Впервые исследован переход Мотта металл-диэлектрик в системе квантовых вихрей. Экспериментально найдены величины критических экспонент, характеризующих динамический фазовый переход, которые совпадают с коэффициентами термодинамического перехода газ-жидкость. Для эксперимента использовались образцы, изготовленные с помощью электронно-лучевой литографии, представляющие из себя матрицу 300×300 ниобиевых островков диаметрами около 220 нанометров на кремниевой подложке. Перевод системы из одного состояния в другое при переходе металл-диэлектрик осуществлялся изменением приложенного магнитного поля и величины тока. Исследуемая система позволяет изучить связь между равновесными и неравновесными фазовыми переходами.

Предсказана и обнаружена новая разновидность двумерного топологического изолятора - двумерный топологический изолятор, сформированный на основе зон с p-p инверсией (Рис., слева). Сравнение локального и нелокального сопротивлений позволяет сделать вывод о наличии электронного транспорта по краевым состояниям в образцах размером порядка 1 мм при температурах ниже 1К. Температурная зависимость сопротивления указывает на наличие объемной запрещенной зоны порядка нескольких мэВ. В образцах с размерами менее 10 мкм наблюдался квазибаллистический транспорт по краевым состояниям (Рис., справа), свидетельствующий о топологической защите этих состояний.

Ранее было показано, что в узких КЯ HgTe реализуется состояние двумерного топологического изолятора. Проведенные измерения показали сохранение состояния двумерного топологического изолятора и в широких КЯ HgTe. Экспериментальные образцы представляли собой холловские мостики, изготовленные сверху широких (14 нм) квантовых ям HgTe ориентации (112) и снабженные электростатическим затвором - вставка рис.

Полученные относительно высокие значения свободного пробега для краевых состояний не случайны, а связаны с преимуществами использованных широких квантовых ям. Действительно, ширина любой КЯ не равномерна, но колеблется от точки к точке вокруг среднего значения d с амплитудой δ. Это δ определяется использованной технологией роста и практически не зависит от ширины КЯ. Колебания ширины КЯ приводят к случайному колебанию потенциале в объеме КЯ. Тем не менее, амплитуда этого случайного колебания потенциала будет намного меньше в более широкой КЯ, так как она пропорциональна 1/d³. С этой точки зрения понятно, что широкие КЯ более выгодны для наблюдения баллистического транспорта в двумерном топологическом изоляторе.

Из полученных результатов следует, что состояние двумерного топологического изолятора в HgTe КЯ вполне надежно и существует в значительном диапазоне ширины d, несмотря на то, что энергетический спектр таких КЯ сложный и сильно зависит от ширины КЯ.

Обнаружен эффект генерации фототоков под воздействием непрерывного терагерцового излучения в поверхностных состояниях трехмерного топологического изолятора на основе напряженной пленки HgTe. В условиях циклотронного резонанса (ЦР), положение которого независимо фиксировалось с помощью сигнала пропускания излучения, наблюдается резонансное усиление фототоков, связанное с несимметричным рассеянием в k-пространстве электронов с различным направлением спина. Изучение ЦР в фототоке позволяет расширить, по сравнению с экспериментами по пропусканию излучения, диапазон исследуемых образцов. В частности, нами были исследованы образцы малых размеров, оснащенных полупрозрачным металлическим затвором. В этих экспериментах благодаря возможности изменения положения уровня Ферми была исследована зависимость эффективной массы поверхностных электронов от энергии, а также при больших положительных затворных напряжениях зарегистрирован ЦР от объемных электронов.

Изучено взаимодействие поверхностной упругой волны Рэлея с электрон-дырочной плазмой двумерного полуметалла, обусловленное двумя механизмами взаимодействия - деформационного потенциала и пьезоэффекта. Получены дисперсионные уравнения, описывающие связанные плазмон-акустические моды для обоих типов взаимодействия. Рассчитано затухание рэлеевской волны, затухание акустической и оптической плазменных мод, обусловленное излучением звука плазменными колебаниями в объем подложки. Показано, что генерация объемной звуковой волны при пьезоэлектрическом взаимодействии плазмы и колебаний решетки происходит за счет электрического поля, создаваемого флуктуациями плотности частиц при плазменных колебаниях полуметалла. Очевидно, что в такой ситуации генерация звука оптическим плазмоном эффективнее, что и приводит к более сильному затуханию оптических плазмонов при пьезоэлектрическом механизме взаимодействия носителей заряда и колебаний решетки. В случае деформационного взаимодействия, генерация объемной звуковой волны, в основном, обусловлена акустическими плазмонами, поскольку в этом случае вклад акустического плазмона в силу, действующую на решетку со стороны плазменных колебаний, превосходит вклад оптического. Таким образом, при деформационном механизме взаимодействия затухание акустических плазмонов превосходит затухание оптических.

Рассмотрена задача о влиянии кулоновского потенциала на междолинное рассеяние в монослойном графене в модели огибающих волновых функций как в рамках, так и за рамками борновского приближения. Показано, что дальнодействующее кулоновское взаимодействие заметно увеличивает амплитуду междолинного рассеяния на короткодействующей примеси, эффективно увеличивая время пребывания электрона вблизи рассеивателя. Влияние кулоновского взаимодействия описывается фактором Зоммерфельда F_z = (aε/s)^p, где p = 2(1-4g²)^1/2-2, ε - энергия электрона, измеренная от точка Дирака, a - постоянная решетки, g = Ze²/sк - безразмерная константа кулоновского взаимодействия, e - заряд электрона, Ze – заряд иона, s - скорость электрона, к - диэлектрическая проницаемость окружающей среды.

В отличие от щелевого полупроводника, величина фактора Зоммерфельда в графене оказывается независящей от знака g, т.е. одинакова как для притяжения, так и отталкивания. Причина состоит в электронно-дырочной конверсией вблизи точки Дирака. Действительно, междолинное рассеяние происходит за счет электронов, в радиальных состояниях с нулевой проекцией момента на нормаль к графену. Электрон в таком состоянии, налетающий на отталкивающий потенциал, безотражательно проходит через точку остановки, переходя в дырочное состояние, в котором он притягивается к отрицательно заряженной примеси.

Создание графеноподобной решетки в двумерном электронном газе (ДЭГ) позволит получить безмассовые дираковские фермионы с энергией на 3 порядка ниже, чем в графене. Это предсказание было основано на простых моделях, игнорирующих беспорядок и механизм формирования удерживающего потенциала. Для подавления примесного беспорядка, предлагается формировать решетки антиточек в затворно-индуцированном ДЭГ гетероструктур GaAs/AlGaAs.

Управляемые напряжения на двух металлических затворах, в нижнем из которых имеется решетка отверстий (рис.a), гибко меняют модуляцию потенциала в плоскости ДЭГ и электронную плотность. Суперкомпьютерные расчеты 3D электростатики и 2D квантового транспорта показывают, что, как правило, даже наименьшие на сегодня ошибки в геометрии затворов разрушают дираковские особенности минизонного спектра. Тем не менее, найдены параметры структуры и затворные напряжения, при которых электронная экранировка подавляет флуктуации минимумов эффективного потенциала (рис.c), а флуктуации высот барьеров, возникающих в ДЭГ под отверстиями в нижнем затворе, не фатальны, поскольку в барьерах нет электронов. В итоге вторая дираковская особенность возле уровня Ферми (E=0) сохраняется в кондактансе решетки конечных размеров при технологически достижимом уровне флуктуаций радиусов и смещения отверстий δ~0.05D (3 нм) (рис.b).

Изучено влияние микроволнового излучения на низкотемпературный магнетотранспорт 2D электронов в одномерной латеральной сверхрешетке, изготовленной на основе селективно-легированной гетероструктуры GaAs/AlAs. Обнаружено, что под действием микроволнового излучения сопротивление 2D электронного газа в исследуемой сверхрешетке изменяется в минимумах соизмеримых осцилляций более существенно, чем в максимумах. Полученные экспериментальные данные демонстрируют «интерференцию» классических соизмеримых осцилляций - магнетосопротивления и квантовых осцилляций, индуцированных микроволновым излучением.

Методом фототоковой спектроскопии изучены электронные состояния в многослойных гетероструктурах Ge/Si с различным периодом расположения слоев квантовых точек Ge, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках кремний-на-изоляторе (КНИ) на установке SIVA 21 (Riber). Структуры состояли из буферного слоя Si толщиной 450 нм, десяти слоев квантовых точек Ge, разделенных промежутками Si, и покрывающего слоя Si толщиной 80 нм (рис. 1). Для получения n-типа легирования слои Si легировались сурьмой до объемной концентрации 10¹⁷ см^-3. Толщина кремниевых спэйсеров в различных образцах составляла t=25, 33, 50, и 100 нм. Анализ показал, что островки Ge характеризуются средним диаметром основания 84 нм, высотой 18 нм, слоевой плотностью 3×10⁹ см^-2 (рис.1). Важно, что квантовые точки расположены одна над другой. Только в таких вертикальных структурах при определенных расстояниях между слоями КТ деформационные поля складываются, и ожидается увеличение глубины потенциальной ямы для электронов.

Рис.2. Энергия связи электрона как функция толщины прослойки Si между слоями квантовых точек Ge. Квадраты – экспериментальные данные, полученные с помощью измерений спектральных характеристик фототока. Круги – результаты моделирования электронного спектра с учетом деформационных изменений зонной структуры.

Было обнаружено увеличение энергии связи электронов при уменьшении толщины кремниевого спэйсера и растяжении слоев Si вблизи вершин нанокластеров Ge (рис. 2). Полученные результаты являются экспериментальным свидетельством деформационного механизма происхождения локализованных электронных состояний в гетероструктурах Ge/Si с квантовыми точками 2-го типа.

Продемонстрирована смена механизма спиновой релаксации при переходе от двумерных массивов квантовых точек к цепочкам из квантовых точек конечной длины (молекулам). Смена механизма проявляется экспериментально в необычных ориентационных зависимостях ширины ЭПР линии, наблюдаемых для молекул из квантовых точек. Для двумерных массивов квантовых точек характерным является уширение ЭПР-линии, а в структурах с молекулами наблюдается сужение ЭПР-линии при отклонении внешнего магнитного поля от направления роста структуры (рис.).

Моделирование спиновой динамики методом Монте-Карло подтвердило, что при переходе от бесконечных 2D и 1D структур к структурам конечных размеров, построенных из квантовых точек, меняются ориентационные зависимости времен спиновой релаксации, что свидетельствует о смене природы флуктуирующего поля, вызывающего релаксацию. Такая угловая зависимость и дает наблюдаемое в эксперименте сужение ЭПР линии. В случае, когда направления внешнего и эффективного магнитных полей совпадают, наблюдаются наиболее узкие ЭПР-линии, что соответствует наиболее длительным временам спиновой релаксации.

Предложен метод выполнения основных квантовых операций в системе двух электронов с постоянным обменным взаимодействием гейзенберговского типа. В частности, такой системой является квантовая точка Ge в матрице Si, способная удержать два электрона с разными g-факторами, локализованные в разных долинах за счёт полей упругих деформаций (рис. а). Возможность такой локализации двух электронов была подтверждена экспериментально в наших предыдущих исследованиях. Полученное различие g-факторов δg≈10^-3 позволяет реализовать адресное обращение к каждому электрону и может стать основой новых предложений по реализации квантовых логических операций, где роль кубитов играют спины электронов. Предлагаемый метод позволяет реализовать универсальный набор одно- и двухкубитовых операций (элементарные вращения, SWAP, (SWAP)^1/2 и т.д.) с помощью зависящей от времени добавки B(t)=Acos(t+)+C к постоянному магнитному полю B в присутствии непрерывного СВЧ-излучения (рис. б). Адресное обращение к кубитам осуществляется путем изменения добавки B в пределах нескольких гаусс, тем самым один из электронов вводится в резонанс. Подавление обменного взаимодействия J, необходимое для однокубитовых опера- ций, осуществляется за счет периодически повторяющихся переворотов спинов.

В результате численных экспериментов для каждой логической операции найден оптимальный набор параметров (A, ω, φ , C), позволяющий выполнить её с ошибкой не хуже 5×10^-3, и продемонстрировано, что характеристики Ge/Si системы с Ge квантовыми точками (δg≈10^-3, J~10^-10 эВ) близки к оптимальным.

Изучено влияние размеров квантовых точек на темновые токи, спектральные характеристики фототока (рис. 1), фотоэлектрическое усиление и скорость захвата дырок в квантовые точки Ge. Все измерения проведены при температуре 80 К. Фоточувствительные структуры содержали по десять слоев квантовых точек Ge с фиксированным уровнем легирования 1.2×10¹² см^-2 в каждом из дельта-легированных бором слоев Si.

При уменьшении латеральных размеров нанокластеров Ge от 84 до 11 нм обнаружены следующие явления и закономерности. (1) Сдвиг положения максимума фотоотклика от 2.6 до 3.4 мкм, вызванный усилением эффекта размерного квантования и смещением энергетического уровня основного состояния дырки в сторону сплошного спектра (рис.1). (2) Уменьшение более чем на порядок величины темнового тока в диапазоне смещений от -1 В до +1 В. (3) Рост интегрального фотовольтаического отклика в спектральном окне 3-5 мкм более чем в 30 раз, увеличение в 10-20 раз коэффициента фотоэлектрического усиления (времени жизни) и такое же падение вероятности захвата дырок в квантовые точки (рис. 2).

Обнаруженное увеличение токовой чувствительности и времени жизни фотовозбужденных дырок при уменьшении геометрических размеров квантовых точек свидетельствует о проявлении эффекта «бутылочного горла» (phonon bottleneck), в основе которого лежит подавление рассеяния на LO-фононах, когда дистанция между дискретными уровнями в квантовых точках превышает энергию фонона. Проведенное в рамках 6-зонного kp-метода моделирование зонной структуры гетероструктур Ge/Si с квантовыми точками Ge различных размеров подтвердило эту гипотезу.

Исследования квантовых точек (КТ), формирующихся в гетеросистемах InSb/AlAs, GaSb/AlAs и AlSb/AlAs, мотивированны теоретическими расчётами, которые указывают, что такие КТ могут иметь энергетический спектр первого рода с непрямой запрещённой зоной. КТ с подобным энергетическим спектром характеризуются длительным (~100 мкс) временем жизни экситонов, что делает их объектами, удобными для исследования динамики долгоживущих локализованных экситонов, в частности спиновой релаксации экситона в КТ.

Структуры с III-Sb/AlAs КТ были выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Было показано, что в ходе начальных стадий осаждения InSb, GaSb и AlSb на поверхность AlAs возможно формирование псевдоморфно напряжённых КТ, состоящих из твёрдого раствора III_xAl_1-xSb_yAs_1-y, и расположенных на смачивающем слое. Экспериментальные исследования энергетического строения полученных гетероструктур были проведены методом спектроскопии стационарной и время-разрешённой фотолюминесценции. Расчёт зонных диаграмм КЯ и КТ проводился с учётом влияния неоднородных механических напряжёний и перемешивания материалов. Положения уровней размерного квантования для электронов в Г, Х и L долинах зоны проводимости, и тяжёлых, лёгких и спин-отщеплённых дырок рассчитаны в приближении эффективной массы. На диаграмме значений состава твёрдого раствора III_xAl_1-xSb_yAs_1-y выделены области, в которых реализуется энергетический спектр первого рода либо второго рода. Показано, что основное электронное состояние такой КТ лежит в непрямой X_XY долине зоны проводимости твёрдого раствора. Результаты расчётов хорошо согласуются с экспериментальными данными, полученными методом фотолюминесценции.

Впервые показано, что две существующие модели Cs – индуцированной хемосорбции кислорода на поверхности полупроводников, локальная модель и нелокальная модель не являются альтернативными, а «сосуществуют» друг с другом и описывают разные стадии адсорбционного процесса. Показано, в частности, что во всём актуальном диапазоне начальных цезиевых покрытий (θ_Cs), начиная от самых малых (θ_Cs < 10^-3 монослоя) до самых «больших» (θ_Cs ≈ 1 монослой), начальная вероятность хемосорбции кислорода (η_Ox) на поверхности p-GaAs(Cs) определяется только её работой выхода и изменяется от η_Ox ≈ 10^-3 для поверхности с θ_Cs ≈ 10^-3 монослоя, до η_Ox ≈ 1 для поверхности с θ_Cs ≈ 1 монослой.

Такая связь η_Ox с θ_Cs полностью соответствует предсказаниям нелокальной модели. Результаты измерений η_Ox в зависимости от работы выхода поверхности p-GaAs(Cs) показаны на рисунке. С другой стороны, при увеличении количества адсорбированного кислорода механизм Cs-индуцированной хемосорбции усложняется и в зависимости от состава (Cs,O)-слоя в нём могут доминировать свойства как нелокальной, так и нелокальной моделей.

Впервые показано, что две основные модели, модель «дипольного слоя» и модель «гетероперехода», используемые для описания свойств интерфейса р-GaAs(Cs,O)-вакуум в фотокатодах с эффективным отрицательным электронным сродством (χ*), не являются альтернативными, а соответствуют интерфейсам с существенно разными параметрами (Cs,O)-слоёв. Определены области составов и толщин (Cs,O)-слоёв, в которых доминирует каждая из двух указанных моделей.

Для получения этого результата была предложена и реализована методика одновременного измерения квантовой эффективности фотоэмиссии (QE) р-GaAs (Cs,O)- фотокатода, эффективного электронного сродства этого фотокатода, а также состава и эффективной толщины (Cs,O)-слоя. Результаты измерений QE и χ* показаны на рис. Полученные результаты позволили выявить недостатки существующей технологии изготовления р-GaAs(Cs,O)-фотокатодов, препятствующие дальнейшему повышению их основных технических характеристик и указали путь их устранения.

На основе полупроводниковых пленок n-типа проводимости HgCdTe выращенных на подложках кремния методом МЛЭ (технологический комплекс “Обь”) изготовлены матрицы фоточувствительных p-n переходов размерностью 320×256 и 1024×1024 элементов. Буферные, фотоактивные и варизонные слои HgCdTe выращивались на кремниевых подложках диаметром 76,2 мм. Области p⁺⁺ формировались ионной имплантацией мышьяка. Матрицы методом холодной сварки индиевых столбиков высотой ~ 10 мкм соединялись с кремниевыми мультиплексорами. В результате были изготовлены фотоприемные гибридные микросхемы для приема ИК-излучений в спектральном диапазоне 1,6 – 3 мкм. Использование в качестве поглощающего слоя материала n-типа проводимости позволило увеличить рабочую температуру матриц без заметного ухудшения обнаружительной способности элементов. На рис.1 показана температурная зависимость обратного тока p-n перехода (элемента матрицы) в координатах Аррениуса. В области температур 210-330 К величина тока определяется диффузией неосновных носителей заряда. В области температур 138-210 К ток лимитировался процессом темновой генерации по механизму Са-Шоккли-Рида-Холла.

Рис.1. Температурная зависимость темнового тока p-n переходов при обратных смещениях (символы). Сплошные линии – теоретические зависимости в рамках диффузионно-дрейфовой модели. Здесь 1 - ограничение тока диффузией,2 - ограничение тока процессами генерации неосновных носителей тока при концентрации глубокого уровня 5×1010 см-3.

Рис.2. Спектральная характеристика элемента ФПУ.

На рис.2 показана спектральная характеристика типичного элемента матрицы измеренная с помощью монохроматора Solar TII (model MS2004i). Засветка элементов осуществлялась глобаром сквозь кремниеву подложку. Резкое падение интенсивности фотосигнала в области длин волн > 3000 нм определялась фундаментальным краем поглощения фотоактивного слоя. В области 2500-2850 нм видна полоса поглощения паров воды комнатной атмосферы.

Реализован макет термографической системы с параметрами: относительное отверстие объектива, D/F = 1/1.6; квантовая эффективность 0,8 и 0,56; частота кадров 80 Гц, уровень шума тракта усиления сигнала 400 электронов, размер фоточувствительной области 30×30 мкм²; зарядовая ёмкость ячейки мультиплексора 3,5×10⁶ электронов, суммирование 2-х кадров.

Предложена и реализована конструкция полупроводникового брэгговского микрорезонатора для излучателей одиночных фотонов 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 (рис.1). 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. В работе 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. В работе также показано, что внешняя квантовая эффективность в микрорезонаторах данного типа может достигать уровня 88 %, в то время как расходимость выходного излучения не превышает числовой апертуры 0.2, что обеспечивает высокую эффективность ввода излучения в стандартное оптическое волокно.

Рис.1. Схема однофотонного излучателя на основе квантовых точек и брэгговского микрорезонатора.

Рис. 2. Спектры электролюминесценции излучателя при T = 10 K для различных плотностей тока накачки.

На основе разработанной конструкции были изготовлены лабораторные образцы излучателей. При криогенных температурах в пределах резонансной полосы в спектрах электролюминесценции проявляются узкие пики, отвечающие рекомбинации экситонов и биэкситонов одиночной InGaAs КТ (рис.2), что является экспериментальным подтверждением возможности создания неклассических излучателей на базе разработанной конструкции микрорезонатора.

Обнаружен гигантский рост (достигающий двух порядков) кондактанса туннельного точечного контакта под воздействием микроволнового поля частотой 110 - 170 ГГц и мощностью около (1-10) мВт/см², соответствующей относительно слабым электрическим полям порядка 1 В/см. Экспериментальный образец (Рис.1) представлял собой холловский мостик изготовленный из GaAs квантовой ямы толщиной 12.5 нм, содержащей высокоподвижный двумерный электронный газ, имеющим электронную концентрацию N^s = (7-8)×10¹¹ см^-2, подвижность μ = 1.5×10⁶ см²/Вс и длину свободного пробега около 30 μm.

Рис.1. Изображения квантовых точечных контактов с непрерывным и раcщепленным затвором, изготовленных на основе холловского мостика с высокоподвижным ДЭГ.

Рис.2. Зависимость кондактанса туннельного точечного контакта от мощности микроволнового излучения. Точки - эксперимент, сплошная линия - теория фотонно-стимулированного туннелирования. Вставка к верхнему рисунку указывает, что наиболее эффективными являются трехфотонные процессы.

В центре мостика на его поверхности с помощью электронной литографии создавался металлический затвор, имеющий резкое сужение, ширина которого равна 0.1 μm - 0.15 μm. Такая форма затвора позволяет реализовать одномерную короткую баллистическую проволоку (0.1 - 0.2) μm в открытом режиме (кондактанс G > 2e²/h) и столь же короткий туннельный барьер в закрытом режиме (G ≪ 2e²/h). Кондактанс описанного микроконтакта измерялся в обоих режимах под воздействием микроволнового излучения в диапазоне частот от 110 ГГц до 170 ГГц при температурах 1.5 - 4.2 К. Это излучение передавалось по волноводу, на конце которого размещался экспериментальный образец. При всех значениях кондактанса, то есть в открытом (G₀ ≥ 2e²/h) и туннельном (G₀ ≪ 2e²/h) режимах, наблюдается его рост под воздействии микроволнового излучения. Причем особенно сильный эффект наблюдается в туннельном режиме: для значений темнового кондактанса G₀ = (10^-6-10^-7) Ом^-1 рост достигает двух порядков (Рис.2). Предложен вариант фото-приемника на основе описанного эффекта.

Изучение механизмов возбуждения и детектирования колебаний нанорезонаторов является в настоящее время одной из центральных задач в физике наноэлектромеханических систем (НЭМС), важной как с фундаментальной, так и с прикладной точек зрения. Исследованы механизмы on-chip возбуждения и детектирования колебаний в НЭМС на основе гетероструктур GaAs/AlGaAs.

Экспериментальный образец представлял собой резонатор-кантилевер, содержащий "П"-образный канал проводимости, соединяющий области истока и стока в двумерном электронном газе (см. рис.1(а)). Обнаружено, что колебания кантилевера возбуждаются при подаче резонансного сигнала на боковой затвор, лежащий в одной плоскости с кантилевером, в направлении, перпендикулярном к этой плоскости. Предложена физическая модель такого возбуждения за счет емкостного взаимодействия, опосредованного подложкой с высокой диэлектрической проницаемостью.

Рис.1 a) Изображение резонатора-кантилевера, полученное с помощью сканирующего электронного микроскопа; б) Механический резонанс, детектируемый при измерении протекающего через кантилевер тока. Вставка: зависимость резонансной частоты от постоянного напряжения на затворе G0.

Предложенная модель соответствует экспериментальным данным, включая зависимость резонансной частоты колебаний от постоянной составляющей затворного напряжения (см. вставку на рис. 1(б)). Показано, что колебания кантилевера приводят к изменению его сопротивления, а сам кантилевер может использоваться в качестве встроенного гетеродинного смесителя, преобразующего высокочастотный электрический отклик, когерентный с колебаниями, в низкочастотный сигнал (см. рис. 1(б)), линейно связанный с амплитудой колебаний и чувствительный к их фазе. Предложенный метод детектирования колебаний полностью заменяет измерение высокочастотного когерентного отклика и при этом позволяет избежать известных сложностей, присущих таким измерениям.

Разработаны планарные металлические микроструктуры субволновой топологии (ММСТ), предназначенные для применения в квазиоптической технике миллиметровых, субмиллиметровых и терагерцовых волн, выступая одним из наиболее эффективных подходов в задачах амплитудно-частотной, поляризационной и фазовой селекции пучков излучения. Посредством соответствующего выбора топологического рисунка составляющих ММСТ элементарных ячеек разработаны структуры, оптимизированные под заданную длину волны, имеющие толщину много меньше, обеспечивающие контроль пространственного распределения фазы пропускания/отражения вдоль поверхности структуры с целью управления волновым фронтом прошедшего/отраженного излучения и, в частности, достижения его фокусировки. Это позволяет создавать тонкие и легковесные фокусирующие элементы, служащие альтернативой более массивным и, как правило, более дорогостоящим линзам и кривым зеркалам.

Рис.1 Распределение фазы по площади фокусатора в одну точку (слева вверху) и в четыре точки (справа вверху). Фрагмент топологии ММСТ (внизу).	Рис.2. Экспериментальные распределения интенсивности излучения в фокальной плоскости фокусаторов.

Рис.3. Внешний вид фокусатора в четыре точки.

Для разработки фокусаторов применены методы компьютерной голографии, что открывает возможность реализации фокусировки в произвольно сложную область через синтез соответствующего распределения фазы пропускания/отражения на поверхности структуры.

К настоящему времени разработаны различные модификации голографических ММСТ-фокусаторов отражательного и пропускающего типов. Фокусаторы оптимизированы на частоты 0.35 и 0.65 ТГц. Имея дифракционную эффективность от 60 до 80%, фокусаторы реализованы на примере фокусировки в 1, 3 и 4 точки, а также в более сложные области в форме букв.

Непланарные двумерные электронные системы проявляют магнитотранспортные свойства, радикально отличные от свойств плоских систем. Проведен анализ сопротивления недавно реализованного экспериментально объекта-спирали с двумерным электронным газом в сильном магнитном поле. Образцы представляли собой наномембраны толщиной менее 200 нм, отделённые от подложки и свёрнутые в трубку радиусом 25 мкм. В стенке трубки, содержащей GaAs квантовую яму шириной 13 нм, был литографически создан холловский мостик в форме объёмной спирали (рис. 1).

Рис. 1. Схематическое изображение спирального холловского мостика в стенке микротрубки.

Рис. 2. Экспериментальная (зелёная кривая) и расчётная (красная кривая) зависимости продольного сопротивления ДЭГ в объёмной спирали от магнитного поля.	Рис. 3. Расчётные зависимости продольного сопротивления ДЭГ в объёмной спирали от магнитного поля при разных углах поворота.

Проведены расчёты магнитополевых зависимостей продольного сопротивления двумерного электронного газа на поверхности спирали в модели Ландауэра-Бюттикера, выполнено сравнение с экспериментальными данными в магнитном поле до 28 Тл. Показано, что расчётные зависимости удовлетворительно согласуются с экспериментальными (рис. 2). Рассчитан набор магнитополевых зависимостей продольного сопротивления для разных углов поворота спирали относительно направления магнитного поля (расстояние между измерительными контактами вдоль спирали меньше её периода). Характерными особенностями являются рост магнитосопротивления и уширение пиков с увеличением угла поворота (т.е., с ростом градиента магнитного поля) (рис. 3).

Аддитивные технологии открыли беспрецедентные возможности в формировании трехмерных материалов и приборов. Примерами являются результаты по созданию новых электромагнитных материалов со свойствами, которые отсутствуют в природных материалах или которые еще недавно не были известны. В последние годы, с развитием аддитивных технологий стало возможно реализовать идеи топологической фотоники. Рассмотренные ранее теоретически топологические гироидные фотонные кристаллы и метаматериалы начинают реализовываться с использованием 3D печати. Гироид это трехмерная трижды периодичная минимальная поверхность, которая разделяет пространство на лабиринты противоположной киральности (рис.а). Нами разработана модель гироидного материала и реализована с помощью 3D печати (рис.б) и затем исследована с помощью СВЧ техники.

Рис. Модель гироида и фотография распечатанной структуры.

В нашем случае для построения трёхмерной модели гироида было использовано программное обеспечение для создания трёхмерных моделей. Однако данное программное обеспечение не позволяет строить поверхности, заданные аналитически. В связи с этим был решен ряд задач: 1. Разбиение элементарной ячейки поверхности типа «гироид», вписанной в куб, на 8 более простых (примитивных) поверхностей, которые идентичны между собой и соединены друг с другом путём смещений и поворотов; 2. Построение примитивной поверхности через кривые, которые представляют собой дуги, размещенные на гранях куба; 3. Придание поверхности толщины, чтобы получилось объёмное тело. 4. Сшивка примитивных объемных тел для создания объёмной модели гироида.

При сшивке примитивных объемных тел решена проблема несоответствия границ друг другу, путем введения дополнительных кривых, касательные к которым на границах были перпендикулярны граням примитивных кубов.

Существует возможность изменения толщины стенок, что позволяет нам менять фактор заполнения.

Гироид и сетка гироидов была напечатана с помощью параллельного метода оптической цифровой печати DLP (digital light processor) 3D-принтера Carima DP110. Достоинством данного принтера является возможность одновременного формирования каждого слоя с площадью до 70 см². Спектры отражения и поглощения созданных материалов были измерены в диапазоне частот 100-150 Ггц.

Реализован технологически простой подход к формированию латеральных гетероструктур на основе графена с тонкими потенциальными барьерами. Тонкие потенциальные барьеры возникали на границах доменов исходного графена на начальной стадии его химической модификации. Для формирования барьеров были использованы фторирование, гидрирование графена, или взаимодействие графена с интеркалированными органическими молекулами. Каналы транзисторов из таких гетероструктур демонстрировали эффективное управление током (4-5 порядков) при изменении напряжения на затворе. Напряжение на затворе обеспечивает модуляцию высоты потенциальных барьеров, что и приводит к изменению тока. Методы химической модификации во всех случаях являются достаточно простыми, дешевыми и технологичными, и могут быть использованы для создания массивов приборных структур, где требуется эффективное управление током.

Рис. Зависимости тока I_ds от напряжения на затворе V_g для разных транзисторных структур из слоев функционализированного графена и мультиграфена. (а) Сверхрешетки графен–NMP толщиной 4 nm, отожженные при 160°С до (1) и после (2) очистки верхнего слоя. (б) Мультиграфен толщиной 4 nm до (1) и после (2) частичного фторирования его в водном растворе плавиковой кислоты (степень фторирования около 20 %).

Измеренные транзисторные (передаточные) характеристики для некоторых структур представлены на рисунке. Из сравнения данных для разных видов модифицированного графена видно, что максимальный эффект (I_on/I_off ~ 10⁵) был получен для частично фторированных структур. Изменение тока при варьировании напряжения на затворе (кремниевой подложке) в исходных пленках (до проведения их модификации тем или иным способом) составляло не более 2-4 раз для графена и еще меньше для мультиграфена. Нужно отметить еще один важный экспериментальный факт – относительно высокие подвижности носителей в модифицированном графене несмотря на формирование потенциальных барьеров. Как правило, наличие потенциальных барьеров не уменьшает подвижность носителей в гетероструктурах по сравнению с исходным не модифицированным материалом.

При исследовании пленок, полученных из фторированной суспензии на кремнии, обнаружено, что при степени фторирования 50 – 70%, наблюдается эффект обратимого переключения сопротивления пленки. Степень фторирования определялась из величины диэлектрической проницаемости пленок по данным вольт-фарадных измерений. Толщина пленок составляла 60 - 80 нм. Отношение токов в высокоомном и низкоомном состоянии составляет 1-2 порядка и переключения сопротивления наблюдаются при латеральных и вертикальных измерениях на пленке из частично фторированной суспензии (рис.). Резистивный эффект обнаруженный на данных пленках является биполярным. Напряжение переключения составляет, как правило, 1.2 – 1.7 В при вертикальной конфигурации измерений. Переключения воспроизводились, как минимум, при 160 циклах проведенных измерений. Относительно высокое напряжение переключения в случае латеральной конфигурации (~ 4 В) определяется относительно большим расстоянием между контактными площадками – 400 мкм. Обнаружена возможность зафиксировать низкоомное состояние путем выдержки при относительно высоком напряжении (больше напряжения переключения), а отжиг при температуре более 160°С приводил к восстановлению высокого сопротивления пленки.

Рис. Вольт-амперные характеристики фторированной графеновой пленки 80 нм толщиной в вертикальной конфигурации (a) и латеральной конфигурации (b).

Методом зарядовой спектроскопии (Q-DLTS) проведено исследование локализованных состояний в запрещенной зоне фторированного графена в высокоомном и низкоомном состояниях. В высокоомном состоянии пики на Q-DLTS спектрах связаны с дырочными ловушками с энергией активации 0,50 эВ и безактивационной эмиссией носителей (туннелированием). В низкоомном состоянии наблюдалось появление целого спектра ловушек: для структуры фторографен/p-Si центры с энергиями активации для дырок: E₁ = 0,34 эВ, E₂ = 0,00 эВ, E₃ = 0,08 эВ. В случае использования подложки из n-Si захватом и выбросом электронов на локализованные состояния в запрещенной зоне фторографена с энергиями Е₄ = 0,14 эВ и Е₅ = 0,15 эВ. Минимальное время эмиссии носителей, определенное из спектров Q-DLTS составило ~700 нс при 300 K. Исследования транспортных свойств показали, что энергии активации, вычисленные из температурных зависимостей тока, совпадают с энергиями активации, вычисленными из Q-DLTS измерений: для высокоомноого состояния это энергия активации 0,48 эВ, а для низкоомного - 0,08 эВ. Предполагается, что центры с энергией активации 0,48 - 0,50 эВ связаны с барьерами на границах фторированные-нефторированные области в пленке. А введение целого спектра электрически активных центров в запрещенной зоне фторографена под действием приложенного напряжения и, прежде всего, центра - 0,08 эВ отвечает за появление проводимости пленки в низкоомном состоянии.

Предложена новая конструкция псевдоморфной AlGaAs/InGaAs/AlGaAs гетероструктуры, позволившая значительно увеличить мощность pHEMT транзисторов на ее основе. На частоте 10 ГГц такие транзисторы продемонстрировали удельную выходную мощность более 1.6 Вт/мм. Более чем 50 процентного увеличения мощности pHEMT транзисторов удалось достичь в результате введения в конструкцию AlGaAs/InGaAs/GaAs гетероструктуры дополнительных p+легированных AlGaAs барьерных слоев. Встроенное электрическое поле в таких структурах, образованное n-i-p⁺ барьерными слоями, дополнительно локализует электроны в InGaAs квантовой яме, что позволяет добиться многократного увеличения концентрации двумерного электронного газа в InGaAs квантовой яме. Изучены особенности этого нового перспективного типа псевдоморфных AlGaAs/InGaAs/AlGaAs гетероструктур с дополнительным акцепторным легированием барьеров, предназначенных для создания мощных СВЧ транзисторов типа pHEMT (pseudomorphic High Electron Mobility Transistor). Проведено сравнение транспортных характеристик новой и обычной pHEMT гетероструктур. Изучено влияние легирующей акцепторной примеси в AlGaAs барьерах гетероструктуры нового типа на ее транспортные свойства. Показано, что введение дополнительных p⁺ легированных барьерных слоев позволяет достичь двукратного увеличения концентрации двумерного электронного газа в InGaAs квантовой яме без появления параллельной проводимости по AlGaAs барьерным слоям. Методом вторичной ионной масс-спектроскопии и фотолюминесцентной спектроскопии проведена оценка концентрации легирующих акцепторов и доноров, проникающих из барьерных слоев в квантовую яму. Расчет подвижности электронов в канале с учетом рассеяния электронов на ионизированных атомах примеси показал, что снижение подвижности электронов обусловлено рассеянием на ионах Si и не связано с введением в структуру дополнительных p⁺ легированных бериллием слоев.

Экспериментально изучено явление индуцированных токов утечки при накоплении протёкшего заряда (Stress Induced Leakage Current, SILC) в туннельном оксиде кремния элементов флэш памяти. SILC ограничивает число циклов перепрограммирования флэш элементов памяти на основе плавающего затвора и на основе нитрида кремния до 10⁴ – 10⁵, также приводит к ускорению стеканию заряда в элементах флэш памяти, то есть деградации запоминающих свойств. Анализ экспериментальных вольт-амперных характеристик (ВАХ) для различных структур на основе туннельного SiO₂ показал, что при больших напряжениях ток через SiO₂ описывается туннелированием по Фаулер-Нордгему, а в режиме SILC транспорт заряда в SiO₂ лимитируется фонон-облегчённым туннелированием между ловушками.

Рис. 1. Вольт-амперные характеристики для разных величинах заряда, протёкшего через SiO₂ структуры n-Si/SiO₂/n-Si_p, при температуре 25 °C: (a) обзор режимов SILC и туннелирования по Фаулеру-Нордгейму, (b) режим SILC. Символами представлены экспериментальные данные, линии соответствуют результатам моделирования. Величины протёкшего заряда и соответствующие им концентрации дефектов приведены на врезках.

Рис. 2. Экспериментальные вольт-амперные характеристики структуры n-Si/SiO2/n-Sip при температуре 25 °C и разных величинах заряда, протёкшего через SiO2 до отжига (геометрические символы) и после термического отжига в течение 120 часов при 250 °C (крестообразные символы).

Моделирование ВАХ в рамках теории фонон-облегчённого туннелирования между ловушками даёт хорошее согласие с экспериментальными данными при термической энергии ловушек W_т = 1,6 эВ и оптической энергии ловушек W_опт = 3,2 эВ, эффективной туннельной массе электрона m* = 0,5m₀. На рисунке 1 линиями представлены результаты моделирования ВАХ при температуре T = 25 °C и сравнение с экспериментом. Повышение температуры до 70 °C приводит в росту тока в режиме SILC на 30-50%. Это явление описывается моделью фонон облегченного туннелирования между ловушками. Термическая энергия ловушек 1,6 эВ совпадает с половиной стоксового сдвига для вакансии кислорода в SiO₂. Это указывает на то, что в качестве ловушек выступают вакансии кислорода.

Выявлено, что длительный отжиг при повышенной температуре приводит в рекомбинации вакансий кислорода с междоузельным кислородом и уменьшению токов утечки до начального уровня. На рисунке 2 представлены экспериментально измеренные ВАХ до и после отжига. Отжиг проводился в течении 120 часов при температуре 120 °C. Таким образом можно сделать вывод, что периодический отжиг туннельного диэлектрика позволит продлить время работы элементов флэш памяти. Тем не менее, требуется оптимизация режимом такой процедуры для внедрения в промышленное использование.

Измерены РФЭС спектры и проведены спектральные эллипсометрические измерения для плёнок HfO_x и ZrO_x с различной степенью стехиометрии (параметр x) в широком диапазоне (x = 1,4–2,0). Предложена модель строения нестехиметрических HfO_x и ZrO_x. Методом спектральной эллипсометрии исследованы структурные дефекты в плёнках ZrO_x переменного состава. В диапазоне 1–4 эВ наблюдается поглощение, обусловленное металлическими кластерами Hf/Zr (Рис. 1). При энергии фотона более 4,0 эВ наблюдается поглощение, обусловленное субокидами HfO_y/ZrO_y.

Рис. 1. Спектральная зависимость коэффициента поглощения α(ω) в HfO_x(H) и ZrO_x(Z) переменного состава.

Результаты эллипсометрических измерений для серии плёнок ZrO_x с различной степенью стехиометрии (параметр x) указывают на присутствие в пленках наличие металлической фазы Hf/Zr при x меньше некоторого критического значения. Результаты измерений РФЭС спектров уровней Hf4f, проведённых для плёнок HfO_x указывают, что при значении x < 1,99 HfO_x распадается на несколько фаз: металлический Hf и нестехиометрический HfO_y, встроенные в матрицу HfO₂. Построена фазовая диаграмма с учётом адсорбированного кислорода на поверхности. Показано что, доля фазы HfO_y остаётся существенной при x → 2. Высказано предположение, что HfO_y состоит из HfO₂ с изолированными моновакансиями кислорода. Проверка этой гипотезы требует более детального разложения РФЭС спектров уровней Hf4f, Hf5s и O2s.

Рис. 2. (a) Структура нестехиометрического HfOx: синие области соответствуют металлическому Hf, зелёные – HfOy, жёлтые – HfO2. (б) Зонная диаграмма границы раздела Hf/HfO2. (в) Зонная диаграмма среза А-А. (г) Энергетическая диаграмма для сильно компенсированного полупроводника.

Учёт разрыва зон границы Hf/HfO₂ (рис. 2(б)) позволяет построить зонную структуру разреза A-A, представленную на рисунке 2(в). В следствие флуктуации ширины запрещённой зоны E_g, дно зоны проводимости E_c и потолок валентной зоны E_v испытывают флуктуации субмикронного масштаба. Транспорт в таких электронных системах может быть описан теорией протекания, развитой Шкловским и Эфросом в сильно компенсированных полупроводниках (рис. 2(г)).

Выявлено, что эффект резистивного переключения наблюдается в структурах на основе HfO_x при значениях 1,7<x<1,95. Границы диапазона x требуют уточнения. Сравнение экспериментально измеренных ВАХ, измеренных для синтезированных структур в низкоомном состоянии с теорией протекания позволило оценить пространственный размер флуктуаций a~1-2 нм, порог протекания W ≈ 1 эВ.

В работе разработан и применен метод «сухого» анодного окисления InAs в низкоэнергетической таунсендовской газоразрядной плазме. Показано, что при контролируемом окислении в атмосфере особо чистых газов (Ar, O₂, CF₄) формируются однородные по толщине (5-15 нм) и составу анодные оксидные слои (АОС). Окисление с добавлением СF₄ в газовую смесь приводит к образованию широкозонных оксифторидов индия и мышьяка и формированию структурно-упорядоченной границе раздела АОС/InAs(111)A (рис.1).

Рис.1. ВРЭМ-изображение поперечного среза границы раздела АОС/InAs(111)A и усредненная оптическая плотность переходного слоя (справа).	Рис.2. Частотные ВФХ Au/АОС/InAs(111)A и Au/ФАОС/InAs(111)A МОП структур, полученные в темноте при T=77K.

Формирование упорядоченной (кристаллической) границы раздела приводит к значительному снижению плотности интерфейсных состояний. На рис.2 приведены вольт-фарадные характеристики МОП структур на основе АОС/InAs(111)A. Показано, что Au/АОС/InAs(111)A структуры с фторированным АОС демонстрируют электрофизические характеристики близкие к характеристикам границы раздела Si/SiO₂: малая частотная дисперсия (<15 мВ), плотность ПС в запрещенной зоне менее 5·10¹⁰ эВ^-1см^-2 и встроенный заряд менее 5·10¹¹см^-2.

Теоретически и экспериментально исследованы собственные окислы на поверхности InAs полученные при анодном окислении полупроводниковых пластин во фтор содержащем электролите (FАО) и в электролите без фтора (АО) (рис. 1). Теоретически задача решена путем численного самосогласованно решения уравнений Шредингера и Пуассона. При расчете плотности состояний в зоне проводимости InAs учитывался закон дисперсии электронов в рамках трехзонного приближения Кейна, использовалась статистика Ферми-Дирака и температурная зависимость ширины запрещенной зоны. Теоретические расчеты проверены на МДП-структурах с толщиной окисла от 4 до 150 нм.

Рис.1. Поперечное сечение МДП-структуры полученное прямым инструментальным методом электронной микроскопии HRTEM. Оценка по пространственному разрешению составляет величину ~ 0,1 нм. Видна приповерхностная область полупроводника, слой диэлектрика FАО толщиной 4,5 нм и прилегающие к FАО слои металлического затвора.

Наличие соединений фтора в электролите обеспечивает низкую ПС на границе раздела менее 4·10¹⁰ см^-2эВ^-1 . Такая низкая плотность С-V методом не определяется, что подтверждается хорошим совпадением теоретических и экспериментальных кривых. В отсутствии фтор содержащей соли в составе АО приводит к формированию границы раздела с высокой плотностью ПС ~ 10¹²см^-2эВ^-1 и отклонению теоретической С-V кривой от экспериментальной. На рис.2 приведены С-V кривые для МДП-структуры с FАО толщиной 4,4 нм, которая определена емкостным методом при подгонке теоретической кривой под эксперимент одним параметром – толщиной окисла. На левом рисунке показана попытка подгонки теоретической кривой под эксперимент с использованием разных типов статистики и параболического закона дисперсии без учета квантового эффекта (традиционный подход) для фиксированной толщины окисла 4,4 нм. Видно, что без учета квантования подгонка С-V кривых невозможна. На правом рисунке показана аналогичная попытка подгонки вариацией толщины окисла без учета квантование, что также невозможно.

Рис.2. Результат подгонки теоретической С-V кривой под эксперимент за счет изменения статистики электронов без учета квантования (слева) при фиксированной толщине окисла и за счет изменения толщины окисла без учета квантования (справа). Красная кривая – единственное приемлемое решение.

Исследованы электрофизические свойства нелегированных и легированных индием в процессе роста пленок Cd_XHg_1-XTe, а также влияние температурных обработок в парах ртути после роста. Рост гетероэпитаксиальных структур КРТ осуществлялся на многомодульной автоматизированной сверхвысоковакуумной установке молекулярно-лучевой эпитаксии «Обь-М». Магнетополевые зависимости эффекта Холла в диапазоне магнитных полей 0,05÷1,0 при 77K объясняются наличием в пленках двух типов электронов – с высокой и с низкой подвижностью. Исследования температурных зависимостей времени жизни носителей и спектров ФЛ в КРТ-на-Si выращенных методом МЛЭ показали, что непосредственно после роста материал имеет значительную концентрацию центров рекомбинации на глубоких уровнях с различным энергетическим положением (0,05 и 0,12эВ). Выявлена корреляция между плотностью ямок травления (EPD) и величиной времени жизни при 77K по площади структур. Установлено, что для подавления рекомбинационных центров, связанных с ростовыми дефектами в пленках МЛЭ КРТ/Si, достаточно отжига при температуре около 220 °С, при котором резко уменьшается плотность дефектов упаковки.

Активационный отжиг легированных мышьяком образцов и отжиг на заполнение вакансий при насыщенном давлении паров ртути приводят к увеличению времени жизни в диапазоне температур 77-200K в несколько раз (рис.). Отжиг при низком давлении паров ртути дает вакансионный материал р-типа, в котором время жизни при температуре 77K составляет несколько десятков наносекунд и определяется рекомбинацией Шокли-Рида на ловушках с энергией E_t ≈ 0,05-0,06 эВ, что согласуется с литературными данными для материала КРТ, выращенного другими методами.

Рис. Температурные зависимости времени жизни в пленках Cd_XHg_1-XTe с х=0.3: 1 - после роста, 2 - после отжига при 220 °С в насыщенных пара ртути, 3 - после отжига при 220 °С при минимальном давлении паров ртути.

Показано, что легирование индием в процессе роста позволяет получать базовый материал n-типа проводимости с концентрацией (1-10)·10¹⁵ см^-3 , устойчивый к воздействию активационного отжига, что позволяет его использование для изготовления р- на n MWIR фотодиодов. Легирование мышьяком, как в процессе роста, так и ионной имплантацией позволяет получать материал p-типа проводимости с концентрацией до 10¹⁹ см^-3. Исследованы процессы формирования P+/n переходов в многослойных гетероструктурах КРТ. При ионной имплантации глубина p/n перехода составляет 400 нм при энергии имплантации 190 кэВ, и при двукратном увеличении энергии увеличивается до 500 нм. Глубина p/n перехода не меняется после активационного отжига. Профили распределения мышьяка по толщине образца не зависят от его состава.

Изучены свойства защитных диэлектрических слоёв оксида алюминия Al₂O₃, нанесенных на уже изготовленные кремниевые нанопроволочные транзисторные биочипы методом плазменно-стимулированного атомно-слоевого осаждения (PEALD) перед корпусированием в зависимости от режимов нанесения и отжига. Покрытие естественного окисла кремния слоем Al₂O₃ нанометровой толщины, выращенным последовательным нанесением мономолекулярных слоев аморфного оксида алюминия a-Al₂O₃ методом плазмостимулированного атомно-слоевого осаждения (PEALD), незначительно уменьшает фемтомольную чувствительность биосенсоров, но обеспечивает их стабильность в биожидкостях. В деионизованной воде транзисторы с отожженным оксидом алюминия закрываются из-за захвата на поверхностные состояния отрицательного заряда величиной <(-1-10)×10¹¹ см^-2. Подача положительного потенциала на подложку (V_sub > +25 В) позволяет устранять отрицательный заряд и проводить многократные измерения в жидкости по крайней мере в течении полугода.

Рис. Сток-затворные характеристики n-канальных транзисторов с 5 нм слоем ALD Al₂O₃ диэлектрика в симметричном режиме c положительным потенциалом +2 В в биожидкости с разным содержанием BSA (концентрация указана в подписях на графиках): 1 – характеристика в воде до регистрации BSA, 2 – характеристика в воде после промывки. Концентрации измерялись последовательно, начиная с малых и заканчивая большими. На вставках показаны зависимости относительного изменения тока стока при +2 В на подложке (нижняя вставка) от концентрации BSA и для разницы пороговых напряжений V_sub,th с молекулами BSA и без них, и соответствующей им разницы зарядов с молекулами BSA и без них (верхняя вставка).

Предложена замена полевой зависимости подвижности μ_eff ~ E_eff^-n зависимостью от плотности индуцированных носителей заряда μ_eff~N_e^-n для определения диапазона возможных значений подвижности и доминирующих механизмов рассеяния в тонкопленочных структурах.

Определены значения показателей n для зависимостей μ_eff(N_e) при изменении режима пленки КНИ со стороны одной из ее поверхностей от инверсии до обогащения (рис.). Дано объяснение полученных результатов с точки зрения перераспределения плотности электронов по толщине пленки КНИ и изменения механизмов рассеяния.

Рис. (a) - Зависимости подвижности электронов от их плотности в индуцированных каналах КНИ-транзисторов и (b) - зависимости напряжения плоских зон КНИ-транзисторов и показателя n для μ_eff ~ N_e^-n зависимости в 30 нм пленках КНИ при изменении режима пленки со стороны поверхности от инверсии до обогащения.

Структуры InGaAs/Ge/InGaAs выращивались методом молекулярно лучевой эпитаксии на подложке GaAs(001) через релаксированный буфер InGaAs. Исследовались 2 образца. Первый содержал 5 слоёв Ge толщиной по 4 нм, разделённых слоями InGaAs толщиной 50 нм. Содержание In в буферном слое и во всех разделяющих слоях составляло 30 %. Второй образец содержал 10 слоёв Ge толщиной по 5 нм, разделённых слоями InGaAs толщиной 50 нм. Содержание In в буферном и всех разделяющих слоях было 20%, температура подложки в обоих случаях составляла 410 °C.

Рис. Спектры пропускания образцов в сравнении со спектром пропускания пластины объёмного ненапряжённого германия. Cпектры нормированы к спектру германия в области, где нет поглощения в германии.

Согласно данным комбинационного рассеяния света, растягивающие двуосные деформации в плёнках Ge достигали 1.9%.

В спектрах пропускания образцов (рис.) видно, что пропускание гетероструктур заметно снижается, уже с λ ~ 2600 нм. Это соответствует оптической щели ~ 0.48 эВ. Край поглощения твёрдого раствора InGaAs зависит от состава и от температуры и для состава In 0.3 Ga 0.7 As составляет менее 1 мкм. Следовательно, можно предположить, что наблюдаемый эффект определяется поглощением в германии и обусловлен влиянием растягивающих механических напряжений. Квантоворазмерный эффект в тонких плёнках Ge привел бы к противоположному эффекту – сдвигу края поглощения в коротковолновую область спектра. Таким образом, растягивающие деформации играют заметную роль в сдвиге края поглощения германия. В заключение отметим, что из анализа спектров пропускания света впервые экспериментально обнаружен длинноволновый сдвиг края поглощения в растянутых плёнках германия.

Существует потребность в квантовых каскадных лазерах с перестраиваемой длиной волны на длины волн больше 10 мкм. Проблемы развития таких лазеров на основе соединений А³В⁵ затрудняются из-за сильного фононного поглощения в этих материалах.

Рис. Спектр фотолюминесценции, наблюдаемый с краев образца (в плоскости образца) при различных количествах фотонов в импульсах накачки: P1 - 300 mW, P2 - 2×1013, P3 - 3×1014, P4 - 1×1015, P5 - 5×1015. На вставке представлены спектры сигнала фотолюминесценции для различных направлений (относительно оси роста структуры) при P1.4×1015 фотонов в импульсе накачки.

В то же время КРТ имеет низкую частоту оптически фононов и обеспечивает возможность изменения ширины запрещенной зоны в широких пределах. В данной работе представлены доказательства длинноволновой суперлюминесценции, т.е. усиления спонтанной эмиссии при 100 К, в эпитаксиальной пленке узкозонного КРТ. Исследованная структура представляла собой эпитаксиальную пленку Hg_0,78Cd_0,22Te, выращенную на полуизолирующей подложке GaAs(013) с эллипсометрическим контролем состава и толщины в процессе выращивания. Активная часть структуры толщиной 5 мкм была выращена на релаксированном буферном слое из CdTe варизонными слоями КРТ толщиной 100 нм. Структура покрыта тонким слоем CdTe. Наблюдалось сужение линии фотолюминесценции 8,4 μm при увеличении мощности оптической накачки (рис.).

Однако показано, что плазмонный вклад в диэлектрическую функцию ухудшает удержание света при больших уровнях накачки, что ограничивает рост интенсивности линии суперлюминесценции. Предложена конструкция структур, оптимальная для получения стимулированного излучения в диапазоне 10-36 μm.

Нанокристаллы (НК) кремния и германия, распределённые в диэлектрической матрице, интересны как с фундаментальной точки зрения (квантовые точки), так и для применения в нано- и оптоэлектронике. НК Ge_xSi_(1-x) в диэлектрических плёнках являются гетероструктурами первого рода, свойства которых зависят от стехиометрии и размера. Целью работы было развитие подхода управления размерами и стехиометрией НК Ge_xSi_(1-x) в многослойных структурах GeO/SiO₂, исследование их оптических свойств и поиск возможностей использования их в оптоэлектронных устройствах, совместимых с планарной кремниевой технологией.

Рис. Спектры низкотемпературной ФЛ образца после отжига; вставка – температурная зависимость ФЛ.

Многослойные структуры GeO/SiO₂ получены испарением порошков GeO₂ и SiO₂ и напылением на холодную подложку Si(001) и состояли из десяти пар слоёв GeO/SiO₂ (4 нм/4 нм), закрытых защитным слоем SiO₂ (100 нм). Исходные и подвергнутые отжигу (800 °C, 30 мин.) образцы исследовали методами ИК-спектрокопии, электронной микроскопии, спектроскопии комбинационного рассеяния света (КРС) и фотолюминесценции (ФЛ).

Исходные слои GeO_x близки по стехиометрии к монооксиду германия, после отжига слои SiO₂ и GeO перемешиваются, и образуется стекло Ge_ySi_(1-y)O₂. Образовавшиеся после отжига НК GeSi имеют размер около 5 нм и средний состав Ge_0.6Si_0.4. Образование НК GeSi ведёт к появлению полосы ФЛ с пиком 1550 нм (0.8 эВ) (Рис. 1). Интенсивность пика растёт при температурах до 20-25 К, а при дальнейшем увеличении температуры до 60 К падает (вставка на Рис.). Температурная зависимость интенсивности пика ФЛ не является зависимостью вида Аррениуса exp(-T_a/T). В спектре наблюдается также узкая полоса с пиком 1613 нм (0.77 эВ), природа которой не ясна, возможно, она обусловлена состояниями на границе GeSi/Ge_ySi_1-yO₂. НК могут представлять собой структуру Ge ядро и оболочка GeSi.

Итак, в многослойных структурах GeO/SiO₂ после отжига (800 °C, 30 м.) обнаружены НК GeSi. Наблюдается ФЛ с максимумом 1500-1600 нм, обусловленная НК GeSi. Исследована температурная зависимость интенсивности пика ФЛ.

Массивы димеров нанокластеров Au с изменяемой величиной размера нанокластеров и зазора между нанокластерами были сформированы с помощью сфокусированного электронного пучка на поверхности Si и SiO₂. Нанесение субмонослойных покрытий коллоидных нанокристаллов (НК) CdSe проводилось с помощью технологии Ленгмюра-Блоджетт. По данным отражения в оптическом спектральном диапазоне была определена энергия локализованных поверхностных плазмонов в димерах нанокластеров Au в зависимости от направления вектора поляризации, размеров нанокластеров в димере и величины зазора между нанокластерами. На основе полученных данных определены условия для резонансного гигантского КРС (ГКРС) оптическими фононами НК CdSe. Слой SiO₂ толщиной 77 нм использовался для дополнительного усиления сигнала за счет ГКРС, усиленного интерференцией.

Рис. а)- Спектры ГКРС субмонослоя НК CdSe, нанесенного на массивы димеров с зазором около 10 нм, измеренные при L = 632.8 нм и поляризации света вдоль и поперек длинной оси димера. б)- Интенсивность сигнала ГКРС фононами НК CdSe в зависимости от зазора между нанокластерами в димере. Вставка показывает СЭМ изображение фрагмента массива димеров с субмонослоем НК CdSe.

Спектры ГКРС, записанные при различной поляризации света относительно оси димеров, демонстрируют сильную анизотропию (рис. а). Интенсивность сигнала ГКРС, поляризованного вдоль длинной оси димера в 20 раз превышает соответствующую величину для ортогональной поляризации. Показано, что при уменьшении зазора между нанокластерами в димере интенсивность сигнала ГКРС резко возрастает, что свидетельствует о существовании «горячих точек (hot spots)» в зазоре димера (рис.б). Структурные параметры димеров контролировались с помощью сканирующей электронной микроскопии (СЭМ).

Методом in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии исследован процесс зарождения двумерных островков германия на поверхности Si(111)-(7×7). Для реализации двумерного зарождения при повышенных температурах, осаждение германия осуществлялось на поверхность образцов Si(111) с широкими (~5 мкм) атомно-гладкими террасами (Рис. 1), предварительно сформированными с использованием эффекта эшелонирования атомных ступеней. Это позволило впервые изучить двумерное зарождение Ge на поверхности Si(111)-(7×7) при 600 °C.

Рис. 1. (а) ОЭМ- и (б) АСМ-изображения двумерных островков Ge.

В результате in situ экспериментов и последующего ex situ анализа морфологии поверхности образцов методом атомно-силовой микроскопии (АСМ) получена зависимость концентрации двумерных островков N_2D от скорости осаждения германия R (Рис. 2а). Классическая теория скоростей зародышеобразования предлагает степенной закон N_2D ∝ R^α для описания таких зависимостей. Аппроксимация экспериментальных данных такой функцией позволяет определить показатель масштабирования α ≈ 1,54±0.12. Такое значение α соответствует режиму роста Ge/Si(111)-(7×7), кинетика которого лимитирована встраиванием адатомов в ступени, а размер критического зародыша составляет i=11±3 частиц.

Для дальнейшего анализа использован теоретический подход к анализу двумерного зарождения, который обладает рядом преимуществ, по сравнению с классическим, и основан на совместном анализе зависимостей N_2D(R) (рис. 2а) и нормированного распределения площадей областей захвата островков β(s) (рис. 2б). Для применения данного подхода к анализу начальных стадий роста Ge/Si(111)-(7×7), разработана методика программной обработки АСМ-изображений, построения областей захвата и анализа распределения их нормированных площадей (рис. 2б). Полученные результаты свидетельствуют о большом размере критического зародыша i=10±2 и о лимитированной встраиванием кинетике роста. Таким образом, предложенный подход подтверждает выводы классического подхода, но позволяет получить оценку размера критического зародыша с большей точностью.

Рис. 2. Экспериментальные зависимости (а) N_2D(R) и (б) P_β(s). Красные линии - аппроксимации N_2D ∝ R^α и P_β ∝ S^βexp(-bs²).

Двумерное зарождение и рост (2DЗР) Si на сингулярных террасах (2-10 мкм) Si(111)-(7×7), ограниченных эшелонами ступеней, и на экстра-широких (~100 мкм) атомно-гладких поверхностях, исследованы с помощью in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии при температурах T = 600-750 °C. В этом интервале температур принципиально меняется (нарастает) шероховатость ростовой поверхности, что предполагает появление дестабилизирующих потоков адатомов при обоих типах морфологии поверхности.

Показано, что на начальных этапах рост Si реализуется по классическому механизму 2DЗР, при котором сохраняется атомная гладкость ростовой поверхности. Однако после осаждения определённого количества монослоёв ( Θ ~ 100 МС) на террасах, ограниченных эшелонами ступеней, наблюдается переход от 2DЗР к росту пирамидально-подобных волн (ППВ) (рис.1а), который при T = 750 °C завершается формированием отдельных треугольных пирамид. Из in situ наблюдения следует, что образование ППВ связано со стоком адатомов в эшелоны ступеней, приводящим к постепенному уменьшению ширины растущего слоя до критического значения λ (1 МС = 1.56 × 10¹⁵ см^-2), зависящего от скорости осаждения R и температуры подложки T. Из проведённого методом ex situ атомно-силовой микроскопии (АСМ) анализа зависимостей концентрации 2D островков N_2D(R) для первого растущего слоя следует, что размер критического зародыша i=1. В то же время анализ λ²(R) при формировании ППВ обнаруживает зависимость i на наивысшей террасе от количества слоёв n в ППВ: от i~10 при n=11 (ширине исходной террасы W=5 мкм) до i=2 при n=2 (W=1.8 мкм). Эти факты указывают на сток адатомов в удалённые нисходящие ступени ППВ из-за прозрачности ступеней, преимущественное встраивание в которые, согласно нашим предыдущим данным, лимитировано инверсным барьером Швёбеля при T<720 °C.

Рис. АСМ изображение (а) ППВ на сингулярной террасе Si(111)-(7×7) между эшелонами ступеней при T = 650 °C и (б) треугольных пирамид роста на 100 мкм атомно-гладкой поверхности при T = 750 °C после длительного осаждения Si. (в) Распределение заполненности атомных слоёв на изображении (б).

Похожая тенденция развития рельефа наблюдается и при длительном осаждении Si на 100 мкм террасах, где треугольные пирамиды роста становятся отчётливо выраженными (рис. б). Такие пирамиды возникают при T > 720 °C, когда доминирующим становится встраивание в восходящие ступени. Можно видеть, что каждая пирамида ограняется краями ступеней типа [112]. Основываясь на линейности распределения заполненности слоёв (рис. в), мы можем заключить, что их образование связано с дестабилизирующим восходящим потоком адатомов, возникающим из-за прозрачности краёв ступеней типа [112]. Полученные результаты заставляют предположить, что прозрачность ступеней в большей степени связана с условиями формирования их прямых краёв (движением кинков) и возникает как процесс, сопутствующий появлению кинетических ограничений на встраивание адатомов в ступени, доминирующее направление которого зависит от температуры и обеспечивает транспорт адатомов к удалённым ступеням и террасам.

С использованием твердофазной эпитаксии тонких пленок железа и молекулярно-лучевой эпитаксии кремния изготовлены и исследованы диодные структуры Si-β-FeSi2 нанокристаллы -Si(111) для оптоэлектроники. Структурные исследования выполнены методом высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ) на микроскопах JEOL-4000EX и TITAN 80–300 (FEI), оборудованном корректором сферической аберрации объективной линзы.

Впервые визуализирована и однозначно интерпретирована бэтта фаза дисилицида железа, которая имеет орторомбическую кристаллическую решетку Cmca c параметрами 9,879 (а), 7,799 (b) и 7,839 (с) Å. Установлены её ориентационные соотношения относительно кристаллической решетки кремния. Угол между плоскостями (010) или (001) β-FeSi₂ и Si (111) равен 1,5°, что свидетельствует об их эпитаксиальном когерентном сопряжении с формированием малоугловой границы.

Рис. ВРЭМ изображение мелких НК β-FeSi₂ (тип I) в матрице Si (а) и соответствующие Фурье – спектры от областей чистого кремния (b) и Si + НК(с). Рефлексы от НК β-FeSi₂ отмечены черными окружностями.

Квантовая эффективность диодов при нулевом смещении составила около 0.2%, а удельная обнаружительная способность - 1.2×10⁹ см×Гц^1/2/Вт на длине волны 1300 Нм при комнатной температуре. В режиме лавинного пробоя чувствительность доходила до 20 мА/Вт (2 % в плане эффективности) за счет пятикратного лавинного усиления. Полученные данные указывают на то, что встроенные в обедненную область р-N перехода нанокристаллы β-FeSi₂ расширяют спектральную чувствительность вплоть до 1700 нм и увеличивают ток фотопроводимости более, чем на два порядка величины по сравнению с обычным кремниевым p-n переходом. Это является мировым достижением в области кремниевых фотодетекторов на данную область спектра.

При отработке технологии формирования сверхтонких слоев AlN(0001) на поверхности Si(111) впервые в мире экспериментально получена высокоупорядоченная двумерная (2D) фаза AlN, толщиной порядка ~1 монослоя, демонстрирующая в дифракции быстрых электронов сверхструктуру (44) (смотри Рис. 1).

Рис. 1. Дифракционная картина графеноподобного AlN. Отчетливо наблюдается сверхструктура (4×4).

Эта 2D фаза AlN была сформирована нанесением металлического алюминия в сверхвысоком вакууме на высокоупорядоченную сверхструктуру SiN(88)/Si при высокой температуре (T~1100C). При этом оказалось, что фундаментальный рефлекс (01)AlN точно совпадает с дробным рефлексом кремния (0 5/4).

Рис. 2. Прецизионные измерения латеральной постоянной решетки AlN.

Из соотношения 5a_AlN = 4a_(111)Si следует, что значение a_AlN = 3.080.005 А, что хорошо совпадает с теоретически вычисленным параметром решетки 3.08-3.09A графеноподобного AlN в отличие от объемного значения вюрцитной структуры AlN а=3.115 А. На Рис. 2 показана эволюция величины постоянной решетки AlN при увеличении толщины слоя AlN, при толщине 6 монослоев наблюдается переход от графеноподобного AlN к вюрцитной структуре .

С помощью высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ) выполнено исследование многослойных гетеросистем с квантовыми точками InAs в матрице Al(Ga)As и AlAs в матрице InAs, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках GaAs(001) при реализации механизма роста Странского-Крастанова.

Рис.1. Многослойные гетероструктуры с квантовыми точками (схематические изображения).

Ростовая поверхность контролировалась методом in situ дифракции быстрых электронов на отражение (ДБЭО). По данным ДБЭО переход от двумерного роста к трехмерному (начало формирования островков) для всех образцов имел место после осаждении 1.8 монослоя (МС) InAs или AlAs. При этом, общая толщина гетероэпитаксиального слоя, как InAs, так и AlAs составляла 2.4 МС. Схематическое изображение выращенных структур показано на рис.1.

Рис.2. Темнопольное изображение в рефлексе (002) поперечного среза (110) многослойной гетеросистемы (sample C)(а) и ВРЭМ изображения отдельных квантовых точек InAs в матрице AlGaAs (sample C)(b); InAs в матрице AlAs (sample B)(c), и AlAs в матрице InAs (sample D)(d).

На рис.2a показано типичное темнопольное изображение поперечного среза многослойной гетеросистемы, обозначенной на рис.1, как образец С: квантовые точки InAs в матрице AlGaAs. На рис. 2b приведены ВРЭМ изображения индивидуальных квантовых точек в образцах, отмеченных на рис.1, как образец B, C и D. Последовательность чередующихся слоев, их толщины и период следования с высокой степенью точности соответствуют заданным условиями синтеза параметрам (см. Рис.1). Квантовые точки InAs имеют трапецеидальную форму со сглаженной верхней поверхностью. Их латеральные размеры и высота в матрице Al(Ga)As составляет около 50 и 15 нм, соответственно, в матрице AlAs – 25 и 8 нм, соответственно. Во всех случаях визуализируется смачивающий слой, толщиной не более 2 МС. В инверсной гетероструктуре: AlAs в матрице InAs, формируются мелкие квантовые точки, размеры которых во всех направлениях составляют около 3 нм.

Полученные результаты были использованы для интерпретации данных атомно-силовой микроскопии поперечных срезов этих гетеросистем и данных Рамановской спектроскопии.

Получена кинетическая диаграмма роста Ge на Si в диапазоне температур 300-700 °C. Кривая, соответствующая переходу 2D-3D содержит две области, которые подчиняются закону Аррениуса и относятся к различным механизмам двумерного роста: двумерно-островковый механизм в диапазоне 300-525 °C и механизм движения ступеней для области 525-700 °C с энергиями активации 0.11 эВ и 0.15 эВ, соответственно. Мы также наблюдали переходы от hut-островков к dome-островкам. Температурная зависимость критической толщины для перехода hut-dome аппроксимируется двумя экспонентами. Отсюда энергии активации для перехода hut-dome равны 0.11 эВ для области 350-550 °C и 0.24 эВ в диапазоне температур 550-700 °C. Отрицательное значение энергии активации для hut-островков может быть связано с шероховатостью поверхности, которая растет с понижением температуры и способствует переходу 2D-3D.

Рис. 1. Толщина пленки Ge для переходов 2D-3D и hut-dome в координатах Аррениуса при скорости роста 4 МС (монослой)/мин.	Рис. 2. Изображение СТМ (400 нм × 400 нм) пленки Ge после 10 часов отжига: массив нанонитей Ge, сформированных при температуре отжига 450 °C.

Анализ изменений морфологии поверхности осуществлялся с применением СТМ. Температура осаждения верхней пленки Ge изменялась в диапазоне 300-500 °C. Основной движущей силой образования островков при низких температурах является шероховатость поверхности, которая уменьшается с увеличением температуры. Грани {105}от hut-островков формируются главным образом в ямках и канавках, образованных структурой M×N, а также вблизи ступеней. Возникновение углублений представляет собой дополнительный механизм ослабления напряжений и позволяет решетке Ge расширяться в плоскости роста, таким образом, локально снижая напряжение. С повышением температуры hut-островки имеют отчетливую форму, но при этом больший размер в основании. Для того чтобы определить влияние толщины пленки Ge на свойства массива наноостровков Ge, мы построили зависимость плотности и размера островков от толщины пленки Ge при температуре роста 400 °C. Плотность островков растет с увеличением толщины пленки Ge вплоть до 3.5·10¹¹ см^-2.

Путем формирования тонкого смачивающего слоя Ge и последующего отжига при температуре 450 °C получены нанонити. Морфология поверхности пленки Ge после отжига продемонстрирована на рисунке 2. Эксперименты выполнены в широком диапазоне температур отжига 300-650 °C. Появление нанонитей Ge наблюдается при 450 °C (рисунок 2). Нити представляют собой hut-островки Ge, вытянутые либо вдоль направления [100], либо [010].

Исследовано влияние молекулярной формы мышьяка на состав и кристаллическое совершенство плёнок твёрдых растворов InAs_хSb_1-х, выращенных на подложках GaAs(001) методом молекулярно-лучевой эпитаксии.

Рис. (а) – ПЭМ изображение поперечного среза (110) образца с двумя эпитаксиальными слоями InAs_xSb_1-x. Нижний слой выращен при температуре 320 °C с потоком As₂, верхний - с потоком As₄. (b) – граница раздела пленка-пленка; (c) – граница раздела пленка-подложка. Ряды дислокаций несоответствия в границах раздела показаны на вставках (получено Фурье преобразованием ПЭМ изображения).

Найдено, что S_As4, в отличии от S_As2, имеет менее выраженную зависимость от температуры роста, что связано с различием в механизмах взаимодействия молекул As₄ и As₂ с поверхностью роста при МЛЭ. Обнаружено, что при низких T_s на границе раздела плёнок InAs_хSb_1-х со ступенчатым изменением состава, формируется переходной слой, способствующий снижению плотности прорастающих дислокаций (рис.)

Для создания структурированной поверхности кремния был использован оригинальный метод, основанный на сочетании наноимпринт-литографии и последующего ионного облучения ионами Ge⁺ через маску. Маска представляла собой канавки шириной 100 нм, повторяющиеся с периодом 180 нм. Облучение подложки проводилось при двух температурах: комнатной (холодное) и 400 °С (горячее облучение). Энергию и дозу ионов подбирали такими, чтобы ионы достигали поверхности только в открытых областях маски, создавая разупорядоченные (аморфные) слои кремния. С помощью высокоразрешающего электронного микроскопа (ВРЭМ) исследовано пространственное распределение радиационных дефектов в подложке Si(100). Обнаружено, что в случае холодного облучения глубина области, в которой происходит аморфизация кремния, а также количество созданных радиационных дефектов значительно больше, чем при горячем облучении. Данное различие подтверждается сравнением спектров комбинационного рассеяния света структур, где показано, что интенсивность сигнала, связанного с нарушенными слоями кремния, значительно выше в случае холодного облучения. Сравнение интегральных интенсивностей сигналов электронного парамагнитного резонанса от оборванных связей для образцов с горячим и холодным облучением показало, что количество дефектов в образцах двух типов различается приблизительно в четыре раза.

Рис.1. ВРЭМ-изображение поперечного среза подложки кремния, облученной ионами германия через маску (энергия 80 кэВ, доза 1015 см-2, температура подложки 400 °С). Светлые области соответствуют аморфному слою кремния. Вставка: увеличенный фрагмент (33×28 нм) границы между аморфной и кристаллической областями. a-Si – аморфный кремний, 1 – переходная область, содержащая кластеры точечных дефектов, c-Si – кристаллический кремний [1].

Рис. 2. Средний размер (L) и плотность островков при различных температурах эпитаксии. Облучение проводилось ионами Ge+ с энергией 80 кэВ, дозой 1015 см-2 при температуре подложки 25 °С и 400 °С (горячее облучение). Толщина осажденного слоя Ge ~ 1 нм. На вставках показана типичная морфология поверхности: (а) – островки на холмах, (б) – островки в канавках [1].

В случае горячего облучения оборванных связей меньше. Наблюдаемый эффект связан с тем, что при горячем облучении основная часть точечных дефектов отжигается. Остаются крупные дефекты, объединенные в кластеры. По данным ВРЭМ установлено, что как для холодного, так и для горячего облучения период повторения аморфных областей совпадает с периодом открытых мест в маске. Между областями аморфного и кристаллического кремния существует переходная область, насыщенная радиационными дефектами, которая сохраняется также и после отжига структур при температуре 700 °С (рис. 1).

Для создания рельефа поверхности Si в виде системы параллельных канавок, облученные через маску, структуры подвергались последовательному химическому окислению и удалению окисла, что приводило к удалению аморфизованных областей.

Установлено, что в диапазоне температур 550-700 °С при осаждении Ge на структурированную поверхность Si(100) формирующиеся наноостровки Ge выстраиваются в линейные цепочки. Места зарождения наноостровков зависят от наличия/отсутствия радиационных дефектов. Остаточные радиационные дефекты, локализованные в Si подложке под канавками, подавляют зарождение наноостровков Ge; как следствие, местами преимущественного зарождения островков являются области между канавками. На структурированных подложках с полностью удаленными дефектными областями наноостровки растут внутри канавок. Установлено, что температура, при которой происходило ионное облучение, оказывает влияние только на размеры и плотность Ge островков (рис. 2).

Методом молекулярно-лучевой эпитаксии выращены эпитаксиальные слои Cd_xHg_1-xTe (КРТ) на подожках GaAs и Si ориентации (013). Введение промежуточных слоев ZnTe и CdTe позволило сохранить в эпитаксиальных слоях КРТ ориентацию, близкую к ориентации подложки, несмотря на сильное рассогласование параметров решеток. Структуры исследованы методами рентгеновской дифракциии просвечивающей электронной микроскопии.

Рис 1. Зависимость критической толщины (hс) для введения ДН в CdхHg1-хTe от состава (х) при выращивании на подложке CdTe для различных семейств ДН.	Рис. 2 Сетка дислокаций несоответствия в гетеропереходе Cd0.2Hg0.8Te/CdTe(013). В правом нижнем углу приведена усеченная пирамида, образованная пересечением плоскостей {111}с поверхностями пленки (013).

Из-за рассогласования в объеме эпитаксиальных пленок возникают упругие деформации. Связанная с ними избыточная упругая энергия уменьшается в результате введения дислокаций несоответствия (ДН), которые формируются в границе раздела. В случае границы раздела (013) введение ДН возможно в рамках 12 систем типа <110>{111}. Скачки плотности дислокаций имеют место на всех гетерограницах многослойной эпитаксиальной структуры - ZnTe/Si (ZnTe/GaAs), CdTe/ZnTe и КРТ/CdTe. Проведены расчеты критической толщины пленки КРТ в зависимости от состава при выращивании на подложке CdTe -рис. 1.

Согласно проведенному расчету, квантоворазмерные структуры на основе КРТ с толщиной слоев в зависимости от состава от 20 до 100 нм будут расти псевдоморфными без введения ДН. На рис. 1 представлены также результаты экспериментальных исследований ДН методом просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ). При выращивании на CdTe пленок КРТ с х=0.3 толщиной h=40 нм дислокации несоответствия отсутствуют, однако, в случае h=80 nm ДН присутствуют. По мере увеличения толщины пленки КРТ на гетерогранице Cd_0.2Hg_0.8Te/CdTe формируется сетка ДН с высокой плотностью - рис.2.

С помощью электронной микроскопии зарегистрированы Г-образные дислокации несоответствия (ДН), для которых облегчена аннигиляция пронизывающих дислокаций.

Показано, что плотность пронизывающих дислокаций в рабочей области пленок КРТ определяется сеткой дислокаций несоответствия, формирующейся на гетерогранице КРТ/CdTe. Плотность пронизывающих дислокаций в пленке КРТ удается снизить при циклическом отжиге в условиях, когда максимально облегчается неконсервативное движение дислокаций.

Общепризнано, что основной движущей силой при создании наноструктур при росте полупроводниковых гетерослоёв является механическое напряжение, обусловленное различием величин постоянных решётки у слоёв разного химического состава. При росте гетерослоёв релаксация напряжений решётки проявляется посредством образования трёхмерных структур, формированием вокруг них глубоких рвов в результате перемешивания атомов растущего слоя и подложки и введения дислокаций несоответствия на границе между слоями разного состава.

Рис. Изображения поверхностей в сканирующем туннельном микроскопе от образца, полученного осаждением 80 нм германия при 450 °С и последующим отжигом при 800 °С. Размер изображённой области – 10×10 мкм².

Принято считать, и это подтверждается экспериментально, что эти эффекты релаксации напряжений проявляются тем сильнее, чем выше температура. Показано, что для слоёв германия на кремнии перечисленные выше эффекты имеют ограничения. Так, слои германия, выращенные на поверхности Si(111) до толщин в несколько десятков нанометров при относительно низких температурах в диапазоне 450-500 °С, отжигались при температурах в интервале 800-1000°С. Такой отжиг приводил к такой морфологии поверхности, которая является результатом сегрегации SiGe в виде образования сравнительно больших (~ 1 мкм) трёхмерных структур на подложке кремния, как показано на рисунке.

Следует отметить, что наблюдаемое фазовое расслоение осаждённого германия и подложки кремния происходит при температурах значительно более низких, чем температура плавления германия (~ 938 °С). Полученный результат показывает, что перемешивание германия и кремния происходит со скоростью значительно меньшей, чем сегрегация германия в гребни. Проведённые оценки энергий поверхностей и границ раздела показали, что доминирующим фактором при формировании гребней является минимизация энергии границы раздела между гребнями и подложкой, направленная на образование участков поверхности без слоя германия и последующего увеличения размера этих участков. Полученные результаты выявляют доминирующую роль границ раздела в формировании морфологии поверхностей гетероструктур и тенденцию германия к сегрегации на поверхности Si(111).

Изготовление наноструктур на основе слоёв германия, осаждённых на поверхность кремния, основано на использовании механических напряжений, возникающих из-за различия постоянных решётки германия и кремния. Возрастание напряжения по мере увеличения толщины осаждённого слоя германия приводит к переходу от двумерного роста к трёхмерному.

Рис. Изображения поверхностей в сканирующем электронном микроскопе от образцов с (а) квазипараллельными гребнями и (b) пересечением гребней.

При этом образуются различные морфологии поверхности в зависимости от ориентации используемой поверхности кремния и температуры. Это происходит в результате того, что релаксация напряжений решётки осуществляется не только за счёт перехода к трёхмерному росту, но и посредством перемешивания атомов германия и кремния, а также в результате введения дислокаций несоответствия на границе раздела между германием и кремнием. Кроме этого, при трёхмерном росте на поверхности образуются дополнительные фасетирующие грани, ориентация которых находится в сильной зависимости от ориентации исходной подложки кремния, и которые характеризуются разными поверхностными энергиями. Является важным также то, что при трёхмерном росте увеличивается площадь поверхности, а значит, и поверхностная энергия. Распад же выращенного слоя на отдельные островки приводит к появлению разных границ раздела на участках закрытых островками и без них. Все эти факторы являются причиной образования большого разнообразия поверхностных морфологий. Получение новых морфологий поверхности, обладающих особыми физическими свойствами, полезными для изготовления приборов на их основе, является актуальной задачей технологии роста структур германия на кремнии.

В проведённой работе было получено, что осаждение Ge на Si (111) при высоких температурах 700-900 °С приводит к новому эффекту, а именно, к анизотропному росту трёхмерных структур. В результате такого роста формировались гребни состава SiGe и длиной более 10 мкм. Пересечение гребней образовывало решётку, как показано на рисунке.

Проведённые теоретические оценки изменения поверхностной энергии, а также энергии возникающих границ раздела SiGe/Si и энергии упругих напряжений показали, что наблюдаемое формирование трёхмерных структур может быть классифицировано, как потеря смачиваемости (dewetting) слоёв SiGe по отношению к подложке Si(111). Ранее такой эффект наблюдался только на поверхностях кремния, покрытых тонким слоем SiO₂. Он может привести к созданию морфологий поверхности со свойствами, востребованными для применений в оптоэлектронных приборах.

Разработана лабораторная технология эффективного геттерирования быстродиффундирующих примесей для минимизации темнового тока p-i-n фотодиодов.

Рис. Темновая вольт-амперная характеристика обратно-смещенного pin фотодиода (a) и спектральная зависимость его фотоотклика (b).

Технология позволяет сохранять время жизни неравновесных носителей заряда в сверхчистом объемном кремнии в процессе изготовления приборов на его основе. Показано, что для изготовленных по данной технологии p-i-n фотодиодов, предназначенных для сцинтиляционных детекторов жесткого гамма-излучения:

1. ток обратно-смещенных на всю глубину подложки (400 мкм) диодов не превышает 3 нА при напряжении 30 В, площадь рабочего элемента 5×5 мм²;
2. емкость диода составляет менее 10 пФ;
3. область спектральной чувствительности лежит в диапазоне 450-1000 нм (рис.).

Разработан метод нанолитографии на основе прямого локального перепыления с зонда атомно-силового микроскопа. Созданы проводящие индиевые нанопроволоки шириной до 50 нм и длиной до 10 мкм. Перенос индия с зонда атомно-силового микроскопа на поверхность кремния инициировался при приложении потенциала между зондом и поверхностью при их сближении до расстояний, когда сила взаимного отталкивания составляет ~10^-7 Н. На рисунке 1,б представлено АСМ изображение участка поверхности Si(111), на котором проводилось осаждение индия. Длина наносимых структур соответствует 0.2-1 мкм, ширина~50 нм, и высота около ~2 нм.

Рис.1а) Изображение покрытого индием зонда АСМ, полученное в просвечивающем электронном микроскопе высокого разрешения. Общий объем покрытия составил до 0.1 мкм 3 б) АСМ изображение ступенчатого рельефа поверхности кремния (111) с осажденным индием в виде светлых точек-линий.

Было выявлено, что зависимость высоты получаемых наноструктур от приложенного потенциала между зондом и поверхностью и от силы взаимодействия между зондом и поверхностью являются линейными. Предполагается, что процесс переноса индия осуществляется с одной стороны за счет формирования в районе конца иглы электрического поля высокого напряженности (до 10⁸ В/см), а с другой, в результате течения электрического тока между подложкой и иглой с локальным разогревом и расплавлением индия в токовом канале.

Рис.2 АСМ изображение поверхности кремния с соединенными индием золотыми контактами.

Для определения электрофизических свойств полученных индиевых пленок, на диэлектрической подложке созданы два изолированных золотых контакта толщиной 10 нм, расстояние между которыми не превышало 1-2 мкм. Далее в области между полученными золотыми контактами (рис.2) осуществлялось осаждение индия методом описанным выше. В итоге контакты соединялись индиевой полосой шириной 0.3-1.3 мкм и высотой 10-260 нм. Измерения показали, что удельное сопротивление нанесенного индия соответствует 5.7·10^-3 - 4·10^-2 Ом·см. Рамановская спектроскопия участков поверхности кремния показывает преимущественное наличие пиков аморфного индия, при этом пики оксида индия подавлены.

Исследованы оптические свойства кремниевых нанопилларов, сформированных методом электронной литографии и плазмохимического травления. Получены и исследованы микромассивы кремниевых нанопилларов (НП) высотой от 200 нм до 600 нм. Диаметр НП варьировался от 60 нм до 400 нм, период от 400 нм до 1700 нм (рис. 1).

Рис.1 РЭМ изображение кремниевых нанопилларов диаметром 133 нм, высотой 360 нм, период 400 нм (угол наклона 54°). Масштабная метка - 200 нм.	Рис.2 Оптическое микроизображение в светлом (а) и темном поле (б) массивов НП. Масштабная метка 40мкм. Верхний ряд – период 400 нм, диаметры НП: 145нм, 167нм, 184нм. Средний ряд – период 500 нм, диаметры НП: 138 нм, 169 нм, 173 нм. Нижний ряд – период 600 нм, диаметры НП: 151 нм, 171 нм, 185 нм. Высота нанопилларов 590 нм.

Наблюдается резонансное рассеяние света нанопилларами. Микромассивы нанопилларов окрашиваются в различные цвета в зависимости от диаметра НП (рис. 2). Измерены спектры отражения света от микромассивов НП в диапазоне длин волн: 500 нм ÷ 1100 нм. Наблюдаются 2 минимума в спектре отражения, соответствующие двум модам резонансов Mie (рис. 3). При уменьшении диаметров НП минимум отражения сдвигается в коротковолновую область. При уменьшении периода НП в массиве минимум отражения также смещается в коротковолновую область.

Рис.3 а). Спектры отражения для массивов НП с периодом 800нм, диаметры НП: 166 нм, 198 нм, 212 нм. Высота НП - 445 нм; б). Зависимость резонансной длины волны от диаметра НП. Пунктиром показаны 2 моды резонанса Mie для одиночного нанопиллара.

Также исследованы электрофизические свойства нанопилларов с вертикальным p-n переходом в кремниевых структурах, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Перед измерением вольтамперных характеристик проводился микроволновый отжиг дефектов и пассивация поверхности НП окислением в кипящей азотной кислоте. Для формирования контактов к НП использовалось магнетронное напыление алюминия. Обнаружена высокая фоточувствительность НП в видимом и ближнем ИК диапазоне.

Теоретически, на основе расчетов из первых принципов, исследована диффузия атомов Si и Ge на поверхностях (111) кремния и германия, покрытых сурфактантами (Bi, Sb). На основе теории функционала плотности были рассчитаны карты потенциальной энергии для адсорбции атомов Si и Ge на поверхностях Si(111) и Ge(111) со структурой √3×√3, формируемой тримерами сурфактантов. Определены главные пути диффузии и соответствующие им энергетические барьеры. Показано, что энергетический барьер для диффузии адатомов через тримеры (путем разрыва связей в тримере), образуемые сурфактантами Bi и Sb, близок к величине барьера для диффузии адатомов в обход тримеров. Было найдено также положение адатома с низкой энергией адсорбции на поверхности, которое может служить местом зарождения атомного кластера. Полученные результаты позволяют по-новому взглянуть на эпитаксию на поверхностях Si(111)-Bi(Sb) и Ge(111)-Bi(Sb), представляющую большой практический интерес.

Рис. (а) Карта потенциальной энергии атома Si на поверхности Si(111)- √3×√3 -Bi (покрытие Bi составляет 1 монослой). Черные круги, соединенные треугольниками, представляют тримеры Bi. Бирюзовые круги и соединяющие их лучи представляют подложку Si. Показаны высокосимметричные места адсорбции T4 и H3. T '4 обозначает место адсорбции T4, занятое тримером сурфактанта. Стрелки указывают пути миграции атомов Si и Ge с наименьшими диффузионными барьерами. N обозначает место, с которого может начинаться зарождение кластера. Контуры проведены с интервалом 0.1 эВ. Светлые (темные) области соответствуют минимумам (максимумам) энергии. (б) Профили карты потенциальной энергии вдоль пути T4 → H3 → T '4 (как указано стрелками на рис. (а)) для адатомов Si и Ge на поверхностях Si(111)-Bi и упруго напряженной Ge(111)-Bi.

Разработана трехмерная атомистическая модель гетероэпитаксии Ge на Si, которая учитывает алмазоподобную кристаллическую решетку и вклад упругой деформации в изменение вероятностей диффузионных переходов атомов на растущей поверхности. Предложен новый метод учета деформации, который позволяет существенно сократить затраты машинного времени и проводить моделирование формирования упорядоченных массивов трехмерных островков на достаточно больших фрагментах поверхности кристалла по сравнению с характерным размером островка. Это открывает перспективы изучения микроскопических механизмов упорядочения островков по размерам и по взаимному расположению. Модельные расчеты воспроизводят основные эффекты на начальных стадиях гетероэпитаксиального роста, такие как переход к трехмерному росту (рис.), вертикальное упорядочение наноостровков и уменьшение критической толщины смачивающего слоя в многослойных гетероструктурах. Данный подход может быть использован также для моделирования роста упорядоченных наноструктур на непланарных подложках и на подложках с предварительно созданными источниками механических напряжений.

Рис. Эволюция поверхности кристалла в процессе моделирования роста Ge на Si(100): скорость осаждения 0.1 МС/с при температуре 400 °С. Количество осажденного германия: а) 2 МС; б) 3 МС; в) 4 МС; г) 5 МС. Цвет соответствует высоте рельефа поверхности. Размеры подложки 43×43×3 нм, количество атомов в моделируемой системе составило 333386.

Впервые численно исследованы свойства поверхностных и вытекающих акустических волн в различных срезах кристалла YCa₄O(BO₃)₃, перспективного материала для изготовления акустических сенсоров, способных работать в области высоких температур (рис. 1). Показано, что экстремальные значения коэффициента электромеханической связи для поверхностной и вытекающей акустических волн реализуются в X-срезе кристалла. ПАВ имеет наибольшее значение коэффициента электромеханической связи (0.38%) для направления распространения вдоль оси Y⁺³⁴, а вытекающая волна (затухание 0.02 dB/) для направления распространения вдоль оси Y, он равен 0.54%. Обе волны имеют нулевые значения угла отклонения потока энергии волны от волновой нормали (рис.2).

Рис.1. a) Фазовая скорость ПАВ (м/с), б) коэффициент электромеханической связи (%) и в) угол отклонения потока энергии волны от волновой нормали (градусы) в различных срезах YCOB. Синим цветом обозначена кривая с нулевым значением угла отклонения потока энергии волны.

Рис.2. a) Фазовые скорости ПАВ и вытекающей волны, б) коэффициент электромеханической связи и угол отклонения потока энергии ПАВ для X-среза кристалла YCa₄O(BO₃)₃.

Проведено численное исследование травления подложки GaAs галлиевой каплей и показано, что скорость травления подложки жидким галлием критически зависит от ориентации поверхности подложки и максимальна для ориентации (100), получены зависимости глубины наноотверстий от температуры и начального диаметра капли. Локальное капельное травление является частным случаем капельной эпитаксии. Травление подложки каплей Ga в процессе капельной эпитаксии, приводящее к формированию наноотверстий, позволяет использовать эту технологию для создания шаблонов для гетероэпитаксии. Моделирование проводилось для температур и потоков мышьяка, соответствующих экспериментальным условиям ЛКТ подложки GaAs(001): T = 700-900 K, интенсивность потока As₂ 0.01 МС/с, и диаметр исходной капли d₀ = 10-30 нм. После отжига галлиевых капель формировались наноотверстия, глубина которых зависит от температуры, исходного диаметра капли и потока мышьяка (рис.). Можно видеть, что форма отверстий зависит от температуры и при высоких температурах стенки отверстия ограняются поверхностями (111)А и (111)В. Анализ зависимости глубины наноотверстия от начального диаметра капли показал, что существует минимальный диаметр капли, ниже которого подложка почти не травится. Имеется два конкурирующих процесса ответственных за формирование отверстий: растворение-кристаллизация GaAs на границе жидкость-кристалл и испарение галлия. Скорость испарения Ga для рассматриваемых температур достаточно высока, поэтому маленькие капли не успевают вытравить отверстие до своего испарения.

Рис. Сечения подложки GaAs(001) с исходной каплей галлия диаметром d₀ после отжига в потоке мышьяка F_As2 = 0.01 МС/с: (а-с) при различных температурах и d₀ = 25 нм - a) 800 K, b) 850 K, c) 900 K; F_As2 = 0.01 МС/с; (d-f) при различных d₀ и T = 900 K - d) 15 нм e) 20 нм, f) 25 нм. Красным и синим цветом указаны атомы Ga, голубым и зеленый – атомы As (синий и голубой цвета соответствуют атомам исходной подложки); g) Зависимость глубины наноотверстия h от температуры для F_As2 = 0.01 МС/с and d₀ = 25 нм.

Для увеличения дальности и повышения скорости генерации однофотонного квантового ключа выполнена модернизация атмосферной экспериментальной установки. Старая электронная система управления установкой, основанная исключительно на логических элементах, была заменена на новую быстродействующую систему на базе ПЛИС (программируемая логическая интегральная схема) NI 7811 R Series Multifunction RIO компании National Instruments. Основные преимущества новой схемы управления: надежность, возможность работы на частотах до 40 МГц, возможность программирования, дешевизна. Технология National Instruments с изменяемой конфигурацией ввода/вывода (RIO) дает возможность проводить собственные измерения аппаратной схемы, используя чипы программируемой вентильной матрицы (FPGA) с изменяемой конфигурацией и инструменты графического проектирования NI LabVIEW. Многофункциональные устройства RIO NI серии R предлагают наилучшее сочетание стоимости и производительности путем интеграции технологии ПЛИС с восемью аналоговыми входами, восемью аналоговыми выходами и 96 цифровыми линиями ввода/вывода. Все это выполнено в одном устройстве. С использованием модуля LabVIEW для FPGA нами разработаны и созданы собственные аппаратные устройства для сбора данных, высокоскоростного управления экспериментом, цифровых коммуникационных протоколов, аппаратного тестирования, а также для обработки сигнала без углубленного знания аппаратных языков программирования.

Исследованы особенности генерации квантового ключа на оптоволоконной экспериментальной установке с фазовым кодированием одиночных фотонов. Продемонстрирована оригинальная схема противодействия методу прослушивания Time Shift attack: проведена настройка оптической и электронной схем системы, написано программное обеспечение, позволяющее реализовать демонстрацию метода защиты от атаки на систему распределения квантового ключа типа Time-shift attack, найдены необходимые напряжения на фазовых модуляторах передатчика и приемника для получения требуемых сдвигов фазы, найдено время распространения импульса вдоль накопительной линии. В ходе проведенного эксперимента было доказано, что мы можем выбирать, какой именно фотоприемник Боба сработает при передаче логической единицы. Это уравнивает квантовые эффективности фотопри- емников и делает бессмысленным Time Shift attack, поскольку, даже умея управлять срабатыванием фотоприемников, злоумышленник не знает, какой из фотоприемников был выбран приемным узлом для задания логической единицы.

Дальнодействующие взаимодействия ридберговских атомов различных химических элементов представляют интерес для реализации квантовых вычислений с кубитами на основе нейтральных атомов в оптических ловушках. Одной из проблем, приводящих к ошибкам квантовых вычислений с ними является поглощение спонтанно испущенных фотонов, возникающих при измерении квантового состояния кубитов методом резонансной флуоресценции. Такие фотоны могут поглощаться атомами в соседних узлах квантового регистра, что приводит к разрушению квантового состояния кубитов. Мы предположили, что этот эффект может быть заметно подавлен, если для измерения конечного квантового состояния используется резонансная флуоресценция вспомогательных кубитов, в качестве которых могут применяться атомы других химических элементов, не поглощающих излучение на пробной длине волны [Рис. (а)]. Было проведено теоретическое исследование взаимодействий ридберговских атомов рубидия и цезия друг с другом. Обнаружены многочисленные резонансы Фёрстера, которые могут быть использованы для увеличения энергии диполь-дипольного взаимодействия таких атомов [Рис. (b)]. Проведены расчеты и получены константы энергии взаимодействия Ван-дер-Ваальса с учетом вырождения магнитных подуровней. Кроме того, исследованы резонансы Фёрстера, наблюдаемые при лазерном возбуждении двух одинаковых атомов рубидия или цезия в различные ридберговские состояния.

Рис. (a) Схема квантового регистра с атомами цезия в качестве основных кубитов и атомами рубидия в качестве вспомогательных кубитов. (б) Зависимость от главного квантового числа для дефекта энергии резонансов Фёрстера Rb(nS)+Cs(n’S) → Rb(nP)+Cs(n’ ’P) для n’=n=3 и n’ ’=n’-1 .

Экспериментальное наблюдение электрически перестраиваемых резонансов Фёрстера в холодных ридберговских атомах, возбуждаемых узкополосным непрерывным лазерным излучением, требует применения техники штарковского переключения уровней. Возбуждение происходит при определенном значении электрического поля в течение 2-3 мкс, затем поле быстро уменьшается до значения, соответствующего резонансу Фёрстера (1,79 В/см для состояния 37Р_3/2).

Рис.1. (a) Измеренная экспериментально форма линии резонанса Ферстера Rb(37P3/2)+ Rb(37P3/2) → Rb(37S1/2)+Rb(38S1/2) для различных времен взаимодействия двух ридберговских атомов друг с другом. (b) Сравнение экспериментальной (кружки) и теоретической (кривая) зависимостей амплитуды двухатомного резонанса Фёрстера от времени взаимодействия. (с) То же самое для ширины двухатомного резонанса Фёрстера.

В наших экспериментах со штарковским переключением было обнаружено, что переходные процессы на фронтах электрического импульса сильно влияют на форму резонансов Фёрстера, поскольку резонансы происходят на масштабе времен ~100 нс, что сравнимо со временем переходных процессов. В частности, кратковременный звон в плохо согласованной электрической цепи на определенной частоте приводит к появлению дополнительных радиочастотных резонансов Фёрстера, отстоящих от основного резонанса на эту частоту, а нерезкие фронты приводят к асимметрии резонансов Фёрстера. Преднамеренное приложение радиочастотного поля вызывает дополнительные переходы между коллективными состояниями взаимодействующих ридберговских атомов. Форма и ширина линий резонансов Фёрстера сильно зависят от времени взаимодействия (Рис.1). Мы выполнили детальный экспериментальный и теоретический анализ формы линии электрически управляемых резонансов Фёрстера Rb(nP_3/2)+Rb(nP_3/2) → Rb(nS_1/2)+Rb((n+1)S_1/2) в холодных ридберговских атомах Rb, помещенных в изменяющееся электрическое поле.

Исследовано двухимпульсное столкновительное фотонное эхо на переходе 0-1 атомов 174Yb в присутствии избыточного количества атомов ксенона, которое формируется двумя импульсами резонансного излучения, поляризованными линейно и взаимно ортогонально. В таких условиях обычное фотонное эхо не возникает.

Рис.1. Поляризация обычного эхо совпадает с поляризацией второго импульса; для угла 84 градуса видна сложная диаграмма поляризации из-за появления столкновительного эхо; для угла 90 градусов существует только столкновительное эхо.

В нулевом магнитном поле столкновительное фотонное эхо формируется благодаря анизотропии столкновительной релаксации; при этом анизотропия возбуждающих импульсов (поляризованных линейно и взаимно ортогонально) не обладает вращательной симметрией вокруг волновых векторов возбуждающих импульсов.

Обычное фотонное эхо, сформированное в той же смеси газов импульсами резонансного излучения с параллельными векторами линейной поляризации, имеет максимальную амплитуду. При увеличении угла ψ между векторами поляризации возбуждающих импульсов амплитуда обычного фотонного эхо уменьшается, а его поляризация остаётся линейной и совпадает с поляризацией второго возбуждающего импульса (рис. 1).

Рис.2. Столкновительное фотонное эхо в магнитном поле.

Экспериментально показано (Рис.2), что слабое магнитное поле (0-0.26 Гс) разрушает сигнал столкновительного эхо, в соответствии с предсказаниями теории.

Исследованы термостимулированные токи (ТСТ) в пленках Pb_1-xSn_xTe:In с x=0,26-0,3, выращенных на подложках (111) BaF₂, и проведено сравнение полученных результатов с данными по терагерцовой фоточувствительности PbSnTe:In и особенностям ВАХ в магнитном поле. При гелиевых температурах без освещения образцы находились в низкопроводящем состоянии и имели как высокую фоточувствительность в области фундаментального поглощения (до 20-25 мкм), так и фоточувствительность в субмиллиметровой (терагерцовой) области длин волн. Полученный результат является развитием представлений о фоточувствительности PbSnTe:In в этих областях спектра, обусловленной наличием в запрещенной зоне сложного спектра уровней ловушек, который должен проявляться и на температурных зависимостях ТСТ. В рамках этих же представлений уровни ловушек могут быть заполнены как освещением в области межзонной генерации, так и инжекцией из контактов в отсутствие освещения. При этом возможно создание таких условий, при которых при одинаковой начальной проводимости заселенность уровней ловушек с различной энергией ионизации может существенно различаться. На рисунках показаны зависимости ТСТ от времени и температуры для одного из образцов. Одинаковая величина тока при Т=4,2К перед началом нагрева достигнута посредством кратковременного (около 0,1 с) и сравнительно интенсивного освещения (кривые 1) и длительного (более 4000 с) слабого освещения (кривые 2). В обоих случаях освещение выключено до начала нагрева. Видно, что поведение ТСТ зависимостей 1 и 2 существенно различно, хотя положения специфических особенностей на вставке рисунка б), которые в рамках модели должны определяться энергией ионизации ловушек, близки. Схожие ТСТ зависимости были получены и в режиме заполнения уровней ловушек инжекцией из контактов без освещения.

Рис. Временные (а) и температурные (б) зависимости тока через образец. Минимальная температура Т=4,2К. Мощность нагревателя 4,8 Вт. Момент начала нагрева при Т=4,2К на рисунке а) показан стрелкой. 1 – «быстрое» освещение, 2 – «медленное». На вставке рисунка б) показана температурная зависимость производной тока по температуре.

Они также показали сильную качественную и количественную зависимость поведения кривых ТСТ от уровня инжекции, который определяет характер заполнения ловушек со сложным энергетическим спектром и должен влиять на поведение ТСТ. Таким образом, полученный результат подтвердил и дополнил независимым способом развитые нами ранее представления о природе фотоответа PbSnTe:In в терагерцовой области спектра, определяемой фотовозбуждением носителей заряда с мелких уровней в запрещенной зоне со сложным энергетическим спектром.

Реализован одночастотный метод накачка-зондирование в области оптических длин волн 1040 нм с двойной модуляцией частоты, позволяющий регистрировать изменение отражения (пропускания) образцов с чувствительностью ΔR/R=10^-5, с временным разрешением 67 фс и в диапазоне задержек пробного импульса 0-40 пс. Форма сигнала воспроизводит форму импульсов возбуждающего излучения (длительность 130 фс) (рис. 1).

При повышении интенсивности возбуждающих импульсов амплитуда пика квадратично нарастает (двухфотонное поглощение возбуждающих импульсов в подложке). Кроме того, возникает постоянная «подкладка», линейно нарастающая с ростом интенсивности накачки. Происхождение этого сигнала приписано поглощению излучения фотогенерированными носителями; то, что сигнал «подкладки» постоянный связано с тем, что интервал следования импульсов 14 нс меньше времени электронно-дырочной рекомбинации в монокристаллическом арсениде галлия.

Для образца, содержащего квантовые ямы In 0.25 Ga 0.75 As толщиной 15 нм, разделённые наноструктурированными барьерами из арсенида алюминия, наблюдалось быстрое, порядка длительности возбуждающего импульса, нарастание сигнала. Затухание хорошо описывается двух-экспоненциальным законом с характерными временами 0,28 пс (ионизация экситонов) и 7,75 пс (электронно-дырочная рекомбинация) (рис. 2). Последнее время существенно короче того, что регистрируется в образцах с квантовыми ямами и с толстыми барьерами.

Рис.1. Форма сигнала в подложке совпадает с формой импульсов возбуждающего излучения.	Рис.2. Кинетика восстановления линейного отражение хорошо описывается двух-экспоненциальным законом, характерные времена указаны у соответствующих участков затухания сигнала; в области нулевых задержек показана форма возбуждающего импульса.

Исследованы волноводные структуры, созданные на пластинах КНИ по технологии КМОП, c травлением в индуктивно-связанной плазме. В качестве оптического покрытия использовали плазмохимический нитрид кремния с высокими внутренними механическими напряжениями (до 600 МПа).

Измерены спектры комбинационного рассеяния (КР) производилось на установке Horiba HR 800 micro Raman spectrometer фирмы Horiba Jobin Yvon (рис. 2). В качестве источника возбуждения использовалось сфокусированное излучение лазера с длиной волны λ = 532 nm, мощностью 1 мВт, диаметр лазерного пятна 1 мкм на поверхности. Регистрация сигнала осуществлялась в конфигурации на отражение.

Известно, что механические напряжения в кремниевых структурах приводят к видоизменению спектров КР. Спектральная линия с частотой 520 см^-1 находится в области фундаментального оптического колебания кремния и определяется рассеянием на LO - фононе. При наличии компрессионных воздействий на кристаллическую решетку кремния, пик будет сдвигаться в сторону бóльших волновых чисел. При действии напряжений растяжения пик смещается в противоположную сторону.

Рис.1а Вид волноводов (линейного и кольцевого) с решетками для ввода/вывода оптического сигнала.	Рис.1б Поперечное сечение тестовой структуры линейного волновода.

Рис. 2. Профиль интенсивности спектра КР при поперечном сканировании волновода.

Показано, что нанесение пленок a-SiNх:H с высокими значениями растягивающих механических напряжений приводит к появлению сжимающих напряжений в кремниевом волноводе, что зафиксировано сдвигом положения максимума рамановского пика. Особенно сильное напряжение наблюдалось на краях волновода. Полученные результаты позволяют предполагать появление нелинейных оптических свойств в кремниевых волноводах, что может быть использовано в дальнейшем для создания активных элементов кремниевой фотоники.

Предложена конструкция и создан прототип сенсора расхода жидкости. Чувствительный элемент сенсора – кремниевая мембрана с упорядоченно расположенными сквозными каналами – создавался по технологии электрохимического травления монокристаллического кремния с последующим высокотемпературным окислением поверхности полупроводника. Каналы полученных мембран имели близкое к квадратному сечение размером от 4х4 до 10х10 мкм и длину около 200 мкм.

Принцип работы устройства основан на электрокинетическом явлении возникновения разности потенциалов на противоположных сторонах мембраны при протекании через ее каналы электролита. Для снятия зависимости возникающего напряжения с обеих сторон мембраны располагались электроды, к которым подключали цифровой вольтметр (Рис. 1). Устройство помещали во фторопластовый корпус со сквозным каналом для рабочей жидкости.

Рис. 1 Схема установки для исследования рабочих характеристик сенсорного устройства: 1 – выходная трубка, 2, 4 – электроды, 3 – кремниевая микроканальная мембрана, 5 – соединительная трубка , 6 – шприцевый насос, 7 – цифровой вольтметр, 8 – сливной резервуар.

Рис. 2 Зависимость возникающей разности потенциалов на электродах устройства от расхода жидкости, проходящей через него.

Для исследования рабочих характеристик созданного сенсорного устройства к нему подключали шприцевый насос (Рис. 1). В качестве рабочей жидкости использовали деионизованную воду с удельным сопротивлением 1000-100 кОм·см. Были получены зависимости напряжения на электродах устройства от расхода жидкости, проходящей через него (Рис. 2). В диапазоне значений расхода рабочей жидкости 10-200 мкл/с электрокинетический сенсор показал линейную зависимость выходного напряжения, а его чувствительность составила 0,01 В·с/мкл.

Разработан метод фиксирования вирусов HBsAg c использованием кварцевого резонатора. В отличие от весового метода, где регистрацию проводят по изменению частоты, используется кварц в сдвиговой моде и фиксируется сигнал отрыва вируса от поверхности кварцевого резонатора. Так, при массе объекта 10 -12 от массы кварца изменение частоты dF /F гораздо ниже, чем изменение, которое дает фон температурных неоднородностей материала кварца. Несмотря на то, что наличие или отсутствие малого объекта массой m на поверхности не может быть зафиксировано по изменению частоты, тем не менее момент отрыва фиксируется надежно. Tакой способ дает выигрыш по чувствительности не менее 3 порядков.

Рис. 1 а) сигнал отрыва, цифрами показано первое (1) и второе (2) сканирование. б) сигнал после добавления наночастиц золота (1). в) показан сигнал для смеси двух вирусов герпеса (неспецифическое связываеие) и HBsAg (специфическое связывание). Концентрация соответствует 300 штук/мм².

Рис. 2 Схема, поясняющая процесс распада вируса при его отрыве от поверхности.	Рис. 3 Зависимость интенсивности сигнала отрыва от концентрации вируса, данные получены для моноклональных антител.

Отличительная особенность от сигнала, полученного при отрыве вируса герпеса (рис. 1), соcтоит в том, что сигнал имеет не одиночный резкий пик, а состоит из множества пиков. При повторном сканировании мы наблюдаем сигнал при более высоких напряжениях. Причем мы использовали разные антитела, но поведение было одинаковым. Такое поведение можно объяснить строением HBsAg.

Было показано, что вирус гепатита не является жесткой наночастицей, и с точки зрения твердого тела вирус представляет собой наночастицы, которые слабо связаны между собой. Таким образом, можно предположить, что при сканировании происходит разрушение вируса (см. рис. 2). Это происходит из-за того, что связь внешней оболочки вируса c поверхностью QCM сильнее, чем внутренние связи, и мы наблюдаем сигнал от отрыва кусков. Показано, что данная методика позволяет уверенно фиксировать 140-150 штук вирусов, при этом площадь, на которую наносится вирус, составляет 1 мм².

Разработан модуль Ethernet 1G для применения во встраиваемых системах, в том числе в портативных приборах. Модуль входит в состав семейства модулей для построения систем обработки потоков данных в многоканальных приборах. В качестве головного модуля выступает разработанная ранее высокопроизводителная реконфигурируемая вычислительная платформа.

Рис.1. Высокопроизводительная реконфигурируемая вычислительная платформа.

Рис.2. Аппаратная часть модуля Ethernet 1G совместно с реконфигурируемой вычислительной платформой.	Рис.3. Пример использования в тепловизионном канале многоканального прибора.

Разработанный модуль состоит из собственно аппаратной части, IP ядра на ПЛИС и библиотеки для хоста, которая позволяет использовать модуль различным прикладным программам. Аппаратная часть выполнена в виде отдельной платы Ethernet 1G, которая стыкуется с реконфигурироемой вычислительной платформой. IP ядро для ПЛИС представляет собой реализацию стека IP/UDP, а также ряда вспомогательных функций, например ARP, ICMP и т.д. Библиотека для хоста реализована в виде динамической библиотеки (dll) и позволяет работать с устройством в режиме высокоскоростной потоковой передачи данных в режиме реального времени.

В ходе проведенных испытаний были получены показатели скорости передачи данных близкие к теоретическому пределу (порядка 99.9% от теоретически возможной), что составляет около 957 Мбит в секунду в одном направлении или 2*957 Мбит в секунду в обоих направлениях.

Предложены оригинальные алгоритмы дельта-оптимизации контрольных точек восстановления параллельных программ. Сформирован свободно-распространяемый программный инструментарий оптимизации контрольных точек, который был интегрирован с пакетом DMTCP отказоустойчивого выполнения распределенных программ.

Проведена оптимизация существующего стека программного обеспечения распределенных вычислительных систем. Разработан программный модуль batch-queue пакета DMTCP, обеспечивающий его интеграцию с системами управления ресурсами TORQUE и SLURM.

Рис. Зависимость времени t создания результирующей КТ от количества n ветвей параллельной программы LAMMPS: обработанные программой GZIP.

Выполнена установка разработанного программного комплекса на мультикластерной вычислительной системе ИФП СО РАН и Центра параллельных вычислительных технологий ФГБОУ ВО "Сибирский государственный университет телекоммуникаций и информатики".

Экспериментальные исследования разработанных алгоритмов показали, что его эффективность не более, чем на 5% отличается от эффективности нижележащего универсального алгоритма. При этом, алгоритм формирования результирующей КТ демонстрирует (рис.) двух-четырехкратное ускорение по сравнению с универсальным.

Разработанный новый модуль пакета DMTCP позволяет пользователям распределенных ВС в индивидуальном порядке организовывать прозрачное отказоустойчивое выполнение параллельных программ. Ранее обеспечение такого типа отказоустойчивости предполагало наличие административных прав на данной ВС и требовало изменений в ядре операционных систем узлов ВС.