такого рода генератора вихревых пучков проверена экспериментально. В качестве примера на Рис.1, 2 показаны полученные распределение интенсивности и характеристическая картина интерференции для моды LG₀¹. Такой метод генерации фазовых вихрей в лазерных пучках не требует применения каких-либо других сложных и нестабильных оптических систем типа ранее предложенных жидкокристаллических модуляторов и, соответственно, может использоваться в экспериментальных установках с мощными пучками без риска оптического разрушения фазовой вставки, в частности, в системах лазерного зондирования атмосферы.

Рис. 1. Распределение интенсивности оптической моды LG01 (λ=1.06 мкм).	Рис. 2. Картина интерференции при наложении полей вихревой моды LG01 и наклонно падающей плоской волны (λ=1.06 мкм).

Разработана конструкция сверхминиатюрного излучателя на основе InGaAs квантовых точек. В отличии от большинства предыдущих схем однофотонных излучателей, где используется оптическое возбуждение квантовых точек внешним источником, данная конструкция является полностью полупроводниковой и представляет собой pin-диод, в котором осуществляется токовое возбуждение квантовых точек через оксидную апертуру субмикронного размера. При концентрациях квантовых точек ~10⁸ см^-2, конструкция излучателя позволяет осуществлять возбуждение малого числа, в частности, одной квантовой точки, что является необходимым условием создания однофотонного излучателя. Разработан эпитаксиальный дизайн структуры и схема пост-ростовой технологии, изготовлены первые образцы pin-диодов (в рамках сотрудничества с Институтом Физики Твердого Тела, г. Берлин). На рис. 1 и 2 представлены фотография pin-диода с субмикронной токовой апертурой и спектр катодолюминесценции структуры, демонстрирующий излучение одиночной квантовой точки (правый пик - экситон, левый - биэкситон).

увеличить рисунок	увеличить рисунок
Рис.1. Диод с токовой апертурой А ≦ 1мкм (красная точка в центре). Плотность InAs квантовых точек d ≦ 108 см-2.	Рис.2. Излучение одиночной InAs квантовой точки, содержащей один электронный уровень. Правый пик - экситон, левый - биэкситон.

Проведен комплекс исследований по физике генерации ускоренных частиц в малых ускорительных зазорах, как метода возбуждения газовых лазеров.

Впервые измерены Таунсендовский коэффициент размножения электронов и коэффициент их эмиссии при высоких напряженностях поля, характерных для открытого и глубоко аномального разрядов.

Разрешено глубокое противоречие между результатами измерения эмиссионных свойств холодных катодов в вакууме под действием атомов, ионов и фотонов, и эмиссионных свойств катодов в газовых разрядах. Воздействие на катод быстрых ионов и атомов, вытягиваемых из прикатодной плазмы, существенно изменяет эмиссионные свойства катода в условиях газового разряда. В отличие от традиционного понимания процессов, учёт имплантации быстрых атомов в катод на глубину до 10нм радикально изменяет эмиссию электронов в газовом разряде по сравнению с вакуумными условиями. Потенциальная эмиссия ослабляется из-за повышения работы выхода. Кинетическая эмиссия усиливается из-за увеличения неупругих потерь энергии быстрыми тяжелыми частицами, благодаря обменному взаимодействию с атомами, внедренными в материал катода. При этом намного снижается энергетический порог возникновения кинетической эмиссии. Также значительно усиливается фотоэмиссия под действием резонансного излучения, причем изменяется её механизм, и она становится доминирующим поставщиком электронов не только в открытом разряде, но и во многих других разрядах.

Изображение СТМ нанокластеров Ge в полуячейках (7х7) и островков Ge минимальных размеров непосредственно на чистой поверхности Si(111).

Исследовано влияние толщины окисного слоя кремния на свойства, формируемого на нем массива островков германия. Контроль условий образования самоорганизующихся островков германия на атомарно-чистой окисленной поверхности кремния проводился с помощью регистрации дифракционной картины. Обнаружено, что интенсивность зеркального рефлекса меняется немонотонно в процессе роста окисного слоя и осциллирует при образовании окисла. Природа осцилляций аналогична двумерно-слоевому росту и вызвана изменением шероховатости поверхности. Установлено, что механизм роста Ge на окисленной поверхности происходит без стадии роста смачивающего слоя и протекает по механизму Фольмера-Вебера.

Рис.1. СТМ изображение массива островков Ge на поверхности окиси кремния: (а) - dGe=0.3 нм, (б) - dGe=0.7 нм.

На окисленной поверхности кремния образуются упруго напряженные островки германия с латеральным размером менее 10 нм и плотностью 2 * 10¹² см² (Рис.1а). При толщинах пленки германия более 5 монослоев, наряду с ними, образуются пластически релаксированные островки германия с латеральными размерами до 200 нм и плотностью 1.5 * 10⁹ см^-2 (Рис. 1б).

Начальные стадии формирования эпитаксиальных пленок ZnTe на подложках (013)Si/As исследованы методами эллипсометрии, ДБЭ и Оже-спектроскопии (рис.1).

Рис. 1. Изменение параметров пленки ZnTe на начальных стадиях роста (TS=2300C) и трансформация дифракционных картин в азимуте [100]. Область 1 - исходная поверхность подложки; область 2 - разупорядоченная поверхность пленки ZnTe, толщина 4Å, область 3 - формирующаяся пленка ZnTe, толщина 10Å.

Установлено:

1. Осаждение ZnTe начинается с формирования "смачивающего" слоя толщиной примерно 0,5 нм со скоростями несколько ангстрем в секунду, что соответствует скоростям поступления осаждаемого материала (рис. 1). Состав слоя по данным Оже-спектроскопии отличается от стехиометрического и может быть описан формулой Zn₂Te.

2. Кинетика роста пленки ZnTe описывается моделью зарождения и роста центров кристаллизации. Скорость зарождения центров растет с понижением температуры подложки и соответствующим повышением пересыщения - рис. 1.2.

Рис. 1.2 - Зависимости толщины d пленки ZnTe от времени для различных температур осаждения: ▲ - 3000С, ■ - 3500С, ● - 3600С.

3. Температурная зависимость скорости зарождения J хорошо аппроксимируется прямой линией в координатах ln(J) - 1/(DT)²T, что указывает на лимитирующую роль образования зародышей критического размера. Наклон линии определяется работой образования критического зародыша и дает изменения поверхностной энергии при образовании зародышей ZnTe, равное 40 эрг/см². Оценочный расчет поверхностной энергии поверхности (001)ZnTe дает 490 эрг/см². Впервые показано, что низкие значения увеличения поверхностной энергии при зарождении могут быть обусловлены адсорбцией компонентов осаждаемого материала, снижающей избыточную энергию процесса увеличения поверхности.

Многочисленные усилия исследователей, направленные на улучшение качества пленок GaN, выращенных на сапфировых подложках привели к пониманию ключевой роли так называемого процесса нитридизации поверхности Al₂O₃ (0001). Суть этого процесса состоит в создании на поверхности (0001) сапфировой подложки связей Al-N с расстоянием между атомами алюминия равным 3.12 Å, которые соотвествуют поверхности (0001) объемной фазы нитрида алюминия. Если удается создать сплошной нитридный слой толщиной в один - два монослоя, то на такой поверхности можно выращивать качественный сплошной зародышевый слой нитрида алюминия.

Перед процессом нитридизации сапфир прогревался до 900-950^оС в течении 10 - 15 мин. Такой высокотемпературный прогрев приводил к дефициту кислорода на поверхности, т.е. к восстановлению алюминия в форме AlO или Al₂O. Процесс нитридизации изучался методом дифракции быстрых электронов (ДБЭ) на отражение от поверхности по гашению рефлекса (01) Al₂O₃ (рис.1). Когда образуется нитридная фаза на поверхности, состоящая из 1÷2 монослоев, этот рефлекс от сапфира ослабевает. Зависимость гашения интенсивности рефлекса от времени представляет кинетическую кривую нитридизации. Кинетические кривые хорошо аппроксимируются экспоненциальным законом спада и, следовательно, определяются реакцией первого порядка. Константа спада (k) интенсивности рефлекса (01) от времени как функция температуры, представленная в аррениусовских координатах показана на рис.2. Из этого графика определенна эффективная энергия активации процесса 0.8 эВ. Мы также обнаружили, что в области давлений аммиака от 2×10^-7 до 3×10^-5 Торр скорость процесса нитридизации не зависит от давления аммиака.

Рис.1. Дифракционная картина поверхности сапфира (0001) вблизи азимута[11-20] после процесса нитридизации при Ts=900oC, PNH3=2×10-5 Торр, 10 мин	Рис.2. Температурная зависимость константы спада k.

Завершение нитридизации фиксировалось нами по появлению в дифракционной картине рефлекса (01) нитридной фазы AlN в азимуте [11 - 20] для сапфира (см. рис.1). На основании полученных экспериментальных данных была построена кинетическая схема процесса нитридизации. По дифракционным данным в морфологическом отношении наиболее совершенная поверхность получается, когда процесс нитридизации проводится при давлении 2÷4×10^-5 Торр и температуре подложки 850 - 900^oС. Именно на такой нитридизованной поверхности удалось получить атомарно гладкий сплошной зародышевый слой фазы AlN.

После нитридизации поверхности сапфира эпитаксиально наращивается так называемый зародышевый слой AlN толщиной 50-100 Å. Этот слой необходим для уменьшения упругих напряжений в слое GaN. Рассогласование постоянных решеток GaN и AlN этих материалов ~2%, что заметно меньше чем рассогласование решеток GaN и Al₂O₃. Кроме того, зародышевый слой AlN необходим для получения слоев c Ga полярностью.

Зародышевый

увеличить рисунок

Рис.1. Кинетика изменения интенсивности рефлекса (0 1) Al2O3 при зародышеобразовании AlN.

Обнаружено, что морфологическое состояние поверхности зародышевого слоя определяется не только качеством нитридизованной поверхности, но также и ростовыми параметрами, в частности, температурой подложки. Исследовались дифракционные картины зародышевого слоя выращенного при различных температурах подложки. Установлено, что при температурах подложки 900^оС дифракционная картина носит трансмиссионный характер. В этом случае рефлексы определяются малыми кристаллитами AlN с размером порядка 40Å. В то же время дифракционная картина от поверхности зародышевого слоя, выращенного при 700^оС носит отражательный характер, т.е. поверхность в этом случае является фактически атомарно-гладкой. Этот вывод подтверждается также данными атомно-силовой микроскопии. На рис.2 представлены изображения поверхности зародышевого слоя AlN, выращенного при 700 и 900^оС соответственно. Видно, что для 900^оС поверхность сильно шероховатая; имеются холмы и ямы, средний разброс по высоте порядка 10Å. Сплошность материала в этом случае плохая. В то же время поверхность, выращенная при 700^оС, имеет практически атомарную гладкость с шероховатостью 2Å. Отсутствуют холмы и ямы. Аналогичные результаты были получены для зародышевого слоя GaN. Установлены оптимальные параметры процесса нитридизации. Обнаружена двухстадийность процесса нитридизации: образование нерелаксированного монослоя AlN с параметрами решетки, соответствующими подложке Al₂O₃ , релаксация этого слоя к параметрам объемной фазы AlN. Определены условия получения релаксированных и нерелаксированных нитридизованных слоев и условия перехода от двумерного к сплошному трехмерному росту зародышевого слоя AlN и GaN в зависимости от технологических параметров роста: температуры подложки, давления аммиака, потоков алюминия и галлия. Определены условия получения гладких зародышевых слоев AlN.

Рис.2 СТМ поверхности зародышевого слоя AlN, выращенного на сапфире при 700оС - слева и при 900оС - справа.

Метод послойного атомного осаждения (atomic layer deposition - ALD) является одним из современных вариантов газофазной эпитаксии, когда газообразные вещества, подаваемые периодическими циклами, последовательно реагируют с поверхностью подложки. ALD процесс имеет целый ряд преимуществ перед обычным химическим осаждением. В настоящее время нелинейность роста пленок на начальной стадии процесса ALD представляет собой проблему, изучению которой может помочь атомистическое моделирование. С помощью разработанного нами ранее программного комплекса SilSim3D для Монте-Карло моделирования процессов эпитаксиального роста изучалось влияние концентрации центров прилипания и рельефа подложки на зарождение и начальные стадии роста пленок в ALD процессе. На Рис.1 представлены результаты моделирования роста пленок на гладкой (111) подложке со случайно разбросанными центрами прилипания. На Рис 1.а видно, что возле каждого центра прилипания растет трехмерный островок, что и обеспечивает нелинейный характер роста толщины пленки. Рис.1b демонстрирует зависимость покрытия от числа циклов N_c для подложек с различной концентрацией центров. Выражение для покрытия q при описании нелинейного участка кривых роста для различных концентраций центров зарождения было получено в виде: q=V_s*n_s [N_c+N_c²+0.14n_s^-0..3*N_c³+0.38*N_c⁴] , где V_s - скорость роста в линейном режиме, N_c - число циклов, n_s - безразмерная концентрация центров прилипания. Проведена количественная оценка концентрации центров зарождения при осаждении TiN на PECVD окисел и термический окисел (Рис.1с). Из совмещения экспериментальных точек из работы [G. Beyer , A. Satta , J. Schuhmacher, et al Microelectronic Engineering 64 (2002) 233-245] с расчетными кривыми найдены значения n_s

Рис.1 ALD на подложке с гладкой поверхностью: a) фрагмент модельной поверхности 38x33 nm2, ns =10-3, Nc = 5; b) покрытие в зависимости от Nc: 1- ns =10-2, 2 - ns =10-3, 3 - ns =10-4, 4 - ns =1.1*10-5); c) точки - эксперимент [Microelectronic Engineering 64 (2002) 233], кривые - расчет: 1 - ns 1.5*10-6, 2 - ns 5.3*10-6. Стрелки указывают начало линейного режима роста.

Уменьшение нелинейного участка кривых роста и улучшение качества ALD слоев можно обеспечить, если увеличить концентрацию зародышей в первом цикле осаждения. Моделирование показало, что это можно сделать, увеличив шероховатость подложки или изменив условия осаждения в первом ALD цикле. Были детально исследованы влияние на концентрацию зародышей рельефа подложки, а также стимуляции процесса зарождения в первом цикле ALD с помощью небольшой добавки в газовый поток второго газообразного компонента (аналог CVD). Моделирование подтвердило, что эти приемы позволяют получить линейный режим роста уже после 2-4 ALD циклов осаждения.