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

Институт геологии и минералогии им. В.С. Соболева СО РАН, Новосибирск
University of Würzburg, Germany
Universia Cattolica di Brescia, Italy
Advanced Materials, 2016, v. 28, №11, p. 2183-2188
Необычные свойства топологических изоляторов (ТИ) делают их идеальной платформой для реализации экзотических состояний материи, таких как фермионы Майорана и магнитные монополи. ТИ перспективны для реализации магнето-электрических и спинтронных приборов с низкой энергией потребления. В этих рамках, создание р-n переходов, являющихся строительными блоками во многих полупроводниковых устройствах, таких как диоды, сенсоры, солнечные батареи или транзисторы, в топологических изоляторах будут представлять собой первый шаг к прямому применению этого удивительного класса материалов.
В р-n переходе топологического изолятора теория предсказывает ряд необычных явлений, например, появление бесщелевых киральных краевых состояний, туннелирования Клейна, конденсации экситонов и пр.

Рис. Встроенный р-n переход в монокристалле Bi2Te3
Экспериментально реализован встроенный р-n переход в монокристалле Bi2Te3(кристалл выращен в Институте геологии и минералогии СО РАН). На поверхности кристалла формируются поверхностные металлические спин-поляризованные состояния дираковского типа с линейным законом дисперсии. Методом сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) детально изучены дефекты, формирующие р- и n- области. Объяснен механизм формирования р- и n- области за счет сегрегации теллура во время роста кристалла и смене антиструктурных дефектов с Bi на Te. Методом СТС определена переходная область р-n перехода, её ширина около 40 нм. Таким образом, впервые реализован встроенный р-n переход в ТИ, который в дальнейшем позволит изучать необычные транспортные свойства.

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6
Physical Review Letters, 2016, 116, 166802
Представлены результаты изучения транспортного и емкостного отклика тонкой высокоподвижной напряженной пленки HgTe, являющейся трехмерным топологическим изолятором. Показано, что комбинирование представленных методик позволяет не только надежно идентифицировать вклад от различных групп носителей, но и извлечь ранее недоступную информацию о системе. Измерение квантовой емкости между затвором и HgTe пленкой дает прямую информацию о двумерной плотности состояний. Сравнение поведения возникающих в магнитном поле осцилляций Шубникова-де Гааза, одновременно наблюдаемых в проводимости (слева на рисунке) и емкости (справа) исследуемой системы, позволяет сделать вывод о том, что емкостная спектроскопия селективно чувствительна к дираковским электронам, расположенным на верхней поверхности пленки HgTe.

Рис. Сравнение диаграмм уровней Ландау, полученных из транспортных и емкостных измерений. Идентифицированы затворные напряжения, соответствующие положению уровня Ферми вблизи точки зарядовой нейтральности (CNP), потолка валентной зоны (Ev) и дна зоны проводимости (Ec).
Об этом свидетельствует более "чистая" емкостная диаграмма уровней Ландау по сравнению с транспортной, а также излом, наблюдаемый в диаграмме уровней Ландау при заполнении зоны проводимости электронов (Ec на рис.). Это означает, что магнито- емкостная спектроскопия позволяет зондировать уровни Ландау, формируемые поверхностными электронами, даже в условиях наличия большого количества объемных носителей и, таким образом, является мощным инструментом для изучения любых трехмерных топологических изоляторов, в которых наблюдаются осцилляции ШдГ в перпендикулярном магнитном поле.

Институт геологии и минералогии им. В.С. Соболева СО РАН, Новосибирск
Nature Communications, 2016, v. 7, p. 11621
В квазидвумерных материалах на основе соединений BiTeX (X=I, Br, Cl) отсутствие центра инверсии и сильное спин-орбитальное взаимодействие приводит к линейному по волновому вектору k спиновому расщеплению энергетических подзон (рис.1), которое контролирует спиновую релаксацию и, таким образом, может позволить управлять спином свободных носителей при помощи внешнего электрического поля. Полупроводники с сильным спин-орбитальным взаимодействием, которое является основным в механизме образования спин- поляризованных электронов, перспективны для использования в спинтронных устройствах. Описание полной спиновой текстуры таких материалов в импульсном пространстве и ее отношение к микроскопической структуре волновых функций электронов – сложная, но важная задача, решение которой позволит использовать спин-орбитальные эффекты при управлении спинами электронов.
![]() |
![]() |
Рис.1. Зонная структура BiTeI. (а) Спектры фотоэмиссии с угловым разрешением (ARPES) поверхности BiTeI. (б) Последовательность слоёв в объеме BiTeI и (в) – схема измерения. | Рис.2. Спектры фотоэмиссии с разрешением по углу и спину. Цвет открытых кружков отражает спиновую поляризацию. |
Для изучения спиновой текстуры слоевого полярного полупроводника BiTeI в двумерной плоскости импульсов использовался современный фотоэлектронный импульсный микроскоп с многоканальным спин-фильтром. Экспериментальные результаты, опирающиеся на релятивистские вычисления из первых принципов, демонстрируют, что валентная зона и зона проводимости в BiTeI имеют спиновые текстуры противоположной хиральности (рис.2) и выраженную орбитальную зависимость, выходящую за рамки стандартной модели Рашбы, что, в свою очередь, приводит к сильному влиянию правил отбора оптических переходов на фотоэмиссию спин-поляризованных электронов. Эти наблюдения открывают перспективу управления спиновой текстурой на уровне формирования последовательности атомных слоёв и контролем положения уровня Ферми в полярных полупроводниках.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Письма в ЖЭТФ, 2016, т. 104, №11, с. 787
Проведено экспериментальное исследование низкотемпературных транспортных свойств проволок нитрида титана с шириной сопоставимой или много больше сверхпроводящей длины когерентности. Показано, что уменьшение ширины проволок не влияет на транспортные свойства при температурах выше критической температуры сверхпроводящего перехода, и электронный транспорт в этом температурном диапазоне определяется квантовыми вкладами в проводимость от слабой локализации и электрон-электронного взаимодействия.

Рис.1. Изображение боковых участков проволоки TiN шириной 100 нм в электронном микроскопе. Между контактами 3 и 4, 8 и 9 есть разрезы.

Рис. 2. Температурные зависимости сопротивления проволок TiN, проанализированные в рамках теории квантовых вкладов в проводимость; теории, учитывающей термически активированное проскальзывание фаз (TAPS), а также квантовое проскальзывание фаз (QPS).
Установлено, что уменьшение ширины проволок не приводит к изменению критической температуры сверхпроводящего перехода, однако вызывает полное подавление топологического перехода Березинского-Костерлица-Таулесса. Показано, что пороговое магнитное поле увеличивается при уменьшении ширины проволок.

Письма в ЖЭТФ, 2016, т. 104, вып. 6, с. 402-405
Известно, что в квантовых ямах на основе теллурида ртути, толщина которых близка к критической, соответствующей переходу от прямого к инвертированному спектру, реализуется система однодолинных двумерных дираковских фермионов, имеющих бесщелевую природу и, соответственно, линейный энергетический спектр (двумерный вейлевский полуметалл).

Рис. Подвижность электронов для ям c толщинами 6.3, 6.4, 6.6 и 7 нм (а) и для двух образцов с толщиной 6.6 нм (b). Тонкие черные линии – теоретические зависимости.
Это приводит к целому ряду особенностей в ее транспортном и оптическом отклике. В данной работе проведено детальное экспериментальное и теоретическое исследование подвижности вблизи дираковской точки и обнаружена немонотонная зависимость подвижности от концентрации двумерных электронов, вызванная особенностью их рассеяния на флуктуациях толщины квантовой ямы. На рисунке показаны концентрационные зависимости подвижности электронов, определенные из измерений проводимости. Видно, что подвижность носителей заряда в ямах с толщинами 6.3 и 6.4 нм растет во всем диапазоне концентраций. Немонотонное поведение подвижности, полученное для ям 6,6 нм, наблюдалось в данной работе впервые.

Nanoscale, 2016, v. 8, №39, p. 17204-17212
Исследованы новые двумерные коллоидные полупроводниковые нанокристаллы - пластинки CdSe и CdSe/CdS. Последовательный рост CdSe и CdS, либо встраивание с торца позволяет формировать наногетероструктуры по типу ядро- оболочка и ядро-корона, схематическое изображение и ТЕМ изображения которых представлено на Рис.1 (a, b).

Рис.1. Схематическое изображение пластинок CdSe/CdS, сформированных по типу а)- ядро-оболочка и б)- по типу ядро-корона. ТЕМ изображения нанопластинок в)- CdSe и г)- CdSe/CdS, сформированных по типу ядро-корона.

Рис. 2. Спектры КРС нанопластинок CdSe/CdS по типу а)-ядро-корона и б)-ядро-оболочка.
Нанопластинки имеют прямоугольную форму с латеральным размером 20- 50 нм, толщиной ядра CdSe 5-6 монослоев (МС), толщиной оболочки и короны CdS 1- 6 МС.
С помощью методов комбинационного рассеяния света (КРС) и ИК спектроскопии установлено определяющее влияние морфологии нанопластинок на их колебательный спектр. Спектры КРС нанопластинок CdSe и сферических нанокристаллов CdSe похожи и проявляют особенности, обусловленные LO фононами CdSe и их обертонами вплоть до 5 порядка. Фононный спектра нанопластинок CdSe/CdS, сформированных по типу ядро-оболочка и ядро-корона существенно различаются (Рис. 2). Основное различие заключается в большем числе наблюдаемых фононных мод для нанопластинок по типу ядро-оболочка и наличии их спектральных сдвигов при увеличении толщины оболочки и энергии возбуждения. Такое поведение объясняется сильным взаимодействием ядра и оболочки и формированием комбинированных фононных мод. В нанопластинках, сформированных по типу ядро-корона колебательные моды сохраняют более независимое поведение для объемных мод ядра и оболочки и интерфейсных мод, формирущих обертона с фононами ядра.

Письма в ЖЭТФ, 2016, т.104, вып. 7, с. 507-511
Исследования фундаментальных механизмов возникновения фототока в слоях квантовых точек (КТ) диктуются необходимостью реализации эффективных фотоэлектрических преобразователей среднего и дальнего диапазонов инфракрасного излучения. Смещение интересов к фотонным детекторам, содержащим в качестве активного элементы КТ, связано с рядом обнаруженных уникальных явлений и свойств гетероструктур с КТ. Основным достоинством КТ при их использовании в фоточувствительных элементах является значительное ослабление существующих ограничений на правила отбора и на поляризацию света при межуровневых оптических переходах. Массивы КТ характеризуются большим временем жизни неравновесных носителей заряда по сравнению с системами более высокой размерности как результат снижения рассеяния на оптических фононах. Особый интерес вызывают наногетероструктуры Ge/Si с квантовыми точками Ge. Возникновение фототока в среднем окне прозрачности земной атмосферы (3–5 мкм) в КТ Ge/Si обусловлено внутризоннымы переходами дырок между уровнями размерного квантования в квантовых точках Ge и состояниями континуума объемного Si. Несмотря на очевидные достоинства фотодетекторов с КТ, достигнутая в настоящее время чувствительность к ИК излучению не велика. Основная причина – малая плотность состояний, связанных с КТ. В связи с этим возникают фундаментальные задачи поиска физических механизмов увеличения фототока в гетероструктурах с КТ. Следует отметить, что величина токовой чувствительности растет с увеличением коэффициента фотоэлектрического усиления, который представляет собой отношение времени жизни возбужденного носителя заряда к времени его пролета через детектор. В свою очередь, время жизни определяется вероятностью обратного захвата электрона либо дырки в КТ. Таким образом, подавив процесс захвата носителей в КТ, можно добиться существенного роста фототока. В настоящей работе получено экспериментальное доказательство того, что достичь указанной цели можно в слоях КТ с резкой гетерограницей Ge/Si.
Идея проведенного эксперимента заключалась в использовании возмож- ности контроля за резкостью гетерограницы Ge/Si в многослойной гетерострукту- ре путем изменения температуры заращивания слоев Ge кремнием Tsub. Два образца выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложкe p+ -Si(001), служащей нижним электрическим контактом при фотоэлектрических измерениях. Структуры состояли из буферного слоя Si толщиной 300 нм, десяти слоев квантовых точек Ge, разделенных промежутками Si толщиной 30 нм, и покрывающего слоя Si толщиной 175 нм. Для синтеза массивов нанокластеров Ge использовалось явление самоорганизации полупроводниковых наноструктур в процессе гетероэпитаксиального роста материалов с большим несоответствием параметров решетки (механизм роста Странского-Крастанова). Различие в двух образцах заключалось в температуре Tsub. В первом образце температура заращивания составляла Tsub = 400°С, во втором – 550°С.

Рис. Зависимости (а) коэффициента фотоэлектрического усиления и (б) фототока, возбуждаемого излучением с длиной волны 3 мкм, от напряжения для образцов с различной температурой заращивания слоев квантовых точек германия кремнием.1 – Tsub = 400°С, 2 – Tsub = 550°С. Измерения выполнены при температуре 80 К.
При выборе величины Tsub мы использовали те известные обстоятельства, что (1) процессы диффузионного перемешивания Ge и Si активизируются уже при Tsub > 400°С, (2) изменение плотности и размеров островков Ge вследствие оствальдовского созревания становятся существенными лишь при Tsub > 550°С. Таким образом, первый образец является структурой с относительно резкими гетерограницами, во втором образце верхняя гетерограница должна представлять собой неоднородный по составу слой GeSi. Оценки средней доли Ge в нанокластерах, сделанные из отношения интегральных интенсивностей пиков комбинационного рассеяния света на связях Ge–Ge и Ge–Si, дают 88% и 69% для первого и второго образцов, соответственно.
На рисунке показаны зависимости коэффициента фотоэлектрического усиления и фототока на длине волны 3 мкм от приложенного внешнего смещения. Здесь и далее положительные значения напряжения отвечают ситуации, когда дырки движутся от верхнего электрического контакта в сторону подложки. Отрицательные – наоборот. Из рисунка видно, что формирование резкой гетерограницы приводит к почти пятикратному росту коэффициента фотоэлектрического усиления и значительному росту токовой чувствительности при приложении отрицательных смещений. На основе анализа экспериментальных наблюдений был сделан вывод о том, что усиление внутризонного фототока дырок в образце с резкой гетерограницей обусловлено процессом подавления захвата носителей в КТ Ge. Наблюдаемая асимметрия по отношению к полярности приложенного напряжения связана с тем обстоятельством, что во втором образце размывается только верхняя гетерограница Ge/Si, через которую и начинается движение дырок после их оптического возбуждения при отрицательном смещении.

Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург
ФТИ им Иоффе, Санкт-Петербург
Physical Review B, 2016, v. 93, No15, p. 155304
Письма в ЖЭТФ, 2016, т. 104, No4, с. 241-247
Экспериментально изучены энергетические спектры зоны проводимости и валентности HgTe квантовых ям с шириной, близкой к точке Дирака. Одновременный анализ осцилляций Шубникова-де-Гааза и эффекта Холла в широком диапазоне концентраций электронов и дырок показал интересные результаты: вершина валентной зоны сильно расщеплена из-за спин-орбитального взаимодействия, в то время как расщепление зоны проводимости отсутствует, в пределах точности эксперимента.

Рис. Дисперсия E(k) для структур с нормальным 1122 (а) и инвертированным 1023 (б) зонным спектром, рассчитанные по шестизонной Кейновской модели в присутствии электрического поля. На вставках показано спин-орбитальное расщепление в зависимости от величины квазиимпульса.
Это справедливо и для структур с нормальным и инвертированным зонным спектром. Полученные результаты согласуются с результатами расчетов k-p методом. Показано, что с учетом асимметрии интерфейсов с квантовыми ямами метод сильной связи дает разумное согласие с экспериментальными данными.

Лаборатория физики низкоразмерных электронных систем
University of Regensburg, Germany
Physical Review Letters, 2016, v. 116, №16, p. 166802
Письма в ЖЭТФ, 2016, т. 104, №5, с. 311-317
Отработана технология выращивания тонких напряженных пленок с задан- ной архитектурой (дизайном) эпитаксиальных структур теллурида кадмия и ртути. Изготовлены высококачественные пленки HgTe толщиной 80 нм и 200 нм.
В трёхмерном топологическом изоляторе (3D ТИ) на основе 80 нм плёнки HgTe проведены измерения интерференционной поправки к проводимости для различных положений уровня Ферми. Обнаружено, что для всех положений уровня Ферми наблюдается положительная поправка к проводимости (слабая антилокализация). Анализ величины поправки к проводимости позволил сделать вывод о слабом взаимодействии между объемными и поверхностными носителями заряда.
Впервые проведена магнитоемкостная спектроскопия 3D ТИ на основе напряженной пленки HgTe. Используемая методика позволила извлечь информацию о плотности состояний в исследуемой системе. Одним из ярких результатов, полученных в результате анализа полученных экспериментальных данных, является зависимость фазового сдвига осцилляций Шубникова-де Гааза в обратном магнитном поле, часто ассоциируемого с фазой Берри, от положения уровня Ферми, впервые полученная для отдельного дираковоского конуса, т.е. для спин- поляризованных носителей, расположенных только на верхней поверхности.

ИФМ РАН, г. Нижний Новгород
Applied Physics Letters, 2016, v. 108, №9, p. 092104
Разработан дизайн лазерной структуры с пятью HgTe квантовыми ямами и волноводами на основе широкозонного твердого раствора CdхHg1-хTe с мольным содержанием теллурида кадмия ХCdTe =0.6. Разработана лабораторная технология выращивания и созданиы структуры соответствующего дизайна. В волноводных гетероструктурах с квантовыми ямами HgTe/CdHgTe при оптической накачке получено стимулированное излучение на рекордно большой длине волны 10,2 мкм.

Рис. Зависимость величины сигнала стимулированного излучения от мощности накачки (использовался импульсный лазер с = 2 мкм и длиной импульса 10 нс.
Показано, что в таких структурах при высоких уровнях оптического возбуждения (> 1015 фотонов/см2) при Т < 100 К доминирует излучательная, а не ожерекомбинация, как полагалось ранее, что открывает возможность создания лазеров диапазона 10-30 мкм на межзонных переходах. На полученных структурах впервые наблюдалось длинноволновое стимулированное излучение с = 9,5 мкм.

ИФМ РАН, г. Нижний Новгород
LNCMI, Grenoble
Charles Coulomb Laboratory, Montpellier
NHMFL, Tallahassee, Florida, USA
Georgia Inst. Of Technology, Atlanta, USA
Nature Communications, 2016, v. 7, p. 12576
Продемонстрировано существование нового типа псевдорелятивистских частиц – фермионов Кейна в узкозонных твердых растворах HgCdTe. Показано, что в точке топологического фазового перехода между инвертированной и нормальной зонной структурой «масса покоя» фермионов Кейна меняет знак, в то время как их скорость остается постоянной, что указывает на универсальность их псевдорелятивистского описания в широком интервале температур и составов твердого раствора HgCdTe.

Рис. Параметры фермионов Кейна. Оранжевые и фиолетовые точки – экспериментальные значения, полученные в этой работе, открытые символы - экспериментальные результаты, взятые из литературных источников, линии - расчетные кривые. а) Значения массы покоя для структур с XCdTe = 0.175 (образец А) и XCdTe = 0.155 (образец В). b)Зависимость скорости фермионов Кейна от температуры. с) Зависимость энергии ширины запрещенной от отношения масс.

ЖЭТФ, 2016, т. 149, вып. 3, с. 578
Одним из активно исследуемых вопросов в физике низкоразмерных систем является изучение свойств бозе-конденсированных двумерных экситонных или экситон-поляритонных газов. Кроме оптических методов изучения таких систем в настоящее время используются и методы акустической спектроскопии, в основе которых лежит взаимодействие экситонного или экситон-поляритонного газа с поверхностными акустическими волнами (ПАВ) типа Рэлея или Блюштейна- Гуляева. В работе развита теория акустоэкситонных эффектов на примере двумерного газа дипольных экситонов в двойной квантовой яме, взаимодействующего с волной Релея по деформационному механизму. Рассмотрены два характерных эффекта: поглощение ПАВ экситонным газом и эффект увлечения экситонов движущейся ПАВ. Главным вопросом здесь является поведение указанных эффектов при фазовом переходе экситонного газа через точку конденсации. Для этого построена микроскопическая теория линейного и квадратичного откликов двумерного газа непрямых дипольных экситонов на внешнее воздействие поля ПАВ с учетом рассеяния экситонов на статическом случайном потенциале (примеси, дефекты и т.п.). Теория строится как для высоких температур, заведомо больших температуры конденсации экситонного газа, так и при нулевой температуре, с учетом эффектов бозе-эйнштейновской конденсации. В рамках «крестовой» диаграммной техники вычисляются функции Грина частиц, корреляционная функция плотность-плотность, функция квадратичного отклика, а также затухание боголюбовских возбуждений экситонного конденсата, обусловленное рассеянием на случайном потенциале. Полученные результаты применяются для расчета поглощения поверхностных волн типа Рэлея и эффекта акустического увлечения экситонного газа волной Рэлея. Обсуждаются микроскопические механизмы указанных акустоэкситонных эффектов выше и ниже точки конденсации. Предсказано характерное изменение частотного и концентрационного поведения коэффициента поглощения и плотности тока увлечения при фазовом переходе экситонного газа в режим бозе-эйнштейновского конденсата. Полученные результаты позволяют использовать методы акустической спектроскопии для изучения фазового перехода не только экситонных, но и экситон-поляритонных конденсатов.

Письма в ЖЭТФ, 2016, т. 104, вып. 6, с. 402-405
Фотоиндуцированные эффекты вблизи краев топологического изолятора привлекли внимание из-за хорошего сохранения направления движения краевых электронов. К сожалению, фотопереходы между краевыми состояниями разрешены только в магнетодипольном приближении или при учете виртуального подмешивания промежуточных двумерных состояний. Оба эти эффекта слабы, из-за релятивистской малости или участия примесей. Целью настоящей работы был поиск более сильного механизма фотоэффекта. В работе рассматриваются фотопереходы между краевыми и двумерными состояниями и изучается поглощение света и краевой фототок в двумерном топологическом изоляторе (ТИ) под действием света с круговой поляризацией. В этом случае носители на краевых состояниях имеют значительно большую длину свободного пробега, по сравнению с двумерными. Это определяет доминирующую роль краевых носителей в общем фототоке (см. рисунок).

Рис.(a). Схема эффекта. Топологический изолятор в присутствии циркулярно-поляризованного света. Фототок сосредоточен у ТИ. (b) Схема переходов. Прямые фотопереходы преимущественно происходят между зоной краевых электронов с положительной скоростью v и зоной проводимости. Это приводит к положительному знаку тока дырок на краевых состояниях, в то время как вклад от электронов оказывается пренебрежимым.
Рассматриваемый механизм имеет пороговый характер. Фотовозбуждение приводит к возникновению тока вдоль краев ТИ, направление которого контролируется знаком циркулярной поляризации. Хотя фототок, вызванный линейно- поляризованным светом, в принципе, разрешен, на самом деле вычисления показывают возможность только циркулярного эффекта. В фототок дают вклад как краевые, так и двумерные носители, однако вклад первых превалирует из-за значительно большей длины свободного пробега краевых электронов. Переходы из краевых состояний в зону проводимости и валентную зону дают одинаковое направление тока. Показано, что в квантовой яме HgTe с толщиной 7 нм переходы из валентной зоны более интенсивны.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Письма в ЖЭТФ, 2017, т. 105, вып. 2, с. 93-99
Исследована система квантовых точек (КТ) на основе твердых растворов AlxIn1-xAs/AlyGa1-yAs. Использование широкозонных твердых растворов AlxIn1-xAs в качестве основы квантовых точек позволяет существенно расширить спектральный диапазон излучения в коротковолновую область, включая участок длин волн вблизи 770 нм, представляющий интерес для разработки аэрокосмических систем квантовой криптографии.
На установке “Riber-C21” проведен цикл экспериментов по росту структур с AlxIn1-xAs/AlyGa1-yAs квантовыми точками по механизму Странского-Крастанова. Исследованные образцы выращивались на двухдюймовых подложках GaAs с ориентацией (001). На поверхности подложки выращивался буферный GaAs слой толщиной 0.3 мкм. Структура содержала два 40 нм слоя Al0.7Ga0.3As, препятствующих диффузии фотовозбужденных носителей заряда, и 200 нм слой AlyGa1-yAs, находящийся между ними. В середине 200 нм AlyGa1-yAs слоя, поглощающего большую часть мощности возбуждающего лазера, находился слой AlxIn1-xAs КТ. На верхнем Al0.7Ga0.3As слое выращивался 10 нм слой AlyGa1-yAs, на поверхности которого выращивался еще один слой AlxIn1-xAs КТ, предназначенный для проведения исследования методом атомно – силовой микроскопии (АСМ). Были изучены AlxIn1-xAs КТ с составом в интервале x = 0 – 0.3 с шагом 0.05. При этом состав слоев AlyGa1-yAs задавался согласно y ≈ 1.7 x.
Полученные структуры AlxIn1-xAs/AlyGa1-yAs КТ исследовались методами макро- и микрофотолюминесценции. Измеренные спектры макрофотолюминесценции демонстрируют существенное расширение спектрального диапазона излучения КТ в коротковолновую область (до 200 нм), включая участок длин волн вблизи 770 нм, представляющий интерес для разработки атмосферных систем квантовой криптографии.
Методом криогенной микрофотолюминесценции изучены оптические характеристики одиночных AlxIn1-xAs квантовых точек, выращенных по механизму Странского-Крастанова. На участке длин волн вблизи 770 нм исследована тонкая структура экситонных состояний квантовых точек. Показано, что величина расщепления экситонных состояний сравнима с естественной шириной экситонных линий, что представляет большой интерес для разработки излучателей пар запутанных фотонов на основе AlxIn1-xAs квантовых точек.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Appl. Phys. Lett., 2016, v. 108, p. 012103
Изготовлены латеральные сверхрешетки на основе гетероструктуры GaAs/AlAs с высокоподвижным двумерным (2D) электронным газом. Сверхрешетки представляли собой набор металлических полосок, сформированных на поверхности гетероструктуры при помощи электронной литографии и технологии «взрыва». Амплитуда модуляция (2D) электронного газа в сверхрешетках варьировалась затворным напряжением Vg, которое подавалось на металлические полоски. В сверхрешетках с периодами a = 200 нм и 500 нм изучено влияние микроволнового излучения в диапазоне частот 110 - 150 ГГц на транспорт 2D электронов при температуре T = 1.6 K, в магнитных полях B < 1 Тл. Обнаружено, что под действием микроволнового излучения в 2D системе с одномерной периодической модуляцией возникают состояния с нулевым сопротивлением. Показано, что состояния с нулевым сопротивлением возникают в исследуемой системе в минимумах соизмеримых осцилляций (СО) сопротивления.

Рис. (a) Схематический вид образца и изображение решетки, полученное при помощи сканирующей электронной микроскопии. (b) Зависимости Rxx(B), измеренные при T= 1.6 K на решетках (a = 500 нм и 200 нм, Vg = 0) и на контрольном мостике. Стрелками указаны: Bcr и минимум СО с номером i = 2 для решетки с a = 500 нм. (c) Зависимости Rxx(B) и Rωxx(B), измеренные при T = 1.6 К для 2D электронного газа в контрольном мостике без облучения (черная линия) и с облучением на частотах ω/2π= 110 ГГц (красная линия) и 145 ГГц (синяя линия). (d) Зависимости Rxx(B) и Rωxx(B), измеренные при T = 1.6 К для решетки (a = 200 нм, Vg = 0) без облучения (черная линия) и с облучением на частотах ω/2π = 125 ГГц (красная линия) и 145 ГГц (синяя линия).

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений A3B5
Физика и техника полупроводников, 2016, вып. 8, с. 1070-1074
Двумерный электронный газ (ДЭГ) в режиме квантового эффекта Холла (КЭХ) демонстрирует неравновесное состояние, проявляющееся в гистерезисе различных характеристик ДЭГ, таких как магнетосопротивление, намагниченность, заряд и другие. Ранее было сделано предположение, что ДЭГ в режиме КЭХ разбивается на две подсистемы — «край» и «объём», между которыми отсутствует равновесие, т.е. уровни электрохимических потенциалов края и объёма ДЭГ значительно отличаются. Модель, основанная на этом предположении, объясняет возникновение неравновесных токов на краю ДЭГ, а также гистерезисные явления. Однако, она не позволяет оценить разность электрохимических потенциалов между краем и объёмом ДЭГ. В настоящей работе были проведены измерения разности потенциалов между краевыми и объёмными состояниями в холловских мостиках, снабжённых как обычными внешними омическими контактами (расположенными вдоль периметра мостика), так и дополнительными внутренними омическими контактами (помещёнными внутрь мостиков). Полученные результаты указывают на то, что неравновесное состояние ДЭГ проявляет себя в разности электрохимических потенциалов между контактами, вожёнными в край и в объём ДЭГ.

Рис. (a) Продольное и холловское магнетосопротивление образца. (б) Зависимость напряжения между внутренним и внешним контактами от магнитного поля.
Разность электрохимических потенциалов между краем и объёмом ДЭГ наблюдается в отсутствии тянущего тока, имеет огромную величину (150 мэВ), в десятки раз превышающую расстояние между уровнями Ландау (ħωc ~ 10 мэВ), возникает в магнитных полях, соответствующих холловским плато, и меняет знак при изменении развёртки магнитного поля (см. рисунок), т.е. обнаруживает гистерезисное поведение. В то же время, измерения обычного магнетосопротивления показали, что магнетополевая зависимость магнетосопротивления имеет типичный для КЭХ вид (см. рисунок), а области возникновения разности потенциалов находятся строго в центрах плато холловского магнетосопротивления. Появление разности потенциалов между внутренними и внешними контактами является следствием неравенства электрохимических потенциалов Δμ между краевыми и объёмными состояниями, возникающим в ДЭГ в результате неравновесного перераспределения заряда между краевыми и объёмными состояниями. Предложенная в работе физическая картина, предполагающая сильное (Δμ >> ħωc) неравновесие между краем и объёмом, существенно дополняет общепринятую картину КЭХ и позволяет объяснить наблюдаемые гистерезисные явления.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений A3B5
Physical Review Letters, 2016, v. 117, p. 017702
Использование жертвенных слоев и технологии селективного травления позволяет создавать наноструктуры с двумерным электронным газом, свободно подвешенные над полупроводниковой подложкой. Такие структуры механически подвижны, и их колебания влияют на электронный транспорт. Существует гипотеза, что электромеханическая связь в системах на основе гетероструктур GaAs/AlGaAs имеет пьезоэлектрическую природу. В настоящей работе приводится экспериментальное доказательство этой гипотезы, основанное на анизотропии пьезоэффекта, а также количественное описание электромеханической связи такого типа.

Рис. (a) Наномеханический резонатор с двумерным электронным газом. Амплитуда (b,d) и фаза (c,e) отклика кондактанса на резонансные колебания перпендикулярно ориентирован- ных кантилеверов. (f) Изменение концентрации двумерного электронного газа в расчете на единичное смещение свободного конца кантилевера, предсказываемое построенной физической моделью.
Изученная наноэлектромеханическая система представляет собой два одинаковых кантилевера, содержащие двумерный электронный газ (ДЭГ) и ориентированные в направлениях [110] и [110]. Резонансные колебания кантилеверов возбуждались в направлении, перпендикулярном к подложке, по емкостной схеме с использованием боковых затворов. Вблизи оснований кантилеверов, т.е. в местах максимальных механических напряжений, располагались каналы проводимости. Изменение кондактанса вследствие колебаний измерялось методом гетеродинного смешивания. Было обнаружено, что идентичные колебания кантилеверов приводят к противоположным (сдвинутым по фазе на 180°) изменениям кондактанса каналов, что является качественным доказательством пьезоэлектрической природы отклика ДЭГ на колебания. Построена количественная физическая модель, описывающая физический механизм изменения кондактанса и согласующаяся с экспериментом. Модель основывается на предположении о том, что двумерный электронный газ экранирует пьезоэлектрический связанный заряд и сохраняет постоянный электрохимический потенциал. Разработанная модель показывает, что изменение проводимости двумерного электронного газа обусловлено, главным образом, резким изменением величины механических напряжений вблизи границы подвешенной и неподвешенных областей, а не собственно механическим напряжением. Таким образом, обсуждаемая электромеханическая связь может рассматриваться как краевой эффект.

Лаборатория физических основ эпитаксии полупроводниковых гетероструктур
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Письма в ЖЭТФ, 2016, вып. 103, с. 785 – 791
Расчеты показали, что квантовые точки, сформированные в III-Sb/AlAs гетеросистемах (ГС) являются потенциальным представителем нового класса структур с энергетическим спектром первого рода и непрямой запрещённой зоной. Вследствие разделения носителей заряда в пространстве квазиимпульсов подобные структуры характеризуются длительным временем жизни экситона вплоть до сотен микросекунд. Это оказывается сравнимым с ожидаемым временем спиновой релаксации экситона в квантовых точках (КТ) первого рода, что делает такие структуры удобными объектами для исследования спиновой релаксации локализо- ванных экситонов. К сожалению, получение III-Sb/AlAs ГС осложнено значитель- ным рассогласованием параметров решётки III-Sb и AlAs (7.1÷12.6 %), а также существенным отличием в оптимальных условиях роста слоёв антимонидов и AlAs. Были проведены работы по поиску оптимальных условий роста III-Sb/AlAs ГС методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Кристаллическое строение ГС исследовано методами просвечивающей электронной микроскопии и спектроскопии стационарной фотолюминесценции (ФЛ). Найдены условия формирования кристаллически совершенных когерентно напряжённых трёхмерных островков, состоящих из твёрдого раствора IIIxAl1-xSbyAs1-y. Островки расположены на тонкой квантовой яме (КЯ), также состоящей из твёрдого раствора IIIxAl1-xSbyAs1-y. Для всех полученных структур обнаружена эффективная люминесценция КЯ, соответствующая видимому диапазону длин волн. Показано, что сегрегация материалов при заращивании ГС AlAs играет решающую роль при формировании состава твёрдого раствора КЯ.
Сильная сегрегация материалов приводит к формированию ГС с размытыми гетерограницами. Неоднородности размера/состава ГС способствуют локализации носителей заряда и порождают флуктуационные «хвосты» плотности состояний. Как известно, заполнение флуктуационных «хвостов» плотности состояний с ростом плотности мощности оптического возбуждения (Pex) ведёт к «синему» смещению полосы ФЛ. Поэтому попытка определить тип энергетического строения полученных ГС (первый/второй род) с помощью стандартной методики, основан- ной на анализе спектрального смещения полосы ФЛ в зависимости от Pex, не дала результатов. Сопоставление экспериментальных данных ФЛ, полученных на тестовых InAs/AlAs и GaAs/AlAs ГС с известным энергетическим спектром, и результатов моделирования спектров ФЛ с учётом заполнения флуктуационных «хвостов» плотности состояний позволило развить стандартную методику для случая ГС с размытыми гетерограницами.

Zeitschrift für Physikalische Chemie, 2016 (принята в печать)
Впервые была получена одновременная локализация двух электронов с разными g-факторами на одной Ge/Si квантовой точке. Локализация электронов была подтверждена экспериментально методом ЭПР. В системе Ge/Si существует непосредственная связь между значением g-фактора и характером деформаций в области локализации электрона, которая позволяет по анизотропии g-фактора определить место локализации электрона. Существуют две возможности локализации электронов в системе Ge/Si с квантовыми точками: в потенциальных ямах вблизи вершины квантовой точки и вблизи ребер основания квантовой точки.

Рис. 1. ЭПР спектры, полученные от 3-слойной структуры с Si квантовыми точками в форме нанодисков при разных ориентациях магнитного поля. θ=0 соответствует магнитному полю, приложенному вдоль оси роста структуры. Мощность и частота микроволнового излучения P=0.063мВт v=9.698712 ГГц, температура Т=4.5К.
Реализация одновременной локализации электронов является актуальной задачей для разработки элементной базы квантовых вычислений и требует создания специальных структур с квантовыми точками, в которых обе потенциальные ямы были бы сопоставимы по глубине. В данной работе такие структуры были созданы с помощью метода молекулярно-лучевой эпитаксии. Структуры содержали три слоя SiGe нанодисков, разделенных прослойками Si толщиной 20 нм. Каждый слой нанодисков был сформирован при осаждении 7.5 монослоев Ge. Температура роста квантовых точек и Si прослоек была 700°С. На верхний слой квантовых точек было осаждено 5 нм кремния при температуре 700°С для придания квантовым точкам формы нанодисков.

Рис. 2. ЭПР спектры, полученные от 3-слойной структуры с Si квантовыми точками в форме нанодисков при подсветке и без неё (верхняя панель). Разложение ЭПР-спектра, полученного при подсветке на составляющие сигналы (нижняя панель). Магнитное поле, приложено вдоль оси роста структуры. Мощность и частота микроволнового излучения P=0.063мВт v=9.698712ГГц, температура Т=4.5К.
На конечном этапе структуры были закрыты слоем кремния толщиной 200 нм, легированным Sb с концентрацией 5×1016 см-3 при температуре 500°С. Исследования методом просвечивающей электронной микроскопии показали, что квантовые точки имеют форму нанодисков, средний латеральный размер 200 нм и высоту 10 нм. Исследования методом рамановской спектроскопии показали, что среднее содержание Ge в квантовых точках близко к 35%. Расчеты электронной структуры методом эффективной массы при данных параметрах квантовых точек показали, что, действительно, электроны в двух наиболее низких по энергии состояниях должны локализоваться вблизи верхнего и нижнего края нанодисков.
На рис. 1 показаны спектры ЭПР, полученные при температуре T=4.5 К при разных ориентациях образца в магнитном поле. Зафиксировано два ЭПР сигнала с g- факторами g(1)zz = 1.99905 ± 0.0001 and g(2)zz = 1.99887 ± 0.0001 и шириной ЭПР линии ΔH1 ≈ 0.8 Гс и ΔH2 ≈ 0.3 Гс (в магнитном поле, направленном вдоль оси роста [001]). При отклонении магнитного пола от направления роста [001] ЭПР сигналы сдвигаются навстречу друг другу. Анализ значений g-факторов и их ориентационных зависимостей позволил определить природу наблюдаемых ЭПР-сигналов. Первый сигнал, имеющий gzz > gin-plane был отнесен к электронам, локализованным на верхних краях нанодисков. Второй сигнал, имеющий gzz < gin-plane был отнесен к электронам, локализованным вблизи нижних краев нанодисков. При подсветке был обнаружен дополнительный изотропный сигнал с g3 = 1.9998 ± 0.0001 и шириной ЭПР линии ΔH ≈ 0.2 Гс (рис. 2). Этот сигнал относится к электронам, локализованным в Si над центральной частью нанодиска за счет кулоновского взаимодействия с фотодырками. Деформации в данной области малы, что приводит к изотропному сигналу.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Beilstein J. Nanotechnol., 2016, v. 7, p. 1519-1526
Исследовано ИК поглощение массивами золотых наноантенн, сформированными с помощью нанолитографии на поверхности Si с подслоем SiO2. Структурные параметры наноантенн определены с помощью сканирующей электронной микроскопии (на рис. (а)).

Рис. (a)-СЭМ изображение фрагмента массива наноантенн, (б)- зависимость частоты ЛППР от длины наноантенн, (в)- зависимость частоты ЛППР от толщины слоя SiO2 для двух длин наноантенн- 1400 и 1900 нм.
Проанализированы зависимости частоты локализованного поверхностного плазмонного резонанса (ЛППР) от структурных параметров наноантенн и толщины слоя SiO2. Установлено, что зависимость частоты ЛППР от длины наноантенн линейная (на рис. (б)). На основе анализа экспериментальных данных и 3D моделирования показано, что глубина проникновения ЛПП в слой SiO2 составляет величину 20±10 нм. Показано, что взаимодействие плазменных возбуждений в наноантеннах и оптических фононов в SiO2 приводит к появлению новых связанных плазмон-фононных мод, наблюдаемых в ИК спектрах пропускания, частоты которых хорошо описываются расчетами. Плазмон-фононное взаимодействие обуславливает расщепление моды ЛППР на две ветви (низко- и высокочастотную) при достижении частоты ЛППР значений частот оптических фононов в SiO2 (на рис. (c)).
Определение характера поведения мод ЛППР принципиально важно для дальнейших экспериментов по исследованию ИК поглощения органическими и неорганическими наноструктурами, усиленного поверхностью металлических наноантенн.

Институт Вальтера Шоттки, Технический Университет Мюнхена
Optics Express, 2016, v. 24, №25, p. 28936
Journal of Nanophotonics, 2016, v. 10, No3, p. 033509
Металлические наноантенны многократно усиливают ближнее электрическое поле при возбуждении в них плазмонных мод. Изучение взаимодействия с такой антенной с квантовыми точками (КТ) представляет большой интерес, так как оно может модифицировать кинетику и диаграмму направленности излучения. В данной работе методом микрофотолюминесценции (микро-ФЛ) изучены оптические свойства гибридных структур с InAs/AlGaAs КТ, на поверхности которых были сформированы золотые наноантенны типа галстук-бабочка.

Рис. (а) Спектры КТ, расположенных рядом с наноантеннами, снятые в перпендикулярных поляризациях; (б) поляризационная зависимость КТ, взаимодействующей с антенной (сверху) и контрольной КТ (снизу); (в) зависимость времени жизни экситона в КТ от степени поляризации излучения для взаимодействующих с антеннами и контрольных КТ.
На Рис.-а представлены спектры расположенных рядом с антеннами КТ, измеренные в ортогональных поляризациях относительно оси антенны. Максимальное значение сигнала микро-ФЛ, наблюдавшееся в наших экспериментах, отличается в 10 раз. На Рис.-б приведены поляризационные зависимости интегрального сигнала ФЛ для взаимодействующей с антенной КТ и контрольной КТ, расположенной вне массива наноантенн. В первом случае диаграмма направленности значительно изменилась и соответствует дипольной. Измерения кинетики микро- ФЛ показали уменьшение времени жизни экситонов в КТ, расположенных рядом с наноантеннами, в 3 раза по сравнению с контрольными (Рис.-в). Таким образом, увеличение сигнала ФЛ, наличие сильной поляризационной зависимости и уменьшение времени жизни позволяют утверждать, что в гибридной структуре с КТ, расположенными близко к поверхности, присутствует сильное экситон-плазмонное взаимодействие между КТ и плазмонными наноантеннами.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5
Journal of Applied Physics, 2016, v. 119, №13, p. 134302
Исследованы спектры фотопроводимости (ФП) Si/Ge(GeSn)/Si структур со сверхтонкими слоями (1.0-2.3 нм) Ge и твердого раствора GeSn, полученными с помощью низкотемпературной (T=100°C) молекулярно лучевой эпитаксии. В спектрах наблюдался фотоотклик ниже края поглощения Si в диапазоне 1.1-0.4 эВ, связанный с поглощением света в захороненном Ge(GeSn) слое.

Рис. 1. (a), (c) СТМ изображения размера 50×50 нм поверхности Ge и GeSn слоев с толщиной 1.0 нм и 2.0 нм, соответственно; (b), (d) схемы исследованных структур, в которых показаны профили СТМ изображений, полученные вдоль прямых A и B. В верхней части рисунка показана электрическая схема измерения ФП.
Показано, что для случая латеральной ФП применение простой диффузионной модели позволяет определить коэффициент поглощения света этого слоя α ~ 105 см-1. Полученное значение в 100 раз больше, чем для одиночного слоя квантовых точек Ge, и достигается для большинства полупроводников значительно выше края фундаментального поглощения. Установлено, что наблюдаемое поглощение связано с оптическими переходами между электрон-дырочными состояниями, локализованными на границах раздела. Аномально высокое значение α объясняется присутствием в наших структурах необычного состояния Ge(GeSn) слоя с высокой концентрацией оборванных атомных связей, оптические свойства которого были предсказаны теоретически Knief и Niessen Phys. Rev. B, 59, 12940 (1999).
Низкотемпературный рост, использованный в процессе МЛЭ синтеза, приводят к появлению необычных структурных особенностей в полученных Ge(GeSn) слоях, которые важны для понимания их электрических свойств и наблюдаемых оптических явлений. Эти особенности исследованы детально с помощью сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) и Рамановской спектроскопии. На рис.1 (a) и ( с) приведены фрагменты СТМ изображений размера 50×50 нм поверхности Ge и GeSn слоев не закрытых слоем Si. Профили, наблюдаемые вдоль линий A и B (рис. 1 (a) и (c)) показаны на схемах поперечного сечения структур (рис.1 (b), (d)). Эффективные толщины слоев Ge и GeSn составляют 1.1 нм и 2.0 нм, соответственно.

Рис. 2. Спектры фотопроводимости Si/Ge(GeSn)/Si структур. Штриховой линией показана расчетная зависимость.
На рис. 2 приведены спектры ФП четырех образцов (а1), (а2), (a3) и (b), измеренные в диапазоне 0.4-2.5 эВ при Т=78К. Образцы (а1) и (а2) содержат слои Ge толщиной 1.2 и 2.3 нм, соответственно, а толщина GeSn слоя образца (b) составляет 1.0 нм при среднем составе Sn 2 ат.%. Слои Ge и GeSn этих образцов выращены при температуре TS =100°C, а в образце (a3) слой Ge толщиной 2.0 нм получен при TS =170°C. В спектрах наблюдается высокочастотный пик в диапазоне энергий 1.2 - 2.5 эВ одинаковый для всех образцов. Он связан с поглощением света в Si. Фотоотклик, наблюдаемый в области прозрачности Si (0.4- 1.1 эВ), вызван поглощением света в ультра тонком захороненном Ge(GeSn) слое.

Микроэлектроника, 2016, т.45, №5, стр.379-385
ECS Transactions, 2016, v.75, accepted
Исследован механизм транспорта заряда в тонких сегнетоэлектрических плёнках Hf0.5Zr0.5O2. Показано, что термический отжиг осаждённых плёнок Hf0.5Zr0.5O2 методами атомно-слоевого осаждения и физическим перепылением- осаждением с разогревом электронным пучком приводит к формированию центрально несимметричной орторомбической фазы Pbc21, обладающей сегнетоэлектрическим эффектом (рис. 1). Показано, что в аморфных и сегнетоэлектрических плёнках Hf0.5Zr0.5O2 транспорт заряда определяется фонон-облегчённым туннелированием между ловушками, в роли которых выступают вакансии кислорода (рис. 2).

Рис. 1. Спектры симметричной рентгеновской дифракции исходной плёнки Hf0.5Zr0.5O2 и плёнки Hf0.5Zr0.5O2 после отжига. Вставка: гистерезис вольт-поляризационной характеристики плёнки Hf0.5Zr0.5O2 после отжига при комнатной температуре.
Определены энергетические параметры ловушек: термическая энергия ловушки Wт = 1,25 эВ, оптическая энергия ловушки Wопт = 2,5 эВ. Поскольку параметры ловушек идентичны для аморфных и сегнетоэлектрических плёнок Hf0.5Zr0.5O2, сделан вывод о единстве природы ловушек в различных кристаллических модификациях Hf0.5Zr0.5O2. Полученные значения энергетических параметров ловушек совпадают с соответствующими параметрами плёнок HfxZr1-xO2, синтезированных другими методами (например, физическим перепылением-осаждением с разогревом мишеней электронным пучком [Appl. Phys. Lett. 2015. v.106, p.102906]). После отжига концентрация ловушек N незначительно уменьшается, так для аморфных плёнок до отжига она была N = 1×1020см-3, а для сегнетоэлектрических плёнок после отжига N = 3×1019см-3. Достаточно большая концентрация ловушек в сегнетоэлектрических плёнках Hf0.5Zr0.5O2 ставит вопрос о роли дефектов (кислородных вакансий) в стабилизации орторомбической фазы Hf0.5Zr0.5O2.

Рис. 2. Экспериментальные (символы) и рассчитанные (линии) вольт-амперные характеристики структур Pt/Hf0.5Zr0.5O2/TiN при различных температурах для аморфных (a) и сегнетоэлектрических (b) плёнок Hf0.5Zr0.5O2.
Представлены рекомендации для уменьшения токов утечки в сегнетоэлектрических слоях Hf0.5Zr0.5O2. Для уменьшения концентрации ловушек, а, следовательно, и токов утечки, необходимо внести изменения в технологический процесс синтеза плёнок Hf0.5Zr0.5O2, включив, например, в пост-обработку стадию отжига в кислородной атмосфере, или использовать другие прекурсоры, например, озон O3 в качестве окислителя.

Physical Review B, 2016, v. 94, №4, p. 045411
Экспериментально изучена и теоретически смоделирована спиновая динамика в монослойных КЯ GaAs/AlAs. Как показано в нашей работе (T.S. Shamirzaev et al Phys. Rev. B 76, 155309 (2007)) в этих КЯ время жизни долго живущих экситонов практически не имеет дисперсии.

Рис. Спектры ФЛ монослойной КЯ GaAs/AlAs в магнитных полях различной напряженности при Т=1.8 К: (а) в геометрии Фохта, (б) в геометрии Фарадея. (в) Зависимость интегральной интенсивности ФЛ монослойной КЯ GaAs/AlAs от напряженности магнитного поля при различных температурах.
Обнаружено необычное поведение фотолюминесценции (ФЛ) экситонов: с ростом магнитного поля в геометрии Фарадея (продольное поле) происходит уменьшение её интенсивности (см. рис.) и одновременное увеличение времени рекомбинации экситонов (см. рис.). Повышение температуры (см. рис.1в) или изменение ориентации магнитного поля (поворот поля в геометрию Фохта см. рис.1а) приводят к восстановлению интенсивности ФЛ и уменьшению времени излучательной рекомбинации. В предложенной нами модели эффект объясняется тем, что основное состояния экситона в продольном магнитном поле является «темным» и его заселенность возрастает в магнитном поле.

Физика и техника полупроводников, 2016, т. 50, вып. 11, с. 1501-1508
Обнаружена сильная зависимость емкости структур на основе пленок PbSnTe:In в режиме токов, ограниченных пространственным зарядом (ТОПЗ), от взаимной ориентации электрического (Е) и магнитного (B) полей и нормали к плоскости подложки n. Схематичное изображение экспериментальных структур и направлений E, B и n показаны на вставках левого рисунка, на котором представлены угловые зависимости емкости одной из структур для трех значений постоянного напряжения смещения. Для всех углов значение емкости в магнитном поле меньше, чем при B = 0.

Рис. (а) Угловые зависимости емкости структуры в магнитном поле B = 4 Тл: Т = 4.2 К, f = 4 кГц, напряжение смещения U: 1 - 0; 2 - 1.3; 3- 1.5 В. (б) Угловые зависимости тока I(α) в магнитном поле B = 4 Тл при фиксированном значении напряжения U. При B = 0 значение тока IB=0, А: 1 - 1×10-6; 2 - 110-5; 3 - 1.4 × 10-4. Значение напряжения U, В: 1 - 2.85; 2 - 3.58; 3 - 4.5. На обоих рисунках скорость изменения угла d/dt = 0.8 град/с.
При углах α= 90 и α= 270 магнитное поле направлено вдоль зазора между электродами параллельно плоскости подложки и отклоняет носители заряда к границам пленки: к свободной поверхности в первом случае и к подложке – во втором. Вблизи указанных значений углов емкость увеличивается, а вблизи α = 0 и α = 180 (B//n) уменьшается. Отношение значения емкости в максимуме к ее значению в минимуме достигает 1,7. На рисунке (б) показаны угловые зависимости стационарного тока I(α) в режиме ТОПЗ для трех значений напряжения. Видно, что максимумы и минимумы на зависимостях I(α) находятся вблизи тех же углов, что и на угловых зависимостях емкости. В обоих случаях наблюдается выраженная асимметрия для случаев отклонения носителей заряда магнитным полем к той или другой границе пленки, причем при отклонении к свободной поверхности максимумы существенно уже и для I(α) вблизи α = 90 их характерная ширина составляет Δα ~ 2.
Обнаруженные особенности угловых зависимостей находят объяснение в рамках качественной модели, заключающейся в следующем. Увеличение емкости при соответствующих направлениях B ведет к увеличению напряжения полного заполнения ловушек Uпзл на ВАХ в режиме ТОПЗ, а снижение – к уменьшению. Так как именно в области Uпзл наблюдается наиболее резкое увеличение тока в режиме ТОПЗ, то соответствующее изменение Uпзл и является причиной сильного изменения тока на рисунке (б). Открытым остается вопрос о причинах анизотропного изменения емкости структур (поляризуемости пленок PbSnTe:In) под действием магнитного поля, а также о «тонкой структуре» угловых зависимостей вблизи максимумов, которая существенно различается при отклонении носителей заряда к разным поверхностям пленок. Одной из причин этого может быть то, что параметры ловушек (концентрация, энергия ионизации, характерные времена захвата и выброса носителей заряда) зависят от их положения в пленке и, в частности, существенно различаются вблизи разных границ.

Физика и техника полупроводников, 2016, т. 50, вып. 12, с. 1713-1719.
В полученных методом МЛЭ пленках PbSnTe:In с составом, соответствующим краю фундаментального поглощения до 30 мкм и более, обнаружен эффект гигантской отрицательной фотопроводимости. На рисунке представлены данные для пленки PbSnTe:In на кремниевой подложке. После начала освещения ток в образце I(t) уменьшается примерно в 100 раз от величины It=0 до Imin, а затем вновь начинает увеличиваться. Зависимости вида y(t) = [I(t) – Imin]/It=0, показаные на рисунке, с высокой точностью описываются экспоненциальным законом при уменьшении y(t) на 3-4 порядка, а соответствующие постоянные времени тем меньше, чем интенсивней освещение.

Рис. Относительное изменение тока образца (а) и схематичная зонная диаграмма модели отрицательной фотопроводимости (б). Освещение включено в момент t = 0, его интенсив- ность увеличивается от кривой 1 к кривой 3. На вставке показаны начальные участки изменения тока. Область I на схеме соответствует узкозонной «матрице», область II – более широкозонным включениям, содержащими ловушки для электронов. Приведены данные для образца n-Pb0,7Sn0,3Te:In/BaF2/CaF2/Si. Толщина пленки 2 мкм, μmax = 3×104 см2В-1с-1 при Т = 35 К.
Динамика уменьшения тока после прекращения освещения носит сложный характер и не может быть описана одной экспоненциальной зависимостью. Полученные результаты находят объяснение в рамках модели, схема которой приведена на рисунке и предполагает наличие в пленках неоднородностей в виде включений более широкозонного состава, содержащих центры локализации электронов (ловушки). В этом случае генерируемые светом в широкозонных включениях электроны могут захватываться на ловушки, а неравновесные дырки переходить в узкозонную «матрицу» и там рекомбинировать с электронами, снижая общую проводимость образца. Динамика снижения концентрации электронов и проводимости в этом случае определяется процессом заполнения ловушек в широкозонных включениях. Его особенностью является слабо меняющаяся после начала освещения концентрация свободных электронов в этих областях, так как генерируемые светом дырки перемещаются в узкозонную область и не влияют на темп межзонной рекомбинации во включениях. Это и определяет экспоненциальные временные зависимости как заполнения ловушек электронами, так и соответствующего уменьшения проводимости образца в целом. Сложный характер релаксации тока после выключения освещения связывается динамикой опустошения ловушек со сложным энергетическим спектром, которые могут присутствовать не только в широкозонных включениях, но и в узкозонной матрице образцов.
Представляется, что обнаруженный эффект может быть использован для дополнительного снижения проводимости пленок PbSnTe:In узкозонного состава с краем чувствительности вблизи или свыше 30 мкм и улучшения пороговых параметров фотоприемников сверхдальнего ИК диапазона на их основе.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем
Разработка методов создания оптоэлектронных устройств на основе кремния является одной из перспективных задач современной полупроводниковой электроники. Возможным методом реализации таких устройств является создание наноразмерных объектов полупроводников А3В5 на кремнии. Однако, большое рассогласование постоянных решётки Si и А3В5, которое может достигать 18%, делает практически невозможным эпитаксиальный рост таких структур традиционными эпитаксиальными методами. Решение этой проблемы может быть достигнуто с помощью метода ионно-лучевого синтеза. Поэтому в данной работе был изучен механизм зарождения нанокристаллов InSb в пленках захороненного оксида кремния структуры кремний-на-изоляторе в процессе ионного синтеза и изучены их оптические и структурные свойства.
В экспериментах ионы In+ и Sb+ с энергией 200 кэВ дозой 8×1015 см-2 были иплантированы в пленки SiO2, термически выращенные на подложках монокристаллического кремния. С целью предотвращения выхода индия из плёнки SiO2 при отжиге плёнки SiO2 были закрыты слоем монокристаллического Si, созданным методом водородно-индуцированного переноса. Последующий высокотемпературный отжиг проводился при температуре 500-1100°C. Полученные образцы были исследованы с помощью методов комбинационного рассеяния света (КРС), высокоразрешающей электронной микроскопии, энергодисперсионной рентгеновской спектроскопии и фотолюминесценции в видимом и ИК диапазонах (Рис.).
Установлено, что формирование нанокластеров и нанокристаллов InSb в пленках SiO2 происходит, начиная с температуры отжига 800°С. При этом наблюдалось широкое пространственное распределение нанокристаллов InSb в пленке SiO2. Их размеры в зависимости от глубины варьировались от 5 до 20 нм. С увеличением температуры отжига до 1100°С размеры нанокристаллов практически не изменились и составляли ~5÷26 нм. Анализ пространственного распределения атомов индия и сурьмы, а также нанокристаллов InSb в зависимости от температуры отжига позволил сделать вывод о том, что зарождение нанокристаллов происходит гетерогенно и центрами зарождения фазы InSb являются преципитаты Sb.

Рис. Микроизображение высокоразрешающей электронной микроскопии и спектры комбинационного рассеяния света нанокристаллов InSb в пленках SiO2.
Начиная с температуры отжига 800°С в спектрах КРС были обнаружены пики рассеяния на частотах 195 и ~186 см-1. Эти значения соответствуют частотам продольного (LO) и поперечного (TO) оптических фононов в InSb, но сдвинутые в высокочастотную область относительно их значений в монокристалле InSb. Величина сдвига пиков КРС была равна 6.8 см-1 (ТО) и 4.2 см-1 (LO) для температуры отжига 1100°С. Наблюдаемые сдвиги указывают на наличие напряжений сжатия в синтезированных нанокристаллах. С целью выяснения вклада квантово-размерного эффекта и напряжений в формирование спектров КРС был проведён расчёт частоты оптических фононов в InSb в зависимости от размера нанокристаллов, используя модель локализации фононов. Расчёт показал, что низкочастотный сдвиг пика КРС из-за размерного квантования фононов составляет 8÷1 см-1 для нанокристаллов с размерами 1÷5 нм соответственно. Это означает, что для наблюдаемых размеров нанокристаллов сдвиги в частоте оптического фонона не превышают 1 см-1. На основе полученных расчетов и экспериментальных результатов сделана оценка величины деформаций связей In-Sb в синтезированных нанокристаллах, которые составили для температуры отжига 1100°C -0.6% в перпендикулярном к поверхности направлении и -0.9% в плоскости пленки SiO2. Природа наблюдаемых деформаций требует дополнительных исследований.
В пленках SiO2 с нанокристаллами InSb возбуждается полоса фотолюминесценции в видимом спектральном диапазоне с максимумом около 360 нм (3.44 эВ). Зависимость интенсивности этой полосы от температуры отжига коррелировала с изменением интенсивности сигнала в спектрах КРС. При этом положение энергетического максимума ФЛ оставалось неизменным. На основе полученных данных сделано предположение о природе наблюдаемой полосы ФЛ как результат излучательной рекомбинации за счет переходов между возбужденным и основным состояниями дефектов на границе раздела между нанокристаллом и окружающей матрицей SiO2. В ИК-диапазоне энергетического спектра с ростом температуры отжига до 1000°С наблюдалось формирование пика ФЛ 1.525 мкм (0.81 эВ). Возможная природа этого пика как результат квантово-размерного эффекта в нанокристаллах InSb с размерами около 5 нм обсуждается.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений A3B5
Письма в ЖЭТФ, 2016, т. 104, вып. 12, с. 845-848
В настоящее время в мире существует значительный интерес к поиску возможных путей создания светоизлучательных приборов на основе кремниевой технологии. Эффективность излучательной рекомбинации в кремнии затруднена из-за его непрямозонной природы, однако, если удастся найти способ её увеличения, то это может решить проблему интеграции приборов оптоэлектроники и современной микроэлектроники на кремниевой подложке. Одним из возможных решений является использование наноразмерных структур с Ge/Si квантовыми точками, где из-за пространственного квантования снимается запрет на прямые оптические переходы в k-пространстве.
![]() |
![]() |
Рис. 1. Спектры фотолюминесценции, полученные на структурах с двойными квантовыми точками с разной толщиной Si спейсера d=2, 3, 4 нм. | Рис. 2. Схематическое изображение двух близко расположенных вертикальных молекул из квантовых точек. Облако в центральной части рисунка представляет собой волновую функцию электрона, локализованного на краю квантовой точки. Облака внутри Ge квантовых точек символизируют волновую функцию дырки, распределенную по всем квантовым точкам в рассмотренной группе. |
Однако, существующие на сегодня результаты показывают, что в структурах с Ge/Si квантовыми точками, созданными на основе молекулярно-лучевой эпитаксии, заметного увеличения темпа излучательной рекомбинации не происходит. Одной из причин этого может быть то, что данный тип квантовых точек относится к гетероструктурам II типа, где электрон и дырка локализуются по разные стороны от гетерограницы, дырка локализуется внутри Ge квантовой точки, а электрон - в потенциальной яме, формирующейся за счет деформаций в Si слое вблизи квантовой точки. Это приводит к малому интегралу перекрытия волновых функций электрона и дырки и соответственно, малой вероятности излучательной рекомбинации.
Недавно полученные результаты по исследованию двойных вертикально совмещенных Ge/Si квантовых точек показали, что эта система может быть использована для увеличения интеграла перекрытия. Согласно теоретическим расчетам, сила осциллятора может быть увеличена многократно (до пяти раз) при оптимальных параметрах структур (расстояние между квантовыми точками и их размер). В данной работе было получено прямое экспериментальное подтверждение данным расчетам, более того, экспериментальный результат превзошел теоретические ожидания — было получено семикратное увеличение интегральной интенсивности фотолюминесценции для структур с двойными слоями вертикально совмещенных квантовых точек при оптимальном расстоянии между слоями квантовых точек d=2 нм. Наблюдаемый эффект объясняется увеличением интеграла перекрытия между волновыми функциями электрона и дырки в структуре с оптимальной толщиной спейсера. Увеличение интеграла перекрытия обеспечивается двумя факторами. Первый заключается в том, что электроны в данной структуре локализованы вблизи ребер оснований Ge нанокластеров, и их волновые функции строятся из состояний - долин, ориентированных в k-пространстве перпендикулярно направлению роста [001]. Это приводит к увеличению вероятности проникновения электронов в Ge области, служащие барьером для электронов. Следует отметить, что при локализации электронов вблизи вершин квантовых точек, вероятность проникновения электронов в область Ge барьера на порядок меньше. Вторым фактором является неоднородное распределение квантовых точек в плоскости массива (001) — квантовые точки собираются в плотные группы из нескольких квантовых точек. Сильная туннельная связь между точками в группе увеличивает вероятность нахождения дырки на краю квантовой точки, что также способствует увеличению вероятности излучательной рекомбинации.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Materials Research Express, 2016, v. 3, №8, p. 085019
Proc. SPIE, 2016, v. 10224, p. 102240C (1-14)
Полупроводниковые нанокристаллы (НК) представляют интерес для исследования фундаментальных явлений, а также для использования в опто- и наноэлектронике. Их свойствами можно управлять, используя: квантово-размерные эффекты, примеси (включая изменение стехиометрии), дефекты и механические напряжения.
НК германия и твёрдого сплава GeSi были синтезированы в стекловидной матрице SiGeO2 при высокотемпературных отжигах многослойных структур GeOx(5нм)/SiO2(5nm). По данным высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ), распределение НК по размерам и стехиометрии зависит от температуры отжига (700, 800, или 900°С). Обнаружено пространственное перераспределение атомов Ge с образованием больших огранённых комплексов из НК, расположенных вблизи подложки Si (001) и дрейф германия к границе раздела подложка / плёнка. В случае отжига при 900°С некоторые комплексы из НК имеют форму пирамид (см. рис. слева). Анализ ВРЭМ и спектров инфракрасного (ИК) поглощения показал, что происходит перемешивание слоёв GeOx и SiO2 и образование германо-силикатного стекла. Спектроскопия комбинационного рассеяния света подтверждает образование НК Ge после отжига при 700°С и НК GeSi после отжигов при 800 и 900°С. Для всех образцов с НК наблюдалась фотолюминесценция (ФЛ) при низких температурах в спектральном диапазоне 1300-2100 нм. Столь длинноволновая ФЛ обнаружена впервые, и предположительно пик в области длин волн, близких к 2000 нм (см. рис. справа), может быть связан с излучательными переходами, обусловленными дефектами в НК.

Рис. ВРЭМ темнопольное изображение (слева) и сигнал фотолюминесценции (справа) многослойной структуры GeOx(5 нм)/SiO2(5 нм) (20 пар слоёв), после отжига при 900°С. Кривые 1 и 2 на рисунке справа – спектры ФЛ при регистрации одноканальным детектором с краем чувствительности 1650 нм (1) и многоканальным детектором с краем 2100 нм (2).
Из анализа температурных зависимостей интенсивности ФЛ установлено, что с повышением температуры экспоненциально растёт вероятность безызлучательных переходов. Возможно, это дефекты, связанные с оборванными связями кремния и германия. Для повышения квантового выхода ФЛ необходимы гидрогенизирующие пассивирующие обработки.
В эксперименте наблюдалась также диссоциация слоёв монооксида герма- ния на кластеры германия и диоксид германия при воздействии электронного пучка с энергией 200 кэВ непосредственно in-situ в процессе измерения ВРЭМ, что говорит о нестабильности данных твёрдых слоёв.

Письма в ЖЭТФ, 2016, т. 104, вып. 2, с. 128-132
Интерфейс между полупроводниковым фотокатодом с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС) и вакуумом включает приповерхностную область пространственного заряда (ОПЗ) полупроводника, (Cs,O) – слой и потенциальную яму силы зеркального изображения (ЯСЗИ) на вакуумной стороне интерфейса. При пересечении ОПЗ и ЯСЗИ кинетическая энергия фотоэлектронов над незаполненными зонами размерного квантования электронов в ОПЗ и ЯСЗИ существенно превышает энергии объёмных оптических (LO) и поверхностных оптических (SO) фононов. Поэтому при пересечении интерфейса ОЭС – фотокатод – вакуум, значительная доля фотоэлектронов «успевает» испустить несколько оптических фононов, оказывается ниже уровня вакуума фотокатода и рекомбинирует с дырками в валентной зоне. Предположительно неупругое рассеяние фотоэлектронов на интерфейсе ОЭС - фотокатод – вакуум является доминирующим механизмом, ограничивающим вероятность выхода (Ре) фотоэлектронов в вакуум и определяющим форму энергетических распределений эмитированных фотоэлектронов. Этот механизм должен быть особенно существенным в случае p-GaN(Cs,O) фотокатода, в котором электрон – фононное взаимодействие особенно велико и энергии LO и SO фононов превышают 85 мэВ. Несмотря на большую практическую значимость детекторов с p - GaN(Cs,O) фотокатодами для решения практических и научных задач, испускание LO и SO фононов фотоэлектронами при их выходе в вакуум до сих пор экспериментально не наблюдалось.

Рис. Энергетические распределения (черные линии) электронов, эмитированных p- GaN(Cs,O) фотокатодом, по продольной компоненте энергии и их производные (светлые линии).
Для наблюдения испускания LO и SO фононов фотоэлектронами при их выходе из p-GaN(Cs, O) фотокатода в вакуум был изготовлен миниатюрный электронный спектрометр с однородным тормозящим электрическим полем. В этом спектрометре полупрозрачный плоский p - GaN(Cs, O) фотокатод и плоский металлизированный анод были герметично установлены параллельно друг другу в титано – керамическом корпусе в условиях экстремально-высокого вакуума. Материалы и технология изготовления спектрометра были выбраны таким образом, чтобы обеспечить возможность его охлаждения до криогенных температур. Используя этот спектрометр, мы впервые исследовали фотоэмиссию из p-GaN(Cs, O) фотокатода с энергетическим разрешением, достаточным для регистрации испускания оптических фононов на интерфейсе фотокатод-вакуум. Для выделения особенностей в энергетических распределениях фотоэлектронов в вакууме, связанных с испусканием оптических фононов, измерялись производные от распределений фотоэлектронов по «продольной» компоненте их кинетической энергии (εlon) при температурах 80 К и 297 К.
Результаты измерений показаны на рисунках. В спектре производной наблюдаются осцилляции. Максимумы осцилляций с максимальной εlon соответствуют фотоэлектронам, вышедшим в вакуум без испускания оптических фононов на интерфейсе фотокатод – вакуум. Период наблюдаемых осцилляций систематически превышает известные энергии LO и SO фононов в этом полупроводнике. Мы полагаем, что это «превышение» обусловлено тем, что при испускании фононов выходящий в вакуум электрон не только уменьшает свою полную энергию на энергию испущенного фонона, но и «разворачивается» относительно вектора нормали к поверхности. Спектрометр с однородным тормозящим полем «интерпретирует» такой «разворот» как дополнительное увеличение энергии испущенных фононов. Дальнейшие исследования будут направлены на: изучение роли испускания (LO) – фононов в объёме полупроводника на фотоэмиссию из p-GaN(Cs,O) фотокатода; на изучение роли экситонных эффектов в фотоэмиссии из p-GaN(Cs,O) – фотокатода; на изучение «взаимовлияния» различных видов рассеяния на интерфейсе p-GaN(Cs,O) – вакуум на вероятность выхода фотоэлектронов в вакуум и на энергетические распределения эмитированных фотоэлектронов.

Appl. Surf. Sci., 2017, vol. 395, p. 3-8
В последнее время поверхности Cs/GaAs с относительно небольшим положительным эффективным сродством χ* ~ 0.2-0.4 эВ привлекают внимание в связи с возможностью повышения эффективности преобразования солнечной энергии за счет использования "фотонно-усиленной термоэмиссии" электронов, рожденных светом ниже уровня вакуума и термализованных вверх по энергии благодаря поглощению фононов (photon-enhanced thermionic emission, PETE). Проблема состоит в нестабильности поверхности Cs/GaAs, которая проявляется в релаксационной кинетике поверхностного изгиба зон, электронного сродства и тока фотоэмиссии, наблюдавшихся при комнатной температуре. Согласно теоретическим расчетам, PETE-преобразователи должны работать при T>200°С, поэтому представляет интерес изучение фотоэмиссии из Cs/GaAs при повышенных температурах. Можно предполагать, что повышение температуры приведет к ускорению релаксационных процессов и, как следствие, к уменьшению амплитуды релаксационной кинетики. В данной работе изучены дозовые зависимости и релаксационная кинетика фотоэмиссии и поверхностного изгиба зон при нанесении цезия на поверхность GaAs(001) при повышенных температурах T>20°С. В эксперименте использовались однородно-легированные эпитаксиальные слои p-GaAs с концентрацией дырок p≈7×1018см-3, а также UP+ структуры с однородным электрическим полем в тонком нелегированном поверхностном слое.
На рисунке показана эволюция квантового выхода фотоэмиссии Y при нанесении Cs на Ga-обогащённую поверхность GaAs(001), которая поддерживалась при различных температурах в диапазоне от 20°С до 120°С. При комнатной температуре T=20°С, наряду с хорошо известным основным пиком фотоэмиссии при t=30 минут (что соответствует Cs покрытию θ=0.45 монослоя, ML), при t=17 минут (θ=0.3 ML), наблюдается четко выраженный дополнительный пик меньшей амплитуды. Ранее было показано, что появление дополнительного пика обусловлено немонотонной дозовой зависимостью изгиба зон при нанесении Cs на Ga- обогащённую поверхность GaAs(001). Основной пик трансформируется в плато при повышении температуры до 45°С, в то время как дополнительный пик наблюдается вплоть до 60°С. При увеличении температуры, высота плато и амплитуда дополнительного пика постепенно уменьшаются. После выключения Cs источника наблюдается релаксационная кинетика тока фотоэмиссии Y(t). При комнатной температуре наблюдается релаксационное увеличение квантового выхода, которое сменяется релаксационным падением при T≥60°С.

Рис. Дозовые зависимости и релаксационная кинетика квантового выхода фотоэмиссии, измеренная при энергии фотонов 1.8 эВ и различных температурах: (1) T=20°С; (2) 45°С; (3) 60°С; (4) 120°С.
Для выяснения причин качественных изменений дозовой зависимости и релаксационной кинетики квантового выхода фотоэмиссии при относительно небольшом повышении температуры, с помощью метода спектроскопии фотоотражения, мы измерили дозовые зависимости и релаксацию поверхностного изгиба зон в том же диапазоне температур. Установлено, что повышение температуры на ~ 100С приводит к существенным изменениям дозовой зависимости и релаксационной кинетики изгиба зон. Эти изменения объясняют наблюдаемые особенности температурного поведения квантового выхода фотоэмиссии, а именно, исчезновение дополнительного максимума дозовой зависимости и смену знака релаксационной кинетики при повышении температуры. В данной работе проведен также эксперимент по термоциклированию поверхности Cs/GaAs, приготовленной при комнатной температуре. Этот эксперимент позволил получить дополнительное подтверждение процесса фотонно-усиленной термоэлектронной эмиссии на поверхности Cs/GaAs.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Scripta Materialia, 2016, v. 114C, p. 125-128
Атомно-гладкие поверхности полупроводников необходимы для научных исследований, а также для создания наноструктур и приборов микро- и оптоэлектроники. Ранее авторами была показана возможность получения поверхностей "epi- ready" подложек GaAs(001) с регулярными атомно-гладкими террасами, разделенными ступенями моноатомной высоты, путем отжига в условиях равновесия между кристаллом и парами мышьяка и галлия. Одна из проблем приготовления вицинальных поверхностей с морфологией, близкой к идеальной, состоит в том, что на реальной поверхности ступени не являются строго прямолинейными, поскольку их форма определяется плавным рельефом подложки, который не может быть выглажен в доступном диапазоне температур и длительностей отжига.
В данной работе показана возможность формирования сетки прямолинейных моноатомных ступеней, индуцированных дислокациями, которые генерируются благодаря релаксации термомеханических напряжений в гетероструктурах GaAs/AlGaAs на стеклянных подложках.
Двойная гетероструктура AlGaAs/p-GaAs/AlGaAs, выращенная на GaAs(001) подложке, приваривались к стеклянному диску методом диффузионной сварки. Подложка GaAs и стопорный слой AlGaAs удалялись селективным химическим травлением. Морфология поверхности изучалась методом атомно-силовой микроскопии.
Из рисунка видно, что при отжигах в условиях равновесия с парами галлия и мышьяка в диапазоне температур 575-675°C на поверхности GaAs формируется сетка взаимно-перпендикулярных прямолинейных ступеней моноатомной высоты (~0.3 нм). Подобная "cross-hatch" картина, но с грубым рельефом высотой ~10 нм и более, типична для ростовых поверхностей гетероэпитаксиальных пленок, в которых происходит релаксация механических напряжений путем введения дислокаций несоответствия. Формирование сетки моноатомных ступеней от единичных дислокаций наблюдалось в данной работе впервые. Видно, что наряду с прямолинейными "дислокационными" ступенями, на поверхности формируются криволинейные "вицинальные" моноатомные ступени, разделяющие атомно-гладкие террасы, ширина которых определяется углом отклонения поверхности от сингулярной грани.
Между дислокационными и вицинальными ступенями имеются существенные различия. Наиболее очевидное состоит в том, что дислокационные ступени прямолинейны и направлены вдоль определенных кристаллографических осей, в то время как вицинальные ступени криволинейны, и их форма и направление определяются неконтролируемыми плавными вариациями рельефа поверхности. Во-вторых, вицинальные ступени не пересекаются, в то время как дислокационные ступени образуют ортогональную сетку c "анти-пересечениями" между собой, а также с вицинальными ступенями. В третьих, на участке поверхности с определенным углом отклонения от сингулярной грани, вицинальные ступени имеют одинаковый знак и образуют монотонно восходящую (или нисходящую) "лестницу". Напротив, как видно из рисунка, знак дислокационных ступеней может быть разным у соседних ступеней. В результате, дислокационные ступени формируют систему взаимно-ортогональных полос с немонотонным знакопеременным изменением высоты вышележащих и нижележащих террас.

Рис. АСМ изображения поверхности GaAs(001), измеренные до (a) и после отжига при температурах 575°С, 600°С, 650°С и 675°С (б-д) структур GaAs/AlGaAs, приваренных на стекло. (е)- распределение по высоте, посчитанное по прямоугольнику, ограниченному штриховой линией на вкладке (г); (ж) - z-x сечение вдоль 400-нм отрезка, показанного на вкладке (д).
Наконец, дислокационные ступени оказываются более стабильными к термическим флуктуациям формы по сравнению с вицинальными ступенями. Более высокая термическая стабильность дислокационных ступеней подтверждается АСМ изображением, полученным после прогрева при повышенной температуре T=675°C (рис. д). На рисунке отчетливо видны мелкомасштабные флуктуации формы вицинальных ступеней, в то время как дислокационные ступени остаются относительно прямолинейными. Термическая стабильность дислокационных ступеней предположительно связана с анизотропией линейного натяжения ступеней, то есть с минимумом линейного натяжения ступеней, ориентированных вдоль направлений <110>.
Таким образом, на поверхности гетероструктур GaAs/AlGaAs экспериментально наблюдались моноатомные ступени, обусловленные введением дислокаций. Наблюдение прямолинейных дислокационных ступеней может представлять интерес для создания квазиодномерных наноструктур, а также служить основой неразрушающего метода контроля релаксации термомеханических напряжений в GaAs/AlGaAs гетероструктурах, приваренных на стекло.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
Институт физики прочности и материаловедения СО РАН, г. Томск
The Journal of Physical Chemistry C, 2016, v. 120, p. 17491.
Для установления механизма формирования границы раздела фторсодержащий оксидный слой (ФОС)/InAs (111)A с плотностью интерфейсных состояний <5·1010 эВ-1 см-2 (при 77К) изучено изменение атомной и электронной структуры нереконструированной поверхности InAs(111)-(11) при адсорбции кислорода и/или фтора в зависимости от их концентрации. Расчеты проводились программным комплексом VASP методом проекционных присоединенных волн с использованием обобщенного градиентного приближения для обменно-корреляционного функционала и метода гибридных функционалов. Показано, что адсорбция кислорода на InAs(111)-(11) индуцирует появление состояний в запрещенной зоне, структура которых зависит от позиции и количества кислорода на поверхности. Расчеты, проведенные для наиболее энергетически выгодной позиции между двумя атомами индия (In-B) показывают, что наблюдается значительное изменение структуры поверхностных слоев (Рис.1a, б). Состояния вблизи точки Г двумерной зоны Бриллюэна, в основном локализованы на подповерхностных атомах мышьяка, тогда как на краю зоны (точка К) - на атомах кислорода (Рис.1в, г). За счет аккумуляции электронов вблизи атома кислорода и на O-As связях зарядовая плотность на As атомах уменьшается тем больше, чем выше концентрация кислорода (oт -0,06е до +1,54е для одного и 3-х атомов кислорода, соответственно), индуцируя новые состояния в запрещенной зоне (Рис.1в, г). Таким образом, появление состояний в зоне при адсорбции кислорода вызвано опустошением занятых р-орбиталей атомов мышьяка из-за их сильной гибридизации с р-орбиталями кислорода с небольшим вкладом s- состояний индия.
![]() |
Рис.1. Распределение разности зарядовой плотности (а,б) и электронный энергетический спектр (в,г) поверхности InAs(111)А-(1×1) при адсорбции одного (a,в) и 3-х (б,г) атомов кислорода в In-B позиции. Верхняя панель а,б - области аккумуляции электронов (синий цвет), нижняя панель a,б- области их ухода (зеленый цвет). Локализация состояний на поверхностных атомах на рис. в,г показана красными, желтыми и черными кружками, больший размер которых обозначает большую степень локализации. |
![]() |
Рис.2. Распределение разности зарядовой плотности поверхности InAs (111)А-(1×1) при коадсорбции фтора и кислорода (F/O=3:1) в In-T и In-B позициях, соответственно, и различной последовательности адсорбции. Области аккумуляции (Δρ<0) электронов (a-в) и их ухода (Δρ>0) (г-е) показаны синим (а-в) и зеленым (г-е) цветом. |

Рис.3. Атомные (a-б) и электронные (г-е)) структуры поверхности InAs(111)-(1×1) при коадсорбции фтора и кислорода (F/O=3:1) в In-T и In-B позициях, соответственно, и различной последовательности адсорбции.
При взаимодействии одного атома фтора с поверхностью InAs(111)-(1×1) в наиболее энергетически выгодной позиции над атомами индия (In-T), в отличие от кислорода, строение приповерхностных слоев практически не изменяется. При этом устраняется поверхностное состояние, образованное рz-орбиталями индия, и открепляется уровень Ферми. Заряд поверхностного атома индия возрастает до +1.03e, тогда как заряд подповерхностного атома мышьяка практически не отличается от значения в объеме (-0,60 е).
При совместной адсорбции кислорода и фтора состояния, индуцированные кислородом, полностью удаляются из запрещенной зоны при оптимальном соотношении F/O (3:1) за счет увеличения положительного заряда на атомах мышьяка подповерхностного слоя, когда, наряду со связями In-O, As-O и In-F, образуются связи Аs-F (Рис.2). При этом происходит проникновение кислорода и фтора в поверхностные слои InAs.
Рассчитанные при разной последовательности адсорбции кислорода и фтора атомные и электронные структуры показывают, что различное строение фторсодержащего оксидного слоя у поверхности InAs (111)А (которой является третий, индиевый слой от исходной поверхности) практически не влияет на электронные свойства границы раздела ФОС/InAs (рис.3). Образование, как связей In(InAs)-O-As(ФОС) (рис.3а), так и связей In(InAs)-F-As(ФОС) (рис.3 б,в) не индуцирует состояния в запрещенную зону (Рис. 3 г-е).
Моделирование процесса фторирования границы раздела кислород/InAs показало, что изменение химического состава и строения фторсодержащего оксидного слоя вблизи и на границе раздела ФОС/InAs (111)А практически не влияет на появление состояний в запрещенной зоне InAs. Устранение состояний обусловлено увеличением положительного заряда на атомах мышьяка ФОС при образовании связи As-F, который связан с атомами индия на поверхности InAs через кислород или фтор. При этом, в отличие от границы раздела кислород/InAs(111)А, строение поверхностных слоев InAs и заряд подповерхностного атома мышьяка в InAs практически не отличается от значения в объеме (-0,60 е).

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Proceedings of 17th International Conference of Young Specialists on Micro/Nanotechnologies and Electron Devices, 2016, p. 11 – 15
Исследованы температурные зависимости вольт-амперных характеристик МОП структур Au/туннельный оксифторид/КРТ, обладающих диодными свойствами (рис. 1). Аппроксимация полученных зависимостей в рамках диодной теории позволяет определить соответствующие коэффициент неидеальности и высоту барьера при каждой температуре, представленные на рис. 2, а из линейной активационной зависимости можно экспериментально определить постоянную Ричардсона A* , величина которой должна составлять ≈ 2 А/см2К2 для КРТ n-типа с подвижностью основных носителей заряда ~ 5·103 см2/В·с. Уменьшение определяемой высоты барьера и увеличение коэффициента неидеальности с уменьшением температуры противоречит идеальной теории термоэлектронной эмиссии, как и несоответствие экспериментальной величины постоянной Ричардсона (1.8·10-5 А/см2К2) ожидаемой теоретически.
Для объяснения такого отклонения от идеальной теории Шоттки некоторые исследователи предлагают модель латеральной неоднородности высоты барьера, описываемой распределением Гаусса. Построим зависимость экспериментально определенной высоты барьера от обратной температуры как показано на (рис. 3). Видно, что на зависимости Аррениуса можно выделить два линейных участка и в соответствии с предложенной моделью определить среднюю высоту барьера 0.49 эВ и дисперсию 4.5 мВ при температурах меньше 130 К и 0.67 эВ и 8.5 мВ, соответственно, при температурах выше 130 К. Таким образом, имеет место два Гауссовых распределения высот барьеров, каждое из которых вносит преобладающий вклад в своем диапазоне температур.
![]() |
![]() |
Рис. 1. Прямые ветви ВАХ структуры Au/оксифторид/КРТ при различных температурах. | Рис. 2. Коэффициенты неидеальности и высоты барьера МОП-диода при различных температурах. |
![]() |
![]() |
Рис. 3. Определение высоты барьера φB0 и дисперсии Гауссова распределения высоты барьера σ2 по зависимости измеряемой высоты барьера от температуры. | Рис. 4. Распределение поверхностного потенциала собственного окисла на КРТ, полученная методом зонда Кельвина. |
Активационные зависимости, рассчитанные в соответствии с предложенной моделью для двух температурных диапазонов, позволяют определить постоянную Ричардсона 2.6 и 1.62 А/см2К2 и среднюю высоту барьера 0.50 и 0.67 эВ при температурах ниже 130 К и выше, соответственно.
Определенная постоянная Ричардсона близка к теоретической, что позволяет судить о применимости гипотезы о латеральной неоднородности высот барьера. Неоднородности эти могут быть обусловлены изменением химического состава или фазы, качеством поверхности, электрическими зарядами на ней, нестехиометричностью и т.д. Существование двойного Гауссова распределения, вероятно, связано с некоторым фазовым переходом, имеющим место при охлаждении до температуры 130 К.
Для экспериментальной проверки гипотезы о латеральной неоднородности высот барьера нами были выполнены исследования независимым методом измерения распределения поверхностного потенциала - методом зонда Кельвина. Измерения проводились при комнатной температуре и была обнаружена неоднородность поверхностного потенциала изготовленных образцов. Картина распределения потенциала поверхности представлена на рис. 4. Анализ этой картины показывает, что потенциал поверхности действительно имеет Гауссово распределение, причем дисперсия его равна 4 мВ, что по порядку величины соответствует величине, определенной из ВАХ. Оценка разности потенциалов поверхности металлического (золотого) контакта и окисленного полупроводника методом зонда Кельвина составила 0.6 эВ, что также близко к значению, полученному при анализе ВАХ. Экспериментальные ВАХ удовлетворительно описываются в рамках теории термоэлектронной эмиссии с учётом предположения о Гауссовом распределении высот барьеров на границе раздела металл/КРТ.

Научно-практический центр НАН Беларуси по материаловедению
В работе показано, что использование многослойных структур, представляющих собой комбинацию из больших квантовых точек (КТ) в виде SiGe нанодисков (латеральный размер 200-250 нм, высота 8-10 нм) и выращенных на их поверхности упорядоченных групп КТ меньшего размера позволяет существенно улучшить люминесцентные свойства SiGe структур. Наличие больших квантовых точек обеспечивает значительную деформацию в окружающем кремнии, формируя широкую потенциальную яму и, тем самым, эффективно понижая уровень зоны проводимости в их окрестности. Малые квантовые точки, имеющие большее содержание Ge, обеспечивают пиковые деформации, формируя узкие и глубокие потенциальные ямы как для электронов в кремнии, так и для дырок в Ge. Это позволяет повысить температуру наблюдения фотолюминесценции (ФЛ) от Ge КТ вплоть до комнатных температур. Для создания комбинированных структур использовался метод молекулярно-лучевой эпитаксии. На первом этапе при температуре 700°С формировалась многослойная структура из трёх слоев вертикально-совмещенных затравочных SiGe нанодисков. На втором этапе при более низкой температуре 600°C производилось осаждение Ge (рис.1, а). Согласно данным атомно-силовой микроскопии (АСМ) это приводило к зарождению и росту Ge КТ, упорядоченно расположенных вдоль периферии верхнего края затравок, образуя замкнутый контур (рис.1, б). Упорядоченные структуры из Ge КТ закрывались защитным слоем Si толщиной 40 нм при температуре 500°C.
Измерения спектров ФЛ проводилось в широком интервале температур от 4.2 до 300 К. Для возбуждения люминесценции использовался диодный лазерный модуль, работающий на длине волны 405 нм.

Рис. 1. (а) - Схема многослойной комбинированной структуры из КТ; (б) - АСМ снимок поверхности с упорядоченными группами КТ, полученных осаждением 4.5 монослоя Ge при температуре 600°С поверх трёхслойной стековой структуры из SiGe нанодисков, сформированных при температуре 700°С.

Рис. 2. (а) - Спектры ФЛ от комбинированной структуры с упорядоченными группами Ge КТ, измеренные при 4.2 К, для различных мощностей возбуждающего лазера от 0.1 до 4 Вт/см 2 , работающем на длине волны 405 нм; (б) - Температурная зависимость спектров ФЛ от комбинированной структуры с упорядоченными группами Ge КТ в Si.
![]() |
Рис. 3. Спектры ФЛ от комбинированной структуры с упорядоченными группами КТ, измеренные при 300 К, для различных мощностей возбуждения от 3 до 30 Вт/см2. |
Отличительной особенностью полученных результатов является то, что для структур данного типа удалось разрешить отдельные полосы излучения, связанные с упорядоченными группами КТ и затравочными SiGe нанодисками, что указывает на достаточно высокую степень однородности КТ по размерам. Низкоэнергетическая полоса при 0.811 эВ (QDMNP) обусловлена бесфононной рекомбинацией электронов и дырок, локализованных на группах КТ Ge в Si. Более высокоэнергетическую полосу при 0.910 эВ (ТQDNP) связана с бесфононной рекомбинацией носителей заряда на затравочных SiGe нанодисках. Полоса при 0.858 эВ (ТQDTO) является фононным повторением полосы TQDNP по поперечному оптическому фонону. Для всех полос характерно высокоэнергетическое смещение с увеличением мощности возбуждения от 0.1 до 4 Вт/cм2 (рис.2, а), что связано с заполнением КТ носителями заряда. Проведённые исследования позволили проследить за последовательной перестройкой спектров ФЛ при повышении температуры (рис.2, б). Отдельные полосы от нескольких типов квантовых точек в спектральной области 0.7-1.0 эВ хорошо разрешаются в широком интервале температур от 4.2 до 140 К.
Наиболее устойчивой к росту температуры оказалась более низкоэнергетичес- кая полоса излучения QDMNP при ~1.5 мкм, связанная с упорядоченными группами КТ. Данная полоса излучения наблюдается вплоть до комнатных температур (рис.3).
Анализ температурной зависимости интенсивности ФЛ для данной полосы излучения позволил определить характерную энергию активации, которая составила около 211 мэВ. Наблюдаемое гашение ФЛ с ростом температуры связано с термически активируемым выбросом дырок, локализованных на упорядоченных группах КТ, в состояния валентной зоны смачивающего слоя Ge.

Лаборатория нанодиагноститки и нанолитографии
Materials Research Express, 2016, v. 3, 105032
Изучены спектральные характеристики фототока в гетероструктурах Ge/Si, содержащих по десять слоев квантовых точек (КТ) Ge, с различной плотностью квантовых точек и уровнем дельта-легирования акцепторной примесью барьерных слоев Si (рис.1).
Обнаружено, что величина токовой чувствительности в среднем окне пропускания атмосферы (3–5 мкм) слабо зависит от плотности КТ при изменении в диапазоне от 1.1×1011 до 5.2×1011 см-2, что является следствием конкуренции двух процессов. Первый связан с увеличением коэффициента поглощения с ростом плотности островков Ge, второй – с уменьшением коэффициента оптического усиления фотопроводимости и ростом вероятности захвата неравновесных дырок в квантовые точки (рис.2). Установлена связь между зарядовым состоянием квантовых точек и величиной фототока, генерируемого в среднем ИК-диапазоне, оптическим усилением, скоростью захвата неравновесных дырок в квантовые точки и квантовой эффективностью. Среднее число дырок, приходящихся на одну квантовую точку и обеспечивающих избыточный положительный заряд, определялось соотношением между слоевой плотностью КТ и уровнем дельта-легирования.

Рис.1. (а) Схематический разрез многослойной гетероструктуры с квантовыми точками Ge в матрице Si. (б) и (в) Полученные с помощью сканирующей туннельной микроскопии изображения поверхности Si(001) с массивами нанокластеров Ge, сформированными при температуре Tg = 400°С (б) и 250°C (в). Размер изображений 300×300 нм2. (г) и (д) Гистограммы распределения квантовых точек по размерам в плоскости роста для Tg =400°С (г) и 250°C (д).

Рис.2. (а) Чувствительность на длине волны 3.2 мкм, (б) оптическое усиление, (в) вероятность захвата неравновесных дырок в квантовые точки и (г) квантовая эффективность как функции приложенного напряжения в Ge/Si фотодетекторах с фиксированным уровнем легирования в дельта-слоях Si (1012 см-2) и различной слоевой плотностью квантовых точек nQD.
Контроль плотности осуществлялся выбором температуры и скорости осаждения Ge. Для образцов, синтезированных при фиксированной температуре 400°C, но с различными скоростями осаждения, 0.001, 0.01 и 0.04 нм/с, плотность КТ составляла 1.1×1011, 2.2×1011 и 3.3×1011 см-2, соответственно. Наиболее плотные массивы (5.2×1011 см-2) были получены в результате снижения температуры роста до 250°C при максимальной скорости осаждения 0.04 нм/с.
Показано, что с увеличением среднего числа дырок в квантовой точке от 0.6 до 9 происходит десятикратное увеличение коэффициента оптического усиления и такое же падение вероятности обратного захвата. Полученные результаты объяснены подавлением процессов захвата и ростом времени жизни фотовозбужденных дырок вследствие формирования отталкивающего кулоновского потенциала избыточных дырок, локализованных на дискретных уровнях в КТ.
Обнаружена асимметрия величины квантовой эффективности фотодетекторов при нормальном падении света по отношению к полярности приложенного напряжения. При положительном смещении, когда дырки движутся в сторону ближайшего дельта-легированного слоя Si, квантовая эффективность на порядок меньше, чем при обратном смещении. В результате измерений спектров ИК-поглощения при различной поляризации падающего на детектор излучения установлено, что при положительной полярности напряжения фототок обусловлен оптическими возбуждениями дырок из основного состояния в КТ в сплошной спектр. В случае отрицательной полярности фотоответ связан с переходами дырок на возбужденное состояние, находящееся вблизи края валентной зоны Si, с последующим туннелированием через треугольный потенциальный барьер в состояния сплошного спектра Si. Различие в силе осциллятора и поляризации для переходов в сплошной и дискретный спектры и приводит к асимметрии квантовой эффективности.

Методами in situ ОЭМ и ex situ АСМ изучены закономерности эволюция морфологии поверхности в процессе длительного осаждения Si на широкие (10-100 мкм) атомно-гладкие террасы поверхности Si(111) в диапазоне температур подложки T=600-750°C и скоростей осаждения R~10-3-10-1 МС/с. Построена карта ростовой морфологии поверхности в координатах T и R: при T=650-750°C и R<4*10-2 МС/с рост происходит послойно по двумерно-островкового механизму, при бóльших R либо меньших T наблюдается многослойный рост в виде пирамидальных волн и отдельных пирамид (см. рис.). На основе экспериментальных данных об эволюции морфологии поверхности в процессе формирования пирамидальных волн и холмов при многослойном росте, построены зависимости среднеквадратической шероховатости W и латерального размера холмов L от количества осаждённого Si Θ, определены параметры масштабирования соответствующих степенных аппроксимаций W ∝ Θβ и L ∝ Θn.
На основе анализа масштабирования экспериментальных зависимостей W ∝ Θβ в диапазоне Θ ~20-300 МС обнаружено два режима многослойного роста: β ≈ 1/2 при T=750°C и β ≈ 1/3 при T=600°C. В области низких температур (600°C, 3 × 10-2 МС/с) многослойный рост Si/Si(111)-(7 × 7) характеризуется медленным развитием рельефа W ∝ Θ(0.33±0.05) и L ∝ Θ(0.21±0.11). Такие параметры масштабирования β и n, а также линейность распределения заполнения слоёв Θi(i), свидетельствуют о росте в режиме фиксированного склона холмов (slope selection). Данный режим роста формируется при условии баланса между восходящим и нисходящим потоками адатомов, появление которого обусловлено прозрачностью ступеней с краями типа [112], возникающей из-за наличия барьера Швёбеля EES ~0.9 эВ для зарождения двойных кинков на прямых ступенях.

Рис. Карта морфологии ростовой поверхности в координатах температуры и скорости осаждения.
В области высоких температур и скоростей осаждения (750°C, 10-1 МС/с) обнаружено быстрое увеличение размеров холмов в соответствии масштабированием W ∝ Θ(0.50±0.05) и L ∝ Θ(0.20±0.16), характерным для роста с увеличивающейся крутизной склонов холмов в условиях отсутствия баланса между восходящим и нисходящим потоками адатомов. Это объясняется понижением прозрачности ступеней с ростом T, R и подтверждается отсутствием выраженной огранки ступеней краями типа [112] из-за увеличения плотности кинков на ступенях. На основе экспериментальной зависимости W(Θ) показано, что восходящий поток адатомов превышает нисходящий поток приблизительно на 7%. На основе АСМ исследований обнаружено, что при T ≥ 700°C и R~10-1 МС/с возрастает шероховатость широких верхних террас, которые приобретают (1 × 1) структуру с концентрацией адатомов до ~0.4 МС.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Разработана лабораторная технология локального легирования цинком эпитаксиальных слоев InP, позволяющая формировать p-n переходы с заданной глубиной залегания. В основе технологии лежит метод диффузионного легирования с использованием планарного источника Zn, в качестве которого используется тонкая (~ 100 нм) пленка Zn3P2, выращенная методом МЛЭ на подложках кремния. Данный метод позволяет проводить легирование Zn как целиком по всей площади поверхности InP, так и локально через окна, сформированные методом литографии в слое диэлектрика.

Рис. 1. Зависимость глубины залегания фронта легирования от количества циклов нагрева
![]() |
![]() |
Рис. 2. СЭМ изображение поперечного скола эпитаксиального слоя InP после диффузии Zn. | Рис. 3. СЭМ изображение поперечного скола структуры InP/InGaAs/InP после диффузии Zn через окна. |
В предложенной методике пластина с эпитаксиальными слоями InP соединяется с пластиной кремния, на которой выращен слой Zn3P2. Максимальная суммарная толщина зазора между поверхностью InP и поверхностью слоя Zn3P2 не превышает нескольких мкм. Легирование осуществляется при нагреве пластин в атмосфере аргона.
При нагреве происходит диссоциация приповерхностной области слоя Zn3P2, и в узком зазоре между подложкой InP и планарным источником устанавливается давление паров P2, P4 и Zn. Стабильность функций распределения состава и давления газовой среды в узком зазоре обеспечивается условно-бесконечным равномерно распределенным твердотельным источником Zn3P2. Была проведена оптимизация температуры диффузии с точки зрения получения резкого профиля легирования, при этом требуемая глубина легирования задавалась количеством циклов нагрева.
Зависимость глубины диффузии d от количества циклов нагрева n при температуре 525°C приведена на рисунке 1. Кружками представлены экспериментальные данные глубины фронта диффузии. Экспериментальные данные аппроксимированы прямой линией вида: d=0.44×n0.5. Воспроизводимость результатов легирования составляет ±15%.
Метод сканирующей электронной микроскопии (СЭМ) на сколах образцов позволяет определять глубину залегания фронта легирования при диффузии цинка по всей поверхности эпитаксиального слоя и в окнах (рисунки 2 и 3). Результаты измерений показали, что отклонение по глубине залегания фронта легирования по площади образца составляет ±0,1 мкм. Разработанная технология может быть использована при создании дискретных и матричных фотоприемных устройств на основе гетеропары InGaAs/InP.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5
Journal of Crystal Growth, 2017, v. 457 , 2017, р. 215–219
International Journal of Applied Physics, 2016, v. 1, p. 57-61
Semiconductors, 2016, v. 50, p. 1582-1589
Получение многослойных структур, содержащих упругонапряженные псевдоморфные слои GeSiSn, потребовало изучения температурных и композиционных зависимостей критической толщины 2D-3D перехода для пленки GeSiSn при различных несоответствиях решетки. Методом молекулярно-лучевой эпитаксии в условиях сверхвысокого вакуума были созданы структуры, содержащие псевдоморфные слои GeSiSn различного состава (содержание Sn от 0 до 10 %) и толщины (от 2 до 3,5 нм). Несоответствие параметров решеток GeSiSn и Si варьировалось вплоть до 5 %.
На основе кинетических диаграмм роста определялась толщина псевдоморфной пленки GeSiSn, которая достигала 3.85 нм для несоответствия 2% (рис. 1, кривая 2) при температуре 150°С. Уменьшая несоответствие параметров решеток GeSiSn и Si до 1 % (рис. 1, кривая 1), толщина псевдоморфные пленки GeSiSn может достигать 6 нм в области низких температур. В течение роста GeSiSn сверхструктура (2×1), характерная для чистой поверхности Si, исчезает. При этом на картине ДБЭ наблюдается сверхструктура (2×N). Далее псевдоморфный слой GeSiSn заращивался Si при температуре 500°С. Толщина слоя Si при температуре 500°С выбиралась такой, чтобы получить гладкую поверхность и изменялась в диапазоне от 5 до 20 нм в зависимости от состава пленки GeSiSn и содержания Sn. В результате сегрегации олова на поверхность в процессе заращивания GeSiSn слоем Si наблюдается серия сверхструктур, сходные с теми, которые появляются при росте чистого олова субмонослойной толщины.
Структурно-химические и морфологические особенности выращенных сверхрешеток изучалась с помощью аналитической ВРЭМ поперечных срезов, используя электронные микроскопы JEOL-4000EX и Титан 80-300. Количественная цифровая обработка экспериментальных изображений, измерение дилатаций и деформаций кристаллической решетки выполнены методом геометрической фазы. Из данных ПЭМ (Рис.2.) можно заключить, что наши структуры не содержат дислокаций и являются кристаллически совершенными. Используя метод геометрической фазы, были визуализированы и измерены искажения кристаллической решетки и деформационные поля на ПЭМ изображениях многослойной структуры с гетеропереходами Ge0.5Si0.45Sn0.05/Si.

Рис. 1. Зависимости критической толщины 2D-3D перехода для пленок GeSiSn. Кривая 1 - несоответствие параметров решеток GeSiSn и Si составляет 1 %; кривые 2, 3, 4 - несоответствие 2 %.

Рис.2. а - ВРЭМ изображение фрагмента поперечного среза (110) сверхрешетки Ge0,5Si0,45Sn0,05 – Si, б - карта распределения межплоскостного расстояния (d111) для плоскостей (111) (б) и соответствующий профиль распределения d111 (в). Профиль записан в направлении сверху-вниз по всей ширине изображения (б); (справа)- Карта распределения (слева) и соответствующий профиль распределения деформаций εyy в гетеросистеме Ge0,5Si0,45Sn0,05-Si.

Рис. 3. Спектры фотолюминесценции от многослойных структур с псевдоморфными слоями GeSiSn, имеющими толщину 2 нм и температуру роста 150°С, при разной мощности накачки.
Экспериментально измеренные величины межплоскостных расстояний (d002 =0.29 нм, d111 =0.32 нм, d220 =0.192 нм) однозначно соответствуют тетрагональной решетке с параметрами a=0.543 нм и c=0.58 нм. Отсюда следует, что слои Ge0.5Si0.45Sn0.05 имеют либо ненапряженную тетрагональную кристаллическую решетку, либо имеют кубическую кристаллическую решетку, которая упруго деформирована и когерентно сопряжена на гетерогранице с кристаллической решеткой Si, таким образом, имеет место формирование псевдоморфной пленки Ge0.5Si0.45Sn0.05.
Оптические свойства многослойных структур, включающих слои GeSiSn, изучены с помощью фотолюминесценции. На рисунке 3 приведены спектры фотолюминесценции, полученные при температуре 4.2 K. Наблюдается люминесценция в диапазоне 0.71 - 0.82 эВ с максимальной интенсивностью при энергии фотонов около 0.78 эВ, что соответствует длине волны 1.59 мкм. Продвижение в длинноволновую ИК-область потребует увеличения содержания Sn в слоях GeSiSn до 10 % и выше.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Solid State Communications, 2016, v. 242, pp.41-45
В работе выполнено мелкое (на глубину 10 нм) внедрение атомов Er и O с высокой концентрацией (NEr = 5×1020 см-3) в кремний методом имплантации атомов отдачи. На поверхность кремния были нанесены тонкие пленки Er или SiO2 и проведена имплантация ионов Ar+ с высокой энергией 250-290 кэВ. На рисунке 1 представлено схематическое изображение процесс имплантации атомов отдачи.
![]() |
![]() |
Рис. 1. Иллюстрация метода имплантации атомов отдачи Er(a) и O(b). | Рис. 2. МСВИ профили эрбия после имплантации (as impl) и отжига (annealed) для двух доз имплантации первичных ионов Ar+ (SRIM Er) и (SRIM O) — расчетные профили имплантации атомов отдачи эрбия и кислорода, соответственно. |

Рис. 3. ПЭМ изображение (110) поперечного среза образца после имплантации ионов Ar+ и последующей термообработки.
Имплантация Ar+ с общей дозой 1-2×1016 см-2 привела к полной аморфизации
кремния на глубину пробега ионов аргона. Последующий отжиг приводит к рекристаллизации кремния и формированию высокой плотности дефектов-
микродвойников и пузырей Ar от области среднего проецированного пробега
имплантации Ar+ (Rp) и почти до поверхности. Рекристаллизация не доходит до
поверхности, а срывается в 20 нм от нее, где концентрация внедренного Er составляет критическую величину
На рис. 3 представлено изображение среза образца, полученное с помощью просвечивающей электронной микроскопии, на вкладке (а) нанесен профиль имплантированного аргона, рассчитанный программой SRIM. Белыми кружками показаны отдельные пузыри Ar. Овалом обведена область с максимальной плотностью пузырей Ar в районе Rp.

Рис. 4. ПЭМ изображения в сопоставлении с EDS хим.анализом поверхности (110) поперечного сечения образцов на разных стадиях: a) после имплантации атомов отдачи Er и O со снятым перед измерениями поверхностным SiO2, б) после последующего отжига под слоем SiO2 (SiO2 на поверхности сохранен для измерений, в) после отжига, с удаленным для измерений SiO2.
Таким образом в процессе отжига происходит перераспределение внедренных атомов O к окислу на поверхности. Атомы внедренного Er при этом остаются неподвижны. В результате формируются две фазы: Er-Si-O, примыкающая к SiO2 на поверхности, и Er-Si, которая остается в кремнии.

Лаборатория молекулерно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений A3B5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория эллипсометрии полупроводниковых материалов и структур
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений A3B5
Новосибирский государственный университет
Томский государственный университет
Институт геологии и минералогии СО РАН
Санкт-Петербургский государственный университет
Институт неорганической химии СО РАН
Институт катализа СО РАН
University Aveiro, Portugal
Уральский федеральный университет
Journal of Solid State Chemistry, 2016, v. 236, р. 203-208
Высококачественные кристаллы Bi2Te3 выращены методом Бриджмена с использованием вращающегося теплового поля (Рис. 1). Фазовая чистота и высокое структурное качество объема кристалла подтверждены методами рентгеноструктурного анализа. Методом скалывания на воздухе получены атомарно-гладкие поверхности Bi2Te3 (0001). Химические и микроструктурные характеристики таких поверхностей изучены методами ДЭВЭО, АСМ, СТМ, СЕ и РФЭС. Высокое структурное совершенство сколотой поверхности подтверждено методом ДЭВЭО. Как показано на Рис. 2, для такой поверхности характерна картина Кикучи линий. Как установлено методом АСМ, сколотая поверхность Bi2Te3 (0001) образована атомарно-гладкими террасами с характерной высотой элементарной ступени ~1.040.1 нм, что весьма близко к величине c/3 = 1.05 нм для Bi2Te3.

Рис. 1. Монокристалл Bi2Te3, выращенный методом Бриджмена (ИГМ СО РАН).

Рис. 2. Картина Кикучи-линий, установленная методом ДЭВЭО для сколотой поверхности Bi2Te3(0001).
Панорамное изображение участка поверхности с несколькими ступенями различной высоты показано на Рис. 3. Соответствующий профиль по глубине в направлении справа налево представлен на Рис. 4. Отчетливо видно несколько террас с параметром rms на уровне ~0.06 нм для площади 5×5 мкм2. Методом СТМ показано, что такая поверхность Bi2Te3(0001) является атомарно чистой, Te-терминированной со структурой 1×1 и периодом ~0.43 нм. Дисперсия оптических констант Bi2Te3 измерена методом спектральной эллипсометрии для спектрального диапазона 300-1000 нм.

Рис. 3. Панорамное изображение участка поверхности Bi2Te3(0001).
![]() |
Рис. 4. Профиль по глубине, полученный мето-дом АСМ. |
На длине волны λ= 950 нм показатель преломления кристалла Bi2Te3 составляет 5,45. Спектры РФЭС показали наличие дублетов Te 3d и Bi 4f, которые хорошо аппроксимируются индивидуальными линиями, что подтверждает отсутствие на поверхности иных соединений указанных элементов, кроме Bi2Te3. Каких-либо изменений спектров РФЭС не обнаружено даже после месячной экспозиции поверхности Bi2Te3(0001) на воздухе при комнатной температуре. Таким образом, данная поверхность является химически инертной по отношению к взаимодействию с компонентами воздуха.

Морфологические изменения поверхности Si(111) при субмонослойном осаждении золота на ультра-широкие террасы (>100 мкм) исследованы методом in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии. Обнаружено, что осаждение металла при Т = 900°С в условиях сублимации поверхности и отсутствия атомных ступеней, которые могли бы быть источником адатомов, приводит к образованию двумерных островков роста кремния (Рис.1 a-в). Анализ зависимостей величины покрытия ультра-широкой террасы 2D островками от времени осаждения золота при его различных потоках (Рис.1г) показывает, что зарождение и рост 2D островков обусловлен выходом собственных междоузельных атомов на поверхность из объема, инициированным диффузией золота в Si по механизму “kick-out”, при котором атом золота замещает узловой атом кремния переводя его в междоузельную позицию.

Рис. 1. ОЭМ-изображения ультра-широкой поверхности Si(111) во время осаждения золота с потоком R=0.065 MC/c в течении времени t: a-0 с; б-6,65 с; в-7,2 с. г -зависимость суммарной площади 2-D островков кремния от времени при различных потоках золота на поверхность.
Показано, что известная модель kick-out диффузии золота в объёме лишь качественно описывает экспериментальные результаты, и расчетный поток кремния на поверхность оказывается значительно меньше экспериментально наблюдаемого. Предполагается, что это связано с ограничением потока золота с поверхности в объём за счёт уменьшения коэффициента растворимости золота в кремнии. Причины этого уменьшения обсуждаются в рамках современных диффузионных моделей.

В работе подведены итоги по изучению протяженных топологических дефектов в плоскости {113}, возникающих в Si при генерации точечных дефектов (ТД) в области температур Т<0.5Тпл, независимо от способа воздействия на кристалл. С использованием in situ высоковольтной и высокоразрешающей электронной микроскопии, компьютерного моделирования и расчета ВРЭМ изображений показано, что в плоскости {113}реализуется смешанная кластеризация вакансий (Vs) и собственных междоузельных атомов (Is) в виде первичных (I-V) пар, (V2-2I) и (Vn-nI) кластеров, со строгой локализацией Vs и Is вдоль соседних атомных цепочек, обусловленной кристаллическим строением плоскости {113}.

Рис. Модели и расчетные ВРЭМ изображения протяженных топологических структур, соответствующих трансформации упорядоченных массивов V2-2I-{113}(а, б, в) и Vn-nI-{113}, (г, д, е) в сравнении междоузельным {113}-дефектом (ж, з, и) для кристалла с толщиной 77 и 192 Å при дефокусировке (-350) Å.
В алмазной структуре Si данная плоскость является единственной, где расстояние между атомами в соседних цепочках удовлетворяет формированию близко-коррелированных пар ТД, стабильность которых связана с частичной компенсацией деформационных полей дефектов противоположного типа. Это предопределяет последующее образование универсального набора топологических дефектов связей (ТДС) из 5- и 8-звенных атомных колец (5-8) с низкой энергией (0.7-1эВ/атом) и, таким образом, универсальность данной плоскости для смешанной кластеризации ТД. Упорядоченный массив ТДС 5-8, в котором все атомы полностью скоординированы, обеспечивает дальнейшую рекомбинацию ТД или встраивание избыточных Is с сохранением координации атомов и их низкой энергии. Новый механизм рекомбинации ТД в протяженной форме обусловлен низкой симметрией первичных дефектов в Si, из-за чего при их любой смешанной кластеризации в плоскости {113}в области температур Т<0.5Тпл достигается понижение энергии кристалла. На рисунке показаны примеры различных топологических структур в плоскости {113} и их ВРЭМ изображения при смешанной кластеризации ТД в сравнении с известной структурой Такеды {113}дефекта междоузельного типа.

Согласно современным теоретическим представлениям визуализация и анализ неравновесной концентрации адсорбированных атомов (адатомов) на атомно-гладких террасах поверхности кристалла позволяют с высокой точностью определить фундаментальные параметры диффузии адатомов и их взаимодействия с атомными ступенями. В рамках данной работы методами in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии и ex situ атомно-силовой микроскопии (АСМ) изучалось распределение концентрации адатомов на широких (~100 мкм) атомно-гладких террасах поверхности Si(111) при T=1000-1100°C.

Рис. (а) - АСМ изображение террасы радиусом R = 29 мкм на поверхности Si(111). На вставке приведён увеличенный фрагмент террасы размером 3×3 мкм2. (б) - Распределение концентрации адатомов на террасе n(r).
После травления образца Si(111) с размерами 8×1×0.3 мм3 низкоэнергетическим пучком Ar+ и высокотемпературного отжига (T = 1300°C) в сверхвысоком вакууме на поверхности формировалась атомно-гладкая терраса, ограниченная замкнутой моноатомной ступенью (рис.- а). Затем T понижалась медленно (~1 К/с) до 1000–1100°C и быстро (~400 К/с) до 750°C. В процессе сверхструктурного перехода (1×1) ⇒ (7×7) при Tc = 830°C на поверхности формировались домены сверхструктуры (7×7), имеющие на АСМ-изображении более тёмный контраст из-за пренебрежимо малой концентрации адатомов n (см. вставку на рис. - а). Участки поверхности, имеющие светлый контраст и треугольную огранку, остаются неперестроенными из-за высокой концентрации адатомов. Таким образом, площадь светлых участков на рис. -а пропорциональна локальной концентрации адатомов, диффундировавших по террасе при 1000°C. На рис. - б представлено экспериментальное распределение n от расстояния до центра террасы r. n(r) растёт и принимает равновесное значение n0 вблизи ступени. С использованием теории экспериментально впервые определена длина диффузии адатома x = 31 ± 2 мкм при T = 1000°C и изучена температурная зависимость равновесной концентрации адатомов n0 на Si(111). Кроме того, на основе зависимости концентрации адатомов вблизи ступени (рис. -в) получены оценки энергии формирования адатома при выходе из ступени (0,68 эВ), энергии активации поверхностной диффузии (0,96 эВ) и энергии десорбции адатомов с террасы (3,41 эВ).

Nanoscale Research Letters, 2016, v.11, p.366
Различные полупроводниковые Si/Ge гетероструктуры являются одним из основных материалов для изготовления элементной базы микроэлектроники. Слои Ge, выращенные на поверхности Si, интересны также и для других применений в зависимости от морфологии их поверхностей. Рост Ge на Si обычно происходит по механизму Странски-Крастанова, который приводит к образованию трехмерных островков.

Рис. СЭМ-изображения: (а)- поверхности Si(100), покрытой 60 нм Ge при 400 °C; (б) -такой же структуры после отжига при 850 °С в течение 60 минут.
Островки Ge и SiGe, выращенные на Si(100), испытывают сильные механические напряжения из-за различия размеров кристаллических решеток Ge и Si, и, следовательно, они являются термически неустойчивыми. Уменьшение напряжений может быть достигнуто за счет формирования более однородного распределения химического состава в результате перемешивания Ge и Si при высокотемпературном отжиге. Отжиг может также произвести к значительному изменению морфологии поверхности. Вначале мы исследовали морфологию поверхностей, полученных при осаждении сравнительно больших покрытий Ge (30- 150 нм) на Si(100) при температуре в диапазоне 400-500 °С. Полученные изображения таких поверхностей показывают, что по мере увеличения количества осаждённого Ge островки сливаются в гребни (рис.-а). Далее нами было исследовано влияние высокотемпературного отжига на морфологию поверхностей таких структур. Отжиг при 800-900 °С приводил к образованию двух различных участков поверхности. Один из них состоял из открытых окон подложки Si и относительно больших гребней из SiGe вокруг них (рис. б). Можно предположить, что формирование таких пористых слоев является результатом плавления в локальных точках осаждённого слоя Ge при температуре ниже его точки плавления, которое протекает при пониженных температурах из-за сильных механических напряжений. Морфология поверхности, получаемая при последующем затвердевании, свидетельствует о том, что поверхность Si(100) не смачивается слоем SiGe.
На других участках поверхности образуется непрерывный слой SiGe, который формируется путем диффузионного растекания выращенных островков или гребней Ge. Участки поверхности с двумя существенно различными морфологиями могут сосуществовать. Соотношение между размерами этих двух областей, зависит от температуры и времени отжига.
Формирование пористых или сплошных участков поверхности, вероятно, определяется конкуренцией между процессами такими, как диффузия Ge в кремниевую подложку и перемешивание атомов Si и Ge, сопровождаемое их диффузией вдоль поверхности. В местах поверхности, где напряжение решетки является достаточно сильным, происходит плавление поверхностного слоя, которое значительно облегчает перемешивание Si и Ge и поверхностную диффузию. Это в сочетании с несмачиваемостью поверхности Si(100) приводит к образованию пористого слоя SiGe. Eсли же напряжение решётки недостаточно сильное, то плавления не происходит и растекание островков или гребней Ge происходит постепенно с образованием сплошного слоя SiGe посредством диффузии Ge по поверхности и в подложку. Можно отметить, что формирование пористого слоя SiGe на подложке Si(111) происходит значительно легче, чем на Si(100). Это различие связано с разными параметрами поверхностной и объёмной диффузии Ge для этих граней.

Nanotechnologies in Russia, 2016, 11(1), p. 12-19
Письма в ЖЭТФ, 2016, том 103, вып.11, с.785-791
С помощью высокоразрешающей аналитической электронной микроскопии (ВРЭМ) исследованы структурно-морфологические особенности эпитаксиальных слоев InSb, GaSb и AlSb в широкозонной матрице AlAs. Объекты исследования были выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии на установке RIBER COMPACT 21T в режимах одновременного и послойного осаждения атомов третьей и пятой групп. Варьировалось количество осаждаемого материала для формирования эпитаксиальных слоев InSb, GaSb и AlSb в матрице арсенида алюминия в диапазоне 1–2 монослоя (МС). Исследования проводились на электронных микроскопах Titan 80–300 (FEI) и JEOL–4000EX. Анализ химического состава эпитаксиальных пленок был проведен методом энергодисперсионной спектроскопии характеристического рентгеновского излучения (EDX).
По данным ВРЭМ в матрице AlAs формируется смачивающий слой с островками, т.е. реализуется механизм роста Странского–Крастанова (рис. 1). В зависимости от условий роста формируются островки двух типоразмеров: мелкие и крупные. Кроме этого, отмечены условия МЛЭ, при которых формируется только смачивающий слой. Установлено, что смачивающий слой является когерентно сопряженным с кристаллической решеткой матрицы. Анализ контраста электронно-микроскопических изображений показал, что мелкие островки когерентно сопряжены с кристаллической решеткой матрицы, а крупные островки являются релаксированными и сопрягаются с матрицей через сетку дислокаций несоответствия.

Рис. 1. Схематичное изображение исследованных гетеросистем AlAs/A(III)Sb/AlAs (слева) и типичное темнопольное СПЭМ изображение эпитаксиального слоя в матрице арсенида алюминия (справа).

Рис. 2. Карты распределения химических элементов в многослойной системе GaAs/AlAs/InSb/AlAs/GaAs (001), полученная методом энергодисперсионной спектроскопии характеристического рентгеновского излучения, Titan 80-300, 300 кВ.
Экспериментально измеренные значения толщин встроенных в матрицу арсенида алюминия эпитаксиальных слоев во всех исследованных образцах оказались больше задаваемых значений на порядок величины, поэтому был сделан вывод о формировании четверного (InxAl1–xSbyAs1–y в случае AlAs/InSb/AlAs или GaxAl1–xSbyAs1–y в случае AlAs/GaSb/AlAs) и тройного (AlSbyAs1-y в случае AlAs/AlSb/AlAs) твердых растворов в матрице арсенида алюминия вместо бинарных соединений. Прямые доказательства формирования твердых растворов были получены при проведении локального химического анализа поперечных срезов гетеросистем. На рис. 2 приведены карты распределения химических элементов в многослойной системе GaAs/AlAs/InSb/AlAs/GaAs (001), полученные обработкой спектров характеристического рентгеновского излучения. Была сделаны количественные оценки химического состава в предположении выполнения закона Вегарда.
Цифровая обработка таких спектров с использованием специализированного пакета программ позволяет оценить среднее значение химического состава твердого раствора в матрице арсенида алюминия. Согласно этим оценкам, при осаждении из молекулярных потоков In и Sb на поверхность AlAs(001) и последующем осаждении Al и As формируются следующие твердые растворы в зависимости от задаваемого количество осаждаемого материала для формирования КТ InSb (DInSb) и температуры подложки при осаждении In и Sb(Ts):
- In0,23Al0,77Sb0,23As0,77, (DInSb = 2,5 МC, Ts = 460°C), a = 0,586 нм;
- In0,20Al0,80Sb0,11As0,89, (DInSb = 1,0 МC, Ts = 480°C), a = 0,579 нм;
- In0,08Al0,92Sb0,10As0,90, (DInSb = 1,0 МC, Ts = 500°C), a = 0,574 нм.
Таким образом, полученные результаты однозначно указывают на невозможность формирования КТ InSb в матрице арсенида алюминия: вместо бинарного соединения InSb формируется твердый раствор InxAl1-xSbyAs1-y, состав которого определяется условиями МЛЭ. Основная причина этого, на наш взгляд, связана с кристалло-химическим несоответствием сопрягаемых материалов, которое состоит из двух составляющих. Первая составляющая - большое (около 15%) несоответствие параметров кристаллических решеток антимонида индия и арсенида алюминия. Вторая составляющая – отсутствие химических элементов, которые входили бы в состав, как пленки, так и подложки. Именно эта, вторая составляющая, создает проблему формирования бинарного соединения InSb на поверхности AlAs.

Нанокристаллы селенида кадмия являются одним из перспективных материалов для создания светоизлучающих приборов оптоэлектроники. Для оптимизации процессов синтеза низкоразмерных систем и для адекватного описания физических свойств необходима информация об их структуре и морфологии. Кроме этого, при изучении электронных и оптических свойств желательно иметь пространственно упорядоченную систему нанокристаллов. В настоящей работе с помощью высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ) проведены исследования морфологии и кристаллической структуры отдельных нанокристаллов CdSe, нанопластин CdSe и нанопластин со структурой ядро (CdSe) - корона (CdS), полученных по коллоидной технологии и нанесенных на углеродные подложки методом Ленгмюра- Блоджетт (ЛБ). Исследования проводились на микроскопе высокого разрешения Titan 80-300.
Показано, что использование технологии ЛБ позволяет формировать двумерные масcивы НК CdSe при толщине пленки ЛБ не более 2-х монослоев. При этом степень покрытия поверхности подложки приближается к единице. Средний размер нанокристаллов CdSe составляет 5 нм, что совпадает с ожидаемыми значениями, задаваемыми условиями синтеза. Дисперсия по размерам не превышает 1 нм (рис.1). При толщинах более 2-х монослоев наблюдается агломерация НК и наложение их друг на друга. Установлено, что коллоидные нанокристаллы и нанопластины CdSe формируются, как с кубической (сфалерит), так и с гексагональной (вюрцит) кристаллической решеткой (рис. 2).
Статистическая обработка экспериментальных ВРЭМ изображений нанопластин, нанесенных на углеродные подложки по технологии ЛБ показала, во-первых, что их средние размеры (длина-ширина-толщина) составляют 50×15×5 нм и, во-вторых, нанопластины CdSe и CdS-CdSe ориентируются на подложке, как основанием, параллельно углеродной подложке, так и боковыми гранями (рис. 3).

Рис. 1. ВРЭМ-изображение двумерного массива нанокристаллов CdSe (слева) и соответствующая гистограмма распределения нанокристаллов по размерам (справа).

Рис. 2. ВРЭМ изображения нанокристаллов CdSe с гексагональной (слева) и с кубической (справа) кристаллическими решетками.

Рис. 3. ВРЭМ изображение массива нанопластин CdS-CdSe на углеродной подложке (а) и увеличенный фрагмент этого массива (б).
Впервые визуализировано атомное строение ядра CdSe и короны CdS в нанопластинах CdSe-CdS и показано, что ядро и корона имеют одинаковый тип кристаллической решетки, либо кубический, либо гексагональный, в пределах одной пластины. На рис.4 присутствуют области нанопластин, в которых межплоскостные расстояния соответствуют сульфиду и селениду кадмия. Указанные межплоскостные расстояния 0.316, 0.329 соответствуют табличным значениям для межплоскостных расстояний (101) CdS и CdSe со структурой вюрцита, соответственно; межплоскостные расстояния 0.207 и 0.215 соответствуют табличным значениям для межплоскостных расстояний (220) CdS и CdSe со структурой сфалерита, соответственно.

Рис. 4. ВРЭМ изображения фрагментов боковых граней нанопластин CdS (корона)- CdSe (ядро) с гексагональной (слева) и кубической (справа) структурой.
Точность определения межплоскостных расстояний с помощью цифровой обработки экспериментальных ВРЭМ изображения составляет около 5%. Это позволяет уверенно заключить, что на рис.4 наблюдаются пластины, состоящие их двух разных материалов: CdSe и CdS.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Philosophical Magazine Letters, 2016, v.96, p. 361-366
Для изучения распределения краевых дислокаций между границами раздела в гетероструктуре Ge/Ge0.5Si0.5/Si(001) использовалась высокоразрешающая электронная микроскопия (ВРЭМ). Показано, что краевые дислокации после отжига указанной гетероструктуры формируют дислокационные стенки, располагаясь друг под другом в верхней и нижней границах раздела (рис. 1).

Рис.1. Экспериментальное ВРЭМ-изображение поперечного среза гетероструктуры Ge/Ge0.5Si0.5(10 нм)/Si(001), отфильтрованное в (111) и (111) рефлексах: распределение краевых дислокаций в отожженной гетероструктуре Ge/Ge0.5Si0.5/Si(001). Стрелками отмечены окончания экстра полуплоскостей {111} в дислокационных парах.
![]() |
Рис. 2. Фрагмент ВРЕМ изображения после цифровой фильтрации. Дислокации Ломера на верхней и нижней границах раздела обозначены контурами Бюргерса. (б) Распределение напряжений в тоновой моде: светлые и темные участки соответствуют растяжению и сжатию, соответственно. Интенсивность серого в каждой точке изображения определяется величинами εxx, приведенными на рис. в. |
Полученное обработкой ВРЭМ картин распределение растягивающих и сжимающих напряжений в направлении [001] свидетельствует о наложении полей деформаций от дислокаций в верхней и нижней границах. При этом поля растяжения от дислокаций в нижней границе частично компенсируются полями сжатия от дислокаций в верхней границе (рис. 2), что и является движущим фактором наблюдаемого упорядочения.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория неравновесных полупроводниковых систем
Хорошо известная проблема интеграции гетерофазных материалов на основе кремния была ранее успешно решена для структур кремний-на-изоляторе (КНИ) с помощью переноса двухслойной пленки SiO2Si на кремниевую подложку скалыванием этой пленки имплантированным водородом, а спустя десятилетие для структур кремний-на-сапфире (КНС) с помощью технологии direct bonding (DB) путем сращивания КНИ пластины с сапфировой подложкой и последующим стравливанием кремниевой подложки КНИ структуры до слоя SiO2.

Рис. 1. а) - ПЭМ микроизображение поперечного сечения КНС структуры (SOS2) с 0.25 мкм слоем Si, 0.4 мкм слоем SiO2 на с-поверхности сапфира. На вставке: картина микродифракции из двух дифракционных картин от слоя Si и пластины сапфира (рефлексы отмечены черными кружками); б) - спектры комбинационного рассеяния кремния от исходной пластины, перенесенного 0.5 мкм слоя SI (SOS1) на с-поверхность сапфира и 0.25 мкм слоя Si с 0.4 мкм слоем SiO2 (SOS2) в КНС пластинах после отжига при 1000°С. На вставке: перенос 0.5 мкм слоя кремния на 100 мм пластину сапфира (сверху) его сколом со 100 мм пластины кремния (внизу), имплантированной водородом перед бондингом.
Авторами была предложена для получения КНС структур более простая DB технология водородного переноса на сапфир одного слоя кремния с использованием сращивания при повышенных температурах. Такой подход позволяет не только полностью избежать промежуточного слоя оксида кремния между кремнием и сапфиром, но и контролировать величину встроенного положительного заряда на гетерогранице кремний/сапфир изменением ориентации сапфировой подложки (r-; c-; α-) или модифицированием свойств её поверхности с помощью плазменной обработки или имплантации ионов F+ или N+. С помощью просвечивающей электронной микроскопии и комбинационного рассеяния света определены структурные и механические свойства слоёв кремния в КНС пластинах c c-ориентацией 100 мм сапфировой подложки, которые, за исключением напряжений сжатия -0.3% в плоскости пленки, практически не отличаются от свойств исходного кремния (рис.1).
На вставке рис.1б белыми линиями отмечены кристаллографические направления в двух решетках. Эти линии параллельны, т.е. кристаллические решетки в этом направлении полностью совпадают, но слой кремния испытывает тангенциальные напряжения сжатия, одинаковые для КНС структур без и со слоем SiO2 после отжига при 1000°С. Измерениями характеристик псевдо-МОП транзисторов показано, что плотность состояний и положительный заряд на гетерогранице можно контролируемо изменять в интервале 1011 - 1013 см-2, что полностью определяет транспортные свойства двумерного электронного газа в таких структурах.

Рис. 2. Семейство вольт-амперных характеристик псевдо-МОП транзисторов при различном напряжении исток-сток (UDS): а) - в 0.5 мкм слое кремния на 0.05 мкм слое SiO2 на с- поверхности сапфира; б) - то же для SOS2 в 0.25 мкм слое Si на 0.3 мкм слое SiO 2 на с-по- верхности сапфира после отжига при 1000°С.
При малом заряде подвижность носителей заряда в слое кремния соответствует аналогичным значениям в объёмном кремнии 500-700 см2 В-1с-1 для электронов и 200-300 см2В-1с-1 для дырок (рис. б).

Киральные метаматериалы позволяют изменять поляризацию излучения в десятки раз эффективнее природных оптических материалов. Метаматериалы востребованы для практических применений в качестве поляризаторов, фильтров, отражающих и поглощающих покрытий, в том числе в измерительном и медицинском оборудовании. К наиболее эффективным киральным метаматериалам следует отнести структуры на основе массивов проводящих трехмерных спиралей. Известные на сегодняшний день методы формирования трехмерных киральных элементов, как правило, используют традиционные технологические процессы полупроводниковой электроники и микроэлектромеханических систем, которые хотя и обеспечивают параллельность изготовления резонансных элементов на подложке, но все еще остаются трудоемкими и дорогостоящими для массового производства метаматериалов. Решить эту проблему можно с помощью технологии трехмерной (3D) печати. Был разработан технологический метод [С.В. Голод, В.Я. Принц, Патент РФ No 2 586 454, 2016] формирования оригинальных дешевых сверхвысокочастотных и терагерцовых киральных метаматериалов больших площадей со спиральными металл-полимерными резонансными элементами. Технология включает в себя следующие этапы: 1) формирование с помощью 3D печати штампа с заданной периодической рельефной структурой; 2) штамповку полимерной пленки; 3) теневое напыление металла. Более простым вариантом данного метода является нанесение металла непосредственно на поверхность рельефной структуры, сформированной с помощью 3D-печати. На рисунке 1,a показана трехмерная модель сформированной нами структуры. Отдельную спираль можно представить в виде металлической “синусоиды” лежащей на волнистой поверхности.

Рис. 1. а) Схематичное изображение процесса формирования двухслойного массива металлических спиралей на полимерной подложке с киральным рельефом. б) Микрофотография сформированной структуры. Диаметр спиралей 1,7 мм, ширина металлических полосок 0,8 мм, толщина пленки индия 1 мкм. в) Зависимость угла поворота плоскости поляризации от частоты массивом металлических спиралей на полимерной подложке.
Амплитуда синусоиды и глубина волнистой поверхности задают радиус и форму поперечного сечения спирали. Варьируя эти два параметра можно задавать как круглое, так и эллиптичное сечение спирали. Промежутки между спиралями в верхнем слое также используются для формирования нижнего слоя трехмерных спиралей, таким образом, формируя двухслойную решетку из проводящих металлических спиралей. Глубина волнистого рельефа, длина и шаг каждой отдельной спирали могут отличаться, что позволяет формировать киральные метаповерхности с градиентными свойствами. Сама структура с киральной метаповерхностью может быть как плоской, так и изогнутой, например, в виде цилиндра. Реализация всего этого многообразия киральных метаповерхностей становится возможным только благодаря применению технологии трехмерной печати.
На рисунке 1-б показана, сформированная при помощи разработанного метода, киральная структура. На готовую полимерную подложку c 3D рельефом методом термического напыления наносился слой индия толщиной 1 мкм. Для предотвращения короткого замыкания между верхними и нижними спиралями поперечное сечение гребней имело Т-образный вид (Рис. 1-а). Измерения вращения плоскости поляризации излучения проходящего через сформированные структуры были выполнены на квазиоптической линии. Было установлено, что киральный метаматериал в виде двойной решетки параллельных индиевых спиралей, вращает плоскость поляризации проходящего излучения в диапазоне частот от 126,5 ГГц до 145,5 ГГц на 22°(Рис. 1-в). Данный диапазон лежит в атмосферном окне прозрачности терагерцового излучения, что важно для практического применения киральных метаматериалов.
Предложенный подход открывает возможности формирования дешевых метаматериалов большой площади. Кроме того, использование высокоразрешающих методов трехмерной печати делает возможным с помощью данного подхода изготовление метаматериалов для оптического диапазона.

Успехи физических наук, 2017, вып.187, c. 220–234
Создание электронных приборов с использованием печатных технологий связано с значительной деградацией свойств слоев, созданных из мелких частиц. В работе предлагается использовать гибридный подход, когда диэлектрические слои создаются путем печати, а канал транзистора формируется путем переноса нанапечатанные слои графена или мультиграфена.

Рис.1. а) Рельеф поверхности мультиграфена и б) АСМ изображение структуры мультиг- рафен на напечатанной пленке оксида графена, в) схематичное изображение структур из пленки мультиграфена на рельефной поверхности. г) передаточные характеристики для структур квази-подвешенного мультиграфена, измеренные с использованием кремниевой подложки в качестве затвора.
В качестве диэлектрика использовалась напечатанная пленка оксида графена толщиной 25 - 30 нм. В случае использования слоя APTES для обеспечения адгезии GO к SiO2 напечатанная пленка имеет два масштаба рельефа поверхности: 10-12 нм и выступы высотой 60-100 нм с расстоянием между ними 1-5 мкм, предположительно связанные с вертикально расположенными чешуйками GO. Затем, для получения транзисторных структур на поверхность GO переносился графен или мультиграфен, полученные методом CVD роста или путем электростатического расслоения графита. Анализ рельефа поверхности показывает, что в случае переноса графена или биграфена, он полностью повторяет рельеф GO. В случае переноса более толстых (3-5 нм) пленок мультиграфена можно получить квази- подвешенные слои на вертикально расположенных чешуйках GO. Изображение такой весящей пленки приведено на рис.1, при этом высота выступов на поверхности уменьшается до 30-60 нм. Это означает, что расстояние между GO и мультиграфеном составляет 20-40 нм. На рис.1 представлены схематичные изображения структур мультиграфена на поверхности GO.
Измерения проводимости графена и мультиграфена показали, что слои GO легируют графен, обеспечивая п-тип проводимости и достаточно высокую концентрацию носителей в канале. В результате сопротивление канала составило 100-40 Ом/кВ. Появление п-типа проводимости связано с влиянием гидроксильных и карбоксильных групп на поверхности GO, легирующих графен электронами. Для графена или биграфена, которые плотно ложились на поверхность GO, получены значения подвижности носителей 300-500 см2/В·с. Это хорошо согласуется с данными для транзисторов, когда в качестве подзатворного диэлектрика использовали GO. При переходе к квази - подвешенному мультиграфену подвижность носителей возрастала до 5000 см2/В·с. Еще одним интересным эффектом, обнаруженным для структур с квази - подвешенным мультиграфеном, было появление зависимости подвижности носителей от полярности развертки напряжения на затворе, что связано с деформациями канала, когда в зависимости от приложенного напряжения он выгибается к или от подложки. Приближение к подложке уменьшало подвижность носителей.

Лаборатория роста кристаллов ИГМ СО РАН
Лаборатория роста кристаллов ИНХ СО РАН
Предложено использовать свежесколотые поверхности монокристаллов (0001) Bi2Se3 и (010) ZnWO4 для калибровки сканирующих зондовых микроскопов (СЗМ). Показано, что монослойные ступени на поверхности слоистых Bi2Se3 и ZnWO4 высококачественных монокристаллов (высотой 1 и 0,6 нм, соответственно) могут быть легко получены и могут быть использованы в качестве мер высоты. Скалывание Bi2Se3 и ZnWO4 кристаллов по плоскостям спайности позволяет сделать чистую поверхность меры перед калибровкой СЗМ и осуществить защиту СЗМ зонда от загрязнений во время калибровки. Процесс скалывания кристалла может повторяться многократно в связи с тем, что толщина скалываемого слоя обычно составляет несколько микрометров, а мера калибровки имеет толщину три- пять миллиметров. Изготовлены атомно-гладкие поверхности не имеющие ступеней на площади более 400 мкм2. Продемонстрировано применение проводящей поверхности кристаллов Bi2Se3 в качестве меры высоты для калибровки СТМ и для тестирования проводящих зондов СЗМ. Было подтверждена высокая инертность поверхности (0001) Bi2Se3 морфология которой остается без изменений более 6 месяцев.

Рис. Слева представлено АСМ-изображение свежесколотой поверхности кристалла ZnWO4 (010), полученной скалыванием острой стальной бритвой вдоль плоскости спайности. Справа представлен профиль, измеренный на поверхности ZnWO4 вдоль белой линии, отмеченной на рисунке слева.
Поверхность (010) ZnWO4 остается атомно гладкой в течение суток, уже через двое суток наблюдается дополнительный нанорельеф с амплитудой ~0.3нм, который не увеличивается в течение последующих 2 лет и не мешает калибровке. Стабильные поверхности обеспечивают высокую точность даже при проведении длительных калибровок СЗМ при нормальных условиях. Простота и быстрота изготовления данных мер высоты, и их стабильность делает их широкодоступными, в первую очередь для большого, постоянно растущего числа пользователей персональных установок 3Д нанопечати.

Письма в ЖТФ, 2016, т.42, №8, с. 102-110
Применение процессов полиграфии для изготовления электронных компонентов позволяет существенно снизить стоимость изделий электронной техники, увеличить эффективность их производства, создавать приборы на гибких подложках. А использование чернил из графена позволяет создавать приборы для гибкой и растягиваемой электроники. Использование печатных технологий ограничивает латеральный размер частиц в суспензиях (на 1-2 порядка латеральный размер частиц меньше размера сопла печатающей головки). В нашем случае это означает, что размер должен быть менее 400 нм. С другой стороны, при уменьшении латеральных размеров увеличивается количество стыков между чешуйками, и, как следствие, увеличиваются общие потери в электрических свойствах. Эти противоречивые условия ограничивают итоговые характеристики напечатанных слоёв. Как правило, подвижность носителей заряда в напечатанных слоях графена составляет 90-95 см2/В·с. Однако, очень часто подвижность носителей еще более низкая 10–0.1 см2/В·с. При этом проводимость слоев может иметь близкие значения.

Рис. Зависимость подвижности в слоях, полученных из суспензии графена, от характерной толщины частиц суспензии. G-1 – суспензия на водной основе; G-2 - суспензия, полученная в водном растворе этилового спирта; G-3 - суспензия, полученная в NMP. Звездочка – данные из работы [Torrisi F., et al, ACS Nano 6 2992 (2012)].
Авторы попытались разобраться, какой основной параметр определяет подвижность носителей в напечатанных слоях. Для этого была приготовлена целая серия графеновых чернил, полученных разными методами в разных средах, но из одного исходного материала и с использованием одного типа необходимых добавок. На рисунке суммируются данные по измерению подвижности носителей в транзисторных структурах с каналом из напечатанной пленки на подложке SiO2/Si с использованием кремниевой подложки в качестве затвора. Оказалось, что даже незначительное увеличение толщины чешуек графена катастрофически уменьшает подвижность носителей в полученных пленках. Причина связана с тем, что только монослойные или двухслойные чешуйки графена образуют единую пленку с хорошим качеством соединения элементов за счет возникновения сил Ван-дер-Ваальса между собой.

В настоящее время для развития гибкой электроники крайне важной задачей является поиск материалов для диэлектрических пленок. Традиционно используемые в кремниевой электронике материалы не соответствуют предъявляемым к ним требованиям по механическим свойствам. Наиболее критичным требованием кроме механических свойств является низкая температура создания диэлектрических слоев. Одним из новых материалов, подходящих для нанесения на гибкие подложки при низкой температуре, является окисленный графен. Методика его получения хорошо отработана. Однако исследование пленок окисленного графена выявило два достаточно существенных недостатка этого материала: пленки окисленного графена являются термически нестабильными и демонстрируют большие токи утечки практически независимо от толщины слоя. Нами предложен и реализован подход по модифицированию пленок оксида графена, способствующий повышению их термической стабильности и улучшающий диэлектрических свойства (см. рис.). Для достижения такого эффекта было проведено декорирование структурных дефектов и выглаживание рельефа на поверхности пленок путем нанесения на слой окисленного графена пленок фторированного графена толщиной до 3 нм.

Рис. (а) - Вольт-амперные зависимости для пленок окисленного графена (GO), фторированного графена (FG) и пленок оксида графена, защищенных слоев фторографена. (b) - Зависимость тока через пленки оксида графена без защитного слоя и с защищающим слоем фторографена.
Частицы фторографена в суспензии имеют размеры примерно на порядок меньшие, чем размер частиц оксида графена. При взаимодействии оксида графена и фторографена происходил процесс декорирования структурных дефектов пленок оксида графена благодаря отличной смачиваемости и адгезии оксида графена фторографеном, также этому способствовал малый размер частиц фторографена. Были изучены два вида пленок: создаваемые из капель суспензий (толщина пленки фторографена ~ 20 нм) и напечатанные на струйном принтере (толщина ~ 3 нм). Вне зависимости от способа создания пленок было обнаружено, что модифицированные пленки являются более термически стойкими. Кроме того модифицированные пленки были лучшими диэлектриками, чем пленки из оксида графена либо фторографена по отдельности.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
Journal of Crystal Growth, 2017, v. 462, p.45-49
Одним из перспективных полупроводниковых материалов для широкого класса применений, таких как солнечные элементы, светоизлучающие диоды, лазеры, датчики рентгеновского и гамма-излучения, является органоминеральный перовскит CH3NH3PbI3(ОМП).
Разработана методика синтеза монокристаллов ОМП из насыщенных растворов с прецизионным медленным понижением температуры. Для получения затравочных кристаллов ОМП использовали предварительно приготовленные прекурсоры: йодид свинца (PbI2) и йодистый метиламин (CH3NH3J). Впервые получена температурная зависимость растворимости CH3NH3PbI3 в йодистоводородной кислоте HI, являющейся растворителем в процессе роста. Показана определяющая роль стабилизатора – H3PO2 для роста кристаллов. На рис. 1 приведена фотография кристалла размером более 5 мм.
Стехиометрический состав выращенных кристаллов был подтверждён методами энергодисперсионной рентгеновской спектроскопии (EDS) и РФЭС. Измерения фотолюминесценции (ФЛ) проводились при двух температурах в геометрии на отражение. Фотолюминесценция возбуждалась полупроводниковым лазером ( ħω = 3.06 эВ) и регистрировалась спектрометром Acton Advanced SP2500A. При комнатной температуре максимум интенсивности ФЛ соответствует длине волны 780 нм и определяется шириной запрещенной зоны CH3NH3PbI3.

Рис.1. Фото кристалла CH3NH3PbI3.
![]() |
![]() |
Рис.2. Спектры ФЛ для кристалла ОМП. | Рис.3. Рентгенограмма для кристалла ОМП. |
Понижение температуры приводит к существенной модификации спектра ФЛ (рис.2). Изменение спектра ФЛ от температуры связано с фазовым переходом, обусловленным изменением кристаллической структуры (от тетрагональной при комнатной температуре к орторомбической при 77 К). На рис.3 представлена рентгеновская дифрактограмма для кристалла, снятая при комнатной температуре, соответствующая литературным данным для тетрагональной решетки кристалла.

Лаборатория физико-технологических основ создания приборов на основе полупроводников А2В6
Труды XXIV Международной научно-технической конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения, 2016 г., с. 20-23
Для целого ряда применений представляют интерес матричные фотоприемники (МФП) формата 384×288. Это связано с меньшей массой и габаритом, требующих меньшего энергопотреблением. Современные тенденции развития предъявляют повышенные функциональные свойства (режим окна, высокая кадровая частота и т.д.), а также фотоэлектрические характеристики МФП.

Рис. 1. Фрагмент матричного фоточувствительного элемента форматом элементов с шагом 25 мкм с индиевыми столбами.
Разработана конструкция и технология изготовления матричных фотоприемников форматом 384×288 с шагом 25 мкм с улучшенными функциональными возможностями и повышенными характеристиками.
Для изготовления матричных фоточувствительных элементов на длины волн 8-12 мкм использовались гетероэпитаксиальные структуры Cd0,22Hg0,78Te/CdTe/ZnTe/GaAs(301), выращенные методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Базовая технология изготовления фоточувствительных элементов (ФЧЭ) формата 384×288 с шагом 25 мкм включает отжиг гетероэпитаксиальных структур КРТ при 220°С при минимальном давлении паров ртути для перевода пленок КРТ в вакансионный р-тип проводимости с концентрацией дырок (5÷7)×1015 см-3, нанесение пассивирующего диэлектрика, вскрытие окон в диэлектрике, формирование n-p-переходов имплантацией ионов B+ через маску из фоторезиста и осаждение индиевых столбов для формирования микроконтактов к областям диодов электронного типа проводимости. В качестве пассивирующего диэлектрика использовался Al2O3, полученный методом атомно-слоевого осаждения. На рис. 1 представлен внешний вид матричного фоточувствительного элемента форматом 384×288 элементов с шагом 25 мкм.
Величина дифференциального сопротивления при смещениях в диапазоне - 50÷-400 мВ постоянная и примерно равна 1 ГОм, а при нулевом смещении - (2÷4)×107 Ом. Средняя величина произведения R0 на площадь перехода R0А=100 Ом·см2, что соответствует лучшим мировым достижениям. Длинноволновая граница чувствительности фотодиодов по уровню 0,5 составляет 9,4 мкм.
![]() |
Рис. 2. Тепловое изображение, полученное с помощью ФПУ на основе матричного фотоприемника форматом 384×288 элементов и объектива F/1,5. |
Микросхема считывания (мультиплексор) обеспечивает требуемые электрические режимы работы матрицы фотодиодов и выполняет мультиплексирование и последовательный вывод видеоинформации. Эта микросхема изготовлена по монолитной кремниевой технологии с проектной нормой 0,6 мкм. Гибридная сборка мультиплексора с матричным ФЧЭ производилась метод Flip Chip на установке FC 150.
На основе МФП изготовлено матричное фотоприемное устройство (ФПУ), состоящее из МФП, установленного в вакуумный криостатированный корпус (ВКК), интегрально сопряженный с микрокриогенной системой (МКС). Вакуумный криостатированный корпус разработан и изготовлен в ИФП СО РАН. Использована (МКС) МСМГ-0,5В-0,5/80 производства ООО «НТК «Криогенная техника» (г. Омск).
На рис. 2 представлен пример теплового изображения, полученного с помощью ФПУ на основе матричного фотоприемника форматом 384×288 элементов.

Лаборатория нелинейных резонансных процессов и лазерной диагностики
Лаборатория физических основ интегральной микрофотоэлектроники
Лаборатория физики низкоразмерных электронных систем
Разработана конструкция и спроектирована топология дискретного лавинного фотодиода, чувствительного на длине волны света 1.55 мкм, необходимого для оптоволоконной связи. Отработана технология молекулярно-лучевой эпитаксии для реализации этой конструкции, определены этапы технологии изготовления лавинного фотодиода. На изготовленных тестовых структурах измерены основные характеристики прибора в диапазоне температур 217-297 К. Достигнутые величины темнового тока при температуре 217 К вблизи пробоя (менее 10-10 А) и коэффициент лавинного умножения (25-30) в линейном режиме не уступают мировому уровню (см. рис.).

Рис. Вольт-амперные характеристики тестового лавинного фотодиода при различных температурах. (Диаметр фотоактивной площади 10 мкм, толщина области лавинного умножения 1.5 мкм)

Новосибирский государственный университет, Новосибирск
Национальный исследовательский университет "МИЭТ", Москва
ЗАО "Светлана-Электронприбор", Санкт-Петербург
Письма в ЖТФ, 2016, Т.42, No. 14, с. 72–79
Впервые в России разработана МЛЭ технология роста AlN/GaN гетероструктур со сверхтонким AlN барьером (3 нм), in situ пассивированным сверхтонким слоем SiN. Зонная диаграмма пассивированной гетероструктуры с двумерным электронным газом (2DEG) показана на рисунке.
На основе гетероструктур были созданы нормально закрытые HEMT- транзисторы (high electron mobility transistors - HEMTs). Параметры HEMTs сопоставимы с мировым уровнем, кроме того, транзисторы показали отсутствие стокового и затворного коллапса.

Рис. К-center – обозначает донорно-подобные состояния в SiN
Гетероструктуры выращивались в лаборатории 37 ИФП СО РАН (Новосибирск), транзисторы изготавливались в Национальном исследовательском университете «МИЭТ» (Москва) и ЗАО «Светлана-Электронприбор».

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6
Лаборатория физико-технологических основ создания приборов на основе полупроводников А2В6
Физика и техника полупроводников, 2016, том 50, вып. 12, с. 1627–1631
Проведены исследования параметров многослойных гетероструктур CdхHg1-хTe для фотоприемников диапазона длин волн до пяти микрометров, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии на кремниевых подложках.
Защита поверхности фоточувствительного слоя CdxHg1-xTe (x≈0.3) варизонным слоем со слоем CdTe на поверхности снижает поверхностные утечки и темп
поверхностной рекомбинации в фотодиодах и МДП-структурах. По результатам
исследования C-V характеристик МДП-структур с использованием широкозонного
полупроводника CdTe в качестве диэлектрика можно заключить, что последний
является хорошим защитным слоем, в котором отсутствует заметный встроенный
заряд и на границе раздела

Рис.1. Температурные зависимости обратного тока p/n перехода площадью 110-6 см2 в отсутствии освещения. а) - N+/р переход (старая технология). б) - P+/n переход (разработанная технология).
На основе легированных In гетероэпитаксиальных структур Cd0,3Hg0,7Te ионной имплантацией мышьяка с последующей активацией атомов мышьяка температурным отжигом изготовлены матрицы фотодиодов. Температурные зависимости токов обратно смещенных диодов матриц лимитировались диффузией неосновных носителей тока.
Величины темновых токов в обратно смещенных p+-n фотодиодах оказались примерно на два порядка меньше, чем в n+-p фотодиодах. Это связано с низкой подвижностью дырок и низкой концентрацией глубоких рекомбинационных уровней в фоточувствительном n – слое КРТ, легированном индием. Следовательно,- можно ожидать, что при одинаковых по сравнению с n+ -p структурами значениями обнаружительной способности, ограниченной флуктуациями фонового потока, их рабочая температура может быть существенно выше.
Полученные результаты показывают, что, несмотря на большое рассогласование параметров кристаллической решетки КРТ и кремния гетероструктуры CdHgTe/Si(013), легированные индием, имеют низкую концентрацию рекомбинационных центров и могут быть использованы для разработки ИК детекторов, работающих при повышенных температурах.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии соединений А3В5
J. Phys. D:Appl. Phys., 2016, 49(9), р. 095108
Solid State Electronics, 2017, v.129, p. 66-72
Использование гетероструктур pHEMT с донорно-акцепторным легированием (DA-pHEMT) позволяет более чем на 50% увеличить удельную выходную мощность сверхвысокочастотных транзисторов. В таких гетероструктурах концентрация двумерного электронного газа (ДЭГ) увеличена до (4÷5)×1012 см-2 без появления заметной паразитной проводимости по δ-слоям. Для такого увеличения концентрации ДЭГ и формирования необходимой высоты барьеров концентрация легирующей примеси в донорных слоях должна достигать (7÷8)×1012 см-2, что приводит к снижению подвижности электронов до 5000 см2 В-1 с-1 при комнатной температуре вследствие кулоновского рассеяния.
Для поиска путей увеличения подвижности был произведен расчет вкладов при низких температурах следующих механизмов рассеяния: кулоновского рассеяния на заряженных донорах и акцепторах, рассеяния на деформационном потенциале, рассеяния на неоднородностях сплава, пьезоэлектрического рассеяния, рассеяния на шероховатостях гетерограницы. Учитывалось заполнение двух первых подзон размерного квантования. Вклад неупругого рассеяния на полярных оптических фононах при Т=77 К был оценен в приближении равенства времени релаксации по импульсу характерному времени поглощения фонона.
Было получено, что подвижность ДЭГ при 77 К в основном определяется рассеянием на заряженных донорах, на деформационном потенциале и на неоднородностях сплава, а вклады остальных механизмов рассеяния пренебрежимо малы. Для уменьшения влияния доминирующего рассеяния на заряженных донорах было предложено разделить каждый из δ-слоев на два. Ближний к квантовой яме (КЯ) δ-слой предназначен для наполнения электронами квантовой ямы и концентрация доноров в нем примерно равна половине концентрации ДЭГ. Дальний от КЯ δ-слой предназначен для заполнения электронами акцепторных состояний и формирования тем самым дополнительного потенциального барьера в гетероструктуре DA-pHEMT. Расчет показывает, что расщепление на 1 нм или 2 нм δ-слоев, полуширина на полувысоте которых примерно равна 2 нм, приведет к увеличению общей подвижности на 12% и 25%, соответственно. В выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии гетероструктурах DA-pHEMT с расщеплением 2 нм были получены для концентрации ДЭГ 4×1012 см-2 значения подвижности более 6500 см2 В-1с-1 и 20000 см2В-1с-1 для 300 К и 77 К, соответственно.
С использованием импульсной методики были измерены полевые зависимости дрейфовой скорости в гетероструктурах pHEMT и DA-pHEMT. Анализ результатов таких измерений в приближении постоянства концентрации ДЭГпоказал, что дрейфовая скорость в гетероструктуре DA-pHEMT с расщепленными δ-слоями при напряженности электрического поля 10 кВ/см на 30% и 10% выше по сравнению с pHEMT и DA-pHEMT.

Лаборатория кинетических явлений в полупроводниках
Разработана технология плазмохимического вскрытия окон в жертвенном слое полиимида с размерами, необходимыми для технологии матричных микроболометрических приемников с размерами пикселя 25 мкм, 17мкм.

Рис. 1. Фрагмент микроболометрической матрицы форматом 320×240. Размер пикселя 51×51мкм, Контактное окно в пленке полиимида имеет размер 14 мкм (размер окна лучше виден на рис слева). Окно получено фотолитографией с использованием жидкостного травления полиимида.

Рис. 2. Контактное окно (вид сверху, различное увеличение) в пленке полиимида толщиной 2,5мкм получено плазмохимическим травлением. Размеры: низ 4,5 мкм и верх 6,5 мкм. Размер края окна 0,9 мкм. Получен оптимальный угол наклона стенки окна, который необходим для создания контакта между схемой считывания и микроболометром.
Ранее в ИФП СО РАН была разработана технология изготовления неохлаждаемых матричных микроболометрических приемников чувствительных в спектральном диапазоне 8-14 мкм, в рамках которой термочувствительные слои оксида ванадия, обладающие необходимыми характеристиками, изготавливаются методом реактивного ионно-лучевого распыления. Контактное окно в пленке жертвенного слоя (полиимид толщиной 2,5мкм) вскрывалось жидкостной фотолитографией. Были созданы матричные микроболометрические приемники форматом 160×и 320×, имеющие размер пикселя 51 мкм, размер контактного окна в пленке полиимида был равен 14 микронам (рис. 1). Была достигнута разность температур, эквивалентная шуму, менее чем 100 мК при частоте кадров 50 Гц и угле зрения 60°.

Рис. 3. Окна в пленке полиимида, под углом зрения 60 град.
В 2016 году была продолжена разработка технологии изготовления микроболометров с целью снижения размера пикселя до 25, и далее до 17 мкм. В этом случае контактное окно в пленке полиимида должно иметь размер менее 8мкм с оптимальным углом наклона стенки окна. Очевидно, что изотропный характер жидкостного травления не позволит получить необходимые размеры и форму окна. Поэтому основной целью данного этапа разработки являлось создание технологии вскрытия окон в пленке полиимида толщиной около 2,5мкм размером менее 8мкм и с наклоном стенки окна около 60° с помощью плазмохимического травления.
На рис 2 и 3 представлены SEM - изображения окон в пленке полиимида, полученных с помощью разработанной технологии плазмохимического травления. Размеры и форма окна подходят для использования в технологии микроболометрических матриц с размером пикселя 25мкм.

Автометрия, 2016, т. 52, No 2, с. 115 - 121
Перспективным вариантом создания неохлаждаемых матричных микроболометрических приемников (ММБП) излучения инфракрасного и терагерцового диапазонов повышенного формата, как и других фотоприемников, является мозаичный принцип построения, при котором несколько кристаллов субмодулей меньшего формата устанавливаются стык в стык друг к другу на общем основании (рис.1), образуя мозаичный фотоприемник (МФП).
Основная проблема мозаичных ММБП повышенного формата - наличие "слепых зон", обусловленных отсутствием фоточувствительных элементов (ФЧЭ) вдоль линии стыковки фотоприемных матриц соседних субмодулей (см. рис.1). "Слепые зоны" могут состоять из двух частей: технологической и конструктивно-топологической. Ширина "слепой зоны" между краевыми ФЧЭ соседних кристаллов в составе панорамных МФП вдоль вертикальной линии стыковки кристаллов может определяться размерами, как конструктивно-технологической части, так и конструктивно-топологической области размещения на кристалле блока адресации субмодуля ММБ.

Рис.1. Мозаичный n×2 ММБП (n - количество субмодулей по горизонтали, показан пример для n=3) с вариантом расположения ИК изображения на матрицах ФЧЭ субмодулей.
Технология мозаичных ММБП повышенного формата. В рамках исследовательской работы модернизирован базовый блок технологических операций лазерного скрайбирования в составе прецизионной технологии близкой стыковки кремниевых кристаллов в мозаичные ММБП повышенного формата с суммарным размером областей повреждения полупроводникового материала лазерным излучением и неровности края, так называемой технологической части "слепой зоны" не более 30 мкм.
Экспериментальные результаты. По разработанной технологии в мозаичный ММБП повышенного формата можно состыковать два ИК и/или ТГц субмодуля по вертикали, размер объединенной приемной матрицы по горизонтали ограничивается экономическими соображениями и требованиями заказчиков (рис.2). На рис.2 a показаны два рабочих кристалла ИК ММБП, края которых были совмещены (канавка для раскола на приборной пластине формировалась за 50 проходов лазера; пластина после лазерного скрайбирования была разделена на кристаллы). Рис.2 б получен путем моделирования.
Сравнение возможностей увеличения пространственного разрешения на основе микросканирования приемной матрицы с возможностями мозаичного принципа построения приемников повышенного формата.
При четырехпозиционном микросканировании приемной матрицы требуется увеличение тактовой частоты в 4 раза, что не всегда приемлемо по системным требованиям или из-за тепловой постоянной времени ФЧЭ.

Рис. 2. Мозаичный фотоприемник 8×2 субмодуля. На вставках: фотографии кристаллов ИК (a) и ТГц (b) ММБП с указанной суммарной шириной "слепой зоны" между краевыми ЧЭ соседних кристаллов (включая область зазора).
В мозаичном фотоприемнике повышенного формата субмодули могут работать параллельно, обеспечивая тем самым высокую скорость (частоту) считывания широкоформатных кадров объединенного изображения при не очень высокой, стандартной, например, для микроболометрических ФЧЭ, тактовой частоте работы субмодулей.
Актуальными задачами, при решении которых потребуется мозаичный подход к созданию приемников повышенного формата, могут быть: повышение производительности широкоформатных детекторов информационных систем, увеличение форматов высокочувствительных приемных устройств космического базирования.
Тенденции развития систем визуализации "невидимого" излучения - увеличение горизонтального размера и, соответственно, горизонтального разрешения при сохранении или минимальном увеличении вертикального размера монитора (в частности, дисплеи форматом 1920×1080 элементов постепенно вытесняются панорамными мониторами с разрешением 2560×1080 или 2560×1440) - подтверждают актуальность исследований мозаичного принципа создания ТГц и ИК приемников повышенного формата.

Ключом к решению задачи интеграции видимого и ближнего ИК диапазонов является ахроматизация объектива в широком спектральном диапазоне от видимого до ближнего инфракрасного излучения. За счет применения жидкостных линз, удалось расширить спектральный диапазон разработанных макетов объективов видимого и ближнего ИК-диапазона до 0.45-1 мкм.
На базе макета гидростатически управляемой жидкостной линзы с электромагнитным актюатором, разработан объектив для цифровых очков ночного видения с низкоуровневой ПЗС камерой, обеспечивающий возможность автофокусировки, а также реализации принципиально новой возможности – неограниченной глубины резко отображаемого пространства.

Рис. Схема электроуправляемого объектива. 1, 4, 5 –пассивные жидкостные линзы, 2 –гид- ростатически управляемая линза с электромагнитным актюатором, 6 –фотоприемная матрица ПЗС
Для решения задачи быстрой фокусировки, используется жидкостная линза способная изменять профиль поверхности ограниченной эластичной мембраной под воздействием электромагнитного актюатора. Вторая поверхность линзы формируется плоской стеклянной пластиной. Под воздействием гидростатического давления, создаваемого актюатором, мембрана изменяет радиус и, соответственно – оптическую силу компонента в пределах 12 диоптрий. В качестве оптического материала активной линзы используется фторорганическую жидкость (nd=1.3, νd=105) с дисперсией показателя преломления меньшей, чем у флюорита кальция.
Время установки из крайних положений оптической силы составляет 15 мс. Качество изображения соответствует фотоприемной матрице ПЗС 1200×960 с шагом 3.8 мкм в диапазоне фокусировки от бесконечности до 280 мм. При фокуси- ровке на бесконечность поле зрения составляет 14×18 градусов. Длительность перестройки объектива с минимальной дистанции фокусировки до бесконечности составляет 15 мс.

Physica Status Solidi (c), 2016, v. 13, No 10-12, p. 882-885
Создание упорядоченных структур с квантовыми точками (КТ) является актуальной задачей, как с фундаментальной точки зрения, так и с точки зрения создания приборов нового поколения, в частности элементной базы квантовых вычислений. Создавая различные пространственные конфигурации КТ, можно не только управлять энергетическим спектром, но и контролировать транспорт, спиновую релаксацию и другие характеристики электронных состояний. Заданную конфигурацию можно осуществить, используя подложки с заранее созданным нанорельефом.

Рис. 1. АСМ-изображения поверхности после осаждения 1 нм Ge на подложку Si(100) с канавками при (а) 600°C и (б) 700°C.

Рис. 2. Структура, полученная моделированием методом Монте-Карло осаждения 6 монослоев (МС) Ge на структурированную подложку Si(100) при 400°C. Скорость осаждения 0.1 МС/с. (a)- Подложка Si содержит кластеры междоузельных атомов; (б)- Подложка Si без дефектов. Цветовая легенда от синего до красного отражает высоту рельефа.

Рис. 3. Структура, полученная моделированием методом Монте-Карло роста Ge на структурированной подложке Si(100) при 450°C. Остальные параметры идентичны случаю, представленному на Рис. 2.
В работе получены экспериментальные и теоретические результаты по синтезу упорядоченных массивов наноостровков Ge на подложках Si, модифицированных с помощью ионного облучения. Использован следующий подход к созданию рельефа подложки. С помощью наноимпринт-литографии создается маска на поверхности подложки с заданным рисунком нанометрового размера. Затем проводится облучение ионами Ge+ через маску, в результате чего в местах с меньшей толщиной маски образуются области аморфного кремния. Последующие операции окисления и травления обеспечивают перенос рисунка на поверхность Si за счет разницы в скорости окисления аморфного и кристаллического кремния. Таким образом получены структурированные поверхности с регулярными массивами канавок и ямок на поверхности Si с периодом порядка 100 нм. При осаждении Ge на структурированные подложки Si обнаружено, что в зависимости от температуры подложки наноостровки Ge локализуются либо между канавками (T=600°C, Рис. 1, а), либо в канавках (T=700°C, Рис. 1, б).
Методом Монте-Карло проведено компьютерное моделирование эволюции поверхности в процессе гетероэпитаксии Ge на Si (100). Результаты моделирования показали, что места зарождения наноостровков зависят от наличия/отсутствия радиационных дефектов в приповерхностном слое на дне траншей. Предложен механизм, объясняющий эту зависимость: наличие междоузельных атомов на дне траншей уменьшает деформацию в растущем слое Ge, что приводит к увеличению критического размера ародышеобразования и, следовательно, подавлению роста трехмерных островков в траншеях (Рис. 2).
При увеличении температуры увеличивается поток атомов Ge в траншеи, и материала оказывается достаточно для образования островков даже при наличии дефектов, таким образом островки растут только в траншеях (Рис. 3). Те же закономерности наблюдаются и в эксперименте.

ECS Transactions, 2016, v.75, No5, p.227-233
В рамках ab-initio моделирования на основе теории функционала плотности, изучена электронная структура вакансий кислорода в нецентросимметричной орторомбической фазе (Pbc21) о-Hf0.5Zr0.5O2. Структура о-Hf0.5Zr0.5O2 получена заменой половины атомов Hf на Zr в Pbc21 ячейке HfO2 с последующей релаксацией. Рассчитаны три типа вакансий кислорода (VO): с четырехкратной «HHZZ» и трехкратной координацией «HHZ», «HZZ».
Ширина запрещенной зоны о-Hf0.5Zr0.5O2 - 5,65 эВ. Положение одноэлектронных состояний в энергетическом спектре кристалла, обусловленные VO в зарядовых состояниях q = -2, -1, 0, +1, +2 (рис. 1), оценки значений термической Eth и оптической Eopt энергии ионизации VO для этих дефектов [Phys. Rev. B 2007, v.75, p.205336.], а также картина распределения зарядовой плотности в дефектной суперячейке (рис. 2) свидетельствует о том, что любой тип VO способен локализовать и электроны, и дырки. Иными словами, VO может выступать в качестве амфотерного центра локализации. Значения Eth и Eopt удовлетворительно согласуются с величинами термической Wt = 1,25 эВ и оптической Wopt = 2,5 эВ энергии ловушки, полученными из экспериментов по переносу заряда. Вакансия кислорода с захваченным электроном представляет собой магнитный дефект. Электроны локализуются на вакансии кислорода за счёт поляронного эффекта.
![]() |
![]() |
Рис. 2. Распределения зарядовой плотности локализованного на VO электрона (а) и дырки (б). | |
![]() |
|
Рис. 1. Одноэлектронные состояния в запрещенной зоне o-Hf0.5Zr0.5O2, от VO. | Рис. 3. Положение трёх вакансий кислорода в суперячейке o-Hf0.5Zr0.5O2 |
Установлено, что наиболее энергетически выгодно формирование вакансий кислорода типа HHZZ (6,1 эВ). Энергия формирования HHZ и HZZ VO около 6,4 эВ. Кроме того, HHZZ вакансии расположены на значительном расстоянии друг от друга (рис. 3). Таким образом, в отличии от c-, t- и m-HfO2 (ZrO2), в о-Hf0.5Zr0.5O2 образование вакансионных комплексов близко расположенных вакансий кислорода энергетически не выгодно. Это результат объясняет, почему травление ионами Ar+ плёнок о-Hf0.5Zr0.5O2 не приводит к обогащению металлом.

Phys. Rev. A, 2016, v.94, p.043417
УФН, 2016, т.182, No2, с.206-219
В экспериментах по исследованию диполь-дипольного взаимодействия холодных ридберговских атомов Rb в условиях электрически управляемого резонанса Фёрстера атомы возбуждаются в ридберговские состояния в малом объеме, формируемом на пересечении двух сфокусированных лазерных лучей. Пространственное положение атомов является случайным, поэтому энергия диполь-дипольного взаимодействия сильно флуктуирует от измерения к измерению. Измеряемым сигналом является число атомов в конечном ридберговском состоянии, регистрируемом методом селективной полевой ионизации. Сигнал усредняется по большому числу измерений (103-104). Пространственное усреднение приводит к изменению формы линии резонанса Фёрстера по сравнению с лоренцевой формой для неподвижных атомов. Форма линии усредненного резонанса имеет заостренную вершину и широкие крылья, что наблюдалось ранее в наших экспериментах. В настоящей работе были выполнены численные и аналитические расчеты формы линии резонансов Фёрстера для двух взаимодействующих ридберговских атомов в неупорядоченном ансамбле. Было показано, что заостренный резонанс является следствием того, что в центре линии взаимодействие является дальнодействующим (диполь-дипольным), а на краю линии – короткодействующим (взаимодействие Ван-дер-Ваальса). В результате в центре линии вклад в сигнал дают более далекие атомы, чем на краю линии, что и приводит к формированию заостренного резонанса. Мы показали, что форма линии заостренного резонанса может быть описана

Рис. (a)-Сравнение между аналитическим (черная кривая) и численным (серая кривая) расчетом формы линии резонанса Фёрстера для двух ридберговских атомов в неупорядоченном ансамбле при слабом диполь-дипольном взаимодействии. (б)-То же самое при сильном взаимодействии.
приближенной аналитической формулой, полученной в модели матрицы плотности с учетом фазовой релаксации когерентностей , после усреднения по распределению Чандрасекара для вероятности найти ближайшего соседа в неупорядоченном ансамбле на определенном расстоянии. На Рис. (a) представлено сравнение между аналитическим (синяя кривая) и численным (зеленая кривая) расчетом формы линии резонанса Фёрстера для двух ридберговских атомов в неупорядоченном ансамбле при слабом диполь-дипольном взаимодействии Ω0< , а на Рис. (b) - при сильном взаимодействии Ω0> . Расчетные кривые хорошо совпадают между собой, а также с полученными нами ранее экспериментальными данными.

С помощью методов сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) и расчетов на основе теории функционала плотности (ТФП) исследована структура чистой поверхности Si(331)-12×1. Получены СТМ изображения реконструированной поверхности Si(331) более высокого разрешения, чем все, имеющиеся на данный момент в литературе. Данные СТМ показывают, что ячейка поверхности 12×1 содержит два идентичных структурных блока (рис. 1(а)). Нами предложена атомная модель структурного блока поверхности Si(331)-12×1 (рис. 2) и на ее основе разработана полная атомная модель структуры этой поверхности. Основу модели структурного блока поверхности (331) кремния составляют пентамер с межузельным атомом и шесть пентагонов кремния (выделены оранжевым цветом). Модель получила название 8P (8-pentagon), по числу видимых пентагонов в одном структурном блоке поверхности (рис. 2).
Энергия поверхности Si(331)-12×1 в соответствии с моделью 8P значительно ниже, чем в моделях предложенных ранее. Кроме того, энергия поверхности в новой модели близка к энергии поверхности Si(111) со структурой 7×7. Известно, что Si(111)-7×7 является наиболее стабильной поверхностью кремния с наименьшей энергией. Следовательно, поверхность Si(331) не может иметь энергию значительно ниже той, что рассчитана в нашей модели.

Рис. 1. (а) Экспериментальное СТМ изображение поверхности Si(331)-12×1. (б) Изображение поверхности, рассчитанное с помощью ТФП на основе модели 8P поверхности Si(331)-12×1. Пунктиром показана элементарная ячейка поверхности.

Рис. 2. Модель структурного блока поверхности Si(331)-12×1: 8PU (8-pentagon unit), состоящая из пентамера с межузельным атомом и шести пентагонов кремния (выделены оранжевым цветом).
Новая модель поверхности Si(331) также значительно лучше согласуется с экспериментальным СТМ изображением на рис. 1(а). А именно, модель адекватно описывает группы из пяти ярких пятен (пентамеры), темные вертикальные полосы между ними (траншеи) и пятна 1-3 между пентамерами (Рис. 1(б)).
Низкая энергия поверхности и хорошее соответствие экспериментальным СТМ изображениям являются весомыми аргументами в пользу предложенной нами модели структуры поверхности Si(331). Наша атомная модель предсказывает, что должны существовать несколько сдвиговых (buckling) конфигураций поверхности Si(331), близких по энергии. Теоретически возможно изменение сдвиговых конфигураций поверхности Si(331) с помощью острия СТМ. Это открывает возможность создания перезаписываемых элементов памяти нанометрового масштаба.

Автометрия, 2016, т.52, No5, с. 111-121
Методом моделирования Монте-Карло (МК) изучался рост концентрических наноколец арсенида галлия методом капельной эпитаксии. Проанализированы условия формирования одиночных, двойных и тройных наноколец на подложках с ориентацией поверхности (001). Продемонстрировано, что тип формируемых колец зависит от длины диффузии галлия по поверхности (λdiff_Ga), определяемой температурой и потоком мышьяка. Для образование кольца необходимо неоднородное распределение мышьяка по поверхности. Если λdiff_Ga больше половины расстояния

Рис. Сечения модельных структур. (a-в) Влияние расстояния L между каплями на морфологию кольца: a) L = 100 нм, б) L = 140 нм, в) L = 180 нм, T = 550 K, FAs2 = 0.005 МС/с. г-е) Кинетика формирования кольца: г) – t = 85 c, д) – t = 252 c, е) – t= 423 c; T = 550 K, FAs2 = 0.01 ML/s, L = 140 нм, диаметр исходной капли галлия 30 нм. Красным и синим цветом указаны атомы Ga, голубым и зеленым – атомы As (синий и голубой цвета соответствуют атомам исходной подложки), розовым – жидкий галлий.
между каплями (λdiff_Ga > L/2), то происходит образование одиночных колец с ростом эпитаксиальной пленкой между ними (Рис. -а). В данном случае существует только одна область повышенного притока мышьяка - трехфазная граница раздела. При λdiff_Ga ~ r0 (r0–радиус исходной капли галлия), также возможно формирование одиночного кольца. Условие образования двойного кольца: r0 < λdiff_Ga < L/2 (Рис.-(б, в)). При λdiff_Ga < L/2 на поверхности имеются две области повышенного притока мышьяка: трехфазная граница раздела (дополнительный сбор с поверхности капли) и граница между Ga- и As-стабилизированными областями поверхности GaAs (диффузионный сбор с As-стабилизированной поверхности). Ga-стабилизированная область находится между r0 и r0 + λdiff_Ga, а As-стабилизированная область – между r0 + λdiff_Ga и L/2. Наблюдение за кинетикой формирования одиночного кольца в случае, когда λdiff_Ga ~ r0 (Рис.-(г-е)), показало, что это кольцо формируется в результате слияние внешнего и внутреннего колец. Слияние колец происходит из-за смещения к центру капли границы между Ga- и As-стабилизированными областями поверхности GaAs. Это смещение в основном обусловлено уменьшением размера капли галлия со временем отжига. В модельных экспериментах при высоких потоках мышьяка, когда λdiff_Ga стремится к нулю, вместо кольца образуется компактная структура жидкое ядро галлия – кристаллическая оболочка GaAs. Показано формирование тройных колец в двухстадийном процессе капельной эпитаксии, когда в процессе отжига резко меняется λdiff_Ga, либо за счет изменения температуры, либо интенсивности потока мышьяка.

Department of Physics, University of Wisconsin, Madison, Wisconsin, USA
The Open University, Walton Hall, UK
Journal of Physics B, 2016, v.49, p.114007
Physical Review A, 2016, v. 94, p. 062307
Проведено численное моделирование квантовой томографии однокубитовых и двухкубитовых квантовых операций, для которых в качестве кубитов рассматривались мезоскопические атомные ансамбли, содержащие случайное число сильно взаимодействующих атомов. Такие ансамбли, находящиеся в режиме дипольной блокады, называются ридберговскими суператомами. Вынужденное

Рис. (a) Схема выполнения квантовой операции CZ (управляемый фазовый сдвиг) на основе адиабатического прохождения резонанса Фёрстера. (б) Схема выполнения квантовой операции CNOT.
рамановское адиабатическое прохождение (STIRAP) в таких ансамблях может быть использовано для детерминированного возбуждения одиночных ридберговских атомов, записи квантовой информации в коллективные состояния ансамбля и выполнения однокубитовых и двухкубитовых операций. Для повышения точности операций использованы оптимизированные профили лазерных импульсов. Численные расчеты подтвердили корректность и высокую точность предложенных схем квантовых операций с ридберговскими суператомами.
Предложены схемы двухкубитовых операций CZ (управляемый фазовый сдвиг, Рис. а) и CNOT (управляемое НЕ, Рис. б) на основе двойного адиабатического прохождения подстраиваемого электрическим полем резонанса Фёрстера 90S + 96S → 90P + 95P в атомах цезия. Например, для выполнения операции CZ два атома возбуждаются в ридберговские состояния |r› . Затем уровни энергии подстраиваются электрическим полем так, что система взаимодействующих атомов дважды проходит через резонанс Фёрстера и возвращается в исходное состояние, приобретя детерминированный фазовый сдвиг. Детально исследован эффект детерминированной аккумуляции фазы при двойном адиабатическом прохождении в двухуровневой квантовой системе. Показано, что для адиабатического прохождения могут быть эффективно использованы импульсы с нелинейным чирпом частоты и прямоугольным профилем интенсивности. Выполнены оценки точности квантовых операций с учетом конечного времени жизни ридберговских состояний и тонкой структуры уровней энергии взаимодействующих атомов.

Рассмотрены различные факторы, влияющие на работу электрооптического (ЭО) модулятора на основе полимерных волноводов (см. Рис -а). Показано, что для корректного расчета характеристик ЭО модуляторов необходимо учитывать

Рис. (а) Поперечная структура ЭО модулятора на полимерах; (б) Зависимость полуволнового напряжения V от частоты модуляции для разных вариантов конструкции ЭО модулятора бегущей волны.
дисперсию СВЧ волны, а также влияние неоднородности полинга электрооптического полимера в электродной структуре модулятора. Выполнены численные расчеты электрооптических модуляторов Маха-Цендера с учетом условий полинга, а также вклада в СВЧ дисперсию свойств полимера и проводимости электродов. Показано, что применение дополнительных изолирующих полосок (особенно из материалов с высокой диэлектрической проницаемостью, например из MgO) позволяет значительно (до 2.8 раз) увеличить эффективность электрооптического управления (см. Рис -б) по сравнению со стандартным случаем окружения активного полимерного волновода слоями на основе пассивного полимера (UV15LV). Результаты работы могут найти применение в устройствах интегральной оптики и радиофотоники.

Группа моделирования электронных и технологических процессов микроэлектроники
Автометрия, 2016, т.52, No5, с.44-54
Известия РАН, Серия физическая, 2016, т. 80, No1, с. 6-9
В рамках работ по исследованию особенностей генерации квантового ключа в протяженных атмосферных линиях связи созданы компактные модули передатчика и приемника одиночных фотонов для проведения испытаний в поле- вых условиях. В основе передатчика используется современный лазерный диод с длиной волны излучения 850 нм, что соответствует окну прозрачности атмосферы. Передатчик способен работать как в импульсном режиме, так и в непрерывном. Длительность лазерного импульса составляет 5 нс. Температура лазерного диода стабилизируется вблизи 20°С.
![]() |
Рис. Зависимость вероятности попадания темновых импульсов в строб-импульс длительностью 20 нс от напряжения питания ЛФД C30902S в гейгеровском режиме. Тактовая частота 100 кГц. |
В основе приемника используются лавинные фотодиоды (ЛФД) C30902S, температура которых стабилизируется вблизи +5°С. Данное значение температуры обеспечивает как достаточно низкую частоту темновых импульсов, так и отсутствие намерзания инея на детектирующую площадку фотодиода. Для регистрации одиночных фотонов ЛФД вводятся в постоянный гейгеровский режим, для чего напряжение питания ЛФД поднимается выше некоторого порогового значения. Импульсы фотодиода усиливаются, дискриминируются и стробируются для уменьшения уровня темновых шумов. Длительность строб-импульса составляет 20 нс. На рисунке приведена измеренная зависимость вероятности попадания темновых импульсов в строб-импульс от напряжения питания одного из ЛФД. Частота следования строб-импульсов составляла 100 кГц. При напряжении питания ЛФД 217,5 В была предварительно измерена эффективность однофотонной регистрации приемника, которая составила около 1% при отношении количества темновых импульсов к зарегистрированным фотонам 7%. Интенсивность лазерного излучения ослаблялась нейтральными фильтрами до уровня 0,1 фотона на тактовый импульс.
Был измерен коэффициент пропускания лазерного излучения через воздушный промежуток длиной 1 м с помощью двух коллиматоров, соединенных с передатчиком и приемником оптоволоконными кабелями длиной 1 м, который составил 60%. Диаметр лазерного пучка при этом составлял 7 мм.

Лаборатория физических основ эпитаксии полупроводниковых гетероструктур
Laser Physics, 2016, v. 26, p. 025001 (6pp)
Laser Physics, 2016, v. 26, p. 125001 (5pp)
Автометрия, 2016, т.52, No2, стр. 52-56
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. Метод позволяет удалить вклад рассеянного излучения мощных возбуждающих световых импульсов.

Рис. Сверху - схема лазера с синхронизацией мод. 1-3 –система накачки; 4-активный элемент; 5,5′ - сферические зеркала, 6-компенсаторы дисперсии групповых задержек, 7- выходное зеркало, 8- зеркало с насыщающимся поглощением. Снизу – структура зеркала с насыщающимся поглощением.
Кинетика пропускания в подложке GaAs (001) воспроизводит форму импульсов возбуждающего излучения (длительность 130 фс). 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 объясняется поглощением излучения фотогенерированными носителями; то, что сигнал имеет вид постоянной «подкладки», связано с тем, что интервал следования фемтосекундных возбуждающих импульсов 14 нс меньше времени электронно-дырочной рекомбинации в монокристаллическом арсениде галлия.
Для образца, содержащего квантовые ямы In0.25Ga0.75As толщиной 15 нм, разделённые наноструктурированными барьерами из арсенида алюминия вида 3MLAlAs/8ML КЯ/2ML AlAs/8ML КЯ/2ML AlAs/8ML КЯ/3ML AlAs (здесь ML означает монослой, КЯ – материал квантовой ямы), 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). Последнее время существенно короче того, что регистрируется в образцах с квантовыми ямами и с толстыми барьерами, и обеспечивает быстродействие оптического затвора. На основе образцов с квантовыми ямами, разделёнными наоструктурированными барьерами, разработаны, изготовлены и испытаны в лазерах Yb:KYW и Yb:KGW зеркала с насыщающимся поглощением, получены устойчивые режимы синхронизации мод со средней мощностью соответственно 5 и 8 Вт.

Laser Physics Letters, 2017, v. 14, No 2, р. 026001
Стимулированное фотонное эхо (СФЭ) формируется в среде под воздействием трёх импульсов резонансного излучения. Это явление используется в современной науке и технике как для записи и обработки оптических данных, в том числе для квантовой памяти и для квантовых операций, так и для исследования процессов релаксации. В атомарных газах деполяризующие столкновения, приводящие к разрушению моментов поляризации рабочих уровней атома – ориентации, выстраивания и т.п. – представляют интерес благодаря возможности получить сведения о потенциалах межатомного взаимодействия. Обычно скорости разрушения ориентации и выстраивания весьма близки, и их измерение требует высокой точности. Ранее [I.V. Yevseyev et al., Laser Phys. Lett., 2007, Vol. 4, p.524] для исследования разрушения моментов поляризации верхнего рабочего уровня атома при столкновениях 174Yb 33P1 нами было использовано СФЭ со специально выбранными поляризациями импульсов возбуждающего излучения. В этой работе был надёжно продемонстрирован факт различия скоростей распада ориентации и выстраивания и измерен модуль разности скоростей разрушения ориентации и выстраивания уровня 3P1 атома 174Yb при столкновениях иттербия с атомами криптона.
Деполяризующие столкновения не всегда исполняют чисто разрушительную роль. В 2014 году нами впервые было обнаружено стимулированное фотонное эхо, сформированное на переходе 0-1 в атомарных парах иттербия за счёт столкновений атомов иттербия с атомами буферного газа (так называемое столкновительное СФЭ) [N.N. Rubtsova et al., Laser Physics, 2014, Vol. 24, p. 046003]. В этой работе были исследованы поляризационные свойства этого когерентного явления, его зависимость от давления буферного газа. Анализ [V.A. Reshetov et al., J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys., 2012, Vol. 45, p. 225502] столкновительного СФЭ на переходе 0-1 показал, что такое эхо формируется только из-за различия скоростей столкновительного разрушения ориентации и выстраивания верхнего рабочего уровня атома 174Yb 33P1. Поэтому явление столкновительного СФЭ может быть использовано для исследования деполяризующих столкновений. В работе [V.A. Reshetov, Laser Phys. Lett., 2015, Vol. 12, p. 126002] было показано, что поведение столкновительного СФЭ в слабом продольном магнитном поле существенно зависит знака разности скоростей распада ориентации и выстраивания уровней.
Эта новая идея использования столкновительного СФЭ в слабом магнитном поле для исследования деполяризующих столкновений была реализована нами на интеркомбинационном переходе 174Yb (6s2)1S0↔(6s6p)3P1 в парах иттербия в присутствии избыточного количества буферного газа – ксенона (давление ксенона оптимально для сигнала столкновительного СФЭ). Столкновительное СФЭ формировалось тремя импульсами, поляризация которых была линейной (с точностью не хуже 10-3 по мощности), причём поляризация первого возбуждающего импульса была скрещена с поляризациями остальных двух импульсов. Такая комбинация поляризаций оптимальна для регистрации столкновительного СФЭ – обычное СФЭ в чистом иттербии без буферного газа в этом случае не формируется. В нулевом магнитном поле поляризация столкновительного СФЭ совпадает с поляризацией первого возбуждающего импульса, поэтому в эксперименте регистрировалась именно эта компонента поляризации.
![]() |
Рис. Компонента поляризации столкновительного СФЭ, па-раллельная поляризации 1-го возбуждающего импульса, нарастает с ростом магнитного поля. |
Приведённые на рисунке экспериментальные данные несомненно доказывают, что скорость столкновительного распада выстраивания уровня 3P1 γ(2) больше скорости разрушения ориентации уровня γ(1), так как компонента поляризации столкновительного СФЭ, параллельная поляризации 1-го возбуждающего импульса, нарастает с ростом магнитного поля. Начальный участок графика можно использовать не только для определения упомянутого знака разности, но также для оценки величины разности γ(2)-γ(1). Для этого можно использовать отношение интенсивностей столкновительного СФЭ в первом максимуме Imax и в нулевом магнитном поле I0, а также значение магнитного поля Bmax, при котором достигается первый максимум кривой. По этим двум значениям Imax/I0 и Bmax строится теоретическая кривая, а параметром подгонки служит разность γ(2)-γ(1). Для эксперимента получается константа скорости (γ(2)-γ(1))/pXe=29,6*106с-1Торр-1, которая разумно согласуется с полученным ранее значением для криптона.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
При оптической накачке импульсным лазерным излучением с λ=266 нм твердых растворов AlxGa1-xN/AlN с x=0.5 и 0.74 с толщиной AlxGa1-xN - 1.2 мкм, AlN - 320 нм на (0001) ориентированных сапфировых подложках, синтезированных методом молекулярно-лучевой эпитаксии, исследованы спектральные характеристики фотолюминесценции ФЛ. Слои AlxGa1-xN легированы кремнием с nSi≥1020 cм-3. Концентрация свободных электронов в Al0.5Ga0.5N составляла ne≈ 1.4×1018 cм-3, а Al0.74Ga0.36N - ne≈0. Геометрические размеры образцов составляли 15×10 мм2. Грани образцов подготавливались для вывода излучения методом скалывания, отражающие покрытия не наносились.
![]() |
![]() |
W, MВт/см Рис. Люминесценция Al0.5Ga0.5N в перпендикулярном направлении (1,2); от торца (3,4), λ=560 (1,2) и λ=528 (3,4) нм, L=0.6 (1,3) и 1.2 (2,4) мм. | Рис. Люминесценция AlxGa1-xN от длины области возбуждения x=0.74(1), x=0.5(2). |
Накачка исследуемых образцов осуществлялась со стороны плёнки AlxGa1-xN импульсным излучением четвёртой гармоники Nd:YAG – лазера с λ=266нм с длительностью импульса на полувысоте ~8 нсек и частотой повторения до 10 Гц. На поверхности плёнки формировался световой пучок с однородным близким к гауссовому распределением с шириной 370 мкм и с изменяемой длиной возбуждаемой области L в диапазоне от 0 до 1см с шагом 10 мкм. Максимальная импульсная плотность мощности на поверхности образца составляла ~ 10 МВт/cм² с неоднородностью её интенсивности вдоль длины, не превышающей 10%.
Регистрация спектров ФЛ проводилась в направлении перпендикулярном плоскости структуры и с торца исследуемого образца. Получены широкополосные спектры излучения с шириной ~260 TГц для Al0.5Ga0.5N и ~ 360 TГц для Al0.74Ga0.36N. Наблюдались качественные различия в поведении зависимостей интенсивности ФЛ в перпендикулярном направлении и с торца структуры. В последнем случае 2интенсивность при удельной мощности 20 кВт/cм резко возрастала с дальнейшим увеличением пропорционально мощности возбуждения.
Измерения зависимостей интенсивности излучения с торца структуры при изменении длины возбуждаемой области L демонстрируют экспоненциальный рост, что свидетельствует об усилении излучения. Измеренные коэффициенты усиления на λ≈528 нм для Al0.5Ga0.5N равны g≈70 cм-1, а для Al0.74Ga0.36N на λ≈468 нм g≈20 cм-1.

Квантовая электроника, 2016, т. 46, с.782
Впервые получена лазерная генерация на самоограниченных переходах атома меди c λ=510.6 и λ=578.2 нм при возбуждении смеси Ne-CuBr регулярными и цугом импульсов низкоэнергетических электронных пучков. Конструкция лазера представляла собою вакуумноплотный кварцевый кожух, в которой размещался коаксиальный катод, в качестве которого использовались карбид кремния с внутренним диаметром 5.5 cм. Соосно ему располагался коаксиальный анод в виде молибденовой сетки с прозрачностью μ=90%. Зазор катод – анод с длиной 3 мм образовывал ускорительный промежуток. Необходимое давление паров металла задавалось внешним нагревом лазерной кюветы, а при больших мощностях накачки обеспечивалось саморазогревным режимом функционирования.
В режиме регулярных импульсов c f=0.8...3 кГц при давлении неона pNe≈ 7...20 Торр и бромида меди pCuBr≈ 0.1...1 Торр при напряжении U>5 кВ (I>700A) получена лазерная генерация на λ=510.6 и λ=578.2 нм.

Рис. Зависимости: а средней мощности генерации Plas от тока I. pNe≈9 Toрр f=2 кГц; b Plas и энергии генерации wlas от частоты следования импульсов f. Прозрачные кружки - режим регулярных импульсов, тёмные кружки – режим цуга.
Полученные зависимости энергетических параметров демонстрируют перспективность электронно-пучкового возбуждения. Зависимость средней мощности генерации от тока разряда Plas(I) имеет возрастающий характер, причем Plas растёт быстрее, чем амплитуда тока. С увеличением частоты следования импульсов f и соответственно мощности накачки P мощность генерации Plas и энергии излучения wlas возрастала. При возбуждении лазера цугом импульсов с длительностью ~ 1ms и максимально возможной частоте заполнения 10 кГц лазерная генерация возникала, начиная со второго импульса возбуждения, с четвертого происходило выравнивание импульсов генерации, которые до конца цуга оставались постоянными по амплитуде. Мощность лазерной генерации в пересчёте на режим регулярных импульсов составляла Plas≈10 Вт или 50 Вт/м, при этом наблюдался дальнейший рост мощности и энергии излучения wlas. Предельные частотные характеристики CuBr лазера были определены при возбуждении сдвоенными наносекундными импульсами. Эксперименты продемонстрировали, что генерация возникает через 0.65μs и к моменту времени 1.5 мс достигает 0.9 от максимального значения. Оценки показали, что при удельной энергии, вложенной в активную среду 0.52 мДж/см³ и энергосъёме ~44 мкДж/см³ физическая эффективность генерации составила 8.5%.

ИХБФМ СО РАН
Nanomedicine, 2016, v. 11, N. 16, p. 2073-2082
Автометрия, 2016, т.52, No5, с.21- 25
Установлено, что новый тип модификации поверхности Si- нанопроволочных транзисторов, использующий молекулы карбонилдиимидазола и нейтральные фосфорил гуанидин олигонуклетидые зонды (PGO), в комбинации с оптимизированным режимом работы позволяет проводить высокоспецифичную детекцию коротких последовательностей РНК (saRNA) в динамическом диапазоне 10 порядков, с фемтомолярным уровнем чувствительности (см. рис.). Показано, что отклик
![]() |
Рис. Ids(t) зависимости, измеренные в процессе детекции молекул saRNA1- полностью комплиментарных и saRNA2- некомплиментарных к иммобилизованным на поверхность сенсора зондам PGO1. Вставка показывает отклик сенсора на PGO1- saRNA1 гибридизацию в диапазоне концентраций 10-15-10-5 М saRNA1 в 1 мМ фосфатном буферном растворе (PBS). |
сенсора на гибридизацию полностью комплиментарных пар зонд-аналит (PGO1-saRNA1) составляет 4 % при 10-15 М концентрации saRNA1. Отклик сенсора на неспецифическое взаимодействие некомплиментарных пар PGO1-saRNA2 не превышает 2% даже при увеличении концентрации saRNA2 до 10-6 М (на 9 порядков по сравнению с saRNA1).
В эксперименте использовались saRNA, соответствующие маркерам немелкоклеточного рака легкого. Сенсоры изготовлены с использованием оптической литографии.

Показано, что температурные зависимости эффективной подвижности носителей заряда μeff(T) при перераспределении их плотности Ne по толщине полностью обедняемых пленок кремния позволяют выделить компоненты μeff, ограниченные рассеянием на поверхностных фононах (μsph) и микрорельефе границ раздела пленка/диэлектрик (μsr) (см. рис.)

Рис. (a) Зависимости μeff (Ne) и μeff (Ne-n ) аппроксимации для n+-p-n+ МОП транзисторов на 30 нм пленках КНИ при изменении режима пленки кремния со стороны поверхности от обогащения (A) до инверсии (С). (б) - Зависимости μeff(T-1,75), полученные в режиме 3A (режиме локализации электронов вблизи границы раздела со скрытым диэлектриком) экспериментально и аппроксимацией μeff (T)=1/(μsph (T)+1/μsr (T) )-1 при μsr = 327 см-2В-1с-1 и μsph=6,45·104·Т-1.
Установлено, что значение показателя n=0.7 зависимостей μeff(Ne-n) при большой плотности индуцированных носителей заряда (Ne> 6×1012 cм-2, область 3 на рисунке) и температурах, близких к комнатной, определяется рассеянием на поверхностных фононах. Рассеяние на микрорельефе границы пленка/скрытый диэлектрик доминирует при Т ≤180 К и определяет значение показателя n=1.

Thin Solid Films, 2016, v. 603, p. 249
Химические свойства диоксида кремния обусловлены лабильностью связи Si-O-Si. Экспериментально величину угла Si-O-Si можно определить по положению асимметричного пика валентных колебаний этой связи в спектре FTIR. Согласно экспериментальным и расчетным данным, в зависимости от величины угла Si-O-Si наблюдается сдвиг частоты в области 1000- 1200 см -1 . Введение дополнительных групп в диоксид кремния (в нашем случае метильных) может привести к довольно значительным изменениям реакционной способности этой связи. На рис. 1 приведены FTIR спектры метил-допированного диоксида кремния. Под действием УФ-

Рис. 1. FTIR спектры, три группы образцов: 1 группа - радиус поры 1.1 нм, нижняя кривая - исходный образец ν =1021 см-1, облучение ртутной лампой не приводит к изменениям (кривая ν =1022 см-1), следующие две кривых после УФ-обработки (плазма Не) 2 и 5 мин, ν =1034 и 1040 см-1 соответственно. 2 группа - радиус пор 2 нм до и после облучения 3 мин, ν =1045 и 1050 см-1. 3 группа - радиус пор 3.4 нм до и после УФ облучения (плазма Не) ν =1058 и 1062 см-1

Рис. 2. Модель поры. Расчет проводился как для допированных СН3 группами, так и недопированных структур. D - диаметр поры, менялся от 1 до 3.5 нм.
излучения наблюдается сдвиг в сторону больших волновых чисел. Это объясняется увеличением π-связывания, которое приводит к увеличению угла. Причиной дополнительного π -связывания является большой заряд ядра атома Si, который понижает энергию незаполненных 3d-орбиталей, и энергетически они оказываются близки к 2p-орбиталям атома кислорода. Таким образом, появляется возможность дополнительного перекрывания 3d-орбиталей атомов Si и 2p-орбиталей атомов O. При моделировании мы составляли пору из фрагментов кристобалита (см. рис. 2).
Расчеты, выполненные для непористого образца, показали, что среднее значение угла Si-O-Si составляет 143 град, и распределение по углу более узкое, чем у пористых материалов. Экспериментально показано, что положение пика в области 1000-1100 см-1 зависит от размера поры, а также при одинаковом размере поры пленки, не содержащие CH3 –группы, дают несколько большие значения частот, см. рис. 1.

Рис. 3. Зависимость размера поры от среднего значения угла Si-O-Si для диоксида кремния (расчет), допированного СН3 группами (1), и недопированного диоксида кремния (2).
Облучение образцов проводили в плазме гелия, основная линия свечения которого находится в УФ-диапазоне на длине волны 58.4 нм, что соответствует энергии 21.2 эВ, и в плазме аргона на длине волны 106 нм, что соответствует энергии 10 эВ. Показано, что влияние плазмы на пористые слои нужно рассматривать в основном как взаимодействие с СН3–группой. Моделирование показало, что при добавлении CH3 групп происходит ослабление π -связывания за счет смещения электронной плотности во фрагменте Si - CH3 с атома кремния в сторону метильной группы, что приводит к уменьшению угла Si-O-Si. Наличие такой группы позволяет дополнительно управлять π-связью, что позволяет менять реакционную способность диоксида кремния.
На рис. 3 показаны результаты моделирования - зависимость среднего значения угла Si-O-Si от радиуса поры. При добавлении CH3 групп средний угол уменьшается на величину около 3 градусов (см. рис. 3 кривая 2).

Лаборатория вычислительных систем
Разработана параллельная программа для определения микроскопического механизма поверхностной атомной диффузии и моделирования роста гетероэпитаксиальных наноструктур на подложках со сложным рельефом. С использованием метода молекулярной динамики рассчитана энергетическая поверхность структурированной подложки Si и определены условия зарождения более одного наноостровка Ge в ямке.
Программа реализована в стандарте MPI для вычислительных кластеров. Для представления кристаллической решетки типа алмаза было выполнено ее отображение на декартовую сетку, шаг которой составляет 0.125 нм. Выполнена оптимизация использования кэш-памяти процессора при работе с кристаллической решеткой.

Рис. Зависимость коэффициента ускорения параллельной программы от числа процессов: решетка 200×200×100 нм³, время моделирования 6 с.
Для хранения отображения решетки типа алмаза на декартову сетку использован трехмерный массив. Каждый узел моделируемой решетки описывается набором параметров: энергия деформации (Edef); векторы смещения атомов относительно узла кристаллической; конфигурация – битовая маска (M), описывающая наличие/отсутствие для данного узла первых и вторых соседей; тип атома (T), на данный момент предусмотрено три значения: Si, Ge, None (атом в узле отсутствует); вектор информации о дефекте в данном узле.
Проведенные исследования показали, что первоначально созданный последовательный программный прототип адекватен модели и воспроизводит основные эффекты на начальных стадиях гетероэпитаксиального роста, такие, как переход к трехмерному росту, вертикальное упорядочение наноостровков и уменьшение критической толщины смачивающего слоя в многослойных гетероструктурах. Однако последовательная программа ограничена работой с решетками небольшой размерности.
Для проведения реальных исследований и работы с подложками размерности больше 125×125×25 нм³ создана параллельная программа на языке C с использованием стандарта MPI. В качестве основного подхода к распараллеливанию алгоритма моделирования гетероэпитаксиального роста была выбрана геометрическая декомпозиция моделируемой области (domain decomposition) и ее распределение по параллельным процессам. Данный подход широко применяется при численном решении задач, в частности методом Монте-Карло.
При проведении экспериментальных исследований размер решетки составлял 200×200×100 нм³. Проводилось моделирования шестисекундной гетероэпитаксии на подложке и измерялось время работы параллельного алгоритма. На рисунке показана зависимость коэффициента ускорения параллельной программы от числа процессов. Эксперименты выполнены на вычислительном кластере с двухпроцессорными узлами на базе Intel Quad Xeon E5420 и сети связи InfiniBand QDR.

На основе модели параллельных вычислений LogP [Culler D., Patterson D., 1993] предложены аналитические выражения времени выполнения алгоритмов коллективных операций. В полученных оценках учитываются выбор корневого процесса операции и выполнение копирования сообщений в памяти. Для оценки издержек на операции с памятью модель LogP расширена параметром λ – время копирования одного байта сообщения в памяти PGAS-программы. Оценки построены в общем виде – как функции от номера процесса. Последнее позволяет анализировать возможный дисбаланс времени выполнения операций (arrival pattern), влияющий на масштабируемость параллельных программ. Построенные аналитические выражения позволяют принимать решение о выборе оптимального алгоритма коллективной операции, а также, на основе информации о числе операций в ветвях, оптимизировать построение расписаний выполнения двусторонних обменов (point-to-point) в неблокирующих коллективных операциях для runtime-систем языков параллельного программирования. Последнее актуально, для существующих и перспективных коммуникационных сетей, поддерживающих выгрузку коллективных операций в сетевой адаптер (collectives offload).

Несмотря на высокую надёжность микроэлектронной базы, вероятность возникновения отказов в распределённых вычислительных систем (ВС) повышается с ростом количества элементарных машин в них. Организация отказоустойчивого функционирования распределенных ВС требует создания программных средств, обеспечивающих самоконтроль и самодиагностику. Существуют два основных подхода к организации самодиагностики вычислительных систем: централизованный и децентрализованный. Опыт разработок в области самодиагностики распределённых вычислительных систем показывает, что централизованный подход ведёт к снижению производительности ВС и нарушает важный принцип их построения: отказ одной ЭМ влечёт за собой отказ всей системы. Эти проблемы могут быть решены при децентрализации процесса диагностирования.
Среди основных недостатков ранее предложенных алгоритмов децентрализованной самодиагностики следует отметить: накладываемые ограничения на тестовую топологию; отсутствие возможности изменения состояния ЭМ во время фазы тестирования; использование диагностической модели сравнения, позволяющей установить лишь факт неисправности, т.е. выполнить самоконтроль ВС, без возможности диагностировать, какая конкретно ЭМ неисправна; передача диагностической информации после раунда тестирования.
![]() |
Рис. Зависимость количества сообщений от выполняемой фазы алгоритма самодиагностики и используемой схемы передачи сообщений для топологии «трёхмерный тор» (4×4×4). |
В ходе выполнения работы был создан событийно-ориентированный адаптивный алгоритм децентрализованной самодиагностики распределенных вычислительных систем (ВС), характеризующийся параллельным выполнением фаз тестирования и распространения диагностической информации и не накладывающий ограничений на тестовую топологию системы.
Предложенный алгоритм обладает следующими характеристиками: каждая исправная элементарная машина (ЭМ) тестируется только одной другой исправной машиной; передача диагностической информации происходит только при изменении состояния тестируемой ЭМ; изменение состояния ЭМ может происходить во время фазы тестирования; тестовая топология зависит от диагностического образа системы, полученного на предыдущем раунде тестирования (адаптивность); фазы тестирования и распространения диагностической информации выполняются параллельно.
Проведено моделирование разработанного алгоритма с использованием средства дискретного моделирования YACSIM. Исследования проводились для распространенных топологий распределенных вычислительных систем: решетка, тор, гиперкуб. Для полностью регулярных топологий, таких как тор и гиперкуб, исследования проводились для двух различных схем передачи диагностических сообщений. В первом случае каждый узел передавал диагностическую информацию по всем линиям связи, во втором были задействованы только линии связи, не участвующие в тестировании. Для топологии типа «решётка» вторая схема передачи сообщений не подходит, она приводит к неполному информированию узлов в системе о произошедшем событии.
На рисунке показана зависимость количества сообщений от выполняемой фазы адаптивного алгоритма и используемой схемы передачи диагностической информации для топологии «трёхмерный тор» (4×4×4). Наибольшее количество сообщений приходится на фазы, связанные с появлением событий: фаза тестирования на первом раунде (здесь происходит совмещение тестирования и передачи диагностической информации в связи с обнаружением неисправной ЭМ) и фаза восстановления. Во время фазы тестирования на втором раунде событий не происходит, поэтому количество передаваемых сообщений заметно меньше. Применение схемы передачи диагностической информации, не использующей линии связи, задействованные в тестировании, сокращает количество сообщений на 14,3%.
Для топологии «трёхмерный тор» (4×4×4) получены также оценки загрузки системы при выполнении предложенного алгоритма в единицах времени и в процентном соотношении от общего времени моделирования. Результаты показывают, что при выполнении алгоритма в отсутствии неисправностей загрузка системы очень мала (15,1 (1,51 %)) и при наличии одной неисправности и одного восстановления увеличивается до 131,6 (13,16%) в случае первой схемы передачи диагностической информации и до 95,6 (9,56%) – при использовании второй схемы.

На основе источника ТГц излучения и разработанного визуализатора был собран макет системы для контроля скрытых под одеждой и строительными конструкциями объектов на расстоянии от 1 до 3 метров. На рис. 1 слева приведены видимые изображения сотового телефона в куртке. Справа приведено изображение этого же телефона в куртке в ТГц области. Видно, что телефон дает хорошо различимый блик, который практически не ослабляется одеждой.

Рис.1. Видимое изображение телефона в куртке (слева) и изображение в ТГц области (справа).
На рис. 2 приведено изображение металлической пластины 20×20 мм и монетки диаметром 10 мм, спрятанных за листом гипсокартона, обклеенного бумажными обоями. Видно, что эти объекты также хорошо идентифицируются.

Рис. 2. ТГц изображения (внизу) металлической пластины и монеты, спрятанных за листом гипсокартона (вверху).

Рис. 3 Схема носимого детектора скрытых объектов.
На основании проведенных экспериментов предложено схемотехническое решение для построения носимых приборов детектирования скрытых объектов. Схема приведена на рис.3. Детектор состоит из источников ТГц излучения, расположенных по периферии входного объектива ТГц визуализатора. Детектор содержит видеокамеру видимого диапазона, для локализации места контроля, а также снабжен отдельным монитором, видеосигнал на который поступает с детектора по радиоканалу. Такая схема облегчает оператору задачу наблюдения в труднодоступных местах.

НИИ Физиологии СОМН
Вестник психофизиологии, 2016, No 4, с. 3
С развитием компьютерных технологий особую актуальность и востребованность в корреляционных исследованиях приобретает принцип "обогащения" научной информацией исходного набора экспериментальных данных (Data Mining или интеллектуальный анализ данных). В настоящей работе были существенно расширены возможности широко известного в биомедицине метода Блэнда-Алтмана применительно к рядам коррелированных данных при оценке согласованности их динамики.
В классическом варианте метода с целью оценки согласованности и взаимозаменяемости сопоставляются две методики, измеряющие один и тот же показатель, при этом требуется, чтобы единицы измерения и масштаб измеренных значений были одинаковыми. В предложенной новой модификации появляется возможность сопоставлять не методики, а ряды данных разной физической природы, измеренные разными методиками. Для успешной реализации нового подхода динамика изменений в таких рядах должна иметь сильную (тесную) корреляционную связь (например, за счёт влияния внешних значимых факторов), а сами измерения должны быть синхронизованными.

Рис. 1. Фотография (слева) и соответствующая ей термограмма (справа) волонтера (мужчина, 18 лет) в период комплексного физиологического обследования с индикацией дыхания методом SEIRT. 1 – нагревательный элемент, вызывающий внешнее интервентное воздействие, 2 и 3 – электроды ЭКГ-контроля, 4 – Bluetooth-приёмник сигналов кардиоинтервалометрии от пояса с грудными электродами, 5 – датчик пульс оксиметра.
Работоспособность предложенного подхода проиллюстрирована на примерах исследования сердечного и дыхательного ритмов у людей разного уровня физической подготовки и, ранее, у малых лабораторных животных в присутствии внешних интервентных воздействий средней интенсивности на организм. Прецизионная регистрация интервалов легочного дыхания у людей и животных осуществлялась с использованием оригинального способа сорбционно-усиленной тепловизионной индикации (SEIRT – Sorption-Enhanced Infrared Thermography) с временным разрешением 100 Гц. Исходные экспериментальные данные при этом были получены медицинским тепловизором ТКВр-ИФП/СВИТ (разработчик и изготовитель ИФП СО РАН, г. Новосибирск) с температурной чувствительностью 0.03°C. Длины R-R интервалов определялись из кардиоинтервалометрии с частотой дискретизации 2 кГц. Тренды ритмов дыхания и сердца определялись путём сглаживания FFT-фильтром (отбрасывалась часть спектра выше пороговой частоты 0,0068 Гц).

Рис. 2. Ритмы сердца и дыхания (и их тренды), а также временная зависимость теплового воздействия на предплечье нетренированного испытуемого. Вертикальными обоюдоострыми стрелками выделен диапазон температуры нагревателя выше 29°C.
На рис. 1 представлены фотография и соответствующая ей термограмма, отражающие процесс измерения кардиореспираторных характеристик испытуемого в период кратковременного (4-5 минут) нагрева предплечья. Из рис. 2, показывающего результаты обследования волонтера, видно, что реакции дыхательного и сердечного ритмов на внешнее воздействие близки по времени и протекают внутри Овременных границ с температурой нагревателя выше 29°C. При этом "пики" линий сырых данных по обоим ритмам приходятся на момент, близкий к максимальной температуре нагревательного элемента.
На основании обработки данных с применением нового подхода при исследовании людей было установлено, что между трендами ритмов сердца и дыхания имеется корреляционная связь. При этом согласованность сердечного и дыхательного ритмов выявлена в период, непосредственно охватывающий само интервентное воздействие на организм.
Полученные результаты свидетельствуют об адекватности и перспективности предложенного нового подхода к обработке биомедицинских экспериментальных данных.