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

Лаборатория технологии эпитаксии из молекулярных пучков соединений А2В6
Nature Communications, v. 8, No1, p. 3045, 2017
Трехмерные топологические изоляторы (3Д ТИ) представляют собой новый класс веществ, основным из свойств которых является наличие изолирующего объема и проводящих поверхностных состояний с жесткой связью между волновым вектором и спином. Несмотря на то, что такая связь была убедительно продемонстрирована во многих 3Д ТИ с помощью спин-чувствительной электронной спектроскопии ARPES, изучение этой связи в транспортном отклике оказалось не такой простой задачей. В данной работе были представлены результаты магнитотранспортных исследований напряженной пленки HgTe толщиной 80 нм, являющейся высококачественным 3Д ТИ, демонстрирующие спиновую поляризацию дираковских электронов, расположенных на поверхности пленки.

Рис.1. a - Схематическое разрез исследуемой структуры, покрытой металлическим затвором и с вытравленной антиточкой.
б - Электронная микрофотография квадратной сверхрешетки антиточек с периодом 400 нм. Желтым цветом схематично показана траектория движения электронов по циклотронной орбите в условиях геометрического резонанса.
в - Общее изображение исследуемого образца. Представлен 10-контактный холловский
мостик, центральная часть которого модифицирована сверхрешеткой и покрыта затвором.
г - Измеренные зависимости магнитосопротивления для сверхрешетки с периодом 800 нм
при различных температурах. Хорошо видны резонансные пики, не чувствительные к
повышению температуры и соответствующие охватыванию циклотронной орбиты одной,
двух и четырех антиточек.
При изучении транспортного отклика 3Д ТИ вклад в проводимость дают, как правило, дираковские электроны, расположенные на обеих (противоположных) поверхностях пленки, что затрудняет идентификацию свойств отдельного дираковского конуса. Для разрешения этой проблемы нами была проведена модификация верхней поверхности пленки HgTe, состоящая в следующем. С помощью электронной литографии и мягкого химического травления были изготовлены периодические квадратные сверхрешетки антиточек (см. рис. 1), с диаметром антиточек 120-150 нм и с периодом 400, 600 и 800 нм. Антиточки представляют собой искусственные центры дополнительного рассеивания, однако, за счет прецизионного контроля глубины антиточек, они должны влиять преимущественно на электроны, расположенные на верхней поверхности, в то время как свойства электронов на нижней поверхности остаются практически неизменными.
Влияние антиточек на транспортный отклик наиболее ярко проявляется в магнитном поле. Благодаря строгой периодичности сверхрешетки при некоторых значениях магнитного поля, соответствующих кратному совпадению классического циклотронного радиуса носителей и периода сверхрешетки, в системе реализуется геометрический резонанс. На зависимости удельного сопротивления от магнитного поля резонанс сопровождается возникновением пика (пиков, см. рис. 1). Положение пика позволяет однозначно определить величину циклотронного радиуса и извлечь волновой вектор Ферми частиц, участвующих в формировании этого пика. В данной работе был проведен анализ зависимости величины волнового вектора Ферми от затворного напряжения, прикладываемого к исследуемым структурам. Показано, что, как и ожидалось, дираковские электроны, расположенные лишь на верхней поверхности, чувствуют сверхрешетку антиточек. Поэтому, положение пиков магнитосопротивления определяется величиной их волнового вектора Ферми. Наконец, сопоставляя величину волнового вектора со значением концентрации электронов, расположенных на верхней поверхности, было однозначно показано, что дираковские поверхностные электроны не обладают спиновым вырождением, что, в свою очередь, указывает на их спиновую поляризацию.
Полученные результаты не только расширяют копилку подтвержденных экспериментом знаний о физике 3Д ТИ, но и открывает новую главу технологий по их структурированию.

Институт физики микроструктур РАН, Нижний Новгород
Phys. Rev. B, v. 96, р. 35405, 2017
Была исследована температурная зависимость (от 2 K до 150 К) магнитопоглощения и магнитотранспорта (от 0 до 16 Тл) в квантовых ямах (КЯ) HgTe/CdHgTe в окрестности фазового перехода из состояния топологического изолятора (ТИ) в тривиальный полупроводник (ТПП). Из анализа температурной эволюции линий в спектрах поглощения, соответствующих переходам с «нулевых» уровней Ландау, были определены значения ширины запрещённой зоны при нулевом квазиимпульсе k = 0. Показано, что в образце с КЯ HgTe/Cd0.62Hg0.38Te шириной 6 нм увеличение температуры приводит к монотонному увеличению ширины запрещённой зоны от 2,7 мэВ до 23,2 мэВ. В образце с КЯ HgTe/Cd0.8Hg0.2Te шириной 8 нм было обнаружено, что ширина щели при критической температуре Тс = 90 К обращается в нуль, что соответствует переходу из состояния ТИ в состояние ТПП и возникновению безмассовых дираковских фермионов вблизи Γ точки зоны Бриллюэна. На рисунке 2 показана эволюция изменения спектров магнитопоглощения для HgTe КЯ толщиной 8 нм при изменении температуры.

Рис. 2. Энергии переходов α1, α', β, и в зависимости от магнитного поля. Экспериментальные данные представлены символами: кружки, треугольниками и квадраты. Теоретические кривые - линии. Значение запрещенной зоны показано стрелками.

Письма в ЖЭТФ, т. 106, №11, с. 712, 2017
Представлены экспериментальные результаты, указывающие на прямой переход сверхпроводник-изолятор по беспорядку D-SIT в тонких плёнках NbTiN (рис. 3a). Показано, что на сверхпроводящей стороне перехода D-SIT сопротивление при высоких температурах описывается логарифмом обратной температуры (рис. 3б), вблизи критической температуры сверхпроводящего перехода теорией квантовых вкладов в проводимость и моделью топологического перехода Березинского- Костерлица-Таулесса (рис. 3б,д). Продемонстрировано, что температурные зависимости сопротивления изолирующих плёнок следуют активационному закону Аррениуса (рис. 3в). Показано, что с ростом сопротивления на квадрат в нормальном состоянии критическая температура сверхпроводящего перехода подавляется в соответствии с фермионным механизмом подавления сверхпроводимости беспорядком (рис. 3е, сплошные символы). (a) Температурные зависимости сопротивления различных плёнок NbTiN в двойном логарифмическом масштабе; (б) Сравнение экспериментальных результатов и теории квантовых вкладов в проводимость. Сплошными линиями показаны результаты теоретического расчёта; (в) Сопротивление плёнок в аррениусовских координатах. В то же время наблюдается полное подавление температуры перехода Березинского-Костерлица-Таулесса при ненулевой критической температуре и, далее изменение основного состояния на изолирующее, что характерно для бозонной модели подавления сверхпроводимости беспорядком (рис. 3е, открытые символы). Сплошные прямые - активационный закон; (г) Изображение способа определения характерных параметров. Сплошные линии - экспериментальные данные, штриховые кривые - теоретическое описание с помощью логарифмического закона (1), жирные точки указывают значения характерных параметров; (д) Температурная зависимость сопротивления одной из плёнок в логарифмическом масштабе по сопротивлению от приведённой температуры. Зелёная сплошная линия - результат расчёта с помощью теории квантовых вкладов в проводимость, красная пунктирная линия соответствует результату подгонки выражением для вихревого перехода Березинского-Костерлица-Таулеса; (f) Зависимость критической температуры сверхпроводящего перехода (сплошные символы) и температуры перехода Березинского-Костерлица-Таулесса (открытые символы) от характерного сопротивления R*. Линии - предсказания в рамках фермионной модели подавления сверхпроводимости.

Рис. 3. (а-д)- температурная зависимость сопротивления, е- сопротивление пленок в аррениусовских координатах.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений A3B5
ФТП, т. 51, №1, с. 12-17, 2017
Мезоскопические явления в обычных не подвешенных структурах с решётками антиточек исследуются достаточно давно и подробно, и на настоящий момент такие структуры являются хорошо изученными. Они представляют собой один из приме- ров реализации твердотельных электронных биллиардов Синая. Решётки антито- чек — это системы с динамическим хаосом, в фазовом пространстве которых присутствуют области, отвечающие регулярному движению по устойчивым электронным траекториям. Устойчивые электронные траектории, возникающие в определённых магнитных полях, обуславливают множество интересных особен- ностей явлений электронного транспорта. Например, в магнетосопротивлении решёток антиточек проявляются так называемые соизмеримые осцилляции, которые обусловлены совпадением в определённых магнитных полях размеров решётки и циклотронного диаметра орбиты электронов — возникновением геомет- рических резонансов [Э.М. Баскин, Г.М. Гусев, З.Д. Квон, А.Г. Погосов, М.В. Энтин, Письма в ЖЭТФ 55, 649-652, 1992]. Исследованы также нелинейные эффекты при пропускании большого постоянного тока и показано, что влияние постоянного электрического поля не сводится только к эффектам разогрева, а приводит также к разрушению устойчивых электронных траекторий за счёт дрейфа в скрещенных электрическом и магнитном полях [Г.М. Гусев, З.Д. Квон, А.Г. По- госов, М.М. Воронин, Письма в ЖЭТФ 65, 237-241, 1997]. Помимо перечисленных явлений, в периодических решётках антиточек обнаружены квантовые интерферен- ционные явления, проявляющиеся в таких эффектах, как эффект Ааронова-Бома [Г.М. Гусев, З.Д. Квон, Л.В. Литвин, Ю.В. Настаушев, А.К. Калагин, А.И. Торопов, Письма в ЖЭТФ 55, 129, 1992], и др. Все эти явления изучались в неподвешенных электронных системах, то есть в системах, находящихся в массиве полупроводника.

Рис. 4. Продольное и холловское магнетосопротивление подвешенного образца. Вставка: СЭМ изображение подвешенной решётки антиточек. Температурная зависимость продоль- ного магнетосопротивления (a) неподвешенного и (б) подвешенного образцов. Зависимость продольного сопротивления от величины тянущего тока (б) неподвешенного и (б) подве- шенного образцов.
В настоящей работе описываются результаты исследований электронного транспорта в баллистическом режиме в подвешенном ДЭГ, структурированным периодическими решётками искусственных рассеивателей — антиточек. Обнару жены соизмеримые осцилляции магнетосопротивления, которые сохраняются и после подвешивания образцов. Проведён прямой сравнительный анализ этих осцилляций, а также их температурных зависимостей до и после подвешивания. Особое внимание уделено исследованию соизмеримых осцилляций магнетосопро- тивления в нелинейном режиме, реализуемом за счёт пропускания через образец постоянного тянущего тока. Обнаружено, что температурные зависимости соизмеримых осцилляций практически идентичны для подвешенных и не подвешенных образцов, в то время как в нелинейном режиме наблюдаются существенные отличия. Соизмеримые осцилляции магнетосопротивления в подвешенных образцах оказались более устойчивыми по отношению к воздействию постоянного электрического тока, что, предположительно, может быть объяснено усилением электрон-электронного взаимодействия, возникающим в таких структурах после их отрыва от высокодиэлектрической подложки.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений A3B5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Journal of Physics: Conf. Series, v. 964, p. 012008, 2018
Повышенный интерес к полупроводниковым наноструктурам во многом определяется разнообразием наблюдающихся в них мезоскопических явлений, обусловленных интерференцией электронных волн, электрон-электронным взаимодействием, спиновыми и другими квантовыми эффектами. Типичным полупроводниковым устройством, в котором явления электронной интерференции играют определяющую роль, является кольцевой интерферометр. Обычно такие устройства изготавливаются вмурованными в массив полупроводника. Между тем, подвешенные наноструктуры с двумерным электронным газом, отделённые от полупроводниковой подложки, представляют особый интерес. Электронный транспорт в таких подвешенных наноструктурах имеет особенности, которые связаны не только с дополнительными механическими степенями свободы, но и с ослаблением теплоотвода через подложку [A. G. Pogosov, M. V. Budantsev, E. Yu. Zhdanov, D. A. Pokhabov, A. K. Bakarov and A. I. Toropov, Appl. Phys. Lett., 2012, 100, 181902], а также с усилением электрон-электронного взаимодействия [A. A. Shevyrin, A. G. Pogosov, M. V. Budantsev, A. K. Bakarov, A. I. Toropov, S. V. Ishutkin, and E. V. Shesterikov, Appl. Phys. Lett., 2014, 104, 203102], обусловленным запиранием силовых линии электрического поля в высокодиэлектрической мембране.

Рис. 5. Магнетосопротивление (a) неподвешенного и (б) подвешенного кольцевого интерферометра. Фурье-спектры осцилляций Ааронова-Бома (в) неподвешенного и (г) подвешенного интерферометров; СЭМ изображение подвешенного интерферометра, (e) схематическое изображение подвешенного интерферометра.
Впервые были изготовлены подвешенные полупроводниковые кольцевые электронные интерферометры диаметром от 300 нм до 1,5 мкм на основе гетероструктур GaAs/AlGaAs с двумерным электронным газом. Для уменьшения влияния краевого обеднения, была разработана технология создания подвешенных интерферометров, сочетающая глубокое (сквозное) и неглубокое (несквозное) травление подвешенной мембраны. Были изучены магнетополевые зависимости сопротивления интерферометров при различных температурах в диапазоне от 1,6 К до 4,2 К. Обнаружены осцилляции Ааронова-Бома в магнетосопротивлении интерферометров, как до, так и после подвешивания. Проведён сравнительный анализ температурных зависимостей этих осцилляций. Определена температурная зависимость длины фазовой когерентности для подвешенных и неподвешенных образцов, а также выявлена роль электрон-электронного взаимодействия, проявляющегося при подвешивании структур.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений A3B5
Mechanical Sciences, v. 8, №1, p. 111-115, 2017
Journal of Physics: Conference Series, v. 864, №1, p. 012043, 2017
В большинстве случаев низкоразмерные электронные системы создаются в массиве полупроводникового материала. Однако, гетероструктуры с жертвенным слоем позволяют создавать также микро- и наноструктуры, свободно подвешенные над подложкой методом селективного травления. Такие структуры механически подвижны и могут использоваться в качестве микро- и наноэлектромеханических систем. До недавнего времени в существующих работах не вводилось физической модели, описывающей влияние изгибных колебаний таких систем на проводимость двумерного электронного газа.

Рис. 6. a) Геометрия наномеханического резонатора-кантилевера, содержащего двумерный электронный газ; б, в) Изменение электронной плотности, индуцированное изгибными колебаниями, при различных радиусах скругления угла между подвешенным кантилевером и двумерным электронным газом г, д) Изменение электронной плотности в случае поверхности, покрытой металлом (г), и обнаженной поверхности (д); (е, ж) Распределение механических напряжений вблизи фронта подтрава.
Развита физическая модель, описывающая пьезоэлектрический отклик двумерного электронного газа, содержащегося в подвешенной мембране, на ее изгибы и изгибные колебания. В основе модели лежит предположение о том, что распределение электронной плотности двумерного электронного газа изменяется при изгибах таким образом, чтобы обеспечить постоянство электрохимического потенциала. Расчеты проведены методом конечных элементов в приближениях чисто электростатического экранирования и в приближении Томаса-Ферми. Показано, что для мембраны, полностью покрытой металлом, основное изменение концентрации (а, следовательно, и проводимости) пропорционально локальным механическим напряжениям на верхней и нижней границах мембраны. В то же время, для мембраны с обнаженной поверхностью, отклик двумерного электронного газа выражен лишь вблизи границы подвешенной и неподвешенной областей (вблизи фронта подтрава), имеет разные знаки по разные стороны от этой границы и обусловлен не самими механическими напряжениями, а большой величиной их градиента. Показано, что геометрия перехода между подвешенной и неподвешенной областями оказывает существенное влияние на изменение концентрации, вызванное колебаниями, как функцию координат. Рассмотрен также случай узкой проводящей щели, созданной из двумерного электронного газа с помощью расщепленного затвора. Показано, что в этом случае индуцированное изгибом изменение концентрации наиболее выражено на краях проводящей щели. Продемонстрировано, что уменьшение литографического расстояния между затворами приводит к увеличению относительной величины отклика двумерного электронного газа.

На основе селективно-легированной гетероструктуры GaAs/AlAs изготовлена высокоподвижная двух-подзонная система с существенно отличающимися концентрациями электронов в подзонах и изучено микроволновое фотосопротивление при больших номерах магнето-межподзонных (ММП) осцилляций.

Рис. 7. Зависимости сопротивления от магнитного поля Rxx(B) и Rωxx(B), измеренные на мостике длиной L = 450 мкм и шириной W = 50 мкм при температуре T = 1.6 К для высокоподвижной двух-подзонной электронной системы без облучения (синяя линия) и с облучением на частоте ω/2π = 155 ГГц (красная линия). (a) Стрелками указаны максимумы ММП осцилляций под номерами k =15, 20, 25 и 30. (б) Стрелкой указано положение циклотронного резонанса. (в) Зависимости Rxx(B) и Rωxx(B) в слабых магнитных полях. (г) Стрелками указаны максимумы магнето-межподзонных осцилляций под номерами 19 и 20, вблизи которых реализуются неравновесные электронные состояния с нулевым сопротивлением Rωxx ≈ 0.
Исследуемая система демонстрирует интерференцию между ММП осцилляциями сопротивления и осцилляциями, индуцированными микроволновым излучением, которые возникают в более слабых магнитных полях по сравнению с ММП осцилляциями. Обнаружено, что в исследуемой системе под действием микроволнового излучения, несмотря на существенное различие концентраций электронов в подзонах, возникают неравновесные состояния с нулевым сопротивлением. Показано, что электронные состояния с нулевым сопротивлением проявляются в узких интервалах магнитных полей вблизи максимумов ММП осцилляций.

Технический университет Дортмунда, Германия
ФТИ им. А.Ф. Иоффе, Санкт-Петербург, Россия
Институт динамики систем и теории управления им. В.М. Матросова СО РАН, Иркутск, Россия
Phys. Rev. B, v. 96, р. 03530 2017
Экспериментально изучена и теоретически смоделирована спиновая динамика в монослойных квантовых ямах (КЯ) GaAs/AlAs во внешних магнитных полях. Как показано в нашей работе [T.S. Shamirzaev et al, Phys. Rev. B , 2007,v. 76, pp. 155309], в этих КЯ время жизни долго живущих экситонов практически не имеет дисперсии. Приложение к структурам магнитного поля приводит к появлению наведенной циркулярной поляризации ФЛ. При изучении наведенной магнитным полем циркулярной поляризации было обнаружено необычное поведение (см. Рис.8.): в геометрии Фарадея с ростом напряженности поля степень наведенной циркулярной поляризации в малых полях возрастает (до 60% при 4,5 Тл), а в больших полях начинает уменьшаться (до 40 % при 10 Тл). В тоже время, при отклонении поля от геометрии Фарадея на 45 градусов степень наведенной полем циркулярной поляризации монотонно возрастает и выходит на насыщение на 72% при 10 Тл. В предложенной нами модели эффект объясняется тем, что основное состояния экситона в продольном магнитном поле является «темным». В малых магнитных полях ФЛ, когда Зеемановское расщепление экситонных состояний невелико, степень циркулярной поляризации ФЛ возрастает из-за увеличения с ростом поля разности в заселенности оптически активных состояний экситона (проекция момента на ось поля 1). С ростом напряженности магнитного поля возрастает доля экситонов релаксирующих, за счет переворота спина электрона или дырки, в оптически неактивное состояние.

Рис. 8. (Слева) Зависимость степени поляризации ФЛ монослойной КЯ GaAs/AlAs от напряженности магнитного поля, в геометрии Фарадея и при отклонении поля на угол 45 градусов. (Справа) Тонкая структура экситонных состояний в продольном магнитном поле. Цифрами показаны проекции углового момента состояний. Вертикальными стрелками обозначены переходы из оптически активного состояния в оптически неактивные в сильных магнитных полях.
Большая разность во временах спиновой релаксации электронов и дырок приводит к уменьшению разности в заселенности оптически активных состояний и, как следствие, к уменьшению степени циркулярной поляризации ФЛ. В наклонном магнитном поле смешивание оптически активных и неактивных состояний поперечной компонентой магнитного поля выравнивает скорости спиновой релаксации электронов и дырок, что приводит к повышению степени поляризации в сильных полях.

Institute of Fluid Science, Tohoku University, Japan
Advanced Institute for Materials Research, Tohoku University, Japan
Applied Physics Letters, v. 110, p.203103, 2017
В сотрудничестве с университетом Тохоку разработан метод и созданы Si квантовые точки, встроенные в свободно стоящие наноколонны (НК), полученные на основе структуры с двумерными слоями Si0.25Ge0.75/Si/ Si0.25Ge0.75, выращенными на кремниевой подложке с использованием био-маски на основе ферритина и травления нейтральным пучком (рис. 9). Методом ЭПР исследованы локализация и спиновая динамика электронов в нанокластерах Si, встроенных в НК, в зависимости от диаметра НК.

Рис. 9. Исходная структура и структура после травления нейтральным пучком.

Рис. 10. Спектры ЭПР при подсветке и без неё, полученные на структурах с Si нанокластерами, встроенными в SiGe наноколонны (НК). На вставке показана ориентационная зависимость ЭПР линии, полученная на структуре с тонкими НК без подсветки,Θ - угол между направлением роста структуры и магнитным полем. Частота СВЧ излучения =9.69731 ГГц, мощность P=0.063 мВт, температура Т=4.5 К.
Было показано, что пространственная локализация электронов зависит от диаметра НК. В структурах с тонкими НК (диаметр 13-15 нм), локализация электронов внутри Si нанокластеров реализуется только при подсветке. Без подсветки электроны локализованы в потенциальных ямах, возникающих за счет деформаций в подложке Si, под НК. В этом случае электроны могут легко туннелировать между центрами локализации, теряя спиновую ориентацию по механизму Дьяконова-Переля (ДП). В эксперименте это проявляется в наблюдаемой анизотропии ширины ЭПР-линии (см. вставку к рис. 10). При подсветке в структуре с тонкими НК происходит смена места локализации электронов. За счет кулоновского взаимодействия с фотодырками, захваченными в области Si0.25Ge0.75, электроны локализуются в Si нанокластерах, встроенных в НК, что приводит к подавлению механизма ДП и возрастанию на порядок времени спиновой релаксации. В структуре с НК диаметром 20-25 нм локализация электронов внутри Si нанокластеров реализуется как при подсветке, так и без неё. В этом случае отсутствие туннельной связи между центрами локализации приводит к подавлению механизма ДП, что проявляется в изотропии ширины ЭПР-линии. В структуре с более толстыми НК время спиновой релаксации возрастает при подсветке из-за подавления механизма релаксации за счет взаимодействия с поверхностными центрами. При подсветке происходит сжатие волновой функции электрона за счет кулоновского взаимодействия с фотодыркой и уменьшение вероятности нахождения электрона на поверхности НК. Уменьшение матричного элемента взаимодействия с поверхностными спинами приводит к 4-х кратному увеличению времени спиновой релаксации.

Письма в ЖЭТФ, т. 105, No7, с. 419-423, 2017
Journal of Applied Physics, v. 122, No13, p. 133101, 2017
Реализованы гибридные инфракрасные фотодетекторы среднего ИК-диапазона на базе гетероструктур Ge/Si p-типа, содержащих плотные слои квантовых точек Ge и двумерные регулярные решетки субволновых отверстий в золотой пленке на поверхности полупроводника. Для усиления фототока использовано явление генерации плазмон-поляритонов – связанных колебаний электромагнитного поля и электронов проводимости, распространяющихся вдоль границы между металлом и диэлектриком. Особенностью поверхностной плазмон-поляритонной волны является сильная локализация электрического поля вблизи границы раздела. Напряженность этого поля намного превышает напряженность поля в возбуждающей плазмоны световой волне. Поле быстро затухает при удалении от поверхности и зажато на масштабах много меньше, чем длина волны. Если квантовая точка находится внутри волновой зоны поверхностного плазмона и в квантовых точках есть дипольно разрешенные переходы с частотой, близкой к частоте колебаний плазменного диполя, возникает безизлучательная передача возбуждения от осциллирующего плазмона к квантовой точке. Таким образом, разместив в области локализации плазмона весь активный слой фотоприемника, чувствительный к длинам волн плазмонных резонансов, можно ожидать значительное усиление фототока в наногетероструктурах с квантовыми точками.
На основе методов конечных элементов развита теоретическая модель и проведены численные эксперименты по формированию трехмерного распределения электромагнитных полей в гетероструктурах Ge/Si, сопряженных с двумерными регулярными решетками субволновых наноотверстий, периодически расположенных в металлических пленках. Анализировались системы с различным периодом решетки и диаметром отверстий. Целью теоретического анализа являлся поиск оптимальных параметров гетероструктур Ge/Si, обеспечивающих многократное усилений фототока в средневолновой (3–5 мкм) области ИК спектра излучения при нормальном падении электромагнитной волны.

Рис. 11. Спектры фототока при различном напряжении для фотодетекторов Ge/Si без перфорированной золотой пленки (а) и гибридных структур (б, в, г).

Рис.12. Изображение фрагмента перфорированной пленки золота на поверхности кремния с прямоугольной решеткой отверстий (слева). Диаметр отверстий 0.7 мкм, периоды решетки 1.6 мкм и 1.8 мкм в двух ортогональных направлениях. Справа показаны спектры фототока, возбуждаемого наполяризованным излучением и для угла поляризации =0° и 90°. Фундаментальный плазмонный резонанс соответствует модам (1,0) и (0,1).
В ходе проведения экспериментов обнаружено, что интеграция гетероструктур Ge/Si, содержащих слои квантовых точек Ge, с генератором поверхностных плазмонов приводит к многократному (до 30 раз) усилению фототока дырок в узких областях длин волн фотонов среднего инфракрасного диапазона (Рис.11). Результаты объяснены возбуждением световой волной поверхностных плазмон- поляритонов на границе раздела металл-полупроводник, эффективно взаимодействующих с внутризонными переходами дырок в квантовых точках. Отношение ширины пиков фототока на их полувысоте к длине волны, на которой они появляются, составляет величину около 5%. Это наблюдение позволило говорить о селективном усилении фототока в гибридных структурах.
Обнаружено, что спектры фототока гетероструктур, сопряженных с прямоугольными решетками отверстий, в которых постоянная решетки различна в двух ортогональных направлениях, зависят от поляризации падающего излучения в области фундаментального плазмонного резонанса (Рис.12). На базе таких детекторов созданы анализаторы поляризации с коэффициентом экстинкции до 10 дБ для фотонов с длинами волн 5-6 мкм.

Optics Express, v. 25, p. 25602, 2017
Дискретный энергетический спектр носителей заряда приводят к ряду существенных преимуществ фотодетекторов с квантовыми точками по сравнению, например, со структурами с квантовыми ямами. Такими преимуществами являются: (1) снятие запрета на оптические переходы, поляризованные в плоскости гетероструктур, что предоставляет возможность работы прибора при нормальном падении света без применения дополнительных решеток и отражателей; (2) большая величина силы из-за локализации волновой функции носителей заряда во всех трех измерениях пространства; (3) большое время жизни фотовозбужденных носителей; (4) малые темновые вследствие пространственной локализации электронов либо дырок. Главным недостатком служит низкая квантовая эффективность и малый коэффициент поглощения света в среднем ИК диапазоне. Причина – малая плотность состояний, связанных с квантовыми точкам.
В основе проведенных исследований лежит идея использования слоев квантовых точек Ge в матрице твердого раствора SiGe для увеличения фотоотклика и квантовой эффективности. Поскольку эффективная масса дырок в твердом растворе меньше массы дырок в чистом Si, следует ожидать роста подвижности фотовозбужденных носителей заряда и увеличения матричных элементов для внутризонных оптических переходов.
Гетероструктуры Ge/SiGe c квантовым точками Ge формировались с помощью молекулярно-лучевой эпитаксии на виртуальных подложках SiGe с содержанием Ge x=0.18. Псевдоподложки выращивались в отдельной камере методом CVD низкого давления. Обнаружено, что замена барьерных слоев Si на слои твердого раствора SiGe в фотодетекторах Ge/SiGe/Si с квантовыми точками Ge приводит к смещению максимума чувствительности на 0.5 мкм в длинноволновую область спектра, росту коэффициента оптического усиления на 30-60%, квантовой эффективности фотопреобразования на 50% и двукратному увеличению фототока в области длин волн фотонов 3-4 мкм по сравнению с традиционными гетероструктурами Ge/Si (рис.13).

Рис.13. (а) Спектры фототока в фотовольтаическом режиме и (б) коэффициент оптического усиления для двух гетероструктур. Первая (Ge/Si) представляет собой десять слоев квантовых точек Ge, сформированных с помощью молекулярно-лучевой эпитаксии в матрице Si. Во второй гетероструктуре (Ge/SiGe) все слои Si замещены слоями твердого раствора SiGe (содержание Ge x=0.18).
Результаты объяснены уменьшением разрыва валентной зоны на гетерогранице Ge/SiGe и ростом подвижности дырок и силы осциллятора для межзонных оптических переходов вследствие уменьшения эффективной массы дырок в слоях SiGe по сравнению с матрицей чистого кремния. Дальнейшее усиление фототока в фотовольтаическом режиме в 10 раз (до 40 мА/Вт при Т=90 К) было достигнуто на длине волны 3.5 мкм в фотодетекторах Ge/SiGe, сопряженных с плазмонными структурами в виде перфорированных золотых пленок. Величина обнаружительной способности составила 1.4×1011см·Гц1/2/Вт.

Лаборатория технологии кремниевой микроэлектроники
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
За последние десятилетия значительное внимание привлекли к себе полупроводниковые гетероструктуры, выращенные на специально подготовленных (структурированных) подложках, содержащих центры зарождения трёхмерных наноостровков (квантовых точек). Рост на структурированных подложках является одним из способов контроля мест зарождения нанообъектов и их упорядочения в пространстве [G. Vastola et al., Phys. Rev. B 84, 155415, 2011; M. Grydlik et al., Appl. Phys. Lett. 106, 251904, 2015].

Рис.14. АСМ - снимки (3×3мкм) упорядоченных массивов КТ, полученных осаждением ∼ 4-х монослоёв Ge при температуре 700°С на структурированные подложки Si(100) с рельефом поверхности в виде ямок, расположенных в узлах квадратной решётки с периодом 1 мкм. Глубина ямок: а – 20 нм, б – 50 нм.
Упорядочение квантовых точек (КТ), в свою очередь, является ключевым фактором для их практического применения в микро- и нано- электронных устройствах. Так, формирование GeSi структур на структурированных подложках позволило получить отдельные наноостровки, встроенные в микрорезонаторы на основе фотонных кристаллов, что привело к значительному увеличению интенсивности сигнала фотолюминесценции (ФЛ) и сужению линий ФЛ в спектрах отдельных КТ [M. Schatzl et al., ASC Photonics, 4 (3), 665, 2017]. В данной работе методами атомно-силовой микроскопии (АСМ), микро-спектроскопии комбинационного рассеяния света (КРС) и микро-фотолюминесценции (ФЛ) исследовано влияние глубины затравочных областей (ямок) и периода их расположения на зарождение, структурные параметры и излучательные свойства самоформирующихся Ge(Si)/Si(001) КТ.
С помощью электронно-лучевой литографии и плазмохимического травления на подложке Si(100) создавались массивы ямок, имеющих круглую форму, периодически расположенных на расстоянии от 0.5 мкм до 4 мкм относительно друг друга. На структурированную поверхность осаждали слой Ge толщиной, достаточной для зарождения КТ в ямках, но меньшей, чем критическая толщина зарождения КТ на плоской поверхности. Установлены зависимости пространственного расположения КТ от температуры, формы ямок, их глубины. Обнаружено, что осаждение 4-х монослоёв германия при температуре 700°С и глубине ямок 15-20 нм приводит к зарождению и росту наноостровков только внутри ямок (рис. 14, а). Островки имеют форму пирамид с прямоугольным основанием, стороны которого ориентированы в направлениях <100>, латеральным размером около 150 нм и высотой 15 нм. В структурах с ямками глубиной ≥50 нм происходит обрамление ямок квантовыми точками (островки растут по периферии ямок, рис. 14, б). При промежуточных глубинах островки зарождаются как в ямках, так и вокруг них. Выявлены условия воспроизводимого роста многослойных структур с заданным расположением КТ, образующих вертикальные колонки. Для Ge/Si структур, выращенных при 700°С, с помощью АСМ и КРС обнаружено, что увеличение периода решетки ямок ведет к увеличению размеров КТ при сохранении средней доли Ge в них на уровне ∼35%. В спектрах микро-ФЛ в диапазоне энергий 0.9-1.0 эВ наблюдается сигнал от отдельных колонок вертикально-упорядоченных КТ, положение и интенсивность которого зависит от периода решетки затравочных ямок.

Письма в ЖЭТФ, т. 106, No5, с. 288-292, 2017
Эффект Холла изучен в гетероструктурах с плотным массивом квантовых точек Ge/Si при широкой вариации радиуса локализации волновой функции носителей заряда. Изменение радиуса локализации происходило при изменении заполнения квантовых точек дырками.
![]() |
![]() |
Рис.15. Зависимость Rxy(H) для образца с заполнением ∼2.15. Врезка - зависимость ΔRxy(H). |
Рис.16. Зависимость эффективной подвиж ности (красные символы) и радиуса локализации (синие символы) от степени заполнения квантовых точек. |
Рассмотрены структуры, в которых наблюдалась как диффузионная, так и прыжковая проводимость. Показано, что эффект Холла регистрируется на фоне магнетосопротивления не только в высокопроводящих образцах с диффузионной проводимостью, но и в структурах с прыжковой проводимостью (см. рис.15). При этом коэффициент Холла, а следовательно, и холловская подвижнось Н немонотонным образом зависят от среднего заполнения КТ дырками ν (рис.16). Ранее было показано, что радиус локализации сильно и немонотонно зависит от заполнения ξ, что объяснено немонотонным характером плотности состояний как функции энергии носителя заряда. Немонотонная зависимость радиуса локализации с заполнением КТ дырками приводит, по нашему мнению, к аналогичной зависимости μН(ν). На врезке к рис. 16 показана зависимость холловской подвижности от радиуса локализации и аппроксимация ее линейной зависимостью. За исключением данных для одного образца, в котором измерение эффекта Холла было на пределе чувствительности, остальные результаты можно описать степенной зависимостью с показателем степени около 3.7. В работе [Ю.М. Гальперин, Е.П. Герман, В.Г. Карпов. ЖЭТФ, 99, 343, 1991] была продемонстрирована существенная связь холловской подвижности с радиусом локализации. Обнаружено, что экспериментальные результаты находятся в соответствии с предсказанной в этой работе зависимостью подвижности от, несмотря на то, что вычисления были сделаны для трехмерного случая.

Materials Research Express, v. 4, No7, p. 075010, 2017
Полупроводниковые нанокристаллы (НК) представляют интерес для исследования фундаментальных явлений, а также для использования в опто- и наноэлектронике.

Рис. 17. Спектры ФЛ в ИК-диапазоне (T=10 K, λexc=488 нм) плёнок Ge(x)[SiO2](1-x), отожженных при 800°C, 30 минут.
Их свойствами можно управлять, используя: квантово-размерные эффекты; примеси (включая изменение стехиометрии); дефекты и механические напряжения.
НК германия в плёнках оксида кремния были сформированы в процессе печных отжигов плёнок , полученных со-распылением мишеней германия и кварца на холодные подложки в высоком вакууме. Молярная доля германия менялась от 7 до 40%. Из анализа данных электронной микроскопии и спектров комбинационного рассеяния света в исходных плёнках с содержанием германия выше 20 молярных процента обнаружены нанокластеры аморфного германия. Для кристаллизации аморфных нанокластеров потребовались отжигиGe(x)[SiO2](1-x) при температуре выше 600°С. Следует отметить, что в отличие от многослойных структур GeO/SiO2, в которых наблюдалось формирование НК GeSi при температуре отжигов 800°С, в случае плёнок Ge(x)[SiO2](1-x) даже отжиги при температуре 900°С не приводили к заметному перемешиванию германия и кремния.

Рисунок 18. ФЛ исходных плёнок Ge(x)[SiO2](1-x) в видимом диапазоне.
Исходные и отожжённые плёнки исследовались с применением спектроскопии фотолюминесценции (ФЛ) в ИК и видимом диапазонах при температурах от 10 К до комнатной. В плёнках, содержащих НК германия, при низких температурах обнаружены пики ФЛ с максимумом 0.8-0.9 эВ (рис. 17 – кривые 3 и 4). С ростом температуры интенсивность ФЛ падала, по-видимому, вследствие роста вероятности безызлучательных переходов. В спектрах образцов, содержащих меньше 20 молярных процента германия, ФЛ в ИК области не обнаружена (рис. 17 – кривые 1 и 2). В видимом диапазоне были обнаружены интенсивные пики ФЛ, по-видимому, связанные с оптическими переходами в комплексах дефектов вакансия кислорода + избыточные атомы германия. Как видно из спектров ФЛ на рисунке 18, данный пик смещается при изменении концентрации избыточного германия.

Applied Physics Letters, v. 111, No19, p. 192101, 2017
Впервые сообщается о стимулированном излучении до длин волн ∼ 19,5 мкм из гетероструктур на основе квантовых ям HgTe/HgCdTe с широкозонным диэлектрическим волноводом из HgCdTe, выращенным методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках GaAs (013).

Рис. 19. Спектры стимулированного излучения для выращенных структур на основе квантовых ям HgTe/HgCdTe
В изучаемых структурах, как было показано в наших более ранних работах, наблюдается подавление безизлучательной Ожерекомбинации и лазеры на разработанных структурах могут конкурировать с квантово-каскадными лазерами. На рисунке 19 показаны спектры стимулированного излучения для выращенных структур.

Applied Physics Letters, v. 110, No1, p. 011103, 2017
Materials Today: Proceedings, v. 4, No11, p. 11336-11340, 2017
Полупроводниковые квантовые точки (КТ) являются ключевыми элементами многих оптических приборов нового поколения. Перспективным подходом для управления их оптическими свойствами является использование металлических частиц. В нашей работе [А. А. Лямкина, С. П. Мощенко, Д. В. Дмитриев, А. И. Торопов, Т. С. Шамирзаев, Письма в ЖЭТФ, 2014, No99/4, 245] было экспериментально исследовано экситон-плазмонное взаимодействие в системе с InAs/AlGaAs КТ и нанокластерами индия и предложен механизм взаимодействия за счёт переноса энергии из подансамбля КТ под кластером в крупную точку-акцептор.

Рис. 20. а) Спектры ФЛ образца с градиентом количества InAs в КТ и массивом кластеров In на поверхности; б) зависимость SLE/SQD от координаты вдоль образца.
В данной работе изучено экситон-плазмонное взаимодействие в зависимости от количества КТ под кластером. Для этого был выращен образец с градиентом КТ за счёт остановки вращения образца во время нанесения InAs и однородным массивом кластеров In на поверхности. Спектры фотолюминесценции (ФЛ), измеренные вдоль образца, показаны на Рис.20а. На Рис.20б приведена зависимость отношения площадей пика КТ SQD и узкого пика SLE от координаты.
С увеличением количества InAs при критической толщине плёнки происходит переход Странского-Крастанова, и плотность КТ скачком меняется от 0 до 109 см-2 , затем она монотонно растёт. При некотором количестве InAs произойдёт переход от одной КТ под кластером к нескольким и включится описанный в [А. А. Лямкина, С. П. Мощенко, Д. В. Дмитриев, А. И. Торопов, Т. С. Шамирзаев, Письма в ЖЭТФ, 2014, No99/4, 245] механизм переноса возбуждения. После этого сигнал длинноволновой точки-акцептора квадратично зависит от количества доноров. Тогда отношение SLE/SQD сначала постоянно, а затем линейно зависит от плотности КТ и, соответственно, количества InAs, что и наблюдается на Рис. 20б.

Возникновение абсолютного отрицательного сопротивления (АОС) теоретически предсказывалось ещё в 60-х годах прошлого века в трёхмерных системах [В.Ф. Елесин, Письма в ЖЭТФ 7, 229, 1968]. С развитием технологии создания двумерных электронных систем возник интерес к исследованию АОС в их микроволновом отклике. Были предложены различные механизмы возникновения АОС [В.И. Рыжий, ФТТ, 11, 2577, 1969; M. B. Belonenko et al, Physics of the Solid State, 52, 1952 (2010)]. Однако экспериментальных наблюдений АОС сравнительно немного [см., например, R. L. Willett et al., Phys. Rev. Lett. 93, 026804, 2004; M.A. Zudov et al., Phys. Rev. В 73, 041303, 2006; А. А. Быков и др., Письма в ЖЭТФ 86, 695, 2007].

Рис. 21. Зависимость продольного сопротивления ДЭГ на цилиндрической поверхности от внешнего магнитного поля без воздействия микроволнового излучения (чёрная кривая) и под действием излучения частотой 78 ГГц (красная кривая). На вставке показана геометрия эксперимента – цилиндрическая оболочка повёрнута так, что холловский мостик находится в области максимального градиента нормальной компоненты магнитного поля.
В данной работе исследовалось влияние микроволнового излучения на магнетотранспорт двумерного электронного газа (ДЭГ) в полупроводниковых цилиндрических оболочках. Во внешнем однородном магнитном поле на поверхности цилиндрической оболочки создаётся градиент нормальной компоненты магнитного поля, управляющей движением электронов. Измерения продольного сопротивления ДЭГ в оболочках проводились при температуре жидкого гелия в магнитных полях до 5 Тл. Ток через образец был направлен параллельно градиенту эффективного магнитного поля. Частота падающего излучения составляла 78 ГГц, его плоскость поляризации могла меняться in situ.
Обнаружено, что при подаче микроволнового излучения на образец, находящийся в сильном градиенте эффективного магнитного поля, в одном из минимумов осцилляций ШдГ величина сопротивления становится отрицательной. Эффект имеет сильную поляризационную зависимость: наблюдается, когда микроволновое электрическое поле параллельно электрическому полю в образце, и быстро исчезает с поворотом плоскости поляризации падающего излучения.

Лаборатория физических основ эпитаксии полупроводниковых гетероструктур
Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Интеграция высокоэффективных светоизлучающих приборов, созданных на основе А3В5гетероструктур, с кремниевой технологией открывает перспективу значительного ускорения обработки информации за счёт передачи данных по оптическому каналу как в пределах одного процессора, так и между различным устройствами. Сочетание узкозонных и широкозонных материалов, таких как InAs и AlAs, при формировании гетероструктур даёт преимущества сильной локализации носителей заряда, которая обеспечивает высокую температурную стабильность, а также возможность варьирования рабочей длины волны излучения в широких пределах за счёт эффектов размерного квантования. Для интеграции InAs/AlAs гетероструктур в кремниевую технологию необходимо использование эпитаксиальных слоёв GaAs/Si, согласованных с AlAs по параметру решётки.
Эпитаксиальные слои GaAs/Si выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии. В целях подавления формирования антифазных дефектов были использованы подложки Si ориентации (001), отклонённые на 6° в направлении (111) [Ю. Б. Болховитянов, О. П. Пчеляков, УФН 178, 459, 2008]. При формировании GaAs/Si структур использовались слои низкотемпературного (200°C) (LT) GaAs. Также были выращены структуры без слоёв LT-GaAs.
Совершенство GaAs/Si эпитаксиальных слоёв исследовалось с помощью метода рентгеновской дифрактометрии, просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) и спектроскопии стационарной фотолюминесценции (ФЛ). Морфология поверхности верхнего слоя GaAs была исследована методом атомно-силовой микроскопии (АСМ). Близкие значения ширины рентгеновских кривых качания (250 угловых секунд) для всех GaAs/Si структур указывают на то, что внедрение слоев LT GaAs не оказывает заметного влияния на кристаллическое совершенство выращенных GaAs/Si слоев. В тоже время, в результате внедрения слоев LT-GaAs измеренная методом АСМ шероховатость поверхности структур уменьшается с 1,8 нм до 0,9 нм, а интенсивность измеренной при комнатной температуре фотолюминесценции увеличивается в два раза, что свидетельствует об уменьшении темпа безызлучательной рекомбинации неравновесных носителей заряда. ПЭМ исследования показали, LT-GaAs слои препятствуют прорастанию дислокаций несоответствия в последующие слои GaAs, что приводит к снижению плотности дислокаций на поверхности почти на 2 порядка величины с 108 ÷ 5⋅108 см-2 до менее, чем 5⋅106 см-2. Таким образом, использование слоев LT-GaAs при формировании буферных слоёв приводит к повышению качества гибридных подложек GaAs/Si, способствуя выглаживанию поверхности GaAs и уменьшению концентрации дефектов – центров безызлучательной рекомбинации при сохранении кристаллического совершенства структур.
Используя полученные GaAs/Si эпитаксиальные слои были выращенны гетероструктуры с InAs квантовыми ямами (КЯ) и квантовыми точками (КТ), помещёнными между слоями AlAs толщиной 50 нм. Для формирования КТ и КЯ осаждался 2.5 монослоя InAs при температуре подложки 480oС. В низкотемпературных (5÷80 К) спектрах ФЛ InAs/AlAs гетероструктур наблюдаются полосы, связанные с рекомбинацией экситонов в КТ и смачивающем слое – тонкой КЯ, лежащей в основании массива КТ.

Отдел физики и астраномии, Университет Алабамы, США
Письма в ЖЭТФ, том 106, вып. 9, с. 549 – 554, 2017
Построена теория нового транспортного эффекта – когерентного фотогальванического долинного эффекта Холла в двумерных системах с дираковским спектром носителей заряда. К этому классу двумерных систем относятся монослои дихалькогенидов переходных металлов, щелевой графен и ряд других, для которых относительно недавно был предсказан долинный эффект Холла – явление, заключающееся в появлении тока, ортогонального направлению стационарного тянущего поля в плоскости системы в отсутствии внешнего магнитного поля. Долинный эффект Холла возникает при подсветке образца внешним электромагнитным полем, нарушающем инверсию образца по отношению к обращению времени и приводящем к разнице заселенностей двух неэквивалентных долин двумерного материала.
Показано, что стационарный долинный эффект Холла может возникать и в переменном тянущем поле, если частота последнего равна удвоенной частоте переменного поля подсветки. Для построения теории указанного эффекта в работе рассматривается двумерный образец под действием двух электромагнитных волн основной и удвоенной частот, превосходящих ширину запрещенной зоны материала, причем волна основной частоты, будучи циркулярно-поляризованной, имеет большую интенсивность, и учитывается непертурбативным образом. Электромагнитная волна удвоенной частоты является линейно поляризованной, и по отношению к ней вычисляется проводимость двумерной системы. Рассматриваемый эффект заключается в возникновении стационарного холловского тока, направление которого ортогонально вектору напряженности поля слабой волны. Предполагается, что в равновесии образец находится в диэлектрическом состоянии с полностью заполненной валентной зоной и пустой зоной проводимости. Под действием сильной электромагнитной волны происходит неравновесное заполнение зон носителями заряда, и система переходит в стационарное сильнонеравновесное состояние. Анализируется поведение холловского тока на неравновесных функциях распределения, как без учета, так и при учете процессов внутризонной релаксации и межзонной рекомбинации.

Письма в ЖЭТФ, том 105, выпуск 9, страницы 565–569, 2017
Учет межчастичного взаимодействия в приближении среднего поля в теории систем многих тел часто проводится в рамках квазиклассического описания движения частиц. Однако в некоторых случаях квантование части степеней свободы становится существенным. В работе рассмотрены два таких примера — электроны в квантовой яме и экситоны в ловушке, когда возникают нелинейные волновые уравнения. В случае дипольных экситонов в кольцевой ловушке одномерное уравнение типа Гросса–Питаевского допускает аналитическое решение, причем оказывается, что в одномерной симметричной потенциальной яме связанный уровень существует не всегда. Это качественно отличает рассмотренную задачу от аналогичной одночастичной. В случае электронов в квантовой яме нелинейное интегро-дифференциальное уравнение не допускает точного решения, и для нахождения разрешенных уровней энергии используется прямой вариационный метод.

Europhysics Letters, v. 118, No5, p. 57002, 2017
Europhysics Letters, v. 120, No1, p. 17003, 2017
Линейность электронного спектра краевых состояний двумерного топологического изолятора играет решающую роль для различных транспортных явлений. Предыдущие исследования показали, что эта линейность существует вблизи точки пересечения спектра, но не определила, насколько совершенна линейность. Цель настоящего исследования - ответить на этот вопрос в различных моделях краевых состояний.
Рассматривается модель Волкова и Панкратова (VP) для гамильтониана Дирака и модель BHZ для гамильтониана Берневига, Хьюза и Чжана (BHZ) с нулевыми граничными условиями. Обнаружено, что обе модели дают идеально линейные состояния краев. В модели BHZ1 линейность сохраняется вплоть до конечных точек спектра, соответствующих точке касания к краю спектра двумерных состояний. Напротив, модель BHZ2 со смешанными граничными условиями для гамильтониана BHZ и 2D модель сильной связи дают слабую нелинейность.
Этот спектр используется для решения проблемы о краевых состояниях взаимодействующих электронов. Найдено точное решение уравнения Шредингера для одномерной системы взаимодействующих частиц с линейным законом дисперсии в произвольном внешнем поле. Решение сводится к двум группам частиц, движущихся с постоянными скоростями в противоположных направлениях с фиксированным расстоянием между частицами в каждой группе. Задача применяется к краевым состояниям двумерного топологического изолятора.

ЖЭТФ, т. 152, No6, с. 1362-1373, 2017
При резонансном неупругом рассеянии света в твердых телах промежуточное состояние отличается от начального и конечного присутствием в нем виртуальной электрон-дырочной пары. Естественно, возникает проблема учета кулоновского взаимодействия как внутри пары, так и с имевшимися в начальном состоянии частицами. Во многих работах отмечается недостаточность упрощенного подхода, игнорирующего кулоновские эффекты и, следовательно, сложную структуру энергетического спектра промежуточного состояния. Получаемые на этом пути результаты применимы лишь при достаточно большой отстройке от резонанса (в полупроводниках это разность энергии падающего фотона и эффективной ширины запрещенной зоны).
В данной работе на примере квантового кольца показано, что учет кулоновского взаимодействия в промежуточном состоянии при неупругом рассеянии света в наноструктурах качественно меняет результаты. Расщепление уровней по полному спину промежуточного комплекса приводит к своеобразной тонкой структуре линии рассеянного излучения, причем различные ее компоненты характеризуются разными поляризационными зависимостями. Разумеется, для наблюдения этих эффектов резонанс должен быть достаточно острым: узкая линия возбуждающей волны и малая ширина уровней энергии многочастичного комплекса.

Phys. Rev. Lett., v. 119, No11, p. 116803, 2017
Знать поведение указанных в заголовке характеристик необходимо, например, для проверки согласия теории спин-орбитального взаимодействия с экспериментом. Эта теория, построенная для дырок Мисеревым и Сушковым (Университет Нового Южного Уэльса, UNSW, Австралия), предсказывает качественно иное поведение g-факторов, чем у электронов. Эксперимент проводился в UNSW с устройством, гетероструктура для которого была выращена в Кавендишской лаборатории (Англия) [D.S. Miserev, A. Srinivasan, I. Farrer, D.A. Ritchie, A.R. Hamilton, O.P. Sushkov, arXiv:1612.00572v1]. Вычисления показали, что, хотя под расщепленным металлическим затвором электрическое поле вдоль оси роста структуры резко падает и даже меняет знак, внутри короткого сужения в 2DHG оно остается такими же, как в однородном 2DHG. Хотя потенциал поперёк канала отличался от прямоугольной ямы, характерный импульс дырок в квантовом точечном контакте в момент начала заполнения 1D подзон, начиная с третьей, остаётся близким к импульсу Ферми в однородном 2DHG. Это знание привело к уточнению исходного объяснения измеренного поведения g-факторов, авторы вычислений были приглашены в совместную публикацию, и после ревизии она принята к печати в PRL.

Surface Science, v. 667, p. 1–7, 2018
Методом in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии измерены экспериментальные зависимости концентрации двумерных (2D) островков от температуры подложки и скорости осаждения Si на сингулярные террасы поверхности Si(111). В интервале T=850–1090°C полученные зависимости описываются аппроксимацией N2D∝ Rχ exp (E2D/kT) с эффективной энергией активации 2D зарождения E2D≈1.02 эВ и показателем масштабирования χ≈0.82. Из анализа зависимостей N2D (R,T) в рамках теории скоростей зародышеобразования [J. A. Venables, Philos. Mag., 1973, No 27, стр. 697–738] следует, что в отсутствие сверхструктуры зарождение округлых 2D островков характеризуется кинетикой, лимитированной диффузией адатомов с энергией активации εd≈1.13 эВ. Размер критического зародыша 2D островка составляет i=9±3 адатома, что свидетельствует о нестабильности 2D зарождения при высоких температурах.

Рис. 22. Схематическая карта механизмов 2D зарождения в процессе Si/Si(111) эпитаксии в координатах температуры подложки T и скорости осаждения кремния R.
Зарождение и рост 2D островков Si на широких террасах Si(111)-(7×7) в интервале T=600–750°C характеризуются эффективной энергией активации E2D≈1.8 эВ и χ=0.52–0.62, свидетельствующими о значительном отличии механизмов 2D зарождения при наличии поверхностной сверхструктуры и без неё. На основе классической теории скоростей зародышеобразования предложена расширенная модель 2D зарождения, учитывающая барьеры Швёбеля для встраивания в края 2D островков и вклад динамики нанокластеров в кинетику массопереноса и 2D зарождения. Показано, что при 2D зарождении в первом слое (в отсутствие стоков) одиночный нанокластер является критическим зародышем 2D островка. Близостьэкспериментальной E2D≈1.8 эВ и теоретической E2D≈1.9 эВ свидетельствует о доминирующей роли нанокластеров в массопереносе и встраивании в края 2D островков на поверхности Si(111)-(7×7) при T≳500°C, когда они становятся подвижными и начинают совершать диффузионные скачки с энергией активации 2 эВ [I.-S. Hwang et al., Phys. Rev. Lett., 1999, No 83, стр. 120–123].

Europhysics Letters, v. 118, No5, p. 57002, 2017
Europhysics Letters, v. 120, No1, p. 17003, 2017
Линейность электронного спектра краевых состояний двумерного топологического изолятора играет решающую роль для различных транспортных явлений. Предыдущие исследования показали, что эта линейность существует вблизи точки пересечения спектра, но не определила, насколько совершенна линейность. Цель настоящего исследования - ответить на этот вопрос в различных моделях краевых состояний.
Рассматривается модель Волкова и Панкратова (VP) для гамильтониана Дирака и модель BHZ для гамильтониана Берневига, Хьюза и Чжана (BHZ) с нулевыми граничными условиями. Обнаружено, что обе модели дают идеально линейные состояния краев. В модели BHZ1 линейность сохраняется вплоть до конечных точек спектра, соответствующих точке касания к краю спектра двумерных состояний. Напротив, модель BHZ2 со смешанными граничными условиями для гамильтониана BHZ и 2D модель сильной связи дают слабую нелинейность.
Этот спектр используется для решения проблемы о краевых состояниях взаимодействующих электронов. Найдено точное решение уравнения Шредингера для одномерной системы взаимодействующих частиц с линейным законом дисперсии в произвольном внешнем поле. Решение сводится к двум группам частиц, движущихся с постоянными скоростями в противоположных направлениях с фиксированным расстоянием между частицами в каждой группе. Задача применяется к краевым состояниям двумерного топологического изолятора.

Journal of Crystal Growth, v. 457, No SI, p. 196-201, 2017
Классическое теоретическое описание процессов зарождения и роста на поверхности кристаллов основано на взаимодействии адсорбированных атомов со ступенями и другими поверхностными стоками. Однако при высоких температурах на террасах кроме адатомов появляются вакансии, которые участвуют в процессе массопереноса по поверхности, но о их роли известно мало. Целью данной работы является выяснение атомных механизмов, определяющих кинетику движения ступеней на поверхности кремния, в условиях повышенной концентрации вакансий.
In situ методом сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии проведены исследованы процессы зарождения вакансионных островков на широких террасах в условиях термического травления поверхности Si(111) молекулярным кислородом и движения атомных ступеней низкой (≤0,1 шт./мкм) и высокой (∼5 шт./мкм) плотности в условиях сублимации. Разработаны теоретические модели на основе классической теории БКФ и зародышеобразования [Burton, W. K.; Cabrera, N. & Frank, F. C. Phys. Eng. Sci., 1951, 243, 299-358; I. Markov, Crystal growth for beginners. Foundations of nucleation, crystal growth and epitaxy, World Scientific, 1995]. Показано, что при температуре выше 1180°С массоперенос по поверхности определяется вакансиями. Кинетика зарождения вакансионных 2D-островков в условиях не лимитированного зарождения вакансий при травлении кислородом ограничена процессом взаимодействием вакансий со ступенями. В рамках предложенной модели энергия активации этого процесса составляет 1,5 эВ.

Температурная зависимость отношения времён τb/τs.
Обнаружено, что время сублимации одного монослоя поверхности с низкой (≤0,1 шт./мкм) и высокой (∼5 шт./мкм) плотностью атомных ступеней различны (τb и τs соответственно), причём температурная зави-симость отношения этих времён не монотонна (рис.23). Предложенная теоретическая модель с учётом доминирования вакансий на террасах хорошо описывает экспериментальные результаты при температурах выше 1180°С, в отличии от модели, основанной на учёте только адатомов. В рамках модели определена энергия активации ухода вакансий с террасы в нижележащие слои как 4,3 эВ, которая близка к 3,5-3,8 эВ, определённой из ab initio расчётов [E.Kamiyama, K. Sueoka, Phys. Status Solidi A, 2012, 209, No. 10, 1880–1883].

Journal of Crystal Growth, v. 457, NoSI, p. 188-195, 2017
Adv. Semicond. Nanostructures, Elsevier, р. 189–221, 2017
С использованием методов in situ отражательной электронной микроскопии (ОЭМ) и ex situ атомно-силовой микроскопии (АСМ) исследованы закономерности эволюции морфологии поверхности Si(111) в процессе осаждения Si на широкие сингулярные террасы диаметром ∼10–100 мкм. Построена карта морфологической стабильности ростовой сингулярной поверхности Si(111) в координатах температуры подложки T и скорости осаждения кремния R (Рис. 24). Показано, что при T=650–750°C и R<4×10 БС/с (1 БС=1.56×1015 см-2 ) рост происходит по послойному двумерно-островковому механизму за счёт периодического зарождения, роста и коалесценции двумерных (2D) островков; при бóльших R либо меньших T рост происходит по многослойному механизму.

Рис. 24. Карта эволюции морфологии сингулярной поверхности Si(111)-(7×7) при длительном осаждении Si в координатах R и T. Заполненные и пустые кружки соответствуют экспериментам, в которых рост происходил по многослойному и послойному двумерно-островковому механизму, соответственно. Сплошная линия схематически разделяет R —T области данных механизмов роста.

Рис. 25. АСМ изображения (сверху) и экспериментальные зависимости среднеквадратической шероховатости W от покрытия Si Θ (снизу, W ∝ Θβ морфологических структур, формирующихся на сингулярных террасах поверхности Si(111) при Θ ≳ 100 БС: (а) 750°C ; (б) 700°C; (в) 650°C.
Измерены зависимости среднеквадратической шероховатости поверхности W от количества осаждённого кремния Θ (Рис.25). Обнаружено, что экспериментальные зависимости W(Θ) описываются степенными аппроксимациями W ∝ Θβ. На основе полученных таким образом параметров масштабирования β, а также детального анализа морфологии поверхности образцов (см. Рис. 25) обнаружены три класса морфологической неустойчивости сингулярной поверхности Si(111): β ≈ 0.33 — формирование мелких пирамидальных волн и холмов при T = 600 – 650°C, β ≈ 0.2 - образование дендритических холмов при T = 700°C, β ≈ 0.5 - формирование холмов с плоской вершиной при T = 750 – 770°C.
В области низких температур (600°C, 3× 10-2 БС/с) многослойный рост Si/Si(111)-(7 ×7) характеризуется медленным развитием рельефа W∝ Θ0.33 . Такой параметр масштабирования β≈0.33, а также линейность распределения заполнения слоёв Θi (i), свидетельствуют о росте в условиях эффективной диффузии адатомов вдоль краёв ступеней и баланса между восходящим и нисходящим потоками адатомов на террасах. Оба данных фактора связаны с треугольной огранкой ступеней краями типа [112], которые формируются из-за лимитированного барьером Швёбеля EES∼0.9 эВ зарождения двойных изломов на ступенях и приводят к значительной проницаемости ступеней.
В области высоких температур и скоростей осаждения (750°C, 10-1 БС/с) рост среднеквадратической шероховатости W обусловлен быстрым возникновением и увеличением высоты холмов. Анализ экспериментальной зависимости W(Θ)∝ Θ0.5 свидетельствует о значительном превышении восходящего потока адатомов над нисходящим (приблизительно на 7%) и пренебрежимо малой проницаемости ступеней, обусловленной отсутствием треугольной огранки ступеней, составляющих склоны холмов. На основе детального анализа АСМ изображений обнаружено, что при T≥700°C и R∼10-1 БС/с на широких террасах холмов происходит частичное удаление сверхструктуры (7×7), которое выражается в возрастании среднеквадратической шероховатости террасы по данным ex situ АСМ (до 0.05 нм). Такие не реконструированные участки террас являются энергетически более выгодными для адатомов, концентрация которых может достигать ∼0.4 БС. Хаотическое расположение участков без сверхструктуры на поверхности Si(111) при T=700°C сопровождается формированием 2D островков и холмов дендритической формы, которое характеризуется медленным развитием рельефа поверхности образца (β≈0.2). При T=750°C разрушение сверхструктуры происходит в основном на наивысших террасах холмов, что приводит к появлению дополнительного восходящего потока адатомов и к усилению морфологической нестабильности поверхности Si(111).

ФТП, т. 51, No2, с. 212-215, 2017.
Атомные механизмы формирования морфологии поверхности кристаллов кремния в процессах гомо- и гетроэпитаксиального роста интенсивно исследуются в связи с широким применением молекулярно-лучевой эпитаксии в полупроводниковых нанотехнологиях. Исследования двумерно-островкового механизма роста на вицинальной поверхности кремния (111)-(7×7) проводились с применением различных экспериментальных методов:

Рис. 26. (a) Зависимость квадрата критического размера террасы от частоты зарождения островков при различных температурах в логарифмическом масштабе. (б) Температурная зависимость предстепенного показателя.
сканирующей туннельной микроскопии, микроскопии медленных электронов, сканирующей электронной микроскопии и др. [S. Filimonov, V. Cherepanov, Y. Hervieu, В. Voigtlander. Phys.Rev. B, 2007, V. 76, P. 035428; M.S. Altman, W.F. Chung, T. Franz. Surf. Rev. Lett., 1998, V. 05, P. 27; H. Hibino, Y. Homma, M. Uwaha, T. Ogino. Surf. Sci. Lett.,2003, V. 507, P. L222; M. Zinke-Allmang, L.С. Feldman, M.H. Grabow. Surf. Sci. Rep., 1992, V. 16, P. 377]. Получены фундаментальные параметры диффузии адсорбированных атомов (адатомов) и их взаимодействия с атомными ступенями на поверхности [P. Finnie, Y. Homma. Surf. Sci., 2002, V. 500, P. 437; Ch. Misbah, O. Pierre-Louis, Y. Saito. Rev. Mod. Phys., 2010, V. 82, P. 981]. Однако на данный момент в литературе практически отсутствует информация о процессах зародышеобразования на поверхности Si(111)-(1×1). В данной работе представлен метод создания подложек кремния с участками, содержащими широкие атомно-гладкие сингулярные террасы размерами до 200 мкм, расположенные на вершинах специально сформированных пьедесталов. Это позволило провести исследования процессов зарождения двумерных островков на поверхности Si(111) в интервале температур 900-1180°C.
С применением in situ метода сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии определена зависимость Rcrit (ν) от частоты зарождения 2D-островков на центральной террасе при различных температурах образца (900-1170°C (рис. 26а). Для описания полученных результатов применена классическая теория зарождения [I. Markov, Crystal growth for beginners. Foundations of nucleation, crystal growth and epitaxy, World Scientific, 1995]. Полученные зависимости с высокой точностью аппроксимируются степенной функцией, причём во всем измеренном температурном интервале показатель степени χ не изменяется и равен 0,9±0,05. Из температурной зависимости предстепенного показателя A определена энергия активации двумерного зарождения (рис. 26б), которая составляет E2D=1,5±0,1 эВ. Показано, что процесс зародышеобразования при высокотемпературном эпитаксиальном росте лимитирован диффузией адатомов кремния по поверхности. Размер критического зародыша составил 25±13 атомов.

ФТП, т. 51, N. 4, с. 443–445, 2017
Для определения возможности изменения потенциала поверхности в положительную сторону относительно начального значения на зонд прикладывался положительный относительно поверхности образца потенциал 25 В. На рис.27а представлены 6×6 мкм2 КСЗМ-изображение поверхности модифицируемого образца, в области приложения напряжения изменение поверхностного потенциала составило величину +70 мВ относительно среднего значения поверхностного потенциала участка. При этом изменений топографии участка поверхности, на котором осуществлялось изменение поверхностного потенциала, зафиксировано не было.

Рис. 27. a) 6×6 мкм2 КСЗМ-изображение поверхности гетероструктуры AlGaAs/GaAs после положительного изменения поверх-ностного потенциала, б) 6×6 мкм2 КСЗМ-изображение поверхности гетероструктуры AlGaAs/GaAs после отрицательного изменения поверхностного потенциала
Чтобы определить возможности изменения потенциала поверхности в отрицательную сторону относительно начального значения, на зонд в вакуумных условиях прикладывался отрицательный относительно поверхности образца потенциал 25 В. На рис.27б представлено 6х6 мкм2 КСЗМ-изображение после изменения потенциала поверхности в вакуумных условиях. Изменение поверхностного потенциала производилось посредством вышеописанного метода. После этого поверхность сканировалась в режиме КСЗМ. В области приложения напряжения изменение потенциала составило величину -60 мВ относительно среднего значения поверхностного потенциала участка. При этом изменений топографии участка поверхности, на котором осуществлялось изменение поверхностного потенциала, также зафиксировано не было.

Рис. 28. а) 1×1 мкм2 КСЗМ-изображение топографии поверхности гетероструктуры AlGaAs/GaAs, b) 1×1 мкм2. КСЗМ-изображение поверхности гетероструктуры AlGaAs/GaAs.
Получением линий электрической модификации при различных потенциалах было показано, что зависимость изменения поверхностного потенциала Δψs от поданного на зонд напряжения является линейной.

Рис. 29. Зонная диаграмма гетероструктуры AlGaAs/ GaAs: 1- начальная, 2- после отрицательного изменения поверхностного потенциала, 3- после положительного изменения поверхностного потенциала.
Для определения влияния изменения поверхностного потенциала на проводимость моста Холла была предложена следующая последовательность экспериментальных действий. На первом этапе методом локального анодного окисления канал моста Холла сужался от 5 мкм до 200 нм (Рис.28a). В результате сужения общее сопротивление канала увеличивалось в 2 раза (от 90 до 180 кОм). На втором этапе посредством описанного выше метода в области между линиями окисления (Рис.28б) осуществлялось отрицательное изменение поверхностного потенциала. В результате такого изменения поверхностного потенциала общее сопротивление канала моста Холла уменьшалось на 20% от 180 до 140 кОм.
Изменение проводимости канала объясняется изменением концентрации двумерного электронного газа в области между линиями окисления в силу того, что при приложении внешнего отрицательного электрического поля происходит изменение зонной диаграммы как показано на рис.29. Поверхностная концентрация электронов составляет 1017 м-2, тогда из формулы для поверхностной проводимости σsur=μensur, где μ - подвижность электронов, e заряд электрона. Можно оценить поверхностную концентрацию nsur после изменения поверхностного потенциала: 1,3 1017 м-2.

Materials Science in Semiconductor Processing, v. 57, p. 18-23, 2017
Самоорганизация при гетероэпитаксиальном росте обеспечивает возможность изготовления полупроводниковых гетероструктур с массивами квантовых точек, обладающих уникальными оптоэлектронными свойствами. Для получения резонансных эффектов островки в массивах должны быть упорядочены и иметь одинаковый размер и химический состав. Поскольку самоорганизация происходит в результате уменьшения упругой деформации кристаллических решёток, формирование упорядоченных островков обеспечивает наиболее полную релаксацию напряжений. Формирование морфологии поверхности обычно происходит посредством поверхностной диффузии и перемешивания атомов в поверхностных слоях. Наличие кинетических ограничений для реализации этих процессов существенно затрудняет релаксацию упругих напряжений. Естественно ожидать, что более полная релаксация будет происходить в условиях, близких к термодинамическому равновесию. Нами показано, что упорядочение островков может быть реализовано при молекулярно-лучевой эпитаксии Ge на Si (100) при высоких температурах от 850 до 950°С, когда островки образуются без процесса зародышеобразования путем постепенного изменения морфологии поверхности в условиях, близких к динамическому равновесию между ростом островков и их растеканием посредством диффузии Ge в подложку.

Рис. 30. (а) Критические условия для образования островков SiGe на поверхности Si(100), (б) СTМ-изображение упорядоченных островков, полученных в условиях близких к критическим и (в) профиль морфологии поверхности вдоль ряда островков.
Мы получили экспериментальные данные для зависимости минимальной скорости осаждения Ge от температуры для образования островков SiGe на Si(100) (Рис. 30а). Эта зависимость представляет границу в координатах скорости осаждения Ge и температуры, вдоль которой происходит динамическое равновесие между ростом островков и их растеканием. Границу можно назвать критическими условиями для роста островков при высоких температурах, используя аналогию со случаем взаимодействия кислорода с поверхностями Si, в которых критические условия определяют зависимость минимального давления кислорода от температуры для перехода от травления Si кислородом к росту оксида кремния. Мы обнаружили, что растущие островки имеют тенденцию к упорядочению, когда условия роста близки к динамическому равновесию. Эти островки образуют поверхность с гладкой морфологией, что указывает на однородность распределения деформаций в поверхностном слое. Островки также характеризуются однородностью состава SiGe в направлении вдоль поверхности. Ожидается, что гетероструктуры SiGe, созданные на основе массивов таких островков, могут иметь узкие спектры электронных состояний и будут демонстрировать свойства метаповерхности по отношению к рассеянию электромагнитного излучения.

Thin Solid Films, v. 642, p. 345–351, 2017
Одним из основных направлений улучшения оптических свойств поверхностных слоев полупроводника и диэлектрика является их модификация, обеспечивающая условия для резонансных плазмонных возбуждений, которые приводят к значительному усилению электромагнитного поля на локальных участках поверхности. Для этих целей обычно наносят металлические частицы или тонкие пористые металлические покрытия. Недавно было показано, что использование диэлектрических частиц субмикронного размера с показателем преломления n>2 имеет определенные преимущества по сравнению с металлическими частицами. Преимущества основаны на двух факторах. Это более низкие потери энергии в диэлектрических частицах при их электромагнитных резонансных возбуждениях, а также лучшая совместимость их материалов с требованиями традиционных технологий изготовления фотонных и микроэлектронных устройств. Трехмерные островки Si и Ge в наибольшей степени удовлетворяют этим требованиям. Для их широкого применения в датчиках, оптоэлектронных устройствах, фотонике и т. д., требуется разработка практических и недорогих методов их получения.

Рис. 31. (a-с) СЭМ-изображение сечения образцов с островками SiGe на поверхности Si(100) в зависимости от количества осаждённого Ge величиной 20, 30 и 80 нм соответственно при 850 °C. (d) Полная энергия системы в зависимости от контактного угла для разных значений остаточной упругой энергии.
Нами обнаружено, что слои SiGe не смачивают поверхность Si(100) при температурах выше 800 °С. При использовании достаточно высоких скоростей осаждения Ge на поверхности образуются острова размером от 0,1 до 3,0 мкм в зависимости от количества осаждённого германия и температуры (Рис. 31а-в). Форма островков и морфологии поверхности между островками, а также резкая по химическому составу граница раздела между островками и подложкой явно показывают, что островки образуются в результате несмачиваемости. Образующиеся островки характеризуются большим геометрическим фактором (величина отношения их высоты к диаметру). Такая форма островков являются наиболее благоприятной для возбуждения в них магнитных и электрических резонансов в соответствии с теорией Ми.
Форма островков (или капель), которые образуются при несмачиваемости, обычно характеризуется контактным углом (Θ), то есть углом между поверхностями подложки и островка в месте их соприкосновения. Такие островки обычно имеют форму, близкую к сегменту сферы. Для островков такой формы мы вывели выражение для полной энергии в зависимости от Θ и количества осажденного Ge (d). Минимум полной энергии дает зависимость Θ от d (Рис. 31г). Его сравнение с экспериментальными данными позволило нам определить условия образования островков такой формы и оценить энергетические характеристики выращенной структуры.

National Institute of Advanced Industrial Science and Technology, Tsukuba, Japan
Applied Physics Express, v. 10, No12, p. 125501, 2017
Изготовление и исследование диэлектрических частиц субмикронного размера с большим показателем преломления (n) привлекает повышенное внимание благодаря их способности к резонансному рассеянию, перенаправлению, концентрации и манипуляции светом с длиной волны (λ ) по величине порядка размера частицы (d), т. е. d ∼ λ / n. Кремний с n ≈ 3,5 в инфракрасном диапазоне и до n ≈ 5 в видимом спектральном диапазоне является одним из наиболее подходящих материалов для Mie-резонансной инженерии.

Рис.32. (a) СЭМ-изображение сечения образцов с островками SiGe на поверхности Si(100). (б) Карта интенсивности сигнала комбинационного рассеяния света от кремния подложки. (в) Рассчитанная интенсивность электрического поля вокруг островка при рассеянии на нём света.
Частицы Si и Ge соответствующего размера обладают оптическими свойствами, аналогичными свойствам металлических плазмонных частиц, но потери, связанные с поглощением света на них, ниже, и они более совместимы с требованиями по химическому составу оптоэлектронных и фотонных элементов. Нами были изучены массивы островков SiGe с низким содержанием Ge на поверхности Si (100), которые были получены в результате несмачиваемости поверхности Si(100), возникающей при осаждении на неё Ge при высоких температурах около 900 °С. На рисунке (а) показано сечение образца с островками, обладающими свойством линзы. Рисунок (б) показывает, что интенсивность сигнала комбинационного рассеяния света значительно выше от кремния, расположенного под островками. На рисунке (в) приведен результат теоретического расчёта распределения интенсивности электрического поля при рассеянии света островком.
В результате теоретических расчётов и экспериментальных исследований методом комбинационного рассеяния света с высоким пространственным разрешением нами обнаружено, что такие островки обладают свойствами как резонаторов Mie, так и оптических линз. Островки работают как широкополосные концентраторы света в спектральном диапазоне от видимого до ближнего инфракрасного. Эти свойства свидетельствуют о перспективности применения массивов таких островков в солнечных элементах и фотоприемниках. Кроме этого, сильная зависимость размера островка от температуры подложки предоставляет возможность для проектирования метаповерхностей с ультракомпактными объективами, оптическими пластинами и т. д. посредством использования градиента температуры подложки. Еще одна возможность заключается в получении изображения с высоким пространственным разрешением, которое может быть достигнуто после утонения подложки.

Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе
Physica status solidi, v. 214, No7, p. 1700317, 2017
Advances in Semiconductor Nanostructures, Growth, Characterization, Properties and Application, Elsevier, p. 383-407, 2017.
На рисунке представлена эволюция атомной структуры {113}дефектов от времени отжига в имплантированном кислородом кремнии вместе с соответствующими измерениями упругих деформаций (Eyy), вводимых дефектами в кристалл. Измерения выполнены с использованием специально разработанной в настоящем коллективе программы [A. K. Gutakovskii, A. L. Chuvilin, and S. A. Song. Application of High-Resolution Electron Microscopy for Visualization and Quantitative Analysis of Strain Fields in Heterostructures. Bulletin of the Russian Academy of Sciences: Physics, 2007, Vol. 71, pp. 1426–1432.]. Карты распределений Eyy, совмещенные с ВРЭМ изображениями {113} дефектов, а также профили Eyy, измеренные перпендикулярно плоскости дефектов, представлены в вертикальных колонках (а), (б) и (в) под соответствующими ВРЭМ изображениями. Из колонки (а) видно, что на ранней стадии отжига величина Eyy для 3нм {113} дефекта имеет положительный знак, соответствующий деформациям растяжения внутри и снаружи дефекта. Это указывает на то, что {113} дефект на ранней стадии отжига состоит преимущественно из вакансий. Однако с увеличением времени отжига размер {113} дефекта увеличивается и профиль Eyy становится знакопеременным, что соответствует смешанной агрегации вакансий и междоузельных атомов. Это подтверждает развиваемые представления о том, что плоскость {113} является универсальной для смешанной кластеризации точечных дефектов, поскольку обеспечивает их метастабильную локализацию в виде близких пар в соседних атомных цепочках в плоскости {113}, так что противоположного знака поля деформаций точечных дефектов частично компенсируются [Fedina L.I. et al., Ch.16 In: Advances in Semiconductor Nanostructures, Growth, Characterization, Properties and Application, Elsevier. -2017.- PP. 383-407].

Рис.33. Эволюция атомной структуры {113} дефектов в имплантированном кислородом кремнии в сопровождении с измерениями упругих деформаций Eyy (вертикальные колонки (а), (б) и (в)) после отжига в течении 30 минут (колонка (а), 1 часа (колонка (б) и 1,5 часов (колонка (в) при T=700°.
На заключительной стадии отжига, как видно из результатов в колонке (в), знак Eyy становится отрицательным, что соответствует деформациям сжатия при формировании {113} дефекта междоузельного типа. Заметим, что ВРЭМ контраст {113} дефекта на промежуточной стадии (колонка (б) становится прерывистым из-за возможной частичной рекомбинации точечных дефектов. В целом, эволюция {113} дефектов в имплантированном кислородом Si следует фундаментальным закономерностям, ранее найденным при in situ облучении электронами в ВЭМ и ВРЭМ [см. обзор упомянутый выше], где было показано, что управляя пересыщением по точечным дефектам в образце с помощью различных покрытий, можно реализовать различны формы их агрегации от нестабильного при электронном облучении вакансионного типа до наиболее стабильного междоузельного {113}дефекта. Полученные результаты показывают, что при смене типа {113}дефекта линия ФЛ смещается от 1.35μ, соответствующей вакансионному {113}дефекту, до 1.37 μ для междоузельного.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Письма ЖЭТФ, т. 106, No12, с. 746, 2017
Исследована деформация слоев твердого раствора SiGeSn толщиной d=(1.5, 2.0) нм, полученных в Si с помощью молекулярно лучевой эпитаксии. Использован метод геометрической фазы при анализе изображений электронной микроскопии (ЭМ) сверхвысокого разрешения. Толщина слоев раствора сравнима с величиной пространственного разрешения ( Δ∼1 нм) ЭМ, что приводит к значительному искажению профиля распределения деформации и ошибке в измеряемой величине деформации.

Рис. 34. (a), (б) - ВРЭМ изображения многослойной SiGeSn/Si структуры, полученные с разным увеличением. (в), (г) - Профили распределения напряжения вдоль оси роста, полученные с помощью ГФ анализа для двух образцов S57 и S21, соответственно.
Из сравнения формы наблюдаемого и реального распределения деформации в исследованных слоях получены поправки к измеряемой величине деформации, приближающие ее к реальному значению. Величина поправки определяется отношением Δ/d. Найденные значения деформации хорошо согласуются с величинами, рассчитанными для псевдоморфного состояния слоев в модели абсолютно жесткой подложки.
Изучена возможность определения деформации сверхтонких слоев раствора SiGeSn с помощью ГФ анализа ЭМВР изображений в условиях конечного пространственного разрешения.

Рис. 35. (a), (б) – Распределение εzz компоненты деформации вдоль оси роста, измеренное для образцов S57 и S21, соответственно. (в), (г) - Качественный вид реального распределения деформации для образцов S57 и S21, соответственно.
Установлено, что наблюдается значительное искажение профиля распределения деформации по сравнению с реальным, что влияет на значение измеряемой деформации исследуемого слоя. Показано, что простейшая корректировка, основанная на сохранении площади профиля распределения деформации в процессе ГФ анализа, позволяет устранить возникающую неточность. Величина деформации, полученная для псевдоморфной пленки в модели абсолютно жесткой подложки, хорошо согласуется с экспериментом.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
Письма в ЖЭТФ, т. 106, No 1, стр. 21-25, 2017
С помощью аналитической ВРЭМ исследованы структурно-морфологические особенности нанокристаллов PbS, синтезированных по технологии Ленгмюра- Блоджетт (ЛБ). Для изучения возможности формирования нанокристаллов со структурой ядро-оболочка проведены эксперименты по отжигу нанокристаллов ZnS в кислород содержащей атмосфере и также с помощью аналитической ВРЭМ исследованы их структурно-морфологические особенности.
Геометрия атомных плоскостей, визуализируемых на ВРЭМ изображениях (вставка к рисунку «а»), и значения межплоскостных расстояний, определенные из анализа картин микродифракции, с достаточной точностью подтверждают пространственную группу и кристаллическую структуру нанокристаллов PbS: пространственная группа Fm3m с параметром ячейки, а = 0,59 нм. Средний размер нанокристаллов до отжига для образцов с толщинами исходной плёнки ЛБ от 2 до 14 монослоёв составляет 2,5 нм. Плотность распределения нанокристаллов до отжига возрастает с увеличением количества монослоёв исходной плёнки ЛБ до значения 4⋅1012 см-2 при толщине в 4 монослоя и остаётся неизменной при дальнейшем увеличении толщины исходной плёнки. Средние размеры нанокристаллов после отжига лежат в пределах от 4 до 10 нм, а плотности распределения нанокристаллов в пределах от 1⋅1012 до 2⋅1012 см-2 для образцов с толщинами исходной плёнки ЛБ от 2 до 14 монослоёв.

Распределение нанокристаллов по размерам до и после отжига хорошо описываются функцией Гаусса. Дисперсия размеров нанокристаллов в образцах с толщинами исходной плёнки ЛБ от 2 до 8 монослоёв до и после отжига составляет 1 нм. Латеральная форма нанокристаллов в образцах с толщинами исходной плёнки ЛБ от 2 до 8 монослоёв после отжига близка к круглой. При повышении толщины исходной плёнки ЛБ процесс коагуляции нанокристаллов становится более выраженным. В образце с толщиной исходной плёнки ЛБ в 14 монослоёв встречаются отдельные нанокристаллы с размерами 10÷20 нм, и у большинства нанокристаллов проявляется кристаллическая огранка (рисунок «а»). Обнаружено, что отжиг сульфидированных пленок ЛБ бегената цинка при температуре 200°C в кислород содержащей атмосфере сравнительно низкого вакуума приводит к формированию нанокристаллов ZnS, как с гексагональной (вюрцит) кристаллической решеткой типа P63/mmc и параметрами: а = 0,38 нм и с = 0,63 нм, так и с кубической (сфалерит) кристаллической решеткой типа F43m с параметром: а = 0,54 нм. Средний размер нанокристаллов составляет 2,5 нм, поверхностная плотность 7⋅1012 см-2. На рисунке «б» белыми окружностями выделен сфалерит, черными – вюрцит.
В образцах, отожженных при температуре 300°C, обнаружено, что более 50% нанокристаллов обладают гексагональной кристаллической решеткой ZnO: типа P63/mc и параметрами а = 0,32 нм и с = 0,52 нм (выделены белыми окружностями на рисунке «в»). Средний размер нанокристаллов составляет 3 нм, поверхностная плотность 7⋅1012 см-2 . Образование нанокристаллов ZnO связано с заменой серы в нанокристаллах ZnS на кислород в условиях сравнительно низкого вакуума во время отжига при 300°С. При этом, нанокристаллы ZnS прокисляются на весь объем, т.к. не обнаружено прямых признаков наличия композитных наноматериалов ZnS (ядро) – ZnO (оболочка). У объёмного материала ZnS прокисление происходит при 650°С. В случае нанокристаллов, пониженная температура данного процесса обусловлена физико-химическими особенностями наноразмерных материалов.

Лаборатория «Оптики и электрофизики» ИАПУ ДВО РАН
JJAP Conf. Proc., v. 5, p. 011401, 2017.
AIP Conference Proceedings, v. 1874, N1, p. 030007, 2017
Journal of Applied Physics, v. 121, No11, р. 113101, 2017
Методом высокоразрешающей электронной микроскопии исследована эволюция фазового состава нанокристаллов силицида железа (НК) в процессе твердофазной кристаллизации и последующем молекулярно-лучевом осаждении кремния. Получена информация о структуре, морфологии и пространственном распределении НК силицида железа в зависимости от условий синтеза. Определены условия формирования напряженных НК β-FeSi2 в матрице кремния с квазипрямозонной энергетической структурой.

На рис. 37 показана схема синтеза нанокристаллов (НК) силицида железа, использованная для изучения структурно-химических преобразований НК. Обнаружено, что после осаждения Fe и отжига при Т=630°C формируются две фазы: бэтта FeSi2 и эпсилон FeSi. Отсутствие кремния затрудняет переход эпсилон-FeSi в β-FeSi2 во время твердофазной эпитаксии тонкого слоя железа (0,4 нм при 630°C). Отжиг при 750°C без осаждения Si приводит к образованию α-FeSi2, при этом деформация кристаллической решетки нанокристаллов α-FeSi2 составляет 13% и не реализуется прямозонная энергетическая структура, необходимая для реализации требуемых оптических свойств.
(25 °С) Fe on Si (2) → (630° С) ε-FeSi+ β-FeSi2 (3) → (750°С) α-FeSi2 (3)
Все нанокристаллы трансформируются в структуру β-FeSi2 только после осаждения 25нм кремния и более при 750 ° C. Именно эти нанокристаллы имеют квазипрямозонную энергетическую структуру с требуемыми оптическими свойствами.
(750° С+ Si) ε-FeSi+ β-FeSi2 (3) → β-FeSi2 (4)
После осаждения 300 нм кремния (2,5 нм/мин) почти все нанокристаллы β-FeSi2 практически полностью замурованы в матрицу кремния (правый крайний рисунок на рис.37). Для формирования многослойной гетеросистемы повторяются необходимое число раз операции 2 – 4. Пример 4-х слойной системы приведен на рис.38.

По данным электронной микроскопии НК отчетливо визуализируются в слоях 2-4 и не видны в слое 1. Очевидно реализуется эффект «всплытия», обнаруженный нами ранее. Средние размеры НК составляют: вертикальный 20 нм, горизонтальный 8 нм и практически не зависят от положения НК по глубине залегания в матрице Si. Расстояние между слоями 1-2 равно примерно 100 нм, а между слоями 2-3 и 3-4 – примерно 70 нм. При этом нижняя граница НК в каждом слое – плавающая (пример на рис.38б). Кроме этого, наблюдаются отдельные НК между слоями, что также подтверждает наличие эффекта «всплытия». Помимо НК наблюдаются микродвойниковые ламели в наклонных плоскостях {111}, пронизывающие весь эпитаксиальный слой от буферного слоя до поверхности. Среднее расстояние между микродвойниками составляет примерно 30 нм.
Нанокристаллы на рис.38б замурованы в кремний в исследуемой тонкой фольге со всех сторон. В силу этого возникает полосчатый муаровый узор из-за наложения кристаллических решеток нанокристалла и кремния. Это существенным образом затрудняет анализ кристаллического строения НК. Поэтому анализ атомного строения НК был выполнен на наиболее тонких участках исследуемой фольги, когда верхняя и нижняя поверхности НК в направлении падения электронного пучка свободны от матрицы кремния. Такое изображение приведено на рис. 3а. В таких условиях наблюдения отчетливо визуализируется кристаллическая решетка НК. На рис.3б показан соответствующий экспериментальный Фурье спектр и его схематическое изображение (рис.39в). Зелеными окружностями отмечены рефлексы кремния, а красными – рефлексы, соответствующие фазе β-FeSi2. Здесь же зелеными цифрами указаны экспериментальные значения межплоскостных расстояний в Si, красными цифрами - экспериментальные значения, а через дефис - табличные значения межплоскостных расстояний для фазы β-FeSi2.

Рис.39. Экспериментальное ВРЭМ изображение НК β-FeSi2 (a) и соответствующий Фурье спектр (б) Пространственные частоты (аналог дифракционных рефлексов), соответствующие межплоскостным расстояниям в Si (зеленый цвет) и β-FeSi2 (красный цвет) отмечены на Фурье спектре (б) и соответствующей ему схеме (в).
Полное совпадение рефлексов (111)Si и (2-20) β-FeSi2 и близкое соответствие экспериментальных значений межплоскостных расстояний (002)Si и (0-22) β-FeSi2; (220)Si и (4-2-2) β-FeSi2 позволяют констатировать частично когерентное сопряжение кристаллических решеток НК и матрицы, которое приводит к упругой деформации растяжения НК на ∼2,6% в направлении [1-10] и к деформации сжатия на ∼1,8% в направлении [0-11]. На схеме (рис.3с), построенной на основе Фурье спектра указаны соответствующими цветами индексы кристаллических плоскостей Si и β-FeSi2. Из этой схемы следует, что плоскость (2-20) β-FeSi2 // (111)Si, а направление [-1-1-1] β-FeSi2 // [1-10]Si.
LED приборы на основе многослойной гетеросистемы с встроенными нанокристаллами -FeSi2 демонстрируют электро- и фотолюминесценцию при комнатной температуре. При этом, встроенные в кремний нанокристаллы β-FeSi2 расширяют спектральную чувствительность фотодиода от 1.3 до 1.7 мкм и увеличивают ток фотопроводимости более, чем на два порядка величины по сравнению с обычным кремниевым p-n переходом. Это является мировым достижением в области кремниевых фотодетекторов на данную область спектра.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии соединений А3В5
Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Институт катализа им. Г.К. Борескова СО РАН
Письма в ЖТФ, т. 43, No12, с. 83-89, 2017
Materials Science in Semiconductor Processing, v. 74, p. 19, 2018
Методами АСМ, РЭМ, ВРЭМ и РФЭС исследованы структурно-морфологические особенности и химический состава поверхности In0.52Al0.48As, а также границы раздела Ti/In0.52Al0.48As, используемой для изготовления меза-структур Au/Ti/n-In0.52Al0.48As/InP (001) с барьером Шоттки (БШ) (рисунок 40е).

Рис. 40. АСМ-изображения поверхности исходной ГЭС InGaAs/InAlAs/InP (a) и поверхности InAlAs после удаления защитного слоя InGaAs и собственного оксида (б). Профиль рельефа поверхности InAlAs вдоль выделенной линии (в), а также гистограмма шероховатости на площади 20×20 мкм2 (вставка). РЭМ-изображение поперечного скола границы мезаструктуры InAlAs/InP со слоем металлизации Au/Ti и защитным слоем SiO2 (г). ВРЭМ-изображения границ раздела Au/Ti/InAlAs (д) и Ti/InAlAs (е).
Методом АСМ показано, что на исходной поверхности гетероструктуры InGaAs/InAlAs/InP, выращенной методом МЛЭ, присутствуют ростовые дефекты в виде ямок (рисунок 40a), занимающие около 1% площади поверхности. Шероховатость (rms) поверхности не превышает 0.45 нм. Удаление защитного слоя InGaAs селективным травлением практически не изменяет морфологию поверхности, сохраняя rms на прежнем уровне. Удаление собственного оксида с поверхности InAlAs в растворе HCl:H2O=1:10 (15 сек.) увеличивает rms в два раза в результате развития микрорельефа поверхности с образованием характерных пиков высотой 4-5 нм с шириной на полувысоте 50-200 нм (рисунки 40б,в). При этом плотность дефектов возрастает примерно в 2 раза. Методом РФЭС показано, что на поверхности InAlAs перед нанесением слоя металлизации присутствует слой собственного оксида толщиной до 2 нм, состоящий, в основном, из оксидов In2O3, Al2O3, As2O3 в соотношении ∼3:1:6. Наличие тонкого аморфного слоя собственного оксида на границе раздела Ti/InAlAs также подтверждается ВРЭМ-изображениями данной границы раздела (рисунок 40е).

Рис. 41 Температурные зависимости ВАХ Au/Ti/n-InAlAs БШ (a) и температурные зависимости коэффициента идеальности и высоты барьера (б).
Проведенный анализ температурных зависимостей вольт-амперных характеристик (ВАХ) меза-структур Au/Ti/n-In0.52Al0.48As/InP (001) БШ в диапазоне 100-380 К (рисунок 41a) показал, что при повышении температуры от 100 К до 200 К коэффициент идеальности n уменьшается от 1.58 до 1.1, а высота барьера φв повышается от 0.55 до 0.69 эВ (рисунок 41б). При дальнейшем повышении температуры от 200 К до 380 К эти параметры изменяются слабо. Зависимость протекания тока при температурах выше 200 К хорошо согласуется с классической теорией термоэлектронной эмиссии. При температурах ниже 200 К поведение ВАХ соответствует модели латеральной неоднородности высоты барьера (модель Танга), что подтверждается линейной зависимостью высоты барьера от коэффициента идеальности в диапазоне температур 100-200 К. В соответствии с этой моделью были рассчитаны φв гомогенного перехода (0.88 эВ), среднеквадратичное отклонение гауссова распределения φв (10-4 см2/3В1/3), постоянная Ричардсона (10.7 Асм-2К-2), а также доля площади, занимаемая областями с пониженной φв (24%).
Наличием аморфного слоя собственного оксида толщиной 2 нм на границе раздела Ti/InAlAs объясняется увеличение коэффициента идеальности (на 0.09) при температурах 200-380 K, по сравнению с идеальным случаем (n=1). Корреляция данных по морфологии поверхности InAlAs с расчетами на основе модели Танга показывает, что области с пониженной высотой барьера могут быть связаны с высокими пиками на поверхности InAlAs с латеральными размерами 50-200 нм.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Институт физики прочности и материаловедения СО РАН, Томск
The Journal of Physical Chemistry, C 120, p. 17491, 2016
Journal of Physical Chemistry C, v. 121, No38, p. 20744-20750, 2017
Для установления механизма влияния фтора на плотность интерфейсных состояний на границе раздела фторсодержащий анодный оксидный слой (ФАОС)/InAs в работе проведено экспериментальное и теоретическое изучение влияния количества фтора на морфологию и атомное строение границы раздела ФАОC/InAs, имеющей при определенном соотношении F/O низкую плотность интерфейсных состояний (Dit), независимо от способа ее формирования (рис. 42).

Рис. 42. Зависимость Dit вблизи Ef при 77К в зависимости от концентрации фторирующего реагента при электролитическом окислении в кислотном электролите (1) и окислении в ТГРП (2).
Методом электронной микроскопии высокого разрешения (ВРЭМ) установлено (рис. 43a-г), что на границе раздела анодный слой (АС)/InAs(111)A, независимо от количества фтора и способа окисления, существует структурно-упорядоченный переходной слой (ПС). Толщина ПС увеличивается с увеличением количества фтора в анодном слое от 2-3 монослоев на границе раздела без фтора до 4-5 монослоев за счет увеличения межплоскостных расстояний (рис. 43д,е). При фторировании окислением в таунсендовской газоразрядной плазме (ТГРП) образуется более широкий переходной слой и более шероховатая граница раздела, чем при электролитическом окислении. Из рис. 43 видно, что первое межплоскостное расстояние в переходном слое, прилежащего к поверхности InAs, наиболее чувствительно к количеству фтора. С увеличением количества фтора в ФАОС это расстояние увеличивается до значения, соответствующего межплоскостным расстояниям в кристаллическом фториде индия (d012=3.8 Å).

Рис. 43. ВРЭМ-изображения границы раздела АС/InAs(111)А, выращенной в щелочном (ALE) электролите без фтора (а) и содержащем 24 г/л NH4F (б), в кислотном электролите (ACE) с 15 г/л NH4 F (в) и в ТГРП при СF4:O2=0.5 (г). Влияние количества фтора на изменение межплоскостного растояния в переходном слое на границе раздела АС/InAs(111)A, сформированной в электролитах (д) и ТГРП (е).

Рис. 44. Атомная (а) и электронная (б) структуры поверхности InAs(111)A-(1×1) при коадсорбции фтора и кислорода в сотношени 1:3 при разной последовательности адсорбции (в,г) и соответствующие парциальные плотности электронных состояний атомов (нижняя панель).
Рассчитанные в рамах функционала плотности атомные структуры при коадсорбции кислорода с разным количеством атомов фтора на нереконструированную поверхность InAs(111)A-1×1 показывают атомное строение упорядоченного переходного слоя у границы раздела ФАОС/InAs (рис. 44а,в). Из рисунка видно, что увеличение межпоскостого расстояния при фторировании происходит из-за встраивания кислорода и/или фтора между поверхностью полупроводника и атомами мышьяка, образующими первый слой фторированного анодного слоя, а также образованием связей As-F. Значительные структурные различия строения переходного слоя при оптимальном соотношении F/O=3 практически не влияют на появление состояний вблизи Г точки зоны Бриллюэна (рис. 44г). При этом парциальные плотности электронных состояний (ПЭС) показывают (рис. 44в,г) что атомное строение переходного слоя влияет на ширину запрещенной зоны атомов In и As, образующих ПС. Увеличение ширины запрещенной зоны при встраивании фтора на границу раздела ФАОС/InAs связано с увеличением ионного характера связей, которые образует фтор с атомами полупроводника, что согласуется с расчетами зарядового переноса по методу Бадера. В целом расчеты показывают, что атомная и электронная структура поверхностных атомов (In3 и As4) слабо отличается от соответствующих структур объемных атомов InAs (рисунок 3).

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии соединений А2В6
Лаборатория физических основ интегральной микрофотоэлектроники
J. Appl. Phys., v. 121, p. 125304, 2017
Superlattices and Microstructures, v. 111, p. 1195-1202, 2017
Infrared Physics & Technolog, v. 87, p. 129-133, 2017
Известия высших учебных заведений. Физика, т. 60, No 2, с. 141-150, 2017
Пассивация поверхности пленок КРТ является одним из важнейших этапов в производстве матричных фотоприемников. Как правило, для пассивации p-n переходов применяются два метода. Первый заключается в создании в процессе выращивания эпитаксиального материала варизонного слоя с увеличивающейся шириной запрещенной зоны в приповерхностной области активного поглощающего слоя, что позволяет уменьшить генерационно-рекомбинационные токи на поверхности полупроводника. Вторая методика заключается в нанесении на поверхность варизонного слоя защитного слоя, состоящего из широкозонного полупроводника или диэлектрика. Такое покрытие, в отличие от варизонного слоя, обладает более высокой механической и химической стойкостью, большим напряжением пробоя, позволяет снизить токи утечки.
Метод атомно-слоевого осаждения (ALD) заключается в последовательной подаче в камеру с подложкой различных химических прекурсоров, которые затем активируются либо при помощи удаленной плазмы кислорода, либо за счет термической реакции гидроксильных групп воды при повышенной температуре, с образованием пленки. Летучие продукты реакции при этом откачиваются из камеры. Данный метод имеет широкое применение в полупроводниковой промышленности для изготовления однородных пленок на подложках большой площади [Fu R., Pattison J., Optical Engineering 51, (2012), 104003].
![]() |
![]() |
Напряжение (В) Рис. 45. Экспериментальные кривые ВФХ (черные линии). ВФХ для идеальной МДП-структуры (красная кривая с кружками), рассчитанные без учета поверхностных состяний и захваченного заряда в диэлектрике. Синяя кривая с квадратами соответствует расчету с учетом непрерывного спектра акцепторных поверхностных состояний с постоянной плотностью 8·1011 см-2·эВ-1. |
Рис. 46. Петля гистерезиса, измеренная для скорости изменения напряжения 100мВ/сек, Экспериментальные кривые - черные линии. Расчет без учета поверхностных состояний – красная линия. |
Большинство процессов и прекурсоров в ALD рассчитаны для работ при температуре выше 200°С, что является слишком высокой температурой для КРТ. Поэтому для данного исследования был разработан специальный низкотемпературоный процесс роста пленки Al2O3 при температуре 120°С с использованием триметилалюминия (ТМА) и удаленной кислородной плазмы. Разработанный процесс позволяет получать однородные (±2%) пленки оксида алюминия на подложках диаметром до 4 дюймов, n=1.63. Исследовались МДП структуры на основе КРТ МЛЭ Hg1-xCdxTe (x∼0.22)/Al2O3/In на подложках GaAs (013). На поверхности пленок КРТ формировалась варизонная область с повышенным содержанием CdTe. На все структуры методом ALD осаждалась пленка Al2O3 толщиной ∼80нм при температуре 120°С. С некоторых МДП структур был удален варизонный слой перед нанесением диэлектрика. Измерялись температурные (77-300K) и частотные (1kHz-1MHz) зависимости C-V характеристик. Перед нанесением диэлектрика была измерена концентрация основных носителей методом Ван-дер-Пау. Толщина и коэффициент преломления измерялись спектральным эллипсометром Whoolam. Металл наносился методом термического испарения при температуре подложки около 80°C.
Параметры диэлектрических пленок Al2O3 на КРТ при малых напряжениях смещения, такие как величина встроенного заряда, малый гестерезис по сравнению с классическим покрытием на основе пленок SiO2/SiNx, высокое напряжение пробоя и механическая стойкость, делают их хорошим кандидатом на роль пассивирующего покрытия для поверхности пленок КРТ для изготовления оптоэлектронных устройств.
На рис. 45 показаны ВФХ для кривых, полученных при скорости изменения напряжения 10 мВ/с. Направление прохода показано стрелками. Для амплитуды развертки ±0.5 В, имеется накопленный положительный заряд величиной 3.3·10-9 Кл/см2. Теоретическая кривая ВФХ для идеальной МДП структуры показана на том же рисунке. Напряжение плоских зон составляет (Vfb) 0.17В. Видно, что экспериментальная кривая растянута вдоль оси напряжений по сравнению с расчетной для идеального случая. Голубая линия на рис.45 соответствует расчету с учетом спектра акцептороподобных поверхностных состояний с постоянной плотностью 8·1011 см-2 ·эВ-1, имеется хорошая корреляция с экспериментальной кривой. Сечение захвата для всех ловушек составляло 10-18 см2 .
![]() |
Рис. 47. Экспериментальные ВФХ для трех различных частот. Красная линия - теоретическая кривая полученная в результате расчетов по диффузионно-дрейфовой модели с учетом поверхностных состояний. При расчете использованы следующие подвижности электронов и дырок соответственно: 64 000 см2/(В·с) и 540 см2/(В·с). Тепловая генерация и рекомбинация в объеме (Шокли-Рид-Холл), Оже и другие при расчете не учитывались. |
Для амплитуды развертки ±1.0 В, накопленный положительный заряд составил 7.5·10-9 Кл/см2, увеличение амплитуды развертки до ±25.0 В увеличивает заряд до 2.2·10-7 Кл/см2 и приводит к формированию петли гистерезиса на рис.46. Накопленный заряд является линейной функцией амплитуды развертки. Изменение заряда связано с заполнением и освобождением состояний на границе раздела полупроводник-диэлектрик.
ВФХ для трех частот измерения показаны на рис.47. Для 1 MГц кривая имеет характерный высокочастотный вид. Для 100 кГц кривая имеет среднечастотный вид с увеличением емкости в зоне инверсии. Кривая для 10 кГц имеет низкочастотный вид. Имеется хорошая корреляция между теоретическим расчетом (красная линия) и экспериментальными данными для частоты 10 кГц. Поскольку напряжение плоских зон было принято равным нулю при расчете, теоретическую кривую необходимо было сдвинуть вдоль оси напряжений до совпадения емкостей при напряжении плоских зон. Величина сдвига обусловлена накопленным зарядом при заданном значении напряжения смещения.
Предварительные оценки показывают, что введение глубоких генерационно-рекомбинационных уровней локализованных вблизи середины запрещенной зоны с концентрацией на уровне 1015 см-3 при сечении захвата 1015 см2 позволяет увеличить расчетные значения емкости в области инверсии и приблизиться к экспериментальным значениям.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии соединений А2В6
Лаборатория эллипсометрии полупроводниковых материалов и структур
Автометрия, т. 53, No6, с.97-105, 2017
Методами лазерной и спектральной эллипсометрии исследован рост собственного окисла на CdxHg1-xTe (КРТ). Использовались образцы эпитаксиальных пленок КРТ разного состава на подложках из GaAs и Si, выращенные методом молекулярно-лучевой эпитаксии.

Рис. 48. Траектории эллипсометрических параметров, измеренные в процессе окисления образцов и соответствующие им расчётные номограммы: а) окисление на воздухе (ромбы), б) – окисление в атмосфере паров перекиси водорода (квадраты). Сплошные кривые – линии равного показателя преломления, пунктир – линии равной толщины. Числа возле сплошных и пунктирных кривых – значения показателя преломления и толщины (в нм), соответственно.
Поверхность КРТ без окисного слоя создавалась либо травлением в буферном травителе (раствор 40% фтористого аммония и плавиковой кислоты в соотношении 7:1) либо использовались образцы непосредственно сразу после выращивания в высоковакуумной камере установки МЛЭ. Параметр дельта в наибольшей степени чувствителен к состоянию поверхности и при росте сверхтонких слоёв его изменение пропорционально толщине образующегося слоя. Однако, это справедливо, если с течением времени происходит только рост слоя, а его свойства остаются неизменными. При этом оба эллипсометрических параметра ψ и Δ линейно изменяются с толщиной.
Для образца, окисленного на воздухе всё происходит иначе. В течение первого часа параметр дельта практически не изменяется (ромбы на рис.48), а в ряде экспериментов имел тенденцию к слабому росту.
Эти результаты указывают на существование каких то дополнительных процессов на поверхности КРТ, помимо роста окисной плёнки или на сложный механизм окисления, включающий несколько этапов. Начальный участок кривой а на рис. 48 невозможно описать в рамках модели непоглощающей плёнки, даже если предположить показатель преломления этой плёнки близким к n1. Интерпретация эксперимента на начальной стадии возможна, если включить в рассмотрение большое поглощение в слое, по величине близкое к k=1. Представленную на рис.48 траекторию эллипсометрических параметров можно объяснить протеканием двух процессов: появлением тонкого (3 А) не полностью окисленного поглощающего слоя и его дальнейшим окислением с образованием непоглощающего слоя окисла.

Рис. 49. Зависимость толщины окисных слоёв от времени окисления. Окисление в парах перекиси водорода (1, 2) и на воздухе (3). Состав плёнок КРТ: х=0.43 (1, 3), х=0.23 (2).
В отличие от окисления на воздухе для образцов, помещённых в атмосферу перекиси водорода, с самого начала наблюдается линейное смещение эллипсометрических параметров в пси-дельта плоскости, соответствующее росту прозрачного слоя с показателем преломления n=1.9 – 2 (квадраты на рис. 49). В этом случае не наблюдается образования поглощающегося слоя на начальной стадии. Была определена кинетика роста окисной плёнки для образцов КРТ состава х=0.23 и х=0.43 (рис.49 кривые 1 и 2), которые практически совпадают.
На рис. 49 показана кинетика роста окисла на воздухе (кривая 3). Скорость окисления КРТ на воздухе при комнатной температуре падает от средней величины 6⋅10-4 нм/мин в течение первых 1400 мин (1 сутки) окисления чистой поверхности до 10-7 нм/мин для образцов, пролежавших на воздухе годы. Кинетика окисления КРТ качественно похожа на окисление кремния при повышенных температурах, и замедление скорости окисления можно объяснить увеличением диффузионного сопротивления для молекул кислорода.
Из рис. 49 также видно, что скорость окисления в парах перекиси водорода на порядок превышает скорость окисления на воздухе. При этом она с ростом толщины окисла также замедляется, как и при окислении кислородом воздуха.Из сравнения поведения эллипсометрических параметров следует, что механизм окисления образцов КРТ при комнатной температуре на воздухе и в парах перекиси заметно отличается. При окислении на воздухе процесс идёт в два этапа: сначала образуется сильно поглощающий слой, предположительно обогащенный ртутью, затем происходит образование окисного непоглощающего слоя. В отличие от этого при окислении в парах перекиси сразу происходит образование окисной плёнки.
Образцы КРТ с окислом образовавшимся на воздухе при комнатной температуре подвергнутые в дальнейшем прогревам до 200°С в воздушной атмосфере демонстрируют уменьшение толщины слоя окисла и увеличение показателя преломления. Это свидетельствует о том, что образующийся при комнатной температуре естественный окисел на КРТ является пористым и видимо содержит большое количество воды.

Journal of Physics: Conference Series, v. 816, p. 012015, 2017
Известия высших учебных заведений. Физика, т. 60, No11, с. 13-19, 2017
На рисунке 50 показаны картины ДБЭ в азимутальном направлении [100] полученные при температурах подложки 800, 700, 650 и 600°С, а на рисунке 2 показаны профили, сделанные поперек рефлексам, расположенным на Лауэ зоне половины целого значения на дифракционной картине с азимутальным направлением электронного луча [100].

Рис. 50. Картины ДБЭ от поверхности Si(100) в направлении [100].
По картинам дифракции быстрых электронов наблюдалось исчезновение только одной серии рефлексов сверхструктуры 1×2 при температуре подложки 600°С при неизменном потоке Si. Полученный результат можно объяснить тем, что при температуре 600°происходит изменение механизмов двумерного роста. Если ширина террасы больше средней длины миграции адатомов, то пленка растет за счет зарождения двумерных островков. Если ширина террасы меньше средней длины миграции адатомов, то пленка растет за счет движения ступеней. Ступеньки с перпендикулярным направлением димерных рядов к краям ступенек (B тип террас) двигаются быстрее, чем ступеньки с димерными рядами направленными параллельно краям ступенек (A тип террас). Вследствие различных скоростей движения ступеней типа A и B, на поверхности формируются двухатомные ступеньки.

Рис. 51. Профили поперек рефлексов 2×1 и 1×2.

Рис. 52. Картины ДБЭ от поверхности Si(100) 2×1 в направлении [100].

Рис. 53. Профили поперек рефлексов 2×1 и 1×2.
На рисунке 53 показаны картины ДБЭ в азимутальном направлении [100] полученные при температуре подложки 600оС и предварительном отжиге 1000°С, 900°С и 700°С в течении 5 минут. На рисунке 4 показаны профили, сделанные поперек рефлексам сверхструктуры 2×1 и 1×2, расположенным на Лауэ зоне половины целого значения на дифракционной картине с азимутальным направлением электронного луча [100]. Из профилей видно, что полное исчезновение рефлекса 1×2 опроисходит при температуре предварительного отжига 900°С и 1000°С, но не происоходит при температуре предварительного отжига 700°С. Это можно объяснить тем, что при предварительном отжиге при температуре 900°С и 1000°С шероховатость краев ступеней уменьшается и, следовательно, распределение ширин террас становиться более однородным.

Лаборатории молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
Исследовались начальные стадии взаимодействия аммиака (NH3) с атомарно чистой поверхностью Si(111)7×7 в диапазоне температур 20°С до 1150°С. Выше температуры 700°С обнаружен эффект удаления атомов Si с поверхности в присутствии NH3 с одновременным формированием поверхностных структур Si(111)-8/3×8/3-N и Si(111)-М7×7 (рис.54).

Рис. 54. Формирование структур индуцированных NH3 при 750°С. (а) структуры Si(111)-8/3×8/3-N и Si(111)-М7×7, ромбами обозначены элементарные ячейки. (б) - изменения формы ступеней после формирования новых сверхструктур.
Удаление атомов Si установлено по изменению формы ступеней исходной чистой поверхности Si(111) и по формированию треугольных ямок с новой поверхностной структурой Si(111)-8/3x8/3-N (рис.54б). Среднее расстояние между яркими точками на изображениях СТМ структуры Si(111)-8/3x8/3-N около 10,6±1,5 Å, что соответствует периоду 3,84 Å вдоль направления типа <110> умноженному на 8/3.]
Помимо формирования поверхностной структуры Si(111)-8/3×8/3-N происходит «модификация» (М7×7) структуры чистой поверхности Si(111)7×7 (рис.2).
По данным дифракции быстрых электронов и по данным Фурье-преобразования изображений СТМ периодичность поверхностной структуры 7×7 не меняется.

Рис. 55. Модифицированная структура Si(111)-М7×7. (а) – U = +1В; (б) – U = +2В.
Тем не менее, визуализация внутренних адатомов ячеек 7×7 радикально видоизменяется при пониженных напряжениях туннельного промежутка. Необхо- димо отметить, что адатомы Si вокруг угловых вакансий исходных ячеек (7×7) визуализируются без особых изменений, что может свидетельствовать о большей стабильности этих атомов. На рисунке 55а наиболее ярко визуализируются 50,2% адатомов от их числа на чистой поверхности Si(111)7×7, причем, 82% из них остаются вокруг угловых вакансий.

Department of Physics & I3N, University of Aveiro, Portugal
Peter Grünberg Institut (PGI-3), Forschungszentrum Jülich, 52425 Jülich, Germany
JARA-Fundamentals of Future Information Technology, 52455 Jülich, Germany
Physical Review B, v. 96, №8, p. 085401, 2017
С помощью методов дифракции медленных электронов (ДМЭ), сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) и расчетов на основе теории функционала плотности (ТФП) была исследована структура напряженных слоев Si(111), сформированных на поверхности образцов Ge(111) и на вершинах релаксированных 3D островков Ge/Si(111). Было показано, что зависимость расчетной структуры поверхности Si(111) от упругих напряжений согласуется с экспериментальными наблюдениями. А именно, было продемонстрировано, что поверхность Si(111) при приложении напряжений растяжения содержит домены структуры с(24), разделенные доменны- ми стенками (рис. 56). Это отличается от режимов релаксированной или упругосжатой поверхности Si(111), при которых наблюдаются DAS-структуры 55 и 77 [R. Zhachuk, S. Teys, J. Coutinho, J. Chem. Phys. 138, 224702, 2013].

Рис. 56. СТМ изображение поверхности Ge(111) после осаждения 2-ух бислоев Si при температуре 540°C. Видны области со структурой 77 и разупорядоченные домены c(24) с доменными стенками в направлении
Предложена атомная модель структуры с(24) и доменных стенок, согласующаяся с данными сканирующей туннельной микроскопии, дифракции медленных электронов и приводящая к низкой энергии поверхности. Определена средняя ширина доменов с(24). В соответствии с результатами расчетов формирование доменных стенок на чистой поверхности Si(111) энергетически не выгодно и поэтому они не должны возникать в условиях термодинамического равновесия. Было показано, что с учетом перемешивания атомов Ge и Si формирование доменных стенок структуры с(24) становятся энергетически выгодным.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии элементарных полупроводников и соединений А3В5
При воздействии аммиака на атомарно чистую и гладкую поверхность Si(111) нами впервые наблюдалась необычная кинетика нитридизации поверхности: быстрое образование двумерной упорядоченной фазы (8/38/3) в течение 5-6 секунд, с последующим медленным, в течение нескольких минут, образованием аморфной фазы Si3N4. Возникновение структуры (8/38/3) обычно рассматривается как эпитаксиальный рост кристаллической фазы -Si3N4 под потоком активного азота, причем считается, что толщина слоя -Si3N4 может достигать 40 А.

Рис. 57. Дифракционные картины структуры (8/38/3)-SiN вблизи симметричных азимутов (1100) и (1120).

Рис. 58. Спектры сканирующей туннельной микроскопии чистой поверхности (111)Si и структуры (8/38/3)-SiN.
Однако наши экспериментальные исследования этого процесса методами дифракции быстрых электронов, сканирующей туннельной микроскопии и спектроскопии (СТМ/СТС), рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС), высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии (ВРПЭМ) показывают, что фаза (8/38/3) является метастабильной фазой двумерного графеноподобного слоя нитрида кремния (g-SiN) c sp2 гибридизацией атомных орбиталей. Возможно образование нескольких монослоев g-SiN, то есть графитоподобной структуры. Определены параметры решетки фазы (8/38/3) латеральное a=3A, межплоскостное расстояние c=3.3 A. Обнаружено, что утроенное расстояние (a3) структуры g-SiN 35.12A=15.36A соответствует 4a_Si=43.84A= 15.36 A, что свидетельствует о развороте ячейки g-SiN на 30° относительно элементарной ячейки (111)Si.

Лаборатория оптических материалов и структур
Новосибирский государственный университет
Институт химической биологии и фундаментальной медицины СО РАН
Analytical and Bioanalytical Chemistry, v. 409, No4, p. 891-901, 2017
В работе вместо традиционного измерения частотного сдвига сенсора при асорбции-десорбции частиц QCM используется в активнном режиме управляемых колебаний.

Рис. 59. Раскручивание закреплённых ДНК при колебаниях подложки. (a) схема начала раскрутки с верхнего конца, (б) линейный участок скорости вязких течений по высоте Z во вмороженном δ-слое , (в,г,д) силы Стокса на разрыв, действующие на отдельные нуклеотиды в каркасе ДНК, пропорциональные относительной скорости вязкой среды.
С ростом амплитуды колебаний происходит обрыв связей в цепочке молекул, закреплённой на поверхности кварца (Рис. 59), и регистрируется акустический 'щелчок' этого момента. Физическая природа данного сигнала представляет собой всплеск высших гармоник QCM, связанных с перестройкой колебаний при любом изменении нагрузки, а пьезоэлектрическая подложка QCM исполняет функцию чувствительного (на 3-4 порядка выше, чем при частотном сдвиге) микрофона.
Все этапы выделения сигнала отрыва молекул отражены на Рис. 60.

Рис. 60. Схема получения сигнала раскручивания ДНК. (a),(b) –измерение сигнала отрыва в 3D формате от времени сканирования (100 сек) и частоты F (в span-полосе ±5kHz), (c) пересчёт результатов в 2D путём усреднения по частоте F. Виден резкий сигнал разрыва при 3 вольт.
В качестве молекулярных инструментов при изучении биохимических процессов с участием ДНК в настоящее время используются олигонуклеотиды - короткие синтетические фрагменты ДНК заданного состава. В эксперименте присутствовали две серии из 5 и 6-ти групп однотипных составов, полученные автосинтезатором ASM-800 (BIOSSET, Novosibisrk, Russia) следующего вида:

Результаты измерений силы разрыва дуплексов ДНК отображены на Рис. 3. Измерения проведены при комнатной температуре с поверхностной концентрацией олигов, равной 5.0 × 109 молекул/мм2.

Рис. 61. Сила раскручивания двойных спиралей ДНК разного состава, (a, б) от позиции mismatch в спирали (ромбик для нуклеотидов M1/N1-1 и M1/N1-3 первой серии, кружки - из 2-й серии ), (в,г) диаграммы распределения от напряжения(V) и силы разрыва (pN) по 50-ти измерениям в образцах каждой группы N1-1 , N1-2, N1-3, N1-X. Нулевой позиции на рис. 61б соответствует спираль из двух цепочек, полностью комплементарных друг другу.
В работу также вошли измерения температуры плавления ДНК с изменением солевой концентрации раствора и изменение силы связи с температурой в сдвоенных цепочках. Как можно видеть из Рис. 61, чувствительность активной QCM-методики позволяет не только измерить малые силы связи молекул, но и уверенно распознать нарушение комплементарности нуклеотидов в зависимости от его расположения в цепочке, что может быть важно при диагностике. Также, управляя электрическим образом амплитудой колебаний резонатора QCM, мы получили неразрушающий способ многократно обратимого разворачивания ДНК-дуплекса без применения химических реактивов. Данный способ позволил не только измерить силу связи внутри закреплённых олигов на подложке, но и провести с ними манипуляции в подборе комплементарных пар. В отличие от дорогостоящей методики AFM, метод включает в себя статистику, поскольку работает не с одной молекулой, а с целым ансамблем одинаковых молекул в капле образца.

Лаборатория физических основ материаловедения кремния
Выполнены работы по увеличению чувствительности метода ОДМР (оптическое детектирование магнитных резонансов) на спиновых подуровнях основного состояния NV-центров в образцах искусственных алмазов с малой концентрацией азотных вакансий (<5 ppm) в тонком приповерхностном слое толщиной ∼ 1 мкм.

Рис. 62. (a) Специальная структура на участке поверхности алмазной пластины. (б) Резонанс ОДМР, регистрируемый в отсутствие магнитного поля.
Для повышения эффективности поглощения микроволнового излучения на спиновых подуровнях азотных вакансий была отработана усовершенствованная конструкция полоскового резонатора. К установке был добавлен усилитель микроволнового излучения и управляемый внешним электрическим импульсом переключатель, что позволило подавать на полосковый резонатор либо одиночные импульсы микроволнового излучения, либо последовательности импульсов с регулируемой длительностью импульсов и интервалов между ними. Для повышения чувствительности детектирования оптического сигнала была усовершенствована аппаратная и программная части регистрирующего оборудования. Для регистрации ОДМР использовался образец с малой концентрацией азотных вакансий в тонком приповерхностном слое. На участке поверхности алмазной пластины была изготовлена специальная структура (Рис.62a), вытравленная пучком ионов галлия по металлической маске. Структура представляет собой квадратное (5×5 мкм) углубление (глубина ∼500 нм), в котором оставлены 9 упорядоченных (3×3) столбиков материала подложки высотой ∼400 нм и диаметром ∼200 нм. Объективом конфокального микроскопа накачивающее оптическое излучение (длина волны 532 нм) фокусировалось на отдельный столбик в пятно диаметром ∼300 нм. При регистрации сигналов ОДМР на оптимизированной установке обнаружено существенное увеличение контрастности резонансов для образцов с малыми концентрациями NV-центров (Рис.62б). На образце с малой концентрацией азотных вакансий были получены спектры ОДМР во внешнем магнитном поле малой напряженности, на которых четко прослеживается увеличение зеемановского расщепления с увеличением магнитного поля.

Лаборатория оптических материалов и структур
Новосибирский государственный университет
Sensors & Actuators B: Chemical, v. 242, p. 965-968, 2017
Кварцевый резонатор АТ-среза (Рис. 63) благодаря его малому температурному коэффициенту и высокой механической добротности вот уже более полувека применяется как чувствительный элемент в газовых датчиках, химических и биологических сенсорах. Согласно общепринятой формуле Sauerbrey сдвиг частоты в реальном 3D-резонаторе с площадью электродов А из-за распределенной массовой нагрузки Δm составляет величину:

Чувствительность Δf/f=-Δm/M в (1) достигает одного монослоя адсорбированного вещества, причём сдвиг частоты классически считался строго отрицательным. Однако изредка в биологических экспериментах частотный сдвиг менял знак на противоположный 'плюс', и в работе приведены соответствующие ссылки.

Рис. 63. Кварцевые микровесы QCM. (a) вид сдвиговый колебаний для температурно-стабильного AT-среза кварца, б) пьезоэлектрическая мембрана с нанесёнными электродами, (в) выделение активной части для уменьшения массы M, (г) модель рабочей области QCM из двух полосок.
Методы описания работы QCM имеют богатую предысторию, их можно разбить на три группы. 1) Использование модели эквивалентных схем, где радиотехническим образом учитывается влияние распределенной массовой нагрузки на изменение импеданса; 2) Возможно использование различных 2D и 3D моделей, задающих априори распределение смещений в кварце; 3) Для расчета колебаний в кварце используется прямое трехмерное моделирование методом конечных элементов, позволяющие учитывать влияние анизотропии кристалла, пьезоэффект и металлизацию обкладок резонатора. Зачастую вычисления из первых принципов становятся настолько сложными, что воспроизвести их могут только сами авторы работ. Мы выбрали полуаналитический подход, учитывающий главную физику работы QCM, отказавшись от расчёта частоты, оставив её, наряду с нормировочной a-шириной, Рис. 63г, в виде свободного параметра до точного измерения. Так возникла полосковая полуаналитическая модель в виде пары тонких упругих полосок со свободными, калибруемыми из эксперимента параметрами, позволившая проследить в виде поправок влияние распределенной и локализованной весовой нагрузки на частотный отклик и смещения реального 3D-резонатора. Далее рассмотрим общий вид колебательной системы с нагрузкой m2 и дополнительной упругой связью k2, см. Рис. 64a. Система точных уравнений движения приводит к простому биквадратному уравнению на собственные частоты λ следующего вида:


Из выражения (3) и Рис. 2б видно, что частотный сдвиг Δf положителен при ω2 < 1, отрицательный при ω2 >1, но никогда не проходит через нуль из-за наличия особой точки ω2 =1. Например, для относительно крупного вируса гепатит С размером 100 нм и массой m2 ∼10-15 г полагаем, что растяжение вдвое длины упругих связей (x2∼10 нм) достаточно для его отрыва. Измеренная нами сила отрыва F=-k2⋅x2 ∼2 pN, что даёт оценку жесткости k2 ∼ 2⋅10-4 [Н/м]. Подставив это значение ω2 =2πf =(k2/m2)1/2 получим ω2/2π∼2.2 МГц. Это оценка частоты собственных колебаний закреплённых вирусов. В случае простых молекул частота может достигать сотен мегагерц. В своих экспериментах мы использовали QCM с основной частотой 14 МГц, и отношение ω2/ Ω ∼ 0.16 существенно меньше 1, поэтому должен наблюдаться положительный частотный сдвиг (капля раствора с вирусами на образце занимает площадку ∼ 1 мм2).

Рис. 64. (a) обобщённая модель колебаний с упруго-связанной нагрузкой m2 , (б) обобщенное решение для отклонения λ1, 2 от 1-цы в ед. Ω=(K/M)1/2. Линии – точное решение, точки – линейное разложение по (3). Область смены знака по частоте λ= 1 ± Δf обведена пунктиром.
Таким образом, мы можем прийти к выводу, что необходимо для положительного частотного сдвига. С одной стороны для этого следует повышать рабочую частоту QCM, уменьшая объём и толщину кварцевой подложки, а с другой стороны, использовать более крупные нанообъекты (бактерии или ансамбли белковых молекул) с уменьшенным значением жесткости k2 для выполнения необходимого условия ω2/Ω <1. Противоречие между общепринятым правилом Sauerbrey G.Z. и данными экспериментов снимается.

Лаборатория эллипсометрии полупроводниковых материалов и структур
Surfaces and Interfaces, v. 6, p. 56-59, 2017
Было проведено исследование процесса локального анодного окисления (ЛАО) тонких тонких пленок GeO с помощью атомно-силового микроскопа (АСМ). Методом рентгеновского микроанализа установлено, что окисленные участки пленки GeO представляют собой диоксид германия, который образуется по реакции: GeO + H2O → GeO2 + 2H+ + 2e-. Высота формируемого оксида в процессе ЛАО в полуконтактном режиме зависит от времени приложения напряжения по логарифмическому закону и описывается моделью окисления Кабрера-Мотта для больших времен.
Обнаружено, что при окислении пленки GeO в контактном режиме сканирования АСМ, высокой влажности 80% и напряжении U≥9В, форма оксидных структур GeO2 меняется с куполообразной на двухъярусную. На рис. 65б показан профиль рельефа проволок из GeO2, который представляет собой двойной пик на широком основании.

Рис. 65. (а) - топографическое АСМ-изображение проволок GeO2 в слое GeO (d= 9нм), полученных при различных U и t; (б) - профили их рельефа вдоль линии A-B
Из-за сильного электрического поля и высокой концентрации кислородсодержащих ионов при данных условиях ЛАО скорость роста оксида GeO2 оказывается достаточно большой, поэтому формируются узкие пики в центре оксидной линии. Латеральная диффузия кислородсодержащих ионов на границе раздела оксид/водный мениск приводит к уширению основания оксидной линии GeO2. Однако, механизм роста аномально высоких структур из GeO2 (в 2 раза превышающих толщину исходной пленки GeO) при данных условиях ЛАО до конца не ясен.
Проведены эксперименты по формированию наноструктур (точки, проволоки, квадраты) путем локального анодного окисления пленки GeO с помощью АСМ. Так, например, были созданы кольца из диоксида германия, применяя следующие параметры ЛАО: полуконтактный режим сканирования, прикладываемое на зонд напряжение U=10 В, скорость сканирования 0.2 мкм/с, влажность воздуха 80 % параметр SetPoint 0.05 нA.

Рис. 66. Топографическое АСМ-изображение: (a) - колец из диоксида германия; (б) - канавок в слое GeO после вытравливания окисленных участков
Зонд АСМ двигался по заданному шаблону, а импульсы напряжения прикладывались в каждой точке этого шаблона. В результате на поверхности пленки GeO были сформированы кольца из GeO2 высотой 1–1.4 нм (рис. 66a). Ширина на полувысоте линий кольца изменялась от 90 до 100 нм. В процессе ЛАО рост оксида GeO2 происходил как наружу, так и вглубь пленки GeO. После вытравливания окисла GeO2 в течение 4 минут в деионизованной воде в слое монооксида германия образуются канавки глубиной 3.5 – 4.5 нм и шириной 60 – 70 нм (рис. 66б). Описанная выше технология указывает на возможность дальнейшего применения пленок GeO в качестве резиста для взрывной нанолитографии.

Снятие напряжений несоответствия в полупроводниковой гетеросистеме происходит в результате введения дислокаций несоответствия (ДН) в рамках 12 систем скольжения. В работе развита модель квазиравновесного процесса релаксации напряжений, когда при увеличении текущей толщины пленки h последовательно вводятся те семейства ДН, которым соответствует наибольший выигрыш упругой энергии. В результате расчета установлено, что в случае границы (013) протекание релаксационного процесса сопровождается введением четырех семейств ДН1– ДН4. Семействам ДН1,2 и семействам ДН3,4 соответствуют две наименьшие критические толщины псевдоморфной, т.е. бездислокационной пленки hК1,2< hК3,4 [Matthews: Matthews J.W. et al. // Thin Solid Films. 1976, v. 33, p. 253]. Поскольку при h= hК3,4 пленка уже содержит ДН1,2, то для ДН3,4 введение первых дислокаций начинается при h= НК3,4 , которое превышает hК3,4 , как показано на рисунке 67. При h> НК3,4 равновесные толщины для введения ДН1,2 и для введения ДН3,4 совпадают, т.е Н1,2=Н3,4. Через Н и НК обозначены, соответственно, равновесные и критические толщины пленки, которые вычисляются в рамках предлагаемой в работе модели. Процесс протекает в два этапа: накапливание в границе раздела всего двух семейств ДН1,2 при hК1,2<h<НК3,4 и формирование всех четырех семейств ДН1-4 при h>НК3,4 .
В основу расчетной модели положено выполнение равновесия между силой FR = (hbсоs)b, действующей на пронизывающую дислокацию, которая обеспечивает удлинение ДН [Хирт: Хирт Дж. и Лоте И. Теория дислокаций, М., 1972], и силой линейного натяжения ДН, которая равна FL = b2(1-cos2)(1+ln(h/b)/[4(1-)] [Хирт]. Здесь и являются, соответственно, модулем сдвига и коэффициентом Пуассона пленки, – угол между вектором Бюргерса b и линией ДН, – угол между b и перпендикуляром к ДН, лежащим в гетерогранице, b – проекция на вектор b сдвиговых напряжений, действующих в плоскости скольжения.

Приведенные на рисунке результаты получены для пленки Cd0.22Hg0.78Te на CdTe(013). Толщины hK1,2 и Нк3,4 составляют, соответственно, 41.8 и 66.1 нм. Расчет показывает, что на участке hк1,2 h Нк3,4 происходит накапливание среднего уровня сдвиговых напряжений σС до максимальной величины 16 МПа, а на участке h > Нк3,4 – уменьшение этого уровня до нуля. Результаты расчета находятся в согласии с экспериментальными данными, согласно которым более 80% введенных дислокаций являются ДН1 – ДН4, если степень пластической релаксации не превышает 0.2.
На рис. 67. зависимости FR (h) изображены штрих-пунктирными линиями, а логарифмические зависимости FL (h) – пунктирными линиями. Точка пересечения FR1,2 и FL1,2 позволяет определить hК1,2, а точка пересечения FR3,4 и FL3,4 – определить hК3,4. В области 0<h<hК1,2 графики функций FR1,2 и FR3,4 являются строго прямыми. При h>hК1,2 кривая FR1,2 сливается с кривой FL1,2 . Это означает, что при h>hК1,2 выполняется равенство сил FL=FR для ДН1,2. В точке h= hК1,2 зависимость FR3,4 (h) имеет излом, и на участке hК1,2<h< НК3,4 она описывается квазипрямой линией, которая заканчивается точкой m. Вдоль этой линии равновесные толщины для введения ДН1 и для введения ДН2 совпадают, т.е. выполняется Н(1) =Н(2). Правее точки m кривые FR3,4 и FL3,4 сливаются, и равенство FL = FR выполняется как для ДН1,2, так и для ДН3,4. Для получения приведенных на рисунке зависимостей рассматривалось поле напряжений, описываемое тензором напряжений несоответствия и суммарным тензором дальнодействующих нормальных и сдвиговых напряжений, созданных ДН.
В рамках классических представлений теории ДН [Matthews, Хирт] неравенство hК1,2 < hK3,4 означает, что на протяжении всего релаксационного процесса для введения дислокационных семейств ДН1 и ДН2 выполняются более благоприятные условия, чем для ДН3 и ДН4. В рамках развитой в работе модели показана некорректность этих представлений. Нами установлено, что на первом этапе процесса релаксации, когда hK1,2 <h < hK3,4 , формируется поле сдвиговых напряжений σС=(σхх–σуу)/2, а на втором – их снятие до нулевого уровня. Максимум данных напряжений имеет место при h= НК3,4. Ранее нами было показано, что в случае сингулярных ориентаций (001) и (111) возможно выполнение условия σС=0 для всех стадий релаксационного процесса. В настоящей работе впервые показано, что при квазиравновесном введении дислокаций несоответствия в границу раздела (013) происходит неизбежное накапливание поля сдвиговых напряжений. В какой мере это справедливо для произвольной несингулярной ориентации – представляет собой задачу дальнейших исследований.
В работе впервые показано, что вопреки классическим представлениям теории ДН неравенство hK1,2 < hK3,4 , справедливое для псевдоморфного состояния эпитаксиальной пленки, в процессе введения дислокаций несоответствия изменяется. Нами установлена и вычислена критическая толщина пленки h= НК3,4, выше которой неравенство hK1,2 < hK 3,4 превращается в равенство равновесных толщин Н1,2=Н3,4. Данное равенство выполняется на протяжении всего дальнейшего релаксационного процесса и характеризует протекание этого процесса.

Europhysics Letters, v. 118, No5, p. 57002, 2017
Europhysics Letters, v. 120, No1, p. 17003, 2017
Линейность электронного спектра краевых состояний двумерного топологического изолятора играет решающую роль для различных транспортных явлений. Предыдущие исследования показали, что эта линейность существует вблизи точки пересечения спектра, но не определила, насколько совершенна линейность. Цель настоящего исследования - ответить на этот вопрос в различных моделях краевых состояний.
Рассматривается модель Волкова и Панкратова (VP) для гамильтониана Дирака и модель BHZ для гамильтониана Берневига, Хьюза и Чжана (BHZ) с нулевыми граничными условиями. Обнаружено, что обе модели дают идеально линейные состояния краев. В модели BHZ1 линейность сохраняется вплоть до конечных точек спектра, соответствующих точке касания к краю спектра двумерных состояний. Напротив, модель BHZ2 со смешанными граничными условиями для гамильтониана BHZ и 2D модель сильной связи дают слабую нелинейность.
Этот спектр используется для решения проблемы о краевых состояниях взаимодействующих электронов. Найдено точное решение уравнения Шредингера для одномерной системы взаимодействующих частиц с линейным законом дисперсии в произвольном внешнем поле. Решение сводится к двум группам частиц, движущихся с постоянными скоростями в противоположных направлениях с фиксированным расстоянием между частицами в каждой группе. Задача применяется к краевым состояниям двумерного топологического изолятора.

Институт ядерной физики СО РАН
Scientific Reports, v. 7, p. 43334, 2017
Journal of Applied Physics, v. 121, No1, p. 015108, 2017
Электромагнитные метаматериалы – искусственно структурированные материалы с необычными свойствами, которые отсутствуют у природных материалов. Создание метаматериалов с новыми функциональными свойствами ограничено уровнем технологии.

Рис. 68. Схема формирования метаматериала в виде полупроводниковых микротрубок с металлическими спиралями, СЭМ-изображение и результаты измерения свойств в терагерцовом диапазоне. Хорошо видна возможность управления углом поляризации проходящего излучения. Структура из монослоя микроспиралей и двух слоев GaAs вращает плоскость поляризации нормально падающего излучения на 85 градусов, при этом изменение частоты в пределах всего лишь 0.4% приводит к тому, что угол поворота изменяется до нуля и затем до минус 65 градусов. Такие ультрарезкие резонансы перспективны для создания систем динамического управления излучением.
Известен особый интерес к терагерцовым метаматериалам из-за отсутствия стандартных элементов управления излучением. В работе представлены результаты формирования семи терагерцовых метаматериалов с прецизионными трехмерными микро- и нанорезонаторами заданной геометрии. Такие материалы нельзя создать какой-либо другой технологией, кроме технологии формирования трехмерных оболочек из напряженных нанопленок, предложенной и разработанной в лаборатории [V.Ya.Prinz et al, Physica E, 2000]. На рисунках 68, 69 представлен ряд киральных и магнитных метаматериалов.

Рис. 69. Схема формирования и СЭМ изображение киральных и магнитных метаматериалов

Рис. 70. Неотражающий резонансно-поглощающий гибкий метаматериал: схема изготовления и микрофотографии композитной пленки с металл-полупроводниковыми резонаторами в отраженном и проходящем свете
Для формирования гибких и трехмерных метаматериалов в лаборатории была разработана специальная технология. На рис. 70 технология запечатывания оболочек показана на примере неотражающего поглощающего метаматериала. Такая пленка с плотным массивом металлических резонаторов отражает гораздо меньше, чем чистая полимерная пленка той же толщины - в широкой полосе частот отражение созданного материала находится в пределах погрешности измерений современного спектрометра.
Развитый подход к формированию метаматериалов отличают широкая свобода выбора материалов и геометрии элементов, высокая воспроизводимость, масштабируемость, при этом прецизионные резонансные элементы формируются параллельно на большой площади. Это перспективно для массового производства метаматериалов для диапазонов от СВЧ до оптического.

Лаборатория физических основ эпитаксии полупроводниковых гетероструктур
Патент No 2622009 (2017)
Предложен и реализован способ формирования трехмерной структуры-матрицы, содержащей в себе одновременно элементы, как микро, так и нано масштаба. Для формирования применяли технологии штамповой литографии (используя штампы с микро и нано рельефом) и трехмерной печати. Аддитивная технология/3D-печать легко справляется с макро- и микро- размерами.

Рис. 71. Результат сборки микро- наноструктурированных пленок полилактидов толщиной 20мкм. а – оптическая фотография образца, содержащего четыре микро- нано структурированные пленки, зажатые по краям и подвешенные на столбиках, сформированных 3D печатью; б- электронно-микроскопическое изображение фрагмента торца образца, хорошо видно, что пленки встроены своими краями в стенку каркаса.
Однако, она пока не пригодна для формирования нанообъектов. 3D-печатью невозможно создавать наноструктурированные поверхности с массивами нанообъектов, которые, например, необходимы для адгезии клеток. Способ включает операцию формирования микро- и наноструктурированных пленок и расположение их в трехмерном каркасе. Поверхность пленок структурировали с помощью штамповой литографии, а трехмерный каркас сформировали с помощью 3D печати. Способ был апробирован на примере формирования биорезорбируемой матрицы для выращивания клеток. На рисунке приведена такая матрица содержащая одновременно и нанорельеф (необходимый для адгезии клеток) и микрорельеф (в виде микроканалов для циркуляции питательной среды в трехмерной матрице).

Journal of Material Sciences & Engineering, v. 6, No5, p. 1000379, 2017
Physical Chemistry Chemical Physics, v. 19, No29, p. 19010, 2017
С использованием 2D печати создан ряд гетероструктур из графена, функционализированного графена, или композитов на основе графена. Показана прекрасная стабильность напечатанных слоев графена и, в меньшей степени, композитных слоев графен:PEDOT:PSS. Демонстрируются уникальные свойства фторографена как изолирующего слоя в гетероструктурах на основе графена при степени фторирования выше 30% . Показано, что токи утечки в тонких (15-20 нм) пленках составляют около 10-8 А/см2, а напряженность электрического поля пробоя составляет ∼ 107 В/см.

Рис. 72. Схематическое (а), оптическое (г) и СЭМ (б,д) изображения структур типа кроссбар, напечатанных на гибкой (г,д) и твердой (б) подложках с контактами из серебряных чернил и разделенных слоем фторированного графена. На рис. (д) стрелкой отмечен край напечатанной пленки фторографена. Напечатанные пленки (в) из FG и (е) двухслойная пленка FG/GO на гибких подложках PET. В первом случае толщина пленки составляла ∼10 нм, во втором 5 нм / 25 нм.
В гибридных структурах, когда слои фторографена наносятся печатью, а графен переносится на слой фторографена или капсулируется фторографеном, наблюдается увеличение подвижности и проводимости слоя в 5 - 6 раз. Спектр будущих приложений слоев фторографена расширяется благодаря возможности получать из слабофторированного графена (<20%) функциональные слои с отрицательным дифференциальным сопротивлением, а при степени фторирования около 20 - 23% - формировать каналы транзисторов с модуляцией тока в пределах нескольких порядков величины. Композитные или двухслойные пленки на основе фторографена и поливинилового спирта демонстрируют стабильные эффекты резистивных переключений. В целом, благодаря уникальным свойствам пленок фторографена, гетероструктуры графен/фторографен имеют огромные перспективы использования для широкого спектра приложений, включая гибкую электронику.

Исследованы структура и свойства пленок графена и мультиграфена, наноструктурированных в результате облучения тяжелыми ионами высоких энергий. Для характеризации облученных пленок были использованы спектроскопия комбинационного рассеяния света, сканирующая электронная микроскопия, атомно- силовая микроскопия, электрические измерения и исследование температурных зависимостей тока.

Рис. 73. (а) АСМ-изображение поверхности пленки трехслойного графена после облучения ионами ксенона с энергией 167 МэВ, доза облучения 3×1011 ионов/см2. (б) Спектры комбинационного рассеяния света и (в) зависимость подвижности носителей заряда для пленок мультиграфена, облученных ионами ксенона с энергиями от 26 до 167 МэВ, доза облучения 3×1011 ионов/см2. (г) Температурная зависимость тока для пленок мультиграфена, облученных ионами ксенона с энергией 46 (доза облучения 5×1012 ионов/см2) и 167 (3×1011 ионов/см2) МэВ.
Обнаружено, что облучение приводит к формированию наноразмерных пор (антиточек) в верхних слоях пленок (1-2 монослоя) размером 20-60 нм (рис. 73а). Обнаружено, что размер пор практически не зависит от энергии ионов, использованных для наноструктурирования, а с увеличением дозы ионов увеличивается количество пор. При этом по данным комбинационного рассеяния света с увеличением энергии ионов обнаружено значительное уменьшение концентрации струк- турных дефектов (рис. 73б). Так, отношение интенсивностей пиков D к G для разных доз ионов уменьшается с ростом энергии ионов в 2 – 5 раз.
Показано, что, в зависимости от энергии иона, можно создавать графеновые наноструктурированные слои с разной подвижностью носителей заряда в них (рис.73в): При энергии менее 70 МэВ подвижность составляет 1 - 100 см2/Вс, тогда как при более высокой энергии (77 – 146 МэВ) подвижность 700 – 1200 см2/Вс. До облучения подвижность носителей в этих слоях составляла 1000 – 1500 в этих см2/Вс. Показана возможность открытия запрещенной зоны величиной ∼ 50 мэВ в структурах облученных ионами с энергией 167 МэВ благодаря введению массивов антиточек с реконструированными краями (рис. 73г). Подобный эффект был предсказан теоретически в работе [Chernozatonskii L.A et al // JETP Letters. 2014. 99(5), Р. 309-314].
Высказано предположение и предложена модель формирования «сварных» и, соответственно, бездефектных массивов антиточек при определенных режимах облучения за счет замыкания связей между соседними слоями. Механизм формирования наноотверстий (d ∼ 20-50 нм, глубина – от 1 до 2 монослоев) связан с локальным испарением верхних слоев графена из-за электронных потерь ионов при взаимодействии с графеновыми слоями. Величина выделяемой энергии существенно зависит от энергии облучающих ионов и определяет структуру краев формирующихся отверстий. Полученные наноструктуры крайне интересны для создания новых материалов на основе графена с возможностью управляемого изменения свойств.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии, ФТИАН РАН
Исследованы структурные и электрофизических свойства промежуточных ультратонких слоев ALD диоксида гафния в гетероструктурах кремний-на-сапфире, расположенных между кремнием и сапфиром c-ориентации при высокотемпературном отжиге. Предполагалось снижение величины эффективного положительного заряда в стеке HfO2/Al2O3 и уменьшение теплового сопротивления из-за отсутствия толстого слоя диоксида кремния. Перенос слоя кремния на сапфир проводился имплантированным водородом по запатентованной технологии. На части пластин кремния перед бондингом выращивался слой диоксида гафния (PEALD HfO2) толщиной от 5 до 20 нм методом плазменно-стимулированного атомно-слоевого оосаждения (ПАСО) при 300 С. Непосредственно перед бондингом пары пластин сапфира и кремния проходили обработку в плазме O+ или N+ , а после переноса слоя кремния толщиной 0.5 мкм, гетероструктуры КНС отжигались в атмосфере Ar в интервале температур 800-1100°С 2 часа. Структурные свойства и состав слоев определялись методами просвечивающей электронной микроскопии поперечного сечения Х-ПЭМ и спектров дисперсии электронов EDS на микроскопах JEOL JEM4000 и JEM2000FX, соответственно (Рис. 74,75). Электрофизические свойства КНС структур определялись из сток-затворных характеристик псевдо-МОП транзисторов с вольфрамовыми иглами в качестве сток-истоковых контактов при изменении потенциала медного затвора со стороны подложки сапфира в интервале от -4 до +4 кВ (Рис.76).

Рис. 74. а) - ПЭМ микроизображение поперечного сечения КНС структуры (SOS) с 0. 5 мкм слоем Si и слоем PEALD HfO2 толщиной 20 нм после отжига при 1100°С; б) ВРЭМ микроизображение для КНС структуры с (101) микрокристаллом орторомбической фазы HfO2; в) то же для КНС структуры c двумя микрокристаллами HfO2 с межзеренной границей между кристаллитами 1-O (орторомбическая фаза) и 2-M (моноклинная) на с-поверхности сапфира. На вставках: карты быстрого Фурье-преобразования соответствующих ВРЭМ изображений, состоящие из трех дифракционных картин от слоя Si и сапфира (рефлексы соединены голубыми и желтыми линиями, соответственно), рефлексы от слоя HfO2 выделены белыми и желтыми кружками и цифрами от микрокристаллитов 1 и 2, соответственно.

Рис. 75. а) - ПЭМ и EDS микроизображения поперечного сечения КНС структуры (SOS) с 0.5 мкм слоем Si и 20 нм слоем PEALD HfO2 после отжига при 1100°С; б) интегральные (по у-координате карт интенсивности EDS пиков) профили O, Al, Si и Hf по интегралу вблизи гетерограницы КНС структуры, нормированные на плотность атомов в объёме кремния и сапфира.
Дополнительный слой PEALD HfO2 толщиной 20 нм был нанесен на кремний перед бондингом для уменьшения дефектности и величины встроенного заряда на границе фаз. КНС псевдо-МОП транзисторы на сапфире толщиной <100 мкм демонстрируют сток-затворные характеристики носителей заряда в режиме инверсии и обогащения с подвижностью, как в объёмном кремнии, а также меньшую (по сравнению с КНС структурой без слоя HfO2) величину положительного заряда <1×1012 см-2 и стабильный ферроэлектрический гистерезис VG ∼ 400-700 В сток-затворных характеристик.

Рис. 76. а), б) - сток-затворные характеристики псевдо-МОП КНС-транзистора со слоем оксида гафния на сапфире толщиной 70 мкм после отжига при 1100°С Vds=-20 В для дырок (а) и при Vds=+20 В для электронов (б)
Поляризация high-k диэлектрика HfO2 сдвигает p- и n- пороги VFT ∼ 670 и -520 В при VBG = 4 кВ (Рис.3в,г), что соответствует изменению потенциала VHfO2 = 70 мВ и максимальному полю 3.5×104 В/см в слое HfO2 толщиной 220 нм. Заряд поляризации P= (50-100) нКл/см2 в таком поле при максимльном теоретическом значении P= 56 нКл/см2 в поле выше 1×106В/см. Таким образом, впервые обнаружено формирование крупноблочной текстурированной пленки HfO2 после высокотемпературного отжига при 1100°С, содержащей биаксиально сжатую ферроэлектрическую фазу ОII (Pmn21), а также моноклинную и тетрагональную неполярные фазы оксида гафния в гетероструктуре кремний-на-сапфире (КНС). Подобные характеристики транзисторов перспективны для создания элементов встроенной памяти и расширения функциональности логических схем.

Лаборатория физических основ интегральной микрофотоэлектроники
Лаборатория кинетических явлений в полупроводниках
Технология ионно-лучевого распыления осаждения, используемая для роста чувствительных слоёв болометрических матриц, была использована для синтеза поликристаллических плёнок диоксида ванадия. В таких плёнках наблюдается явление автоколебаний электрического тока, механизм которых до настоящего времени недостаточно изучен. Наши предыдущие исследования показали, что автоколебания тока в плёнках VO2 обусловлены тепловыми процессами [V. Sh. Aliev, S. G. Bortnikov, I. V. Mzhelskiy, and I. A. Badmaeva, Appl. Phys. Lett. 105, 142101 (2014)]. Эти исследования были проведены на планарных структурах микронных размеров с частотой автоколебаний тока 10 кГц – 6 МГц. Однако недостаточное быстродействие ИК микроскопа не позволило нам исследовать временную динамику температурного поля при автоколебания тока. В настоящей работе были выращены плёнки поликристаллического VO2 на тонких слюдяных подложках и впервые (по литературным данным) получены структуры с частотой автоколебаний тока около 2 Гц. На этих структурах была решена задача по исследованию временной динамики температурного поля плёнки VO2 за один период автоколебания тока (Рис.77).

Рис. 77. (a) Осциллограммы тока и напряжения МИМ структуры с плёнкой VO2. (б) Осциллограммы тока и напряжения одного периода автоколебаний с временными метками (E1-E10) и соответствующие им термограммы поверхности плёнки VO2. Высокотемпературный канал формируется вблизи центра структуры, верхняя граница термограммы совпадает с краем металлического электрода (Ni/Au).
Было проведено компьютерное моделирование осцилляций тока и теплового поля в плёнке VO2 (Рис. 77), путём численного решения двухмерные задачи протекания электрического тока, тепловыделения и теплопереноса в плёнке VO2. При расчётах было учтено, что плёнки VO2 испытывают фазовый переход полупроводник-металл при температуре 341К. Экспериментально и путём компьютерного моделирования было показано, что при автоколебаниях происходят два последовательных, сильно взаимосвязанных, но отличающихся временным и пространственным масштабом, процесса: 1) быстрый и локальный процесс образования проводящего канала, 2) медленный разогрев всей VO2 структуры до температуры фазового перехода полупроводник-металл. Частота автоколебаний структуры определяется вторым процессом, а предельная максимальная частота автоколебаний первым процессом. Как было ранее нами показано на структурах микронного размера, эта частота может достигать 6МГц.

Рис. 78. (a) Сравнение экспериментальных (точки) и расчётных (сплошные линии) осциллограмм тока и напряжения при автоколебания тока в МИМ структуре с плёнкой VO2. (б)
Рассчитанные осциллограммы тока и напряжения одного периода автоколебаний с временными метками (М1-М8) и соответствующие им термограммы поверхности плёнки VO2. Плёнка VO2 находится между металлическими электродами, края которых обозначены пунктирными линиями. Результаты расчётов хорошо описывают наблюдаемую временную динамику теплового поля и подтверждают утверждение авторов о том, что в основе автоколебаний тока в структурах с плёнками VO2 лежит тепловой механизм.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
Лаборатория оптических материалов и структур
Journal of Crystal Growth, v. 462, p. 45-49, 2017
Журнал структурной химии, т. 58, No8, с. 1617-1622, 2017
Оптимизирована методика роста кристаллов CH3NH3PbI3 (перовскита) из насыщенных растворов предварительно синтезированных мелких кристаллов в йодистоводородной кислоте HI (57%). Важными особенностями проведения процесса, позволившими получать стабильные при хранении в атмосфере монокристаллы размером более 10 мм, являются использование стабилизатора H3PO2 и медленное прецизионное понижение температуры насыщенного раствора. Состав полученных кристаллов исследован методами РФЭС (рентгеновская фотоэлектронная спектроскопия) и ЭДС (энергодисперсионная рентгеновская спектроскопия). Спектр РФЭС представлен на рис. 79. С помощью рентгеновской дифракции установлено, что полученные кристаллы имеют пространственную симметрию I4/mcm, постоянные решетки a=8.8776(7)Å, b=8.8776(7)Å, c=12.6702(8)Å, объем элементарной ячейки 998.56(17)Å3 , что согласуются с литературными данными. Структурное совершенство поверхности монокристаллов подтверждено методом RHEED (дифракции быстрых электронов на отражение), как видно из рис. 80.
![]() | ![]() |
Рис. 79. Обзорный РФЭ-спектр поверхности монокристалла CH3NH3PbI3 |
Рис. 80. Картина дифракции электронов на отражение от поверхности перовскита |

Рис. 81. Температурная зависимость фотопроводимости монокристалла перовскита в температурном диапазоне 85-340 К.
Изучена температурная зависимость фотопроводимости монокристалла перовскита CH3NH3PbI3 в диапазоне 85-340 К. Спектральные измерения фототока показали, что известные структурные фазовые переходы в перовските CH3NH3PbI3 хорошо проявляются и в температурной зависимости фотопроводимости. На рис.81 видно, что при температуре ниже 130 К перовскит, находясь в орторомбической фазе, имеет порог поглощения около 1.64 эВ, и в спектре фототока наблюдаются несколько экситонов. Столь выраженные экситонные пики наблюдаются впервые в кристалле CH3NH3PbI3, что может свидетельствовать о структурном совершенстве кристаллов.
В температурном интервале 85-140 К изменения в положении порога поглощения не превышали 5 мэВ. При дальнейшем увеличении температуры в интервале 140-160 К появлялся второй пик (порог), смещенный в красную область, который при 160 К полностью доминировал (рис. 81 синяя кривая). В температурном интервале 140-160 К кристалл переходил из фазы с орторомбической структурой в кубическую, при этом сдвиг порога поглощения в спектре фототока составил более 110 мэВ (рис. 81). Из рисунка видно, что в области фазового перехода величина фототока на один-два порядка меньше, чем в областях с определенной структурой, что, вероятно, связано с разупорядочением структуры кристалла в области перехода. Переход в тетрагональную также сопровождался появлением второго порога и его смещением в красную область.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии, ИФП СО РАН, Новосибирск
Лаборатория функциональной электроники, ТГУ, Томск
Лаборатория полупроводниковых и диэлектрических материалов, НГУ, Новосибирск
Институт химии, Тюменский государственный университет, Тюмень
Лаборатория роста монокристаллов, Южно-Уральский государственный университет, Челябинск
Лаборатория оксидных систем, БИП СО РАН, Улан-Удэ
Лаборатория когерентной оптики, ИФ СО РАН, Красноярск
Лаборатория молекулярной спектроскопии, ИФ СО РАН, Красноярск
Лаборатория кристаллофизики, ИФ СО РАН, Красноярск
Лаборатория нелинейной оптики и спектроскопии, Сибирский федеральный университет, Красноярск
Лаборатория фотоники и лазерных технологий, Сибирский федеральный университет, Красноярск
Физический факультет, Дальневосточный государственный транспортный университет, Хабаровск
Лаборатория спектроскопии конденсированных сред, ИАЭ СО РАН, Новосибирск
Лаборатория минералов высоких давлений и алмазных месторождений, ИГМ СО РАН, Новосибирск
Advanced Powder Technology, v. 28, No5, p. 1309-1315, 2017
Порошковые образцы Rb3NdB6O12 были изготовлены методом твердофазного синтеза с использованием высокочистых реактивов Rb2CO3, Nd2O3 и H3BO3 Стехиометрическая смесь стартовых реагентов первоначальног была нагрета до 500°C при скорости нагрева 1°C/мин для удаления карбонатных групп и паров воды и выдержана при этой температуре 24 ч. Затем образец был охлажден, размолот и подвергнут термообработке при 700–750°C в течение 24–72 ч до достижения равновесного состояния. Конечный продукт синтеза представлял собой сыпучий порошок светло-лилового цвета, характерного для оксидов, содержащих Nd. Фото порошка в белом свете представлено на Рис. 82а. Про данныи СЭМ порошок образован аггломератами 2-20 мкм, образованными частично сплавленными зернами диаметром менее 1 мкм.

Рис. 82. Фото в белом свете (а) и рентгенограмма (б) порошка Rb3NdB6O12.
Кристаллическая структура Rb3NdB6O12 была определена методом Ритвельда. Соответствующая рентгенограмма, полученная при длительном накоплении сигнала, показана на Рис. 82б. Наличия посторонних дифракционных пиков не обнаружено. Rb3NdB6O12 кристаллизуется в нецентросимметричной пространственной группе R32, Что было подтверждено наличием сигнала ГВГ. Интенсивность ГВГ от порошка Rb3NdB6O12 вчетверо превышает сигнал от эталонного порошка α-SiO2. Однако следует учесть, что ГВГ сигнал, образующийся при накачке на λ = 1.064 мкм частично подавляется в Rb3NdB6O12 из-за наличия сильной полосы поглощения на λ ∼ 0.530 мкм. Таким образом, реальная интенсивность ГВГ в Rb3NdB6O12 существенно превышает измеренный уровень.
Структура Rb3NdB6O12 представляет собой трехмерный каркас, состоящий из [B5O10]5- групп, соединенных между собой Nd-O полиэдрами (Рис. 82а). Группы [B5O10]5- в свою очередь образованы одним BO4 тетраэдром и четырьмя треугольниками BO3, в виде двойных B-O колец. В данной структуре все B-O кольца можно разделить на две группы, Одна из этих групп залегает приблизительно параллельно, а вторая перпендикулярно c оси. Полиэдры Nd-O сформированы из NdO6 октаэдров с сочлененными плоскостями. Катионы Rb+ расположены в больших полостях каркасной структуры.
Спектр оптического пропускания, измеренный для таблетки толщиной 200 мкм, охватывает диапазон 0.3-6.5 мкм и содержит систему узких линий поглощения, характерных для электронных переходов в ионах Nd3+ из основного состояния 4I9/2 в различные возбужденные состояния. Положение края фундаментального поглощения на λ = 0,197 мкм (Eg∼6.29 эВ) было оценено из спектров диффузного отражения.

Рис. 83. (а) Кристаллическая структура Rb3NdB6O12, где показаны ионы Rb+ (красный), октаэдры NdO6 (оранжевый) и группировки B-O (зеленый). (б) Спектр фотолюминесценции Rb3NdB6O12 при возбуждении на λ = 0.325 мкм.
Спектр фотолюминесценции Rb3NdB6O12, измеренный при возбуждении на = 0.325 мкм, показан на Рис. 83б. Обнаружено две группы сильных и узких линий в диапазоне 860-940 нм с компонентами 873.9,877.8,884.3, 913.9, 931.4 нм и в 1020-1100 нм (1052, 1086 нм). Здесь наиболее сильные линии подчеркнуты. Эти две группы линий соответствуют электронным переходам 4F3/2 4I9/2 и 4F3/2 4I11/2.
Обнаруженный в данной работе борат Rb3NdB6O12 в совокупности с ранее открытым боратом K3YB6O12 указывает на возможное существование обширного семейства нелинейнооптических материалов с обобщенной формулой A3LnB6O12 (A = K, Rb; Ln = Y, редкоземельные элементы). Возможно данное семейство распространяется и на случаи A = Na, Cs. Существование широкого семейства изоструктурных боратов A3LnB6O12 открывает перспективу создания новых люминесцентных и лазерных материалов.

ECS Transactions, v. 75, No32, p. 95-104, 2017
Процесс формовки резистивного элемента памяти (первое переключение из исходного состояния в низкоомное) вызван генерацией новых дефектов из-за интенсивного выделения как джоулевого тепла, так и тепловой энергии в других процессах. Для выявления основного вклада источника тепла при формовке была построена физическую модель этого процесса в форме краевой задачи уравнений теплопроводности, Пуассона и Шокли-Рида-Холла, описывающая все возможные процессы переноса заряда, локализации (захвата на ловушки) и делокализации носителей заряда, генерации и рекомбинации дефектов-ловушек, выделении и распространении тепла в мемристорной структуре.
![]() | ![]() |
Рис. 84. Зависимости распределения темпе ратурного поля в середине структуры при различных напряжениях между электродами. |
Рис. 85. Зависимости распределения концентрации дефектов в середине структуры при различных напряжениях между электродами. |
![]() | Рис. 86. Рассчитанные вольт-амперные характеристики структуры TaN/HfO2/Ni до формовки (Pristine), в процессе формовки (Forming) и после формовки (Set). |
Для численного расчёта процесса формовки и переключения была выбрана МДМ структура с толщиной слоя HfO2 10 нм, TaN и Ni электродами. Для затравки филамента была выбрана пространственная конфигурация диаметром 0.1 нм с концентрацией ловушек 1018 см-3. Здесь следует пояснить, что в терминах поставленной задачи под концентрацией дефектов следует иметь в виду вероятность обнаружения ловушки в единице объёма (конечно, после нормировки на концентрацию атомов в твёрдом теле). Т.е., модельная структура соответствует расстоянию ∼10 нм между ловушками, а сама затравка является 1 дефектом (вакансией кислорода), расположенной между электродами на радиальной оси симметрии. Расчёт выполнялся в квазистационарном приближении при постоянном напряжении между электродами. Так, при напряжении ∼4 В суммарное время интегрирования не превышало 10-100 нс. При напряжениях, меньше “порогового” 4.5 В, происходит прогрев области с радиусом 1 нм. При этом концентрация новых ловушек не возрастает существенно (среднее расстояние между ловушками не опускается ниже значения 7 нм). При напряжениях выше 4.5 В рост зоны прогрева прекращается, но температура и концентрация дефектов в ядре начинают существенно увеличиваться. Этот процесс особенно заметен на рассчитанной ВАХ: ток экспоненциально растёт при напряжениях до 4.5 В, но скачкообразно возрастает при напряжении >4.5 В. Причём время интегрирования при напряжении 4.6 В, 4.7 В не превышало 1 нс. Дальнейшее уменьшение напряжения на структуре не приводило к повышению температуры и генерации новых дефектов, а ток экспоненциально уменьшался по мере уменьшения напряжения.
Таким образом, представленная модель может корректно описать процессы формовки, и значит и дальнейшего переключения мемристорной структуры.

Microelectronic Engineering, v. 178, p. 275-278, 2017
ECS Transactions, v. 80, No1, p. 357-362, 2017
Расчётные значения ширины запрещённой зоны для c-, t- и m-ZrO2 5.7, 6.1 и 5.6 эВ, соответственно, согласуются с экспериментальными значениями 5.1, 5.78 и 5.83 эВ. Энергии формирования трехкратно (3-fold или 3f) и четырёхкратно (4-fold или 4f) координированной вакансии кислорода, равные 6.11 и 6.17 эВ, предсказывают превалирование в реальных структурах 4f вакансий. Рассчитаны положени дефектных уровней (состояний Кона-Шема) относительно Ec и Ev, обусловленных нейтральной, однократно и двукратно отрицательно и положительно заряженной вакансией O. При добавлении электрона в запрещенной зоне формируется второе локализованное однократно заполненное состояние на 0.8 и 1.2 эВ ниже Ec для 3f и 4f вакансий O, соответственно. Добавление второго электрона приводит к двум возможным состояниям дефекта: синглетному (V-2(s)) и триплетному (V-2(t)), причем последнее примерно на 0.06 эВ ниже по полной энергии. Большая глубина дефектных уровней от отрицательно заряженной вакансии O, и то, что в отсутствии дополнительного электрона эти состояния попадали в зону проводимости, говорят о значительной релаксации атомов и электронной плотности вокруг дефекта. Можно сказать, что электрон локализуется в яме, которую сам себе «вырывает» (поляронный эффект). Положительно заряженная вакансия кислорода также формирует дополнительное состояние ниже Ec, при этом состояние от нейтральной вакансии становится заполненным однократно и практически не смещается. Полностью ионизованная кислородная вакансия даёт одно пустое состояние в запрещённой зоне вблизи Ec.

Рис. 87. Дефектные уровни в запрещенной зоне m-ZrO2 для 3-хкратно (a) и 4-хкратно (б) координированной вакансии O.

Рис. 88. Изоповерхности равной величины зарядовой плотности в 96 атомной суперячейке m-ZrO2 с однократно отрицательно (a, в) и положительно (б, г) заряженной вакансией кислорода в трёхкратной (а,б) и четырёхкратной (б,г) координации.
О том, что дополнительный электрон или дырка локализованы на вакансии в пространстве, говорят малые значения (∼0.1 эВ) ширины пиков в спектре TDOS от соответствующих дефектных состояний в запрещённой зоне. Факт локализации заряда также подтверждает картина пространственного распределения зарядовой плотности от избыточного заряда в дефектной суперячейке. Видно, что и положительный и отрицательный заряд локализованы, причём в области вакансии и её первой координационной сферы. Дополнительный электрон приводит к распределению зарядовой плотности в частности между двумя атомами Zr, и можно сказать, что формируется, своего рода, Zr-Zr связь.
Атомная структура поливакансий кислорода в c-, t - и m-ZrO2 показывает, что для каждой последующей вакансии выгодно формирование вблизи уже существующих, причём с одним атомом Zr связаны не более двух атомов O, подвергающихся удалению. Для t-ZrO2 наблюдается упорядоченность в расположении вакансий в виде одномерной цепочки, ориентированной вдоль кристаллографической оси [001] (в отсутствии внешнего поля). Поскольку электронная структура твёрдых тел определяется главным образом ближним порядком, можно предположить, что этот результат будет справедлив и для аморфной структуры ZrO2, а внешнее электрическое поле будет определяет наиболее предпочтительное направление роста цепочки вакансий. Это предположение согласуется с филаментарной моделью резистивного переключения.

ECS Transactions, v. 80, No1, p. 279-281, 2017
В результате исследования эволюции вольт-амперных характеристик (ВАХ), измеренных методом PUND для структуры TiN/Hf0,5Zr0,5O2(10 нм)/TiN между циклами переключений, установлено, что до 104 циклов переключений сегнетоэлектрический токовый отклик не изменяется, однако, после 104 циклов переключений амплитуда пика на ВАХ уменьшается. На гистерезисе P-V характеристик, полученных интегрированием ВАХ, также наблюдается деградация окна памяти после 104 циклов перезаписи, а токи утечки возрастают. Для анализа токов утечки была применена методика определения среднего расстояния между ловушками (а значит и концентрации дефектов) [D.R. Islamov, V.A. Gritsenko, M.S. Lebedev, Microelectron. Eng., 2017, v. 178, p. 104-107].


Рис. 89. Эволюция транспортных и сегнетоэлектрических свойств структуры TiN/Hf0,5Zr0,5O2(10 nm)/TiN при циклическом переключении. (a) ВАХ структуры: части 'P' и 'N' измерений по методике 'PUND'. (б) Гистерезис поляризации. Стрелками показаны точки пересечений всех кривых. (в) Токи утечки, выделенные из частей 'U' и 'D' измерений по методике 'PUND'. (г) Остаточная поляризация и окно памяти.
Предложена модель «вакансии-убийцы» механизма деградации: при образовании новой вакансии кислорода количество активных центров, ответственных за сегнетоэлектрический отклик уменьшается. Альтернативным механизмом деградации может быть пиннинг диполей на локализованных зарядов на ловушках. Данная модель также обсуждалась в [M. Pešić, F. P. G. Fengler, L. Larcher, A. Padovani, T. Schenk, E. D. Grimley, X. Sang, J. M. LeBeau, S. Slesazeck, U. Schroeder, T. Mikolajick, Adv. Funct. Mater., 2016, v. 26, p. 4601] для сегнетоэлектрических структур на основе HfO2:Sr.
![]() | ![]() |
Рис. 90. Зависимость окна памяти от концентрации дефектов (расстоянии между дефектами) в Hf0,5Zr0,5O2 в рабочем режиме (синяя область) и в режиме деградации (красная область). |
Рис. 91. Модель «вакансии-убийцы». |
Следует отметить наличие особых точек на P-V гистерезисе, в которых пересекаются все кривые. Т.к. в этих точках поляризация не зависит от количества циклов переключения. Такое необычное поведения можно встретить в публикациях, посвящённых деградации сегнетоэлектрических плёнок на основе HfO2, однако, этот эффект ранее не рассматривался и не обсуждался. Анализ показал, что в этих точках выполняется равенство ∂3P/∂V3 = 0. Однако, согласно термодинамический теории, одно из условий существования сегнетоэлектрической фазы является выполнение равенства ∂3V/∂P3 = 0 (или ∂3P/∂V3 → ∞). Выдвинута гипотеза, что нарушение этого равенства является фундаментальной причиной нестабильности сегнетоэлектричества в HfO2 и Hf0,5Zr0,5O2.

Europhysics Letters, v. 118, No5, p. 57002, 2017
Europhysics Letters, v. 120, No1, p. 17003, 2017
Линейность электронного спектра краевых состояний двумерного топологического изолятора играет решающую роль для различных транспортных явлений. Предыдущие исследования показали, что эта линейность существует вблизи точки пересечения спектра, но не определила, насколько совершенна линейность. Цель настоящего исследования - ответить на этот вопрос в различных моделях краевых состояний.
Рассматривается модель Волкова и Панкратова (VP) для гамильтониана Дирака и модель BHZ для гамильтониана Берневига, Хьюза и Чжана (BHZ) с нулевыми граничными условиями. Обнаружено, что обе модели дают идеально линейные состояния краев. В модели BHZ1 линейность сохраняется вплоть до конечных точек спектра, соответствующих точке касания к краю спектра двумерных состояний. Напротив, модель BHZ2 со смешанными граничными условиями для гамильтониана BHZ и 2D модель сильной связи дают слабую нелинейность.
Этот спектр используется для решения проблемы о краевых состояниях взаимодействующих электронов. Найдено точное решение уравнения Шредингера для одномерной системы взаимодействующих частиц с линейным законом дисперсии в произвольном внешнем поле. Решение сводится к двум группам частиц, движущихся с постоянными скоростями в противоположных направлениях с фиксированным расстоянием между частицами в каждой группе. Задача применяется к краевым состояниям двумерного топологического изолятора.

Scientific Reports, v. 7, p. 16154, 2017
Physical Review Applied, v. 8, No3, p. 034026, 2017
Несмотря на более чем пятидесятилетнюю историю развития фотоэмиттеров с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС), по-прежнему, остаётся много вопросов, как в физике фотоэмиссии, так и в достижении предельных параметров приборов на основе различных полупроводниковых фотокатодов c ОЭС.

Рис.92. Вольтамперная характеристика и фотография вакуумного фотодиода (слева) и зонная диаграмма двух электродов (справа), объясняющая принцип работы диода.
В данной работе нам впервые удалось собрать вакуумный фотодиод, в котором оба электрода являются полупроводниковыми гетероструктурами с эффективным отрицательным электронным сродством. Это позволило выявить и изучить ряд новых интересных фотоэмиссионных и инжекционных свойств спин-поляризованных электронов очень низкой энергии (0-300 мэВ), а также предложить несколько практических применений на основе вакуумного полупроводникового фотодиода.
Фотодиод с двумя ОЭС электродами продемонстрировал способность генерации фототока в широком диапазоне длин волн (350-900 нм) без потенциала смещения. Показано, что значение эффективности преобразования световой энергии в электрическую может достигать значения квантовой эффективности (внешнего квантового выхода) фотокатода, т.е. свыше 50%. Предложен новый вакуумный многокаскадный солнечный элемент с несколькими p-n переходами, разделенными вакуумными зазорами. Это позволит использовать различные полупроводниковые материалы, активированные до состояния ОЭС, в качестве катода и анода.
Измерены энергетические распределения фотоэмитированных электронов по компоненте энергии перпендикулярной поверхности катода. Подтверждено наличие тонкой структуры в фотоэмиссионных спектрах, связанной с рассеянием электронов на оптических фононах при выходе в вакуум через кванторазмерные состояния в области пространственного заряда.
Процессом обратным эмиссии является процесс инжекции электронов в полупроводниковую структуру. Поскольку уравнения Максвелла и Шредингера являются инвариантными к обращению времени, то инжекция спин-поляризованных электронов в GaAs с последующей их рекомбинацией приводит к излучению первичной поляризованной катодолюминесценции. Методом поляризованной катодолюминесценции изучена инжекция спин-поляризованных электронов в вакуумных фотодиодах, в которых источником спин-поляризованных электронов являлся GaAs с ОЭС, а детектором - гетероструктураAlGaAs/GaAs/AlGaAs с квантовыми ямами, также активированная до состояния с ОЭС. Измерена зависимость поляризации электронного пучка от энергии инжектируемых электронов в интервале 0.5-4 эВ, которая удовлетворительно описывается релаксацией спина по механизму Дьяконова-Переля. Впервые измерено пространственное (латеральное) распределение поляризации электронов в сечении пучка путем измерения распределения латеральной интенсивности поляризованной катодолюминесценции. Это позволило предложить новый тип спин-детектора с пространственным разрешением.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Письма в ЖЭТФ, т.105, в.2, с.93-99, 2017
Исследована система квантовых точек (КТ) на основе твердых растворов AlxIn1-xAs. 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 (рис. 93). Методом криогенной микрофотолюминесценции изучены оптические характеристики одиночных AlxIn1-xAs квантовых точек, выращенных по механизму Странского-Крастанова. С использованием интерферометра Хэнбери Брауна–Твисса исследована статистика излучения экситонных состояний одиночных квантовых точек.

Рис. 93. (а) - спектры фотолюминесценции трех структур, содержащих Al0.1In0.9As, Al0.2In0.8As и Al0.3In0.7As квантовые точки, (б) - спектральный диапазон излучения AlxIn1-xAs/AlyGa1-yAs квантовых точек различного состава в диапазоне х от 0 до 0.3.

Рис. 94. (а) - функция парных фотонных корреляций g2(τ), демонстрирующая субпуассоноский тип статистики излучения КТ, на вставке участок спектра излучения Al0,1In0,9As/Al0,24Ga0,76As КТ, исследуемый с использованием интерферометра Хэнбери Брауна–Твисса, (б) - расщепление экситонных состояний EFS для 30 Al0,1In0,9As/Al0,24Ga0,76As КТ. В прямоугольной рамке выделены экспериментальные точки, для которых EFS сравнимо с естественной шириной экситонных состояний. На вставке приведена гистограмма распределения числа КТ от EFS для интервала EFS от –1,6 до 16 мкэВ, ширина столбца равна удвоенной погрешности измерений 3,2 мкэВ, сравнимой с естественной шириной экситонных уровней ГX.
Функция парных фотонных корреляций отчетливо демонстрирует субпуассоновский характер статистики излучения, что является прямым подтверждением возможности создания излучателей одиночных фотонов на основе AlxIn1-xAs квантовых точек (рис. 94а). 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 (рис. 94б).

Письма в ЖЭТФ, т. 105, No10, с. 645-650, 2017
Спектральный порог и величина тока фотоэмиссии определяются потенциальным барьером на поверхности кристалла и вероятностью выхода в вакуум электронов, имеющих достаточную для эмиссии энергию и импульс. Совместная адсорбция цезия и кислорода на поверхности p-GaAs позволяет снизить величину поверхностного барьера до состояния с отрицательным эффективным электронным сродством (ОЭС) χ*, при котором уровень вакуума лежит ниже дна зоны проводимости в объеме GaAs. Благодаря высокому квантовому выходу (до ∼ 50%), фотокатоды на основе p-GaAs(Cs,O) широко используются в фотоумножителях, электронно-оптических преобразователях и источниках ультра-холодных и спин-поляризованных электронов [O.H.W.Siegmund, et al., Nucl. Instrum. Methods A 510, 185 (2003)].

Рис. 95. Зависимости вероятностей выхода горячих (треугольники) и термализованных (кружки) электронов от сродства Сплошными и штриховыми линиями показаны зависимости, измеренные при понижении и повышении сродства, соответственно. Зависимость вероятности выхода термализованных электронов вблизи нулевого сродства растянута по вертикали в три раза.
Поверхности полупроводников с относительно небольшим положительным электронным сродством (ПЭС) χ*∼ 0.2-0.4 эВ в последнее время привлекают внимание в связи с возможностью повышения эффективности преобразования солнечной энергии за счет использования "фотонно-усиленной термоэлектронной эмиссии" (photon-enhanced thermionic emission, PETE) электронов, рожденных светом вблизи дна зоны проводимости и выходящих в вакуум за счет термализации вверх по энергии [J. W. Schwede et al., Nat. Mater. 9, 762 (2010); Nat. Commun. 4, 1576 (2013)]. Ранее экспериментально показано, что реализация преимуществ PETE-преобразователей на основе Cs/GaAs(001) с ПЭС ограничивается малостью (≤ 10%) вероят- ности выхода электронов в вакуум [A. G. Zhuravlev, et al., Appl. Phys. Lett. 105, 251602 (2014)]. Вопросы о причинах этой малости и о характере зависимости вероятности выхода от сродства остаются открытыми. В данной работе, с помощью метода спектроскопии квантового выхода фотоэмиссии, экспериментально изучена эволюция вероятностей выхода горячих (Ph) и термализованных (Pt) электронов из GaAs(Cs,O) при переходе от положительного к отрицательному сродству (рис.1). Как видно из рис.1 в зависимостях Ph и Pt наблюдается гистерезис: при одинаковых значениях χ*, большим значениям Cs покрытия соответствуют меньшие значения Ph и Pt. Этот факт можно объяснить, предположительно, ростом отражения эмитируемых электронов от поверхности с цезиевым адсорбционным слоем при увеличении покрытия. Другая возможная причина уменьшения вероятности выхода состоит в рассеянии электронов на двумерных цезиевых кластерах с металлическим спектром элементарных возбуждений, которые формируются на поверхности GaAs или GaAs(Cs,O) при больших Cs покрытиях.
Из рис. 95 видно, что при снижении сродства вероятность выхода горячих электронов монотонно возрастает, в то время как вероятность выхода термализованных электронов ведет себя более сложным образом: проходит через максимум Pt ≈ 6% при χ* = 0.15 эВ, через минимум Pt 1% вблизи нулевого сродства и растет в области ОЭС. Минимум Pt(χ*) при χ* ≈ 0 обусловлен, по-видимому, эффективным захватом электронов со дна зоны проводимости в объеме GaAs в квантоворазмерную под-зону в области изгиба зон и необходимостью термоактивации для эмиссии со дна этой подзоны. При дальнейшем снижении уровня вакуума, в области ОЭС χ* < 0, Pt растет благодаря уменьшению энергии, требуемой для термоактивации.
Таким образом, в данной работе экспериментально обнаружена и объяснена нетривиальная эволюция вероятности выхода термализованных электронов из p- GaAs(Cs,O) в вакуум при переходе от положительного к отрицательному эффективному сродству, с минимумом вблизи нулевого сродства. Минимум обусловлен, по-видимому, эффективным захватом электронов со дна зоны проводимости в объеме GaAs в двумерную подзону в области изгиба зон и необходимостью термоактивации для эмиссии из этой подзоны при χ*≈0.

Cockcroft Institute of Accelerator Science and Technology, Warrington, UK
Journal of Applied Physics, v. 121, No22, p. 225703, 2017
Яркость пучка фотоэлектронного инжектора ограничивается энергетическим распределением электронов, эмитированных фотокатодом этого инжектора. Поэтому знания об энергетических распределениях электронов, эмитированных фотокатодами, в том числе и знания об эволюции этих распределений в процессе деградации фотокатода необходимы при конструировании и использовании фотоэлектронных инжекторов.

Рис. 96. Эволюция параметров p-GaAs0.75P0.25(Cs,O) -фотокатода при его деградации кислородом: (a) эффективное отрицательное сродство; (б) квантовая эффективность; (в) средняя продольная энергия эмитированных электронов; (г) средняя поперечная энергия эмитированных электронов. Длина волны возбуждающего излучения 532 нм. Линии проведены для удобства восприятия.
В данной работе исследована эволюция продольных и поперечных энергетических распределений электронов, эмитированных p-GaAs0.75P0.25(Cs,O)-фотокатодом в процессе его деградации. Фотокатод представлял собой гетероструктуру с верхним p-GaAs0.75P0.25 слоем толщиной 0,45 мкм, выращенную методом MOCVD и припаянную индием к молибденовому основанию. Фотокатод обрабатывался в растворе HCl в изопропиловом спирте в боксе с защитной атмосферой азота, без контакта с атмосферой лаборатории и переносился в препарационную камеру сверхвысоковакуумной установки, в которой производилась термическая очистка и активирование поверхности цезием и кислородом. После активирования квантовая эффективность на длине волны 532 нм составляла 3%. Для измерений энергетических распределений фотокатод переносился в камеру спектрометра TESS. Этот спектрометр позволяет измерять распределения эмитированных электронов как по продольной (продольной электронному пучку (нормали к поверхности фотокатода)) компоненте энергии, так и по поперечной (поперечной электронному пучку и параллельной поверхности фотокатода) компоненте энергии [L.B. Jones et al., Proceedings of the FEL2013 TUPS033 (2013), p. 290]. Деградация фотокатода проводилась малыми дозами кислорода, который контролируемо добавлялся в атмосферу камеры спектрометра при помощи натекателя с пьезоклапаном. Результаты экспериментов представлены на рис. 96. В верхней части рисунка (бокс (а)) показана зависимость эффективного сродства от кислородной дозы. Величина эффективного сродства была определена по измеренным энергетическим распределениям электронов по продольной компоненте энергии. Из этих же распределений рассчитывалась средняя продольная энергия (MLE) показанная в боксе (в). Энергетические распределения по поперечной компоненте энергии использовались для вычисления средней поперечной энергии (MTE), показанной в боксе (г). Все измерения проводились при освещении фотокатода со стороны эмитирующей поверхности светом с длиной волны 532 нм. Из рисунка видно, что после активирования величина эффективного отрицательного сродства фотокатода составляла 340 мэВ и в процессе деградации эффективное сродство монотонно увеличивается. При увеличении общей экспозиции в кислороде квантовая эффективность GaAsP фотокатода экспоненциально уменьшалась, но после окончания каждого напуска кислорода наблюдалось увеличение квантовой эффективности (см. вертикальные участки на рис. 96(б)). Эту релаксацию свойств мы связываем с перестройками в активирующем покрытии вызываемыми процессами внедрения в него адсорбированного на поверхности дополнительного кислорода. MLE и MTE в процессе деградации фотокатода ведут себя сходным образом. Сначала идет уменьшение величин MLE и MTE, а после дозы кислорода Dox≈0.07 L значения этих величин меняются слабо. Такое отличие в поведении MLE и MTE на разных стадиях деграда- ционного процесса связано с тем, что на начальном этапе деградации основную часть эмитированных электронов составляют термализованные фотоэлектроны, «забывшие» о свой начальной энергии (ε0=0.6 эВ). В процессе деградации фотокатода величина эффективного отрицательного электронного сродства уменьшается, что вызывает уменьшение доли термализованных электронов и при Dox>0.1 L основную часть эмитированных электронов составляют нетермализованные электроны, которые при выходе в вакуум сохранили часть своей начальной энергии. Доза кислорода, вызывавшая уменьшение квантовой эффективности GaAs0.75P0.25 -фотокатода в 10 раз, равнялась 0.07 L, аналогичная доза для GaAs-фотокатода равна 0.025 L [N. Chanlek et al., J. Phys. D: Appl. Phys. 47, 055110, 2014]. Следовательно, GaAs0.75P0.25 - фотокатод в 2-3 раза более устойчив к воздействию кислорода чем GaA-s фотокатод.
Полученные в работе данные позволяют предсказать поведение яркости фотоэлектронного инжектора с p-GaAs0.75P0.25(Cs,O)-фотокатодом в процессе его работы, сопровождаемой деградацией квантовой эффективности фотокатода.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Journal of Physical Chemistry C , v. 121, No10, p. 5779-5786, 2017
Исследовано поверхностно-усиленное ИК поглощение на оптических фононах монослоев нанокристаллов (НК) CdSe, CdS и PbS на массивах золотых линейных наноантенн со структурными параметрами, оптимизированными для эффективного взаимодействия мод локализованного плазнонного резонанса и дифракционных мод. Определены зависимости частоты локализованного поверхностного плазмонного резонанса (ЛППР) от структурных параметров линейных наноантенн.

Рис.97. a)-СЭМ изображение фрагмента торцов наноантенн после нанесения 1 монослоя НК CdSe. б) Нормированные спектры ИК пропускания 1, 2 и 3 монослоев НК CdSe на массивах наноантенн Au (кривые 1, 2, 3, соответственно). ИК поглощение плотного ансамбля НК CdSe на подложке Au (кривая 4) и результаты подгонки (кружки) спектра двумя гауссианами (пунктир), соответствующими модам SO и TO фононов.
Структурные параметры наноантенн изучены с помощью сканирующей электронной микроскопии (Рис.97а). На основе анализа экспериментальных данных и 3D моделирования электромагнитного поля вблизи наноантенн показано, что максимальное усиление ИК поглощения реализуется для периода наноантенн около 15 мкм, когда энергия первой дифракционной моды совпадает с энергией ЛППР. Частотное положение особенности поглощения соответствует частоте поверхностных оптических (SO) фононов в нанокристаллах (Рис.97б).
Интенсивность моды SO фононов 1 монослоя НК CdSe оказывается сравнимой с сигналом от плотного ансамбля НК. Показано, что достигаемое при этом усиление сигнала от НК, находящихся в зазоре нано антенн, соответствует величине 1.1×106.

Photonics and Nanostructures - Fundamentals and Applications, v. 25, p. 31-37, 2017
Ранее было численно продемонстрировано, что на основе отечественных технологий возможно создание СВЧ модуляторов с техническими параметрами не уступающими лучшим зарубежным образцам, изготовленных на значительно более высоком, чем у нас технологическом уровне.

Рис. 98. Электрооптический модулятор с полосками из изолирующего материала с высокой диэлектрической проницаемостью (high-k dielectric). (a) Поперечная структура модулятора; (б) Общий вид модулятора на связанных волноводах (вид сверху); Общий вид модулятора на основе MMI: вид сверху (в) и вид снизу (г).
В 2017 продолжены исследования электрооптического модулятора с диэлектрическим подслоем из MgO (см. Рис. 98), позволяющим снизить управляющего напряжения в 2.8 раза на частоте 100 ГГц. В частности, было показано, что применяемый численный подход, основанный только на использовании материальных констант материала и без использования подгоночных параметров, дает высокое соответствие с известными экспериментальными данными (см. Рис. 99). Предлагаемые конструкции ЭО модуляторов на основе high-k диэлектрика и высококачественного полимера DH-80 (с эффективной электрооптической константой 80 пм/В) имеют полуволновое напряжение (Vpi) от 0.8 В до 2.2 В (при работе на частотах от 1 до 100 ГГц).
Отметим, что совместное использование делителей пучка 12 и 22 на основе двух вариантов MMI элементов позволяет вывести электрооптический модулятор в нулевую рабочую точку без дополнительной электрической подстройки. При этом управляющее напряжение для переключения между состояниями «0» и «1» уменьшается в два раза (равно +/- Vpi/2), а наличие пары сопряженных оптических выходов позволяет применять известные схемы обработки в режиме дифференциальной разности сигналов, что позволяет вдвое поднять амплитуду принимаемого сигнала при одновременном снижении уровня шума. ЭО модуляторы на основе MMI очень технологичны и расчёты показывают, что они способны обеспечить подавление сигнала в состоянии «0» до - 35 дБ.

Рис. 99. Сравнительный анализ полимерных электрооптических модуляторов с применением изолирующих диэлектрических вставок с высокой диэлектрической проницаемостью (MgO) и без них (MgO заменен на покровный слой UV15LV). (a) Зависимость полуволнового напряжения V как функция частоты СВЧ волны для различных структур и длины электродов. Точка “Experiment” соответствует данным эксперимента [см. B. Li, J. Vemagiri, R. Dinu, J. Lightwave Technol. 27 (2009) 606–611], а точки, отмеченные как “Exp”, соответствуют нашим расчетам этой структуры в широком частотном интервале. (б) Соотношение эффективностей, определяемое как отношение полуволновых напряжений двух типов структур V[UV15LV]/V[MgO] для разных длин электродов и рабочих частот. hw =0.5 мкм, h =1.6 мкм. Расчет с помощью BeamProp from Rsoft/Synopsys и CST MW STUDIO.
Данные результаты открывают новые возможности для снижения управляющих напряжений электрооптических модуляторов до уровня порядка 1 вольта (особенно на частотах порядка 100 ГГц), что может привести к качественным изменениям в электронном обрамлении систем радиофотоники, т.к. позволит использовать низковольтные электронные СВЧ компоненты, более энергоэффективные и дешевые и по сравнению с теми, что применяются в настоящее время.

Письма в ЖЭТФ, т. 106, вып. 3, с. 156, 2017
Приведены результаты экспериментального исследования терагерцовой фотопроводимости и магнетофотогальванического (МФГ) эффекта в полупроводниковых структурах на основе Hg1-xCdxTe как с прямым, так и инверсным энергетическим спектром, с составами XCdTe = 0.131, 0.151 (бесщелевой энергетический спектр с инверсной структурой зон) и XCdTe = 0.175 (тривиальный энергетический спектр).

Рис. 100. Кинетика относительного фотоотклика Δσ/σ0 в HgCdTe c составами 0.131, 0.151 и 0.175
Исследование электрофизических и гальваномагнитных свойств проведено в интервале температур 4,2 – 300 К и в магнитных полях до 4 Тл. Вид зависимости ρ(T) качественно отличается для образцов с инверсным и прямым энергетическим спектром. Наблюдаемое уменьшение величины ρ с ростом температуры по закону T-3/2 для составов 0,131 и 0,151 в низкотемпературной области T < 100 К типично для бесщелевых полупроводников. Минимум на температурной зависимости сопротивления, наблюдаемый при T = 77 K для состава 0,151 и при T= 120 K для x=0.131, соответствует точке топологического фазового перехода при инверсии энергетических зон. Температурная зависимость проводимости образца с составом 0,175 качественно отличается и характеризуется наличием продолжительного активационного участка при T > 25 К . Ширина щели Eg, определенная с использованием соотношения ρ∼exp(Eg/2kT ), равна 10 мэВ и согласуется со значением, рассчитанным с помощью эмпирической формулы для Eg(x,T) [G. L . Hansen and J. L . Schmit, J. Appl. Phys. 54, 1639, (1983)].
На рис. приведена кинетика относительного фотоотклика Δσ/σ0, где σ0 –значение проводимости до начала прохождения лазерного
импульса.
Знак фототклика отрицателен в образце с прямым энергетическим спектром и положителен в образцах с инверсным спектром. При этом амплитуда относительного фотоотклика практически одинакова для составов 0,131 и 0,151 и в несколько раз превышает амплитуду отрицательного фотоотклика в образце с составом 0,175, который повторяет полностью форму лазерного импульса и воспроизводит его структуру. В МГФ измерениях также наблюдались противоположные знаки напряжения от величины магнитного поля. Но в МКФ – эффекте не выявляется структура лазерного импульса. Таким образом, проведенные исследования показали, что переход от инверсного спектра к прямому сопровождается сменой знаков фотоотклика и МФГ–эффекта.

Лаборатория нанодиагностики и нанолитографии
Journal of Physics: Conference Series, v. 864, p. 012074, 2017
Письма в ЖЭТФ, т. 106, No1, с. 21-25, 2017
Изучены люминесцентные и структурные свойства PbS квантовых точек (КТ) в матрице Ленгмюра-Блоджетт (ЛБ), а также после ее удаления. Установлено, что смещение спектра ФЛ КТ в сторону меньших энергий после удаления матрицы обусловлено уменьшением высоты барьеров и увеличением размеров КТ.

Рис. 101. ПЭМ изображения (а) образца с КТ PbS в матрице (4 монослоя). (б) образца с КТ PbS после удаления матрицы. Распределение по размерам КТ PbS в матрице (в) и после ее удаления (г).
Интерес к PbS квантовым точкам (КТ) связан с малыми эффективными массами обоих носителей заряда в PbS, составляющими приблизительно 0.08 m0. Столь малые эффективные массы электрона и дырки позволяют менять энергетический спектр PbS КТ в достаточно широких пределах от 0.43 эВ (ширина запрещенной зоны объемного материала) до нескольких эВ в зависимости от размера КТ и материала ее оболочки. Обычно такие КТ получают методом коллоидной химии.
В этом случае в качестве оболочки КТ выступают лиганды, состоящие чаще всего из органических материалов. Такие КТ легко окисляются, что приводит к тушению люминесценции и сдвигу полосы ФЛ в высокоэнергетическую сторону из-за уменьшения размеров КТ. Мы сообщаем об обнаружении и исследовании противоположного эффекта: увеличении интенсивности фотолюминесценции (ФЛ) и сдвигу спектра ФЛ в сторону меньших энергий при окислении КТ с оболочкой из алканов (остатков матрицы Ленгмюра- Блоджетт).
Так, было обнаружено, что пик фотолюминесценции КТ в матрице находится вблизи 1.6 эВ, тогда как удаление матрицы приводит к исчезновению люминесценции. Вне матрицы КТ начинают люминесцировать с энергией 0.8 эВ только после многодневной выдержки на воздухе, что связывается нами с пассивацией поверхностных дефектов в результате окисления КТ. Методом просвечивающей микроскопии определено распределение КТ по размерам в исходной матрице ЛБ и после ее удаления. В исходной матрице ЛБ средний размер КТ составляет 2.5 нм. После отжига структур средний размер КТ PbS увеличивается почти в два раза до 4.3 нм, что вызвано слиянием исходных КТ. Для КТ с различными оболочками - ЛБ матрицы, алканов и окисла проведен расчет энергетической структуры и спектров ФЛ, исходя из распределения КТ по размерам. Установлено, что смещение спектра ФЛ КТ в сторону меньших энергий обусловлено уменьшением высоты барьеров и увеличением размеров КТ.

Исследованы принципы организации и разработки кремниевых мультиплексоров (КМ), выполнен анализ технических характеристик ИК фотоприёмников, а также рассмотрены вопросы применения изготовленных мультиплексоров для создания специальных и недорогих гражданских тепловизионных приборов. Проведена оценка эквивалентной шуму разности температур (NETD) ИК фотоприёмников, разрабатываемых на базе мультиплексоров с кадровым накоплением сигналов МСКЯ фотодетекторов, а также на основе мультиплексоров с кадровым и построчным накоплением сигналов КРТ фотодиодов [Васильев В.В., Козлов А.И., Марчишин И.В., Сидоров Ю.Г., Якушев М.В. Оптический журнал. 2014. 81, No 7. С. 39-45; Демьяненко М.А., Есаев Д.Г., Козлов А.И., Марчишин И.В., Овсюк В.Н. Автометрия. 2015. 51, No 2. С. 110-118]. Для создания ИК ФП специального назначения преимущественно используется кадровый режим накопления, характеризующийся одновременным накоплением сигналов фоточувствительных элементов (ФЧЭ).

Рис.102. Зависимости эквивалентной шуму разности температур ИК ФП на основе МСКЯ - фотодетекторов сmax = 9 мкм: a - от проектных норм КМОП технологии (кривые 1, 2 - R0A = 100-200 Ом см2; 3 - R0A = 2000 Ом см2); б - от R0A (кривая 1 - NETD с учетом всех источников шума, 2 - вклад в NETD 1/f - шума входного транзистора, 3 - доля NETD с учетом фонового излучения, 4 - вклад в NETD темнового тока).
Для ИК ФП гражданского назначения можно применять матричный мультиплексор с построчным накоплением, который в отличие от линейчатых мультиплексоров позволяет исключить механическую развертку и получить лучшее температурное разрешение тепловизионных приборов в длинноволновом ИК спектральном диапазоне.
При создании ИК ФП обычно требуется обеспечить режим "ограничения фоном" ("ОФ"), при котором NETD определяется шумом фонового излучения (рис.102). Несложно получить выражение, описывающее зависимость температурного разрешения ИК ФП от параметров выбранной кремниевой технологии: NETD∼(TOX/EР)1/2, где TOX - толщина рабочего диэлектрика в интегральной схеме считывания фотосигналов, EР - допустимое напряжение питания мультиплексора. По мере увеличения параметра R0A МСКЯ фотодетекторов до 103 Ом см2 и более шум фонового тока становится определяющим для разности температур, эквивалентной шуму (см. рис.102 a, б).
В некоторых случаях, когда обеспечить режим "ОФ" затруднительно, например из-за больших затрат энергии на охлаждение, NETD определяется 1/f- шумами входных транзисторов в ячейках считывания мультиплексора (см. рис.102б). При этом аналитическая зависимость оценки разности температур, эквивалентной шуму, от параметров кремниевой технологии несколько изменяется: NETD∼(TOX)1/2 для входных p-МОП транзисторов схем прямой инжекции сигналов и NETD∼TOX для входных n-МОП транзисторов. По мере уменьшения параметра R0A фотодетекторов до 103 Ом см2 и менее 1/f - шумы входных транзисторов КМ и шумы темновых токов ФЧЭ существенно повышаются, ухудшая тем самым значения NETD ИК ФП (см. рис.102). Полученные выражения показывают, что одним из перспективных нелинейных технических решений проблемы 1/f-шума при изготовлении интегральных схем считывания фотосигналов может быть использование технологии с пониженной толщиной рабочего диэлектрика при сохранении EР [Демьяненко М. А., Козлов А. И., Марчишин И. В., Овсюк В. Н. Автометрия. 2016. Том 52, No 6. С. 120 - 127].
![]() |
![]() |
Рис. 103. Зависимости NETD ИК ФП от max: кривые 1, 2 - ММПН (0,18-1,0мкм КМОП технология) и КРТ - фотодиоды; 3, 4 - ММКН и МСКЯ - фотодетекторы; 5, 6 - ММКН и КРТ – фотодиоды (шаг ФЧЭ - 20×20 мкм2 и 25×25 мкм2 для кривых 1, 3, 5 и 2, 4, 6 соответственно). | Рис. 104. Кристаллы мультиплексоров производства ОАО "Ангстрем" и ИФП СО РАН (вверху); примеры тепловых изображений (внизу): а - полученных с применением МСКЯ фотодетекторов и ММКН (λmах≈ 9,3 мкм, NETD = 30 мK), б - КРТ фотодиодов и ММКН (λmах≈ 5 мкм, NETD = 25 мK), в - КРТ фотодиодов и ММПН (λmах≈ 11 мкм, NETD = 20 мK). |
Разработанные мультиплексоры обеспечивают изготовление гибридных ИК ФП спектральных диапазонов 8-14 и 3-5 мкм с температурным разрешением ∼14÷25 мK, соответствующим уровню мировых образцов (см. табл.).

Примечание: ПИ - прямая инжекция; ВПУ - вычитание постоянного уровня; БПИ - буферированная прямая инжекция; * - рабочая температура - 65 K; ** - рабочая температура 215 K; *** - расчетная величина (λmах=11-13 мкм, Fтакт=5 МГц).

Оптический журнал, т. 84, No9, с. 59 - 65, 2017.
Проведено сравнительное исследование достижимых параметров инфракрасных фотоприемников (ИК ФП) путем анализа системы "ИК фоточувствительный элемент (ФЧЭ) на основе многослойных структур с квантовыми ямами (МСКЯ) - кремниевый мультиплексор (КМ) фотосигналов" в широких диапазонах параметров ФЧЭ и КМ с учетом структурных ограничений применяемой схемы считывания и оптимизации выбора проектных норм КМОП - технологии. Оценка значений эквивалентной шуму разности температур (NETD) получена как отношение напряжения шума системы "ИК ФЧЭ на основе МСКЯ - КМ фотосигналов" к температурной чувствительности ФЧЭ. Напряжение шума системы "ИК ФЧЭ на основе МСКЯ - КМ фотосигналов", приведенное к емкости накопления Cint в ячейке мультиплексо- ра, рассчитывалось при температуре фона Тbkg = 300 K и Θ = 30°.
При построении ИК ФП обычно требуется обеспечить режим "ОФ", когда параметры определяются шумом фонового излучения. В этом случае с помощью формулы (1) несложно получить следующее выражение, описывающее зависимость температурного разрешения ИК ФП от параметров выбранной кремниевой технологии: NETD∼(TOX/EP)1/2, где TOX - толщина рабочего диэлектрика входных транзисторов в ячейках КМ, EP - напряжение питания КМ. Когда обеспечить режим "ОФ" оказывается затруднительно, например из-за больших затрат энергии на охлаждение, NETD определяется 1/f-шумами входных транзисторов:

где λCMOS - характерный топологический размер технологии КМ, tobs - время наблюдения, связанное с минимальной частотой 1/f-шума следующим образом: f0 = 1/tobs; tint - время накопления сигнала; ΔN - флуктуация числа носителей вследствие захвата и освобождения носителей ловушками; Δμ - флуктуация подвижности носителей вследствие их рассеяния на фононах. По мере увеличения параметра R0A фотодетекторов до 103 Ом⋅см2 и более шум фонового тока становится определяющим для разности температур, эквивалентной шуму.
В длинноволновой области ИК спектра матричный мультиплексор с кадровым накоплением начинает обеспечивать близкое к режиму "ОФ", практически предельное разрешение по температуре фотоприемников на МСКЯ с длиной волны максимума спектральной чувствительности λmax = 9 мкм при R0A более 300 Ом см2 (рис.105).

Рис. 105. Зависимость разности температур, эквивалентной шуму, от параметров R0A и η фотодетекторов на основе МСКЯ для ИК ФП с размерами элементарной ячейки матрицы - 20×20 мкм. | Рис. 106. Зависимость разности температур, эквивалентной шуму, от η и размера (lPIX) элементарной ячейки ИК ФП. |

Рис. 107. Зависимость разности температур, эквивалентной шуму, от зарядовой емкости (QROIC) в каждом канале КМ и η фотодетекторов на основе МСКЯ для ИК ФП с размерами элементарной ячейки матрицы - 20×20 мкм. | Рис. 108. Зависимости эквивалентной шуму разности температур ИК ФП от η и длины волны максимума спектральной чувствительности (λmax) МСКЯ в случае использования КМОП - технологии с проектными нормами 0,35 мкм для изготовления кремниевых мультиплексоров. |
По мере уменьшения линейного размера ФЧЭ и ячейки КМ эквивалентная шуму разность температур МСКЯ фотоприемников монотонно увеличивается (рис.106). В мультиплексоре ИК ФП при КМОП - технологии с проектными нормами 0,35 мкм и при квантовой эффективности МСКЯ η ≈ 0,05 потребуется зарядовая емкость интегратора QROIC в каждой ячейке мультиплексора не более 8 пКл, а при квантовой эффективности МСКЯ порядка 10% - не более 14 пКл (рис.107). В диапазоне длин волн максимума спектральной чувствительности λmax ≈ 8,5-9,5 мкм обеспечивается хорошее ((8-10)×10-3 K), близкое к режиму "ОФ" температурное разрешение ИК ФП практически независимо от квантовой эффективности МСКЯ. При дальнейшем увеличении λmax наблюдается рост NETD с существенным преимуществом для лучших значений η (рис.108).
Для МСКЯ фотодетекторов, показана возможность достижения в длинноволновом спектральном ИК диапазоне температурного разрешения не хуже (25-30)×10-3 K, соответствующего уровню мировых образцов.

Лаборатория физики низкоразмерных электронных систем
Физика и техника полупроводников, т. 51, No11, с. 1574-1578, 2017
На рисунке 109а приведены нормированные на максимум спектры фотопроводимости одной из пленок PbSnTe:In, полученные на Фурье-спектрометре при трех различных температурах образца. Их особенностью является то, что при увеличении температуры край чувствительности сначала сдвигается в длинноволновую часть, а при дальнейшем увеличении температуры вновь смещается в область более коротких длин волн. На рисунке 109б показаны зависимости чувствительности от температуры по уровню 0.3, 0.1, 0.01 и 0.07 от максимальной. Одной из причиной такого изменения области чувствительности является то, что суммарная освещенность образца фоном с комнатной температурой и источником излучения спектрометра велика, а время жизни возбуждаемых светом неравновесных носителей заряда быстро падает с ростом температуры, снижаясь до 106 раз и более в диапазоне Т≈ 4,2 – 30 К. Это связано с захватом электронов или дырок на ловушки. Одновременно с ростом температуры увеличивается Eg - ширина запрещенной зоны PbSnTe:In. Схематично причина «знакопеременного» изменения края чувствительности с температурой показана на рисунке 109в для случая захвата на ловушки электронов.
При низких температурах (Т = Т1 на рисунке) гигантские времена жизни электронов на ловушках ведут к вырождению дырок в валентной зоне с соответствующим увеличением «оптической» ширины запрещенной зоны Egopt (эффект Мосса-Бурштейна). При Т = Т2 из-за быстрого снижения поправка на этот эффект становится несущественной и Egopt уменьшается по сравнению с Т = Т1. Последующее увеличение Egopt⋍Eg определяется уже только ростом Eg с температурой, влияние которого на уменьшение длины волны края чувствительности показано пунктирными кривыми на рисунке б) для трех разных составов x пленки Pb1-xSnxTe (указаны возле соответствующих кривых).

Рис. 109. Нормированные спектральные зависимости фотопроводимости при 3-х температурах (а), зависимости края чувствительности от температуры измерений (б) и схематичная модель наблюдаемых особенностей (в).
Таким образом, показано, что корректное определение края области фундаментального поглощения вблизи Т 4,2 К этим методом невозможно из-за эффекта Мосса-Бурштейна. Вместе с тем, анализ изменения спектров фотопроводимости в определенном интервале температур позволяет это сделать, что важно при решении научно-технологических задач по разработке фотоприемников сверхдальнего и субмиллиметрового диапазона на основе PbSnTe:In.

Квантовая электроника, т. 47, No1, с. 5864, 2017
Рассмотрены особенности проявления обнаруженного нами ранее эффекта «аномального заграждения» для различной формы и величин показателя преломления (контраста) сегментной периодической структуры над волноводами в структуре кремний на изоляторе (КНИ), а также слабого возмущении показателя преломления окружающей среды (вода).

Рис.110. Аномальное заграждение для сегментной периодической структуры над волноводами в структуре КНИ. а) Общий вид структуры; б) Зависимость крутизны Sn=αλ/αn изменения длины волны аномального заграждения от показателя преломления окружающей среды (вода). Расчет методом FDTD для трехмерного (3D) и двумерного моделирования с применением стандартного метода EIM и с применением алгоритма компенсации дисперсии (EIM-Disp). Моделирование выполнено для периодической сегментной структуры на основе полимера СУ-8 с показателем преломления 1.56, периодом 1.3 мкм, толщиной и шириной 1 мкм, отделенной с помощью окисла с показателем преломления 1.4 буферным слоем толщиной 0.1 мкм от стандартного кремниевого волновода толщиной 0.25 мкм и шириной 045 мкм на заглубленном окисле толщиной 2 мкм.
Такие структуры обладают высокой чувствительностью Sn=αλ/αn длины волны аномального заграждения к изменению показателя преломления окружающего пространства и могут использоваться в качестве оптических сенсоров. Численное моделирование таких структур выполнено с применением метода конечных разностей во временной области (FDTD), с использованием коммерческого программного пакета RSoft-SYNOPSYS. Из-за большого размера области вычислений, такого рода задачи обычно исследуются в рамках двумерного (2d) приближения с помощью метода эффективного показателя преломления (EIM). Было показано, что наличие волноводной дисперсии приводит к тому, что прямое применение 2d FDTD дает завышенные на 40% величины Sn (см. Рис.110), что, казалось бы, делает расчеты с использованием 2d FDTD непригодными для точного анализа таких структур.
Найдено оригинальное решение данной проблемы. Наличие волноводной дисперсии приводит к тому, что найденные в ходе двумерного FDTD моделирования длины волн аномального заграждения m зависят от длины волны 0, на которой проводится импульсное возбуждение и анализ спектра прохождения волноводной структуры.

Рис. 111. Алгоритм компенсации дисперсии для двумерного моделирования методом FDTD с применением EIM.
Однако, для случая λm = λ0 данная величина точно равняется искомому значению. Поэтому, построив зависимость 0 от разницы λ0-λm (см. Рис. 111) и определив значения λ0 при нулевой координате, можно найти длины волн аномального заграждения для разных значений возмущения показателя преломления окружающей среды и, тем самым, найти корректное значение Sn, которое слабо отличается (см. Рис. 111) от результатов громоздкого 3d FDTD моделирования (обычно не менее 7 часов на восьмиядерном персональном компьютере). Данные алгоритм открывает возможности быстрого анализа и оптимизации параметров сегментных периодических структур и датчиков на их основе с использованием методов эффективного показателя преломления и 2d FDTD. Большеразмерные структуры анализировались нами дополнительно с помощью полуаналитического алгоритма метода линий (MoL), позволяющего с высокой точностью описывать прохождение и отражение оптической волны в структурах с произвольным числом периодических сегментов (2000 и более), что недоступно для метода 2d FDTD (обычно не более 512 сегментов при разумных ограничениях на оперативную память и время счета).
Результаты могут быть использованы для создания режекторных фильтров и оптических датчиков.

Лаборатория нелинейных резонансных процессов и лазерной диагностики
Лаборатория физических основ интегральной микрофотоэлектроники
Лаборатория физики низкоразмерных электронных систем
Проведена работа по оптимизации конструкции и топологии дискретного лавинного фотодиода для счета фотонов, чувствительного на длине волны света 1.55 мкм, необходимого для оптоволоконной связи (см. рис.112). Разработана технология молекулярно-лучевой эпитаксии для реализации этой конструкции, определены этапы технологии изготовления лавинного фотодиода.

Рис. 112. Конструкция лавинного фотодиода, чувствительного на длине волны 1.55 мкм.

Рис. 113. Вольт-амперные характеристики тестового лавинного фотодиода при различных температурах (диаметр фотоактивной площади 10 мкм, толщина области лавинного умножения 1.5 мкм). | Рис. 114. Зависимость квантовой эффективность счета фотонов от напряжения, превышающего напряжение пробоя. |
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), коэффициент лавинного умножения (25-30) в линейном режиме и квантовая эффективность счета фотонов (около 20%) в режиме Гейгера не уступают мировому уровню (см. рис. 113, 114).

Europhysics Letters, v. 118, No5, p. 57002, 2017
Europhysics Letters, v. 120, No1, p. 17003, 2017
Линейность электронного спектра краевых состояний двумерного топологического изолятора играет решающую роль для различных транспортных явлений. Предыдущие исследования показали, что эта линейность существует вблизи точки пересечения спектра, но не определила, насколько совершенна линейность. Цель настоящего исследования - ответить на этот вопрос в различных моделях краевых состояний.
Рассматривается модель Волкова и Панкратова (VP) для гамильтониана Дирака и модель BHZ для гамильтониана Берневига, Хьюза и Чжана (BHZ) с нулевыми граничными условиями. Обнаружено, что обе модели дают идеально линейные состояния краев. В модели BHZ1 линейность сохраняется вплоть до конечных точек спектра, соответствующих точке касания к краю спектра двумерных состояний. Напротив, модель BHZ2 со смешанными граничными условиями для гамильтониана BHZ и 2D модель сильной связи дают слабую нелинейность.
Этот спектр используется для решения проблемы о краевых состояниях взаимодействующих электронов. Найдено точное решение уравнения Шредингера для одномерной системы взаимодействующих частиц с линейным законом дисперсии в произвольном внешнем поле. Решение сводится к двум группам частиц, движущихся с постоянными скоростями в противоположных направлениях с фиксированным расстоянием между частицами в каждой группе. Задача применяется к краевым состояниям двумерного топологического изолятора.

Laboratoire Aime Cotton, CNRS, Univ. Paris-Sud, Orsay, France
Physical Review Letters, v. 119, No17, p. 173402, 2017
Трехчастичные резонансы Фёрстера при дальнодействующих взаимодействиях ридберговских атомов были впервые предсказаны и наблюдены нашими француз- скими соавторами в ридберговских атомах Cs. В таких резонансах один из атомов забирает излишнюю энергию, которая препятствует двухчастичному взаимодействию, что приводит к фёрстеровской передаче энергии борромеанского типа (три атома связаны общим взаимодействием, а каждая из пар атомов – нет). Эксперимент французской группы был выполнен с ансамблем из ∼105 атомов Cs в объеме возбуждения размером ∼200 мкм. Поэтому трехчастичные резонансы Фёрстера фактически наблюдались для усредненного сигнала от большого числа атомов N>>1.

Рис. 115. Электрически управляемый резонанс Фёрстера в ридберговских атомах Rb, наблюдающийся для различного числа взаимодействующих атомов N=2-5 и для различных начальных состояний (a) 36P3/2(|M|=1/2); (б) 36P3/2(|M|=3/2). Главные пики – двухчастичные резонансы, дополнительные пики – трехчастичные резонансы. Трехчастичный резонанс отсутствует для N=2 на обеих записях, что доказывает его трехчастичную природу.
По предложению французской группы нами был выполнен аналогичный эксперимент по наблюдению трехчастичных резонансов Фёрстера:

для нескольких ридберговских атомов Rb с n=36, 37. В наших экспериментах N=2-5 ридберговских атомов в начальном состоянии nP3/2 взаимодействовали в объеме размером ∼20 мкм. Спектры резонансов Фёрстера сортировались по числу зарегистрированных атомов N=1-5 и затем дополнительно обрабатывались для получения истинных спектров с учетом конечной вероятности регистрации атомов 70%.
Было получено надежное доказательство того, что трехчастичные резонансы Фёрстера отсутствуют для двух взаимодействующих атомов и присутствуют для трех и более атомов (Рис.115). Поскольку такие резонансы возникают при значениях управляющего электрического поля, которые отличаются от значений для двухчастичных резонансов, они представляют собой эффективный трехчастичный оператор, который может быть использован для прямого управления трехчастичными взаимодействиями в квантовых симуляторах с ридберговскими атомами.

Лаборатория молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводниковых соединений А3В5
Письма в ЖТФ, т.43, No1, с. 5-12, 2017
Исследованы спектральные, временные и поляризационные характеристики фотолюминесценции сильно легированных кремнием с nSi>1020 см-3 структур AlxGa1-xN с x=0.5–1 различного дизайна при оптической импульсной накачке с λ=266 нм.

Рис.116. Осциллограмма импульса излучения от сколотого края для Al0.5Ga0.5N, λ=595нм. На вставке приведена зависимость τf от Pp. |
Рис. 117. Фрагменты спектра люминесценции Al0.5Ga0.5N без поляризатора (1) и с поляризатором при различных углах поворота ζ=0(2), 15(3), 30(4), 45(5), 60(6), 75(7), 90(8)°. |
Полученное доминирующее широкополосное излучение с шириной ∼ 300 нм охватывает весь видимый диапазон. Излучение от скола структуры расщепляется на узкие почти эквидистантные компоненты, определяемые модовой структурой образованного плоского волновода. На рис.116 приведена осциллограмма импульса излучения на λ≈595 нм от сколотого края для Al0.5Ga0.5N, которая показывает, что спад интенсивности импульса выходного излучения в первом приближении характеризуется суммой двух экспонент с временами быстрого τf и медленного затухания τs. На этом же рисунке показано изменение τf при увеличении плотности мощности накачки Pp. При Pp≈1МВт/см2 величина τf близка к длительности импульса накачки, что означает, что при малых Pp она характеризует время жизни верхних рабочих уровней на излучающем переходе, а при больших Pp всё возбуждение снимается индуцированным излучением. Исходя из этого, можно оценить плотность возбужденных центров N из g=N×σ, σ=(ln2/π),1/2(Aλ4/4πcn2Δλ), где g - измеренный коэффициент усиления ∼ 20–70 см-1, σ – сечение перехода, A=1/τ≈ 3.3×106с-1 (при Pp≈0) – коэффициент Эйнштейна. Таким образом, N≈0.9×1020 см-3, что коррелирует с концентрацией примесных атомов кремния nSi≈3×1020 см-3, полученных из измерений SIMS методом.
Поляризационные характеристики излучения исследовались с помощью поляризатора – призмы Глана. На рис.117 представлены фрагменты спектров фотолюминесценции для Al0.5Ga0.5N от сколотого края, снятые без поляризатора и с ним при разных углах поворота ζ. Измерения показали наличие двух групп по–разному поляризованных пиков с различными спектральными положениями. Подобная ситуация возникает из сосуществования в волноводе двух TE и TM мод с перпендикулярной поляризацией и различными фазовыми сдвигами. Разница в спектральном положении полос ТЕ и ТМ поляризации определяется различием показателей преломления для разных поляризаций и отличающимися условиями отражения на границах.

Письма в ЖТФ, т. 43, No20, с. 37-45, 2017
Устройства на основе планарного «открытого» разряда (ОР) с генерацией встречных электронных пучков ЭП - кивотроны - продемонстрировали уникальные характеристики: при приложении к разрядному промежутку напряжения U∼20кВ генерируются ЭП с плотностью тока до 1000А/см2 и скоростью нарастания 500А/см2нс, время коммутации достигает 100пс, а само устройство работоспособно до частот следования импульсов f≈ 100кГц.

Рис. 118. Осциллограммы импульсов напряжения при pHe=4(1-3) и 2.4 Torr (4). Осциллограммы 1-3 для давления pHe=4 Torr и осциллограмма 4 для pHe=2.4 Torr демонстрируют динамику изменения формы импульса при увеличении напряжения: 1- 60 kV, 2 - 70 kV, 3 - 80 kV, 4 - 100 kV.
С целью расширения условий функционирования были проведены экспериментальные исследования этого типа разряда при высоком напряжении (∼100кВ) и значительных, вплоть до атмосферного, давлениях рабочего газа. Экспериментально продемонстрирована возможность функционирования планарного ОР в гелии при напряжении до 120кВ при давлении ∼ 2.4Toрр. Измеренные при U>50кВ характерные времена коммутации – время сброса напряжения на разрядном промежутке составляют ∼1нс и были ограничены регистрирующими цепями. По оценкам при U=80кВ ток достигал ∼1.6кА при длительности ∼1нс. Степень обострения – отношение длительности времени коммутации к полной длительности импульса возбуждения достигала 100. Несмотря на то, что повышение давления газа приводило к преждевременному пробою промежутка и требовало увеличения скорости подъёма напряжения, в эксперименте удалось обеспечить функционирование планарного ОР с однородным протеканием тока до pHe=1атм с U≈ 32...35кВ и длительностью импульса напряжения на полувысоте ∼8нс. В отличие от ранее известного, особенностью этого типа разряда являлось существование области давления газа, при котором наблюдается немонотонная (экстремальная) зависимость времени задержки развития разряда от напряжения, связанная с конкуренцией эмиссионных процессов, приводящих к пробою.

Квантовая электроника, т. 47, No5, с. 455-462, 2017
Генерация перепутанных состояний Белла с высокой точностью представляет значительный интерес в современной квантовой физике. Получение перепутанных состояний ультрахолодных атомов, захваченных в две оптические дипольные ловушки, разнесенные в пространстве (Рис. 119 а), позволит реализовать квантовые вычисления и квантовое моделирование, а также исследовать перепутанные состояния материальных квантовых систем.

Рис. 119. (a) Два атома в оптических дипольных ловушках, взаимодействующих при возбуждении в ридберговские состояния. (б) Схема выполнения двухкубитового вентиля CZ на основе адиабатического прохождения резонанса Фёрстера, индуцированного радиочастотным полем. (в) зависимость ошибки генерации перепутанных состояний от расстояния между атомами для адиабатического и когерентного включения резонанса Фёрстера.
Мы предложили новый метод генерации перепутанных состояний двух атомов с использованием дальнодействующего диполь-дипольного взаимодействия ридберговских атомов в условиях резонансов Фёрстера, индуцированных радиочастотным электрическим полем. Показано, что для таких резонансов можно наблюдать когерентные осцилляции населенностей коллективных состояний системы, состоящей из двух взаимодействующих атомов. Обнаружено, что для устранения влияния флуктуаций межатомного расстояния R на точность генерации состояний Белла можно использовать двойное адиабатическое прохождение радиочастотных резонансов Фёрстера, аналогичное ранее предложенному двойному адиабатическому прохождению резонансов Фёрстера в зависящем от времени электрическом поле. Атомы возбуждаются в ридберговские состояния и помещаются в радиочастотное электрическое поле, приводящее к возникновению уровней Флоке. Затем зависящее от времени электрическое поле используется для того, чтобы дважды адиабатически пройти через резонанс Фёрстера, наблюдаемый для уровней Флоке (Рис. 119 б). Численно рассчитана зависимость точности генерации состояний Белла от расстояния между атомами при использовании двух методов генерации: для когерентных осцилляций населенности и для двойного адиабатического прохождения (Рис. 119 в). Показано, что двойное адиабатическое прохождение позволяет уменьшить зависимость точности состояний Белла от расстояния.

Laser Physics Letters, v. 14, No2, p. 026001, 2017
Стимулированное фотонное эхо (СФЭ) – это когерентный отклик среды, возникающий под воздействием трёх импульсов резонансного излучения в момент времени γСФЭ=2γ12 + γ23, где γij – времена задержки между соответствующими импульсами возбуждающего излучения. В зависимости от соотношения спектральной ширины этих трех импульсов и ширины рабочего перехода в теории различают случаи формирования СФЭ на спектрально узкой линии и на спектрально широкой. Последний вариант соответствует возбуждению лишь части допплеровски уширенного контура изучаемого газа, и этот вариант представляет интерес для исследования столкновений в зависимости от скоростей поступательного движения активных атомов. В данном случае речь идет о более сложном явлении – о СФЭ, сформированном на исследуемом оптически разрешенном переходе 0-1 исключительно благодаря деполяризующим столкновениям с буферными атомами, точнее, благодаря различию в скоростях релаксации поляризационных моментов верхнего уровня перехода 0-1 (ориентации и выстраивания). Соответственно, СФЭ, индуцированное столкновениями, существует лишь в газовой смеси активных и буферных атомов (в данном случае атомов иттербия и ксенона). Для наблюдения этого явления выбираются такие поляризации импульсов возбуждающего излучения, при которых обыкновенное СФЭ, формирующееся без столкновений, не существует.

Рис. 120. Мощность компоненты поляризации столкновительного СФЭ, поляризованной вдоль 1-го возбуждающего импульса, как функция магнитного поля. Показаны экспериментальные точки, сплайновая интерполяция тонкой линией и теоретическая кривая жирной сплошной линией.
Цель работы 2017 года – экспериментальное исследование в слабом продольном магнитном поле столкновительного СФЭ, сформированного в условиях спектрально широкой линии, а также сопоставление экспериментов с теоретическими предсказаниями работы В.А. Решетова [V.A. Reshetov “Collision-induced stimulated photon echo on the broad spectral line”, Laser Physics Letters, Vol. 14, p. 016001 (5pp), 2017]. В ранней экспериментальной работе [N.N. Rubtsova, V.G. Gol'dort, E.B. Khvorostov, S.A. Kochubei, V.A. Reshetov “Collision-induced stimulated photon echo at the transition 0-1 in ytterbium: application to depolarizing collisions” Laser Physics Letters, Vol. 14, No 2, p. 026001 (5pp), 2017] не для всех возбуждающих импульсов выполнялось условие спектрально широкой линии. В данной работе контролировались длины волн всех импульсов возбуждающего излучения, а также контролировалась ширина спектра всех возбуждающих импульсов по внешнему интерферометру Фабри-Перо. Все импульсы возбуждающего излучения имели одну длину волны (около 556 нм) и ширину спектра не более 100 МГц. Таким образом, возбуждалась примерно одна десятая часть допплеровски уширенного перехода атомов иттербия. Узкая спектральная ширина импульсов излучения и отбор стабильных по частоте импульсов гарантировал работу с одним видом изотопов иттербия 174Yb в природной смеси изотопов. Условия по составу смеси Yb+Xe (2 м Торр иттербия и 195 м Торр ксенона) соответствовали сильному разбавлению паров иттербия буферным газом.
В нулевом магнитном поле поляризация столкновительного СФЭ совпадает с поляризацией первого возбуждающего импульса, поэтому в эксперименте регистрировалась именно эта компонента поляризации. Экспериментальные точки на Рис.120 и проведенная через них тонкая кривая (B-сплайн) согласуются с теоретической кривой (жирная сплошная линия). Экспериментальная и теоретическая зависимости обе, несомненно, доказывают, что скорость столкновительного распада выстраивания верхнего рабочего 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, в соответствии с теоретическими представлениями. Параметры кривой графика Рис.120 (интенсивности столкновительного СФЭ в нуле магнитного поля и в первом максимуме) можно использовать для оценки величины разности γ(2) - γ(1) = 1.01⋅106с-1 , что является уточнением полученной ранее более грубой оценки 5.18⋅106с-1.

Микроэлектроника, т. 46, No2, с. 131-141, 2017
Известия Российской академии наук. Серия физическая, т. 81, No12, с. 1689-1692, 2017
В рамках работ по генерации квантового ключа в протяженных атмосферных и оптоволоконных квантовых линиях связи с высокими потерями созданы компактные модули передатчика и приемника одиночных фотонов для проведения испытаний в полевых условиях. В основе передатчика используются два современных лазерных диода с длиной волны излучения 850 нм. Передатчик способен работать как в импульсном, так и в непрерывном режиме.

Рис.121. Зависимость вероятности регистрации одиночных фотонов кремниевым ЛФД от превышения напряжения питания над пороговым значением (213 В) при температуре 0°С.
Излучения лазерных диодов ортогонально поляризованы по отношению друг к другу (вертикальная и горизонтальная поляризации) для генерации квантового ключа в одном базисе кодирования. Излучения обоих лазеров заводятся в оптоволоконный кабель длиной 1 метр для передачи на телескоп, расширяющий лазерный луч и уменьшающий дифракционные потери. Поскольку поляризация излучения искажается при прохождении через волокно, на выходе кабеля установлен контроллер поляризации, восстанавливающий взаимно-ортогональную поляризацию излучений.
В основе приемника используются два кремниевых лавинных фотодиода (ЛФД) C30902S, температура которых может понижаться и стабилизироваться вплоть до -10°С. Для регистрации одиночных фотонов ЛФД вводятся в постоянный гейгеровский режим, для чего напряжение питания ЛФД поднимается выше некоторого порогового значения. Импульсы с ЛФД усиливаются, дискриминируются и стробируются для уменьшения уровня темновых шумов. Длительность строб- импульса составляет 20 нс. В приемном узле излучения от двух передающих лазеров разделяются по поляризациям с помощью призмы Глана и посылаются на соответствующие ЛФД. Призма Глана настроена так, что отношение интенсивностей разделенных лучей для излучения одного лазера составляет менее 1%. Были измерены зависимости вероятности регистрации одиночных фотонов одного из ЛФД от его напряжения питания для температур +4, 0, -5 и -10° С. На Рис. 121 приведена измеренная зависимость от превышения напряжения питания над пороговым значением (213 В) при оптимальной температуре ЛФД 0° С. При данной температуре достигается достаточно низкий уровень шума, и отсутствует намерзание инея на площадку ЛФД. Частота следования лазерных и стробимпульсов составляла 100 кГц. Интенсивность лазерного излучения ослаблялась фильтрами до уровня 0,1 фотона на тактовый импульс.

Оптика и спектроскопия, т.124, вып.1 , с. 5-11, 2018
Экспериментально исследована штарковская картина эффективного возбуждения ридберговских состояний атомов таллия (см. рис. 122) с использованием коллимированного атомного пучка в двухступенчатой изотопически селективной лазерной схеме 62P1/2→62D3/2→Tl** в присутствии электрического поля с напряженности до 1.5 кВ/см вблизи 16F5/2 уровня. В отсутствие электрического поля в области взаимодействия пучка атомов таллия с лазерным излучением фиксировались только оптические переходы на 16F5/2 состояния с шириной резонанса на второй ступени 1.1 ГГц.

Рис. 122. Энергетическое положение центров оптических переходов и состояния 6D3/2 в ридберговские состояния атома 205Tl в зависимости о напряженности приложенного электрического поля. Значение нулевой энергии на оси ординат совпадает с положением энергии E=48776.57 сm-1 для уровня 162F5/2 (F=2.3), которое отсчитывается от самого нижнего уровня 62P1/2205Tl (F=0).
Параллельно регистрировались дипольно запрещенные 6D3/2→18D3/2 и 6D3/2→16G7/2 оптические переходы, которые проявляются из-за эффекта перемешивания энергетических уровней с различными значениями орбитального момента в присутствии внешнего электрического поля. Получены значения для скалярных поляризуемостей в единицах [см-1/(кВ/см)2]: α0(16F5/2)=3.7±10.3, α0(18D3/2)=11.70±0.25 и α0(16G7/2=44.1±0.9. Определены значения энергетических параметров для 18D3/2 и 16G7/2 состояний. За счет более точных спектроскопических измерений получены более чем на порядок точные значения для квантовых дефектов ряда ридберговских состояний.
Наблюдается расхождение между расчетными значениями и полученных в эксперименте для скалярных поляризуемостей энергетических уровней, что является предметом дальнейшего обсуждения теоретической модели. Большая плотность ридберговских состояний с различной четностью в атоме таллия в малом спектральном интервале из-за больших квантовых дефектов и тонкой структуры таллия приводит к спектрам, которые довольно сложно описывать теоретически.

Сибирский физический журнал, т. 12, No3, с. 107-113, 2017
Фемтосекундная кинетика отражения полупроводникового зеркала с насыщающимся поглотителем на базе квантовых ям, обладающего малым временем восстановления (т.н. быстродействующее зеркало) исследована экспериментально для диапазона интенсивностей возбуждающего излучения 0.16 – 5.44 ГВт/см2. Моделирование кинетики выполнено в предположении вклада в изменение отражения двух подсистем: экситонов, локализованных в квантовых ямах и электронно-дырочных пар. Показано, что форма кинетических кривых отражения может существенно зависеть от интенсивности насыщающего излучения.

Рис. 123. Кинетика отражения для интенсивности 5,44 ГВт/см2: узкий пик отражает вклад экситонов с максимумом для задержки 0,15 пс; более широкая кривая представляет вклад в сигнал от электронно-дырочных пар.
Форма кинетических кривых отражения полупроводникового быстродействующего зеркала A3B5 с насыщающимся поглощением исследована одночастотным методом накачка-зондирование с центральной длиной волны 1035 нм, с длительностью импульсов 130 фс, следующих с частотой повторения 70 МГц, в диапазоне интенсивностей возбуждающего излучения 0.16 – 5.44 ГВт/см2. Точность определения относительного изменения отражения ΔR/R составила 5∗10-6.
Проведено моделирование и сравнение с экспериментом. Показано, что нарастание сигнала определяется фронтом импульса фемтосекундного излучения и временем жизни экситонов. Короткий пик в начале кривой отражает процесс ионизации экситонов. При малых интенсивностях возбуждающего импульса излучения участок спада сигнала изменения отражения образца вполне может быть описан в рамках двух-экспоненциальной модели затухания с характерными временами, соответствующими процессам ионизации экситонов и электронно-дырочной рекомбинации. Вклад в отражение электронно-дырочных пар становится наиболее заметным при высоких интенсивностях возбуждающего излучения, и приводит к качественному изменению формы кинетической кривой, явно показывающей недостаточность двух времен релаксации для ее описания. Вклад свободных носителей проявляется через время установления квази-равновесия порядка 1 пс, а исчезает с характерным временем электронно-дырочной рекомбинации около 10 пс, что определяет быстродействие зеркала.
Таким образом, показано экспериментально, что вид кривых отражения может существенно зависеть от интенсивности насыщающего излучения. В области высоких интенсивностей форма кривой кинетики отражения становится более сложной, как показано на Рис. 123. Для описания участка спада сигнала уже недостаточно приближения двухэкспоненциальной релаксации.
Построена полуколичественная модель кинетики отражения полупроводникового зеркала с квантовыми ямами, учитывающая вклад в изменение отражения двух подсистем: экситонов и электронно-дырочных пар. Все временные параметры модели (длительность возбуждающих импульсов, времена релаксации, соответствующие процессам ионизации экситонов, установлению квази-равновесия в системе электронно-дырочных пар и время электронно-дырочной рекомбинации) получены из эксперимента. Два амплитудных параметра получены «подгонкой» теоретических кривых к экспериментальным данным.

Physical Review A, v. 95, No6, p. 063839, 2017
Разработана эффективная реализация метода дискретных диполей (МДД) для вычисления полей, рассеянных ансамблем объектов с диэлектрическим и плазмонным откликом. В настоящее время МДД широко применяется для численного моделирования в задачах нанофотоники [O. J. F. Martin and N. B. Piller, Phys. Rev. E, 1998, 58, 3909; M. Yurkin, A. Hoekstra, J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer, 2007, 106, 558], что делает исследования в этой области весьма актуальными. Было рассмотрено рассеяние на двух цилиндрах, размеры которых, а также расстояния между ними, сравнимы с длиной волны возбуждающего электромагнитного поля (Рис. 124).

Рис. 124. Расположение исследуемых объектов. ε1 = - 91.5 + i 10.3 (золото на длине волны 1512 нм) либо ε1 = 2.25 (диэлектрик); ε2 = 2.25; εh = 1.0; a = 150 нм. Падающее поле – плоская волна с длиной 1512 нм, направление волнового вектора и поляризации показан на схеме. |
Рис. 125. Полярная диаграмма интенсивности рассеянного магнитного поля, |Hscatt,|2, рассчитанная методом дискретных диполей (штриховая линия), в сравнении с расчетом по теории возмущений (3-е борновское приближение, пунктирная линия), а также численным расчетом методом граничных элементов (сплошная линия). |
Рассеянное поле показано на Рис. 125 для случая, когда один цилиндр из золота и один из стекла. Результат в случае двух стеклянных цилиндров приведён в [Bereza A.S., Nemykin A.V., Perminov S.V., Frumin L.L., Shapiro D.A. Phys. Rev. A, 2017, 95, 063839].

Europhysics Letters, v. 118, No5, p. 57002, 2017
Europhysics Letters, v. 120, No1, p. 17003, 2017
Линейность электронного спектра краевых состояний двумерного топологического изолятора играет решающую роль для различных транспортных явлений. Предыдущие исследования показали, что эта линейность существует вблизи точки пересечения спектра, но не определила, насколько совершенна линейность. Цель настоящего исследования - ответить на этот вопрос в различных моделях краевых состояний.
Рассматривается модель Волкова и Панкратова (VP) для гамильтониана Дирака и модель BHZ для гамильтониана Берневига, Хьюза и Чжана (BHZ) с нулевыми граничными условиями. Обнаружено, что обе модели дают идеально линейные состояния краев. В модели BHZ1 линейность сохраняется вплоть до конечных точек спектра, соответствующих точке касания к краю спектра двумерных состояний. Напротив, модель BHZ2 со смешанными граничными условиями для гамильтониана BHZ и 2D модель сильной связи дают слабую нелинейность.
Этот спектр используется для решения проблемы о краевых состояниях взаимодействующих электронов. Найдено точное решение уравнения Шредингера для одномерной системы взаимодействующих частиц с линейным законом дисперсии в произвольном внешнем поле. Решение сводится к двум группам частиц, движущихся с постоянными скоростями в противоположных направлениях с фиксированным расстоянием между частицами в каждой группе. Задача применяется к краевым состояниям двумерного топологического изолятора.

Computational Materials Science, v. 141C, p. 91-100, 2018
Proceedings of the 25th Int. Symp. “Nanostructures: Physics and Technology”, p.280-281, 2017
С помощью моделирования Монте-Карло (МК) продолжено изучение роста концентрических наноколец арсенида галлия методом капельной эпитаксии. Проанализированы условия необходимые для формирования двойного кольца. Было показано, что формирование двойных концентрических колец возможно в определенном диапазоне температур и потоков мышьяка, когда расстояние между каплями превышает удвоенную диффузионную длину галлия по поверхности.

Рис. 126. Вид сверху и сечения модельных структур. Кинетика формирования кольца: а) – t = 2 c, б) – t = 57 c, (в) – t = 130 c, (г)) – t= 200 c; T = 560 K, FAs2 = 0.02 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. На сечениях размеры в вертикальном направлении увеличены в 5 раз.
Кинетика формирования двойного кольца продемонстрирована на Рис. 126. На начальной стадии осаждения мышьяка поверхность подложки остается Ga-стабилизированной и начинает зарождаться только внутреннее кольцо, а между каплями галлия расти пленка GaAs (Рис.126a). После появления As-стабилизированной поверхности на границе между As- and Ga-стабилизированными областями зарождается внешнее кольцо (Рис. 126б). В дальнейшем высота внутреннего и внешнего колец увеличивается (Рис. 126в), и после полной кристаллизации капли галлия формируется двойное кольцо (Рис. 126г). As-стабилизированная область формируется на расстоянии от капли равном диффузионной длине галлия. Присутствие этой области на поверхности необходимо для дополнительного сбора мышьяка, требуется для формирования внешнего кольца. Получены аналитические выражения для оценки границ Ga- и As-стабилизированных областей поверхности GaAs на начальной стадии осаждения мышьяка при рассмотрении задач одномерной и двумерной диффузии галлия из капли. Эти оценки были полезны для анализа результатов, полученных на квадратных модельных подложках большого размера и на подложках меньшего размера в виде длинных полосок. Такое изменение формы исходной поверхности требовалось для сокращения времени счета. Переход от квадратных подложек к вытянутым эквивалентен переходу от задачи двумерной диффузии галлия к одномерной. Расчеты показали, что граница между Ga- и As- стабилизированными областями двигается по направлению к центру галлиевой капли быстрее в случае двумерной диффузии. Моделирования показало, что переход от квадратных подложек к вытянутым хотя и приводит к изменению скорости роста внешнего кольца, но позволяет заметно сократить время расчетов, сохраняя верным утверждение о зависимости морфологии нанокольца от соотношения между расстоянием межу каплями и длиной диффузии галлия по поверхности.

Conference Proceedings of 18th International Conference of Young Specialists on Micro/Nanotechnologies and Electron Devices, р.22-26, 2017
В процессе высокотемпературного отжига подложек полупроводников AIIIBV в вакууме (Ленгмюровское испарение) развивается рельеф поверхности и из-за разной летучести компонент материала образуются металлические капли. При этом важным параметром является температура конгруэнтного испарения Тс, температура, выше которой элементы V группы испаряются интенсивнее элементов III группы. Интерес к жидким металлическим каплям обусловлен их использованием в качестве катализатора самокаталитического роста нитевидных нанокристаллов, кроме того, они являются основой капельной эпитаксии – методики формирования квантовых точек и наноколец полупроводников AIIIBV. Экспериментально было показано, что температура конгруэнтного испарения GaAs зависит от ориентации поверхности. Литературные данные указывают на разброс в значениях Тс даже на поверхностях с определенной ориентацией поверхности. Монте-Карло (МК) моделирование позволяет проанализировать влияние кристаллографической ориентации на морфологию поверхности, выявить факторы, влияющие на температуру конгруэнтного испарения, проследить за кинетикой Ленгмюровского испарения. Нами изучались высокотемпературные отжиги подложек арсенида галлия и арсенида индия с ориентациями поверхностей (111)А и (111)В в условиях Ленгмюровского испарения.

Рис. 127. (а.б) Зависимость скорости испарения галлия и мышьяка от температуры для разных ориентаций поверхности, на вставке вид модельной поверхностей сверху: (111)А - (а), и (111)В - (б); (в,г) Зависимость температуры конгруэнтного испарения от расстояния между ступенями вицинальнрой поверхности (и) и от концентрации дефектов на сингулярной поверхности (г). Красным цветом отмечен галлий, зеленым – мышьяк, розовым – жидкий галлий.
Моделирование проводилось с использованием программного комплекса SilSim3D на базе решеточной кинетической МК модели [Карпов А. Н., Зверев А. В., Настовьяк А. Г., Усенков С. В., Шварц Н. Л.. Вычислительные методы и программирование, 2014, т. 15, вып. 3, стр. 388-399]. Были определены области температур, отвечающие конгруэнтному и неконгруэнтному испарению GaAs и InAs для разных ориентаций поверхности. Получены оценки температуры конгруэнтного испарения GaAs и InAs. Продемонстрировано, что образование капель металла на поверхностях (111)А начинается у краев ступеней вицинальных поверхностей (Рис.127а), а на подложках (111)В капли формируются случайным образом на всей поверхности (Рис.127б). Различный характер движения металлических капель по поверхностям (111)А и (111)В обусловлен разной скоростью травления этих поверхностей жидким металлом. Показано, что температура конгруэнтного испарения зависит не только от ориентации поверхности, но и от плотности ступеней на вицинальной поверхности и концентрации точечных дефектов на сингулярной поверхности. По мере увеличения расстояния между ступенями, температура конгруэнтного испарения возрастает (Рис.127в). При достижении расстояния между ступенями, превышающее удвоенную диффузионную длину атомов галлия/индия до испарения, температура конгруэнтного испарения перестает зависеть от разориентации поверхности. Поверхностные дефекты приводят к увеличению концентрации адатомов металла и, как следствие, к уменьшению температуры конгруэнтного испарения (Рис.127г). Полученные зависимости скорости испарения подложек от времени отжига при T > Тс показали, что скорость испарения становится постоянной не сразу, а только после того как вся поверхность подложки покрывается жидким металлом. Анализ результатов моделирования показал, что разброс в экспериментальных значениях температуры конгруэнтного испарения может быть связан не только с неточностью измерения температуры, но и с характеристиками самой подложки: концентрацией поверхностных дефектов и степенью отклонения поверхности от сингулярной. Кроме того, измерение скорости десорбции на начальных стадиях отжига до формирования слоя жидкого металла на поверхности также может приводить к неточности определения Тс.

Для оптимизации выполнения групповых коммуникационных операций на ВС с иерархической структурой разработан метод динамической оптимизации алгорит- мов их реализации. При формировании подсистемы ВС (создании MPI-коммуникатора) осуществляется разбиение информационного графа алгоритма на число подмножеств, равное числу вычислительных узлов подсистемы (рис. 128). Исходные номера процессов перераспределяются так, чтобы ветви одного множества оказались привязаны к ветвям, находящимся на одном узле. На базе метода разработаны структурно-ориентированные версии алгоритмов рекурсивного удваивания, Дж. Брука и кольцевой.
Алгоритм Bruck exch. Ветвь i передает свое сообщение ai ветви π-1(i), принимает от ветви π(i) сообщение и делает его начальным. На каждом шаге k= 0, 1, ... , [log2n]-1 ветвь i передает все принятые сообщения ветви π-1((i'–2k+n)%n) и принимает сообщения от ветви π-1((i'+2k + n)%n)), где i'=π(i). Далее каждая ветвь циклически сдвигает сообщения вниз на i' позиций.Алгоритм Bruck reorder. На шаге k=0, 1, ..., [ log2n]-1 ветвь i передает все принятые сообщения ветви π-1((i'–2k+n)%n) и принимает сообщения от ветви π-1((i'+2k+n)%n)), где i'=π(i). Далее каждая ветвь переносит в памяти сообщение из позиции j=0, 1, ..., n-1 в позицию π-1((j+i')%n).
Алгоритм recursive doubling exch. Ветвь i передает свое сообщение ai ветви π-1(i), принимает от ветви π(i) сообщение и делает его начальным. На шаге k=0, 1, ... , log2n-1 ветвь i и π-1(i^2k) обмениваются принятыми 2k сообщениями.
Алгоритм recursive doubling reorder. Ветвь i сдвигает свое сообщение ai из позиции i в позицию π(i). На шаге k=0, 1, ... , log2n-1 ветвь i и π-1(i^2k) обмениваются ранее принятыми 2k сообщениями. Далее каждая ветвь переставляет сообщение из позиции j=0, 1, ..., n-1 в позицию π-1(j).

Рис. 128. Оптимизация алгоритма Дж. Брука: а) разбиение графа алгоритма Дж. Брука на подмножества V1 и V2; б) отображение π(i) номеров ветвей программы.
Формирование, разбиение графа и построение отображений π(i) и π-1(i) осуществляется единожды при создании подсистемы ЭМ (например, при создании коммуникаторов в библиотеках стандарта MPI). После чего, построенные отображения многократно используется для реализации трансляционно-циклического обмена. Все шаги метода эффективно реализуемы в параллельном виде на подсистеме ЭМ, выделенной для реализации программы. Также допустима организация распределенного хранения информационного графа на ЭМ системы. На протяжении всего времени выполнения программы ветвям требуется лишь информация об отображении смежных с ними ветвей. Последнее, для алгоритмов рекурсивного удваивания и Дж. Брука, требуется хранение каждой ветвью в памяти порядка 2[log2n] байт. Сказанное выше обеспечивает применимость метода для большемасштабных распределенных ВС.
Разработанные методы обеспечивают сокращение времени информационных обменов за счет учета иерархической структуры ВС. Эксперименты на действующих вычислительных кластерах показали превосходство в среднем в 1,1-4 раза во времени реализации обменов класса “All-to-all” разработанными алгоритмами рекурсивного удваивания и Дж. Брука по сравнению с исходными алгоритмами (рис. 129). Разработанный метод реализован в библиотеке TopoMPI, созданной и развиваемой ЦПВТ СибГУТИ совместно с Лабораторией вычислительных систем Института физики полупроводников им. А.В. Ржанова СО РАН. В библиотеке используется интерфейс профилирования стандарта MPI для перехвата обращений к функциям коллективных операций информационных обменов, остальные вызовы передаются системной библиотеке MPI (MPICH2, Open MPI и др.).

Рис. 129. Зависимость коэффициента S ускорения алгоритмов класса “All-to-all” от размера м (Кбайт) передаваемого сообщения (64 процесса, 8 узлов): а) кластер с сетью Gigabit Ethernet; б) кластер с сетью InfiniBand DDR.
Построение отображений номеров ветвей осуществляется при создании MPI-коммуникаторов. Выбор алгоритма реализации ТЦО (функции MPI_Allgather) осуществляется на основе значения переменной среды окружения. Информационные графы алгоритмов формируются в виде списков смежных вершин в упакованном формате CSR - Compressed Sparse Row Graph. Разбиение графа на h подмножеств осуществляется многоуровневым алгоритмом рекурсивной бисекции, вычислительная сложность которого составляет O((IEI+n) log,2h).

Современные высокопроизводительные вычислительные системы (ВС) можно разделить на 2 класса, в зависимости от организации их коммуникационных сетей:
1) ВС на базе коммуникационных сетей с прямым соединением узлов (direct network);
2) ВС с коммуникационными сетями на базе составных коммутаторов (indirect network, switch-based network).
К первому классу ВС, как правило, относятся проприетарные системы со структурами сетей типа: многомерные торы (Cray Gemini, IBM PERCS, Fujitsu
Tofu), гиперкубы (СМПО-10G, Ангара) [Alverson R., Roweth D., Kaplan L. The Gemini System Interconnect // Proc. 18th IEEE Symposium on High Performance
Interconnects. Washington, DC: IEEE Press, 2010. 83–87; Chen D., Eisley N.A., Heidelberger P., Senger R., et al. The IBM Blue Gene/Q interconnection network and message unit // Proc. 2011 International Conference for High Performance Computing, Networking, Storage and Analysis. New York: ACM Press, 2011. doi 10.1145/2063384.2063419; Ajima, Y., Inoue, T., Hiramoto, S., Shimizu, T., Takagi, Y. The Tofu Interconnect. IEEE Micro 32(1), 2012. 21–31].

Рис. 130. Зависимость пропускной способности канала связи от размера передаваемого сообщения и количества процессов MPI-программы, выполняющихся на ЭМ (разделяющих канал связи, тест ping-pong).
Второй класс сетей образован наибольшим числом высокопроизводительных систем списка Top500 – ВС на базе коммутаторов с ограниченным числом портов. Для формирования ВС с большим количеством элементарных машин (ЭМ) выполняется многоуровневое объединение множества подобных коммутаторов. Примером может служить топология «толстое дерево» (fat tree, folded clos network) [Корнеев В.В. Вычислительные системы. – М.: Гелиос АРВ, 2004. – 512 с.] на базе коммутаторов стандарта InfiniBand и система Tianhe-2 (сеть TH Express-2). Такой подход к организации коммуникационной сети позволяет обеспечить высокую пропускную способность и одинаковое количество промежуточных коммутаторов между элементарными машинами, подключенных к коммутаторам одного уровня. Однако, при одновременном использовании параллельными процессами каналов связи из-за конкуренции за разделяемые ресурсы (сетевой контроллер, канал связи, порт коммутатора) возникает деградация производительности (network contention). Большинство алгоритмов формирования подсистем элементарных машин, реализуемых в системах управления ресурсами (IBM LoadLeveler, Altair PBS Pro, SLURM, TORQUE), не учитывают возможного падения производительности сетевой подсистемы при одновременном использовании ее компонента параллельными процессами программы.
Продемонстрировать возникающую конкуренцию за сетевые ресурсы можно на примере параллельной программы, реализующий парный вызов каждым процессорным ядром функции MPI_Send и MPI_Recv. Зависимость пропускной способности каналов связи от количества одновременно работающих на ЭМ процессов представлены на рис. 130. Программа запускалась на двух ЭМ по 8 процессорных ядер на каждом.
При разработке параллельных программ для ВС значительное место по частоте использования и суммарному времени выполнения занимают коллективные операции обменов информации. Наиболее популярным видом коллективной операции является трансляционно-циклический обмен («каждый-всем», all-to-all). В таких обменах участвуют все ветви параллельной программы, что приводит к деградации производительности каналов связи.

Рис. 131. Зависимость времени выполнения коллективной операции Alltoall от количества одновременно работающих процессов на элементарной машине. Размер сообщения: а) 1 Мбайт; б) 64 Кбайт.
В тестовой параллельной программе реализован вызов каждым процессом функции MPI_Alltoall. На рис. 131 продемонстрированы зависимости времени передачи сообщения размером 1 мегабайта (а) и 64 килобайта (б), в зависимости от количества одновременно работающих процессов на ЭМ.
В результате работы выполнено исследование алгоритмов формирования подсистем элементарных машин и оценка качества формируемых подсистем с точки зрения возникающей конкуренции за сетевые ресурсы. Показана деградация производительности каналов связи при различных вариантах формирования подсистем вследствие разделения каналов связи несколькими процессами.

Прикладная физика, № 1, с. 58-64, 2017
Разработан алгоритм фильтрации, при котором происходит устранение остаточной неоднородности чувствительности (ОНЧ), а также непрерывный пересчет ТД и коррекция ДЭ за один период кадровой частоты МФПУ. При этом применение данного фильтра не ухудшает пространственного разрешения каналов.
Визуальная оценка изображения ТВП показывает раздельное восприятие изображения сцены относительно изображения помехи – ОНЧ и дефектов. Фиксируется отпечаток помехи в памяти прибора и вычитается его из изображения в процессе обработки. Остаточная неоднородность является аддитивной помехой δ с сигналом сцены u. Видеопоток U, скорректированный методом двухточечной коррекции, имеет вид: U = u+δ матричных приемников излучения δ-ξ+υ+γ, где: ξ-ОНЧ, υ- дефекты по чувствительности, γ- дефекты по шуму.

Рис. 132.
Идея метода состоит в том, чтобы используя в совокупности процессы микросканирования и частотного разложения, обеспечить выделение остаточной неоднородности и ДЭ из исходного изображения. На практике выполняется процесс частотного разложения изображения U на две составляющие: U =L +H. В этом ВЧ сигнале изображения присутствует аддитивная оставляющая помехи: H =h +δ, где h – «чистая» ВЧ составляющая сигнала без неравномерности, d - помеха, которую необходимо выделить из сигнала H для дальнейшей компенсации. Для разделения сигналов h и δ предлагается использовать элемент микросканирования. ВЧ сигнал сцены усредняется, сигнал неоднородности и дефектов с постоянным уровнем остается неизменным и накапливается – выделяются компоненты ξ и υ выражения. Полученные компоненты вычитаются из исходного ВЧ сигнала H, выбрасывая из изображения ОНЧ и «слепые» ДЭ.
Для реализации алгоритма увеличения разрешения в совокупности с фильтрацией ОНЧ разработана плата, использующая ПЛИС EP3C120F780I7 семейства Cyclone III и внешнюю периферию - микросхемы памяти и LVDS. Для смещения сцены наблюдения относительно приемника использовался микросканер на базе электромеханического привода.
Выше, для сравнения, представлены графики температурно-частотных характеристик (ТЧХ) тепловизионного канала на базе КРТ 320×256.
В первом случае использовалась только двухточечная коррекция неоднородности. Во втором случае применяется алгоритм фильтрации ОНЧ и дефектных элементов в совокупности с увеличением разрешения. Для снятия характеристик использовался Коллиматор АСКИО-Т, с фокусным расстоянием f=3000мм. Для тестового объекта с угловой пространственной частотой 0,20 мрад-1 минимально разрешаемая разность температур изменилась с ΔTф-м = 0,482 градусов до ΔTф-м = 0,154 градусов.

Прикладная дискретная математика, №37, с. 107-113, 2017
Одной из проблем аппаратной реализации нейронных сетей является большое количество межнейронных связей (синапсов). Для автоассоциативных сетей Хопфилда эта проблема является наиболее острой в силу их полносвязности. Выходом является редукция (исключение) малозначимых связей. Целью данной работы является разработка метода редукции связей и исследование влияния редукции связей на качество работы сети.
Сеть из N осцилляторов может хранить двоичный вектор v=(v1,...,vn), vi= {- 1,1 }

где φi(t) - фаза i-го осциллятора. При использовании правила Хебба сеть осцилляторов хранит большое количество ложных образов (химер). С целью их исключения в [Maffezzoni P., Bahr B., Zhang Z., Daniel L. Analysis and Design of Boolean Associative Memories Made of Resonant Oscillator Arrays // IEEE Trans. on Circuits and Systems I: Regular Papers, 2016, vol. 63, no. 8, pp. 1964-1973] предложен способ модификации весов:

Иными словами, исключаются связи с весами, модуль которых меньше 1, поскольку такие связи делают возможным появление ложных образов (химер). Правило (1) редукции весов можно перенести на произвольную сеть Хопфилда. Рассмотрим произвольную строку wi=(wi1,...,wiN), i ∈ {1,...,N} матрицы весов этой сети. Исходя из вида функции активации sgn, можно утверждать, что для этой функции важны лишь относительные величины элементов wij в строке wi . Поэтому, не меняя результатов работы сети, можно нормировать величины wij следующим образом:

Нормированные величины wij удовлетворяют неравенству

Тогда можно ввести величину сдвига фазы φij= arccos (wiji) между компонентой vij(t)=±1 вектора входных сигналов i-го нейрона и его выходным сигналом

и к коэффициентам wij=cos φij применить преобразование (1), то есть исключить из сети Хопфилда связи, имеющие веса wij<1.
Табл. Количество связей в сети Хопфилда

В таблице представлены количества связей в сети Хопфилда до и после редукции, а также отношение этих величин (коэффициент сокращения числа связей). Из таблицы следует, что метод (1) позволяет сократить количество связей в сети Хопфилда-Хебба более чем на порядок.

Рис. 133. Допустимый уровень процента искаженных пикселей.
Будем называть уровень шума допустимым, если для заданного набора эталонных изображений сеть Хопфилда полностью фильтрует шум. На рис. 133 проводится сравнение редуцированной сети Хопфилда-Хебба и проекционной нередуцированной сети Хопфилда по допустимому проценту искаженных пикселей во входных данных. Из этого сравнения следует, что с увеличением размера хранимых изображений (числа N=n×n нейронов сети Хопфилда) устойчивость к шумам редуцированной сети Хопфилда-Хебба приближается к соответствующему показателю проекционной сети Хопфилда. Таким образом, с учетом гораздо меньшего числа связей в редуцированных сетях Хопфилда-Хебба эти сети при достаточно большой размерности хранимых векторов могут успешно конкурировать с классическими проекционными сетями Хопфилда.