2009
В.А.Гайслер, А.И.Торопов, А.К.Бакаров, А.К.Калагин, И.А.Деребезов
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
На установке "Riber-C21" проведен цикл экспериментов по росту
микрорезонаторных структур с InAs квантовыми точками малой плотности (~10
8÷10
9 см
-2 ) для излучателей одиночных фотонов (ИОФ) с токовой накачкой. Структуры содержат легированные брэгговские зеркала на основе GaAs/Al
0.9Ga
0.1As


Рис. Схема ИОФ (а), изображения ИОФ, полученные методом сканирующей электронной
микроскопии (б,в), корреляционная диаграмма излучения ИОФ (г), спектр
электролюминесценции ИОФ и схема интерферометра НВТ (д).
с числом периодов 12 и 4 для плотного и выходного зеркала, соответственно, что
обеспечивает добротность микрорезонатора для фундаментальной моды на уровне
Q≈120 и задает параметр внешней квантовой эффективности однофотонного
излучателя ~30% при использовании оксидной апертуры с диаметром ~1 мкм,
фактор Пурселла составляет FP≈2.5.
На основе выращенных структур в рамках сотрудничества с Институтом
физики твердого тела (г. Берлин) изготовлены лабораторные образцы ИОФ и
исследованы их оптические характеристики (рис.). Спектр электролюминесценции
ИОФ содержит единственную узкую линию, отвечающую рекомбинации экситона
одиночной InAs квантовой точки (рис. д). Корреляционные диаграммы,
полученные с использованием интерферометра Hanbury-Brown and Twiss (HBT),
демонстрируют однофотонный характер излучения (рис. г). Анализ полученных
корреляционных диаграмм позволяет утверждать, что вероятность двухфотонного
излучения близка к нулю (g2(0) = 0).
Уменьшение времени спонтанной эмиссии экситона квантовой точки за
счет эффекта Пурселла с ~1нс до ~0.4нс позволило поднять быстродействие ИОФ
до рекордно высокого уровня 1ГГц.

Т.И.Батурина, А.Ю.Миронов, Д.А.Насимов, А.В.Латышев
Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников А3В5
Лаборатория электронной микроскопии субмикронных структур
Методом электронной литографии с последующим плазмохимическим
травлением изготовлены наноперфорированные плёнки TiN с периодом 80 нм и
рекордно большим количеством элементов (~780 тыс.). Низкотемпературные
Рис. (а) Изображение фрагмента наноперфорированной плёнки TiN в сканирующем
электронном микроскопе. (б) Tемпературные зависимости сопротивления "на квадрат"
перфорированной и исходной плёнок. (в) Зависимости дифференциального сопротивления
от приложенного напряжения, в среднем приходящегося на один переход, при различных
температурах. Наблюдаются характерные особенности, отвечающие щелевой
структуре (на рисунке отмечены символами). (г) Температурная зависимость положения
особенностей (символы). Линиями показана температурная зависимость сверхпроводящей щели в теории БКШ.
измерения вольтамперных характеристик выявили наличие аномально больших и
узких провалов в дифференциальном сопротивлении при напряжениях смещения
2Δ(T)/(2n e) (где Δ(T) - температурная зависимость ширины энергетической щели
сверхпроводника, n - целое число). При этом Δ(T) с большой точностью совпадает с
величиной сверхпроводящей щели исходных плёнок, определённой методом
сканирующей туннельной спектроскопии. Данный результат фактически является
основой для создания высокоточной методики андреевской спектроскопии для
определения сверхпроводящей щели в тонких плёнках. Анализ результатов
показывает, что особенности в дифференциальном сопротивлении являются
следствием нелокальной природы андреевского отражения в массивах
сверхпроводник-металл-сверхпроводник переходов. Предложен механизм
коррелированного переноса куперовских пар, основанный на комбинированном
действии эффекта близости и синхронного андреевского отражения на многих NS-
границах.

Е.Б.Ольшанецкий, З.Д.Квон, М.В.Энтин, Л.И.Магарилл, Н.Н.Михайлов, И.О.Парм, С.А.Дворецкий
Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников А3В5
Лаборатория теоретической физики
Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6
Проведено экспериментальное исследование процессов рассеяния в
двумерной электронной системе при ее переходе от металлического к
полуметаллическому состоянию, в котором реализуется одновременное


Рис.2. (а)-Зависимости ρ(Vg) при B=0 и различных температурах в диапазоне T=0.2-4.1 К
(температура повышается от нижней кривой к верхней). (б)- черными символами обозначены полученные из рисунка (а) зависимости ρ(T) для выбранных значений Vg=-1;-2 и -3 В.
Проходящие через символы линии - подгонка с помощью теории. На вставке - зависимость
подгоночного параметра Θ (константа, характеризующая интенсивность взаимного
рассеяния электронов и дырок) от затворного напряжения: символы - эксперимент, линия -
теория.
существование двумерных электронов и дырок. Обнаружено, что в отличие от
практического отсутствия температурной зависимости сопротивления в первом из
указанных состояний во втором наблюдается значительное увеличение сопротивления при росте температуры. Построена теория рассеяния в двумерном
полуметалле и получено хорошее количественное согласие между ней и
результатами эксперимента. На основе этого сделано заключение, что наблюдаемая
температурная зависимость сопротивления в полуметаллическом состоянии
обусловлена рассеянием электронов и дырок друг на друге (механизм Ландау).
Таким образом, впервые наблюдалось прямое влияние межчастичного рассеяния
на поведение сопротивления Ферми-системы.

Н.П.Степина, Е.С.Коптев, А.В.Двуреченский, А.И.Никифоров
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5
На примере массива квантовых точек (КТ) Ge/Si в данной работе проведено
изучение перехода от локализованных к распространенным состоянием в
двумерной системе, проведены прямые экспериментальные доказательства роли
дальнодействующего кулоновского взаимодействия в формировании электронного
состояния системы.
 | Рис. Скэйлинговая функция для образцов с
разной степенью локализации (центральная
кривая). Верхняя кривая - заполнение КТ
дырками ν=2 (максимальное кулоновское
взаимодействие), нижняя - взаимодействие
экранировано металлической плоскостью,
помещенной над слоем КТ. |
взаимодействия, позволил впервые экспериментально продемонстрировать роль
дальнодействующего кулоновского взаимодействия в двух-параметрическом
скэйлинге двумерных систем. Показано, что переход от прыжкового к
диффузионному транспорту наблюдается как при изменении плотности КТ, так и
при изменении их состава и формы в результате отжига структур, однако ключевую
роль в переходе играет степень заполнения КТ дырками. Показано, что
температурная зависимость проводимости в режиме сильной локализации
описывается бесфононным прыжковым транспортом, а в режиме слабой
локализации - квантовыми поправками к проводимости. Анализ энергии,
закачанной в образец при приложении высоких электрических полей в
неомическом режиме свидетельствует о том, что в образцах с диффузионным транспортом поведение системы характеризуется только электронной
температурой, тогда как неомический прыжковый транспорт определяется как
электронной, так и решеточной температурой. Было показано, что
магнетосопротивление в структурах с сильной локализацией положительно,
начиная с наименьших значений поля, что свидетельствует о типичном для
прыжкового режима сжатии волновых функций локализованных носителей заряда
поперечным магнитным полем. В режиме слабой локализации магнетосопротив-
ление отрицательно в малых полях (до 1 Тл) и меняет знак при увеличении
магнитного поля. Отрицательное магнетосопротивление связано с разрушением
фазовой когерентности обратно-рассеяного электрона, а следовательно, с
подавлением интерференционной поправки к проводимости.
Показано, что кондактанс является единственным параметром,
характеризующим состояние системы только при условии неизменности силы
кулоновского взаимодействия между носителями, локализованными в разных КТ.
Определены границы проводимости, разделяющие прыжковый и диффузионный
транспорт. Показано, что искусственное экранирование дальнодействующего
кулоновского взаимодействия приводит к сдвигу универсальной скэйлинговой
кривой (рис.).
Данный результат впервые экспериментально разделяет кондактанс и
кулоновское взаимодействие, как независимые управляющие параметры двух-
параметрического скэйлинга.

А.Г.Погосов, М.В.Буданцев, А.А.Шевырин, А.Е.Плотников, А.К.Бакаров, А.И.Торопов
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем
Лаборатория электронной микроскопии и субмикронных структур
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений A3B5
На основе полупроводниковой мембраны-гетероструктуры GaAs/AlGaAs,
оторванной от подложки методом селективного травления, был создан
 |
Рис. 1. Одноэлектронный транзистор.
QD - квантовая точка, wire - нанопроволока,
S - исток, D- сток, G1-G5 - затворы.
|
подвешенный одноэлектронный транзистор - квантовая точка, соединенная с
областями истока и стока через
туннельные барьеры. Исследовано
влияние вынужденных механических
колебаний квантовой точки и нано-
проволоки на электронный транспорт
и кулоновскую блокаду. Колебания
возбуждались путем приложения к
одному из затворов, обозначенному
G1, ВЧ-напряжения в диапазоне
частот 100 кГц - 1 ГГц амплитудой до
100 мВ. Изучались зависимости
дифференциального кондактанса
одноэлектронного транзистора от частоты и амплитуды возбуждающего
напряжения, постоянных напряжений на затворах G1-G4 и напряжения исток-сток.
Измерения проводились при температуре 4,2 К.
Обнаружено, что при частотах возбуждающего напряжения 60, 150-190,
320, 530, 600 и 700 МГц наблюдаются резонансные пики кондактанса
одноэлектронного транзистора, в отсутствие ВЧ-напряжения находящегося в
режиме кулоновской блокады. Согласно проведенным численным оценкам, в
диапазон частот измерений попадают собственные частоты изгибных колебаний
нанопроволоки. Другим типам колебаний (крутильным, дилатационным и
сдвиговым) соответствуют частоты, превышающие 1 ГГц.
 | Рис. 2. Зависимости дифференциального
кондактанса G от частоты возбуждаю-щего
ВЧ-напряжения F в различных циклах
охлаждения. Верхние кривые смещены по
вертикали.
|
Подвешенный одноэлектронный транзистор с механическими степенями
свободы перспективен в качестве чувствительного масс-спектрометра,
применяемого для определения массы частиц вещества (например, молекул ДНК),
осажденных на нанопроволоку, по сдвигу резонансных частот ее колебаний.

В.М. Ковалев, А.В. Чаплик
Лаборатория теоретической физики
Построена теория магнитоплазменных колебаний в нульмерном объекте -
квантовом кольце конечной ширины. В рамках приближения случайных фаз
получено выражение, описывающее закон дисперсии магнитоплазменных
 |
Рис. Частота плазмона как функция
магнитного потока через кольцо.
|
колебаний электронного газа в квантовом
кольце. Частоты плазменных колебаний в
такой системе зависят от двух квантовых
чисел - радиального и азимутального,
отвечающих, соответственно, за радиальные и азимутальные моды колебаний
электронной плотности. В длинноволновом приближении для плазменных
колебаний нулевой радиальной моды
получено аналитическое решение
дисперсионного уравнения. Показано,
что частота плазмона как функция
магнитного поля имеет два вклада -
монотонный и осциллирующий. Монотонный вклад обусловлен зависимостью
энергий одноэлектронных состояний от магнитного поля, в то время как
осциллирующий вклад связан с эффектом Ааронова-Бома. В квазиклассическом
приближении, т.е. для достаточно больших азимутальных квантовых чисел
?, монотонная часть плазменной частоты пропорциональна ?(ln ?)
1/2 , что характер-
но для плазменных колебаний в одномерных системах, в то время как
осциллирующая по магнитному полю часть пропорциональна ?(ln ?)
1/4 . Маг-
нитополевая зависимость плазменной частоты определяется квазипериодической
функцией магнитного потока с периодом и амплитудой, зависящими от магнитного
поля, что связано с конечностью ширины квантового кольца. За рамками
длинноволнового приближения дисперсионное уравнение решалось численно.
Показано, что качественные выводы о зависимости плазменных частот от
магнитного поля остаются в силе. В сильных магнитных полях осцилляции
подавляются.

М.В. Энтин, М.М. Махмудиан, Л.И. Магарилл
Лаборатория теоретической физики
Рассматриваются неоднородные одномерные системы в присутствие
переменного однородного электромагнитного поля. Спектр таких систем включает
квантовые проволоки переменной ширины, а также искривленные проволоки
постоянной ширины, такие, как спираль, "жесткий угол", "омега-образная" кривая.
 |  |
Рис. 1. Вставка: неоднороная квантовая
проволока дающая эффективный потенциал: "ступенька +колеблющаяся яма".
Стационарный кондактанс и производная
от стационарного фототока по уроню
Ферми.
| Рис. 2. Квантование тока в квантовой
проволоке в поле бегущей волны при нулевой
температуре. Ток (в зависимости от
уровня Ферми ?) измеряется в единицах
e?/?, где ? частота волны. Верхняя и
нижняя кривые соответствуют рассеянию на заряженных и нейтральных
примесях. Когда уровень Ферми попадает в
запрещенные зоны, ток принимает
целочисленные значения.
|
Форма определяет неоднородность действующей компоненты электрического
поля. Неоднородность приводит к несохранению импульса электрона.
Рассмотрены такие физические эффекты, как фотопроводимость и стационарный
фототок. Рассмотрение базируется как на классическом кинетическом уравнении,
так и на квантовом подходе.
Изучены электронные состояния в одномерной системе, содержащей
скачок потенциала и вибрирующий по амплитуде дельта-функциональный
потенциал. В этой системе найдено поглощение света, фототок и
фотопроводимость. Показано существование состояний высокочастотной блокады
и идеального отражения.
Изучены состояния электрона в квантовой спирали в присутствие
циркулярно-поляризованного однородного электромагнитного поля. Показано, что
такое поле порождает эффективную волну, распространяющуюся вдоль спирали.
Длина волны определяется длиной витка спирали. Изучен стационарный ток
увлечения электронов полем волны. Аналогичный эффект увлечения рассмотрен в
квантовых проволоках с локальными искривлениями. Показано, что в случае
сильной волны происходит модификация электронных состояний, которые
превращаются в блоховские состояния, описывающиеся функциями Матье.
Показано, что при полном заполнении подзон происходит квантование тока
увлечения.

Ж.В. Смагина, П.Л. Новиков, В.А. Армбристер, В.А. Зиновьев, А.В. Ненашев, А.В. Двуреченский
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем
Методом молекулярной динамики (МД) и Монте-Карло (МК) исследован
механизм зарождения трехмерных островков Ge на Si, обусловленный локальными
механическими напряжениями, действующими в окрестности точечных дефектов,
которые вводятся низкоэнергетичными ионами. Методом МД с использованием
эмпирического потенциала Терсоффа исследованы процессы, происходящие в
 |  |
Рис. Результаты моделирования методом молекулярной динамики. Слева: серия
мгновенных снимков структуры спустя различные времена после удара иона. Атомы Ge
показаны темным, Si - светлым цветом. Междоузлия заметны как атомы, расположенные
внутри шестиугольных ячеек. Справа: распределение сечений генерации междоузлий по
элементарной ячейке. Число междоузлий на один ион: 4÷6, 7÷9, 10÷11, 12÷14.
|
течение 20 пс после столкновения иона Ge+ с поверхностью Ge/Si(100)-(2×1),
содержащей 1 монослой германия. Было обнаружено, что элементарные процессы,
связанные с ударом иона, заканчиваются в течение 1 пс. Типичные изменения
структуры в этом интервале времени представлены на рис. (слева). Однако
количественные характеристики процессов сильно зависят от точки падения иона.
Для учета этого обстоятельства была проведена серия вычислений, в которых точка
падения иона варьировалась в пределах элементарной ячейки (рис. справа). Было
показано, что для условий, соответствующих ранее проведенным экспериментам
(энергия ионов Ge+ 150 эВ, температура подложки 350°C, угол падения ионов к
поверхности 48°, азимутальный угол между скоростью иона и направлением
димерных рядов 18°), среднее число генерируемых междоузлий в расчете на один
ион составляет 10.2, приблизительно 5 из которых образуются в объеме. Глубина
залегания междоузлий распределена в интервале [1; 14] монослоев (МС) со
средним значением 5 МС. Полученные методом МД параметры были заложены в
феноменологическую модель роста, используемую в расчетах МК. Наряду с
процессами поверхностной диффузии, вычисления МК включали расчет
обусловленных междоузлиями механических напряжений, стимулирующих
зарождение трехмерных островков при росте Ge на Si. В терминах механизма
зарождения, связанного с механическими напряжениями, объяснены
экспериментально наблюдаемые эффекты увеличения плотности наноостровков,
уменьшения их размеров и немонотонная зависимость плотности островков от
степени ионизации молекулярного пучка.

А.К.Гутаковский, Л.И.Федина, Д.В.Щеглов, С.С.Косолобов, А.В.Латышев
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Впервые показано, что естественный оксид на поверхности Si(111) с
моноатомными ступенями полностью реплицирует рельеф поверхности кремния.
Высота и положение ступеней на поверхности оксида кремния соответствуют
высоте и положению моноатомных ступеней на поверхности Si(111). По данным
высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ) поперечных срезов
гетероструктуры Ti-SiO
2-Si(111) высота ступеней на гетерограницах SiO
2-Si(111) и
SiO
2-Ti является одинаковой и с точностью 0,3% соответствует межплоскостному
расстоянию для плоскостей (111) в объемном кремнии - 0,314 нм. Измерения
выполнены на электронном микроскопе JEOL-4000EX (энергия пучка электронов
400кэВ, разрешающая способность 0,165 нм). Количественная обработка
экспериментальных электронно-микроскопических изображений выполнена с
помощью пакета программ Digital Micrographs (GATAN).
Результаты экспериментальных измерений представлены на рисунке.
Сдвоенный максимум на профилях интенсивности (рис. в,г) соответствует позиции
слоя SiO2, а резкий минимум - позиции поверхности кремния. Высота ступени на
гетерограницах SiO2- Si(111) и SiO2-Ti была измерена по сдвигу этих экстремумов
при наложении профилей интенсивности (рис. д) и составила 0,314 нм. Важно
отметить, что при наложении профилей интенсивности, записанных слева и справа
от ступени, периодические максимумы, соответствующие позициям атомных
плоскостей (111)Si (правые части рисунков в,г) точно накладываются
 |  |
Рис. ВРЭМ изображение моноатомной ступени на гетерограницах Si(111) -SiO2 и SiO2-Ti (a)
и Фурье-спектр для области Si с измеренными межплоскостными расстояниями (б). На
рис. в и г приведены профили интенсивности изображения на рис. а, записанные в
направлении сверху-вниз слева (область1) и справа (область 2) от ступени. Области
интегрирования профилей интенсивности выделены на рис.а белыми прямоугольниками.
На рис. д - изображение наложенных профилей интенсивности.
|
один на другой (правая часть рисунка д). Это является дополнительным
подтверждением, что сдвиг на ступени точно соответствует межплоскостному
расстоянию для плоскостей (111) в объемном кремнии - 0,314 нм.

А.К.Гутаковский, Ю.Б.Болховитянов, М.А.Путято, А.П.Василенко
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и
соединений А3В5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
С помощью просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) проведены
исследования начальных стадий зарождения и роста пленок GaP на Si (001) 6
0
(111), выращиваемых методом молекулярно-лучевой эпитаксии с участием
атомарного водорода. По данным ПЭМ, в пленках, выращенных без использования
H+ не наблюдается сетки дислокаций несоответствия, характерной для
гетеросистем (рис. а,б). В пленке, выращенной в присутствии H+, такие ДН
обнаруживаются в виде отдельных прямолинейных дислокаций, залегающих
параллельно ростовой поверхности по направлении ям [110] и [1¯10] (рис. в). Так
как пленка находится на самой начальной стадии пластической релаксации,
дислокации имеют малую длину - не более 1 мкм. Кроме этих дефектов, наблюда-
ются дислокационные скопления и отдельные наклонные дислокации (рис. в).
Плотность их составляет примерно 5-10
9 см
-2. Образование скоплений, возможно,
связано с агрегацией собственных точечных дефектов, концентрация которых
может значительно превышать равновесную концентрацию в условиях эпитаксии
при низких температурах. В пленках, выращенных без применения H+,
 |
Рис. Дефекты структуры в пленках GaP толщиной 0.1 мкм, выращенных на Si(001) без
применения H+ (а, б) и в его присутствии (в): а, в - светлопольные изображения в условиях
двухволновой дифракции, g = 220, s > 0; б - темнопольное изображение в условиях "слабого пучка" g = 220, s << 0.
|
основными дефектами структуры являются антифазные границы и наклонные
дислокации. На рис.а антифазные границы выявляются в виде белых
квазизамкнутых линий, а на изображениях, полученных в условиях "слабого
пучка" (рис.б), наклонные антифазные границы имеют полосчатый контраст.
Плотность антифазных границ и наклонных дислокаций в этих составляет около
1010 см-2.

К.В.Феклистов, Л.И.Федина
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория технологии кремниевой микроэлектроники
Численная 3D модель, основанная на классической теории Оствальдовского
созревания, впервые применена для описания формирования слоистого ансамбля
нанопреципитатов бора в условиях высокодозной имплантации бора в
сильнолегированный бором кремний и последующего отжига (рис. а). Задача
трехмерной
нестационарной диффузии бора решена на разностной пространственно-временной сетке (рис. б) в рамках обобщенного алгоритма Крэнка-
Николсона. Для успешного применения этой теории использованы три
 |  |
Рис. а) ПЭМ изображение преципитатов и дефектов структуры в сечении образца,
совмещенное с распределениями бора по глубине: Bo (жирный пунктир- SIMS, пустые
квадраты- Холл) и Bs (кружки- Холл)- узловой бор до имплантации и после отжига,
соответственно; Btot (жирная линия, SIMS) - полный бор после после отжига. Civ-
распределение точечных дефектов. Вставка- ВРЭМ изображение преципитата.б) Схема
численной реализации модели. в) и г) Сравнение экспериментальных данных с
результатами расчета на начальной (в) и конечной (г) стадиях. CGT(R(x) критическая
концентрация преципитатов. |
дополнительных условия, которые базируются на предшествующем анализе
механизмов деактивации бора с учетом его вовлечения в кластеризацию
собственных междоузельных атомов. Первое условие учитывает распределение
узлового бора (Bsini), возникающее после взаимодействия с собственными
междоузельными атомами (рис. в). При Bsini > CGT(R(x) ini (критической
концентрации бора, задаваемой соотношением Гиббса-Томсона) возникает рост
преципитатов, в противном случае, идет их растворение. Второе условие
декларирует постепенный ро ст/растворение преципитатов с краев
имплантированного слоя в направлении Rp. Эта задержка лимитируется
высвобождением собственных междоузельных атомов из их скоплений в районе Rp.
Третье условие принимает во внимание ускоренную диффузию бора в слоях с
растущими преципитатами. С учетом этих условий модель хорошо согласуется с
экспериментальными данными (рис. е).

М.В.Якушев, Ю.Г.Сидоров, В.В.Васильев, И.В.Сабинина, В.С.Варавин, А.Л.Асеев
Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6
Разработана технология и изготовлены матричные фотоприемные модули
на основе ГЭС МЛЭ КРТ, выращенных на "альтернотивной" подложке из кремния.
Такие фотоприемники обладают повышенной стойкостью к термоциклированиям,
поскольку коэффициенты термического расширения кремниевой схемы
считывания и фотоприемной матрицы на кремниевой подложке одинаковы.
В таблице приведены основные параметры матричного фотоприемника
форматом 320×256 элементов на основе ГЭС МЛЭ КРТ-Si для спектрального окна
прозрачности атмосферы 3-5 мкм.
Наименование характеристики | Полученное значение |
Длина волны максимума спектральной чувствительности, мкм | 4,0 |
Длинноволновая граница спектральной чувствительности на уровне 0,1 от максимального значения, мкм | 4,4 |
Среднее арифметическое значение пороговой облученности по недеффектным элементам в максимуме спектральной чувствительности, Pпор.ср., Вт/см2 | 1,36×10-8 |
Среднее арифметическое значение вольтовой чувствительности в максимуме спектральной чувствительности по недеффектным элементам SVср, В/Вт | 4,26×108 |
Относительное СКО вольтовой чувствительности, % | 3,8 |
Средняя величина разности температур, эквивалентной шуму, мК | 13,3 |
Размах выходного напряжения по недеффектным элементам, В | 2,5 |
Динамический диапазон выходных сигналов по недеффектным элементам, дБ | 70 |
Кадровая частота, Гц | 50 |
Количество недеффектных элементов, % | 1,26 |
Рабочая температура, К | 78 |
 |  |
Рис. Гистограмма разности температур
эквивалентной шуму фотоприемника
320×256 элементов и пример теплового
изображения, полученного с его помощью в
составе макета тепловизионного канала.

Н.Н.Михайлов, С.А.Дворецкий, В.А. Швец, З.Д.Квон, Е.Б.Ольшанецкий
Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6
Лаборатория эллипсометрии полупроводниковых материалов и структур
Разработаны физико-химические основы легирования индием широкозон-
ных спейсеров для создания квантовой ямы (КЯ) Cd
xHg
1-xTe/HgTe/Cd
xHg
1-xTe (рис.) c
 |
Рис. Схема расположенияслоев в КЯ HgCd Te/HgTe/HgCdTe. |
заданной концентрацией электронов в яме. Проведено выращивание КЯ с различным уровнем легирования индием в центральной
области спейсера от 2×10
14 см
-3 до 1×10
17 см
-3.
Подготовлены структуры и проводены измерения
магнеторанспортных свойств и циклотронного
резонанса в них.
Разработаны физико-химические основы и
метод конт роля выращивания нано ст руктур
CdxHg1-xTe/HgTe/CdxHg1-х с градиентным изменением
состава в квантовой яме. Контроль состава
осуществляется эллипсометрическим методом по
измерениям производных эллипсометрических
параметров dΔ/dΨ или dΨ/dΔ и их зависимости в
плоскостях D или dy в процессе роста. Проведено
выращивание асимметричных квантовых ям толщиной
несколько десятков нанометров с градиентом состава с
контролем по разработанной модели. Показано, что
точность определения градиента состава достигает
величины dXCdTe/dz=0.01 мол.дол.
Проведена разработка физико-химических
основ и выращены множественные HgTe КЯ (до 30 КЯ).
Проводятся исследования фотогальванического
эффекта от инфракрасной до терагерцовой области
спектра. Величина сигнала фотогальванического
эффекта HgTe КЯ для 148 мкм излучения больше 10
мВ/кВт (для структуры с 30 GaAs КЯ наблюдается 3
мВ/кВт, соответствует 0,1 мВ/кВт для единичной КЯ) -
на два порядка превышает эффект в GaAs КЯ.
Проведено исследование транспорта в перпендикулярном и наклонном
магнитных полях инвертированной HgTe КЯ (толщина ≥10 нм, n~3×1012см-2)
Обнаружена гигантская анизотропия g-фактора зоны Г8 формирующей зону
двумерной проводимости слоя HgTe. Величина g фактора составила ~ 60.

В.С.Варавин, Г.Ю.Сидоров, Ю.Г.Сидоров, И.В.Сабинина, В.В.Васильев, А.В.Предеин
Лаборатория физико-технологических основ создания приборов на основе полупроводников А2В6
Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6
Растворение водорода в КРТ
 |
Рис. 1. Зависимость эффективной
концентрации носителей заряда в пленке
КРТ от времени кипячения в деионизованной воде.
|
 |
Рис. 2. Вольт-амперные (темновые -
сплошная линия и с фоновой засветкой -
точечная линия) характеристики фотодиодов из пленок КРТ с х=0,224 до
оптимизации технологии и после оптимизации - пунктирная темновая ВАХ и штрих-
пунктирная - ВАХ с фоновой засветкой.
|
(гидрогенизация КРТ) может приводить к
чрезвычайно быстрым и сильным изменениям электрофизических свойств -
концентрация акцепторных центров может превышать величину 10
18 см
-3, а смена
типа проводимости пленок КРТ толщиной 10 мкм с электронного на дырочный
может происходить даже при комнатной
температуре всего за сутки.
На рисунке 1 показана зависимость
эффективной концентрации носителей
заряда в пленке КРТ от времени
кипячения в деионизованной воде.
Исходная пленка имела электронный тип
проводимости с концентрацией 2·1014 см-3
и через 30 мин термообработки в воде
сменила тип проводимости на дырочный.
Через 1000 мин термообработки при
100°С концентрация дырок превысила
величину 1·1018 см-3. Гидрогенизация КРТ
осуществляется через образование слоя
хемо сорбированного водорода на
поверхности, не обладающего электри-
ческой активностью, последующей
активации водорода с образованием
акцепторных центров в поверхностном
слое и диффузии их в объем КРТ.
Наблюдаются два процесса диффузии -
быстрый (с коэффициентом диффузии
больше 10-10 см2/с при 100°C), приводя-
щий к формированию материала р-типа с
низкой концентрацией акцепторов и
медленный (с коэффициентом диффузии
2·10-13 см2/с при 100°C). Использование
полученных данных по механизму гидрогенизации КРТ позволило оптимизи-
ровать технологические процессы изготовления фоточувствительных элементов
(рис. 2). В результате оптимизации
технологии дифференциальное сопротивление фотодиодов увеличилось с 200
Мом до 600 Мом и увеличился фототок.

В.Л.Альперович, И.О.Ахундов, Н.С.Рудая, Д.В.Щеглов, Е.Е.Родякина, А.В.Латышев, А.С.Терехов
Лаборатория неравновесных процессов в полупроводниках
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Атомарно чистые и гладкие поверхности полупроводников необходимы как
для фундаментальных научных исследований, так и для практических применений.
Только на таких поверхностях возможно воспроизводимое создание
наноразмерных структур с помощью зондовых методов или благодаря эффектам
самоорганизации. Наибольшие трудности вызывает получение атомно-гладких
поверхностей соединений А
3В
5, имеющих высокие и существенно разные скорости
испарения элементов 3 и 5 групп. В данной работе развит новый метод
приготовления атомно-гладких поверхностей GaAs с регулярными массивами
ступеней моноатомной высоты с помощью отжигов в условиях, близких к
равновесным. Отжиги проводились в установке жидкофазной эпитаксии, в потоке
молекулярного водорода при температурах 400-800°C. Условия равновесия между
поверхностью GaAs(001) и парами галлия и мышьяка были реализованы двумя
способами: в узком зазоре между двумя GaAs подложками (двумерном
"капилляре"), а также в специальной графитовой кассете, содержащей насыщенный
раствор-расплав Ga-GaAs. Морфология поверхности определялась методом
атомно-силовой микроскопии (АСМ).



САМ 5×5 мкм2 изображения исходной поверхности GaAs(001) подложки (а), и после
отжига при T=575°C (б) и 650°C (в). (г): z-x сечение ступени; (д): гистограмма высот
по 900×900 нм2 изображению (е).
Процесс формирования на поверхности GaAs(001) атомно-гладких террас,
разделенных моноатомными ступенями при увеличении температуры отжига до
650°C в квазиравновесных условиях проиллюстрирован на АСМ-изображениях
(рис. а-г). При более высоких температурах выглаживание сменялось разрушением
ступеней и ростом шероховатости. Для того, чтобы количественно характеризовать
процессы термического выглаживания и разупорядочения поверхности, величины
среднеквадратичной шероховатости террас и длина ступеней были определены как
функции температуры отжига. Показано, что в процессе выглаживания
среднеквадратичная шероховатость изменяется слабо, в то время как длина
ступеней уменьшается на порядок и приближается к величине, соответствующей
идеальной террасированной поверхности. Следовательно, для данных условий
эксперимента длина ступеней является более адекватной характеристикой
выглаживания, чем среднеквадратичная шероховатость.

О.В.Наумова, Б.И.Фомин, Д.А.Насимов, Л.Н.Сафронов, М.А.Ильницкий, Н.В.Дудченко, С.Ф.Девятова, Э.Д.Жанаев, В.П.Попов, А.В.Латышев, А.Л.Асеев
Лаборатория физических основ материаловедения кремния
Лаборатория технологии кремниевой микроэлектроники
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Разработана универсальная платформа с матрицей кремниевых
нанопроволочных транзисторов (КНПТ) с открытым каналом и виртуальным
затвором из адсорбированных веществ (рис.1) для её применения в электронных
био- и химических сенсорах.


Рис.1. а) Заряд, накапливаемый на поверхности КНИ-НПТ с линейными размерами w= 100
нм, h=15 нм (вставка вверху - микрофотография КНИ-НПТ) и затворные характеристики
КНИ НПТ (вставка внизу) до и после осаждения молекул БСА; б) Временная зависимость
тока стока, измеренная в DI и водных растворах соляной кислоты с различной
концентрацией HCl.
Экспериментально подтверждена чувствительность изготовленных
сенсоров:
- на уровне менее 10-15 моль/литр (~ 600 молекул/мм3) к тестовым молекулам
белка бычьего cывороточного альбумина (БСА) при неспецифическом захвате
молекул БСА на поверхность канала в 5 mM буферном растворе PBS (KH2PO4) с pH
7.4;
-
на уровне менее 10-14моль/литр к ионам хлора в деионизованной (DI) воде с
установлением стационарной проводимости за время < 2 мин (Рис.1,2).
Показана работоспособность изготовленные КНПТ при температурах 7-14
К. Подтвержденная измерениями чувствительность КНПТ-сенсоров к молекулам
БСА находится на уровне лучших мировых достижений в этой области (рис.2) и
позволяет рассчитывать по уровню шумов на предельную чувствительность до
единиц аттомолей (рис. 1а), а также возможность регистрации в специфических

Рис.2. Чувствительность нанопроволочных сенсоров к различным аналитическим
частицам, демонстрирующая сравнение полученных в данной работе результатов с
литературными данными. По оси Х - данные работ: [1] APL 92 Appl.Biophys. (2008) N.Wang
at.al., [2] Sensors and Actuators B: Chemical, 133, 593 (2008) Yu Chen et.al., [3] Nanotechnology
17, 276 (2006) Kun Yang et. al., [4] APL 87, 183106 (2005); M-W Shao et. al., [5] Anal. Chem. 4259
(2006) Patolsky et.al., [6] ECS Transac. 25, 83 (2009) O.V. Naumova et al., [7] Nature, 445:519-
522 (2007) Stern et al. Подписи на рисунке: цветным - детектируемые частицы, черным -
частицы, предварительно иммобилизованные на нанопроволоке.
реакциях иммобилизации одиночных молекул, клеток, токсических и патогенных
веществ с помощью данного сенсора, что исключительно важно как для
обеспечения безопасности, так и для ранней диагностики и лечения опасных
заболеваний.

А.Г.Милехин, Л.Л.Свешникова, Т.А.Дуда
Лаборатория физической химии поверхности полупроводников и систем полупроводник-диэлектрик
Проведено исследование процессов формирования нанокристаллов
серебра, и квантовых точек (КТ) сульфидов ряда металлов (Cd, Pb, Cu, Ag, Zn) и
 |
Рис. Спектры КРС квантовых точек
CdS, PbS, CuS, Ag2S, ZnS и ZnO |
оксида цинка в органической матрице
методом Лэнгмюра-Блоджетт. Изучены
структурные, оптические и колебательные
свойства КТ в зависимости от условий
процесса (температура отжига, отжиг в
атмосфере аргона, в вакууме). Эксперименты по сканирующей электронной микроско-
пии показали, что КТ имеют преимущественно сферическую форму и размер в
пределах 3-10 нм. Спектр оптических
фононов КТ изучен методами резонансного
комбинационного рассеяния света (КРС) и
ИК спектроскопии. Обнаружены моды
оптических и поверхностных фононов в КТ
и их обертона, что свидетельствует о
высоком кристаллическом качестве КТ (Рис.). Наблюдаемые пики в спектрах
соответствуют модам оптических фононов в КТ.
Установлено, что интенсивность поверхностно-усиленного КРС оптическими фононами в КТ CdS в присутствии нанокластеров серебра зависит от
энергии локализованного плазмона.

К.Н.Астанкова, Д.В.Щеглов, Е.Б.Горохов, В.А.Володин, А.Г.Черков, А.В.Латышев, M.Vergnat
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория радиационной стойкости полупроводников и полупроводниковых приборов
Laboratoire de Physique des Matériaux, Nancy-Université, France.
Изучены механизмы локального термического и электротермического
развала пленок монооксида и диоксида германия, инициированных протеканием
через пленку высокоплотного электрического тока с одновременным локальным
разогревом токового канала. Предложен механизм фазового распада GeO
(s) на
компоненты, выстроенные на основе
sp3 -гибридизации орбиталей Ge-атомов,
 |
Рис. Схема формирования наноразмерных
кластеров германия. |
вследствие наличия внутренних
деформаций в изначальной решётке
GeO
(s). На основе анализа локальной
декомпозиции твердой пленки
монооксида германия под иглой
атомно-силового микроскопа в
условиях протекания электрического тока большой плотности
разработан метод создания наноразмерных германиевых структур
на поверхности кремния. Посредством метода локальной электротермической декомпозиции на поверхности кремния
получены линии и точки германия с характерными латеральными размерами менее
100нм. Наноразмерные структуры германия визуализировались посредством
топографической моды атомно-силовой микроскопии. Спектроскопия комбинационного рассеяния от полученных наноразмерных структур показывает
уверенный германиевый пик, интенсивность которого увеличивается после
химического удаления оксидов германия.

С.И.Романов, А.В.Латышев, А.В.Двуреченский, С.С.Косолобов, Н.В.Вандышева, О.И.Семенова, В.В.Кириенко, Л.А.Ненашева, Ж.В.Смагина
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория физической химии поверхности полупроводников и систем полупроводник-диэлектрик
Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников А3В5
Разработана технология создания наноканальных мембран, конструкция
которых отличается монолитным соединением наноканальной части с несущей
микроканальной основой и имеет упорядоченно расположенные профильные
каналы. Устройство выполнено в монолитной кремниевой пластине и
предназначено для разделения и концентрирования полупроводниковых
наночастиц, полинуклеотидных и белковых молекул, их конъюгатов и ассоциатов.
Реализованы два варианта технологии. В методе, получившем название
"сверху-вниз", наноканальная часть мембраны формируется непосредственно на
микроканальной основе заращиванием микроканалов плазмохимическим и
пиролитическим осаждениями кремния и окислов кремния. Поперечные размеры
каналов могут быть уменьшены от микрометрового диапазона до десятков
нанометров, рис.1.



Рис. 1. СЭМ-изображения поверхности наноканальной мембраны на разных стадиях
изготовления: а) микроканальная мембрана, б) после плазмохимических осаждений
кремниевой пленки, в) после пиролитических осаждений окисных пленок кремния -
конечная структура,(г - е) - отдельные каналы.
В методе "снизу-вверх" профильные каналы в микроканальной основе
мембраны перекрываются наночастицами SiO2 диаметром 50-100 нм
(кремнезёмные пробки), и на временно сформированную сплошную поверхность
структуры осаждается плазмохимическая пленка пористого аморфного кремния.
После удаления пробок получается молекулярный фильтр, представляющий собой
кремниевую пленку толщиной 40-400 нм, висящую над микроканалами. Размеры
пор в аморфной структуре не превышают единиц нанометров. При последующем
электрохимическом травлении поры превращают в каналы, размеры которых могут
быть контролируемым образом увеличены на десятки нанометров (рис.2). Каналы
расположены достаточно упорядоченно за счет проявления эффекта наносферной
литографии.
Толщина нано- и микроканальных частей мембран (длина каналов)
составляет 0.1-6 мкм и 100-220 мкм соответственно. Размеры каналов изменяются в
пределах единиц нанометров - десятков микрометров, их поверхностная плотность
- (3-6)106 см-2 и 1010 - 1011 см-2 для 1-го и 2-го методов соответственно.
 |
 | Рис. 2. СЭМ-изображения поверхности
наноканальной мембраны на отдельных
стадиях изготовления: а)после получения
кремнезёмных пробок и плазмохимического
осаждения кремния; б) фрагмент мембраны
над; в) после электрохимического травления.
|
Разработанные по единой технологии мембраны изготовлены из
высокотехнологичного и биосовместимого монокристаллического кремния, что
открывает перспективу их интеграции с электронными, оптическими и
биологическими устройствами на элементной базе микроэлектроники.

С.И.Романов, Н.В.Вандышева, Н.С.Филиппов, С.С.Косолобов, О.И.Семенова, Р.О.Анарбаев, Д.В.Пышный, И.А.Пышная
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем
Лаборатория физической химии поверхности полупроводников и систем полупроводник-диэлектрик
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория бионанотехнологии ИХБФМ СО РАН
При исследовании электрофореза коллоидных наночастиц CdS размером
3.12 нм, находящихся в оболочке из тиогликолевой кислоты толщиной 0.5 нм, через
кремниевый молекулярный фильтр обнаружен эффект задержания квантово-
размерных частиц полупроводника кремниевым фильтром.
Молекулярным фильтром являлась плазмохимическая пленка пористого
аморфного кремния, сплошным слоем осажденная на микроканальную мембрану
(рис.1). Фильтр устанавливался в электрофоретическую двухкамерную ячейку.
Нормированные ИК-спектры пропускания фильтра после каждого
электрофореза представлены кривыми 1 и 2 на рис.2. Спектры нормировались на
базовый спектр чистого фильтра. Поскольку наночастицы CdS не поглощают в
инфракрасной области света, то об их наличии в фильтре и на его поверхности
указывает поглощение тиогликолевой оболочки, библиотечный спектр которой
показан кривой 3. Из сравнения библиотечного спектра тиогликолевой кислоты с
полученными спектрами следует, что они имеют схожую область поглощения в
диапазоне 2300-3700 см-1 и четыре линии поглощения в области 1000-1800 см-1,
которые, однако, не совпадают по положению. Это линии 1710 см-1, 1415 см-1, 1280
см-1 и двойной пик 1200-1150 см-1 на библиотечном спектре и линии 1570 см-1, 1380
см-1, 1225 см-1, и двойной пик 1060-1030 см-1 на полученных спектрах. Такое различие можно объяснить коваленитной связью тиогликолевой кислоты с
наночастицами CdS, что приводит к сдвигу линий в спектре пропускания.
Прямым доказательством эффекта задержания при электрофорезе
наночастиц CdS молекулярным фильтром стали результаты структурного анализа.
На рис.3 приведены снимки поверхности фильтра, полученные в сканирующем
электронном микроскопе при максимальном разрешении. Отчетливо видны
частицы CdS, закрепившиеся на поверхности мембраны.

С.В.Голод, Е.Б.Горохов, В.А.Володин, В.Я.Принц
Лаборатория физики и технологии трехмерных наноструктур
Лаборатория радиационной стойкости полупроводников и полупроводниковых приборов
Разработаны методы формирования гибридных и графеновых оболочек,
совместимые с методами выращивания графена большой площади. Графеновые
пленки, содержащие 3-5 монослоев графена выращены газотранспортным методом
на тонких (150 нм) слоях никеля, напыленных на слой SiO
2 и на никелевой фольге.
Разработаны методы выращивания и отсоединения от подложки графена больших
площадей (более 5 см
2), методы формирования графеновых и гибридных
нанооболочек и приборов на их основе. Простейший способ выращивания
содержал два этапа. Первый - пленка никеля насыщалась углеродом при
пропускании через реактор смеси аргона, метана и водорода, в пропорциях


Рис. Образец с графеновой пленкой, выращенной на слое никеля и спектр комбинационного
рассеяния света графеновой пленки.
100:30:20, при температуре 900°С. Второй - рост графеновой пленки происходил
при резком охлаждении реактора, со скоростью 3 градуса/сек. Количество слоев
определялось по измерению спектра комбинационного рассеяния, проведением
анализа формы пика 2D (2680 см-1). Освобождение графенового слоя от подложки
осуществлялось травлением слоя Ni в 30% водном растворе FeCl3. На рисунке
приведены фотографии образцов, на которых выращен графен. Неоднородность по
площади задавалась намерено, для этого сверху подложки помещалась
дополнительная подложка.

И.В.Антонова, С.В.Мутилин, К.Смирнова, А.И.Комонов, Р.А.Соотс, В.Я.Принц
Лаборатория физики и технологии трехмерных наноструктур.
Исследованы параметры газового сенсора на графене. Сенсоры были
изготовлены из графеновой пленки, состоящей из нескольких слоев графена,
лежащей на окисленной кремниевой подложке. На вставке рисунка представлена
типичная вольт-амперная характеристика структуры. На рисунке представлено
изменение сопротивления графеновой полоски в зависимости от времени
обработки в NH
3. Наблюдалось сильное (до семи порядков) изменение


Рис. (справа) АСМ изображение графеновой полоски до нанесения контактов и профиль
вблизи края полоски, демонстрирующий толщину слоя полоски. (слева) Изменения
сопротивления графена в зависимости от времени обработки в NH3. На вставке - вольт-
амперная характеристика структуры.
сопротивления графена. Происходит это благодаря компенсации проводимости
графена при осаждении на него NH3 и появлению при более длительных временах
обработок проводимости n-типа. Высокая чувствительность графеновых слоев к
аммиаку и другим газам связана с предельно возможным соотношением
поверхности и объема данного активного элемента. Чувствительность сенсора
восстанавливается при выдержке его в комнатной атмосфере в течение 15 минут.

Е.М.Труханов, С.А.Тийс, А.К.Гутаковский, А.С.Ильин, А.В.Колесников
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и
соединений А3В5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Установлена возможность возникновения однородно распределенной сетки
дислокаций несоответствия (ДН), скользящих в плоскости границы раздела между
наноостровками Ge(111) и подложкой Si. Островки размером порядка 100 нм в
латеральном направлении и высотой около 30 нм получены с помощью
молекулярно-лучевой эпитаксии. Выращивание проводилось в колонне установки
сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) фирмы "OMICRON" в
квазиравновесных условиях роста при очень малых скоростях (10
-2-10
-3 бислоя в
минуту) и температурах подложки около 400°С.
Типичные электронно-микроскопическое (а) и СТМ (б и в)) изображения
островков приведены на рисунке. Сдвиговые напряжения, возникающие вблизи
краев островка, вызывают генерацию ДН, скользящих в плоскости интерфейса. В
результате формируется однородно распределенная сетка ДН. Это подтверждается
как картиной дилатационного муара, регистрируемой с помощью электронной
микроскопии на просвет (рис.а), так и СТМ изображением верхних атомных слоев
наноостровков Ge (рис.в). На последнем рисунке наблюдается распределение
светлых участков размером около 10 нм, свидетельствующих об увеличении
толщины островка на ~0.1 нм. Это вызвано деформационным полем сетки ДН,
приводящим к смещению поверхностных атомамов. В результате формируется
картина модуляции верхних атомных слоев островка.

Рис. а) электронно-микроскопическое (а) и СТМ (б и в) изображения островков Ge.
Возможность возникновения однородной сетки ДН принципиально
обусловлена наноразмерами исследуемых объектов, в случае островков
сравнительно крупных размеров ДН накапливаются вблизи их краев. Образование
отчетливо плоских граней 1 и 2 (параллельны направлениям <110>) , а также
искривленных граней на рис.в объясняется влиянием ДН на форму фронта роста
островков в латеральном направлении.

Ю.Б.Болховитянов, А.С.Дерябин, Л.В.Соколов А.К.Гутаковский
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и
соединений А3В5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Краевые (Ломеровские) дислокации несоответствия (ДН) (или L-MD) в
напряженных гетеросистемах типа GeSi/Si лежат в границе раздела пленка-
подложка в одном из латеральных направлений <110>. Если подложка отклонена от
сингулярной плоскости на несколько градусов, то такое направление пересекает
границу раздела под углом отклонения и поэтому протяженные L-MD не должны
существовать в такой гетеросистеме в направлении отклонения подложки. Однако,
после отжига таких гетероструктур протяженные краевые ДН нами были
обнаружены. Такие дислокации имели длину более 2 мкм, а линии их
распространения совпадали с направлениями, свойственными 60°-ным ДН.
Последние в направлении отклонения расщепляются на две подсистемы,
распространяющиеся симметрично под углом к направлению [110]. Тот факт, что направления распространения обнаруженных дислокаций совпадают с
направлениями расщепленных на две подсистемы 60°-ных ДН, противоречит, на
первый взгляд, их краевой сущности, устанавливаемой по их погасанию на ПЭМ
изображениях при выполнении условия
g·b=0. Это противоречие может быть
устранено, если предположить комбинированный (зигзагообразный) характер
такой конфигурации.
 |
Рис. Схема формирования дислокационной цепочки, состоящей из краевой и
двух 60°-ных ДН. Перекрестно заштрихованная поверхность - граница
раздела
|
На рисунке представлена предполагаемая модель формирования таких дислокационных отрезков. Как известно, краевые
ДН формируются, в основном, путем взаимодействия двух 60°-ных ДН, являющихся
комплементарными. В результате прогрева
образца при более высокой температуре
облегчается возможность поперечного
скольжения одной из расходящихся
комплементарных 60°-ных ДН (например,
левой на рис. а) вдоль поперечной плоскости
(111) (заштрихована на рис. а). Такое
скольжение оказывается энергетически
выгодным, так как такая дислокация
"подтягивается" к правой 60°-ной ДН и
создается возможность образования нового
сегмента краевой ДН (L-MD 2, рис. а).
О бразую щ ие ся коротк и е с егм ент ы
формируются один за другим, создавая
цепочку краевых ДН, соединенных парой
60°-ных комплементарных ДН (рис. б).
Такая зигзагообразная комбинация дислокационных отрезков имеет общее направление, совпадающее с направлением одной из
60°-ных ДН. Вследствие того, что большую часть длины этой цепочки составляют сегменты краевых ДН, при выполнении
условия
g·b=0 (g - вектор дифракции, b - вектор Бюргерса дислокационного
сегмента) для этих сегментов происходит пропадание контраста на ПЭМ
изображениях для всей дислокационной конфигурации.

М.А.Путято, В.В.Преображенский, Б.Р.Семягин, Ю.Б.Болховитянов, А.С.Дерябин, Л.В.Соколов, А.П.Василенко, А.К.Гутаковский
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и
соединений А3В5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Известно, что в случае зарождения GaAs методом МЛЭ на поверхности
подложки кремния формируются трехмерные островки еще до завершения роста
первого монослоя.
Фасетированная поверхность пленки (после смыкания островков) является
активным источником дислокаций (до 109см-2), что делает невозможным
применение этих гетероструктур в приборах. Для выращивания пленок GaAs с
 |
Рис.1. Картина ДБЭ от 1 моно-
слоя GaAs/Si(001), выращенного
методом МЕЕ.
|
 |
Рис.2. Картина ДБЭ от 20 моно-
слоев GaAs/Si(001), выращенных
методом МЕЕ.
|
 |
Рис.3. Картина ДБЭ от 20 моно-
слоев GaAs/Si(001), выращенных
комбинированным методом.
|
низкой плотностью прорастающих дефектов,
используют технику атомно-слоевой эпитаксии
Ga и As (в английской версии этот метод имеет
принятое обозначение migration-enhanced-
epit axy, MEE). При этом, суще ствует
возможность выращивания относительно
толстых буферных слоёв без образования
островков на начальной стадии.
Нами было показано, что рост пленки GaAs
методом МЛЭ на поверхности Si(001) или
пленки GexSi1-x/Si(001) может протекать минуя
стадию образования островков, если первый
монослой GaAs был сформирован методом МЕЕ
при низкой температуре (200-350°С). На рис. 1 и
2 представлена картина дифракции быстрых
электронов (ДБЭ) от 1 и 20 монослоев GaAs,
зарожденных и выращенных методом МЕЕ при
250°С на поверхности Si(001), отклоненной на 6°
в направлении (111). Из анализа этой картины
следует, что в процессе зарождения первого
монослоя трехмерные островки не образуются.
Дальнейшее увеличение толщины пленки
сопровождается развитием рельефа, не связанного с образованием островков. На рис. 3 приве-
дена картина ДБЭ от пленки GaAs/Si(001)
толщиной 20 монослоев. Первый монослой был
сформирован методом МЕЕ, а остальные 19
методом МЛЭ. Из сравнения рисунков 2 и 3
следует, что рельеф на поверхности пленки GaAs
сформированный с помощью метода МЕЕ
значительно меньше выражен по сравнению с
комбинированным методом. Однако, дальнейшее увеличение толщины пленки при комбинированном методе ведет к относительно
быстрому выглаживанию поверхности. При
толщинах более 10 нм различие в картинах ДБЭ
от поверхности пленок, полученных методом
МЕЕ и комбинированным методом, не
наблюдается. Таким образом, был найден режим
выращивания плёнок арсенида галлия на кремнии с плотностью прорастающих
дислокаций до 106 см-2, что соответствует лучшим мировым достижениям.

А.Н.Акимов, А.Э.Климов, М.М.Качанова, И.Г.Неизвестный, С.П.Супрун, В.Н.Шерстякова, В.Н.Шумский
Лаборатория физики и технологии гетероструктур
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и
соединений А3В5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Методом молекулярно-лучевой эпитаксии впервые получены пленки
PbSnTe, легированные индием, на буферных слоях фторидов CaF
2 и BaF
2, выращен-
ных предварительно на пластинах (111) Si, со свойствами, пригодными для создания
на их основе фотоприемников, чувствительных в спектральном диапазоне до 20-25
мкм. Измеренные параметры изготовленных на о снове ст руктур
PbSnTe:In/BaF
2/CaF
2/Si макетов многоэлементных фотоприемников оказались
сравнимыми с параметрами фотоприемников, изготовленных ранее на основе
пленок PbSnTe:In, выращенных на подложках BaF
2.
 |
Гистограмма распределения обнаружи-
тельной способности D* элементов линейки фотоприемников по источнику АЧТ с
Т=293 К при рабочей темпере Т = 21 К.
|
Разработанная технология допускает
управляемое изменение как величины
темнового тока, так и величины
фоточувствительно сти элементов
фотоприемников в пределах до 3-х
порядков и более при гелиевых
температурах. Широкий диапазон изменения свойств достигается посредством
управления составом пленок и темпе ратурными режимами при молекулярно-
лучевой эпитаксии и позволяет, в принципе, хорошо согласовывать сопротивления и чувствительность элементов
многоэлементных фотоприемников с
входными параметрами мультиплексоров.
Измерены пороговые параметры
макетов линейчатых фотоприемников форматом 288×2 элементов с размером эле-
мента 25×25 мкм. На рис. представлена гистограмма распределения обнаружитель-
ной способности D* по элементам. Примерно для 90% элементов величина D*
лежит в диапазоне от 7·1012 до 9·1012 см.Гц0,5/Вт при Т=21 К.
Разработанная технология открывает возможности создания как
монолитных матричных фотоприемных устройств дальнего ИК диапазона, так и
многоэлементных фотоприемных устройств субмиллиметрового диапазонов.

Н.В.Кулешов, В.Э.Кисель, А.А.Ковалёв, С.А.Кочубей, С.В.Курильчик, В.В.Преображенский, М.А.Путято, О.П.Пчеляков, Н.Н.Рубцова, Т.С.Шамирзаев
Лаборатория лазерной спектроскопии и лазерных технологий
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и
соединений А3В5
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
Институт оптических материалов и технологий, Белорусский Национальный технический
университет, Беларусь
Полупроводниковая нано ст руктура, изготовлен ная методом
низкотемпературной МЛЭ и представляющая собой набор из 10 квантовых ям
GaAs/In
xGa
1-xAs/GaAs, облучалась наносекундными импульсами XeCl лазера с
длиной волны излучения 308 нм. Оптические свойства структуры исследовались методами фотолюминесценции до и после облучения. Исследовалась кинетика
пропускания структур методом "накачка-зондирование" с субпикосекундным
разрешением с использованием излучения фемтосекундного лазера Yb:KYW. Для
необработанных лазерным излучением участков образца кинетика поглощения
имеет два характерных времени релаксации: короткого в диапазоне 0.4-0.7 пс
(ионизация экситонов), и более длинного, в диапазоне 100-800 пс (рекомбинация
электронов и дырок).
 |
Рис. Восстановление поглощения
образца до (слева вверху) и после
облучения УФ лазером импульсами
(слева внизу). Интенсивность
фотолюминесценции при тех же
условиях (справа).
|
В результате обработки образца импульсами УФ лазерного излучения
разных интенсивностей и доз наблюдались изменения в форме и интенсивности
кривых фотолюминесценции (справа). Для кинетики восстановления поглощения
(слева) видно заметное укорочение времени релаксации, отвечающей
рекомбинации носителей заряда. Наиболее вероятный механизм - лазерная
генерация точечных дефектов на поверхности и в приповерхностном слое.
Результат представляет интерес для оптимизации кинетики восстановления
поглощения полупроводниковых зеркал, предназначенных для самосинхронизации
мод лазеров ближнего ИК диапазона.

В.В.Болотов, Ю.А.Стенькин, В.Е.Росликов, В.Е.Кан, И.В.Пономарева, С.Н.Несов
Омский филиал ИФП СО РАН
Отработана технология и режимы получения свободных плёнок пористого
кремния, проведены исследования их электрофизических и оптических
характеристик, адсорбционных свойств.
Исследовалось влияние экспозиции свободных слоев ПК в этаноле и
десорбции на оптические и электрофизические свойства. При экспозиции в парах
этанола в спектре ИК-пропускания (Рис. 1) происходит быстрый (в течение 3 минут)
рост интенсивности полосы поглощения на ОН-группах. При десорбции
интенсивность поглощения в данном диапазоне быстро спадает (в течение 5 минут).
Изменения сопротивления пленок ПК при процессах адсорбции и десорбции паров
этанола на развитой поверхности ПК представлены на Рис. 2 и 3.
 | Рис. 1. Спектры ИК-поглощения: 1 - паров
этанола, 2 - свободной пленки ПК (d = 50
мкм) после сушки в вакууме, 3 - свободного
слоя ПК после экспозиции в парах этанола, 4
- свободного слоя ПК после экспозиции в
парах этанола и после десорбции на воздухе
(30 мин).
|
 Рис. 2. Зависимость поперечного сопротивления
слоя ПК (d=50 мкм) от времени при напряжении
3В при экспозиции в парах этанола.
|  Рис. 3. Зависимость поперечного сопротивления слоя ПК (d=50 мкм) от времени
при напряжении 3В при дегазации.
|
На основе совместных измерений спектров ИК-поглощения, КРС и ВАХ
установлена корреляция между изменениями поперечного сопротивления слоев ПК
при экспозиции в парах этанола и последующей дегазации с ростом и уменьшением
(соответственно) числа адсорбированных на поверхности кремния отрицательно-
заряженных гидроксильных групп (ОН). Предложена качественная модель,
основанная на предположении об электростатическом взаимодействии (ОН)- с
положительно-заряженными дефектами на поверхности пор ПК (с Рb+-центрами) и
изменении области пространственного заряда в элементах скелетона ПК.
В условиях дегазации предполагается, что взаимодействие ионизованных
атомов бора и положительно-заряженных атомов водорода вносит существенный
вклад в сопротивление слоев ПК. Проведены исследования адсорбции паров других
спиртов гомологического ряда. Данные КРС, ИК, электрофизики слоёв ПК
указывают на похожий механизм изменения проводимости при адсорбции.