ГОД: 2022 | 2021 | 2020 | 2019 | 2018 | 2017 | 2016 | 2015 | 2014 | 2013 | 2012 | 2011 | 2010 | 2009 | 2008 | 2007 | 2006 | 2005 | 2004 | 2003 | 2002
2010

Разработана технология, позволяющая создавать методом МЛЭ на подложках из кремния диаметром до 102,4 мм, нелегированные образцы КРТ дырочного типа проводимости приборного качества.

Рис.1 Внешний вид (а) и распределение V-дефектов по поверхности (б) гетероструктуры HgCdTe/Si(310).

Рис.2 Распределение состава (а) по площади гетероструктуры HgCdTe/Si(310) и соответствующего ему края поглощения (в микронах) при 77К (б).
Оптимизация процессов предэпитаксиальной подготовки поверхности кремниевой подложкия, условий формирования гетероперехода подложка - буферный слой ZnTe и процессов роста КРТ позволяет выращивать ГЭС КРТ МЛЭ без антифазных границ с однородным распределение по поверхности морфологи- ческих V-дефектов и ямок травления с плотностью менее 1000 см-2 и 10-7 см-2, соответственно. Проведено выращивание ГЭС КРТ МЛЭ на подложках из кремния. Максимальное отклонение состава на диаметре 76,2 мм составляет менее 0.002 мол.дол./см (Δλ1/2 = 0,1 мкм при 77К) для ГЭС КРТ МДЭ с составами XCdTe~ 0.3 мол. дол.
После роста ГЭС КРТ МЛЭ имеют электронный тип проводимости с концентрацией электронов (5-10)·1014см-3, подвижностью (1,5-2,5)·104см2В-1с-1 и временами жизни не основных носителей 5-15 мкс при 77 К. ГЭС КРТ МЛЭ ды- рочного типа проводимости получены изотермическим отжигом в атмосфере гелия. Концентрация носителей заряда, подвижность и время жизни при 77 К составили (5-15)·1015 см-3, 200-400 см2В-1с-1 и 30-50 нс, соответственно.

Лаборатория физико-технологических основ создания приборов на основе полупроводниковых соединений А2В
Лаборатория кинетических явлений в полупроводниках

Рис. Гистограмма разности температур эквивалентной шуму фотоприемника 640×512 элементов и пример теплового изображения, полученного с его помощью в составе макета тепловизионного канала.
№ | Наименование характеристики | Значение параметра |
1 | Формат, количество элементов | 640×512 |
2 | Шаг фоточувствительных элементов (вдоль и поперек матрицы), мкм | 25×25 |
3 | Длина волны максимума спектральной чувствительности, мкм | 4,0 |
4 | Длинноволновая граница спектральной чувствительности по уровню 0,5 λ0,5, мкм | 4,4 |
5 | Среднее значение вольтовой чувствительности, В/Вт | 4,02×109 |
6 | Максимальное отклонение вольтовой чувствительности от среднего значения (ΔSλмакс.), % | ±30 |
7 | Среднее значение порогового облученности Pλm(Тф=300K, 2θ=30°), Вт/см2 | 2,02×10-8 |
8 | Эквивалентная шуму разность температур, мК | 19 |
9 | Динамический диапазон (при отношении сигнал/шум ≥1), дБ | ≥70 |
10 | Частота, кадров/с, не менее | 50 |
В таблице приведены основные параметры матричного фотоприемника форматом 640×512 элементов на основе ГЭС МЛЭ КРТ-Si для спектрального окна прозрачности атмосферы 3-5 мкм.

Лаборатория радиационной стойкости полупроводников и полупроводниковых приборов.
Развит метод газотранспортного выращивания графеновых слоев на поверхности никеля и формирования напряженных гибридных SiO2/Ni/графен пленок. Цель исследований заключалась в поиске оптимальных режимов роста графеновых пленок большой площади. Были выращены пленки графена при различных температурах (от 500°С до 900°С) на пленках никеля толщинами от 10 нм до 100 нм площадью до 150 см2. Экспериментально установлено, что многослойные пленки графена воспроизводимо формируются во всем диапазоне толщин никеля и температур роста. Необходимым условием получения однородных графеновых слоев является быстрое охлаждение образцов (> 10 градусов в секунду) после окончания этапа насыщения никеля углеродом. При меньших скоростях охлаждения на поверхности никеля формируются пленки с высоким содержанием аморфного углерода. Установлено, что при температурах роста выше 800°С происходит деградация никелевого слоя, что исключает использование пленок никеля менее 100 нм. Методом атомно-силовой микроскопии было показано, что процесс роста графеновых пленок при низких температурах начинается с образования островков с последующим их соединением в сплошную пленку.
Диагностика качества получаемых графеновых слоёв была проведена с помощью спектроскопии комбинационного рассеяния (СКР) света. Пример спектра комбинационного рассеяния однослойного графена, измеренного при температуре роста 900°С приведён на рисунке. Пик G, расположенный в окрестности спектра 1580 см-1, обусловлен рассеянием фотоэлектронов на внутриплоскостных (термин "in-line modes" в англоязычной литературе) оптических фононах с волновым вектором вблизи центра зоны Бриллюэна. Данный пик является дважды вырожденным, что обусловлено одновременным участием в его формировании LO- и TO- фононов. Пик D, расположенный в окрестности спектра 1350 см-1, исследователи обычно связывают с рассеянием фотоэлектронов на внеплоскостных (термин "breathing-like modes" в англоязычной литературе) междолинных TO-фононах с волновым вектором в долине K в обратном пространстве. Пик 2D, лежащий в окрестности спектра 2680 см-1, является результатом двойного резонансного

Рис. Спектры комбинационного рассеяния света графеновых пленок, выращенных при разных температурах (а - 900°С; б - 600°С) на слое никеля толщиной 50 нм.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5.
На установке "Riber-C21" проведен цикл экспериментов по росту структур с InGaAs квантовыми точками. Разработана технология МЛЭ формирования массивов квантовых точек для излучателей одиночных фотонов с длиной волны излучения ~ 1.3 мкм, соответствующей телекоммуникационному стандарту.
![]() Рис.1. Данные атомно-силовой микроскопии и спектры фотолюминесценции для выращенных структур с InGaAs квантовыми точками. |
Разработана конструкция излучателя одиночных фотонов с токовой накачкой, соответствующая телекомму никационному стандарту 1.3 мкм. Структуры излучателей содержат легированные брэгговские зеркала на основе GaAs/Al0.9Ga0.1As с числом периодов 12 и 4 для плотного и выходно го зеркала, соответственно, что обеспе чивает 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, что обеспечивает снижение времени спонтанной эмиссии экситона и повышение быстродействия излучателя одиночных фотонов. На Рис. 2 представлены спектр отражения разработанной структуры (Рис. 2а), содержащий резонанс на требуемой длине волны 1300 нм, а также распределение электрического поля световой волны E2(z) и профиль показателя преломления n(z) в микрорезонаторе (Рис. 2б).

Рис. 2 а) Спектр отражения разработанной структуры с резонансной длиной волны 1.3 мкм. б); Распределение электрического поля световой волны E2(z) и профиль показателя преломления n(z) в микрорезонаторе.

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6.
Instituto de Física da Universidade de São Paulo, Brazil.
LNCMI-CNRS, France.
INSA Toulouse, France.
Institut Universitaire de France, France.
Впервые изучен режим квантового эффекта Холла в двумерной электроннодырочной системе в точке зарядовой нейтральности, то есть в точке равенства концентраций двумерных электронов и дырок. В высококачественных структурах на основе квантовых ям CdHgTe, выращенных в ИФП СО РАН, обнаружен эффект подавления сильной локализации в указанных условиях. Показано, что в сильном

Рис. Слева: Зависимость диагональной и холловской компонент тензора сопротивления (a) и проводимости (b) от затворного напряжения в магнитном поле B = 2.8 Тесла. Справа: Топология токовых состояний двумерного полуметалла в режиме КЭХ в точке зарядовой нейтральности.

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6.
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Materials Science Division, Argonne National Laboratory, Argonne, USA.
Институт теоретической физики им. Л.Д. Ландау, Черноголовка.
Кафедра теоретической физики, МФТИ, Москва.
Проведено сравнительное экспериментальное исследование перехода сверхпроводник-изолятор в сплошных и наноперфорированных плёнках нитрида титана (квадратная решётка отверстий с периодом 200 нм и диаметром 120 нм).
На рисунке представлены результаты исследования температурных зависимостей сопротивления в нулевом магнитном поле сплошных и перфорированных плёнок. И те, и другие претерпевают переход сверхпроводник-изолятор, демонстрируя целую гамму явлений. Сопротивление всех образцов увеличивается при понижении температуры от комнатной. Построение этих данных в координатах 1/R как функция lg(T) показывает, что это увеличение обусловлено вкладом в проводимость эффектов электрон-электронного взаимодействия и слабой локализации (Рис. e). Причём, наклон этих зависимостей для каждой серии не изменяется и согласуется с геометрическим фактором. Это доказывает, что наноструктурирование плёнок не изменяет микроскопический беспорядок в системе.

Рис. Температурные зависимости сопротивления на квадрат перфорированных (pA, pB, pC) (панели (a) и (в))) и соответствующих им сплошных плёнок TiN (rA, rB, rC) (панели (б) и (г)), демонстрирующие переход сверхпроводник - изолятор. На панелях (a) и (б) сопротивление приведено в линейном масштабе, на панелях (в) и (г) в логарифмическом. При этом масштаб попарно совпадает между панелями (a)-(б) и (в)-(г). (д) Те же зависимости, но в виде кондактанса G/G00 = 2π2ħ/(e2R), показывающие логарифми- ческую температурную зависимость, обусловленную эффектами слабой локализации и электро-электронного взаимодействия. (е) Сопротивление как функция 1/T для несверхпроводящих образцов. Штриховые линии отвечают зависимости R = R0exp(T0/T) с параметрами T0 = 0.63 и 1.9 K и R0 = 16.6 и 55.6 кОм для образцов rC и pC, соответственно. Данные T0 отмечены вертикальными штрихами, показывающими, что T0 определены в диапазоне T < T0.



Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников A3B5.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений A3B5.
![]() | ![]() |
Энергия фотона (эВ) Рис. 1. (а) Спектры электроотражения для контрольных образцов (не содержащего Ge и содержащего только сплошные смачивающие слои - WL), а также для образца с квантовыми точками Ge, измеренные при обратном смещении 1.5 В. (б) Экспериментальный спектр электроотражения (кружки) и результаты аппроксимации первой производной функции Гаусса (сплошные линии). | Рис. 2. Рассчитанные профили краев зон валентной (Г) и проводимости (Δ и L) для напряженной квантовой точки Ge/Si вдоль направления [001]. Возможные оптические переходы показаны стрелками, приведены также их энергии. |
В обоих образцах сравнения сигнала электроотражения не было зафиксировано вообще (рис.1), тогда как в структуре с квантовыми точками обнаружены три линии с энергиями 450 мэВ, 832 мэВ и 1207 мэВ. Анализ экспериментальных спектров проводился с помощью функции, соответствующей первой производной комплексной диэлектрической функции с учетом неоднородного уширения, вызванного разбросом размеров квантовых точек (сплошные линии на рис.1б). Для идентификации особенностей спектров электроотражения был выполнен теоретический анализ электронной структуры в рамках 6-зонной k·p -модели с гамильтонианом Бира-Пикуса (рис. 2). С помощью метода конечных элементов учтено неоднородное пространственное распределение упругих деформаций в среде, возникающих из-за различия параметров решетки Ge и Si и приводящее к модификации зонной структуры кристалла. Деформации растяжения в плоскости структур приводит к расщеплению Δ-минимумов зоны проводимости Si, в результате которого низшими минимумами в деформированном Si оказываются две из шести Δ-долин (Δ2-долины), расположенными вдоль направления [001] в зоне Бриллюэна. Было показано, что сила осциллятора для пространственно непрямого межзонного перехода Δ2-Г на порядок меньше силы осциллятора прямого перехода Δ4-Г. Основываясь на модельных расчетах, обнаруженный в эксперименте низкоэнерге- тичный резонанс с энергией 450 мэВ был связан с внутризонным переходом дырки из связанного в КТ состояния в сплошной континнум валентной зоны Si. Сигналы электроотражения с энергиями ~830 мэВ и 1200 мэВ идентифицированы как пространственно прямые межзонные переходы внутри КТ Ge между электронами Δ4 и L-долин зоны проводимости и дырочными состояниями, локализованными в точке.

На основе теоретических и экспериментальных данных выявлен вклад анизотропного обменного взаимодействия в процессы спиновой релаксации в двумерных массивах Ge/Si квантовых точек (КТ). Вычислена вероятность декогеренции за счет анизотропного обменного взаимодействия для запутанных дырочных и электронных состояний в туннельно-связанных КТ. В основе расчетов для дырочных состояний лежат результаты по исследованию электронной структуры Ge/Si квантовых точек, полученные методом сильной связи. В основе расчетов для электронных состояний лежат экспериментальные результаты, полученные методом ЭПР. Найдены условия, в которых анизотропное обменное взаимодействие может стать основным источником декогеренции спиновых состояний. Проведено сравнение с другими механизмами спиновой релаксации.
В упорядоченных массивах квантовых точек, при
заполнении квантовых точек равном 1, вероятность
туннельных переходов между КТ сведена к минимуму, и основным механизмом спиновой релаксации
может стать анизотропное обменное взаимодействие.
Феноменологически этот механизм можно описать с
помощью дополнительного поворота спина в эффективном магнитном поле при обычном обменном
взаимодействии в паре туннельно-связанных КТ.
Вероятность декогеренции определяется величиной
угла поворота при одном элементарном акте обмена,
Pφ~2. Величина угла зависит от эффективного
магнитного поля, возникающего за счет асимметрии КТ. Для дырочных состояний в
типичных массивах КТ это поле составляет около 100 Гс. Для электронных состояний величина поля на порядок меньше и составляет 10-20 Гс. Время релаксации
определяется как τs~φ2τc, где c - характерное время корреляций в системе, связанное с
частотой обменного взаимодействия, τc~h/J. Согласно расчетам для дырочных
состояний, локализованных в типичных КТ (латеральный размер l=15 нм, высота
h=1.5 нм), τs~10μs. Экспериментальные данные, полученные для электронных
состояний, позволяют оценить темп релаксации для КТ с размерами l≈20 нм, h≈2
нм. Согласно этим оценкам время релаксации для электронов составляет около 1мс.
Рассматриваемый механизм спиновой релаксации может быть подавлен в системе
КТ с туннельной связью вдоль принципиальной оси симметрии системы ez (см.
рисунок). В этом случае эффективное магнитное поле Heff~[n×ez] исчезает благодаря совпадению направления туннельной связи n и оси ez. Такая конфигурация КТ с
успехом может быть применена для построения элементной базы для проведения
квантовых логических операций.

ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, Санкт-Петербург.
![]() | ![]() |
Рис. 1. Вакуумный фотоприёмник с p-GaN(Cs,O) фотокатодом. | Рис. 2. Спектр квантовой эффективности p-GaN(Cs,O) фотокатода. |
цезием и кислородом до состояния ОЭС проводились в одной из камер многокамерной сверхвысоковакуумной технологической установки, предназначенной для изготовления планарных фотоэлектронных приборов с полупроводниковыми фотокатодами. После завершения активирования, с помощью магнитного манипулятора фотокатод переносился в камеру герметизации, где герметично соединялся с предварительно обезгаженным металло-керамическим корпусом планарного фотоэлектронного прибора. Расстояние между эмитирующей поверхностью фотокатода и поверхностью анода равнялось 0.15 мм. Фотография готового фотоприёмника показана на рис. 1. Спектр квантового выхода (рис.2) с резким порогом, соответствующим ширине запрещённой зоны GaN, указывает на наличие на поверхности фотокатода состояния ОЭС. Максимальное значение квантовой эффективности составляет 0.18 при длине волны излучения 230 нм. Сравнение достигнутых результатов с известными из литературы свидетельствует о том, что уровень отечественных технологий в данной области несущественно уступает лучшему зарубежному уровню.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Лаборатория технологии кремниевой микроэлектроники.
КНИ-нанопроволочные транзисторы (КНИ-НПТ) с открытой поверхностью и омическими контактами, изготовленные на основе слоев кремния на изоляторе (КНИ) толщиной (10-30) нм электронной литографией и газо-плазменным травлением, являются мощным аналитическим инструментом в биохимической технологии и молекулярной инженерии, демонстрируя аттомольную чувствительность и высокую производительность параллельных измерений. По сути это двухзатворные транзисторы, в которых потенциал подложки позволяет проводить измерения в подпороговом режиме, а адсорбированная на открытую поверхность частица служит виртуальным затвором, от потенциала которого ток в канале транзистора меняется экспоненциально, обеспечивая сверхчувствительность данного типа сенсоров. Получение нанометровых линейных размеров и предварительная стабилизация физических свойств поверхности кремния являются одними из основных требований для таких приборов.
Рис. а) сток-затворные характеристики КНИ-НПТ с шириной НП 30 нм и 15 нм, вставка -
изображение 15нмНП в электронноммикроскопе, б)Ids-Vbg зависимостиКНИ-транзистора(2)
- с открытой поверхностью после обработки-4 и (1, 3) - с лицевым затвором: (1) при VTG=-15 В
(режим инверсии n-КНИ), (3) при VTG=70 В (режим обогащения n-КНИ), вставка - временные
зависимости тока стока КНИ-транзистора после различных обработок открытой поверхности.
Использование электронной литографии и газо-плазменного травления позволило получить бездефектные (работоспособные без высокотемпературных отжигов) КНИ-НП сенсоры с линейными размерами до 15 нм (рис.а). Из экспериментов по использованию различных обработок и сравнению характеристик идентичных приборов с открытой поверхностью и с лицевым поликремиевым затвором (TG) определен тип обработок поверхности, позволяющих: 1) уменьшать накопленный после долговременного хранения приборов заряд до величин < 5x10-7 Кл/см2, 2) анализировать как положительно, так и отрицательно заряженные частицы, настраивая исходную Ids-Vbg характеристику сенсора в середину рабочего диапазона (рис.б, кривая 2 и 3) обеспечивать долговременную (>20 мин) стабильность, необходимую для проведения последующих измерений (вставка Рис.б, кривая 4).

![]() |
Рис. Временная зависимость тока макета устройства регистрации СБММ излучения при воздействии лазера на свободных электронах с длиной волны 129,2 мкм. |
При расчетном дробовом шуме PbSnTe:In фотоприемника минимальная регистрируемая макетом мощность СБММ излучения составила примерно 1×10-12 Вт без оптимизации параметров макета (коэффициента поглощения экрана, пропускания отражающего фильтра, постоянной времени экрана, "геометрического фактора", связанного со взаимным расположением экрана и фотоприемника).

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5.
Рис. Электронно-микроскопические изображения и картина микродифракции (на вставке
к рисунку 1б) вдоль направления [001] островков GaAs в матрице GaP. Цифрами 1 и 2
отмечены рефлексы от плоскостей (400) GaP и GaAs, соответственно. Период муара,
наблюдаемого на изображениях островков GaAs составляет 4 нм и соответствует
расчетному периоду муара (3,8 нм) от наложения плоскостей (400) GaAs (межплоскостное расстояние - 0,141 нм) и (400) GaP - (межплоскостное расстояние - 0,136 нм).
независимо от размера, соответствует параметру решетки объемного GaAs. Об этом свидетельствует наличие муарового узора на ВРЭМ-изображениях всех островков и наличие дифракционных максимумов от GaP и GaAs на картинах микродифракции (рис. б). Островковая пленка GaAs является полностью релаксированной и содержит, по-видимому, в границе раздела ортогональную сетку краевых дислокаций несоответствия. По данным исследования фотолюминесценции этих объектов, эти дислокации не являются центрами безизлучательной рекомбинации.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Рис. Слева - ВРЭМ изображение нанокристаллов кремния в матрице SiOx, полученных в результате фемтосекундных лазерных обработок. Внутри нанокристалла видны границы "двойникования". Справа - спектры КРС исходной пленки SiO1.6 и после лазерной обработки, видно появление пика от нанокристаллов кремния.
Исходные образцы представляли собой пленки SiNx (0.6<x<1.33) и SiOx (0.2<x<2) с аморфными кластерами кремния. Для их кристаллизации проводились обработки с использованием KrF лазера с длиной волны λ=248 нм, длительность импульса 25 нс, а также Ti-Sapphire лазер с длиной волны λ=800 нм, длительность импульса 30 фс. Оптические свойства пленок содержащих нанокластеры кремния были исследованы с помощью методов: комбинационного рассеяния света (КРС) и ФЛ. По данным КРС и ВРЭМ было обнаружено, что существовавшие в исходных пленках аморфные кластеры кристаллизовались в результате импульсных воздействий с соответствующей плотностью энергии в импульсе. Обнаружено также, что лазерные отжиги стимулировали собирание избыточного кремния в кластеры.
Развитый способ запатентован и может быть использован для создания диэлектрических пленок с полупроводниковыми нанокристаллами или аморфными полупроводниковыми нанокластерами на нетугоплавких подложках для нужд широкоформатной микро- и наноэлектроники.

Рис. РЭМ-изображение концентрических двумерных отрицательных островков (а) и Зависимость диаметра d островка от времени t при различных температурах (б).
Обнаружено, что при температуре 1110±40°С происходит изменение атомного механизма массопереноса, определяющего разрастание двумерного островка. При температуре ниже критической кинетика разрастания определяется диффузией атома по поверхности, в то время как при более высоких температурах процесс определяется взаимодействием адатомов со ступенью. Размеры террас, формирующихся при термическом отжиге кристалла определяются эффективной длиной миграции адатомов кремния по поверхности кристалла. Показано, что максимальный размер террас 90 мкм достигается при отжиге при 900°С.
Обнаружено, что осаждение кремния при высоких температурах (выше 830°С) приводит к увеличению размеров террас. Это свидетельствует об увеличении эффективной длины миграции адатомов по поверхности кристалла за счет уменьшения концентрации поверхностных вакансий и увеличении времени жизни адатома на поверхности. На основании полученных экспериментальных результатов по исследованию кинетики движения атомных ступеней при сублимации и высокотемпературном эпитаксиальном росте разработан способ создания на поверхности кремния (111) атомно гладких террас размерами до 130 мкм.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5.
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Лаборатория технологии кремниевой микроэлектроники.

Рис.1. АСМ-изображения массивов КТ Ge, выращенных (а) на подложке Si(001) при 550°C; (б): на подложке Si(111) при 400°C.

Рис.2. (а): Моделируемая структура Si/Ge(001)-(2×1) с ямкой в форме перевернутой пирамиды. (б):Энергетическая поверхность, рассчитанная методом МД в пределах области, помеченной прямоугольником на рис. (а).

Рис.3. (а): Моделируемая структура Si/Ge(111)-(5×5) с ямкой в форме перевернутой пирамиды. (б): Энергетическая поверхность, рассчитанная методом МД в пределах области, помеченной прямоугольником на рис. (а).
Поэтому, если условия для эффективной диффузии на гладких участках подложки обеспечены, то адатомы должны достигать донышка ямки, не задерживаясь на краю.
Отметим, что при скоростях осаждения порядка 0.1 МС/с и температурах выше 300°C барьеры ~1эВ должны легко преодолеваться. По-видимому, поверхность структурированных подложек при нашем способе химической очистки существенно отличается по своим свойствам от моделируемой. Результаты моделирования позволяют предположить, что за счет совершенствования процедуры подготовки поверхности можно обеспечить зарождение островков в ямках во всем интервале температур от 300 до 550°C.

Задача управления зонной диаграммой полупроводниковых структур с целью достижения требуемых характеристик приборов может быть решена путем формирования гетеросистем, в частности, на основе Si и Ge. Сочетание квантовых ям (твердый раствор GexSi1-x) и квантовых точек (нанокластеры Ge) позволяет создавать желаемую конфигурацию энергетических зон для электронов и дырок.
Для исследования процессов формирования островков Ge на поверхности GexSi1-x использовался метод дифракции быстрых электронов на отражение, являющийся основным методом контроля in situ при молекулярно-лучевой эпитаксии.
![]() |
Рис. Эффективная толщина Ge, соответствующая 2D-3D и "hut"-"dome" переходам, в зависимости от толщины слоя GexSi1-x при различных x. |
В результате проведённых экспериментов получено семейство кривых (Рис.), отражающих зависимость критической толщины морфологических переходов от толщины слоя GexSi1-x разного состава. Наблюдаемая нелинейность обусловлена нарастанием энергии упругих напряжений с увеличением D и x.
Таким образом, методом БДЭ in situ определен момент появления трехмерных островков Ge на поверхности твердого раствора GexSi1-x разного состава и различной толщины. Установлены зависимости толщины пленки германия, на которой происходит переход от двумерного роста к трехмерному и переход, связанный с изменением формы островков германия, от состава и толщины твердого раствора GexSi1-x. Данные, полученные мотом регистрации картины ДБЭ подтверждаются анализом морфологических изменений поверхности пленки методом СТМ.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.

Рис. Образование краевых ДН после превышения вторым слоем критической толщины. Наклонные линии - пронизывающие сегменты 60° дислокаций несоответствия.

Впервые изучена возможность пассивации поверхности InAs сверхтонкими (5-10 нм) собственными окисными плёнками, формируемыми в кислородной плазме тлеющего разряда. Данный технологический процесс обладает преимуществом над известными методами термического и анодного окисления, так как позволяет исключить побочные эффекты, связанные с термическим разрушением стехиометрии поверхности полупроводника и исключает возможность легирования растущей окисной плёнки возможными примесями из электролита. Исследование химического состава и толщины окисных пленок на различных этапах окисления InAs в кислородной плазме тлеющего разряда выполнялись методом РФЭС in- situ (Рис.). В вольтстатическом режиме анодирования при напряжении разряда 500 В на поверхности InAs формируются двухслойные окисные пленки. Нижний слой толщиной 3.5 нм, состоящий из окислов мышьяка и индия, формируется в первые минуты окисления, и, в дальнейшем, его химический состав и толщина практически не изменяются. Верхний слой - Al2O3 - является барьером для диффузии кислорода и его толщина растет линейно со временем обработки в плазме тлеющего разряда со скоростью 0.03 нм/мин. Электрофизические свойства получаемых оксидных слоев и их интерфейсов с InAs исследовали путем измерения вольт- фарадных характеристик (ВФХ), малосигнального адмиттанса и вольт-амперных характеристик (ВАХ).
ВФХ характеристики, записанные при частоте f= 16 кГц и Т=78 К, имеют высокочастотный вид с глубокой модуляцией ёмкости и гистерезисом электронного типа. Оценка плотности поверхностных состояний, выполненная по пику малосигнальной проводимости, показывает, что граница раздела плазменный окисел - InAs характеризуется низкой плотностью поверхностных состояний 3.8·1010см-2эВ-1;

Рис. Ренгеновские фотоэлектронные линии мышьяка, индия, кислорода и алюминия с поверхности образца InAs (111)А: (1) - после химической обработки в НСl+ИПС, (2) - после выдержки в атмосфере О2 в течение 65 минут без плазмы,(3),(4), (5) - после обработки в кислородной плазме в течение 15, 35 и 65 минут, соответственно. Соответствие компо- нент линии As 3d химическому состоянию атомов мышьяка: (a) - As2O5, (b) - As2O3 , (c) - InAs.
Полученные результаты указывают на перспективность применения метода сухого окисления в плазме тлеющего разряда для целей пассивации поверхности арсенида индия и для изготовления туннельно-тонких оксидных плёнок.

Лаборатория физических основ интегральной микроэлектроники.
Институт геологии и минералогии СО РАН.
![]() | ![]() |
Рис.1. Кристаллическая структура KPb2Br5. | Рис.2. Валентная зона KPb2Br5. |

С помощью Монте-Карло моделирования исследована кинетика формирования аксиальных гетеропереходов (ГП) Si-Ge в нановискерах (НВ). Показано, что невозможность получения атомарно гладкой гетерограницы Si-Ge (Рис.а) связана с постепенным изменением состава капли катализатора при переключении потоков компонентов. Найдено, что ширина аксиальных ГП α зависит от диаметра НВ. При CVD росте, когда не существенна диффузионная компонента роста, α линейно возрастает с диаметром (Рис.б). В диффузионном режиме роста, характерном для МЛЭ, ширина ГП убывает с увеличением диаметра (Рис.в). Это означает, что при уменьшении толщины нановискера резкие гетеропереходы в системе Ge-Si можно получить только при СVD росте, когда не существенна диффузионная составляющая роста.
С помощью моделирования изучался процесс формирования нанокластеров кремния при отжиге одиночных слоёв состава SiOx, слоистых структур SiO2-SiO- SiO2 и плёнок SiO2, содержащих слои нестехиометрического состава. В Монте-

Рис. а) Изображение нановискера и границ раздела Si-Ge; зависимость ширины аксиальных ГП от диаметра нановискера при CVD росте (б) и при диффузионном режиме роста (в).
Карло модели наряду с диффузионными перемещениями учитывались процессы образования и распада моноокиси кремния. Получены распределения нанокластеров по размерам в зависимости от температуры и длительности отжига, толщины слоёв SiOх и их состава.


Рис. Кинетика изменения сопротивления слоев нанокомпозита УНТ/SnOх в циклах экспозиции-дегазации при различных концентрациях NO2. а - метод ПГФ, б - метод МН. 1 - сопротивление, 2 - концентрация NO2.
Как видно из рисунка сопротивление нанокомпозитов, полученных различными методами, отличаются на три порядка, что обусловлено различием в формирующейся структуре слоев (данные электронной микроскопии, химического анализа).
Измерения показали, что слои нанокомпозитов УНТ/SnOх, полученные методом МН, проявляют более высокую чувствительность к диоксиду азота при комнатной температуре, чем полученные методом ПГФ (см. таблицу).
метод ПГФ | метод МН | |
n, ppm | S*,отн.ед. | S*,отн.ед. |
3,0 | 0.08 | 0.14 |
6,0 | 0.04 | 0.1 |
Было установлено, что оба метода формирования формируют слои нанокомпозита многослойных углеродных нанотрубок/SnOx, чувствительные к NO2 при комнатной температуре, что является существенным преимуществом в сравнении с сенсорами на основе окислов металлов, требующих высоких рабочих температур.

Рис.2. Зависимость эффективного коэффициента теплопроводности слоев SiO2 от их
толщин (А), ВФХ структур Al-TiO2-p-Si в интервале температур 320–100 К (Б).
Показано, что эффективная работа материала эмиттера (Si, Pt) может быть значительно понижена за счет накопления под действием внешнего поля большого объемного заряда в диэлектрическом слое на поверхности эмиттера. Экспериментально исследованы вольт-фарадные и вольт-амперные характеристики тонких (5- 10 нм) слоев TiO2, изготовленных на поверхностях n- и p-кремния прямым окислением осажденных слоев титана. Найдено, что плотность объемных состояний в слоях TiO2 толщиной 4-5 нм составляет несколько единиц на 1019 см-3 (рис. 2Б), что достаточно для создания в них поперечного динамического падения потенциала величиной 4,0-4,5 В и понижения на соответствующую величину эффективной работы выхода эмиттера.



Рис. Деление пучка на наклонном отражателе в виде одномерного фотонного кристалла. а) общий вид волноводной структуры (стрелки иллюстрируют различные механизмы потерь на рассеяние); б) Угловая зависимость коэффициентов отражения и прохождения для разных значений ширины волновода W и шага вычислений G методом 3D FDTD. d = 200 нм, a = 300 нм.



Рис. (а) Зависимость скорости девозбуждения Не(21S0) в столкновениях с молекулами CO2 и H2O от давления молекулярной примеси (pHе=6Tor). Точки - экспериментальные данные, линии построены в соответствии с вычисленными константами девозбуждения. (б) Осциллограммы мощности разряда и импульса генерации излучения при различных давлениях воды при pHe=6Tor: w1 - без добавления воды; w2 при pH2O=1.07Tor, w3 при pH2O=1.33Tor. Осциллограммам излучения w1 и w2 (w3) соответствует импульс мощности накачки P1 (P3).
Таким образом, впервые осуществлён перевод самоограниченной генерации лазерного излучения в гелии в квазинепрерывный (столкновительный) режим за счёт использования процессов девозбуждения метастабильного состояния 21S0. Данный результат демонстрирует возможность получения квазинепрерывной генерации, используя универсальные механизмы тушения метастабильного уровня: столкновение с молекулами и электронами, имеющими низкую температуру вследствие быстрой релаксации колебательных состояний молекул.



Рис. Экспериментальные записи спектра резонанса Фёрстера в холодных атомах Rb для разного числа зарегистрированных ридберговских атомов N : (а) В присутствии холодных фотоионов, образующихся при лазерном возбуждении ридберговского состояния 37P. Электрическое поле фотоионов сдвигает и уширяет резонанс Фёрстера. (б) Дополнительный электрический импульс (5 В/см, 2 мкс) быстро вытягивает фотоионы. Наблюдается узкий резонанс Фёрстера в поле 1,79 В/см.

Предложен подход, позволяющий рассчитать математическое оживание, дисперсию, и другие моменты случайных величин (в данном случае, для числа решаемых задач на ВС), минуя расчет вероятностей состояний, тем самым значительно упрощаются вычисления.
Предложенный подход позволяет находить решения в аналитическом виде для переходного и стационарного режимов функционирования вычислительных систем. Полученные формулы просты и применимы при экспресс-анализе функционирования распределенных вычислительных систем.