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

Лаборатория эллипсометрии полупроводниковых материалов и структур.
Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников А3В5.
Институт физики и прикладной математики Уральского государственного университета, Екатеринбург.
Институт физики полупроводников, Украина.
Instituto de Físicada Universidade de São Paulo, Brazil.
LNCMI-CNRS, Grenoble, France.
INSA Toulouse, France.
Institut Universitaire de France, Paris, France.
На основе изучения магнетопроводимости двумерного электронного газа в единичной квантовой яме HgTe показано, что антилокализация обуславливает высокую проводимость α>(20-30)G0, где G0 = e2/2π2h. При низкой проводимости α<(20-30)G0 магнетосопротивление ведет себя как в обычной 2D системе с быстрой спиновой релаксацией. Найдено, что температурная зависимость подгоночного параметра τφ, соответствующего времени релаксации фазы, демонстрирует поведение, близкое к 1/Т во всем интервале проводимостей от 5G0 upto 130G0, тогда как τφ остается практически не зависящим от проводимости в отличие от обычных 2D систем с простым спектром энергий, в которых τφ увеличивается с проводимостью.

2D полуметалл наблюдался в квантовой яме HgTe толщиной 20 нм с ориентацией поверхности (100). В точке зарядовой нейтральности (CNP) плотности дырок и электронов были определены как Ns = Ps≈1.2×1010 см-2 и перекрытие зон было оценено как 1-1,5 мэВ. Расчет энергии зонной структуры показывает, что напряжения, вызванные несоответствием решеток CdTe и HgTe играют критическую роль в формировании перекрытия валентной зоны и зоны проводимости. Исследованы транспортные свойства двумерной системы на основе квантовых ям HgTe, содержащих одновременно электроны и дырки с низкой плотностью. Холловское сопротивление как функция перпендикулярного магнитного поля, как показано на рисунке, обнаруживает необычное поведение, отличное от классической зависимости N-вида, типичной для биполярных систем с асимметрией электрон-дырка. Результаты объясняются на основе численного расчета спектра уровней Ландау на основе гамильтониана Кейна.
Методом терагерцовой спектроскопии накачка-зондирование и методом исследования релаксации межзонной терагерцовой фотопроводимости при возбуждении оптическими импульсами наносекундной длительности в гетероструктуре Hg0.86Cd0.14Te/Cd0.64Hg0.36Te определены времена релаксации поглощения и межзонной безызлучательной рекомбинации дырок. Обнаружено, что длительность релаксации сигнала пропускания составляет 65 пс и не зависит от мощности накачки. Такая быстрая релаксация в данных структурах скорее всего определяется процессами взаимодействия дырок с акустическими фононами вследствие высокой плотности состояний в валентной зоне и большей по сравнению с электронами эффективной массы.

Московский Физико-Технический Институт, кафедра теоретической физики.
Faculty of Science and Technology and MESA+Institute of Nanotechnology, University of Twente, Enschede, The Netherlands
Argonne National Laboratory, USA.
При экспериментальном исследовании неравновесного транспорта в структурах, представляющих собой субмикронное сужение в тонкой сверхпроводящей плёнке, во флуктуационной области по температуре, обнаружено нетривиальное поведение зависимостей дифференциального сопротивления от напряжения смещения (dV/dl- V), состоящее в изменении знака второй производной при V=0 с положительного на отрицательный и опять на положительный в узком температурном интервале.

Слева: эволюция двух первых энергетических уровней ε0 и ε1 при приложении напряжения V(в единицах энергии Таулесса Еγ hD/L2, где D - коэффициент диффузии, L - длина проволоки). Правая вставка показывает изменение собственных функций при проходе по напряжению через точку бифуркации. Ассиметричная функция отвечает нарушению РТ-инвариантности. Справа: результаты эксперимента (символами) и теоретические зависимости (сплошные чёрные кривые).
Установлено, что такая температурная эволюция вида зависимостей dV/dI- V определяется длиной сужения: для относительно коротких и относительно длинных сужений наблюдается стандартный вид dV/dl- V с положительным знаком второй производной во всей температурной области. Теоретически рассмотрен вопрос о динамике сверхпроводящих флуктуаций в квазиодномерной сверхпроводящей проволоке в рамках РТ-симметрийного подхода, базирующегося на неэрмитовом характере эффективного гамильтониана во флуктуационной области. Вычислены зависимости собственных значений от приложенного напряжения и найдены (1) область неравновесного, но стационарного решения, когда флуктуационные куперовские пары выживают в присутствии электрического поля, что отвечает сохранению РТ-симметрии, и (2) точка бифуркации, отвечающая напряжению, при котором нарушается РТ-инвариантность. Исследовано влияние отсутствия пространственной симметрии (Р-инвариантности) на спектр собственных значений. Вычислены неравновесные флуктуационные вклады Асламазова-Ларкина и Маки-Томпсона в дифференциальное сопротивление сверхпроводящей слабой связи. Показано, что развитая теория не только качественно, но и количественно прекрасно описывает экспериментальные данные.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Новосибирский государственный университет.
Институт геологии и минералогии имени В.С. Соболева СО РАН.
Институт катализа им. Г. К. Борескова СО РАН.
Институт физики прочности и материаловедения СО РАН, Томск.
Graduate School of Science, Hiroshima University, Japan.
Интерес к изучению узкозонных полупроводниковых соединений V-VI групп (Bi2Te3, Bi2Se3 и др.), названных 3D топологическими изоляторами (ТИ), связан с проявлением этими соединениями уникальных физических свойств, открытых несколько лет назад.
Дисперсионные кривые Bi2Te2Se вдоль направления Г-К, измеренные методом фотоэмиссии с угловым разрешением (а) сравниваются с теоретическим результатом, полученным из первопринципных расчетов (б). (в) – результат измерения энергетического распределения электронов с разрешением по спину: красные треугольники вверх отражают распределения электронов по спину вверх, синие треугольники вниз – по спину вниз.
3D ТИ являются новым классом квантовых материалов, демонстрирующих поведение подобное квантовому эффекту Холла, где роль внешнего магнитного поля играет спин-орбитальное взаимодействие. Данные материалы имеют запрещенную зону в объёме, т.е. являются объёмными изоляторами, поверхность которых становится проводником за счет сильного спин-орбитального взаимодействия, вследствие чего возникают спин-расщепленные поверхностные состояния. Возникающие поверхностные состояния образуют дираковский конус вокруг точки Г, в котором направление спинового момента ортогонально волновому вектору и однозначно с ним связано.
В работе изучены перспективные с точки зрения электронного строения соединения Bi2Te2Se и Bi2TeSe2 [Phys. Rev. Lett. 109, 166802 (2012)], а также пассивационные свойства поверхности (0001) Bi2Se3 [J. ofAppl. Phys. 112, 113702 (2012)]. Впервые экспериментально показано, что высокая степень спиновой поляризации (~80%) сохраняется при переходе через точку Дирака с верхней ветки на нижнюю (рис. а,в) и находится в хорошем согласии с расчетами из первых принципов (рис. б).
Впервые экспериментально и расчетами из первых принципов объяснен механизм окисления поверхности (0001)Bi2Se3. Доказано, что наличие вакансий на поверхности Bi2Se3 (0001) приводит к формированию химической связи атомов висмута второго слоя с атомами кислорода через разрыв связи в молекулах О2 и NO2. Бездефектная поверхность (0001)Bi2Se3 остаётся инертной к окислению после долгого (несколько месяцев) хранения образцов на воздухе. Стабильность поверхностей ТИ и высокая степень спиновой поляризации в нижней и верхней частях конуса Дирака расширяет возможности использования этих материалов в приложениях спинтроники, в частности, при создании ТИ приборов на p-n переходах и затворах.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5.
City College of the City University of New York, Physics Department.
При помощи дисков Корбино, изготовленных на основе высокоподвижной гетероструктуры GaAs/AlAs обнаружены осцилляции дифференциальной проводимости 2D электронного газа, периодичные по квадрату обратного магнитного поля.
Рис.(a) Схематический вид диска Корбино с внутренним и внешним радиусами r1 и r2. Белый цвет – области двумерного электронного газа. Серый цвет – области омических контактов. (b) Схема измерения дифференциальной проводимости g12 = Iac/Vac. (с) Зависимости g12(Edc) для двумерного диска Корбино при T = 4.2 К для различных величин B с шагом 0.02 Тл. Стрелкой указано положение максимума для l = 1. (d) Зависимость Edc в максимуме с l = 1 от B2. Линия соответствует соотношению: Edc = (1/γ)(1/2γne)1/2(e/m*)B2, где γ = 1.8.
Осцилляции возникают при низких температурах в скрещенных электрическом и магнитном полях в дисках, ширина которых много меньше их среднего радиуса. Обнаруженный эффект объясняется туннелированием Зинера между уровнями Ландау в условиях, когда электрическое поле Холла отсутствует.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5.
Изучен терагерцовый отлик двумерного электронного газа с высокой концентрацией и подвижностью в 13 нм GaAs квантовой яме на частотах 0.7 ТГц и 1.63 ТГц. Обнаружены осцилляции магнитосопротивления (МС), возникающие под воздействием излучения частотой 0.7 ТГц, положение максимумов которых определяются гармониками циклотронного резонанса (ЦР), а максимальная амплитуда составляет несколько процентов от полного сопротивления образца.
![]() | Рис. а - зависимость сопротивления высокоподвижного двумерного электронного газа от магнитного поля; б - индуцированные терагерцовым излучением осцилляции магнитосопротивления (TIRO) этой же системы; в - номера шубниковских осцилляций и TIRO в шкале обратного магнитного поля, г - резонансное циклотронное фотосопротивление при Т = 10 К. |
Они являются аналогом осцилляций, индуцированных микроволновым излучением. При воздействии излучения 1.63 ТГц наблюдались особенности фотосопротивлении и фото-эдс, связанные со второй и третьей гармониками ЦР.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений A3B5.
Изучены спектральные характеристики фототока в многослойных гетероструктурах Ge/Si p-типа с квантовыми точками Ge при падении излучения нормально к поверхности структур. Десять слоев нанокластеров Ge формировались при температуре 500°С по механизму Странского-Крастанова и заращивались кремнием при различных температурах Tcap. Каждый из кремниевых барьеров содержал дельта-легированный бором слой для поставки в квантовые точки носителей – дырок. Кроме температуры осаждения Si в экспериментах варьировались также параметры δ-легирования (концентрация бора в Si, положение легированного слоя относительно плоскости квантовых точек, расстояние от КТ до δ-легированного слоя).
Спектральные зависимости чувствительности гетероструктуры Ge/Si с 10-ю слоями квантовых точек Ge при различных приложенных смещениях. Концентрация легирующей примеси в δ-слоях 8×1011см-2, δ-легирование осуществлялось на расстоянии 5 нм над каждым из слоев квантовых точек. Температура измерения 90 К.
Нанокластеры Ge имели форму hut-кластеров с латеральными размерами 10-15 нм, слоевая плотность нанокластеров (3-4)×1011см-2. Возникновение фототока в таких структурах обусловлено внутризонными переходами дырок из связанных в квантовых точках состояний в состояния континуума валентной зоны. Типичный спектральный отклик приведен на рисунке. Обнаружено, что с увеличением Tcap от 300 до 750°С положение максимума фотоответа в среднем ИК диапазоне смещается от 2.3 до 3.9 мкм, что связано с перемешиванием Ge и Si вблизи гетерограницы и уменьшением глубины потенциальной ямы для связанных в квантовых точках дырок.
Установлено, что лучшие параметры фотодетекторов Ge/Si для среднего окна пропускания атмосферы (3-5 мкм) реализуются в фотовольтаическом режиме в структурах с температурой покрытия Tcap = 600°С, концентрацией бора в δ-легированных слоях 12×1011см-2 и при расстоянии от квантовых точек до δ-легированного слоя, равном 5 нм. При этом максимальная величина чувствительности составила 0.83 мА/Вт, обнаружительная способность 0.8×1011см⋅Гц1/2/Вт на длине волны 3.4 мкм при температуре 90 К и угле поля зрения 53°. Причем уже при температуре 110 К фотоприемник работает в режиме ограничения флуктуациями фонового излучения, а доминирующим шумом является шум Джонсона.

Теоретически исследовано неупругое рассеяние света электронами двумерной системы с учетом рашбовского спин-орбитального взаимодействия (СОВ) в зоне проводимости. Рассматривался случай резонансного рассеяния: частота падающего (и рассеянного) света близка к эффективному расстоянию между зоной проводимости и спин-отщепленной зоной полупроводника типа AIIIBV.
Рис. a) Геометрия рассеяния света 2D электронной системой; Q1,2 - волновые векторы падающей и рассеянной волн, θ - угол падения, n – нормаль к плоскости системы. b) Зависимость сечения рассеяния R от частоты. Сплошная линия - падающая волна имеет левую поляризацию, штриховая линия - падающая волна имеет правую поляризацию.
Показано, что в отличие от случая отсутствия СОВ в спектре рассеяния света имеется плазмонный пик даже при строго перпендикулярных векторах поляризации падающего и рассеянного света. При определенной геометрии в спектре можно наблюдать особенности, обусловленные только одночастичными переходами. Кроме того показано, что в общем случае эллиптически поляризованного падающего и рассеянного света амплитуда плазмонного пика оказывается чувствительной к знаку эффективной константы рашбовского СОВ и знакам фаз векторов поляризации. Этот факт позволяет определять знак константы СОВ экспериментально.

Графен имеет нулевую щель и в точке электронейтральности является промежуточным веществом между металлами и диэлектриками. В полупроводнике с конечной щелью электроны могут связываться с дырками, образуя экситоны. Целью настоящей работы было выяснение возможности существования экситонного состояния в графене. Было установлено, что связывание пары в экситон возможно при конечной его скорости. Показано, что связывание происходит только для электрона и дырки, из окрестностей разных конических точек графена. Существование экситона обусловлено тригональной анизотропией окрестности конической точки. Как следствие, связывание происходит в 60-градусных секторах вблизи конической точки. Найдены области существования экситонов их спектр.

Оксид гафния (HfO2) перспективный материал в качестве подзатворного диэлектрика в МДП приборах, а также запоминающей среды в энергонезависимой памяти с произвольным доступом, основанной на резистивном переключении. Поскольку вакансии кислорода играют ключевую роль в свойствах в HfO2, изучение их электронной структуры является актуальной задачей. В настоящей работе эта проблема решается как теоретически, с помощью квантово-химического моделирования, так и экспериментально, с помощью рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС).
Рис. а) Экспериментальные РФЭС спектры валентной зоны HfO2 и HfOх в сравнении с расчетным спектром. б) Коэффициент поглощения для аморфной нестехиометрической пленки оксида гафния [J. Appl. Phys. 97, 054104, 2005] в сравнении с расчетным спектром.
Пленки HfO2 и HfOx получены с помощью распыления Hf мишени ионным пучком в кислородной среде. РФЭС спектры для излучения Al Kα (hν = 1486.74 эВ) пленок HfO2/Si и HfOx/Si получены на электронном спектрометре фирмы SPECS. Моделирование осуществлено в рамках теории функционала плотности, с гибридными функционалами B3LYP, дающими экспериментальное значение ширины запрещенной зоны HfO2, в программном пакете Quantum-ESPRESSO. Кислородные вакансии смоделированы в орторомбической 48 атомной суперячейке.
Рассчитанные и экспериментальные РФЭС спектры валентной зоны оксида гафния показывают, что наличие кислородной вакансий (обеднение кислородом) приводит к формированию дефектного состояние в запрещенной зоне на 2.9 эВ выше потолка валентной зоны (рис.а). Атомное соотношение [O]/[Hf] для нестехиометрической аморфной пленки составляет 1.9, что хорошо согласуется с расчетным значением. Рассчитанный спектр поглощения показывает широкий пик поглощения 3.0-4.5 эВ для o-HfO2, связанный с кислородными вакансиями (рис. б). Данный результат находится в хорошем согласии с экспериментальным спектром для аморфной нестехиометрической пленки.
Таким образом, настоящие исследования доказывают, что нестехиометрические пленки оксида гафния имеют глубокий дефектный уровень в запрещенной зоне, обусловленный вакансией кислорода.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5.
Разработана конструкция гетероструктуры на основе GaAs/AlGaAs для проведения экспериментов по селективному позиционированию InAs квантовых точек. Структура содержит AlGaAs слой толщиной ∼λ/4 (около 70-80 нм) выращенный на поверхности GaAs. В этом слое с использованием методов электронной литографии и травления формируются ямки глубиной ∼λ/4 с латеральным размером от нескольких сотен нанометров до единиц микрометров, таким образом, формируются площадки GaAs микронного и субмикронного размера, окруженные слоем AlGaAs.
Спектры макролюминесценции и микролюминесценции (площадь пятна лазера на поверхности структуры 3000 мкм2 и 3 мкм2, соответственно) двух структур с InAs КТ. (а) – спектры люминесценции структуры с плотностью квантовых точек ∼1010 см-2, время ростовой паузы 120 сек. Пики S1, S2 ... спектра макрофотолюминесценции отвечают мультимодальному распределению квантовых точек, размеры субансамблей КТ, образующих пики S1, S2... отличаются на один монослой. На вставке спектр микрофотолюминесценции, содержащий десятки экситонных, биэкситонных и трионных пиков, относящихся к различным квантовым точкам. (б)– спектры люминесценции структуры с плотностью квантовых точек ∼106 см-2, время ростовой паузы 3 сек. Спектр микрофотолюминесценции (вставка) содержит экситонный (Х) и биэкситонный (ХХ) пики одиночной InAs квантовой точки.
После чего осуществляется повторный рост, выращиваются дополнительные слои GaAs и слой InAs квантовых точек низкой плотности, затем вновь слой GaAs. Квантовые точки выращиваются как на подготовленных GaAs субмикронных площадках, так и на поверхности AlGaAs. Как показали эксперименты по фотолюминесценции, InAs квантовые точки, выращенные на поверхности AlGaAs, являются дефектными и не проявляются в спектрах люминесценции, в то время как, квантовые точки, выращенные на поверхности GaAs площадок, образующихся после удаления слоя AlGaAs, демонстрируют свечение, типичное для ансамблей бездефектных квантовых точек. Данный подход позволяет селективно позиционировать малое число совершенных квантовых точек (оптимальный вариант – одиночную квантовую точку) в пределах микронной или субмикронной AlGaAs апертуры, что будет использоваться в дальнейшей работе при создании излучателя одиночных фотонов с электрической накачкой.
На установке “Riber-C21” проведен цикл экспериментов по росту структур с InAs квантовыми точками по механизму Странского-Крастанова, задачами которого являлся поиск оптимальных технологических режимов для роста квантовых точек с малой плотностью. При достижении критической толщины InAs слоя (∼1.8 МС), процесс роста прерывается и квантовые точки формируются по механизму Освальда, после чего слой квантовых точек закрывается слоем GaAs. Время ростовой паузы существенным образом влияет на плотность квантовых точек, их размеры и дисперсию размеров. Показано, что при минимальных ростовых паузах (несколько секунд) удается получить массивы квантовых точек «сверхмалой» плотности на уровне 106 см-2. В этом случае среднее расстояние между квантовыми точками составляет ∼10 мкм, что позволяет уверенно адресоваться к одиночной квантовой точке с помощью метода микрофотолюминесценции (размер пятна лазера 2 мкм), не прибегая к дополнительным нанотехнологическим операциям, таким как формирование субмикронных мез или формирование субмикронных апертур в слоях металла, нанесенного на поверхность структуры (рис.).

Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем.
Обнаружение фотолюминесценции пористого кремния в видимом спектральном диапазоне при комнатной температуре открыло новые перспективы для использования кремния в оптоэлектронике. В последние годы большое внимание уделяется созданию «микроморфного» кремния, состоящего из кристаллитов Si, окруженных аморфным гидрированным кремнием. Такой материал весьма перспективен с точки зрения создания тонкопленочных солнечных элементов. Фундаментальное значение исследования водородосодержащего нанокристаллического кремния обусловлено тем, что присутствие водорода позволяет насытить оборванные связи и устранить рекомбинационные центры на поверхности нанокристалла.Создание нанокристаллов с неокисленной поверхностью обеспечивает формирование резкой потенциальной ямы для квантово-ограниченных носителей зарядов и позволяет установить более надежную корреляции между наблюдаемыми свойствами пленки и размерами нанокристаллов, прояснив природу многих эффектов, имеющих до сих пор неоднозначную интерпретацию.
В данной работе представлены результаты по ионно-лучевому синтезу нанокристаллических пленок кремния-на-изоляторе (КНИ), сформированных имплантацией больших доз ионов водорода в слои КНИ. Нанокристаллы формировались как промежуточные области кристаллического Si, заключенные между водородными пузырями и микропустотами. Присутствие большой концентрации связанного водорода позволило достигнуть высокой степени пассивации поверхности нанокристаллов.
![]() Рис. 1. Спектры комбинационного рассеяния света в спектральном диапазоне 400-550 см-1, полученные от КНИ слоев, имплантированных ионами H+ с энергией 24 keV дозой 51017 cm-2 до и после отжига при Ta = 200 и 1000°C. | ![]() Рис. 2. Диаметр нанокристаллов кремния, рассчитанный из экспериментально полученных смещений частоты локализованного оптического фонона в рамках модели (▲) однофононного приближения (модель Рихтера) и (●) методом поляризационной связи (ВМР), в зависимости от температуры отжига имплантированных пленок КНИ. (○) - данные, полученные из значений энергии квантования, рассчитанных в приближении эффективной массы по положению максимума фотолюминесценции. |
![]() | Рис. 3. Логарифм интенсивности фотолюминесценции как функция обратной температуры. На вставке схематически показаны энергетические положения уровней синглетного и триплетного состояний, расщепленные на величину обменной энергии D. |
В качестве исходных подложек использовались КНИ пластины с толщиной отсеченного слоя кремния 280 нм и толщиной захороненного слоя SiO2 около 400 нм. Имплантация ионов водорода с энергией 24 кэВ дозой 5×1017 см-2 проводилась из плазменного источника ионов на установке, разработанной в Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН.
Установлено, что имплантация тонких пленок кремния большими дозами низкоэнергетичных ионов водорода приводит к формированию структуры, состоящей из нанокристаллов кремния и гидрированного аморфного кремния. В спектрах КРС обнаружено смещение частоты локализованного оптического фонона, соответствующее нанокристаллам Si с размерами 1.9-2.5 нм (рис. 1). Энергетическое положение максимума ФЛ, зарегистрированной в видимом спектральном диапазоне, составляет 1.58-1.62 эВ и соответствует увеличению ширины запрещенной зоны за счет эффекта размерного квантования в нанокристаллах с указанными размерами (рис. 2). Зависимость интенсивности ФЛ от температуры измерения имеет немонотонный характер с максимумом вблизи 150 К и отражает наличие излучательной и безизлучательной рекомбинации (рис. 3). Рост излучательной рекомбинации при низких температурах объясняется в рамках двухуровневой модели энергии сильно ограниченного экситона в объеме нанокристаллов с размерами, меньшими боровского радиуса электронов и дырок в кремнии. Оцененная величина энергии активации роста ФЛ составляет 12.4 мэВ и соответствует энергетическому зазору между запрещенным триплетным и разрешенным синглетным возбужденными состояниями квантово ограниченных электрона и дырки в нанокристаллах кремния.

Использование матричных ИК-фотоприёмников на InAs с термоэлектрическим охлаждением требует повышения рабочей температуры с 77К до 150К и выше. Основным препятствием повышения температуры являются развивающиеся при этом гистерезисные явления (накопление в МДП-структуре паразитных зарядов с увеличением напряжённости электрического поля), приводящие к нестабильности рабочих напряжений прибора. С целью повышения качества МДП-структур нами начаты исследования по окислению InAs в плазме тлеющего разряда.
![]() Рис. 1. C-V, G-V характеристики структуры InAs-плазменный оксид-Au. | ![]() Рис. 2. ВАХ структуры InAs-плазменный окисел-Au. |
В настоящей работе представлены результаты пассивации поверхности InAs сверхтонким плазменным окислом (~3нм), полученным в высоковакуумной камере SSCRiber. Изучались вольт-амперные характеристики и адмиттанс (C-V, G-V характеристики) МДП-структур InAs-окисел-Au. Впервые для МДП-структур на основе InAs при температуре жидкого азота наблюдались безгистерезисные зависимости ёмкости от смещения в широком диапазоне полей: от -5⋅106 до +3,3⋅106 В/см. Граница раздела собственный оксид/InAs характеризуется низкой плотностью поверхностных состояний 1010 см-2 эВ-1 (рис.1). С ростом температуры появляется гистерезис, при 150 К он составил 0,044 В, при 200 К – 0,11 В, что является приемлемым для создания ФПУ.
Рис. 3. Созданный на основе установки Surface Science Center многоцелевой научно-исследовательский комплекс модульной конструкции, который позволит проводить научные исследования и технологические операции in-situ.
Экспериментальные зависимости C(Vg) МДП-структур со сверхтонким диэлектриком (∼3 нм) при обогащающих потенциалах (Vg>0) существенно отличаются от классических зависимостей на структурах с более толстым диэлектриком (>20 нм). Показано, что расчёт C(Vg) с учётом квантования, фермиевской статистики и непароболичности зон хорошо описывает особенности экспериментальных зависимостей C(Vg). Структура является удобным объектом для моделирования квантовых явлений в приповерхностных слоях полупроводника. Для создания ФПУ на МДП с неравновесным обеднением необходим дополнительный защитный диэлектрический слой толщиной от 30 до 100 нм.
Полученные МДП-структуры с туннельно тонким диэлектриком подобны структурам с барьером Шотки и обладают ИК-фоточувствительностью в токовом режиме (рис.2). Величина темнового тока позволяет получить обнаружительную способность при температуре ∼80K в диапазоне 4.2 – 9.2 ⋅ 1012 см⋅Гц1/2⋅Вт-1. Изучается возможность защиты создаваемых МДП-структур дополнительным диэлектрическим слоем Al2O3, получаемым вакуумным напылением в единой установке. С этой целью выполнены работы по модернизации установки Surface Science Center фирмы RIBER (рис.3).
Результаты выполненных исследований демонстрируют возможность контролируемого и прецизионного выращивания туннельно-тонких окисных пленок представляют интерес для решения фундаментальной научной проблемы – пассивации поверхности полупроводников.

Лаборатория физических основ материаловедения кремния.
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Объединенный институт ядерных исследований, Дубна.
Создание многослойных гетероструктур, представляющих собой чередующиеся нанометровые слои Si и SiО2, позволяет контролировать количество и размеры формирующихся квантово-размерных излучателей. В свою очередь, импульсные отжиги позволяют не только воздействовать на материал в строго определенном месте, но и существенно снижают термический бюджет обработки в целом. Для локального отжига мы использовали тяжелые ионы высоких энергий, создающие треки диаметром в несколько нм, внутри которых в течение 10-11-10-10 с уровни ионизации могут достигать 1022 см-3, а температуры 5000 К. При облучении в многослойных структурах Si/SiO2 образуется вертикально-упорядоченная система квантовых точек.
Рис. 1. Электронная микроскопия поперечных срезов структур до (a) и после облучения ионами Хе дозой 3⋅1013 см-2(б). Вставка – более тонкий срез облученного образца.
Многослойные структуры были выращены на установке плазмо-химического осаждения с широкоаппертурным источником ионов. Количество пар слоев аморфный-Si/SiO2 варьировалось от 4 до 6. Толщины слоев Si/SiO2 для разных структур составляли 4-8 нм и 10-15 нм, соответственно. Для создания системы нанокристаллов Si (нк-Si), слои облучались ионами Xe с энергией 167 MэВ в интервале доз 1012 – 3⋅1013 см-2.
Облучение ионами Xe приводило к следующим эффектам. По данным высокоразрешающей электронной микроскопии границы между слоями Si и SiO2 становились размытыми (рис. 1). В ряде случаев микроскопия вместо сплошных слоев выявляла темные выделения размерами 1-3 нм. Оптическое поглощение свидетельствовало о нарушении сетки SiO2, - полоса 1090 см-1, характерная для совершенного окисла, ослаблялась, а поглощение в области 1040 см-1, приписываемое дефектному SiO2, усиливалось. При этом данные комбинационного рассеяния света свидетельствовали об увеличении рассеяния от аморфного кремния, а в спектрах фотолюминесценции (ФЛ) появлялась желто-оранжевая полоса, присущая мелким выделениям Si в SiO2.
![]() Рис. 2. Спектры ФЛ структур после отжига 1100°С. Сплошная линия – спектр необлученного образца. Дозы облучения ионами Xe, 1012 см-2 : 1 - 1, 2 - 3, 3 – 10, 4 - 30. | ![]() Рис. 3. Спектры комбинационного рассеяния слоев. Сразу после облучения дозой 3⋅1013 см-2 (●) и после отжига при температуре 1100°С. Вставка – спектр, полученный путем вычитания из спектра образца, облученного максимальной дозой Xe (○), спектра рассеяния подложки. |
Рост ФЛ начинался при температурах выше 900°С, особенно ФЛ возрастала после отжига 1100°С со смещением максимума к 800 нм. Такая ФЛ типична для нанокристаллов Si. Отметим, что интенсивность ФЛ увеличивалась с ростом дозы облучения (рис. 2). В то же время комбинационное рассеяние света показало уменьшение доли аморфного кремния в структурах с ростом дозы ионов Xe (рис. 3). Сделан вывод, что облучение ионами высоких энергий стимулирует образование нк-Si. Вследствие высоких ионизационных потерь ионов в их треках происходит плавление и частичное перемешивание слоев Si и SiO2, стимулирующее при последующих отжигах формирование нк-Si. В особенности это относится к более толстым исходным слоям Si, поскольку в результате облучения обеспечивается больший избыток Si в окисле.

Лаборатория технологии кремниевой микроэлектроники.
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Слои кремний на изоляторе (КНИ) являются многослойными структурами. Стабильность параметров приборов на их основе определяется стабильностью систем отсеченного слоев Si со скрытым слоем SiO2 и c диэлектриком на поверхности (естественным или специально нанесенным/выращенным). Для определения и сравнения электрических параметров наноразмерных структур КНИ также необходимо контролируемое стабильное состояние поверхности, поэтому исследовалось зарядовое состояние открытой поверхности КНИ транзисторов (без внешнего затвора) после их длительного хранения, а также возможность восстановления и стабилизации поверхности при использовании различных видов химических обработок и нанесения нанометровых слоев диэлектрика.
На рис. 1 показаны временные зависимости плотности эффективного заряда Qэфф/q и подпорогового наклона S, рассчитанные из Ids-Vbg характеристик, измеренных в различные моменты времени после изготовления КНИ-транзисторов. Подпороговый наклон S характеризует плотность состояний на границе раздела Si/SiO2.
Рис. 1. Плотность эффективного (отрицательного) заряда - (a) и подпороговый наклон S, характеризующий плотность состояний, для КНИ-транзисторов (сенсоров), - (b) в зависимости от времени после их изготовления.
Установлено, что со временем на поверхности n-канальных КНИ-НПТ адсорбируется отрицательный эффективный заряд плотностью Qeff = (2-4)×1012 см-2 и происходит относительно медленная депассивация поверхностных состояний на границе раздела КНИ-НП/SiO2, связанная с диффузией примеси (наиболее вероятно, влаги) с поверхности Si.
![]() | Рис. 2. Зависимость напряжения плоских зон, Vfb, для КНИ-транзистора от напряжения на верхнем затворе, Vtg. Стрелками показаны средние значения Vfb для транзисторов со свободной поверхностью после обработок в хингидрон/метанол, HF или метанол спустя 30-90 мин после обработок и для транзисторов с нитрированным 7 нм слоем SiO2 на поверхности. |
Показано, что стандартная очистка SC-1 с последующей пассивацией поверхности в HF и метаноле могут быть использованы для очистки и стабилизации поверхностного состояния КНИ-транзисторов. Обработка в метаноле не влияет на кинетику роста естественного окисла на поверхности нанослоев КНИ, практически не вносит дополнительный заряд в системы Si/SiO2, однако стабилизирует (по сравнению с HF-обработкой) зарядовое состояния поверхности Si в течение 2-3 часов после обработок.
Установлены типы подготовки Si, позволяющие создавать три основных состояния - инверсии, обеднения и обогащения со стороны поверхности, необходимые для электрической характеризации систем Si/SiO2 с наноразмерными слоями Si и приборов на их основе: эффективный отрицательный заряд на поверхности систем Si/SiO2 после обработок в HF и метаноле достаточен для формирования на поверхности нанослоев n-Si состояния обеднения/слабого обогащения; после обработки хингидрон в метаноле – состояния инверсии; формирование нанометровых нитрированных слоев SiO2 обеспечивает состояние, близкое к обогащению вблизи поверхности n-Si – рис.2.

Путем электроформовки была сформирована планарная структура с VO2 проводящим каналом. В схеме, состоящей из данной структуры и последовательно включенного с ней резистора, было обнаружено явление стохастического резонанса (СР) с усилением входного сигнала.
На входе структуры суммировались: постоянное напряжение смещения, сигнал и шум. Входное U1 и выходное U2 напряжения измерялись цифровым осциллографом и затем вычислялись значения шума и сигнала на входе и выходе. Увеличивая величину шума на входе D при постоянной величине сигнала на входе, строили зависимости отношений сигнал-шум на входе и выходе схемы, соответственно, RSN1(D) и RSN2(D).
Зависимоcть отношения сигнал-шум на входе RSN1(D) и на выходе RSN2(D) схемы от мощности входного шума: 1 - линейная аппроксимация зависимости RSN1(D), 2 - аппроксимация зависимости RSN2(D) функцией логарифмически-нормального распределения.
Отношение сигнал-шум на выходе схемы RSN2(D) на начальном участке спадает по линейному закону (в двойном логарифмическом масштабе), так же как RSN1(D), однако в области мощностей шума 0.1-1.0 мВт наблюдается резкий рост зависимости RSN2(D), а затем быстрый ее спад. Такое поведение зависимости отношения сигнал-шум от внешне вводимого в систему шума характерно для явления стохастического резонанса. В максимуме зависимости RSN2(D) величина отношения сигнал-шум на выходе схемы была в 250 раз больше отношения сигнал-шум на входе, а амплитуда сигнала на выходе — в 1,6 раз выше амплитуды сигнала на входе, т.е. в схеме, состоящей только из пассивных элементов, при СР наблюдалось усиление сигнала.

Активный интерес к ультрафиолетовым (УФ) фотоприемным устройствам определяются их способностью регистрировать УФ излучение различных источников при сильном солнечном фоне. Наибольший интерес с практической точки зрения представляет спектральный диапазон λ=240-280 нм, в котором солнечное излучение поглощается стратосферным озоновым слоем.
Рис. 1. Изображения тестовых pin-диодов, полученные с помощью вторичной электронной микроскопии: а) общий вид; б) отдельный диод диаметром 50 мкм.
Рис. 2. (а) Спектры пропускания и (б) ВАХ и дифференциальное сопротивление тестового диода диаметром 50 мкм при комнатной температуре.
В работе разработана конструкция и технология получения методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) AlGaN/GaN гетероструктур для УФ солнечно-слепых и видимо-слепых p-i-n фотодиодов, регистрирующие излучение в спектральных диапазонах 250–280 нм и 300–380 нм, соответственно. Для этого выполнено математическое моделирование AlGaN pin-диодов, проведен расчет зависимости фототока AlGaN pin-диодов от параметров многослойных AlGaN гетерострукутр. Затем разработана МЛЭ технология получения AlGaN слоев и многослойных AlGaN гетероструктур, включающая нитридизацию поверхности подложки сапфира, создание инициирующего зародышевого слоя и буферного слоя, рост слоев AlxGa1-xN слоев c молярной долей алюминия от 0 до 0,7, а также легирование этих слоев донорами (кремнием) и акцепторами (магнием). Для обеспечения большого динамического диапазона уровня легирования слоев AlGaN донорами, от 5×1013 до 1×1020 см , требующегося при росте AlGaN pin-диодов, сконструирована и изготовлена линия подачи силана в установку МЛЭ. Исследовано влияние режимов роста и конструкции буферного слоя на морфологию поверхности, плотность прорастающих дислокаций и других структурных дефектов, электрофизические и оптические свойства отдельных слоев AlGaN и AlGaN гетроструктур для УФ фотоприемников. Отработана технология плазменного травления AlGaN и получения омических контактов к слоям AlGaN n- и p-типов проводимости. Изготовлены тестовые AlGaN pin-диоды и исследованы их характеристики.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Лаборатория физических основ интегральной микроэлектроники.
Институт автоматики и электрометрии СО РАН.
Байкальский институт природопользования СО РАН.
Институт физики СО РАН.
Technical Institute of Physics and Chemistry, Chinese Academy of Sciences, Beijing, China.
Слоистый тригональный борат калия алюминия K2Al2B2O7, пр. группа P321, прозрачен до ∼180 нм, обладает высоким двулучепреломлением n ∼ 0.08 и является одним из лучших нелинейно-оптических кристаллов для преобразования частот в УФ диапазоне спектра. Впервые синтезированы и изучены твердые растворы состава K2(1-x)Rb2xAl2B2O7, образующиеся при замещении калия на рубидий. В результате структурных иследований установлена, что кристаллическая структура типа K2Al2B2O7 сохраняется в диапазоне 0
![]() | |
Рис. 1. Кристаллическая структура KRbAl2B2O7. | Рис. 2. Известные кристаллы и твердые растворы со структурой K2Al2B2O7. |
Видно, что для данного структурного типа наблюдаются чрезвычайно широкие диапазоны изменения параметров элементарной ячейки, определяемые возможностью относительного разворота сочлененных углами треугольников BO3 и тетраэдров AlO4 в слоях - BO3-AlO4- при вхождении катионов в межслоевое пространство. Таким образом, структура K2Al2B2O7 весьма расположена к образованию твердых растворов замещения в позициях калия или алюминия. Стабильность слоистого кристалического каркаса при замещении части калия на рубидий подтверждена методами спектроскопии комбинационного рассеяния света (КРС). Показанный на Рис. 3 спектр КРС кристалла KRbAl2B2O7 практически не отличается от аналогичного спектра для K2Al2B2O7.
![]() | ||
Рис. 3. Спектр КРС кристалла KRbAl2B2O7. | Рис. 4. РФЭС спектр валентной зоны KRbAl2B2O7. |
Электронная структура KRbAl2B2O7 исследована методом РФЭС. В частности, на Рис. 4 показано строение валентной зоны данного бората. Видно, что в рассматриваемом кристалле потолок валентной зоны определяется относительно широкой группой смешанных состояний. Путем сопоставления РФЭС измерений с результатами теоретических расчетов зонной структуры KRbAl2B2O7 показано, что потолок валентной зоны образован орбиталями бора и кислорода. Установлено, что зонная структура соединений семейства K2Al2B2O7 практически не зависит от комбинации щелочных элементов на позициях калия, что говорит о сохранении величин нелинейно-оптических коэффициентов при образовании твердых растворов.

Пленки GaAs выращивались на частично релаксированных гетероструктурах GexSi1-x/Si(001), полученных методом МЛЭ на подложках Si(001), отклоненных к (111) на 4°. Платформы GeSi/Si перед переносом в в установку МЛЭ A3B5 покрывались аморфным мышьяком. Перед проведением зарождения слоя GaAs платформа GeSi /Si(001) (111) нагревалась в условиях СВВ до 550°C для сгона мышьяка.
Зарождение слоя GaAs начиналось с осаждения на поверхность подложки атомов галлия в отсутствии потока молекул мышьяка. Количество осаждаемого галлия соответствовало полутора атомным слоям. Во всех экспериментах накопление Ga приводило к сильному снижению интенсивности и четкости сверхструктурных рефлексов картины ДБЭО. После осаждения Ga подложка выдерживалась без потоков в течение 10 с, и только затем открывался источник мышьяка. Попадание молекул мышьяка на обогащенную галлием поверхность приводит к полному исчезновению сверхструктурных рефлексов и разбиению основных рефлексов картины ДБЭО на вытянутые, почти изолированные, фрагменты с яркими компактными областями в их основаниях. Дальнейшее увеличение толщины слоя GaAs проводилось методом МВЕ при TS=350°C. В процессе роста происходило улучшение сверхструктурного состояния поверхности и ее морфологии.
![]() | Рис. Рентгеновская кривая качания и АФМ поверхности образца GaAs/GeSi/Si(001) 4 к (111). Толщины пленок 20 и 40 нм для GeSi и GaAs, соответственно. Величина средней квадратичной шероховатости поверхности GaAs равна 2.7 нм. |
Таким образом, показано, что на частично релаксированных слоях GexSi1-x/Si(001)→(111) зарождение и выращивание тонких (толщиной до 4 нм) слоев GaAs следует проводить в режиме МЕЕ при низкой температуре подложки (250-300°С). Дальнейшую эпитаксию GaAs на таких слоях можно проводить методом МВЕ при температуре роста выше 300°C. Предложенный подход позволяет выращивать сплошные пленки GaAs.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Были определены условия формирования пленок GaAs с заданной ориентацией относительно подложки Si с использованием тонких (до 10 монослоёв) промежуточных слоев GaP. Получены данные о влиянии ориентации и способа зарождения пленки GaAs на ее структурные свойства и морфологию поверхности.
![]() | |
Рис. 1. Профиль рентгеновской кривой качания отражения (004). | Рис. 2. Спектр низкотемпературной фотолюминесценции. |
Нами впервые было показано, что для этого методом атомно-слоевой эпитаксии при низкой температуре (200-350°С) достаточно сформировать один первый монослой GaAs. Найден режим выращивания плёнок GaAs на Si с плотностью прорастающих дислокаций менее 106 см-2, что соответствует лучшим мировым достижениям. В этом режиме были выращены структуры GaAs/Si и Al0,2Ga0,8As/Si для преобразователей солнечной энергии.
Рис. 3. (а) Светлопольное и (б) темнопольное изображение в слабом пучке поперечного среза при отклонении направления электронного пучка к плоскости фольги около 5 градусов.
Профиль рентгеновской кривой качания отражения (004) (рис.1) и спектр низкотемпературной фотолюминесценции (Рис.2) приведен для структуры 4 мкм GaAs – 4 монослоя GaP на Si(001). На электронно-микроскопических изображениях поперечных срезов таких гетероструктур видна регулярная сетка дислокаций несоответствия (ДН) локализованных в границе раздела плёнка-подложка. На Рис. 3 (а) и (б) представлены светлопольное и темнопольное изображение в слабом пучке поперечного среза при отклонении направления электронного пучка к плоскости фольги около 5 градусов. Интервал между ДН составил около 11 нм, что свидетельствует о почти полной компенсации разности параметров кристаллических решёток GaAs и Si и полном снятии гетероэпитаксиальных напряжений в процессе роста.

Лаборатория физико-технологических основ создания приборов на основе полупроводников А2В6.
С целью исследования возможности изготовления ФД на длины волн больше 12 мкм изготовлены тестовые фотоприемные линейки диодов типа N+-n--p, сформированные ионной имплантации атомов бора в узкозонный материал КРТ вакансионного p-типа с х=0,211. Измерены их вольтамперные характеристики при 77 К. Проведены расчеты, показывающие, что при 60 К данные линейки будут обладать длинноволновой границей спектральной чувствительности по уровню 0,5 от максимального значения λ0,5 = 12,5 мкм и обнаружительной способностью D* = 3×1011 Гц1/2 см Вт-1. Изготовлены тестовые p-на-n диодные фотоприемные линейки формата 288×4 для спектрального диапазона 8 – 12 мкм и измерены их вольт-амперные характеристики. Величина темнового тока тестовых p-на-n диодов составляет 25-50 нА (при 100 мВ). Данные значения темнового тока примерно в 10 больше темновых токов n-на-p диодов на основе вакансионного КРТ p-типа, изготовленных из КРТ с таким же составом. Для снижения темновых токов требуется проведение дальнейших исследований для оптимизации маршрута с целью исключения легирования пленок КРТ неконтролируемыми акцепторами во время активационных отжигов.
Рис. 1. Фотография полученного матричного фотоприемника.
![]() | Рис. 2. ВАХ полученных фотодиодов. Видно, что ВАХ диодов характеризуется длинной полочкой при обратном смещении, которая определяется диффузионным механизмом. Величина темнового тока при обратном смещении 100 мВ составляет величину ∼2×10-10 А, а фоток не превышает 10-10 А. |
С целью снижения фотоэлектрической связи между диодами была исследована возможность использования плазмохимического травления для формирования меза-фотодиодов. С использованием плазмохимического травления были изготовлены матрицы меза-ФД для спектрального диапазона 8-10 мкм на основе КРТ форматом 320×256 элементов с шагом 30×30 мкм. После плазмохимического травления проводился отжиг с целью удаления радиационных дефектов. Пассивация стенок мезы и поверхности осуществлялась низкотемпературным диоксидом кремния (менее 100°С) в удаленной индукционной плазме с последующим нанесением капсулирующего оксинитрида кремния.
Разработаны методы диагностирования гетероструктур с градиентными по составу нанослоями. Экспериментально продемонстрирована эффективность этих методов при выращивании структур с треугольным профилем состава по толщине. Использование этих методов позволило контролируемо выращивать на установке МЛЭ тонкие слои заданного состава нанометрового диапазона толщин и обеспечить точность: по толщине 0.5 нм, по составу 0.002. Проведены исследования терагерцовой фотопроводимости в магнитных полях в полуметаллических квантовых ямах HgTe/CdHgTe. Основной вклад в фотопроводимость дает сигнал, возникающий из-за разогрева электронного газа. Показано, что при выполнении условия циклотронного резонанса сигнал фотопроводимости состоит из циклотронно-резонансной и болометрической компонент, однако и в этом случае болометрический вклад является преобладающим.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений A3B5.
Группы туннельно-связанных квантовых точек, упорядоченных в пространстве, рассматриваются в настоящее время в качестве элементарных блоков при формировании архитектуры квантовых вычислений, а также приборов нового поколения, использующих квантово-размерные эффекты. Нами был предложен подход к созданию упорядоченных в кольца групп квантовых точек Ge при эпитаксии на гетерофазных подложках, представляющих собой подложки Si(100) с предварительно созданными на них затравками в виде SiGe наноколец или SiGe нанодисков.
Рис. 1. Расчётное распределение плотности упругой энергии на верхней грани SiGe островка - затравки в форме усеченного конуса, расположенного на Si(100) подложке (а). Отношение высоты конуса к размеру его основания составляет 0.025, наклон боковых граней - 10°. Процентное содержание Ge в модельной структуре - 30%. Микроскопическое изображение группы из 4 островков, зародившихся на верхней грани SiGe затравки после осаждения 3.5 МС Ge (б).
Суть подхода состояла в том, чтобы использовать деформацию приповерхностного слоя над напряжёнными затравками для управления пространственным расположением растущих трёхмерных островков Ge. Условия роста подбирались таким образом, чтобы зарождение островков происходило преимущественно на затравках. В результате на поверхности формировались группы из близкорасположенных островков Ge. Установлено, что островки в группах обладают преимущественной ориентацией – как абсолютной (по отношению к кристаллографическим направлениям типа <100>), так и относительно друг друга.
Для выяснения причин такого упорядоченного расположения островков в группе были проведёны расчёты распределения плотности энергии упругой деформации вдоль поверхности напряжённой SiGe затравки, расположенной на Si(100) подложке. Расчёты проводились методом конечных элементов с учётом анизотропии упругих свойств кремния и германия. Форма затравки была выбрана близкой к экспериментальной, и соответствовала сильно усеченному конусу с отношением высоты к размеру основания 0.025. Процентное содержание Ge в модельной структуре составляло 30%, что соответствовало данным экспериментального исследования методом комбинационного рассеяния света. Расчёты показали, что вблизи периметра затравки имеется 4 локальных минимума плотности упругой энергии, расположенных по направлениям типа <100> относительно центра затравки (рис.1а).
Рис. 2. СТМ - изображение упорядоченных структур из трёхмерных островков на различных стадиях роста по количеству осаждённого Ge: 4 МС (а); 5 МС (б, в).
Установлено, что наличие локальных минимумов связано с анизотропией упругих свойств Si и Ge (модуль Юнга и коэффициент Пуассона зависят от направления, в котором происходит сжатие или растяжение). Эксперименты по исследованию начальных стадий формирования упорядоченных групп из трёхмерных островков в зависимости от количества осаждённого Ge показали, что именно над этими локальными минимумами упругой энергии происходит зарождение островков (рис. 1б). Мы предполагаем, что энергия связи адатома зависит от энергии упругой деформации поверхности. Это объясняет корреляцию между распределением упругой энергии и зарождением островков: адатомам энергетически выгодно мигрировать в область локального минимума упругой энергии, что повышает вероятность зарождения островка над этим минимумом. Обнаружено, что в зависимости от условий роста можно получать либо компактные группы из отдельных островков (рис. 2а), либо сросшиеся островки (рис. 2б, в). В последнем случае возникает структура, напоминающая «замкнутый квадрат». Основание такой структуры представляет собой фигуру, ограниченную с внешней и с внутренней стороны двумя квадратами.

Лаборатория физики технологии трехмерных наноструктур.
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Актуальной проблемой гетероструктур с квантовыми точками является уменьшение дисперсии дискретного энергетического спектра носителей заряда, связанного с дисперсией по размерам квантовых точек (КТ). Этого можно достичь путем повышения однородности размеров КТ, упорядоченного расположения их в плоскости роста, а также коррелированного роста нанокристаллов в многослойных структурах. Одним из способов достижения однородности по размерам и упорядоченного расположения КТ является предварительное создание «мест зарождения» за счет низкоэнергетического ионного облучения поверхности через маску, сформированную литографическими методами. После облучения поверхности Si ионами Ge+ через маску нами был обнаружен эффект преимущественного окисления разупорядоченного (аморфного) кремния, по сравнению с кристаллическим кремнием (закрытого маской).
Рис. 1. АСМ – изображения структурированной поверхности Si, приготовленной при облучении ионами Ge+(энергия ионов ∼60 кэВ, доза облучения – 1015 см-2 ) через маску, полученную с помощью: (а) – наноимпринт-литографии; (б) – электронно-лучевой литографии. На вставке (в) изображена поверхность кремния, где размер вскрытых окон в резисте был в 2 раза меньше (∼25 нм), чем на изображении (б).
Рис. 2. АСМ – изображения поверхности после осаждения 10 Å Ge при температуре 600°С на структурированную подложку Si, подготовленную с помощью ионного облучения подложки через маску: (а) – при 400°С; (б) – при комнатной температуре.
На основе данного эффекта разработан метод создания структурированной поверхности с помощью наноимпринт/электронно-лучевой литографии и последующей ионной имплантации. Установлены оптимальные условия ионного облучения кремния, позволяющие формировать затравки для последующего зарождения нанокристаллов германия: доза облучения, энергия ионов, температура отжига облученных структур. Показано, что вариация параметров имплантации и последующего удаления нарушенного слоя позволяет формировать рельеф поверхности различной глубины и формы (рис. 1).
Эксперименты по эпитаксиальному росту Ge/Si структур на поверхности, облученной через маску, показали, что места преимущественного зарождения трёхмерных островков зависят от температуры подложки во время облучения. На подложках, полученных в условиях «горячего» облучения (температура подложки 400°С), наноостровки растут преимущественно в закрытых маской местах, в которых ионное облучение не происходило (рис. 2, а). В случае «холодного» облучения (комнатная температура подложки) островки растут преимущественно в областях, подвергнутых ионному облучению (рис. 2, б). Такое различие в росте, по-видимому, связано с пространственным перераспределением дефектов при горячем облучении. Основываясь на предыдущих исследованиях нашего коллектива, можно предположить, что дефекты, создающие упругие напряжения в системе и играющие основную роль в зарождении нанокристаллов, распределяются по-разному в случаях «горячего» и «холодного» облучения.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Экспериментально изучена кинетика атомного выглаживания поверхности GaAs(001). В качестве образцов использовались приготовленные методом ХМП "epi-ready" подложки GaAs(001) с малой величиной среднеквадратичной шероховатости (∼ 0.1 - 0.2 нм). На рис. (a-c) показаны АСМ изображения рельефа поверхности, измеренные после отжигов различной длительности при температуре 625°C.
Эволюция морфологии поверхности при увеличении времени отжига свидетельствует о том, что качественная картина формирования террасированной поверхности при отжиге в равновесных условиях состоит в рекомбинации адатомов и вакансий, "островков" и "озер", в увеличении размеров больших островков и озер за счет поглощения малых ("Оствальдовское созревание"), во встраивании островков в вицинальные ступени, и в постепенном выпрямлении вицинальных ступеней. В результате поверхность приближается к идеальной террасированной форме, состоящей из атомно-гладких террас, разделенных монатомными ступенями. Ширина террас составляет около 1 мкм, что соответствует углу отклонения поверхности от сингулярной грани на ∼ 0.02°.
Рис. АСМ изображения (a-в), их Фурье-образы (г-е), АКФ (ж-и) и сечения АКФ (к-м) в направлениях, перпендикулярных (штриховая линия) и параллельных (сплошная линия) направлениям ступеней, полученные после отжигов при 625°С в течение 15 мин (a,г,ж,к), 40 мин (б,д,з,л) и 240 мин (в,е,и,м). Вставка на 1f показывает увеличенное изображение Фурье-образа с двумя пиками, которые возникают вследствие периодичности ступеней на террасированной поверхности.
Для того чтобы количественно охарактеризовать эволюцию морфологии поверхности при выглаживании наряду со среднеквадратичной шероховатостью, использовались двумерные Фурье-образы (рис. г-е) и автокорреляционные функции (АКФ) (рис. ж-и), а также полная длина моноатомных ступеней LS. Из рис. (г-е) видно, что Фурье-образы содержат два пика, обусловленных периодической системой ступеней. Наряду с этими пиками, в Фурье-образе формируется "гало" с большими волновыми векторами, соответствующее мелкомасштабным островкам, озерам и флуктуациям формы ступеней. Видно, что в процессе выглаживания происходит уменьшение ширины спектра пространственных частот w за счет рекомбинации островков и озер и выпрямления ступеней. Следует отметить, что на начальных стадиях выглаживания гало анизотропно и вытянуто вдоль кристаллографического направления [110]. В третьем (г-к) и четвертом (к-м) рядах рисунка представлены автокорреляционные функции и их сечения в направлениях, перпендикулярных и параллельных ступеням. Периодичность АКФ и их сечений в направлении, перпендикулярном ступеням, является следствием периодичности системы террас. Ширина сечения АКФ, параллельного ступеням, есть корреляционная длина λ, описывающая латеральный размер островков. С увеличением длительности отжига корреляционная длина увеличивается, что отражает процесс выглаживания.
Таким образом, получила дальнейшее развитие методика приготовления поверхностей GaAs с атомно-гладкими террасами с помощью отжигов в условиях, близких к равновесным. Экспериментально изучена кинетика атомного выглаживания поверхности GaAs(001). Формирование террасированной поверхности охарактеризовано с помощью эволюции среднеквадратичной шероховатости, полной длины моноатомных ступеней, а также Фурье и автокорреляционного анализа. Установлено, избыток длины моноатомных ступеней Δls является наиболее эффективным параметром, характеризующим выглаживание, поскольку этот параметр наиболее сильно (обратно пропорционально) зависит от времени отжига.

Для описания ранее полученных экспериментальных результатов по кинетике разрастания двумерного сублимационного островка в системе концентрических ступеней при осаждении кремния развит теоретический подход, который учитывает отрыв и встраивание адатомов в ступень, диффузию адатомов по террасе и эффект Гиббса-Томсона, связанный с зависимостью равновесной концентрации адатомов на поверхности от кривизны близлежащей ступени. Применение данного описания к экспериментальным данным, полученным в интервале температур 900-1200°С, позволило определить эффективную энергию активации разрастания двумерного островка в условиях сублимации и гомоэпитаксиального роста, которая составила 1,7 ± 0,2 эВ. Предполагается, что данная энергия определяется в основном суммой энергий активации диффузии и барьера на встраивание-отрыв атомов на ступени.
ОЭМ-изображения анизотропных двумерных сублимационных островков на поверхности кремния в условиях осаждения кремния при различном направлении постоянного электрического тока, нагревающего образец: а) - слева направо, б) - справа налево.
Методом СВВ ОЭМ проведены исследования влияния постоянного электрического тока на форму двумерных отрицательных островков, сформированных на больших (диаметром более 150 мкм) террасах, в процессе сублимации и гомоэпитаксиального роста. Создание террас больших размеров является необходимым условием для исследования влияния электромиграционного массоперноса адатомов на форму атомных ступеней, поскольку позволяет пренебречь перекрытием диффузионных полей и упругим взаимодействием атомных ступеней. Обнаружены обратимые изменения формы двумерных островков на начальных стадиях зарождения при изменении направления протекания постоянного электрического тока,нагревающего подложку кремния.Показано, что в системе сублимационных концентрических двумерных островков центр зарождения нового двумерного отрицательного островка на широкой террасе смещается в зависимости от направления нагревающего постоянного электрического тока, что обусловлено влиянием электромиграционного массопереноса на распределение адатомов по поверхности кристалла.

Разработана методика использования позитивного резиста на основе полиметилметакрилата (PMMA) и особенностей экспонирования электронным пучком для создания массивов и отдельных пар металлических наноструктур на поверхности полупроводников. Методика позволяет создать массивы элементов в широком диапазоне плотности распределения и размеров (рис. 1).
Рис. 1. Массив (10×10 мкм2) наноструктур золота на GaAs с размером 106 нм и периодом 150 нм (а), участки массивов с периодом 500 нм (б) и 130 нм (в).
Рис. 2. Пара наноструктур золота на Si с расстоянием 100 нм (а), размещённые единичные квантовые точки между парой наноструктур золота с расстоянием в паре 130 нм.
Оптимизированные условия экспонирования, нанесения и удаления металла позволили создать однородные бездефектные массивы точек с периодом от 90 нм до 1000 нм. Были определены зависимости латеральных размеров металлических наноструктур от дозы экспонирования на единицу площади для подложек кремния и арсенида галлия. Установлено, что для формирования наноструктур с минимальными размерами или расстоянием между элементами необходимо проводить экспонирование пучком с ускоряющим напряжением более 20 кВ. Обнаружено, что устойчивость структур с малыми размерами, в особенности на поверхности GaAs, обеспечивается нагревом подложки при нанесении металла до 100°С. На основе разработанной методики созданы плотные массивы (рис.1а) и отдельные пары (рис.2а) наноструктур золота с высотой 40 нм (с подслоем Ti толщиной 5 нм для улучшения адгезии золота к поверхности полупроводников) с расстоянием между элементами от 10 нм на поверхности Si и GaAs. Нанесение полупроводниковых, металлорганических и органических квантовых точек (КТ) на поверхность полупроводника с упорядоченными металлическими наноструктурами позволяет усиливать сигнал резонансного комбинационного рассеяния света (КРС) и гигантского КРС, для определения фононного спектра КТ с малой плотностью распределения и одиночной КТ. Методом РЭМ показана возможность расположения методом Ленгмюра-Блоджетт КТ с низкой плотностью и единичных КТ между металлическими наноструктурами (рис. 2б).

С помощью изложенной ранее методики в лаборатории нанодиагностики и нанолитографии были созданы массивы нанокластеров золота с различными структурными параметрами. Определены энергии локализованного плазмона в этих массивах кластеров золота из анализа данных микро-эллипсометрии.
Спектры КРС массивом нанокластеров CuS, нанесенных 1)- на подложку Si и 2)- на массивы кластеров золота.
Эти данные были использованы для изучения гигантского КРС оптическими и поверхностными фононами в полупроводниковых нанокристаллах. Реализовано ГКРС света оптическими фононами в разряженных массивах нанокристаллов CuS, нанесенных на массивы золотых кластеров. На рис. приведены спектры КРС массивом нанокластеров CuS, нанесенных на подложку Si и на массивы кластеров золота. В первом случае наблюдается лишь спектр, полностью соответствующий ожидаемому от подложки Si ориентации (001). В спектрах КРС от массивов НК CuS, нанесенных на массивы золотых кластеров, наблюдается особенность, соответствующая фонону в CuS, что свидетельствует о наблюдении явления ГКРС оптическими фононами НК CuS.

Перспективные СВЧ транзисторы на основе GaN, несмотря на высокую удельную выходную мощность (до 6-10 Вт/мм), имеют серьезные проблемы в режиме импульсных сигналов из-за наличия ловушек, влияние которых пока еще не удается существенно снизить. Поэтому повышение удельной мощности СВЧ транзисторов на основе GaAs по-прежнему остается актуальной задачей.
Результаты измерений транзистора Пират-8 (Б)
Существующие конструкции и технология гетероструктур на основе GaAs не позволяет обеспечить для СВЧ транзисторов удельную мощность более 1 Вт/мм, что ограничивает область их применения. В ИФП СО РАН совместно со специалистами ФГУП «НПП «Исток» предложена, рассчитана конструкция и реализована МЛЭ технология нового типа гетероструктур с дополнительными локализующими потенциальными барьерами в гетероструктурах для DpHEMT транзисторов. Эти барьеры создаются двойным pn легированием широкозонных слоев вблизи InGaAs квантовой ямы, являющейся каналом транзистора. Дополнительное легирование акцепторами позволило увеличить плотность электронов в канале транзистора и сохранить высокую проводимость канала в условиях сильного термо-полевого разогрева электронов за счет уменьшения поперечного переноса электронов в гетероструктуре и подавления выброса горячих электронов из канала транзистора. Это позволило достичь в серийных полевых транзисторах, выпускаемых серийно на ФГУП «НПП «Исток», конструкция которых не является оптимальной для данной гетероструктуры, выходную удельную мощность более 1,4 Вт/мм, коэффициент усиления более 8 dB и КПД по добавленной мощности до 50% на частоте 10 ГГц при длине затвора транзистора 0,4?0,5 μм общей ширине затвора транзистора 0,8 мм. Результаты измерений серийных транзисторов представлены в таблице. Эти параметры соответствуют уровню лучших мировых образцов.

Были проведены исследования зависимости «перехода металл-диэлектрик» в зависимости от состава пленки и от концентрации содержания олова. Этот переход фиксируется как по температурной зависимости концентрации свободных носителей заряда тока, так и по температуре, где начинается рост фототока. На рисунке (а) представлена температурная зависимость тока в темноте и при освещении стандартным источником излучения для пленки с х=31,2 % и содержанием индия – 1,4 %, а на (б) – такая зависимость для пленки с х=33 % и содержанием индия – 0,8 %.
Температурная зависимость тока для образцов с х=31,2 (а) и с х=33% (б), выращенных на BaF2. Темные квадраты – в темноте; пустые – при освещении.
Превышение фототока над темновым током, в отличие от пленок с х=0,24...0,26 начинается значительно раньше 20 К. Приращение фототока к темновому току составляет около 15% при Т = 50 К для обеих пленок. Однако на рисунке (б) наблюдается уменьшение фототока до температуры около 20 К, после чего наблюдается его рост. Увеличение температуры, при которой начинается рост фототока, коррелирует с изменением температуры сегнетоэлектрического фазового перехода с увеличением содержания олова. Эти результаты получены впервые.

Миниатюрные трёхосевые датчики магнитного поля предназначены для использования в бесконтактных датчиках положения, датчиках угловых и линейных перемещений (в автомобилестроении и других областях машиностроения), в системах ориентирования (электронные компасы), в системах активной защиты от магнитных полей, в медицине и биологических исследованиях (инвазивное и неинвазивное отслеживание магнитных маркеров, например, магнитных наночастиц в кровеносной системе живых организмов), при изучении магнитных материалов (зонды для холловской микроскопии), при определении однородности магнитного поля и величины его градиента в исследовательских и коммерческих установках (чувствительные металлодетекторы в системах обнаружения оружия, томографы, магнитные ловушки, лабораторные магниты).
Снимки образцов, полученные с помощью сканирующей электронной микроскопии: слева – микрооболочка с литографическим рисунком; справа – пара микрооболочек, оси которых перпендикулярны друг другу.
Изготовлены микрооболочки с холловскими элементами на основе модулировано легированной гетероструктурыGaAs/AlGaAs. Измерены зависимости холловского сопротивления изготовленных образцов от магнитного поля. Показано, что чувствительность холловских элементов достигает 480 Ом/Тл при комнатной температуре. Измерены угловые зависимости холловского сопротивления изготовленных образцов. Показана возможность использования сформированных микрооболочек с холловскими элементами в качестве трёхосевых датчиков Холла. Изготовлены лабораторные образцы датчиков Холла, упакованных в твердую матрицу полидиметилсилоксана для защиты от механических воздействий.

Известно, что подвижность носителей заряда в графене сильно зависит от того на какой подложке он лежит. Заряды в диэлектрической подложке и неоднородности поверхности подложки приводит к сильному рассеянию носителей заряда в графене. В связи с этим актуальным является поиск идеальной подложки, сохраняющей высокую подвижность носителей зарядов в графене.
В результате проделанной работы разработана оригинальная технология создания высокорезистивных подложек с графеном на поверхности, носители в котором имеют высокую подвижность до 16 000 см2 /В⋅с. Подложки формировались путем интеркаляции органического полярного растворителя N-метилпирролидона о (NMP) в пленки мультиграфена и последующего отжига в интервале 90 – 180°С. В результате был получены пленки толщиной до 10 нм с удельным сопротивлением на 6-7 порядков выше, чем сопротивление графена. Затем проводимость верхнего монослоя (графена) восстанавливалась обработкой структур в парах плавиковой кислоты в течение нескольких минут. В случае толщины исходной структуры в один монослой, при такой обработке проводимость графена полностью восстанавливалась уже после обработки в течение 1 мин (т.е. проводимость увеличивалась на 7 порядков).
![]() | Зависимость подвижности носителей заряда в графене, восстановленном на поверхности высокорезистивной гибридной подложки, в результате обработки в парах HF. |
Нужно отметить, что дополнительная обработка поверхности плавиковой кислотой открывает новые интересные возможности для трехмерного дизайна, а именно, для придания существенно разных свойств разным монослоям в единой структуре и, в частности, создавать проводящие слои на атомарно гладкой поверхности высокорезистивных слоев. Был проведен анализ подвижности в таких восстановленных монослоях графена. Результаты приведены на рис.1. Видно, что графен на высокорезистивной подложке имеет значения подвижности до 17000 см2 /В⋅с). Нужно напомнить, что графен и многослойные графеновые пленки, помещенные на подложку SiO2/Si, имеют низкую подвижность носителей (2000 - 4000 см2 /В⋅с) из-за сильного рассеивания на зарядах в диэлектрике. Наблюдение высоких подвижностей носителей в гибридных структурах связано, скорее всего, с низким зарядом в диэлектрических монослоях NMP и частичной экранировкой заряда подложки SiO2/Si.

Работа выполнена в кооперации с Политехническим университетом Барии, Италия.
Предложен и численно промоделирован новый интегрально-оптический элемент для считывания информации о длине волны волоконных датчиков, работающих на основе изменения рабочей длины волны под действием внешних возмущений. Оптический фильтр на основе структуры кремний-на-изоляторе (КНИ) формируется с помощью множества наклонных отражателей на основе глубоких канавок, пересекающих сердцевину оптического волновода. Считывание данных о длине волны осуществляется на основании изменения во времени оптического сигнала, проходящего через указанный фильтр, рабочая длина волны которого линейно перестраивается за счет изменения температуры в канальных оптических волноводах на КНИ. Работа устройства исследована для компактных структур с 32 линиями отражателей путем прямого двумерного численного моделирования (см. Рис.) методом конечных разностей во временной области (2D FDTD).
Работа термо-оптического считывающего элемента. а) Общий вид части структуры, используемой для моделирования; б) Измеряемый сигнал и оптическая частота фильтрации (с) в зависимости от изменения температуры термо-оптического фазосдвигающего элемента. 2D FDTD моделирование.
Экстраполяция этих результатов на устройства с характерным размером порядка 1 см, показывает, что они могут обеспечить спектральное разрешение на уровне 1-5 пм при перестройке длины волны около 40 нм в спектральном диапазоне 1.55 мкм за время около 1 мс. При условии опроса датчиков один раз в секунду, потребляемая мощность составит около 16 мВт. Такие параметры считывающего элемента очень перспективны для практического использования. Устройство может быть изготовлено на основе современных КМОП-совместимых нанофотонных технологий.

Выполнены эксперименты по прецизионной спектроскопии трехфотонного лазерного возбуждения холодных ридберговских атомов 85Rb в работающей магнитооптической ловушке. Впервые реализована схема возбуждения 5S1/2→5P3/2→6S1/2→nP с использованием непрерывных одночастотных лазеров на каждой ступени. Первая ступень 5S1/2(F = 3)→5P3/2(F = 4) на длине волны 780 нм непрерывно возбуждалась охлаждающим лазером (полупроводниковый лазер с внешним резонатором), работающим с красной отстройкой частоты δ1-(10-20) МГц. Лазер второй ступени с длиной волны 1367 нм (полупроводниковый телекоммуникационный лазер с распределенной обратной связью) настраивался на центр резонанса 5P3/2(F = 43)→6S1/2(F = 3). Запись спектров трехфотонного возбуждения осуществлялась сканированием частоты лазера третьей ступени с длиной волны 743 нм (непрерывный титан-сапфировый лазер), а одиночные ридберговские атомы регистрировались методом селективной полевой ионизации. На второй и третьей ступенях возбуждения была создана система формирования коротких лазерных импульсов для исследования временной динамики населенностей и устранения лазерного разогрева атомов.
В спектрах возбуждения наблюдались два пика разной амплитуды, разнесенные по частоте на δ1(см. рис.). Пик с более высокой частотой соответствует когерентному трехфотонному возбуждению без заселения промежуточных уровней, а пик с более низкой частотой - некогерентному трехступенчатому возбуждению через частично заселенные промежуточные уровни 5Р3/2 и 6S1/2.
Сравнение между экспериментом (черные кривые) и теорией (серые кривые). Показаны параметры, использованные для подгонки теоретической модели: время взаимодействия, частоты Раби для второй и третьей ступени и, отстройка охлаждающего лазера, суммарные ширины линий лазеров и других источников уширений на каждой ступени и число атомов в объеме возбуждения. Частота Раби на первой ступени равна экспериментальному значению 10,4 МГц.
Для анализа спектров была построена четырехуровневая теоретическая модель на основе оптических уравнений Блоха. Хорошее согласие между экспериментом и теорией достигалось при введении в теоретическую модель дополнительного затухания оптической когерентности вследствие конечной ширины линий лазеров (Рис.). Показано, что другие источники уширений (паразитные электромагнитные поля, доплеровское уширение, межатомные взаимодействия) также могут быть учтены в этой модели.

Впервые получены экспериментальные результаты в парах иттербия на переходе типа 0-1 по поляризационным свойствам стимулированного фотонного эхо, сформированного линейно поляризованными импульсами резонансного излучения с векторами поляризации, по-разному ориентированными относительно друг друга. Показано, что в чистом газе на переходе 0-1 поляризация СФЭ линейна и либо ориентирована так же, как и поляризация возбуждающих импульсов – если все импульсы имеют одинаковую линейную поляризацию, либо совпадает с поляризацией «скрещенного» импульса – если поляризация второго или третьего импульса ортогональна поляризациям остальных двух (Рис.1). Показано, что при формировании СФЭ роль первого возбуждающего импульса выделена, так что сочетания линейных поляризаций типа ↑↑→ и →↑↑ не эквивалентны. В случае скрещенного первого импульса СФЭ не возникает в чистом газе на переходе 0-1.
Рис.1. Поляризационные диаграммы СФЭ, сформированного тремя импульсами резонансного излучения с одинаковыми линейными поляризациями (вверху, СФЭ ↑ для случая второго импульса поляризованного линейно и скрещенного с остальными двумя (внизу, СФЭ ↑→↑ поляризация третьего возбуждающего импульса линейна и скрещена с остальными (внизу, СФЭ ↑↑→ в чистом 174Yb на переходе 0-1. Во всех случаях поляризация СФЭ совпадает с поляризацией «скрещенного» импульса.
Впервые показано, что возможно возникновение СФЭ для поляризаций типа →↑↑, когда в чистом газе на переходе 0-1 СФЭ не возникает) лишь в присутствии большого количества буферного газа. Для СФЭ, индуцированного столкновениями с буферными атомами, характерна немонотонная зависимость СФЭ от давления буферного газа и линейная поляризация, совпадающая с поляризацией первого возбуждающего импульса (Рис.2). Несмотря на внешнюю похожесть результатов по индуцированному столкновениями СФЭ с результатами по индуцированному столкновениями ФЭ, механизмы их формирования различны.
Рис.2. Поляризационная диаграмма СФЭ, индуцированного столкновениями в смеси 174-иттербия с ксеноном (вверху) и зависимость амплитуды столкновительного СФЭ от давления буферного газа (внизу).
Для индуцированного столкновениями СФЭ появление сигнала обусловлено различием в скоростях релаксации ориентации и выстраивания верхнего рабочего уровня. Для индуцированного столкновениями ФЭ причина – в анизотропии столкновительной релаксации, то есть в зависимости релаксации от направления скорости поступательного движения активных частиц.

При изучении физических процессов в малых ускорительных зазорах в генераторах ЭП исследована фотоэмиссия под действием резонансного вакуумного ультрафиолетового излучения (ВУФ) атомов ксенона (λ=147нм) с поверхности твердого тела в вакууме и при контакте поверхности мишени с газом (плазмой). Установка состояла из 2 камер, одна из которых представляла собою источник ВУФ излучения (лампа), другая – фотоэмиссионная камера (ФЭК).
![]() | Эволюция сигнала тока фотоэмисии Iph при заполнении фотоэмиссионной камеры различными газами 1 – лампа (Не) – ФЭК (Xe); 2 - лампа (Не-Xe) – ФЭК (Xe) лампа случай адсорбции атомов газа; 3 - лампа (Не-Xe) – ФЭК (Xe) случай имплантация атомов газа. |
Каждая из них имела независимые газовакуумные системы, камеры разделены окном, прозрачным для ВУФ излучения. Экспериментально продемонстрировано, что в условиях адсорбции (или имплантации) атомов газа в холодную мишень при резонансном характере воздействия на них ВУФ излучения фотоэмиссионный отклик (коэффициент фотоэмиссии) значительно (до порядка величины) возрастает. Это вызвано изменением механизма фотоэмиссии с поверхности твердого тела в вакууме и с его поверхности, контактирующей с газом (плазмой). Фактически фотоэмиссию в условиях контакта поверхности с газом можно свести к потенциальной эмиссии с поверхности при возбуждении сорбированного (имплантированного) атома соответствующим резонансным излучением. Введено понятие «индуцированной адсорбцией и имплантацией резонансной фотоэмиссии». Прямое доказательство существования резонансной фотоэмиссии под действием ВУФ излучения благородных газов требует существенного пересмотра современных представлений о физике зажигания и горения газового разряда.

Создание распределенных большемасштабных вычислительных систем (ВС) в ряду вычислительных средств высокой производительности занимает одно из важных мест. Эти ВС основываются на принципе массового параллелизма. Количество ядер в таких ВС может достигать нескольких миллионов (например, в системе IBM BlueGene/Q Sequoia с количеством узлов 98 304, возглавляющей 39 редакцию списка суперкомпьютеров Топ-500 от 18 июня 2012 г., число ядер равно 1 572 864).
Конфигурация тестовой подсистемы мультикластерной ВС для запуска параллельных MPI-программ.
Для таких систем актуальным является их надежность и живучесть. Отказ или восстановление элементарной машины должен приводить лишь к изменению производительности ВС и не приводить аварийному завершению задач пользователей. Поэтому важной задачей является разработка средств анализа и организации живучего функционирования распределенных ВС.
Построена математическая модель функционирования большемасштабных распределенных вычислительных систем со структурной избыточностью. Получены формулы для вероятностей состояний структурной избыточности. Приведено решение для среднего числа машин резерва и получена соответствующая дисперсия. Найдена зависимость числа машин резерва от вероятности невыхода системы на максимальный уровень производительности. Все решения представлены в аналитическом виде.
Для эффективного исполнения параллельных программ разработан метод вложения их в пространственно-распределённые мультикластерные ВС. Метод основан на разбиении информационного графа программы на подмножества параллельных ветвей, интенсивно взаимодействующих между собой, и вложения их в элементарные машины, связанные скоростными каналами связи. Операция разбиения реализуется многократно: для каждого уровня иерархии коммуникационной среды.
Для выполнения MPI-программ на пространственно-распределённых ВС реализован экспериментальный подход на основе межсетевого протокола IPv6 (рис.2). Используемая в данном протоколе адресация позволяет назначать глобальные адреса всем вычислительным узлам системы, что обеспечивает возможность установления IP-соединения между любой парой узлов системы для запуска на них MPI-программ. Получение IPv6-адресов реализуется на основе протокола 6to4, предназначенного для передачи пакетов IPv6 поверх сети IPv4.