З.Д. Квон, Д.А.Козлов, Н.Н.Михайлов, С.А.Дворецкий

Впервые проведено экспериментальное исследование циклотронного резонанса однодолинных двумерных дираковских фермионов (ДДФ) в квантовых ямах на основе HgTe. Толщина ям была близка к критическому значению, соответствующему переходу от прямого энергетического спектра к инвертированному. При воздействии лазерного терагерцового излучения обнаружены переходы между основным и первым, а также между первым и вторым уровнями Ландау. Малая величина магнитных полей, соответствующих циклотронному резонансу, а также сильная зависимость положения резонанса от концентрации электронов, свидетельствуют о дираковском характере спектра в таких КЯ. Показано, что беспорядок играет важную роль в формировании спектра ДДФ.

Зависимости фотопроводимости ΔGph(B) для Cd0.7Hg0.3Te/HgTe/Cd0.7Hg0.3Te КЯ толщиной 6.6 нм (Ns = 7.2×1010 см-2) и 8.0 нм (Ns = 9.6×1011 см-2) при облучении лазером с длиной волны 118 мкм. Сплошными линиями показаны приближения лоренцевыми кривыми с полуширинами 0.22 Тл (d = 6.6 нм) и 0.15 Тл (d = 8.0 нм). На вставке схематически изображены положение уровня Ферми и оптический переход между уровнями Ландау (1→2).

Положение циклотронного резонанса в образцах с d = 8.0 нм хорошо согласуется с результатами исследований КЯ с параболическим спектром и соответствует оптическим переходам между энергетически эквидистантными уровнями Ландау. Возникновение же резонанса в полях как минимум вдвое меньше, чем B_c в широких КЯ (d = 8.0 нм и больше), и, в особенности, его сильное смещение в область еще меньших полей при уменьшении концентрации носителей, является необычным. Такое поведение может быть объяснено только принципиальным различием спектров двумерных электронов в КЯ с толщиной 6.6 нм и 8.0 нм, а именно реализацией системы безмассовых ДДФ при d = d_c.

Т.И. Батурина, А.Ю.Миронов, С.В. Постолова, А.К. Гутаковский, А.В. Латышев, D. Kalok, A. Bilušić, C. Strunk, and V. M. Vinokur

При экспериментальном исследовании линейного и нелинейного транспорта тонких плёнок нитрида титана (толщиной 5 нм), находящихся в критической области перехода сверхпроводник-изолятор по беспорядку, обнаружен дуальный характер вида вольтамперных характеристик. На сверхпроводящей стороне переход от резистивного состояния к сверхпроводящему, в котором устанавливается глобальная фазовая когерентность, сопровождается резким изменением вида вольтамперных характеристик от омического к степенному V∝ I^α, с показателем степени α быстро растущему в узком интервале температур.

Рис. (а) Температурные зависимости сопротивления в нулевом магнитном поле для двух сверхпроводящих образцов (A и B) и для образца B в магнитном поле 0.9 Тл, направленном перпендикулярно плоскости плёнки. На вставке приведено изображение плёнки в просвечивающем электронном микроскопе. (b) Вольтамперные зависимости для образца А в двойном логарифмическом масштабе, измеренные при температурах вблизи вихревого перехода Березинского-Костерлица-Таулеса (БКТ). (c) Вольтамперные зависимости для образца B в двойном логарифмическом масштабе, измеренные в магнитном поле 0.9 Тл при температурах T = 150; 100; 80; 70; 60; 50; 45; 42; 40; 37 и 32 мК вблизи зарядового перехода БКТ. Прямые линии на рисунках (b) и (c) соответствуют различным показателям степени α в степенных зависимостях V∝ I^α (образец А) и I∝ V^α (образец В). (Заметьте, что на рисунке (b) отложено напряжение (по вертикальной оси) как функция тока (по горизонтальной оси), а на рисунке (с), наоборот.)

Такое поведение отвечает известному вихревому переходу Березинского-Костерлица-Таулеса (БКТ) характерному для двумерных сверхпроводящих систем. На изолирующей стороне перехода наблюдается симметричное поведение – вид вольтамперных характеристик, будучи линейным при малых напряжениях в диэлектрическом состоянии, где температурная зависимость сопротивления имеет активационный характер, резко становится степенным I∝ V^α с показателем степени α >1 и быстро увеличивающимся при понижении температуры. Такой зеркальный характер нелинейной проводимости свидетельствует о реализации зарядового перехода БКТ и о переходе в сверхизолирующее состояние дуальное сверхпроводящему.

В.М. Ковалев, А.В. Чаплик

Теоретически изучена индуцированная модуляция плотности экситонов в гибридной системе, состоящей из пространственно разнесенных слоев двумерного электронного газа и непрямых дипольных экситонов (например, в двойной квантовой яме).

Рис. Схематическое изображение изучаемой структуры

В частности, показано, что благодаря взаимодействию с электронами, внешний потенциал вызывает фриделевские осцилляции плотности экситонов.

Л.И. Магарилл, Д.Л. Шепелянский, М.В. Энтин

Увлечение электронов фононами – это ток, связанный с передачей импульса фотона Q электронам. Теоретически изучался ток фотонного увлечения под действием ИК освещения графена с вырожденным электронным газом вблизи

Рис.a) Схема межзонных переходов в графене. Дырочный конус сдвинут в импульсном пространстве на q. Переходы разрешены только выше поверхности Ферми. b) Геометрия предполагаемого эксперимента. Свет имеет волновой вектор Q и линейную поляризацию. c) Компонента тока РФУ jx как функция нормированной частоты. Сплошная кривая: e_y=0, пунктир: e_x=0.

порога межзонных переходов при наклонном падении света на графеновую плоскость. К фототоку приводят два основных механизма увлечения: прямая передача планарной компоненты импульса фотона q электрону и эффект, обусловленный q-зависимым отбором переходов за счет резкости поверхности Ферми, называемые, соответственно, нерезонансным и резонансным фотонным увлечением (НФУ и РФУ) (см. рис. a, b).

Ток фотонного увлечения в графене зависит от направления падения света и его поляризации и, вообще говоря, не параллелен q. РФУ существует в узком диапазоне частот |ω-2ε_F |/sq << 1, где s – скорость электронов.

Порядок величины тока равен J₀=(e³/8π ²ω)τsE². Здесь q параллелен оси x,

E=eE - электрическое поле волны, τ - время свободного пробега на энергии Ферми. РФУ не имеет малости связанной с волновым вектором света.

А. И. Якимов, В.А. Тимофеев, А. И. Никифоров, А. В. Двуреченский

Из квантовой механики известно, что при сближении двух атомов электронный уровень в каждом из атомов расщепляется на два. При этом основное состояние двухатомной молекулы соответствует симметричной или связывающей молекулярной орбитали (σ_g), а возбужденное - антисимметричной или антисвязывающей (σ_u). Как показали недавние теоретические исследования (A.I.Yakimov A.A. Bloshkin, and A.V. Dvurechenskii., Phys. Rev. B 81, 115434 (2010)), для дырочных молекулярных орбиталей в связанных, упруго напряженных квантовых точках картина меняется существенным образом. Было предсказано, что при удалении квантовых точек друг от друга возможна смена пространственной симметрии основного состояния, в результате которой основным состоянием станет антисвязывающая молекулярная орбиталь. Это явление отсутствует в природных молекулах, а также в квантовых точках, содержащих электроны.

Рис.1. Схематичное изображение профиля валентной зоны для гетероструктуры Si/Ge/SiGe/Ge/Si и возможные внутризонные переходы под действием света поляризованного вдоль направления роста z.	Рис.2. Спектры пропускания z- поляризованного света.

Получено первое экспериментальное свидетельство существования антисвязывающего основного состояния дырок в двойных квантовых точках Ge/Si. Идея проведенного эксперимента заключалась в использовании сильной зависимости матричного элемента межуровневых переходов от четности начального и конечного состояний под действием линейно поляризованного света. Для реализации таких переходов нами было предложено разделить слои нанокластеров Ge слоем твердого раствора SiGe (рис.1). Такой слой представляет собой двумерную потенциальную яму, в котором энергетический спектр дырок квантуется вдоль направления роста (направление z). При этом основное состояние формируется подзоной тяжелых дырок, а соответствующая волновая функция ψ_f является четной (симметричной) вдоль направления z. В длинноволновом приближении при облучении такой структуры светом, поляризованном вдоль оси z, разрешенными являются переходы только между состояниями с противоположной четностью, т.е. σ_u ψ_f.

На рис.2 показано пропускание z-поляризованного излучения для образцов, в которых квантовые точки в двойном слое разделены квантовой ямой Si_0.85Ge_0.15 толщиной d=2.8, 3.8 и 4.8 нм. Полосы поглощения в области энергий ~200 мэВ отвечают переходам типа σ_g ψ_f и σ_u ψ_f. При d=2.8 нм амплитуда поглощения мала (0.3%). Мы ассоциируем эту линию с запрещенным в дипольном приближении переходом σ_g ψ_f. Ненулевая вероятность этого перехода обусловлена тем, что волновая функция дырки в связывающем состоянии не является в полной мере четной из-за анизотропии формы нанокластеров Ge и неоднородного распределения упругих деформаций в системе. При увеличении расстояния между нанокластерами d до 3.8 нм минимум пропускания сдвигается в область меньших энергий, а вероятность поглощения увеличивается в 5 раз. При дальнейшем удалении квантовых точек друг от друга величина поглощения z-поляризованного излучения опять уменьшается. Сильный рост поглощения и немонотонное поведение амплитуды поглощения с ростом d свидетельствует о формировании антисвязывающего основного состояния дырки в двойных квантовых точках.

А.Б. Талочкин, И.Б. Чистохин

Исследованы спектры продольной фотопроводимости многослойных Ge/Si структур с квантовыми точками (КТ) Ge, полученные методом молекулярно-

Рис. 1 Схема многослойной Si/Ge структуры с КТ Ge для измерения спектров продольной ФП.

лучевой эпитаксии. Наблюдался фотоотклик в диапазоне энергий 0.3÷1.1 эВ при T=78K, связанный с оптическими переходами между дырочными уровнями КТ и электронными состояниями Si. Показано, что основной вклад в латеральную фотопроводимость дают электронные состояния, локализованные в области изгиба зон Si вблизи Ge/Si границы раздела. Применение модели квантового ящика для

Рис.2. Спектральная зависимость продольной фотопроводимости Si/Ge структуры с КТ Ge. Малыми стрелками обозначены наблюдаемые положения пиков. Большими стрелкам и показаны энергии оптических переходов, вычисленные в модели "квантового ящика". На вставках показаны энергетические диаграммы Si/Ge структур с КТ Ge двух образц ов. Штриховыми и точечными линиями показаны положения дырочных уровней КТ.

описания дырочных уровней КТ позволило понять происхождение пиков, наблюдаемых в спектрах фотопроводимости. Построена подробная энергетическая диаграмма дырочных уровней КТ и оптических переходов в Ge/Si структурах с напряженными КТ Ge.

В. А. Зиновьев, Ж. В. Смагина, А. В. Двуреченский

Развита модель плавления и кристаллизации нанокластеров Ge (квантовых точек) в кристаллической матрице кремния в нестационарных условиях нагрева при импульсном лазерном воздействии. Модель описывает кинетику плавления и кристаллизации нанокластеров с учётом их размеров, формы, а также упругих деформаций, возникающих вследствие различия постоянных решёток нанокластеров и матрицы. Показано, что температура плавления нанокластеров возрастает при уменьшении их размеров. С учётом вклада упругих деформаций, температура плавления нанокластеров Ge может быть, как выше точки плавления (размер меньше 15 нм), так и ниже точки плавления (размер больше 15 нм) объёмного Ge (рис.1). Получено, что при параметрах лазерного воздействия близких к экспериментальным (длительность импульса 80 нс, плотность энергии 0.85 Дж/см²), нанокластеры размером > 15 нм плавятся, тогда как нанокластеры меньших разме- ров остаются кристаллическими (рис.2). Плавление «больших» нанокластеров сопровождается уменьшением их размеров, за счёт частичного растворения в матрице Si за время кристаллизации расплава после лазерного воздействия. В

Рис. 1. Расчётная зависимость темпера- туры плавления нанокластеров Ge, встроенных в кристаллический Si, от их размеров с учётом их формы и деформации из-за несоответствия постоянных решёток Ge и Si.

результате исходный разброс нанокластеров по размерам, задаваемый условиями их формирования, должен уменьшиться. При этом их слоевая плотность не должна сильно измениться, поскольку полное растворение больших кластеров маловероятно. Отметим, что согласно данным моделирования, режим плавления избирательного по размеру нанокластеров наблюдается при плотностях энергии от 0.8 до 0.9 Дж/см². При более высоких плотностях энергии лазерного излучения наблюдается режим полного плавления нанокластеров независимо от их размера. Поскольку с уменьшением размера нанокластера возрастает отношение его поверхности к

Рис. 2. Временная зависимость доли расплава Ge в квантовых точках в форме hut- кластеров с различными размерами основания. Толщина слоя Si, закрывающего нанокластеры Ge, составляет 300 нм. Длительность лазерного воздействия - 80 нс. Плотность энергии в лазерном импульсе - 0.85 Дж/см2.

объему, то при фиксированном времени существования расплава, мелкие кластеры способны легче растворяться в окружающей Si матрице. Это может приводить к полной диссоциации нанокластеров с размерами меньше некоторого характерного размера, определяемого длинной диффузии Si в расплаве Ge. Таким образом, для обоих из рассмотренных режимов лазерного воздействия можно ожидать уменьшения разброса нанокластеров по размерам. Однако в последнем случае должно наблюдаться значительное уменьшение слоевой плотности нанокластеров, за счёт их полного растворения. Полученная кинетика фазовых превращений при импульсном лазерном отжиге демонстрирует возможность уменьшения дисперсии по размерам в гетероструктурах Ge/Si с квантовыми точками.

А.И. Никифоров, В.А. Тимофеев, С.А. Тийс, О.П. Пчеляков

Важнейшей физической характеристикой, определяющей электронные и оптические процессы в Ge/Si гетеросистемах с квантовыми точками, является спектрэнергетических состояний носителей заряда. Наличие Ge_xSi_1-x слоев твердого раствора дает возможность модернизировать систему Ge/Si(100) с целью улучшения приборных параметров, например, увеличение квантовой эффективности.

Анализ изменения морфологии поверхности твердого раствора Ge_xSi_1-x проводился методом дифракции быстрых электронов на отражение, являющийся основным методом контроля in situ при молекулярно-лучевой эпитаксии. Путем анализа изменений интенсивности и формы рефлексов картин ДБЭ, в процессе роста пленки твёрдого раствора, фиксировались морфологические переходы в слое: от двумерного к трехмерному росту (2D-3D). Исследование роста тонких пленок Ge_xSi_1-x осуществлялось в достаточно широком диапазоне изменения x (процентное

Рис. Зависимость критической толщины 2D-3D перехода при температуре роста Tп=500°C слоя GexSi1-x от содержания Ge (x).

содержание Ge) при толщинах 2D-3D перехода заведомо меньших толщин, соответ ствую щи х пласти че ской релаксации и ввода дислокаций несоответствия.

По результатам анализа построена экспериментальная зависимость критической толщины 2D-3D перехода для слоя Ge_xSi_1-x (рис.) при T_п=500°С (температура подложки). В литературе представлены экспериментальные данные для критических толщин 2D-3D перехода при температуре роста 700°С. Зависимость критической толщины морфологического 2D-3D перехода от содержания Ge в слое Ge_xSi_1-x имеет нелинейную зависимость с выходом на насыщение при приближении к 100% Ge. Наблюдаемая нелинейность, уменьшающаяся в сторону больших x, объясняется нарастанием энергии упругих напряжений в слое твердого раствора.

Островки Ge, растущие на поверхности двумерного сплошного слоя Ge_xSi_1-x, имеют пирамидальную форму. Методом СТМ микроскопии проведен анализ изменения морфологии поверхности для системы Ge/Ge_xSi_1-x/Si с разным процентным содержанием Ge в слое твердого раствора. Наблюдается уменьшение размеров островков и увеличение их плотности с ростом содержания Ge в слое твердого раствора. Такое поведение может объясняться растущей шероховатостью поверхности с увеличением содержания Ge в слое твердого раствора.

Таким образом, полученная зависимость 2D-3D перехода позволит получать бездислокационные двумерные слои Ge_xSi_1-x, использующиеся при росте многослойных периодических Ge/Si структур, в том числе с квантовыми точками.

В.В. Бакин, С.А. Рожков, К.В. Торопецкий, Д.В.Горшков, А.А. Сапожник, Г.Э. Шайблер, С.Н. Косолобов, А.С. Терехов, П.А. Сысоев

Впервые изучено распределение Ne(ε,θ) фотоэлектронов, эмитированных из р-GaN-(Cs,O)-фотокатода с эффективным отрицательным электронным сродством, в зависимости от их полной энергии ε и полярного угла эмиссии θ. Для экспериментального определения Ne(ε,θ) использовалась методика, основанная на математической обработке измеренных зависимостей фототока от напряжённостей скрещенных однородных электрического и магнитного полей. Для измерений фототока использовался планарный вакуумный фотодиод с полупрозрачным GaN-(Cs,O)-

Рис. Распределения по полной энергии и углу.

фотокатодом с высокой квантовой эффективностью (~ 18%) и однородными работами выхода фотокатода и анода, изготовленный из немагнитных материалов. Фотоэлектроны возбуждались фотонами с энергией 3.5 эВ, примерно равной ширине запрещённой зоны GaN. Полученное таким образом распределение Ne(ε) показано на рисунке. Из рисунка следует, что распределение фотоэлектронов представляет собой ассиметричный "колокол" с максимумом вблизи энергии, соответствующей энергетическому положению ε_cb дна зоны проводимости в объеме активного слоя фотокатода и указанному на рисунке вертикальной стрелкой. Видно, что при незначительном превышении уровня вакуума вероятность эмиссии электронов мала, но сверхлинейно увеличивается с увеличением кинетической энергии. При энергиях в окрестности ε_cb распределение Ne(ε) достигает максимума, а затем начинает уменьшаться из-за снижения числа электронов с энергиями выше дна зоны проводимости. Высокоэнергетическое крыло распределения Ne(ε) удовлетворительно описывается экспоненциальной зависимостью с характеристической энергией kT^*≈100 мэВ. Распределения Ne(θ), построенные в полярных координатах для различных значений ε показаны в нижней части рисунка. Из рисунка следует, что распределения Ne(θ) радикально изменяются с увеличением энергии: фотоэлектроны с ε вблизи ε_vac эмитируются, в основном, под малыми углами к поверхности, но с увеличением ε распределения Ne(θ) "вытягиваются" вдоль нормали.

И.И.Бетеров, Д.Б.Третьяков, В.М.Энтин, Е.А.Якшина, И.И.Рябцев

На основе эффекта дипольной блокады предложен новый метод детерминированного возбуждения одиночных ридберговских атомов в узлах оптических решеток, первоначально загруженных случайным образом [Beterov et al., Phys. Rev. A, 2011, v.84, p.023413]. Обнаружено, что возбуждение ридберговских атомов с использованием лазерных импульсов с чирпом (быстрым изменением) частоты происходит адиабатически и оказывается нечувствительным к изменению коллективной частоты Раби в N-атомных ансамблях, загруженных случайным образом и находящихся в режиме полной дипольной блокады. Численные расчеты показали, что если взаимодействие между атомами достаточно сильно, чтобы

Рис. Слева: (а) Временная зависимость амплитуды и отстройки чирпованного лазерного импульса. (b) Дипольная блокада в ансамбле ридберговских атомов. (с)-(е) Схема адиабатического возбуждения ридберговских атомов. Слева: (a)-(h) Расчетные временные зависимости вероятности возбудить один ридберговский атом из N атомов для разных параметров чирпованного лазерного импульса.

обеспечить полную блокаду, то освещение N-атомного ансамбля чирпованным лазерным импульсом приводит к детерминированному возбуждению только одного атома с вероятностью, близкой к 1 (см. рис.). Также было обнаружено, что действие чирпованного лазерного возбуждения в блокированном ансамбле резко отличается от действия резонансного STIRAP, хотя обычно принято считать, что они эквивалентны. Оказалось, что резонансный STIRAP в блокированном ансамбле не работает из-за деструктивной интерференции лазерно-индуцированных переходов в квазимолекуле, образованной двумя или более взаимодействующими атомами.

Однако этого можно избежать, если увеличить отстройку от промежуточного состояния двухфотонного перехода (нерезонансный STIRAP). Предложенный метод может быть использован для загрузки одиночных атомов в узлы оптических решеток и создания квантовых регистров на нейтральных атомах. Нами также было предложено осуществлять лазерное возбуждение ридбер- говских атомов по трехступенчатой схеме для подавления эффекта отдачи и эффекта Доплера, чтобы избежать разогрева ансамбля ультрахолодных атомов и потери когерентности. Равенство нулю суммы волновых векторов трех возбуждающих лазерных излучений достигается, если направить три лазерных луча на ансамбль атомов с трех разных сторон и под определенными углами друг относительно друга [Ryabtsev et al., Phys. Rev. A, 2011, v.84, p.053409].

А.Э. Климов, В.В. Кубарев, Н.С. Пащин, В.Н. Шумский

Обнаружено, что при Т=4,2 К в условиях освещения пленок PbSnTe:In в области фундаментального поглощения и одновременно монохроматическим (лазерным) излучением терагерцового диапазона зависимости коэффициента Холла и проводимости от магнитного поля имеют ярко выраженные резонансные особенности. На рисунке приведены зависимости относительного изменения продольного напряжения (проводимости) на холловской структуре от магнитного поля для двух значений длины волны излучения лазера на свободных электронах (ЛСЭ). Стрелками вверх показаны положения максимумов на длине волны ЛСЭ λ=200 мкм, стрелками вниз - при λ=138,5 мкм. При освещении образцы имели дырочный тип проводимости с подвижностью около μ_p ≈ 710⁴ см²В^-1с^-1, т.е. в области

Рис. Зависимость относительного изменения продольного напряжения на холловской структуре (проводимости) от магнитного поля для двух значений длины волны ЛСЭ.

максимумов выполнялось условие сильного магнитного поля μB>>1. На качественном уровне полученные результаты хорошо согласуются с развитыми ранее представлениями о дискретном или квазинепрерывном спектре уровней ловушек в запрещенной зоне PbSnTe:In. В условиях эксперимента неравновесная заселенность ловушек электронами достигалась за счет межзонной оптической генерации, при которой оставшиеся свободными дырки обеспечивали p-тип проводимости. Возбуждение электронов с ловушек излучением ЛСЭ вело к увеличению межзонной рекомбинации и снижению концентрации дырок (уменьшению проводимости), что и наблюдалось в эксперименте. Наибольший сигнал должен иметь место при совпадении энергии фотона hν ЛСЭ с энергией ионизации ловушечного уровня ΔE_лов. Наложение магнитного поля ведет к возникновению уровней Ландау и изменению (увеличению) энергии ионизации ловушек ΔE_лов(B) с ростом магнитного поля ("магнитное вымораживание"). В рамках этой модели появление максимумов сигнала, наблюдаемых в эксперименте, должно регистрироваться при величине магнитного поля, когда ΔE_лов(B)= hnЛСЭ.

А.Н. Акимов, А.Э. Климов, И.Г. Неизвестный, Н.С. Пащин, В.Н. Шерстякова, В. Н. Шумский

Впервые обнаружен переход "металл-диэлектрик" в пленках Pb_1-хSn_хTe:In с содержанием олова х>0,29. Измерения эффекта Холла в исследуемых пленках Pb_0,7Sn_0,3Тe:In показали, что с понижением температуры от 300К до 30К концентрация электронов падает более, чем на четыре порядка до значения 3·10¹³ см³. Зависимость тока от обратной температуры приведена на рисунке для образцов с х=0,3 (288) и х=0,35 (359). Наблюдается более медленное уменьшение тока с понижением температуры для пленки с большим содержанием олова, и в то же время фототок в этом образце примерно на два порядка меньше.

Рис.1. Зависимость тока от обратной тем-пературы. 1,2 - образцы 288 и 359 в темноте, 1', 2' - при освещении.	Рис. 2. Релаксация фототока в зависимо- сти от температуры для образца 359. Температура снизу вверх: Т= 4.2К, Т = 8К, Т=11.5К, Т = 15К.

Измерение времени релаксации фототока показали, что они существенно отличаются от найденных ранее для составов с х=0,24-0,26. На начальном участке эффективное время релаксации составляет менее 100 миллисекунд и увеличивается с ростом температуры.

На рисунке приведены релаксационные кривые фототока для 4-х разных температур. В отличие от фототока для образцов с составом х=0,24-0,26 при Т=4,2 К фототок спадает до нулевого значения за время около 0,5 с. Предварительные расчеты показали, что и для этих составов преобладают излучательная и Оже рекомбинация, но уменьшение ширины запрещенной зоны приводит к возрастанию времени жизни в температурном диапазоне 4,2 - 15 К.

Это связано с большим значением концентрации дырок в образце. Вместе с тем измерения показали, что транспорт носителей заряда в таких структурах носит инжекционных характер и определяется токами, ограниченными пространствен- ным зарядом (ТОПЗ) с захватом инжектированных носителей на ловушки в запрещенной зоне.

А.Г. Паулиш, С.А. Кузнецов, А. В. Гельфанд, В.Н. Федоринин

Создан новый тип матричного приемника терагерцового излучения, основанный на принципе конверсии терагерцового излучения в инфракрасное излучение с последующей регистрацией высокочувствительной болометрической ИК камерой. Приемник является неохлаждаемым и способен работать в режиме реального времени. Конвертор представляет собой ультратонкий резонансный поглотитель (метаматериал) со спектрально и поляризационно-зависимым

коэффициентом поглощения, на обратную сторону которого нанесен тонкий эмиссионный слой с коэффициентом черноты близким к единице. Резонансное поглощение терагерцового излучения приводит к увеличению теплового излучения со стороны эмиссионного слоя, которое регистрируется ИК камерой. Отношение длины волны терагерцового излучения к толщине поглотителя составляет величину 40-180, что обеспечивает малую теплоемкость конвертора и высокую чувствительность и быстродействие детектора.

Рис. a) - схема ТГц-ИК конвертора (слева), ЧИП - частотно избирательная поверхность, ПП - полипропилен, Al - алюминий; топологический рисунок ЧИП (справа). (b) - спектральные зависимости коэффициента поглощения для двух взаимно перпендикулярных поляризаций. (c) - ИК изображение пучка терагерцового излучения на частоте 0.3 ТГц. (d) - схема многоспектрального конвертора. (e) – ИК изображение многоспектрального конвертора, пиксели с разной спектральной и поляризационной чувствительностью окрашены в разные цвета, направления поляризаций с максимальной чувствительностью показаны стрелками на выноске.

На основе предложенного конвертора разработаны система визуализации терагерцового излучения, многоспектральный детектор изображения, компактный спектрофотометр.

А.В.Предеин, В.В. Васильев, И.В. Сабинина, Н.Н.Михайлов, В.С.Варавин, Ю.Г.Сидоров, В.Г. Ремесник, И.О. Парм, А.О. Сусляков,С.А. Дворецкий

Разработано и изготовлено ДФПУ, включающие двухспектральный фотоприемник форматом 288×4 на основе двухспектральных фоточувствительных элементов в слоях гетероэпитаксиальных наноструктур КРТ для спектральных диапазонов 3-5 и 8-11 мкм, вакуумный криостатируемый корпус и микрокриогенную систему охлаждения. В том числе:

• разработана методика выращивания КРТ МЛЭ электронного типа проводимости с концентрацией носителей заряда (1-2)×10¹⁴ см^-3 и подвижностью (3-4)×10⁴см²×В^-1×с^-1 и термического отжига для конверсии типа проводимости и получения КРТ МЛЭ дырочного типа проводимости с концентрацией носителей заряда (5-10)×10¹⁵ см^-3 и подвижностью 400-500 см²×В^-1×с^-1. Концентрация дырок в узкозонном слое (х=0,22- 0,23) в 2 раза превышает концентрацию дырок в широкозонном слое (х=0,28-0,30);

• разработана технология и изготовлены макетные образцы двухспектраль- ных фоточувствительных элементов (ДФЧЭ) в слоях гетероэпитаксиальных наноструктур КРТ дырочного типа проводимости. Измерены вольт-амперные и спектральные характеристики. Показано, что ДФЧЭ имеют чувствительность и дифференциальное сопротивление фотодиодов R₀=(2-5)×10⁹ Ом и R₀=(2-5)×10⁸ Ом соответственно в обоих диапазонах спектра 3-5 и 8-11 мкм.

Рис.1. Схема отдельных диодов ДФЧЭ форматом 4×288 элементов на основе МЛЭ КРТ с чувствительностью в спектральном диапазоне 3- мкм (слева) и 8-11 мкм (справа) ДФЧЭ форматом 4×288 элементов.

Рис.2. Тепловые изображения, полученные при помощи макетного образца субмодуля электронной обработки сигналов а, г – изображения в спектральном диапазоне 3-5 мкм; б, д – изображения в спектральном диапазоне 8-12мкм; в, е – линейная комбинация изобра- жений обоих спектральных диапазонов.

В.П.Попов, А.К.Гутаковский, Л.Н.Сафронов, И.Н.Куприянов, А.А.Калинин, Ю.Н.Пальянов

Формирование проводящих слоёв в оптически прозрачных полупроводни- ках – трудная задача из-за большой ширины запрещенной зоны, ведущей, напри- мер, к изолирующим свойствам даже для сильно легированного алмаза в отличие от проводящего графена с нулевой шириной зоны. При насыщении графена водоро- дом её ширина растет. Для графита такие данные отсутствуют. Внедрением ионов водорода и последующим отжигом при высоких давлении-температуре (4-8 ГПа, 1200-1600°С) внутри (111) пластин HPHT алмазов синтезированы проводящие слои

Рис. ВРЭМ изображение решетки промежуточной структуры толщиной 7 нм на гетерогранице слоя алмаза и нанокристаллического углерода в (111) пластине алмаза, имплантированной ионами Н2+ (50 кэВ, 6×1016 см-2) после HPHT (4ГПа, 1200°С). На вставках: слева - электронная микродифракция с приведенными межплоскостными расстояниями для различных аллотропных форм углерода, а также микродифракция от участка с эпитаксиальной структурой пленки с выделенными рефлексами (справа посредине) и Фурье-образ ВРЭМ изображения (справа вверху), соответственно.

со слоевым сопротивлением от 1 МОм до 1кОм, состоящие из новой формы углеро- да на гетерогранице c нанокристаллическим слоем углерода (nc-C), подобным мелкодисперсному графиту, с мультиграфеновымих стенками внутри него. По данным рамановской спектроскопии высокое давление увеличивает содержание графитоподобных нанокристаллов, но в то же время уменьшается проводимость слоя nc-C за счет уменьшения согласно результатам ВРЭМ размеров графеновых стенок и формирования на границе с отсеченным слоем алмаза ультра тонкой (<10 нм) эпитаксиальной пленки углерода с иной структурой решетки (Рис.). Малое рассогласование (Δd/d ≤ 10%) решетки новой формы углерода с d = 0.39 нм с решеткой графита (d₁₀₀₀ = 0.335 нм) и удвоенным межплоскостным расстоянием алмаза (2d₁₁₁ = 0.412 нм) обеспечивает эпитаксиальное сопряжение между ними. Хотя проводимость такой структуры на 2-4 порядка меньше, чем в графите, её вклад в последовательное сопротивление невелик из-за туннельно тонкого слоя.

О.Е.Терещенко, А.Г.Паулиш, М.А.Неклюдова, Т.С.Шамирзаев, А.С.Ярошевич, И.П.Просвирин, И.Э.Жаксылыкова, Д.В.Дмитриев, А.И.Торопов, С.Н.Варнаков, М.В.Рауцкий, С.Г.Овчинников, Н.В.Волков, А.В.Латышев

В работе изучены условия формирования границы раздела Fe/GaAs, а также электрические, магнитные и оптические свойства гетероструктуры Pd/Fe/GaAs с квантовыми ямами InGaAs (рис.1а). Продемонстрирована возможность эпитакси- ального роста Fe на поверхности GaAs(001) при комнатной температуре (рис.1b). Кривая намагниченности слоя железа имеет прямоугольную петлю гистерезиса с легкой осью намагниченности в плоскости образца. Обнаружена сегрегация железа через слой палладия толщиной 4 нм (рис.1c,d).

Рис.1. (а) Схема структуры и геометрия измерения ФЛ. (b) ПЭМ границы раздела Pd/Fe/GaAs(001). (c) РФЭ спектры линии 3d Pd и (d) 2p Fe структуры 4nmPd/4nmFe/GaAs(001) после года хранения на воздухе (1) и после травления ионами аргона 2 nm верхнего слоя (2).

В эксперименте по измерению спин-зависимой катодолюминесценции (КЛ) предполагается регистрация КЛ со стороны подложки (на просвет), поэтому важно знать люминесцентные свойства структуры при прохождении света через Pd/Fe/GaAs/InGаAs гетероструктуру. На рис.2 приведены спектры фотолюминес ценции (ФЛ) при освещении структуры со стороны металлизации лазерами с различной длиной волны и регистрацией ФЛ со стороны подложки. Оптические свойства гетероструктуры Pd/Fe/GaAs/InGaAs указывают на возможность испольования такой структуры в качестве оптического детектора спина свободных электронов (рис.2).

Рис.2. Спектры ФЛ при освещении структуры со стороны металлизации лазерами с =375 нм (а), =532 нм (b), =660 нм (c) и регистрацией ФЛ со стороны подлож- ки. ФЛ измерения проводились при Т=300 К.

С.В.Макаренко, В.А.Голяшов, А.С.Кожухов, К.А.Кох, В.В.Атучин, К.Н.Романюк, И.В.Корольков, В.Н.Кручинин, Л.Д.Покровский, И.П.Просвирин, А.А.Шкляев, О.Е.Терещенко

Интерес к изучению поверхностей (0001) монокристаллов V₂VI₃ связан с проявлением этими соединениями свойств топологических изоляторов (ТИ), открытых несколько лет назад. Данные материалы являются изоляторами в объёме, поверхность которых становится проводящей вследствие сильного спин- орбитального взаимодействия и возникновения спин-расщеплённых поверхностных состояний с непрерывным спектром, образующим Дираковский конус. Соединение Bi₂Se₃ кристаллизуется в пространственной группе R-3m и характеризуется выраженной слоистой структурой с объёмной шириной запрещенной зоны E_g = 0.3 эВ.

Совершенный монокристалл Bi₂Se₃ был выращен в Институте геологии и минералогии СО РАН с использованием вращающегося теплового поля (рис.1а).

Методами рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии, атомно-силовой и сканирующей туннельной микроскопии и спектроскопии продемонстрирована инертность поверхности скола (0001) монокристаллического Bi₂Se₃ к окислению: после месяца хранения образцов на воздухе на поверхности не образуются собственные оксиды висмута и селена (рис.2). Получены атомно-гладкие поверхности макроскопических размеров (~2-3 см²) со средней квадратичной шероховатостью менее 0.1 нм (рис.1b,d) и атомным разрешением структуры (1х1)- (0001) Bi₂Se₃ (рис.1c) после двухнедельной экспозиции на воздухе. Измерение уннельной проводимости выявило квазилинейную зависимость поверхностной плотности состояний от энергии в запрещенной зоне Bi₂Se₃ (рис.1c).

Рис. 1. (а) Монокристалл Bi₂Se₃ со сколотой поверхностью (0001), (б) АСМ изображение такой поверхности, (в) результаты СТМ измерений и (г) профиль микрорельефа вдоль линии на рисунке (б).

Таким образом, в работе продемонстрированы инертные свойства поверхности (0001) Bi₂Se₃, являющиеся универсальными для слоистых материалов с высокой степенью совершенства поверхности. Стабильность поверхности (0001) Bi₂Se₃ объясняется тем, что поверхностные атомы селена на идеально терминированной

Рис. 2. Фотоэлектронные спектры дублетов Bi 4f и Se 3d после (а) 1 мин и (б) 30 дней экспозиции на воздухе.

(0001) поверхности имеют замкнутые электронные оболочки с направленными связями внутрь кристалла и с отсутствующими болтающимися орбиталями. Полученные результаты продемонстрировали сохранение ТИ свойств поверхности (0001) объемного топологического изолятора Bi₂Se₃ при длительном хранении в атмосферных условиях.

Б.Р.Семягин, М.А.Путято, Д.Ф.Феклин, Е.М.Емельянов, А.В.Васев, А.П.Василенко, В.В.Преображенский

Напряженные короткопериодные сверхрешетки (СР) InAs/GaSb являются привлекательной альтернативой тройному твердому раствору кадмий-ртуть-теллур при создании фотодетекторов среднего и дальнего ИК диапазонов. Эффективная ширина запрещенной зоны таких сверхрешеток может варьироваться от 3 до 30 мкм при изменении толщины составляющих слоев, что позволяет создавать фотоприемники, перекрывающие весь ИК диапазон.

Рис. Рентгеновская кривая качания сверхрешетки BP2414 состоящей из 290 периодов InAs(2,7 нм)/GaSb(3,05 нм).

Слои GaSb в СР подвергаются деформации сжатия, что вызывает расщепление минизоны легких и тяжелых дырок в зонной структуре СР. Это приводит к значительному подавлению скорости ОЖЭ рекомбинации и увеличению времени жизни неосновных носителей. Следствием этого является увеличение температурного предела обнаружительной способности детекторов на СР по сравнению с КРТ. К тому же большая эффективная масса электронов в СР приводит к уменьшению вероятности туннелирования и, как следствие, к снижению темнового тока фотоприемника. Эксперименты проводили

Эксперименты проводились на установке МЛЭ типа "Катунь", снабженной тигельными источниками Ga, In, Sb, Si, Be и вентильным источником мышьяка. В результате исследования взаимодействия поверхностей GaSb с потоками молекул As₂ и As₄ в качестве рабочего был выбран поток молекул As₄. Это обеспечивало воспроизводимое формирование гетерограниц в СР типа InSb, что является необходимым условием согласования среднего значения постоянной решетки СР и подложки. Проведены эксперименты по оптимизации температуры роста СР. Были выращены СР состоящие из 320 периодов InAs(1,83 нм)/GaSb(3,05 нм) и СР состоящие из 290 периодов InAs(2,7 нм)/GaSb(3,05 нм).

В результате разработана технология выращивания методом МЛЭ напряженных короткопериодных сверхрешеток InAs/GaSb на подложках GaSb(001), пригодных для создания фотоприемников среднего ИК диапазона.

Р.М.Тазиев, В.Я.Принц

Графен привлекает внимание как новый и уникальный двумерный электронный материал для будущего наноэлектроники из-за его "естественного" двумерного характера локализации электронов в одном из пространственных измерении. Для создания функциональных наноустройств, таких как одноэлектронных транзисторов, квантовых точечных контактов, или квантовых точек (КТ), требуется локализация электронов и по двум оставшимся пространственным измерениям. Известно, что в свободно-подвешенном состоянии мембрана из графена не является плоской, а имеет выпуклости и впадины, амплитуда которых достигает 1 нм. Искусственное создание каких-либо трёхмерных структур из плоского монослоя графена весьма затруднительна. Предложены новые 3D-структуры на основе графена, предварительно осажденного на упругоапряженную InGaAs пленку. Такая напряженная структура графен/InGaAs из-за локального подтравливания подложки выпучивается и поверхность графена принимает трехмерную структуру. Теоретически и численно изучены условия выпучивания для круговых структур: графена/InGaAs. Показано, что для тонкой круговой пленки из InGaAs с монослоем графена с радиусом 120 нм и толщиной 4 нм реализуются три осесимметричных форм выпучивания. Для начального значения упругой деформации пластины в 3% деформации в графене достигают 1%. Эта деформация радиально распределена неоднородно в монослое графена. Контроллируемые форма ее поверхности и модуляция физических свойств графена из-за неоднородности упругих напряжений позволит в будущем создавать различного рода квантовые наноустройства.

Рис. Моды выпучивания слоистой структуры графен/InGaAs.

Например, известно, что локально выпученные или деформированные области графена обладают избирательно- повышенной энергетической способнос- тью образования связи с адсорбатами на ее поверхности и, если, например, будет адсорбироваться водород, то в этой области образуется локальный n-i переход. В таких структурах должны проявляться гигантские градиентные явления в сильных магнитных полях [Vorob\'ev et al. Phys. Rev. 2006]. Структуры перспективны для формирования графеновых квантовых колец и других функциональных элементов.

Н.А.Небогатикова, И.В.Антонова, В.А.Володин, В.Я.Принц

Предложена и реализована технология создания флуорографена путем обработки графена или многослойных графеновых структур (до нескольких нанометров) в 5% водном растворе плавиковой кислоты. Обнаружен резкий по времени переход металл – диэлектрик (см рис.) при обработке в течение некоторого времени t_tr. Вывод о формировании флуорографена основан на характерном изменении спектров комбинационного рассеяния. Показано, что проводимость структур обработанных в течение времен меньше t_tr практически не меняется, по сравнению с исходной. Исследованы изменения в морфологии поверхности взависимости от времени обработки и показано, что для времен ttr наблюдается формирование непроводящей сетки с рельефом несколько нанометров. Для времен t>t_tr наблюдается формирование гофрированной поверхности с периодом порядка 200-300 нм и

Рис. Проводимость структур обработанных в 5% водном растворе плавиковой кислоты в зависимости от времени обработки.

высотой 4-10 нм (вставка на рис.). Увеличение времени обработки приводит к уменьшению периода и увеличению высоты рельефа. Проводимость структур, созданных обработкой с длительностью близкой, но меньше t_tr, модулируется напряжением на затворе (измерения в транзисторной конфигурации) на 4-5 порядков, тогда как в исходных слоях проводимость изменялась напряжением на затворе всего на несколько процентов. Блокирование проводимости таких структур вблизи точки нейтральности позволяет предположить открытие транспортной запрещенной зоны величиной ~ 1 эВ.

Найдено, что предварительная обработка структур в изопропиловом спирте подавляет взаимодействие с ионами фтора, приводящее к формированию флуорографена. Это обеспечивает возможности для локального перевода графена в флуорографен и открывает новые интересные перспективы использования функционализации графена в водном растворе плавиковой кислоты для дизайна приборных структур.

С.В.Рыхлицкий, В.Н.Кручинин, С.В.Спесивцев, Д.В.Пышный, И.А.Пышная

Методом высокоразрешающей сканирующей эллипсометрии проведен анализ поверхности биочипов, приготовленных на основе пластин кремния для исследования белок-белковых взаимодействий с участием предварительно иммобилизованных белковых молекул на поверхности биочипа. Установлено, что предварительная сорбция наночастиц золота приводит к увеличению иммобилизационной способности биочипа к молекулам белков.

Рис. 1. Гистограмма средних значений эффективных толщин белковых молекул спотов при сорбции гемоглобина на поверхность пластины до (светлые столбцы) и после (темные столбцы) повторной обработки коллоидным раствором золота.	Рис. 2. Фрагмент эллипсометрического скана пластины с иммобилизованными антителами RAM до (а) и после б) обработки конъюнгатом IgG-ПХ.

Показано, что метод эллипсометрии может быть успешно использован для анализа белок-белковых взаимодействий, происходящих на поверхности биочипов. При эллипсометрическом сканировании биочипов возможно не только выявлять сорбированные на поверхности биомолекулы, но и фиксировать изменения толщины, что представляет интерес для выявления белок- белковых взаимодействий,реализующихся, например, при образовании комплекса антиген/антитело и широко используемых в иммуноферментном анализе. Эллипсометрическая информация может быть представлена в виде значений эффективных толщин покрытий биомолекул, что позволяет рассчитать количественные характеристики процессов адсорбции и взаимодействия биомолекул на поверхности биочипа.

Полученные экспериментальные материалы позволяют сделать вывод, что оптическая эллипсометрия представляет собой высокочувствительный, экспрессный и достаточно экономичный label-free метод детекции поверхности биочипов, пригодный в том числе и для количественного анализа специфических взаимодействий между биомолекулами.

Ю.Д.Иванов, А.И.Арчаков, О.В.Наумова, В.П.Попов, Б.И.Фомин, Д.А.Насимов, А.В.Латышев, А.Л.Асеев

Исследовалась возможность использования нанопроволочных транзисторов (НПТ) на основе структур кремний на изоляторе (КНИ) в качестве сенсорных элементов для биоспецифической регистрации молекул белка в режиме реального времени. Чипы с КНИ-НПТ (конструктивные параметры толщина НП 30 нм, ширина - 90 нм, толщина скрытого окисла 300 нм) были изготовлены с использованием электронной литографии и плазменного травления. На поверхности нанопроволок сорбировались два типа антигенов - антигена вируса гепатита В (HBsAg) и антигена альфа-фетопротеина (AFP) (использовалась избирательная ковалентная иммобилизация антигенов с антителами на поверхности НП).

Рис. Временные зависимости тока (измеренные в дифференциальной моде) для КНИ-НПТ с anti-AFP на поверхности, демонстрирующие детекцию AFP в буферных растворах с pH7.4 и pH5.0. Стрелками "AFP" указано добавление AFP различной концентрации в измерительную кювету

Показана возможность селективной регистрации молекул HBsAg и AFP из раствора. Обнаружено изменение знака эффективного заряда антигенов AFP при изменении pH буферных растворах (с отрицательного на положительный в pH7.4 и pH5.0, соответственно), что определяло изменение знака проводимости (увеличение или уменьшение тока КНИ-НПТ) и уровень чувствительности сенсоров к тестовым белкам в растворах с pH7.4 и pH5.0 (рис.). Достигнутый предел чувствительность (в режиме реального времени) при регистрации молекул HBsAg и AFP составляет 7×10^-14 M и 4.5×10^-15 M, соответственно (рис.), что на 1-3 порядка выше предела чувствительности традиционных медицинских методик при детекции данных молекул (10-12 М). Полученные результаты важны для ранней диагностики заболеваний и поиска адекватных фармакологических средств.

А.К.Бакаров, К.С.Журавлев, А.И.Торопов

Проведена разработка конструкции и технологии роста методом МЛЭ псевдоморфных AlGaAs-InGaAs-GaAs гетроструктур для мощных полевых транзисторов с оптимизированной квантовой ямой и дополнительными потенциальными барьерами.

Рис. Рассчитанная зонная диаграмма AlGaAs-InGaAs-GaAs гетероструктуры с дельталегированными акцепторами и донорами слоями для РНЕМТ в равновесном случае. Пунктирная линия - положение уровня Ферми.

Для увеличения плотности электронов в канале и сохранения высокой проводимости канала в условиях сильного термополевого разогрева электронов за счет уменьшения поперечного переноса электронов в гетероструктуре и подавления выброса горячих электронов из - InGaAs квантовой ямы канала транзистора, было предложено создать дополнительные потенциальные барьеры для электронов. Теоретические оценки показали, что в этом случае можно увеличить плотность электронов в канале, усилить локализацию электронов в канале при термополевом разогреве, что позволяет резко уменьшить рассеяние в широкозонных слоях гетероструктуры, увеличить дрейфовую скорость насыщения, всплеск дрейфовой скорости электронов. Следствием этих изменений является увеличение тока, текущего через транзистор при нулевом и положительном смещениях на затворе транзистора, а значит повысить его выходную мощность. Расчет показал, что высота потенциальных барьеров для электронов в канале, формируемых с помощью примесного легирования, может достигать ширины запрещенной зоны широкозонных слоев, при этом потенциальный рельеф в области барьеров сущес- твенно изменяется на нескольких нанометрах, а концентрация электронов в канале может превышать величину 5,0 ×10¹²см^-2.

МЛЭ технология AlGaAs-InGaAs-GaAs гетероструктур с оптимизирован- ной квантовой ямой и дополнительными потенциальными барьерами, сформированными с помощью p+-i-δn слоев была разработана в ИФП СО РАН. Экспериментальные транзисторы были изготовлены на ФГУП "НПП "Исток" (г. Фрязино, МО). Транзисторы при длине затвора 0,4-0,5 мкм и общей ширине затвора транзистора 0,8 мм, изготовленные с применением оптической литографии и наклонного напыления, на частое 10 ГГц имеют коэффициент усиления более 8 дБ, удельную выходную мощность более 1,4 Вт/мм, КПД. по добавленной мощности до 50%. Эти параметры соответствуют уровню лучших мировых разработок.

А.Г.Милёхин, Н.А.Ерюков, Л.Л.Свешникова, Т.А.Дуда

Исследовано комбинационное рассеяние света (включая нерезонансное,резонансное и гигантское) оптическими и поверхностными фононами

Рис.1. a)- СЭМ и b)- АСМ изображения наностержней и нанокристалла ZnO

нанокристаллов и наностержней ZnO. Изученаморфология наноструктур методами сканирующей и атомно-силовой микроскопии (СЭМ и АСМ). СЭМ и АСМ изображения структур представлены на Рис.1.

Рис.2 Экспериментальные спектры КРС и ГКРС структур с а) наностержнями и b) нанокристаллами ZnO (кривые 1 и 2, соответственно), измеренные при длине волны возбуждения лазера 514.5 нм. Наблюдаемые моды поверхностных фононов в спектрах ГКРС показаны стрелками. Частоты мод поверхностных фононов наностержней и нанокристаллов, рассчитанные в рамках модели эффективной диэлектрической функции, представлены сплошными символами.

В спектрах нерезонасного и резонансного комбинационного рассеяния света (КРС) наноструктур наблюдаются типичные колебательные моды E₂(high) и A₁(LO), соответственно, разрешенные правилами отбора (Рис.2). Нанесение нанокластеров серебра на поверхность наноструктур приводит к резкому усилению интенсивности (примерно в 10³ раз) комбинационного рассеяния света поверхностными оптическими фононами или к возникновению новых поверхностных мод, что свидетельствует о наблюдении явления гигантского комбинационного рассеяния света (ГКРС). Показано, что частоты мод поверхностных оптических фононов исследованных наноструктур хорошо согласуются с теоретическими значениями, полученными из расчетов, проведенных в рамках модели эффективной диэлектрической функции.

Ю.В.Настаушев, Т.А.Гаврилова, Д.А.Насимов, Т.В.Козлова, С.С.Косолобов, А.В.Латышев, С.Ф.Девятова, Ф.Н.Дульцев

Разработан метод наноструктурирования поверхности кремния с использова- нием электронной литографии и химического травления кремния в парах дифторида ксенона. С помощью электронной литографии в негативном резисте (ma-N 2403)

Рис. 1. СЭМ-изображение полимерной маски из негативного резиста (а), кремниевых нанодисков (б), пирамиды, полученной травлением кремния на глубину 20 мкм (в).

Рис. 2. СЭМ-изображение сечения кремниевой нанопроволоки (а) и нанопиллара (б). Масштабная метка 100 нм (а) и 300 нм (б). Наклон 36°.

сформирована наноразмерная маска (рис. 1а). Сухим химическим травлением кремния в парах XeF₂ сформированы нанодиски диаметром 100 нм и толщиной 30- 40 нм (рис. 1б). Обнаружено, что травление Si в парах XeF₂ отличается высокой скоростью и низкой управляемостью. На Рис. 1в показан результат травления кремния через маску SiO₂ на глубину 20 мкм за 3 мин. С использованием плазмохимического травления кремния получены кремниевые нанопроволоки и нанопиллары. На рис. 2 показано СЭМ- изображения поперечного сечения нанопроволок и наночастиц, покрытых тонким слоем оксинитрида титана.

В.А.Зиновьев, П.А.Кучинская, А.В.Ненашев, А.В.Двуреченский

Предложен новый подход к формированию кольцевых цепочек, составленных из квантовых точек. Идея подхода состоит в том, чтобы использовать деформацию поверхности над нанокольцами для создания мест преимущественного зарождения трёхмерных островков. SiGe нанокольца формировались с помощью метода молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). На первом этапе, проводилось осаждение Ge на Si(100) подложку при температуре 700°С, что приводило к зарождению и росту нанометровых трёхмерных островков Ge в форме dome-кластеров. На втором этапе, при той же температуре подложки осуществлялось осаждение 4-8 нм Si поверх созданных на первом этапе трёхмерных островков Ge. В данных условиях роста, как показали наши исследования, происходило формирование SiGe нанометровых структур в форме колец. Рельеф поверхности анализировался с помощью атомно-силовой микроскопии (АСМ) и сканирующей туннельной микроскопии (СТМ). Методом МЛЭ удалось получить образцы с различной плотностью и диаметром кольцевых структур. Так например, при осаждении 8 монослоёв (МС) Ge со скорос-

Рис. 1. АСМ - изображение (1.5мкм×1.5мкм) SiGe наноколец на Si(100). Поверхностная плотность наноколец: 1.3×10⁹см^-2(а), 2×10⁸см^-2 (б).

тью 0.07 МС/с, на первом этапе формирования наноколец, их плотность составила 1.3×10⁹см^-2, а средний диаметр ~100нм (рис.1 а). Тогда, как с увеличением количес- тва осажденного Ge до 15МС плотность колец составила ~2×10⁸см^-2 , средний диаметр увеличился до ~300нм (рис.1 б). На следующем этапе проводился эпитаксиальный рост трёхмерных островков Ge при температуре 600°С поверх созданных SiGe наноколец. Температура подложки и скорость осаждения Ge подбиралась таким образом, чтобы диффузионная длинна была порядка среднего расстояния между центрами наноколец. В этих условиях трёхмерные островки зарождались преимущественно вдоль внутреннего диаметра наноколец, тогда как на поверхности между нанокольцами зарождения островков практически не наблюдалось. В результате на поверхности формировалась упорядоченная структура, представляющая собой кольцевые цепочки из трёхмерных островков с характерным диаметром ~150 нм (рис. 2). Согласно данным АСМ и СТМ, на одно кольцо в среднем приходит-

Рис. 2. СТМ - изображение трёхмерных островков Ge, выращенных поверх SiGe наноколец. (а) Вид сверху (0.5 мкм x 0.5 мкм), (б) трёхмерный вид структуры ( 0.3 мкм x 0.3 мкм).

ся четыре трёхмерных островка. Поверхностная плотность островков составляет 4.2·10⁹ см^-2. Островки имеют прямоугольную форму основания, которое характери- зуются двумя средними размерами: 53 ± 4.7 нм и 92 ± 13.2 нм. Средняя высота островков составляет 5.2 ± 0.8 нм. Дисперсия по размерам островков не превышает 15%. Расчёт энергетического спектра носителей заряда показал, что подобные структуры могут быть использованы в качестве рабочих элементов приемников терагерцового и инфракрасного излучения.

Е.Е.Родякина, С.С.Косолобов, А.В.Латышев

Методами in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии и ex situ атомно-силовой микроскопии проведены исследования электро-миграционного дрейфа адатомов кремния в условиях сублимации, гомоэпитаксиального роста и квазиравновесия на поверхности кремния (111), содержащей эшелоны и антиэшелоны атомных ступеней при температурах выше 900°С. Предложена модель, описывающая смещение одиночной наклонной ступени, а также изменение положения антиэшелона, вследствие дрейфа адатомов в условиях электромиграции при различных условиях (рис.). Получена формула для оценки эффективного заряда адатома по зависимости положения наклонной ступени d на террасе от расстояния между эшелонами L. Экспериментально обнаружено образование антиэшелонов ступеней при эпитаксиальном росте и в условиях квазиравновесия (скомпенсированной сублимации) в соответствии с предложенной моделью. Из сравнения расчётной модели и экспериментальных данных, установлено, что накопление адатомов происходит со стороны верхних террас при сублимации и

Рис. Схематическое представление последовательных стадий изгиба ступени (изменений формы ступеней) между эшелонами ступеней при различных условиях: (а) сублимации, (б) росте и (в) квазиравновесии; положения ступени 1,2,3 соответствуют временам t₁23.

эпитаксиальном росте. Заметим, что направление тока должно быть вверх по ступеням в интервале температур 1050-1250°С и противоположно в интервале 1250-1350°С. Оценка величины эффективного заряда адатома при 1280°С в условиях сублимации составила +0,07±0,01 заряда электрона.

Е.В.Наумова, В.Я.Принц, С.В.Голод, В.В.Кубарев

Для терагерцового излучения, для которого практически отсутствуют средства управления излучением, созданы 7 новых электромагнитных метаматери-

Рис. Примеры формирования терагерцовых метаматериалов и результаты измерений спектров вращения поляризации киральных метаматериалов

алов с трехмерными резонаторами, в том числе: киральные изотропные и анизотропные, высокочастотные магнитные, трубчатые с геликоидальной проводимостью, с подвешенными элементами и помещенными в полимер. Созданные киральные материалы обладают гигантской оптической активностью - вращают плоскость поляризации на 36°, при толщине материала в десять раз меньше длины волны излучения, имеют отрицательный коэффициент преломления. Показано, что изменение частоты излучения всего на 0.5% изменяет угол поворота плоскости поляризации прошедшего излучения на 19 градусов (см. рис.). Трехмерность электромагнитных резонаторов и точность их изготовления и массивов на их основе обуславливают появление резких пиков на спектральной зависимости вращения поляризации (сравните стандартную резонансную зависимость 1 с необычной 2). Наличие резких зависимостей упрощает управление поляризацией, ее сверхбыструю модуляцию и открывает новые возможности в передаче информации и формирования "умных" метаматериалов.

А.В.Царев

Множество оптических элементов используют пересечение канальных оптических волноводов. Предложен и исследован новый тип эффективного пересечения кремниевых полосковых волноводов (кремниевых проволок) с помощью вертикальной связи (через окисный слой) суживающейся части кремниевого

Рис. Эффективное пересечение кремниевых проволок. а) Общий вид (снизу) структуры на основе кремниевых проволок (размеры в мкм), вертикально связанных с широким полимерным волноводом (располагается сверху); б) Эффективность прохождения (T) двух пресекающихся кремниевых проволок различного сечения (в нм) в зависимости от показателя преломления (N_w) верхнего полимерного волновода. 3D FDTD моделирование.

волновода с верхним широким канальным полимерным волноводом (см. Рис.а). Численное трехмерное моделирование методом конечных разностей во временной области (3D FDTD) позволило показать, что оптимальная структура длиной всего 70 мкм может обеспечивать 98% эффективность прямого прохождения (см. Рис.б) и еще более высокую эффективность 99.9% для перпендикулярного прохождения.

При этом обеспечивается незначительное отражение назад (-50 дБ) и пренебрежимо малые перекрестные помехи (-70 дБ). Предлагаемое пересечение кремниевых волноводов может быть изготовлено по КМОП-совместимой технологии и найти широкое применение в области полупроводниковой фотоники и сенсорики в случаях, когда множественные эффективные пересечения волноводов необходимы для обеспечения высоких параметров оптических устройств, реализованных в структурах кремний-на-изоляторе и имеющих высокий контраст показателя с окружающим окислом.