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

Charles University, Faculty of Mathematics and PhysicsPrague 2, Czech Republic.
Université Grenoble 1/CNRS, France.
Laboratoire Charles Coulomb, Université Montpellier II, France.
Institute for Physics of Microstructures, RAS, Nizhny Novgorod, Russia.
Institute of High Pressure Physics, Polish Academy of Sciences, Warszawa, Poland.
Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков полупроводниковых соединений А2В6.
Institut für Physikalische Chemie, Universität Stuttgart, Stuttgart, Germany.
Исследован кристалл со структурой цинковой обманки, HgCdTe, в точке топологического перехода "полупроводник - полуметалл". Впервые проведено наблюдение трехмерных безмассовых электронов, что подтверждается линейным ростом динамической проводимости от частоты фотонов, со скоростью Ферми около 106 м/c. Впервые в электронных системах наблюдалась, характерная для ультрарелятивистских систем, корневая зависимость от магнитного поля расстояния между уровнями Ландау и спинового расщепления уровней Ландау. Наличие корневой зависимости уровней Ландау от магнитного поля прямо указывает на линейный характер энергетического спектра в указанных соединениях.
![]() |
Рис. Магнетопоглощение в зависимости от магнитного поля. Ясно видна корневая зависимость уровней Ландау от магнитного поля, характерная для линейного спектра. |

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6.
Экспериментально изучены магнитотранспортные свойства трехмерного топологического изолятора (ТИ) на основе напряженного HgTe с рекордно высокой подвижностью (до 5·105 см2/Вс). Благодаря такой подвижности получена информацию о зонной структуре указанного ТИ и определена объемная щель, величина которой хорошо согласуется с результатами теоретического расчета. Создана полевая транзисторная структура, основным элементом которой является описываемый ТИ. Ее использование позволило реализовать переход объемная валентная зона-поверхностная дираковская зона - объемная зона проводимости простым изменением затворного напряжения.
Рис.: слева: а) экспериментальные структуры и зависимость подвижности от затворного напряжения; б) а) зависимости диссипативной (ρхх) и б) холловской (ρхy) компонент сопротивления от затворного напряжения; справа: а) ρхх (Vg) при различных температурах и б) в разных магнитных полях.

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6.
Впервые наблюдался режим квантового эффекта Холла (КЭХ) при азотных температурах для двумерных электронных систем на основе полупроводников. Подобное стало возможным благодаря реализации системы бесщелевых дираковских фермионов в HgTe квантовых ямах c критической толщиной (6.3 – 6.6) нм, соответствующей переходу от прямого к инвертированному энергетическому спектру. Благодаря линейному энергетическому спектру указанной системы в ней реализуется ситуация, когда щель между основным и первым уровнем Ландау достигает сотен мэВ в магнитных полях выше 10 Т. Работа открывает перспективу реализации КЭХ при комнатной температуре.
Рис. Зависимости диссипативной (ρхх) и холловской (ρхy) компонент тензора сопротивления двумерных дираковских электронов от магнитного поля при температуре 80 К для концентраций Ns = 7.2·1011 см-2 (а) и 1.37·1012 см-2(б).

Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников А3В5.
Лаборатория физической химии поверхности полупроводников и систем полупроводник-диэлектрик.
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии соединений А3В5.
Разработана конструкция полупроводникового брэгговского микрорезонатора для излучателей одиночных фотонов и излучателей фотонных пар на основе InAs квантовых точек. Резонатор состоит из двух полупроводниковых брэгговских зеркал p- и n-типа легирования, AlGaAs апертурного кольца и слоя InAs квантовых точек, расположенного между брэгговскими зеркалами. В сравнении с предыдущими конструкциями микрорезонаторов, содержащих AlO апертуры, данный тип микрорезонатора состоит только из согласованных по параметрам решетки полупроводниковых материалов, что обеспечивает надежную работу при криогенных температурах и устойчивость к термоциклированию. Показано, что AlGaAs кольцо одновременно выполняет функции эффективной оптической и токовой апертуры. Кроме того, это кольцо обеспечивает эффективное селективное позиционирование InAs квантовых точек в пределах своего внутреннего диаметра, размеры которого составляют единицы микрон. Показано, что внешняя квантовая эффективность в микрорезонаторах данного типа может достигать уровня 80 %, в то время как расходимость выходного излучения не превышает числовой апертуры 0.2, что обеспечивает высокую эффективность ввода излучения в стандартное оптическое волокно. Разработаны лабораторные технологические регламенты и изготовлены экспериментальные образцы микорезонаторов.
![]() |
![]() |
Рис. 1. Схема полупроводникового брэгговского микрорезонатора с селективно позиционированными InAs квантовыми точками. | Рис. 2. Изображение излучателя, полученное с помощью сканирующего электронного микроскопа (a,б), кристаллографические грани апертурной области (в). |

Проведено экспериментальное исследование линейной и нелинейной проводимости плёнок нитрида титана толщиной ≤ 10 нм в области сверхпроводящих переходов. Показано, что при температурах выше критической температуры сверхпроводящего перехода, Tc, учёт всех квантовых вкладов в проводимость позволяет полностью описать температурную зависимость проводимости. Продемонстрировано, что при температурах ниже Tc линейная проводимость обусловлена наличием в системе подвижных вихрей и антивихрей. Установлено, что Tc, в то же время ограничивает снизу температурную область, в которой поведение нелинейной проводимости полностью согласуется с уравнением теплового баланса. На основании этого наблюдения предложен независимый способ определения Tc из анализа вольтамперных зависимостей. Определено значение константы электрон-фононного взаимодействия для нитрида титана. Установлено, что при температурах ниже Tc и при значениях тока ниже критического вид вольтамперных зависимостей становится степенным. Представлены два способа определения температуры перехода Березинского-Костерлица-Таулесса (TBKT): 1) из анализа линейной проводимости, 2) степенного поведения вольтамперных зависимостей при малых напряжениях. Показано, что оба способа дают практически совпадающие значения TBKT.
Рис. (a) Температурные зависимости сопротивления "на квадрат" плёнок TiN, обозначенных как D03, D04, D06 в логарифмическом масштабе по сопротивлению от приведенной температуры. Сплошные линии - результат расчёта с учётом всех квантовых вкладов в проводимость. Пунктирные линии соответствуют выражению, описывающему сопротивление, обусловленное движением свободных вихрей. (б) Экспериментальные вольт-амперные зависимости образцов в двойном логарифмическом масштабе (символы). Показаны данные, измеренные при увеличении тока от 0. Сплошными линиями приведены вольтамперные зависимости, посчитанные на основе уравнения теплового баланса. Штриховые линии соответствуют функциям V ∝ Iα(T) со значением α = 3, пунктирные линии - α = 1. На вставке закрашенными символами приведены температурные зависимости показателя степени α(T), где значение α определялось по наклону вольтамперные зависимости при малых напряжениях. Пустыми символами приведена зависимость α (T), где значение α определялось по наклону вольтамперные зависимости при относительно высоких напряжениях (эта область показана серым прямоугольником).

Рассмотрены случаи стандартной (параболической) дисперсии и линейной дисперсии безмассовых дираковских электронов. При отсутствии столкновений свободные электроны могут поглощать электро-магнитную волну, только если поле ее пространственно неоднородно. Обычно это происходит в 2Д газе, расположенном вблизи периодической системы электродов (grating structure), которая модулирует электрическое поле волны. Другая возможность состоит в возбуждении 2Д электронного газа поверхностной акустичкой волной (как правило, через пьезоэлектрическую связь). Модулированное высокочастотное электрическое поле может поглощаться либо при возбуждении плазменных колебаний, либо по механизму затухания Ландау, когда энергия волны расходуется на ускорение частиц плазмы. Первый процесс резонансный, его вклад в коэффициент поглощения описывается узким пиком на плазменной частоте, соответствующей импульсу плазмона, определяемому периодом модулирующей структуры. Второй вклад в поглощение относится к более низкой по частоте области, в которой плазмон не существует как «хорошая» квазичастица, и имеет вид широкого крыла, простирающегося в шкале частот от нуля до величины kVF, где k - импульс плазмона, VF - фермиевская скорость частиц. Такая ситуация характерна для 2Д и 3Д случаев, в которых можно вычислять вклад затухания Ландау в поглощение в рамках классической теории, если k << mVF (m - масса электрона). Квантовые поправки существенны лишь в узкой окрестности предельной частоты kVF.
Показано, что одномерная система является исключением, поскольку весь вклад в затухание Ландау сосредоточен как раз вблизи предельной частоты и полностью определяется квантовыми поправками. В случае одномерных безмасовых частиц затухание Ландау вообще отсутствует вплоть до импульса модулированного поля равного фермиевскому импульсу электронов. Таким образом, качественное отличие одномерной ленты графена и краевых состояний двумерного топологического изолятора состоит в том, что при импульсах внешнего поля меньших фермиевского поглощение исчерпывается плазмонным резонансом, тогда как электронов с параболической дисперсией при любом k имеется вклад от затухания Ландау.

Изучена полоса из двумерного топологического изолятора, в которой краевые электроны с одинаковым спином на разных краях движутся противонаправленно и не могут смешиваться туннелированием. В результате в идеальной системе электроны на краевых состояниях движутся бесстолкновительно и кондактанс системы при нулевой температуре обращается в бесконечность. Присутствие примесей, краевых нерегулярностей и фононов делает межкраевые переходы разрешенными. Такое обратное рассеяние определяет проводимость неограниченно-длинной полосы. Проводимость при конечных температурах была найдена в рамках кинетического уравнения. Показано, что проводимость экспоненциально растет с шириной полосы. В том же приближении найдены нелокальные коэффициенты сопротивления полосы с четырьмя контактами.
Рис.1. Полоса двумерного топологического изолятора. Затемненные области заняты краевыми электронными состояниями, ответственными за проводимость. Электроны на этих состояниях движутся в противоположные стороны вдоль краев полосы. A и B – токовые контакты, 1-4 контакты для измерения нелокального сопротивления.
Рис.2. Диаграмма, объясняющая процессы примесного рассеяния в полосе топологического изолятора. Нижние и верхние линии относятся к электронам, движущимся вдоль соответствующих краев. Между примесями, расположенными в тт. xn, yn, краевые состояния имеют волновые функции ane-ik(x-xn), bne-ik(x-xn). В тт. xn, yn, электроны могут рассеяться назад с переходом на противоположный край.
Показано, что при низкой температуре в присутствии примесей состояния в неограниченно длинной полосе становятся локализованными благодаря рассеянию краевых электронов назад с переходом между краями. Вычислена длина локализации электронов. Показано, что длина локализации экспоненциально зависит от ширины полосы. Изучено разрушение когерентности, обусловленное фононным сбоем фазы электронов при неизменном направлении движения. Найдена температура перехода между кинетическим и локализационным режимами.

Исследовано прохождение микроволнового излучения на частоте 125 ГГц через двухподзонную электронную систему в GaAs квантовой яме при температуре T = 4.2 К в магнитных полях B < 1 Тл. В магнетополевой зависимости проходящей микроволновой мощности обнаружены осцилляции, периодичность которых определяется отношением энергии межподзонного расщепления к циклотронной энергии. Полученные экспериментальные данные качественно согласуются с теорией динамической проводимости квантовых ям с двумя заполненными подзонами размерного квантования.
Рис. (a) Схематический вид профиля ограничивающего потенциала квантовой ямы GaAs с двумя заполненными подзонами (слева). Две серии уровней Ландау, возникающие из первой и второй подзон в магнитном поле B (справа). E1 - энергетическое положение дна первой подзоны, E2 - энергетическое положение дна второй подзоны, Δ12 - межподзонное энергетическое расщепление, EF - энергетическое положение уровня Ферми, ħc - энергетическое расстояние между уровнями Ландау.
(б) Схематический разрез селективно-легированной GaAs квантовой ямы с боковыми сверхрешеточными барьерами AlAs/GaAs (слева). Упрощенная схема эксперимента (справа). QW – квантовая яма. Стрелками обозначены слои GaAs, AlAs и δ-Si. Цифрами 1-4 обозначены омические контакты к образцу. RT – угольный резистор, измеряющий микроволновую мощность.
(в) Зависимость проходящей через образец микроволновой мощности PT от магнитного поля B.
(г) Зависимость осциллирующей компоненты проходящей через образец микроволновой мощности PoscT от магнитного поля B. T = 4.2 K, ω/2π = 125 ГГц. Стрелками указано положение циклотронного резонанса.

Исследовано влияние водородной плазмы на наблюдающуюся при комнатной температуре ФЛ от самоорганизующихся Ge/Si КТ. Атомарный водород вводился в структуру путем обработки образцов в водородной плазме, получаемой в удаленном реакторе высокочастотным разрядом (40.7 МГц, 70 Вт). В эксперименте варьировались температура подложки и время экспозиции. Для исследования тепловой стабильности обработанных структур были проведены изохронные отжиги образцов в атмосфере аргона.

Рис. Спектры ФЛ исходных образцов с КТ и после обработки в плазме водорода при 250, 300, 350 и 400 °C в течение 30 мин.
На Рис. приведены типичные спектры ФЛ полученные при комнатной температуре от исходных и гидрогенезированных образцов. Широкий пик ФЛ вблизи 0.8 эВ (1.55 мкм) связан с рекомбинацией дырок локализованных в КТ Ge и электронов в напряженном (растянутом) слое Si вокруг Ge островков. Обнаружено, что исходные образцы имеют слабый сигнал ФЛ, в то время как, для образцов, обработанных в водородной плазме интенсивность ФЛ возрастает, а полоса излучения, связанная с КТ становится доминирующей. Усиление интенсивности фотолюминесценции происходит из-за пассивации центров безизлучательной рекомбинации, расположенных поблизости и внутри Ge/Si квантовых точек посредством образования Si-H или Ge-Н-связей.
Оптимальный режим гидрогенезации (температура Т=300 °С, время экспозиции t=30 мин.) обеспечивает увеличение эффективности излучения КТ на порядок величины. Дальнейшее увеличение температуры обработки в водородной плазме приводит к уменьшению интенсивности ФЛ из-за термически активируемого удаления водорода из образцов. Показано, что термический отжиг гидрогенезированных структур при температуре Т 600 °C приводит к полному разрушению Si (Ge) - H связей и падению величины интенсивности ФЛ.

Найдены оптимальные параметры гетероструктур Ge/Si с электронным типом проводимости, обеспечивающие эффективный фотоприем в длинноволновой (8–14 мкм) области ИК спектра излучения при нормальном падении электромагнитной волны. Численное моделирование распределения механических напряжений в такой системе показывает, что максимальная деформация в Si достигается именно в окрестности вершины островков Ge и представляет собой сжатие в направлении роста [001] (ось z) и растяжение в плоскости структуры. Такая деформация приводит к расщеплению шестикратно вырожденной Дельта-долины зоны проводимости Si, в результате которого низшими минимумами в деформированном Si оказываются две из шести Дельта-долин, расположенные на оси z в зоне Бриллюэна. В ходе вычислительных экспериментов было обнаружено возникновение в напряженных слоях Si вблизи вершин нанокластеров Ge трехмерных потенциальных ям для электронов и формирование в них связанных электронных состояний (рис.1). Показано, что причиной локализации электронных состояний в напряженных многослойных гетероструктурах Ge/Si является расщепление шести Дельта-долин в зоне проводимости Si, вызванное локальным растяжением кремния вблизи нанокластеров Ge.
Рис.1. (а) Двумерное изображение модельной структуры, состоящей из шести вертикально-совмещенных пирамидальных квантовых точек Ge, разделенных слоями Si. Красным цветом показана волновая функция электрона в основном состоянии в плоскости симметрии x-z, проходящей через вершины пирамид. Профили связывающего электроны потенциала U, сформированного полями деформаций вдоль различных крсталлографический направлений, показаны на панелях (б) и (в) относительно края зоны проводимости ненапряженного Si. Распределения волновых функций электрона представлены красным цветом.
Рис.2. Определенная в ходе моделирования энергия связи электрона в основном состоянии Eb и соответствующая длинноволновая граница детектирования фотонов в колонках из шести КТ Ge как функция латерального размера пирамид Ge и средней доли Ge в КТ.
Установлено, что энергия связи электронов достигает величины 100 мэВ по отношению к к краю зоны проводимости ненапряженного Si (соответствующий длинно-волновый край чувствительности 12 мкм, рис.2) при определенной конструкции вертикальной колонки квантовых точек: (1) средняя доля Ge в квантовых точках должна быть не ниже 80–100% (низкие температуры эпитаксии); (2) латеральные размеры нанокластеров Ge от 15 до 25 нм (это требование можно реализовать только при формировании хат-кластеров в режиме роста Странского-Крастанова), (3) расстояние между слоями Ge от 3 до 6 нм, (4) число вертикально совмещенных слоев нанокластеров Ge от 4 до 10.
![]() |
Рис.3. (а) Спектры фототока в латеральном направлении, измеренные при температуре 85 К при нормальном падении ИК излучения и (б) для ТЕ- и ТМ-поляризации. На панели (а) приложенное к образцу напряжение меняется от 1 В дл 5 В. На вставке показана геометрия измерений поляризационно-зависимой фотопроводимости. Гетероструктура представляла собой шесть слоев КТ Ge пирамидальной формы (рис.3а и 3б). |
Изготовлены образцы для измерений спектральных характеристик фотопроводимости в вертикальной и латеральной геометрии. Измерены спектры фототока для нормального падения излучения, а также для TE-поляризации (излучение поляризовано в плоскости гетероструктуры) и TM-поляризации (вектор электрического поля направлен вдоль направления роста) (рис.3). Пик фототока в области длин волн 12-15 мкм, появляющийся при нормальном падении света, а также для ТЕ-поляризации объяснен переходами электронов из состояний, локализованных в кремнии вблизи вершин квантовых точек, в состояния сплошного спектра Si. В вертикальной поляризации доминирует полоса в области 5-14 мкм, связанная с возбуждением электронов через отщепленные деформацией Дельта-долины германия. В гетероструктурах с квантовыми точками большего размера спектральный состав фотопроводимости более широкий и занимает область 1-25 мкм.

Впервые резонансным оптическим методом – комбинационным рассеянием света с переворотом спина определены g факторы электрона, дырки и экситона в непрямозонных (In,Al)As/AlAs КТ первого рода. Резонансное оптическое возбуждение электрона в Х долине зоны проводимости КТ стало возможным, благодаря Г-Х смешиванию в КТ определенного размера, как показано на рис.1.
Установлено, что g фактор электрона изотропен (не зависит от угла между осью роста КТ и направления магнитного поля) и равен ge=2,00±0,01, что обусловлено пренебрежимо малым спин-орбитальным взаимодействием в Х долине зоны проводимости. g фактор тяжелой дырки, напротив, анизотропен. В КТ большого размера продольная компонента (по оси роста КТ) g фактора равна gh=2,43±0,05, а поперечная компонента равна 0,03±0,05. Практическое равенство нулю поперечной компоненты g фактора тяжелой дырки, свидетельствует о том, что в исследуемых КТ состояния легкой и тяжелой дырки сильно разделены размерным квантованием и не смешиваются. Продольный и поперечный g факторы экситона равны, соответственно, 0,43±0,08 и -1,95±0,08. При уменьшении размера КТ продольная компонента g фактора тяжелой дырки уменьшается. Это приводит к тому, что при определенных размерах КТ продольный g фактор экситона, определяемый как разность продольных компонент g факторов тяжелой дырки и электрона gh - gе становится равным нулю и даже меняет знак.
Рис.1. (а) Зонная диаграмма энергетических состояний КТ (In,Al)As/AlAs в зависимости от размера КТ. Вертикальной пунктирной линией обозначены КТ с Г-Х смешиванием электронных состояний. (б) Спектр низкотемпературной (Т=2 К) ФЛ ансамбля (In,Al)As/AlAs КТ. Вертикальной пунктирной линией обозначен центр спектральной области, соответствующей излучению экситонов с Г-Х смешиванием электронных состояний. Квадраты показывают спектральную зависимость времени жизни экситона в КТ.
![]() |
Рис.2. Угловая зависимость g факторов электрона (e), тяжелой дырки (hh) и экситона (Ex) в КТ (In,Al)As/AlAs |

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5.
На основе тонкой проводящей полупроводниковой мембраны с двумерным электронным газом, отделенной от подложки путем селективного травления, создан подвешенный квантовый точечный контакт, демонстрирующий квантование кондактанса.
Путем прямого экспериментального сравнения результатов электрофизических измерений, проведенных до и после селективного травления, обнаружено, что баллистический электронный транспорт в подвешенном квантовом точечном контакте имеет определенные особенности, которые тот же самый экспериментальный образец до подвешивания не демонстрировал. В частности, подвешивание квантового точечного контакта приводило к проявлению особенности на затворных характеристиках при значениях кондактанса, близких к 0,7×2е2/h («0,7-аномалии»). В отличие от целочисленных плато квантования кондактанса, «0,7-аномалия», согласно существующим теориям, необъяснима в рамках одночастичной модели, и, по-видимому, ее природа связана с электрон-электронным взаимодействием. В этом контексте полученные результаты объяснимы усилением кулоновского взаимодействия в результате ограничения электрического поля внутри подвешенной мембраны с большой диэлектрической проницаемостью и могут рассматриваться как подтверждение связи «0,7-аномалии» с электрон-электронным взаимодействием.
Рис. а) квантование кондактанса неподвешенного квантового точечного контакта (на вставке изображен экспериментальный образец); б) отсутствие «0,7-аномалии» до подвешивания; в) проявление «0,7-аномалии» после подвешивания.

Методом фотолюминесценции исследована дефектно-примесная структура гетероэпитаксиальных слоев CdxHg1-xTe/Si (0.35 < x < 0.39), выращенных молекулярно-лучевой эпитаксией для создания p+/n--переходов ионной имплантацией мышьяка. Показано, что полной реализации возможностей фотодиодных структур ”p+/n“ на основе CdHgTe/Si препятствует неконтролируемое легирование материала, приводящее к формированию как мелких (с энергией залегания 10meV), так и глубоких (50 meV) акцепторных уровней – рис.1.
Исследованы дефекты в пленках КРТ, легированных мышьяком в процессе выращивания методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Электрические свойства пленок были исследованы с использованием ионного травления, как метода, выявляющего дефекты. В результате было подтверждено, что наиболее эффективное включение электрически активного мышьяка происходит при температуре крекинга около 700 °С. Также наблюдалось взаимодействие мышьяка и теллура в процессе осаждения. При ионном травлении КРТ междоузельная ртуть образует электрически активные комплексы с примесями и дефектами. После прекращения ионного травления образовавшиеся комплексы распадаются с различной скоростью – рис. 2.
Рис. 1. Нормализованные спектры ФЛ ГЭС #1 (1), #3 (2), и #4 (3), записанные при 4.2 К. Тонкие линии показывают подгонку спектров и их разложение на гауссовы составляющие.
![]() |
Рис. 2. Релаксация концентрации электронов в пленках КРТ после первого и второго циклов ионного травления: (1, 2) - образец легирован мышьяком из источника с крекингом при 407 °С; (3, 4) - легирование мышьяком из источника с крекингом при 534 °С; (5, 6) - нелегированный образец. |
Анализ результатов по ионному травлению КРТ и последующей релаксации позволяет заключить, что помимо обратимых процессов, приводящих к релаксации, происходит необратимое преобразование присутствующих в КРТ центров с изменением их электрической природы. Исследование ионного травления и последующих процессов релаксации может быть использовано для анализа природы комплексов и управления электрически активными центрами.
Дислокации также могут служить источниками электрически активных центров. Дислокации в гетероструктурах являются необходимым равновесным элементом структуры, который обеспечивает релаксацию напряжений. Тем не менее, имеются возможности снижения плотности прорастающих дислокаций, ухудшающих качество полупроводниковых изделий, когда они попадают в активную область. Полученные результаты указывают на влияние начальных стадий формирования гетероструктуры на скорость снижения плотности по мере увеличения толщины эпитаксиального слоя - переход к трехмерному механизму зарождения на начальных стадиях роста в сочетании с увеличением несоответствия параметров приводит к повышению доли малоподвижных дислокаций.

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6.
Исследованы особенности пассивации поверхности гетероэпитаксиальных варизонных структур CdxHg1-xTe n-типа проводимости (МЛЭ, х~0.4) сверхтонкими диэлектрическими плёнками (~3нм) с последующим напылением Pt-затворов. Предварительная очистка поверхности пленок CdxHg1-xTe проводилась травлением образцов в пяти химических растворах: диметилформамид (ДМФ), гидроксид аммония (NH4OH), HCl – изопропиловый спирт (HCl-ИПС), 0.25% раствор брома в этаноле, 10% водный раствор плавиковой кислоты (HF). Толщина стравленного слоя в растворе брома ~ 0,5 мкм, для других травителей < 0,1 мкм. Очистка приводят к изменению химического состава приповерхностной области образцов КРТ относительно исходной (таблица 1). Химический состав поверхности проводился in situ методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС). В приповерхностной области гетероструктур наблюдалось увеличении концентрации теллура.
Образец | х | Cd | Hg | Te | Hg/Cd эксперимент |
Hg/Cd расчет по х |
Толщина слоя углеродных загрязнений (нм) |
Исходный ДМФ NH4OH HCl + ИПС Br2 + метанол HF + H2O |
0.50 0.42 0.45 0.45 0.38 0.40 |
0.34 0.36 0.22 0.17 0.14 0.32 |
0.13 0.15 0.21 0.16 0.22 0.18 |
0.53 0.49 0.57 0.67 0.64 0.50 |
0.40 0.41 0.97 0.9 1.54 0.56 |
1.00 1.38 1.22 1.22 1.63 1.50 |
0.96 3.68 0.26 0.10 0.22 0.62 |
Таблица 1. Химический состав (х) и относительное содержание компонентов на поверхности образцов CdxHg1-xTe после различных химических обработок
Максимальное обогащение поверхности Te наблюдалось при использовании раствора (HCl-ИПС), при этом наблюдается уширение пика Te 3d в сторону больших энергий связи, свидетельствующее о появлении теллура в элементном состоянии. Значительное обеднение приповерхностной области образцов КРТ ртутью по отношению к кадмию (примерно в 2 раза) наблюдается для исходного образца с естественным оксидом (dоксида = 0,5 нм) и после обработки в ДМФ (dоксида = 1,8 нм) и в растворе плавиковой кислоты (dоксида~ 0 нм). Температурные отжиги пленок CdxHg1-xTe после травления в гидроксида аммония уже при Т=60 °С приводят к обеднению поверхности ртутью в 1.5 раза и относительному росту концентрации кадмия. Для образца, защищённого тонкой плёнкой собственного оксида, область термической стабильности смещается до температуры 120 °С. Дальнейшее повышение температуры приводит к уменьшению интенсивности сигнала кадмия и одновременному увеличению интенсивности пика теллура. Концентрация ртути остается неизменной. При температурах порядка 250 °С наблюдается полное восстановление теллура из окисленного состояния в плёнке и заметным образом уменьшается концентрация ртути. Однако интенсивность пика кислорода практически не изменяется, что свидетельствует об образовании оксидов катионов твёрдого раствора HgCdTe. На разных стадиях окисления поверхности исследовался химический состав состав приповерхностной области по линиям Cd, Hg, Te и O. Толщины окисных плёнок оценивались по измерению отношения интегральных интенсивностей фотоэлектронных пиков от окисной плёнки и подложки.
![]() |
![]() |
Рис.1. ВАХ МДП структур с туннельно-тонким диэлектриком (< 2 нм) при Т~80 К и разных засветках ИК-излучением от АЧТ (583 К). Диаметр контактной площадки 100 мкм. Здесь 1-темновая кривая, 2-6 различный диаметр диафрагмы АЧТ (6, 8, 10, 12, 16 мм), соответственно. | Рис. 2. зависимости C-2(V) при Т=78 К, f=20 кГц. По наклону кривой определена концентраци донорной примеси в пленке, по отсечке на оси V – высота потенциального барьера. |
Кинетика окисления КРТ в плазме тлеющего разряда имеет характер близкий к логарифмическому. С увеличением продолжительности окисления наблюдается замедление скорости роста толщины окисной плёнки и наблюдается тенденция к насыщению. При увеличении продолжительности обработки в плазме наблюдается монотонное уменьшение относительной доли ртути и увеличение доли кадмия. Оксидная плёнка представляет собой смесь оксидов теллура, кадмия и ртути. Выполненные исследования показывают возможность прецизионного формирования тонких собственных окисных слоёв на поверхности КРТ. Электронно-лучевым испарением платины через маску изготовлены МДП-структуры со сверхтонкой диэлектрической пленкой. На рис.1 представлены характерные для полученных структур вольт-амперные зависимости диодного типа, имеющие хорошую чувствительность к засветке имитатором АЧТ с температурой полости 583 К. Величина обнаружительной способности структур ~ 4·1011 см·Гц1/2Вт-1. Из вольт-фарадных измерений по наклону линейной зависимости C-2-V (рис.2) определена концентрация легирующей донорной примеси ~ 1·1015 см-2, что выше данных холловских измерений ~ 5·1014 см-2 и указывает на более значительное нарушение поверхности и увеличение концентрации свободных носителей в приповерхностной области КРТ при напылении платины. По отсечке прямой на оси напряжений определена величина барьера на границе полупроводник/металл ~

Предложена и разработана оригинальная методика, обеспечивающая возможность измерения n(εtr) с контролируемой погрешностью в динамическом диапазоне, превышающим 102. Используя эту методику, впервые в мире были измерены распределения n(εtr) из p-GaN(Cs,O) – фотокатода. Измерения проводились при «малых» и «больших» энергиях фотонов (ħω) при комнатной температуре. В первом случае начальная кинетическая энергия электронов в полупроводнике была соизмерима с тепловой энергией кТ. Во втором случае начальная кинетическая энергия фотоэлектронов в полупроводнике превышала 1 эВ. Основные результаты работы показаны на рис.1. Показано, что увеличение начальной кинетической энергии фотоэлектронов в зоне проводимости значительно сдвигает высокэнергетическую границу распределения n(εtr). Для «привязки» величин εtr к «продольным» энергиям (εlon) фотоэлектронов, эмитированных перпендикулярно поверхности фотокатода, были измерены распределения n(εlon). Для измерений n(εlon) использовалась методика с тормозящим электрическим полем, разработанная нами ранее.
![]() |
Рис. 1. Распределения фотоэлектронов, эмитированных из p-GaN(Cs,O) фотокатода по поперечной компоненте энергии. |
Результаты измерения n(εlon) показаны на рис. 2. Вертикальной стрелкой на рис.2 обозначена начальная кинетическая энергия фотоэлектронов в зоне проводимости в объёме p-GaN, рассчитанная для ħω = 4.7 эВ из известных параметров зонного спектра полупроводника, энергетического положения уровня вакуума фотокатода и

Рис. 2. Распределения фотоэлектронов, эмитированных из p-GaN(Cs,O) фотокатода по продольной компоненте энергии.
Выявленные особенности энергетических распределений фотоэлектронов, эмитированных из p-GaN (Cs,O) - фотокатода были интерпретированы как результат влияния двух различных механизмов выхода электронов из фотокатода в вакуум. Мы полагаем, что высокоэнергетические крылья распределений n(εtr) и n(εlon) обусловлены, в основном, «упругой» эмиссией электронов, при которой малая часть рождённых в полупроводнике фотоэлектронов выходит в вакуум без потери начальной кинетической энергии. Диффузное упругое рассеяние фотоэлектронов на границе раздела фотокатод-вакуум «выравнивает» максимальные значения n(εtr) и n(εlon). Основная часть эмитированных электронов перед выходом вакуум захватывается двумерными зонами размерного квантования и выходит в вакуум после частичной потери начальной энергии. Таким образом, выяснены причины, определяющие ширину энергетических и угловых распределений электронов, эмитированных из p-GaN(Cs,O)-фотокатодов.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии соединений А3В5.
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
С целью выяснения механизма влияния фтора на плотность поверхностных состояний (ПС) на границе раздела оксидный слой/InAs(111)A были изучены электрофизические свойства МОП структур на InAs c тонким (7-20 нм) анодным оксидным слоем (АОС) в качестве подзатворного диэлектрика. Слои выращивались в кислотном электролите, в котором, как показано ранее, при высоких концентрациях фторирующего реагента (NH4F) формируется бескислородная граница раздела InF3/InAs(111)A. Методами C-V и G-V характеристик показано, что наименьшая плотность ПС (~2·1010 см-2эВ-1) достигается при низкой концентрации (1 г/л), тогда как наименьшая величина встроенного заряда (Qfix ~3·1011 см-2) при самой высокой (15 г/л) концентрации NH4F в электролите. Величина Qfix для структур с фторсодержащим анодным слоем (ФАОС) слабо меняется с увеличением толщины слоя. Гистерезис ВФХ Au-ФАОС-InAs МОП структур определяется концентрацией NH4F и величиной поля и слабо зависит от толщины анодного слоя. Установлено, что при полях, не превышающих значение 6·105 В/см гистерезис ВФХ отсутствует. При увеличении поля в ФАОС наблюдается, практически линейное увеличение величины захваченного заряда с увеличением количества NH4F в электролите.
![]() |
![]() |
Рис.1. ВРЭМ изображение границы раздела InF3/InAs (111)А и изменение оптической плотности (вставка). | Рис.2. Распределение плотности ПС в запрещенной зоне InAs, полученное методом Термана и по модели собственных дефектов на границе оксид/InAs. |
Изучение влияния фтора на структурно-морфологические особенности гетеросистемы АОС/InAs (111)А методом просвечивающей электронной микроскопии высокого разрешения (ВРЭМ) с помощью микроскопов JEM-4000EX (400 keV) и JEM-2200FS (200 keV) в конфигурации поперечного среза показало, что на границе раздела InF3/InAs(111)A переходной слой имеет кристаллическую структуру (Рис.1). Фурье преобразование ВРЭМ изображения показывают, что увеличение длины связи в этом слое на 0,02 нм, по сравнению с объемом InAs.
Для Au-АОС-InAs МОП структур с анодным слоем без фтора и содержащем фтор распределение состояний в запрещенной зоне, полученное методом Термана, соответствует модели собственных дефектов на границе раздела оксид/АIIIВV (Рис.2).
Согласно этой модели ПС на границе оксид/InAs обусловлены различного рода дефектами связей, образующихся в переходном слое оксида у поверхности полупроводника. Как видно из рис. 2, фтор снижает плотность ПС по всей ширине зоны до значения 2-12·1010эВ-1cм-2, но, в большей степени, вблизи дна зоны проводимости.
Полученные результаты показывают, что снижение плотности ПС на фторсодержащей границе раздела оксид/InAs приводит к образованию упорядоченного по структуре переходного слоя. При больших концентрациях фтора образуется изоструктурный переходной слой InF3.

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6.
Лаборатория физико-технологических основ создания приборов на основе полупроводников А2В6.
Темновые токи p-n переходов CdхHg1-хTe снижаются при увеличения ширины запрещенной зоны полупроводника и, соответственно, смещения оптического края поглощения ИК-излучения в коротковолновую область. Снижение плотности генерационно-рекомбинационных токов, зависящих от наличия и свойств глубоких генерационно-рекомбинационных уровней, позволяет поднять рабочую температуру фотодиодов до величины ~ 170 К без ухудшения обнаружительной способности диодов в спектральном диапазоне чувствительности ~ 3 мкм. Фотодиоды изготавливались методами фотолитографии на варизонных пленках CdхHg1-хTe с профилем распределения состава показанным на рис.1. Пленки выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках Si <310> диаметром 76,2 и 100 мм. Буферные слои ZnTe ~ 0,05 мкм и CdTe ~ 6 мкм между подложкой кремния и базовым слоем не показаны. Пленки CdхHg1-хTe имели проводимость n- типа с объемной концентрацией (0,8 – 3,6)·1015 см3. Подвижность основных носителей в активном слое составляла величину (6-8,5)·103 см2/Вс, время жизни неосновных носителей ~ 1-1,5 мкс.

Рис.1. Профиль распределения мольной доли атомов Cd в пленках CdхHg1-хTe.
Слои p-типа проводимости формирова ли введением в подрешетку металла необходимого числа вакансий с помощью температурного отжига, а n-p переход получали ионной имплантацией бора, создающего за счет радиационных дефектов слой избыточных атомов ртути заполняющих вакансии и восстанавливающих исходный n-тип проводимости. Переходы p-n формировались ионной имплантацией мышьяка в слои n-типа проводимости с последующей активацией атомов мышьяка температурным отжигом. Площадь диодов составляла 10×10 мкм2, шаг диодов в матрице ~ 30 мкм.
На рис.2 показаны температурные зависимости токов обратно смещенных n-p и p-n типичных элементов матриц при нескольких напряжениях смещения. Экспериментальные зависимости токов n-p переходов в координатах Аррениуса имели три характерных участка. В области температур 170 - 300 К экспериментальные зависимости достаточно хорошо описывались теоретической моделью токов ограниченных диффузией носителей заряда (кривая 1). В области температур 130 - 170 К зависимости объяснялись теоретическими кривыми (2) учитывающими процессы генерации носителей через глубокий уровень (ГУ), локализованный в середине запрещенной зоны полупроводника. В области температур 77 - 130 К температурная зависимость токов практически отсутствовала и определялась напряженностью электрического поля в области пространственного заряда n-p перехода. Экспериментальные зависимости токов p-n переходов в координатах Аррениуса имели два характерных участка. В области температур 210 - 330 К экспериментальные зависимости удовлетворительно описывались теоретической моделью токов ограниченных диффузией носителей заряда (кривая 1). В области температур 138 - 210 К зависимости объяснялись теоретическими кривыми (2) учитывающими процессы генерации через ГУ, локализованный в середине запрещенной зоны полупроводника. Теоретические зависимости вольтамперных характеристик рассчитывались в рамках одномерной диффузионно-дрейфовой модели. В этой модели совместно решалось уравнение Пуассона, которое описывало распределение потенциала, напряженности электрического поля по координате с учетом варизонной структуры пленки (рис.1) и уравнения непрерывности для электронов и дырок, описывающих изменение во времени концентрации свободных носителей в разрешенных зонах полупроводника.
Рис.2. Аррениусовская зависимость n-p перехода (A) и p-n перехода (Б) при нескольких напряжениях смещения (геометрич. фигуры). Сплошные линии - теоретические зависимости. Здесь: (1)-ограничение диффузией. (2) – с учетом процессов генерации в ОПЗ. (А): Концентрация ГУ - 1·1013 см-3. Сечения захвата (σn = σp = 10-13 см2). (Б): Концентрация ГУ - 5·1011 см-3. Сечения захвата (σn = σp = 10-13 см2).
Предполагалось, что захват и эмиссия свободных носителей происходит с участием однозарядного ГУ по тепловому механизму Шокли-Рида-Холла. Теоретическая кривая (1) была получена при отсутствии в структуре в пленках ГУ. Отклонение теоретической кривой (2) при понижении температуры связано с генерацией зарядов через ГУ. Подгонка теоретической кривой под экспериментальную кривую осуществлялась следующим образом. Максимальная интенсивность процесса генерации достигается при локализации ГУ по энергии вблизи середины запрещенной зоны полупроводника и равенстве сечений захвата для электронов и дырок. Поскольку величина тока обратно смещенного диода определяется произведением концентрации ГУ на сечение захвата подгоночным параметром считали концентрацию ГУ а сечение захвата выбиралось близким к сечению захвата кулоновским центром. При уменьшении сечения захвата или смещения ГУ от середины запрещенной зоны по направлению к разрешенным зонам величина генерационного тока уменьшается и совпадение с экспериментом можно достичь увеличением концентрации ГУ.

Методом in siti отражательной электронной микроскопии детально исследован процесс зарождения 2D-островков на атомно-гладких террасах поверхности Si(111)-(7×7) и Si(111)-(1×1) в зависимости от скорости осаждения кремния R и ширины атомно-гладкой террасы в интервале 0.1–100 мкм. Это позволило расширить диапазон температур T для получения зависимостей концентрации двумерных островков N2D (R,T) вплоть до 1090 °C и исследовать двумерное зарождение в условиях отсутствия и наличия сильной конкуренции со стоком адатомов в моноатомную ступень, ограничивающую террасу.
Рис. 1. (а,б.в-1) In situ ОЭМ- и (а,б,в-2) ex situ АСМ-изображения двумерно-островкового зарождения на (а) экстра-широких (~100 мкм) террасах поверхности Si(111)-(1×1), (б) широких (1-10 мкм) и (в) узких (0.1-1 мкм) террасах поверхности Si(111)-(7×7).
Экстраширокие террасы (~10-100 мкм) использованы для измерения зависимостей N2D(R,T) в условиях отсутствия стоков на поверхности Si(111) со структурой (1×1) и (7×7) (Рис. 1 а и б соответственно). В рамках классической теории скоростей зародышеобразования зависимость
Рис. 2. Экспериментальные зависимости характерного расстояния между зародышами двумерных островков LS2 ≡ N2D-1 от R при температурах (а) выше (1 - 850 °C, 2 - 950 °C) и (б) ниже сверхструктурного перехода (1×1) ⇔ (7×7) (1 - 650 °C, 2 - 700 °C, 3 - 750 °C). Во вставках представлены зависимости Ls2(T). (в) Экспериментальные зависимости λ - (R) (1 - 650 °C, 2 - 700 °C).
Для изучения двумерного зарождения на поверхности Si(111)-(7×7) в условиях максиальной конкуренции со стоком адатомов в ступени, осаждение кремния осуществлялось на предварительно сформированную пирамидальную структуру, состоящую из двумерных слоёв, растущих за счёт движения моноатомных ступеней (Рис. 1 в). Когда ширина верхнего слоя достигает критической (λ), происходит зарождение 2D островков. По аналогии с N2D, λ подчиняется зависимости
Таким образом, показано, что принципиальное различие процессов двумерного зарождения на поверхности Si(111) со структурой (1×1) и (7×7) обусловлено ключевой ролью подвижных нанокластеров на реконструированной поверхности. Впервые показано, что конкуренция процессов зародышеобразования и стока в ступени на поверхности Si(111)-(7×7) приводит к резкому увеличению размера критического зародыша с i=1 на экстраширокой террасе, в условиях минимизации стока, до i ≈ 8 на террасе критической ширины, когда сток в ступени максимален.

Методом in situ СВВ ОЭМ проведены исследования кинетики роста отрицательных островков на поверхности Si(111) при травлении поверхности молекулярным кислородом. Температура поверхности образца в эксперименте изменялась в пределах 1000-1300°С, при данных температурах кислород взаимодействуя с атомами поверхности, формируя летучее соединение SiO в результате на террасах образуются вакансии, которые двигаются по поверхности и участвуют в массопереносе. Разработана теоретическая модель, основанная на классической теории зарождения островков и теории диффузии вакансий по террасе. Данная модель предсказывает степенную зависимость квадрата критического размера террасы от частоты зарождения островков. На рис. а представлены экспериментальные измерения данной зависимости. Обнаружено изменение степенного показателя χ (рис. б) при температуре 1180°С с 0,95 до 1,15 при повышении температуры. Из теории следует, что при температурах T>1180°С кинетика зарождения островков определяется процессом взаимодействия вакансий со ступенью с энергией встраивания и отрыва вакансии от ступени EAD=1.5±0.15 эВ. При Т<1180°С разработанная теория не описывает экспериментальные данные, что связано с необходимостью учета адатомов в диффузионных уравнениях при низких температурах и их взаимодействия с вакансиями.
Рис. Зависимость квадрата диаметра критического размера террасы от частоты зарождения островков (а), температурная зависимость степенного показателя χ(б).

Институт геологии и минералогии им. В.С.Соболева СО РАН.
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5 ИФП СО РАН.
Wilhelm Conrad Röntgen-Center for Complex Material Systems, Universität Würzburg, Germany.
Изучена возможность управления уровнем Ферми на поверхности и в объёме трёхмерных топологических изоляторов (ТИ) на основе соединений Bi2Se3, Bi2Te3 и Sb2Te3 с целью выделения поверхностного металлического спин-поляризованного состояния. Ряд соединений V2VI3, являясь узкозонными полупроводниками в объёме, проявляют уникальные металлические свойства на поверхности. Основной проблемой в выделении поверхностных ТИ свойств является шунтирующее действие объёма вследствие высокой концентрации свободных носителей, при которой уровень Ферми оказывается в разрешенной зоне. Для контроля уровня Ферми в объёме и на поверхности ТИ предложена и реализована идея встроенного p-n перехода. На основании равновесной фазовой диаграммы и условий роста в модифицированном методе Бриджмана предсказан и реализован встроенный p-n переход в соединениях Bi2-xSbxTe3 и Bi2Te3, механизм формирования которого связан с эффектом сегрегации компонентов в процессе кристаллизации. Изменяя соотношение Bi(Sb)/Te в растворе-расплаве нам удалось контролируемо изменять положение уровня Ферми в объеме и на поверхности соединений Bi2Te3 и Bi2-xSbxTe3 и, таким образом, совместить положение уровня Ферми с дираковским узлом в запрещенной зоне (рис.). Показано, что в электронной области p-n перехода подвижность резко увеличивалась на порядок до величин более 70000 cm2/Vs, что, вероятно, связано с эффектом электрон-дырочной экранировки. Обнаружено, что на поверхности (0001) как в p-, так и n- области формируется приповерхностный изгиб зон вниз, что приводит к формированию двумерного электронного газа (рис.), при этом вольтамперные зависимости p-n перехода показали омический характер.
![]() |
Рис. Зависимость термоэдс (коэффициент Зеебека) от координаты на поверхности (0001) Bi1.6Sb0.4Te3. Смена знака указывает на наличие p-n перехода. Вставки - зонная структура вблизи уровня Ферми, измеренная методом фотоэмиссии с угловым разрешением в p- и n- областях, соответственно. |

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6.
Для дальнейшего снижения числа дефектных элементов и повышения характеристик фотоприемных устройств (ФПУ) на основе эпитаксиальных пленок кадмий-ртуть теллура (КРТ) выращенных методом молекулярной лучевой эпитаксии (МЛЭ) требуется учитывать явления, которыми раньше можно было пренебрегать. Одним из таких явлений являются возникающие иногда скопления дефектных пикселей округлой формы в матричных ФПУ. Частота возникновения такого рода дефектов невелика, в то время как один такой дефект редко может приводить к потере более 100 элементов, что для матрицы формата 320×256 составляет чуть более 0.1% от общего числа элементов. Однако, поскольку на современном этапе развития технологии изготовления 7 фотоприемных матриц даже десятые доли процента начинают играть существенную роль, а также, поскольку скопления соседствующих дефектных элементов обладают пониженной обнаружительной способностью, представляется важным надежно установить причину возникновения подобного рода дефектов.
![]() |
![]() |
Рис.1. SEM изображение структурного дефекта пленки КРТ МЛЭ типа «шип». | Рис.2. SEM изображение ямки оставшейся после удаления шипа в процессе изготовления ФПУ. |
![]() |
Рис. 3. Магнетопоглощение в зависимости от магнитного поля. Ясно видна корневая зависимость уровней Ландау от магнитного поля, характерная для линейного спектра. |
Наиболее вероятным кандидатом на роль дефекта, ответственного за возникновение пятен, являются ростовые дефекты пленок КРТ типа «шип». Ранее не удавалось выявить однозначную взаимосвязь между возникновением пятен дефек В работе был использован образец пленки КРТ с х=0.22 на подложке арсенида галлия полученный в результате роста в неоптимальных условиях с очень высокой плотностью мелких шипов, достигающей порядка 100см-2. Данная пленка была использована для изготовления матриц фотодиодов n на р формата 320×256 с шагом 30мкм по стандартной технологии. Важно отметить, что в результате проведения ряда технологических операций при изготовлении матриц фотодиодов происходит разрушение поликристаллического ядра шипов, в результате чего на месте шипов остаются ямки рис. 2. После изготовления индиевых микроконтактов матрица фотодиодов была гибридизована с кремниевой интегральной схемой считывания (КИС) методом flip-chip. Затем были проведены измерения фотоэлектрических характеристик диодов. Полученная в результате измерений топограмма дефектных элементов представлена на рис. 3. Черным обозначены пиксели, параметры которых не соответствуют нормативным. Наблюдается высокая плотность округлых скоплений дефектных пикселей сопоставимая с плотностью шипов (порядка 100 см-2). Кроме того наблюдаются также многочисленные одиночные элементы с повышенными фототоками. Скопление дефектов в верхнем правом углу вызвано неравномерным приложением давления при гибридной сборке возникшим в результате непланарности использованной матрицы фотодиодов.
Для проверки гипотезы о связи между шипами и круглыми группами дефектных пикселей данное МФПУ было снова разделено на КИС и матрицу фотодиодов. Затем химическим методом с матрицы диодов были удалены остатки индиевых микроконтактов и диэлектрик. Для обнаружения следов структурных дефектов полученный образец был просканирован оптическим профилометром с шагом 3 мкм.
![]() |
Рис. 4. Профиль поверхности матрицы фотодиодов после цифровой фильтрации. Удалены неоднородности размерами менее 10×10 мкм, глубиной менее 2 мкм. |
![]() |
Рис. 5. Наложение карты расположения ямок на матрице фотодиодов на топограмму дефектных элементов той же самой матрицы. Серый цвет соответствует топограмме дефектных элементов, черный – ямкам на поверхности матрицы фотодиодов. |
В результате проведенной обработки профиля поверхности остались лишь неоднородности, чьи латеральные размеры превышали 10×10 микрон и глубина превышала 2 микрона, итоговый профиль представлен на рис. 4. Плотность оставшихся неоднородностей соответствует плотности шипов на исходной пленке и составляет порядка 100 см-2.
Чтобы со всей очевидностью установить степень корреляции между ямками, оставшимися от шипов и скоплениями дефектных пикселей изображения на рис. 3 и 4 были приведены к одному масштабу и совмещены на рис. 5. Изображение топограммы дефектных элементов имеет серый цвет, карта ямок оставшихся после удаления шипов имеет черный цвет.
Хорошо видно, что имеется очень высокая корреляция между расположением дефектных пикселей и ямок, оставшихся от структурных дефектов пленок КРТ имевших вид шипов. Также заметно, что каждый шип приводит к ухудшению параметров не только диодов, непосредственно попавших на него, но и диодов находящихся на некотором удалении от дефекта (до 100 мкм). По всей видимости данный эффект связан с большой областью сбора неосновных носителей.

С помощью высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии и компьютерного моделирования впервые детально исследована структур протяженных дефектов в Si, возникающих после имплантации бора и отжига при Т=900°С, в зависимости от дозы имплантации (D) и концентрации узлового бора Bo (CBo), введенного в Si до имплантации. Показано, что при D=1016 см-2, вплоть до СBо=0.8×1020, наблюдаются дислокационные петли Франка междоузельного (I-) и вакансионного (V-) типа в соотношении 4:1, соответственно. Атомная структура петель Франка I-типа сильно деформирована, что указывает на накопление бора в плоскости дефекта в мелкодисперсной форме (рис.а). Для сравнения, на рис.б представлено ВРЭМ изображение атомной структуры петли Франка I-типа при малой дозе имплантации. Можно видеть, что в этом случае структура дефекта является исключительно совершенной, в то время как при большой дозе плоскость дефекта сильно искажена. Такой аномальный контраст может быть связан с наличием большого количества бора в плоскости дефекта в мелкодисперсной форме. Сегрегация бора в дислокационной петле была недавно обнаружена и с помощью APT-томографии. Это заставляет предположить вовлечение подвижного комплекса BsI в кластеризацию Is. Для реализации этого механизма необходима активация всего имплантированного бора в процессе отжига, при которой будет израсходована большая часть вакансий. Однако растворимость бора в Si термодинамически лимитирована и не может значительно отклоняться от предельных для заданной температуры отжига значений. Поэтому избыточный узловой бор (Bs) при наличии Is неизбежно формирует пары BsI и вовлекается в кластеризацию Is.
![]() |
![]() |
Рис. 1. [110]-ВРЭМ изображения дислокационных петель Франка I-типа в образцах с СBо=0.8×1020см-3(а) и контрольном КЭФ-7.5 (б), облученных бором с D=1×1016 и 1×1015см-2, соответственно. Температуры отжига - 900 (а) и 1075°С (б). в) Компьютерная модель атомной структуры петли Франка I-типа, в которой стрелки ограничивают три перестроенных слоя в плоскости дефекта. Звездочкой отмечено положение ядра дислокации. | Рис. 2. а, б) [110]-ВРЭМ изображения дислокационных петель Франка V-типа при вариации их размеров в образце с СBо=0.8×1020см-3. Большие стрелки указывают на положение ядра дислокации, а маленькие ограничивают два перестроенных слоя в плоскости дефекта. в) Компьютерная модель структуры петли Франка V-типа. Звездочки указывают положение ядра дислокации. |
На рисунке 2 представлены ВРЭМ изображения дислокационных петель Франка V-типа. На первый взгляд их структура разупорядочена в меньшей степени, чем структура петель I-типа. Однако при внимательном анализе ВРЭМ изображений можно заметить признаки реконструкции атомных связей в плоскости дефекта V-типа, которая не следует из его компьютерной модели (рис.2,в). Однако реконструкция становится возможна при встраивании Is в плоскость V-дефекта в виде отдельных <110>-цепочек, разделенных восьмизвенными каналами, что создает периодичность 2×1. Этот механизм был нами ранее открыт при изучении процессов кластеризации точечных дефектов в Si при in situ облучении электронами в JEM4000EX.
Представленный анализ позволяет не только оценить количество Is и Vs, запасенных в протяженных дефектах, но и объяснить наблюдаемое соотношение петель Франка I- и V-типа (4:1), а также понять причину возникновения дефицита вакансий в имплантированных слоях. Вакансии расходуются на «виртуальное» встраивание бора в узловые положения в процессе отжига (Bs), предшествующее образованию подвижного комплекса BsI, который вовлекается в кластеризацию Is с образованием протяженных дефектов.

С помощью методов сверхвысоковакуумной сканирующей туннельной микроскопии и молекулярно-лучевой эпитаксии исследовались начальные стадии зарождения нанокластеров Ge на краях ступеней Si(111) в квазиравновесных условиях роста. На атомарном уровне проведен анализ структурных изменений на кромках ступеней, сформированных при отклонении поверхности (111) в направлении <1̄1̄2> в процессе зарождения нанокластеров Ge. Целью работы было установление особенностей атомного строения ступеней, объясняющих формирование нанокластеров на верхней террасе ступени высотой - 1 бислой. Встраивание атомов в Ge в край ступени с фронтом в направлении <1̄1̄2> при относительно низких температурах роста (250-300°С) приводит к формированию на верхней террасе полуячеек с размером «9» (рис.1).
![]() |
Рис.1. Схема расположения адатомов на верхней и нижней террасах после встраивания дополнительных атомов в край ступени и формирования на них адатомов АU, выделенных темным цветом. Цифрами «7», «9» и «2» обозначены периоды адатомов перпендикулярно и вдоль ступени соответственно. Цифрой «3» обозначен сбой периода «2» вдоль ступени. Пунктирные окружности соответствуют областям угловых вакансий, которые видны в виде темных пятен на изображениях СТМ. Двойная пунктирная стрелка показывает направление преимущественного потока диффундирующих атомов от рест-атомов (R) нижней террасы к рест-атомам верхней террасы. |
Появление увеличенных полуячеек «9» с зеркальным расположением адатомов на краю ступени является структурной предпосылкой аккумулирования диффундирующих атомов и формирования диффузионных каналов с относительно низкими потенциальными барьерами. Следствием структурных изменений в полуячейках является формирование цепочек нанокластеров по краям верхних террас ступеней с фронтом в направлении <1̄1̄2>. На основе изображений сканирующего туннельного микроскопа (рис.2а,б) предложена атомная модель (рис.2с) устойчивого начального нанокластера Ge в полуячейке поверхностной структуры увеличенного размера.
Рис.2. Изображения СТМ (U = +2.0 В) и атомная схема нанокластеров Ge на краю ступени Si с фронтом в направлении <1̄1̄2>, после осаждения 0.06 БС Ge при температуре 380°С со скоростью 0.006 БС/мин. (а) два вида кластеров: «высокие» (в верхней половине рисунка) и «низкие»; (б) увеличенный фрагмент в пунктирной рамке рисунка (а) с двумя характерными «низкими» кластерами. (в) атомная модель устойчивого кластера и атомов на краю ступени. Добавленные в полуячейку атомы выделены темным цветом. Стрелками показаны незаполненные угловые вакансии структуры 7×7. Размеры X и Y показывают дистанцию до ярких максимумов на краях ступеней.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
На примере наиболее изученной системы Ge/Si(001), а также InAs/GaAs(001) и Ge/InGaAs/GaAs(001) рассмотрены все известные на сегодняшний день механизмы образования краевых дислокаций несоответствия (ДН) в эпитаксиально выращенных пленках напряженных полупроводников с решеткой сфалерита и алмаза. В большинстве случаев краевые ДН образуются в процессе роста пленки в результате взаимодействия двух параллельных 60°-ных ДН, распространяющихся в зеркально отклоненных плоскостях скольжения {111} по следующей реакции а/2[101]+a/2[011]=a/2[110].
На Рис. схематично представлено взаимное расположение реагирующих дислокаций в восьми системах скольжения. Основным путем, способствующим облегчению преобразования 60°-ных ДН в 90°-ные, является создание условий для интенсивного образования таких парных (комплементарных) 60°-ных ДН. Установлено, что такими условиями является малая толщина введения дислокаций (10 - 20 нм), что реализуется при относительно большом несоответствии параметров решеток пленки и подложки (f ≥ 1,8%). В этих условиях реализуется механизм наведенного зарождения [1], при котором зародившаяся 60o-ная дислокация провоцирует появление вторичной комплементарной дислокации. Вторичная дислокация имеет винтовую компоненту противоположного знака, компенсирующую винтовые искажения от первичной ДН, что обеспечивает выигрыш в энергии упругого искажения решетки.
![]() |
Рис. Восемь систем скольжения для 60°-ных дислокаций, участвующих в пластической релаксации сжатых пленок GeSi на Si(001). в - ЭМ изображениие. г - основные плоскости в рассматриваемых полупроводниках. b - вектор Бюргерса. |

В полупроводниковой пленке на начальной стадии эпитаксии обычно возникает поле напряжений несоответствия, тензор которых, используя понятие диады, записывается как
Обозначим число введенных семейств ДН через N. Пусть семейству m соответствует междислокационное расстояние Dm; винтовая компонента вектора Бюргерса bВm и проекция на ГР краевой компоненты, равная bkm. Семейства формируют дальнодействующие напряжения, тензоры которых Тm = (ii+jj)2(Gbkm/Dm)/(1-ν)+(ij+ji)GbBm/Dm. Для варианта А справедлива формула
![]() |
(1) |
откуда следует выражение
![]() |
(2) |
выполняющееся для вариантов эпитаксиального роста А и В.
Наиболее частным случаем выражения (2) является широко распространенная в теории ДН формула bk/D=f, которая верна только для ГР (001). Она получается из (2) при N=2; D1=D2=D и bk1=bk2=bk. Для ГР (111) частным случаем (2) является формула bk/D=(3/2)f, которая справедлива при N=3; D1=D2=D3=D и bk1=bk2=bk3=bk. Последняя формула дает возможность уточнить результаты для Ge/Si(111), полученные при некорректном использовании формулы bk/D=f для ГР (111).
Наиболее ярким примером состояния гетеросистемы, когда справедливо выражение (2), но не справедливо (1), является введение двух взаимно перпендикулярных семейств 60° ДН, одно из которых является лево-, а второе - правовинтовым. Тогда при выполнении формулы bk/D=f в растущей пленке возникает максимально возможный для ГР (001) уровень ДаСН, который для Ge0.25Si0.75/Si(001) составляет 1.1×10 Н/м2. Для устранения такого накапливания в эпитаксиальной пленке генерируются дополнительные дислокационные семейства, что приводит к увеличению плотности пронизывающих дислокаций. Для устранения ДаСН в пленке даже может возникать фрагментарная структура и трещины, направление движения которых изменяется на 90° в процессе их развития.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Лаборатория физики и технологии трехмерных наноструктур.
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5.
Одной из задач современного полупроводникового материаловедения является создание технологии выращивания совершенных буферных слоев GaAs на подложках кремния.
Проведено экспериментальное исследование влияния условий зарождения и выращивания на структурное совершенство и морфологию поверхности пленок GaAs, выращенных методом МЛЭ на подложках Si, отклоненных от плоскости (001) на 6 градусов в направлении [110]. Пленки GaAs выращивались через промежуточные слои GaP с ориентацией (00-1) (см рис. (a)) и - (001) (см. рис. (b) и (c)). Структуры в процессе роста подвергались термоциклированию (толщины, при которой проводились отжиги, омечены на рис. (a), (b) и (c) фигурными стрелками). Одна из структур подвергалась циклическому отжигу дважды (рис. (с) и (f)). Обрзцы исследованы методами атомной силовой микроскопии, рентгеновской дифрактометрии и просвечивающей электронной микроскопии. Найдено, что:
Поверхность пленки GaAs(00-1) имеет более высокую шероховатость, по сравнению с пленкой GaAs(001) (рис. (d) и (e), соответственно);
Рельеф пленки GaAs(001) имеет выраженную анизотропию (рис. (e) и (f)). Особенности рельефа ориентированы вдоль направления [110];
Пик рентеновской кривой качания на его полувысоте оказался несколько уже в случае пленок GaAs(00-1), по сравнению с - GaAs(001) (вставки под рис. (d) и (e), соответственно);
Применение двух операций термоциклирования привело к улучшению морфологии поверхности и кристаллического совершенства пленки GaAs(001) (рис. (с) и (f), соответственно);
Сверхрешетки AlAs/GaAs не оказывают заметного влияния на плотность прорастающих дислокаций (рис. (a), (b) и (c));
Переход параметра решетки эпитаксиального слоя от значения, соответствующего Si, к параметру решетки, соответствующего GaAs, происходит на толщине приблизительно 10 нм.
Рис. АСМ-изображение пленок GaAs, выращенных методом МЛЭ на подложках Si, отклоненных от плоскости (001) на 6 градусов в направлении [110].

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5.
Методом молекулярно-лучевой эпитаксии выращены напряженные короткопериодные сверхрешетки II-типа GaSb/InAs. Условия роста были оптимизированы на основании результатов исследований процесса формирования гетерограниц InAs/GaSb. Проведено комплексное исследование структурных и фотоэлектрических свойств выращенных образцов.
Показано, что молекулы As2 взаимодействуют с поверхностью GaSb преимущественно по механизму замещения, а молекулы As4 - по вакансионному механизму. Найдено, что для воспроизводимого формирования гетерограниц типа In-Sb в сверхрешетках GaSb/InAs, необходимо использовать поток молекул As4, а не As2.
![]() |
Рис. Спектральная зависимость фоточувствительности НКСР [(GaSb)8 /(InAs)8]50, выращенных при температуре 385°С (N5) и 355°С (N6). |
Измеренные по ВРЭМ изображениям структурно-морфологические параметры НКСР (количество и толщины отдельных слоев, шероховатость границ раздела, периодичность сопрягаемых слоев) соответствуют параметрам, задаваемым условиями синтеза с точностью не хуже 2%. Анализ контраста электронно-микроскопических изображений, полученных в условиях динамической двухволновой дифракции, обнаружил наличие переходных областей между когерентно сопрягаемыми слоями НКСР. Переходные области могут быть связаны, как с неоднородным распределением упругих деформаций кристаллических решеток InAs и GaSb в направлении роста при резких границах раздела, так и с образованием промежуточных соединений (GaAs, InSb, InGaAs, GaAsSb, InGaAsSb) на гетерограницах.
На рис. представлена спектральная зависимость фоточувствительности для образцов НКСР [(GaSb)8 (InAs)8]50, выращенных при 385°С (N5) и 355°С (N6). Измеренные спектры фотопроводимости выращенных образцов находятся в хорошем соответствии с литературными данными.
Полученные результаты свидетельствуют о возможности создания в ИФП СО РАН нового, перспективного класса высокочувствительных ФПУ ИК-диапазона на основе напряженных короткопериодных сверхрешеток II - типа GaSb/InAs.

Лаборатория технологии кремниевой микроэлектроники.
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Лаборатория нелинейных резонансных процессов и лазерной диагностики.
Институт геологии и минералогии им.Соболева СО РАН.
Университет Мельбурна, Австралия.
В (111) пластинах алмаза, имплантированных ионами H2+ с энергией 20-50 кэВ флюенсами 3×1016 - 1×1017 см-2 исследован процесс графитизации при высоких Р-Т параметрах отжига (HPHT: 1200°l;С, 3-7 ГПа). При облучении флюенсами водорода выше критического (5×1016 см-2) происходит аморфизация заглубленного слоя толщиной 20-80 нм, а после HPHT-отжига графитизация, как и при отжиге в вакууме. После облучения флюенсами 5×1016 при отжиге под давлением Р<4.5 ГПа (ниже Р-Т кривой фазового равновесия графит-алмаз) в имплантированном слое растет эпитаксиальный слой графита с преимущественной ориентацией (0001), а при гидростатическом отжиге с давлением Р>5 ГПа наблюдается твердофазная эпитаксиальная рекристаллизация (ТФЭР) графита внутри алмаза (Рис.1а,б). По данным ВИМС водород при графитизации распределяется равномерно в этом слое, а в процессе ТФЭР его профиль не изменяется (Рис.1б).
Рис. Mикрофотографии XTEM и SAED [112] поперечного сечения (111) пластины алмаза после имплантации водорода и НРНТ отжига 1200°С 4 GPa (а) и 5 GPa (б) со светло- и темнопольными XTEM изображениями, соответственно. Профили водорода после отжига по данным ВИМС приведены для сопоставления с профилем остаточных нарушений в алмазе.
Это означает, что диффузия водорода в аморфном слое и его сегрегация на границы при ТФЭР практически отсутствуют из-за преобладающей sp3 гибридизации С-С связей. С увеличением флюенса > 5.3×1016 см-2 область стабильности решетки алмаза сдвигается в сторону больших давлений, хотя согласно теоретическим расчетам рост концентрации водорода на поверхности тонких слоёв графита должен приводить к неустойчивости графитовой фазы по отношению к алмазной. Подавление рекристаллизации с ростом концентрации водорода в наших экспериментах свидетельствует о более сложном действии интеркалированного водорода, пассивирующего структурные дефекты. Отжиг алмаза при высоких P-T параметрах после имплантации водорода позволяет формировать гетероэпитаксиальные структуры алмаз-графит–алмаз при давлениях, соответствующих области стабильности фазы графита. Твердофазная рекристаллизации алмаза наблюдается только в слоях с низким содержанием водорода.

Недавно методом облучения поверхности кремния пучком низкоэнергетических электронов была получена дислокационная структура с плотностью дислокаций ~107 см-2 и однородным распределением дислокаций по всей толщине пластины (600 мкм). Такая дислокационная структура является привлекательной для изучения электролюминесценции и создания светоизлучающих приборов на основе кремния. Для понимания специфики данной дислокационной структуры требуется установление природы источников генерации дислокаций.
Рис.1. Кластеры дислокаций в продольном (а) и поперечном (б) срезах пластины Si на глубине около 10 мкм от поверхности.
Рис.2. Источники 60°-дислокаций и дислокационных диполей на изображениях поперечного среза одного и того же образца n-Si.
Методами просвечивающей электронной микроскопии выполнено исследование дислокационной структуры, формирующейся в пластинах кремния в процессе облучения электронным пучком с энергией электронов 8 кэВ и мощностью пучка ~1,5 Вт/мм2. Установлено, что источниками генерации дислокаций являются ростовые свирл-дефекты, распределенные по всему объему пластины. Характерной особенностью исследованной дислокационной структуры является неоднородное распределение дислокаций в объеме пластины в форме локальных кластеров с большой плотностью дислокаций. Основными структурными дефектами в исследованных образцах являются скользящие 60°-дислокации, полные и расщепленные дислокационные диполи. Развитие дислокационной структуры происходит в пластинах кремния в процессе электронного облучения в результате быстрого изотермического отжига, вызывающего, благодаря высокому градиенту напряжений, активное скольжение дислокаций от центра области облучения в радиальных направлениях по всей толщине пластины. Спектры фотолюминесценции исследованных образцов демонстрируют характерные D1 и D2 пики дислокационной люминесценции.

В массиве параллельных цепочек, состоящих из Ge квантовых точек, обнаружен переход от одномерной к квази-одномерной проводимости при увеличении тянущего электрического поля.
Квантовые точки были выращены с помощью молекулярно-лучевой эпитаксии на структурированной поверхности Si(100), для формирования которой использовался оригинальный метод, основанный на сочетании импринт-нано-литографии и ионного облучения. В зависимости от параметров структурирования и роста, варьировалась плотность квантовых точек (рис.1) и их расположение. В структурах с плотно-упакованнми квантовыми точками, сформированными преимущественно на холмах, наблюдалась анизотропия проводимости вдоль и поперек цепочек, достигающая 4 порядков, при этом вольт-амперные характеристики были существенно суперлинейны.
![]() |
![]() |
Рис.1. Изображение структурированной поверхности с квантовыми точками, полученные с помощью атомно-силовой микроскопии при осаждении 6.5 (а) и 7 (б) монослоев Ge. | Рис.2 Температурные зависимости проводимости измеренные при разных тянущих напряжениях. |
Показано, что при низких тянущих напряжениях проводимость активационным образом зависит от температуры, что характерно для одномерного транспорта (рис 2, 0.7В), определяющегося прыжком с наибольшим сопротивлением («разрывом») цепочки. При увеличении напряжения температурная зависимость в диапазоне 13-4К описывается выражением G ~ exp[-(T0/T)1/2], подобным закону Мотта в одномерной системе. Это значит, что с увеличением элекрического поля из-за уменьшения энергии прыжка происходит оптимизация переходов, свойственная для проводимости с переменной длиной прыжка. Анализ вольт-амперных характеристик, измеренных при разных температурах, показал, что квази-одномерный транспорт описывается в рамках модели, включающей редкие прыжки по состояниям между цепочками квантовых точек, позволяющими обходить низкопроводящие «разрывы» в одномерных нитях. Дальнейшее уменьшение температуры в сильном поле приводит к выполаживанию зависимости G(T), что характерно для безактивационной прыжковой проводимости с испусканием фононов, наблюдающейся в неомичеком режиме.

Методом молекулярной динамики с использованием эмпирического потенциала Терсоффа исследовано формирование наноостровков Ge на структурированных подложках Si(100). Анализировались структурированные подложки двух типов. К первому типу относится массив ямок, имеющих форму перевернутых пирамид с квадратным основанием. Стороны квадратов ориентированы вдоль

Рис. Морфологии наноостровков на структурированной подложке, для которых рассчитывалась удельная энергия: (сверху вниз) пустая ямка в форме усечённой пирамиды, ямка с 1-м островком, ямка с 4-мя островками в углах плоского донышка.
Для подложек с перекрывающимися ямками и ямками в форме усеченных перевернутых пирамид методом молекулярной динамики рассчитана энергетическая поверхность. Энергетическая поверхность вне ямок содержит параллельные диффузионные каналы с максимальными перепадами энергии ~0.6 эВ. По диффузионным каналам осуществляется основная миграция атомов. Диффузионные каналы прерываются на краях ямок барьером ~1 эВ. Атомы, достигшие ямки, вынуждены далее перемещаться вдоль ее края к уголкам, где в области перекрытия ямок имеется ряд глубоких (-2.7 эВ) минимумов. Поэтому там, где ямки перекрываются, атомная поверхностная диффузия должна замедляться, а германий накапливаться. При дальнейшем росте Ge это способствует зарождению трехмерных островков.
Для структуры с ямками в форме усеченных перевернутых пирамид в окрестности вершин плоского основания ямки локализованы два глубоких (-2.67 эВ) минимума. С точки зрения атомной диффузии в этих областях должен накапливаться германий на начальной стадии гетероэпитаксии.
Разработан подход, позволяющий в рамках метода молекулярной динамики предсказать морфологию гетеропленки на структурированной подложке. Идея предлагаемого подхода состоит в том, что с помощью потенциала Терсоффа можно точно рассчитать энергию заданной структуры. В частности, вычисляется энергия E0 опорной структуры с пустыми ямками и энергию EGe той же структуры с ямками, заполненными островками Ge. Затем вычисляется удельная энергия W заданной морфологии по формуле: W=(EGe-E0)/N, где N – число атомов Ge внутри ямок. Сравнивая величины удельной энергии для набора морфологий, можно оценить, какая конфигурация наноостровков является термодинамически выгодной. Погрешность вычисления удельной энергии не превышает 10-4 эВ/атом, что на три порядка ниже, чем фактор Больцмана kT при 600 °C.
Для структурированных подложек первого типа в качестве опорной использовалась структура с пустыми ямками, а в качестве альтернативных морфологий - структуры с островками Ge (hut-кластерами), расположенными в центре и в уголках ямок соответственно. Значения рассчитанной удельной энергии: -3.77 эВ (островок на дне) и -3.81 эВ (островок в уголках ямки). Таким образом, морфология с островками в уголках является термодинамически выгодной. В этом случае в среднем на одну ямку приходится два наноостровка.
Морфологии островков на структурированных подложках второго типа, для которых рассчитывалась удельная энергия, представлены на рис. Значения рассчитанной удельной энергии: -3.75 эВ (1 островок в ямке) и -3.82 эВ (4 островка в ямке). Термодинамически выгодной оказывается морфология с 4-мя островками, расположенными в уголках плоского донышка ямки.

Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников А3В5.
Дальнейшее развитие кремниевой фотоники базируется на изучении оптоэлектронных свойств материалов на основе кремния, в частности, Si/Ge гетероструктур. Эти структуры могут излучать в диапазоне длин волн 1.2-1.8 мкм в зависимости от условий их получения. Работа оптоэлектронных приборов происходит в условиях приложенного электрического поля, которое, как правило, существенно влияет на люминесценцию, связанную с экситонами. Такое влияние наблюдалось для многих материалов. В тоже время, люминесценция, связанная с экситонами, не была выделена из спектров люминесценции Si/Ge структур с квантовыми точки (КТ) Ge из-за трудностей, обусловленных наложением пиков излучения, имеющих разную природу. Вклад экситонов наблюдается также в фотопроводимости (ФП) структур. Нами обнаружено, что сильное влияние экситонов проявляется в ФП Si/Ge гетероструктур, содержащих высокую концентрацию КТ Ge. Особенности переноса заряда в этих структурах при низких температурах приводят к появлению крутых ступеней в ФП как функции интенсивности (Iexc) возбуждающего света. Проведённый нами анализ показал, что наблюдаемый эффект связан с ударной ионизацией экситонов. ФП в момент начала ударной ионизации увеличивается на несколько порядков, что может быть востребовано для применения в оптоэлектронных устройствах.
Рис. 1. Температуры роста структур (а) 380, (b) 450 и (с) 580 °C.
Структуры с КТ Ge в кремнии, как правило, получают с использованием чистой поверхности Si с помощью механизма роста Странски-Крастанова (СK), протекающего через формирование смачивание слоя Ge. Структуры с плотными массивами КТ Ge и без смачивающего слоя Ge можно вырастить посредством осаждения Ge на поверхность кремния, покрытую сверхтонкой, около 0.3-0.5 нм, пленкой SiO2 (Рис.1). КТ Ge в Si создают зонную структуру II-го типа с потенциальными ямами для локализации электронов в Si вокруг КТ Ge. Небольшие размеры границ раздела между подложкой Si и КТ Ge и отсутствие смачивающего слоя Ge в структурах, выращенных с использованием ультратонких пленок SiO2, создают условия, при которых электроны в Si удерживаются на сравнительно больших расстояниях от КТ Ge. Фотоэдс такие структур имеет бóльшую величину, чем у структур, выращенных по механизму роста СК. Исследования структуры Si/Ge, выращенных с использованием ультратонкой пленки SiO2, в основном были сосредоточены на их структурных, квантовых, оптических и транспортных свойств. Тем не менее, их транспортные свойства при низких температурах не были изучены из-за их низкой электрической проводимости.
Рис. 2. ФП как функция Iexc для структур, выращенных при (a) 380 и (b) 430°C.
Недавно было показано, что ФП структур, выращенных по механизму роста СК, при низких температурах имеет ступенчатый вид как функции от Iexc. Было обнаружено, что амплитуда ступени и величина Iexc для её появления зависят от температуры измерения (T), приложенного напряжение (V), и температуры (Tgr), при которой структура была выращена. При этом ступень имела плавный пологий вид. В данной работе была изучена ФП структур Si/Ge с КТ Ge, выращенными на поверхности Si(100), покрытой сверхтонкой плёнкой SiO2. ФП этих структур имеет крутые ступени (Рис. 2) или ступень с пиком на краю ступени у структур, выращенных при сравнительно низкой (380-430 °С) и высокой (580 °C) температурах соответственно. Анализ полученных экспериментальных данных показал, что наблюдаемые особенности ФП связаны с ударной ионизации экситонов, связанных КТ Ge. ФП в результате ступенчатого скачка увеличивается на несколько порядков до некоторого значения, которое определяется балансом между скоростями фотогенерации, рекомбинации и ударной ионизации экситонов. Появление крутой формы ступеней объясняется удалённым расположением связанного электрона от КТ Ge в сочетании с узким энергетическим распределением экситонов. Установлено, что ФП является очень чувствительной к параметрам, вызывающим ударную ионизацию, и к условиям приготовления структур. Это свойство ФП позволяет выявить специфические характеристики структур Si/Ge с КТ Ge, обусловленные их электронными и структурными свойствами.

Для создания структурированной поверхности полупроводника использовался метод, предложенный авторами работы, основанный на ионном облучении поверхности через маску, созданную с помощью наноимпринт-литографии. Идея метода состоит в том, чтобы за счёт ионного облучения поверхности через маску создавать места для преимущественного зарождения наноостровков Ge (квантовых точек). После удаления нарушенных слоев Si в местах, подвергнутых ионному облучению, образуется структурированная поверхность, которая представляет собой систему параллельных канавок шириной 100 нм, разделенных промежутком 180 нм, ориентированных вдоль направления типа <100>. Меняя параметры ионного облучения (температура подложки, энергия и доза ионов), количество циклов окисления и удаления SiO2 можно получать структурированную поверхность с канавками разной формы. Так, например, канавки становятся глубже с увеличением энергии ионов. При дозах ионов 1013 см-2 происходит нарушение только поверхностных слоев кремния, поэтому канавки имеют глубину не больше 4 нм, в то время как при дозах 1015 см-2 происходит аморфизация Si в облученных областях и глубина канавки увеличивается в 10 раз.
Рис. АСМ – изображения (2 × 2 мкм) поверхностей после осаждения 1 нм Ge на структурированную подложку Si. Глубина канавки ~ 20 нм (а) и ~ 50 нм (б).
Установлены режимы роста нанокристаллов на структурированных подложках. Обнаружено, что в процессе гетероэпитаксии Ge на структурированной поверхности Si(100) нанокристаллы Ge преимущественно растут на холмах (не облученных ионами областях Si), если глубина канавок находится в диапазоне 15-30 нм, что меньше проецированного пробега ионов (рис. а). Нанокристаллы растут преимущественно внутри канавок при глубоком травлении, в ходе которого радиационные дефекты практически полностью удаляются (рис. б). Показано, что плотность островков и их размеры существенно зависят от температуры подложки при эпитаксии. Обнаружено, что при повышении температуры подложки от 550°С до 700°С плотность островков уменьшается примерно в 6 раз (от 6.5×109 см-2 до 109 см-2). Размер островков увеличивается с повышением температуры в этом диапазоне. Оптимальная температура, при которой получены наиболее однородные по размерам массивы нанокластеров - 600°С.

Для получения наногетероструктур с требуемыми характеристиками необходим детальный анализ и изучение всех стадий роста, как тонких пленок GexSi1-x, так и Ge островков во всем диапазоне составов и допустимых толщин, удовлетворяющих двумерному псевдоморфному росту для GexSi1-x. Не последнюю роль при этом играет поверхностная структура и морфология так называемого смачивающего слоя, который формируется перед стадией зарождения островков по методу Странского-Крастанова.
Рис. 1. Картина ДБЭ от поверхностии Si(100)-2×1 (а) и поверхности пленки GexSi1-x со сверхструктурой (2×N). Стрелками указана линия, вдоль которой регистрировался профиль интенсивности картины ДБЭ и рефлекс от сверхструктуры (2×N).
Методом дифракции быстрых электронов (ДБЭ), являющийся основным методом контроля in situ при молекулярно-лучевой эпитаксии, проведен анализ изменения структуры и морфологии поверхности слоев Ge, GexSi1-x. Изменения структуры поверхности пленки GexSi1-x проводились с помощью регистрации картины дифракции быстрых электронов. В процессе роста твердого раствора на поверхности Si(100)-2×1 появлялись рефлексы, соответствующие сверхструктуре (2×N). Для определения фактора N в реконструкции (2×N) записывался профиль изменения интенсивности картины ДБЭ вдоль линии, пересекающей соответствующие рефлексы. На рис.1 приведены картины ДБЭ от поверхности Si(100)-2×1 и от поверхности пленки GexSi1-x со сверхструктурой (2×N). Стрелкой указана линия, вдоль которой регистрировался профиль картины ДБЭ. Профиль изменения интенсивности картины ДБЭ приведен на рис.2. Другой стрелкой показан рефлекс от сверхструктуры (2×N). Горизонтальный профиль интенсивности картины ДБЭ позволяет рассчитать фактор N в реконструкции (2×N). Число N достигает минимального значения 8 для чистой пленки Ge, в то время как для пленок GeSi число N возрастает от 8 до 14 с уменьшением содержания Ge. Зависимость изменения периодичности N от содержания германия в твердом растворе приведена на рис. 3. Зависимость изменения периодичности N от содержания германия в твердом растворе приведена на рис. 3. Необходимо отметить, что толщины слоев GexSi1-x были различны и соответствовали минимальным значениям, при которых сверхструктура (2×N) появлялась, а температура подложки была низкой (Ts=400°C). Как было сказано ранее, причиной появления сверхструктуры (2×N) является накопление напряжений в пленке из-за несоответствия параметров решетки кремния и твердого раствора. При меньшем содержании германия требуется большая толщина смачивающего слоя, аккумулирующего напряжение, необходимое для реконструкции поверхности.
![]() |
![]() |
Рис. 2. Профиль изменения интенсивности картины ДБЭ вдоль линии, указанной на рис.1 от поверхности пленки Ge со сверхструктурой (2×8). | Рис. 3. Изменения периодичности N от содержания германия в твердом растворе GexSi1-x на Si(100), (Tn=400°C). Температура подложки Ts=400°C. |
Основной причиной изменение периодичности N сверхструктуры (2×N) является накопление германия на поверхности роста пленки GexSi1-x вследствие его сегрегации. Анализ периодичности N сверхструктуры (2×N) показал, что она зависит от температуры подложки, толщины и состава осаждаемой пленки твердого раствора GexSi1-x.
Периодичность N стремится к значению равному 8, характерному для чистого германия на поверхности Si(100). С увеличением температуры осаждения твердого раствора толщина, требуемая для формирования сверхструктуры (2×8) уменьшается. Увеличение содержания германия также способствует уменьшению толщины образования (2×8). Наблюдаемые тенденции свидетельствуют о накопления германия в процессе роста пленки GexSi1-x вследсвие сегрегации на поверхности. Скорость накопления тем выше, чем больше температура роста и содержания германия в эпитаксиальной пленке.
Для получения прямых доказательств изменения сверхструктуры (2×N) был проведен следующий эксперимент. Была выращена эпитаксиальная пленка Ge0.3Si0.7 толщиной 10 нм при температуре подложки 400°С, при этом на поверхности образовалась сверхструктуре (2×10). На одном образце эта пленка была доращена до толщины 20 нм, что приводило к изменению периодичности до 8. На втором образце на слой Ge0.3Si0.7 толщиной 10 нм осаждался чистый Ge. При толщине Ge равной 0.5 монослоя периодичность также менялась до 8. Это свидетельствует о том, что в процессе роста 10 нм Ge0.3Si0.7 на поверхности накопилось количество германия, равного 0.5 монослоя. Наличие германия в обоих случаях привело к одинаковому изменению поверхностной сверхструктуры от (2×10) к (2×8). Этот эксперимент свидетельствует о том, что изменение сверхструктуры (2×N) на поверхности роста пленки GexSi1-x обусловлено накоплением германия вследствие его сегрегации.

Лаборатория физических основ материаловедения кремния.
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем.
Эпитаксиальный рост слоев с большим несоответствием постоянных решетки может быть облегчен в процессе ионно-лучевого синтеза на границе раздела двух фаз за счет генерации неравновесных точечных дефектов, которые в процессе роста облегчают вращение кристаллографических плоскостей синтезируемых слоев относительно плоскостей кремния. В основе разработанного метода создания слоев SiGe на изоляторе использовано свойство германия сегрегировать к границе раздела Si/SiO2 из имплантированного слоя SiO2. Имплантация ионов Ge+ с энергией 40 кэВ дозой ~8×1015 см-2 проводилась в термически окисленные слои SiO2 толщиной около 0.2 мкм и на имплантированном слое методом водородного переноса формировалась пленка монокристаллического Si толщиной ~0.5 мкм. Формирование слоя Ge на границе Si/SiO2 происходило в процессе последующего высокотемпературного отжига. Исследование кинетики накопления Ge и структуры слоев изучались методами резерфордовского обратного рассеяния и высокоразрешающей электронной микроскопии на поперечном срезе, а также после утонения слоя кремния до 3-30 нм – методом рассеяния ионов средних энергий и спектроскопии комбинационного рассеяния света. Электрофизические свойства слоев нанометровой толщины изучались измерением эффекта Холла.
Рис. Карта распределения по углу и энергии выхода ионов He+, обратно рассеянных от слоя кремний-германий-на-изоляторе толщиной 2 нм (а) и угловые зависимости выходов рассеяния на атомах германия (b) и кремния (c) в пленке.
При ионном синтезе слоя германия на границе раздела Si/SiO2 в пленках кремния нанометровой толщины методом малоуглового обратного рассеяния обнаружены деформации (рис.), перпендикулярные к её поверхности, природа которых объясняется тетрагональными искажениями решетки кремния за счет встраивания атомов германия в узловые позиции. Установлено, что в синтезированных слоях SiGe нанометровой толщины холловская подвижность дырок в 2-3 раза выше ее значения в соответствующих слоях кремния.

Новое применение низкотемпературных пленок нитрида кремния появилось в электронике и нанофотонике, где используют нанесение диэлектрических пленок с высокими механическими напряжениями для формирования «напряженного кремния» (Strained Silicon). Этот технологический подход применяют в производстве современных процессоров для решения проблемы возникающих токов утечки. В основе технологии лежат фундаментальные исследования 50-х годов прошлого века, в которых было показано, что в результате анизотропной деформации, понижающей симметрию кристаллической решетки, в кремнии меняется сопротивление как следствие изменения энергетического спектра валентной зоны и зоны проводимости. Анизотропная деформация решетки также позволяет реализацию в кремнии нелинейных оптических свойств (электрооптический эффект Поккельса), что дало новый импульс к развитию кремниевой фотоники. Среди разных технологических приемов введения напряжений в кремниевые структуры наиболее простым считается осаждение напряженных пленок нитрида кремния методом стимулированного плазмой осаждения из газовой фазы.
![]() |
![]() |
Рис. 1. Изменение напряжений в SiNx:H пленке, синтезированной при 150 °С, в процессе нагрева и последующего охлаждения в атмосфере Ar. | Рис. 2. Изменение напряжений в SiNx:H пленке, синтезированной при 250 °С, в процессе нагрева и последующего охлаждения в атмосфере Ar. |
Исследования механических напряжений пленок SiNx:H, синтезированных при разных температурах и плотностях мощности ВЧ разряда, проводили на установке для измерения напряжений в тонких пленках «FLX-2320-S Film Stress Measurement System» (Toho Technology Corporation, Japan). Метод основан на измерении радиуса изгиба пластины кремния до и после нанесения пленок SiNx:H. Установка также позволяла проводить изменение напряжений при нагреве образцов до 500 °С и последующем их охлаждении. В качестве инертного газа использовали аргон. Расчет механических напряжений в структуре пленка-подложка выполняли по формуле Стоуни:
где σS - величина механических напряжений; ES - модуль Юнга материала подложки; dS - толщина подложки; R - радиус изгиба подложки; νS -коэффициент Пуассона материала подложки; df - толщина пленки.
Для всех исследованных слоев нитрида кремния наблюдались исходные растягивающие механические напряжения в диапазоне от 400 до 670 МПа (рис.1, 2). Нагрев образцов до 500°С существенно изменяет величину механических напряжений. Начиная с температур 350-400°С происходит уменьшение внутренних напряжений. При 500°С это уменьшение достигает примерно 30 % от исходных значений механических напряжений. Последующее охлаждение не влияет на величину напряжений в пленках. Наблюдаемый эффект, по-видимому, обусловлен термическим разрушением связей Si-H и N-H, выделением связанного водорода, изменением структуры пленок и релаксацией механических напряжений. Значения механических напряжений в SiNx:H пленках, полученных при 250°С превышают величину 600 МПа, что является достаточным для формирования структур напряженного кремния, востребованного современной кремниевой фотоникой.

Исследованы плёнки оксида гафния, выращенные методом физического осаждения (PVD) на Si подложках p- и n-типа. Толщины плёнок варьировались в пределах 8–20 нм. Структурный анализ выявил аморфную структуру выращенных нестехиометрических плёнок HfOx, x < 2. Сверху напылялся тонкий слой Ni в качестве электрического контакта круглой формы радиусом 70 мкм для транспортных измерений. Эффект резистивной памяти ReRAM изучался в структурах Si/TaN/HfOx/Ni. Вольт-амперные характеристики (I-V) измерялись при температурах T = 25–150°C.
Выявлены механизмы транспорта в HfOx и HRS ReRAM элемента памяти на основе HfOx: фонон-облегчённое туннелирование между ловушками. Результаты моделирования ВАХ (сплошные линии) имеют хорошее согласие с экспериментом (символы). Предложена новая модель транспорта в LRS на основе представлений о флуктуациях химического состава. Транспорт в такой системе описывается теорией протекания Шкловского-Эфроса. Результаты моделирования ВАХ (пунктирные линии) имеют хорошее согласие с экспериментом (символы). Определены энергетические параметры ловушек в HfOx, установлено, что ловушками являются вакансии кислорода.
![]() |
![]() |
Рис. 1. Гистерезис вольт-амперных характеристик структуры Si/TaN/HfOx/Ni при различных температурах. Символами показаны экспериментальные данные. Сплошные линии иллюстрируют результаты моделирование HRS в рамках модели фонон-облегчённого туннелирования заряда между перекрывающимися ловушками. Пунктирными линиями представлены результаты моделирование LRS в рамках теории протекания. Точки показывают положение I-V для Hf филамента диаметром 10 нм и длиной 8 нм. | Рис. 2. Вольт-амперные характеристики структуры n-Si/HfOx/Ni при различных температурах. Символами показаны экспериментальные данные. Линии иллюстрируют результаты моделирования в рамках модели фонон-облегчённого туннелирования заряда между перекрывающимися ловушками ΔT = 25°C. |
Выявлен механизм формовки элемента ReRAM. Форпомку необходимо провести для всех элементов памяти, что является энергозатратным и долгим процессом. Знание о механизме формовки (генерация вакансий кислорода) позволяет оптимизировать режимы синтеза, чтобы избежать формовку или хотя бы облегчить её.

Исследован импеданс поликристаллических плёнок VO2 вблизи температуры фазового перехода полупроводник-металл. Установлено аномальное поведение электрической ёмкости (Cx) микроструктуры с VO2 плёнкой. Cx возрастала более 104 раз при нагреве микроструктуры до температуры РР (рис.1). Обнаружен и впервые исследован стохастический резонанс в нелинейной электрической схеме с плёнкой VO2 (рис.2).
Рис.1. Зависимость электрической ёмкости (Cx) и электрического сопротивления (Rx) микроструктуры с VO2 плёнкой от температуры (Т). #1, #2, #3 – номера микроструктур с различными геометрическими размерами. PP - температура фазового перехода ПМ. Cx была измерена на частоте 1 MHz.
Рис.2. Проявление стохастического резонанса в нелинейной схеме с плёнкой VO2. U1, U2 – входное и выходное напряжение, Us – напряжение сигнала на входе. D - интегральная мощность белого шума на входе. При D=1.73 mW наблюдается стохастический резонанс: усиление слабого периодического сигнала на выходе схемы за счёт внешнего белого шума, добавляемого на вход нелинейной системы.
Рис.3. (a),(b) -Температурное поле T(x) VO2 микроструктуры (e) для разных токов через микроструктуру. (c), (d) – сопоставление температурного поля микроструктуры с моментами времени на осциллограмме (f) тока I(t) и напряжения U(t). На осциллограмме (f) показан только один период (tp) осцилляций тока в VO2 плёнке. P(t) – Мгновенная электрическая мощность выделяющаяся в микроструктуре. Осцилляции тока происходят за счёт образования и аннигиляции за время одного периода узкого высокотемпературного канала проводимости в VO2 плёнке.
Исследовано температурное поле VO2 микроструктуры, находящейся в состоянии осцилляций тока. Для объяснения осцилляций в VO2 впервые предложена принципиально новая парадигма, основанная на представлениях о пространственно-временной нестабильности тока, протекающего через VO2 плёнки, при их саморазогреве до температур, близких к фазовому переходу полупроводник-металл.

В режиме инжекции из контактов и ограничения тока пространственным зарядом при Т=4,2К исследованы ВАХ образцов PbSnTe:In в постоянном магнитном поле. В области быстрого нарастания тока, соответствующего полному заполнению ловушек в модели токов, ограниченных пространственным зарядом (ТОПЗ), обнаружены особенности, положение и форма которых изменяются при увеличении напряженности магнитного поля (рисунок). В рамках модели ТОПЗ пики на нижней зависимости могут соответствовать отдельным энергетическим уровням ловушек или их «полосам» в запрещенной зоне PbSnTe:In. Трансформация зависимостей на нижнем рисунке при постепенном увеличении магнитного поля происходит с сохранением их характерных особенностей, например, «дублета» в максимуме. Это может быть обусловлено изменением энергетического спектра ловушек при увеличении магнитного поля, например, вследствие эффекта «магнитного вымораживания». Полученные результаты находятся в хорошем качественном согласии с моделью ТОПЗ в PbSnTe:In, развитой авторами в предыдущих работах, в частности – с зависимостью терагерцового фотосигнала от напряженности магнитного поля.
ВАХ образцов PbSnTe:In при Т=4,2К (а) и зависимость от напряжения нормированной производной тока по напряжению (б) при различных значениях магнитного поля (указаны на рисунке).

Институт химической биологии и фундаментальной медицины СО РАН.
Разработан действующий прототип биосенсорного детектора на основе кремниевых нанопроволочных транзисторов (КНИ-транзисторов) для выявления биомаркеров немелкоклеточного рака легкого – специфических некодирующих РНК, включая микроРНК). Использовались тестовые сенсоры на основе n+-p-n+-транзисторов, изготовленные в ИФП СО РАН на 30-35 нм слоях кремний на изоляторе (КНИ). Ширина канала транзисторов составляла 3 мкм, длина - 10 мкм.
Рис. Сигнал с CDI-PNA сенсоров до (круглые символы) и после (треугольники) гибридизации с молекулами РНК.
Апробировались различные виды подготовки поверхности сенсоров зондами маркерами для специфической адсорбции РНК на сенсорный элемент. В качестве маркеров использовались молекулы PNA (пептидо-нуклеиновой кислоты) или DNA (дезоксирибонуклеиновой кислоты), наносимые на предварительно силанизированную (Silan) или покрытую молекулами CDI ( ) поверхность сенсоров.
Результаты исследований показали, что для селективной детекции молекул РНК могут быть использованы Silan-PNA и CDI-PNA сенсоры. Максимальный отклик (с увеличением Ids в подпороговом режиме до 3 порядков) имеют CDI-PNA сенсоры (рис.) при концентрации РНК 10-6 -10-7 М (предельная чувствительность CDI-PNA сенсоров - 10-7 М) в DI, соотношение сигнал/шум - 7.4. Максимальный отклик для Silan-PNA сенсоров в DI составляют 162%, отношение сигнал/шум - 7.4, предельная чувствительность сенсоров - 10-9 М РНК в DI.

Исследован процесс релаксации неравновесного заряда захваченного на квантовые точки (КТ) графена размером 50-70 нм в пленках фторированного графена и мультиграфена в условиях подсветки (дневной свет, 1017-1018 фотонов/см2с). Без подсветки методом зарядовой спектроскопии Q-DLTS наблюдались уровни размерного квантования (0.14, 0.21 и 0.31 эВ) в КТ. Было обнаружено, что время релаксации неравновесного заряда экспоненциально зависит температуры и от толщины КТ и фторированных барьеров и описывается феноменологическим выражением
![]() |
(1) |
где do = 0.34 нм, Еа– энергия активации носителей с уровня размерного квантования в КТ. Параметр А варьируется в пределах 10-4-10-7 с и, аналогично сечению захвата на глубокий уровень, чувствителен к изменениям в окружении КТ.
В случае подсветки вместо уровней размерного квантования обнаружена система мелких уровней (энергии активации от 0 до 0.16 эВ). Время релаксации заряда при этом падает от миллисекунд до микросекунд и уже не зависит от толщины пленок. Это позволяет предположить, что из-за неоднородного фторирования барьеры разделяющие КТ имеют сложное строение с флуктуациями потенциала. Обнаруженные мелкие энергии активации, скорее всего, описывают транспорт носителей во фторированных барьерах. Резкое уменьшение времени релаксации связано с стимуляцией выброса носителей из квантовых ям при поглощении фотонов в графене, а также, возможно, с изменением высоты потенциального барьера на границе КТ / фторографен.

Киральные метаматериалы способны изменять поляризационные характеристики света в десятки и сотни тысяч раз сильнее, чем естественные оптические среды. Самыми эффективными киральными метаматериалами являются массивы проводящих объемных спиралей.
Разработана технология формирования оригинальных дешевых радио-(СВЧ) и терагерцовых киральных метаматериалов больших площадей со спиральными металл-полимерными резонансными элементами и гигантской оптической активностью. Технология включает: 1) формирование с помощью 3D печати штампа с заданной периодической рельефной структурой; 2) штамповку полимерной пленки; 3) теневое напыление металла. Сформирован киральный метаматериал в виде двойной решетки параллельных алюминиевых спиралей, вращающий плоскость поляризации проходящего излучения (f = 37.9 ГГц) на 15° при пропускании 0.34, а при (f = 145.5 ГГц) на 30°. На рис.1 a) схематично представлена полимерная структура с напыленным слоем Al. Алюминиевые спирали обозначены на схеме красным, профиль полимирной структуры выделен зеленым цветом. На рис.1 б) приведена микрофотография сформированной структуры. На рис. 1 в) представлены результаты измерений вращения плоскости поляризации образца на квазиоптической линии (f = 145.5 ГГц).
Рис. Схема (а) и микрофотография (б) сформированной структуры; в) зависимость пропускания от угла скрещивания поляризатора и анализатора (пропускание нормировано на максимальное значение отдельно для диаграммы с образцом и диаграммы без образца).
Предложенный подход открывает возможности формирования дешевых метаматериалов большой площади.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии.
Было изучено спектральное и пространственное распределение излучения гексагональных двумерных прореженных фотонных кристаллов (ФК) с упорядоченным и частично разупорядоченным массивом полостей (фотонных узлов) в виде отсутствия пор (см. Рис.1). Для анализа было использовано трехмерное численное моделирование методом конечных разностей во временной области (3D FDTD).
Рис. Оптические свойства прореженных фотонных кристаллов. (a), (b), и (c) - распределение показателя преломления в середине структуры (Y = 0) для конфигураций H1, H19, и H19d, соответственно, (d), (e), и (f) - распределение оптического поля мод в середине структуры (Y = 0) для конфигураций H1, H19, и H19d, соответственно; (g), (h), и (i) - угловое распределение интенсивности дальнего поля (верхняя полусфера) для конфигураций H1, H19, и H19d, соответственно; (k) - зависимость от длины волны полной излучаемой мощности (в верхней полусфере). Полуширина линии спектра излучения составляет 13,9, 13,6, и 41,2 нм для конфигураций H1, H19 и H19d, соответственно.
В качестве базовой топологии был взят ФК с упорядоченным массивом 19 связанных фотонных узлов, которые дают хорошо направленное и в 19 раз усиленное излучение. При этом спектральная ширина пика их излучения остаётся такой же, как у ФК с одиночной полостью. Установлено, что введение разупорядочения в массиве полостей приводит к спектральному уширению пика в 3 раза, но при этом сохраняется высокая направленность излучения и его интегральная интенсивность [1, 2]. Найденный эффект расширения пика излучения может привести к созданию эффективных широкополосных излучателей на основе Si. Это требуется для многочисленных приложений, использующих спектральное зондирование. Увеличение же интенсивности и улучшение направленности излучения за счёт интерференции излучения массива полостей, расположенных в пределах одного ФК, может быть использовано при создании источников излучения.

Лаборатория физики и технологии структур на основе полупроводников А3В5.
Санкт-Петербургский Академический университет - научно-образовательный центр нанотехнологий РАН.
Отработана технология создания массивов Si нанопилларов (Si НП) с контролируемыми размерами (высота от 80 до 600 нм, диаметр от 60 до 350 нм, период от 400 нм до 1700 нм). Изучено влияние параметров процессов нанесения, проявления и травления резиста на особенности Si НП, сформированных в материале подложки. Оптимизированы режимы плазменного травления структур после этапа электронно-лучевой литографии. Диагностика полученных структур проводилась методом сканирующей электронной микроскопии (Рис.1).
![]() |
Рис.1 РЭМ изображения: a) маска из резиста на поверхности Si, угол наклона 54°,метка 1мкм; b) Si НП, вид сверху, метка 2 мкм; c) Si НП, угол наклона 54°, метка 1 мкм; d) Si НП, угол наклона 54° ,метка 1мкм. |
Рис.2 РЭМ изображения (a, б) массивов Si НП (период 400 нм, угол наклона = 54°) и оптические изображения в светлом поле (с, d ). РЭМ изображение отдельных Si НП и оптическое изображение в светлом поле (угол наклона = 54°) (e).
После микроволнового отжига исследуемых структур, с помощью атомно-силового микроскопа (АСМ) измерены вольтамперные характеристики одиночных Si НП. Исследованы спектры комбинационного рассеяния света и обнаружено значительное усиление сигнала от образцов с Si НП по сравнению с подложкой кристаллического кремния, что может говорить о проявлении эффектов локализации света в Si НП. Структура полученных ансамблей Si НП также исследовалась с помощью методов атомно-силовой микроскопии и высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии. Обнаружено, что при освещении по методу светлого поля в отраженном свете Si НП могут приобретать различные цвета (Рис.2).
Каждый НП обладал своим собственным цветом, вне зависимости от соседних НП, также фиксировалась сильная зависимость цвета от диаметра НП. Данные оптические резонансы можно объяснить в рамках теории Mie, когда свет, распространяющийся в свободном пространстве, взаимодействует с пилларом, который

Рис. 3. Спектр отражения от массивов Si НП (d=200 и 170 нм), спектр отражения поверхности травленого кремния.
Детектирование сигнала производилось с помощью монохроматора FHR1000 и одноканального охлаждаемого кремниевого фотодетектора в режиме синхронного детектирования (синхронный детектор Stanford research SR830), спектральное разрешение ~0,08 нм. Измеренные спектры отражения отличаются характерным минимумом, причем положение минимума отражения меняется с изменением диаметра нанопиллара, виден сдвиг в более длинноволновую область спектра при увеличении диаметра нанопилларов (Рис.3).

Лаборатория физической химии поверхности полупроводников и систем полупроводник-диэлектрик.
Упорядоченные плазмонные структуры, представляющие собой массивы наноантенн (полосок длиной от 500 до 1900 нм, шириной и высотой 50 нм) Au, были сформированы на подложках Si и Si/SiO2 (100 нм) с помощью нанолитографии. Подслой SiO2 использовался для реализации как КРС, усиленного интерференцией в этом слое, так и ИК поглощения, усиленного поверхностью. Размеры металлических структур были определены с помощью методов сканирующей электронной микроскопии (СЭМ). СЭМ изображения массивов кластеров Au представлены на Рис.(а,b).
Энергия локализованного плазмона в нано антеннах, поляризованного вдольантенны, определялась из ИК спектров пропускания, записанных с помощью ИК микроскопа и находится в диапазоне 800-4000 cm-1, что позволяет исследовать ИК поглощение органических веществ, усиленное плазмонным резонансом наноантенн. В то же время, КРС органических веществ, нанесенных на наноантенны, оказывается усилено из-за плазмона, поляризованного поперек антенн, энергия которого лежит в видимом спектральном диапазоне. Было обнаружено явление гигантского КРС колебательными состояниями тонкой пленки фталоцианина кобальта (CoPc), нанесенной на массивы наноантенн (Рис.с). Выполнено картирование интенсивности сигнала ГКРС (Рис.d) наиболее интенсивной колебательной моды в CoPc (1540 см-1) фрагмента массива наноантенн (10×10 мкм2).
Рис. а), б)- СЭМ изображения фрагментов массива наноантенн Au и его фрагмента (400×400 нм2) с периодом 5 мкм и размерами, указанными на рисунке. в)- Сравнение спектров КРС тонкой пленки CoPc, нанесенной на Si (внизу) и массивы наноантенн (вверху). г) Карта интенсивности сигнала ГКРС наиболее интенсивной колебательной моды в CoPc (1540 см-1) фрагмента массива наноантенн (10×10 мкм2).

Лаборатория физической химии поверхности полупроводников и систем полупроводник-диэлектрик.
Монослойные покрытия нанокристаллов (НК) CdSe, сформированных с помощью коллоидной химии, наносились по технологии Ленгмюра-Блоджетт на полупроводниковых и наноструктурированных металлических поверхностях, как показано на Рис.а.
Рис. а) СЭМ изображение монослоя нанокристаллов CdSe на Si (слева) и массиве наокристаллов золота (справа) и б) соответствующие им спектры КРС (внизу) и ГКРС (вверху).
Обнаружено явление ГКРС оптическими фононами НК CdSe, сформированных на массивах металлических нанокластеров (Рис.2b). Установлено, что интенсивность сигнала ГКРС зависит от размера нанокластеров золота и, соответственно, от энергии локализованного поверхностного плазмона в нанокластерах. Максимальное усиление сигнала ГКРС составило величину 2×103.

Квантовые флуктуации числа фотонов в моде квантованного поля приводят к неклассическим особенностям во временной динамике населенностей двухуровневого атома – коллапсам и возрождениям осцилляций Раби (модель Джейнса-Каммингса). Мы предположили, что подобную динамику можно наблюдать в мезоскопических атомных ансамблях, взаимодействующих с резонансным лазерным излучением в режиме ридберговской блокады. Такие ансамбли в режиме полной ридберговской блокады описываются эффективной двухуровневой системой, в которой два уровня представлены коллективными состояниями Дике |G⟩ и |R⟩ (Рис.). Наши теоретические расчеты показали, что сильно взаимодействующие мезоскопические ансамбли со случайным числом атомов N в режиме ридберговской блокады демонстрируют динамику Джейнса-Каммингса для одноатомного возбуждения при взаимодействии с классическим электромагнитным полем лазерного излучения. Коллапсы и возрождения коллективных осцилляций между состояниями Дике атомного ансамбля возникают из-за √N зависимости коллективной частоты Раби одноатомного возбуждения в режиме ридберговской блокады. При отсутствии полной блокады контраст коллапсов и возрождений заметно уменьшается (Рис.). Экспериментальное наблюдение этого явления может быть использовано для идентификации наличия полной дипольной блокады без необходимости измерения реального числа зарегистрированных ридберговских атомов. Это представляет интерес для квантовой информатики с мезоскопическими ансамблями, содержащими случайное число атомов.
Рис. Слева - (а) Взаимодействие одиночного атома с квантованным электромагнитным полем в резонаторе описывается моделью Джейнса-Каммингса. Имеются два связанных состояния атом+поле, число фотонов равно n. (с) Схема связанных состояний мезоскопического ансамбля атомов с ридберговской блокадой эквивалентна модели Джейнса-Каммингса. Справа - Численно рассчитанные зависимости вероятности qRy(n) возбудить n ридберговских атомов Cs(80S) в мезоскопическом ансамбле с ̅N =7 атомами, случайно расположенными в оптической дипольной ловушке радиусом (а) r=2 мкм; (b) r=3 мкм; (с) r=4 мкм; (d) r=5 мкм.

Для экспериментальной реализации двухкубитовых квантовых операций с холодными атомами Rb в магнитооптической и оптической ловушках на основе эффекта дипольной блокады требуется усилить взаимодействия между холодными атомами Rb в высоких ридберговских состояниях. Нами были проведены экспериментальные исследования по управлению дальнодействующими взаимодействиями холодных ридберговских атомов с помощью резонансов Фёрстера, индуцированных радиочастотным (РЧ) полем. Обнаружено, что в присутствии РЧ поля возникают дополнительные резонансы Фёрстера, индуцированные РЧ полем между несколькими холодными ридберговскими атомами в малом объеме лазерного возбуждения (Рис.1). Эти резонансы соответствуют одно- и многофотонным РЧ переходам между коллективными многочастичными состояниями ридберговской квазимолекулы, или, что то же самое, пересечениям дополнительных ридберговских уровней Флоке, появляющихся в РЧ поле. Они могут быть получены как для "доступных" резонансов Фёрстера, которые настраиваются при помощи только постоянного электрического поля, так и для тех резонансов, которые не могут быть настроены постоянным полем и являются "недоступными" (Рис.1). Таким образом, взаимодействие Ван-дер-Ваальса между почти произвольными высокими ридберговскими состояниями может быть преобразовано в резонансное диполь-дипольное взаимодействие с использованием РЧ поля. Это увеличивает энергию взаимодействия на больших расстояниях и позволяет усилить эффект дипольной блокады, который используется в схемах квантовых вычислений с ридберговскими атомами.
Рис. (a) Уровни энергии начального 37P+37P и конечного 37S+38S коллективных состояний двух ридберговских атомов Rb в электрическом поле и в присутствии первых дополнительных уровней Флоке, отстроенных на 15 МГц. Красные кружки обозначают пересечения состояний Флоке, соответствующие РЧ-индуцированным резонансам Фёрстера. (b) Экспериментальная запись РЧ-индуцированных резонансов Фёрстера для N=2-5 зарегистрированных ридберговских атомов при РЧ-амплитуде 100 мВ. Положения резонансов согласуются с пересечениями состояний Флоке. (c), (d) То же самое для "недоступных" резонансов Фёрстера на состоянии 39P для 95 МГц и 100 мВ. В этом случае наблюдаются только резонансы первого и второго порядка.

Группа моделирования электронных и технологических процессов микроэлектроники.
На оптоволоконной экспериментальной установке совместно с Московским педагогическим государственным университетом были проведены эксперименты по однофотонной генерации квантового ключа на расстояния от 25,1 до 302,4 км. Для

Рис. Измеренная зависимость отношения количества зарегистрированных одиночных фотонов в секунду к тактовой частоте передачи от длины квантового канала.

Обобщены результаты экспериментальных исследований нового типа коммутатора, построенного на основе фотоэлектронного «открытого разряда», позволяющего генерировать высоковольтные импульсы с субнаносекундными фронтами. Исследованы два типа конструкций – с коаксиальной и планарной геометриями. Показана возможность коммутации токов в десятки килоампер со временами коммутации меньше 0.4 нс при напряжении до 20кВ в частотном режиме до 100кГц c эффективностью не хуже 0.9. В основе анализа механизма быстрой коммутации положены особенности вольт-амперных характеристик квазистационарного «открытого разряда», которые при U~3-4кВ приобретают резкую зависимость j~Uy с y>10, которая обусловлена тем, что при U>3кВ основным механизмом генерации ВУФ - излучения становится возбуждение атомов гелия быстрыми атомами гелия, рождающимися в результате резонансной перезарядки ионов He+ при их движении от анода к катоду. В коаксиальном варианте или конструкции «сандвич», состоящей из двух ускорительных зазоров, из которых электроны движутся навстречу друг другу, осуществляются многочисленные осцилляции электронов. Это приводит к интенсификации процесса наработки быстрых атомов и соответственно резонансных ВУФ - фотонов. В результате достигнуты времена коммутации ~ 0.5нс. На основе полученных данных оценено предельное время коммутации, которое составляет ~ 0.1нс.

Впервые теоретически и экспериментально исследовано фотонное эхо, индуцированное столкновениями в газе, в присутствии продольного магнитного поля. Эксперименты выполнены в смеси Yb+Xe на переходе 174Yb (6s2) 1S0 ↔ (6s6p) 3P1 174Yb для напряжённостей магнитного поля от нуля до 5.6 Гс. В области слабого магнитного поля, от нуля до 0,27 Гс, амплитуда столкновительного эхо (проекция поляризации, совпадающая с поляризацией первого возбуждающего импульса - характерный признак столкновительного эхо) уменьшается с ростом магнитного поля. Дальнейший рост магнитного поля приводит к осцилляциям амплитуды эхо, характерным для нефарадеевского вращения поляризации эхо. Результаты находятся в качественном согласии с предсказаниями теории.
Рис. В области слабого магнитного поля, от нуля до 0,27 Гс, амплитуда столкновительного эхо уменьшается с ростом магнитного поля (слева). Дальнейший рост магнитного поля приводит к осцилляциям амплитуды эхо (справа).

Лаборатория оптических материалов и структур.
Разработана новая методика, при помощи которой можно проводить опознавание антител и определять, являются ли последовательности нуклеотидов совпадающими или нет. Предлагаемая методика может служить основой для создания новых типов сенсоров, основанных на измерении силы аффинных взаимодействий (зонд/биомолекулярная мишень) на поверхности сенсорного элемента устройства.
Устройство, которое предлагается в качестве биосенсора, основано на измерении сил отрыва биологических объектов от специальным образом модифицированной поверхности кварцевого резонатора при нарастающей амплитуде колебаний в сдвиговой моде. Концентрация аналита (число разорванных связей) пропорциональна интенсивности сигнала, а его положение при сканировании по напряжению связано с величиной силы разрыва. Отличие предлагаемого сенсора от существующих приборов на основе кварцевых резонаторов заключается в том, что при отрыве биообъекта от сенсорной поверхности определяется не изменение массы по изменению частоты колебаний резонатора, а фиксируется отрыв, за которым следим по возникновению искажений на амплитудно-частотной характеристике, когда в момент отрыва нарушается согласованность колебаний в системе.
Экспериментальная проверка показала, что чувствительность предлагаемого сенсора при измерении степени комплементарности образцов олигонуклеотидов не хуже, чем у наилучших на данный момент методов, например, электрохимических, и составляет 10-15 M, или 108 молекул на 1 мм2 (площадь электрода). В отличие от электрохимического сенсора, наш сенсор не только детектирует наличие аналита, но и измеряет силу его связывания с комплементарным объектом либо с поверхностью, а по величине силы связывания можно судить о степени гибридизации.
Высокая чувствительность объясняется тем, что мы работаем вблизи резонанса. Исходя из размера молекулы ДНК 10-12 нм, молекулярный вес 6000-7000 у.е., показано , что разрыв связи происходит только в жидкости, поскольку инерционных сил на воздухе недостаточно для отрыва молекулы от поверхности. В нашем случае мы имеем дело с ламинарным течением слоёв жидкости, число Рейнольдса Re= u*L/v ~ 1.3 (Landau et al, 1986), вязкость жидкости v = 0.01 cм2/с (взято значение вязкости воды, поскольку используем разбавленные водные растворы). При амплитуде поверхности кварца (максимальной) 0.1 мкм максимальная скорость поверхности будет uo=850-900 сm/s. Возникает градиент скоростей. В нашем случае большую роль играет гидродинамика молекулы, т.е. направление движения жидкости и геометрия тела: считаем молекулу вытянутым эллипсоидом, при условии, что полуось параллельна направлению набегающего потока, тогда сила, действующая на центр масс эллипсоида, равна (Happel, 1983)
Возникает довольно сильный градиент скоростей, который приводит к разрыву наиболее слабых связей в системе "длинные молекулы – поверхность".
С учетом сказанного мы сделали оценку силы отрыва, и было получено значение 36 pN. Эта величина не соответствует величине силы отрыва всей молекулы, но хорошо согласуется с величиной, которую получили в работе (Kufer et al, 2008), раскручивая спираль ДНК с помощью АСМ, то есть нами наблюдается раскручивание спирали. Дополнительные проверки подтвердили данное наблюдение.

Предложен метод создания твердофазных концентратов наночастиц CdS в аморфных кремниевых пленках. Метод заключается в электрофоретическом осаждении полупроводниковых наночастиц на нанопористую кремниевую пленку, висящую над микроканалами мембраны. Мебрана с нанопористой пленкой помещалась в электрофоретическую двухкамерную ячейку с платиновыми электродами, схематично представленную на рис. 1. Камеры заполнялись специальным буферным
![]() |
Рис. 1 Схема электрофоретической ячейки: 1 – кремниевая мембрана с тонкой нанопористой пленкой, 2 – камеры ячейки, заполненные растворами, 3 – электроды, 4 – частицы CdS в оболочке, 5 – силиконовые уплотняющие кольца. |
раствором, затем в камеру, в которую была обращена нанопористая пленка, добавляли раствор с наночастицами покрытыми оболочкой из тиогликолевой кислоты. При подаче на электроды постоянного напряжения возникающее электрическое поле
Рис. 2 Изменения ионного тока во время (а) первого электрофоретического осаждения наночастиц CdS и (б) второго процесса при последовательном увеличении напряжения между электродами.
заставляло наночастицы двигаться через мембрану. На рис. 2 приведены изменения ионного тока i(t) во время двух последовательных процессов электрофоретического осаждения при ступенчатом подъёме напряжения V на электродах. Видно, что при проведении каждого процесса, начиная с некоторого напряжения, ток через фильтр стал постоянно уменьшаться при каждом значении V, что свидетельствует о перекрывании ионных транспортных каналов напопористой мембраны коллоидными частицами CdS, о количестве которых в мембране можно судить по интенсивности флуоресценции на рис. 3.
Полученная нанопористая мембрана является наполненным сухим резервуаром с готовой дозой вещества для применения, достаточно извлечь плёнку из необходимого количества микроканалов, диспергировать ее и приготовить соответствующий раствор.
В работе предложен метод создания нанопористых кремниевых мембран, подвешенных в микроканалах кремниевой матрицы, и электрофоретическим осаждением получены твёрдофазные концентраты наночастиц CdS на этом тонкоплёночном носителе. Представлены результаты комплексных исследований, подтверждающих образование композита Si-CdS в области протекания ионного тока через пористую мембрану. Показано, что происходило постепенное накопление полупроводниковых наночастиц, заключённых в оболочку из тиогликолевой кислоты. Предполагается, что аналогичный подход применим и для биологических веществ.
![]() |
Рис. 3 Флуоресцентное изображение поверхности кремниевого фильтра после процессов электрофоретического осаждения наночастиц CdS. Флуоресценция наблюдалась только от участков, расположенных над микроканалами, (1) и отсутствовала на монолите (2), как и показано с помощью электронномикроскопического изображения структуры на поясняющей вставке. |

Лаборатория полупроводниковых и диэлектрических материалов НГУ.
Университет Ст.Эндрюс, Великобритания (Scottish Universities Physics Alliance (SUPA), School of Physics and Astronomy, North Haugh, St Andrews, UK).
Выполнено теоретическое и экспериментальное исследование, оригинальных конструкций оптических фильтров, на основе связанных оптических волноводов в структурах кремний-на-изоляторе (КНИ). Применение оригинальной модификации метода эффективного показателя преломления (MEIM) позволило более чем на порядок поднять точность анализа спектральных свойств трехмерных волноводных структур в ходе их двумерного численного моделирования методом конечных разностей во временной области (FDTD). Результаты численного анализа оказались в отличном количественном соответствии (см. Рис.1) с данными экспериментального исследования предлагаемых структур, изготовленных совместно с нашими коллегами в Великобритании. В частности, ошибка в определении величины свободной спектральной зоны (FSR) в случае совместного применения методов 2D FDTD и MEIM составила 3%, по сравнению с типичной ошибкой 35%, имеющей место при использовании стандартного для таких задач метода эффективного показателя преломления (EIM).
Рис. Исследование оптического фильтра на основе связанных волноводов. (а) экспериментальная структура на основе кремниевых проволок; (б) сравнение экспериментальных и расчетных данных для зависимости FSR от длины волны.

Традиционно, подходы к составлению и исследованию математических моделей, показателей эффективности функционирования вычислительных систем, основываются на методах теории массового обслуживания. Современные суперкомпьютеры и вычислительные системы с программируемой структурой состоят из сотен тысяч и миллионов ядер. Такие вычислительные средства требуют, для оценки эффективности работы, создания сложных многопараметрических моделей, исследование которых, как правило, осуществляется методами теории дифференциальных уравнений, а решения находятся численными методами. Кроме того, возникают проблемы принципиального характера, например, что считать отказом вычислительной системы или как оценить связь между быстродействием и производительностью, которая напрямую зависит от эффективности программного обеспечения? Обсуждение уже этих вопросов приводит к необходимости объединения аналитических методов исследования с алгоритмическими. Кроме того, имеющаяся статистика недостаточно полно отражает возможности вычислительных систем.
В работе предлагаются расчеты и эффективные оценки показателей эффективности большемасштабных распределенных вычислительных систем со структурной избыточностью (резервом).
В частности, получены формулы для расчета среднего числа отказавших машин ожидающих восстановления (по процессу с полным восстановлением) с учетом соответствующего среднего квадратичного отклонения для ВС.
где N - количество машин в ВС, μ - интенсивность полного восстановления отказавших машин, λ - интенсивность отказа одной машины, i - количество неисправных машин в начальный момент времени.