В настоящее время наблюдается огромный интерес к изучению систем с сильным спин-орбитальным взаимодействием, таких как топологические изоляторы (ТИ) и материалы с сильным расщеплением Рашбы, поскольку жесткая связь спина носителей с квазиимпульсом и возможность управления спином в таких системах делают их интересными для применения в устройствах спинтроники. Отдельный интерес вызывает возможность формирования электронной структуры, сочетающей в себе гигантское спиновое расщепление состояний с дисперсионными зависимостями безмассовых частиц. В квазидвумерном полярном полупроводнике BiTeI сильное спин-орбитальное взаимодействие и инверсионная асимметрия объема

Рис. 1. Дисперсия электронных состояний BiTeI(0001) на исходной поверхности (а-в) и после прогрева в вакууме (г-е). Дисперсии (а,г) и (б,д) измерены при возбуждении синхротронным излучением с правой и левой круговой поляризацией соответственно. Картины (в) и (е) – разность (дихроизм) картин (a, б) и (г,д) соответственно.

приводят к гигантскому расщеплению Рашбы поверхностных и объемных состояний, по величине на порядок превышающему значения для других известных систем [K. Ishizaka et al., Nat. Mater. 10, 521 (2011)]. При нормальных условиях BiTeI является тривиальным изолятором, но может переходить в топологическую фазу под давлением [M. Bahramy et al., Nat. Commun. 3, 679 (2012)]. Также, комбинированная электронная структура Рашбовских и Дираковских состояний может возникнуть в гетероструктурах BiTeI/ТИ [J. Zhou et al., Scientific Reports 4, 3841 (2014), S.V. Eremeev, et al., Sci. Rep. 5, 12819 (2015)].

Целью данной работы являлось изучение возможности формирования гетероструктуры ТИ/BiTeI при прогреве в вакууме соединения BiTeI. Идея трансформации соединения BiTeI из полупроводника с гигантским расщеплением Рашбы в состояние ТИ состояла в последовательном уменьшении концентрации йода в приповерхностной области BiTeI путем десорбции в вакууме и формировании соединения, близкого по стехиометрии к Bi2Te3, являющегося трехмерным ТИ. Показано, что прогревами в вакууме формируется последовательность промежуточных спин-поляризованных состояний, отражающих переход от состояний рашбовского типа к смешанному типу состояний, характеризующихся бесщелевыми поверхностными спин-поляризованными состояниями Дирака с сохранением спин-расщепленных состояний Рашбы. Установлено, что при температурах отжига 200-230 С вследствие изменения стехиометрического состава поверхностного слоя, в поверхностных слоях происходит структурный фазовый переход от трехслойной структуры BiTeI к квинтислойной Bi₂Te₂I, с формированием электронной структуры, сочетающей расщепление Рашбы с существованием топологического поверхностного состояния. Продемонстрированные изменения электронного спектра открывают новые возможности в инженерии электронных свойств узкозонных полупроводниковых соединений путем их контролируемого изменения стехиометрии и структуры.

Трехмерные топологические изоляторы (3Д ТИ) представляют собой новый класс веществ, основным из свойств которых является наличие изолирующего объема и поверхностных состояний, защищенных от обратного рассеяния симметрией по обращению времени. Состояния такого типа являются геликоидальными, т.е. характеризуются жесткой связью между направлением (псевдо)спина и импульса и описываются диракоподобным законом дисперсии. В нанопроволоках на основе 3Д ТИ формируются одномерные подзоны, что приводит к видоизменению этой связи. В комбинации со сверхпроводниковыми материалами возникают все предпосылки к формированию майорановских состояний. Более того, нанопроволоки на основе 3Д ТИ являются оптимальным объектом для наблюдения и изучения фазокогерентных явлений, обусловленных поверхностными топологическими состояниями.

Рис. 2. Схематическое разрез исследуемой структуры. По нанопроволоке с сечением A вдоль направления оси z протекает электрический ток. Магнитное поле B также приложено вдоль этой оси. Красным цветом показаны геликоидальные поверхностные состояния, опоясывающие проволоку и формирующие интерференционный контур Ааронова-Бома S в сечении проволоки. б - Электронная микрофотография одной из нанопроволок под углом около 50 градусов от вертикали.

Рис. 3. Экспериментально измеренная интерференционная картина осцилляций проводимости в зависимости от магнитного поля (нормированного на квант магнитного потока Φ₀, ось x) и затворного напряжения V_g (ось y). Отчетливо видна квазипериодичность как по оси x, так и y, что в совокупности формирует ромбо-подобные структуры.

В данной работе на основе тонких пленок HgTe с помощью электронной литографии и химического травления были изготовлены нанопроволоки длиной 1-2 мкм и шириной от 160 до 520 нм (см. рис. 2). Пленки HgTe такого типа являются 3Д ТИ, поэтому и изготовленные проволоки характеризуются изолирующим объемом и проводящими поверхностными состояниями. Далее у всех изготовленных проволок изучался низкотемпературный транспортный отклик в условиях приложенного вдоль оси проволоки (и, соответственно, направления протекания тока) магнитного поля. Обнаружено, что при температуре 100мК и менее как изменение величины магнитного поля, так и затворного напряжения приводит к воспроизводимым осцилляциям проводимости амплитудой порядка 0.5 e2/h. Подробный анализ осцилляций с применением преобразования Фурье и усреднения по затворному напряжению позволил однозначно показать, что природа осцилляций связана с эффектом Ааронова-Бома, а характерный период осцилляций совпадает с квантом магнитного потока h/e, пронизывающим сечение проволоки. Анализ периода поведения осцилляций по затворному напряжению позволил восстановить структуру одномерных электронных подзон в проволоках. Проведено количественное сравнение полученных данных с теоретической моделью проволоки, учитывающей трехмерное распределение электростатического потенциала. Показано, что наблюдаемая структура зон может быть сформирована исключительно геликоидальными невырожденными по спину поверхностными состояниями.

На рисунке 4-а,б представлены результаты измерений температурных зависимостей сопротивления в некоторых магнитных полях плёнки толщиной 10 нм, находящейся в критической области перехода сверхпроводник-изолятор. Видно, что приложение даже относительно слабого магнитного поля резко изменяет характер температурных зависимостей сопротивления: при понижении температуры ниже 0.3 К наблюдается ярко выраженный гиперактивационный характер температурной зависимости сопротивления, то есть сопротивление возрастает при понижении температуры быстрее, чем предсказывает активационный закон R=R₀exp(T₀/T), что указывает на реализацию магнитоиндуцированного перехода сверхпроводник-изолятор. Увеличение магнитного поля приводит к быстрому увеличению температуры перехода в гиперактивационный режим, демонстрируя переход в состояние с практически нулевой проводимостью.

Рис. 4. (a) Температурные зависимости сопротивления плёнки толщиной 10 нм в магнитном поле. (б) Те же данные в аррениусовских координатах. (в) Сравнение экспериментальных данных и предсказаний теории зарядового перехода БКТ (г) Те же данные в характерных координатах зарядового перехода БКТ.

Такое поведение явно указывает на реализацию зарядового перехода БКТ в плёнках NbTiN, то есть на формирование бездиссипативного сверхизолирующего состояния, дуального к сверхпроводящему. Аналогичное поведение ранее наблюдалось в сетках джозефсоновских переходов и плёнках TiN. В то же время, впервые обнаружено, что в относительно сильных магнитных полях (более 0.5 Тл) при дальнейшем понижении температуры происходит переход от гиперактивационного режима, описываемого в рамках теории зарядового перехода БКТ, к активационному (см. рис. 4-c,d). Такое поведение объясняется подавлением длины электростатического экранирования магнитным полем, что в свою очередь приводит к формированию зарядовых доменов, движущихся под действием электрического поля и переносящих заряд. На рисунке 5 представлен анализ экспериментальных зависимостей сопротивления в рамках теории зарядового перехода БКТ с учетом конечной длины электростатического экранирования.

Рис. 5. (a) Сравнение экспериментальных данных и предсказаний теории зарядового перехода БКТ с учетом конечности длины электростатического экранирования, (б) Магнитополевая зависимость температуры зарядового перехода БКТ, (в) Магнитополевая зависимость длины электростатического экранирования.

Наблюдается прекрасное согласие экспериментальных данных и теоретических предсказаний, что указывает на корректность описания сверхизолирующего состояния в терминах зарядового перехода БКТ. Отметим, что длина электростатического экранирования расходится при приближении к магнитоиндуцированному переходу сверхпроводник-изолятор (см. рис. 5-в).

В работе проведено экспериментальное и теоретическое исследование подвижности и квантового времени дираковских электронов в квантовых ямах HgTe при толщинах, близких к критической (соответствующей переходу от прямого спектра к инвертированному). На рисунке 5 показана подвижность электронов в макроскопических образцах с одиночной квантовой ямой HgTe толщиной 6.3, 6.4, 6.6 и 7 нм в зависимости от концентрации. Наблюдается немонотонная зависимость подвижности от концентрации электронов. Построена теория рассеяния дираковских электронов на примесях и неровностях границы раздела. Наблюдается хорошее согласие теории и эксперимента, что позволило объяснить наблюдаемое немонотонное поведение изменением соотношения между длиной волны де Бройля для электронов и характерным продольным размером неровностей. Показано, что при рассеянии на неровностях границы раздела, транспортное время релаксации может более, чем на порядок отличаться от квантового образца.

Рис. 6. Подвижность электронов в макроскопических образцах с одиночной квантовой ямой HgTe толщиной 6.3, 6.4, 6.6 и 7 нм. в зависимости от конценрации. Тонкие линии – теоретический расчет. На вставке – вклады рассеяния на примесях и шероховатостях и расчетные кривые для 6.6 и 7 нм ям.

Были исследованы макроскопические образцы шириной 50 мкм и расстоянием между потенциометрическими контактами 100 и 250 мкм и мезоскопические образцы 3.2 и 35 мкм. Для HgTe квантовой ямы толщиной 6.3 нм обнаружено падение подвижности почти в 2 раза по сравнению с макроскопическим образцом. При переходе от макро- к мезоскопическим образцам наблюдался резкий скачок подвижности и квантового времени релаксации, что объясняется зависимостью эффективной длины свободного пробега от размера образца.

Проведена разработка и выращены волноводные структуры с множественными HgTe квантовыми ямами (КЯ). Толщина слоев HgTe составила 1-3 нм. Впервые получено стимулированное излучение в диапазоне длин волн 2,8-3,5 мкм при температурах до 250 К, обеспечиваемых Пельте холодильником. Подавление в таких структурах Оже-рекомбинации дает возможность увеличить рабочую температуру и длину волны по сравнению с лазерами с широкими HgTe КЯ в активной области.

Рис.7. Спектры стимулированного излучения и фотолюминесценции при разных температурах для (a) (длина волны накачки λp = 1,6 мкм) при постоянной интенсивности накачки Ip = 250 кВт /см2; (б) структура № 2 (длина волны накачки λp = 1,5 мкм).

Кроме того, сильная температурная зависимость запрещенной зоны позволяет эффективно настраивать длину волны, изменяя температуру.

Одномерная потенциальная модуляция 2D электронного газа осуществлялась при помощи серии металлических полосок, сформированных на планарной поверхности холловских мостиков. Изучались зависимости дифференциального сопротивления r_xx от магнитного поля B ≤ 0.5 Тл при температуре T = 1.6 K в решетках с периодом a ≈ 200 нм. Показано, что в таких решетках под действием постоянного холловского электрического поля возникают периодические осцилляции r_xx(1/B), обусловленные туннелированием Зинера между уровнями Ландау. Обнаружено, что в 2D электронных системах с одномерной периодической модуляцией зинеровские и соизмеримые осцилляции (СО) интерферируют. Полученные экспериментальные результаты качественно объясняются ролью зон Ландау в нелинейном транспорте при больших факторах заполнения.

Рис. 8. (a) Зависимости r_xx/R0 от 1/B, измеренные на мостике с решеткой при T = 1.6 К для I_dc = 0 (кривая 1) и I_dc = 80 мкА (кривая 2). На вставке изображена схема измерения дифференциального сопротивления r_xx = V_ac/I_ac. Стрелками указаны максимумы зинеровских осцилляций для j = 1 и 2. (б) Зависимости Δ r_CO/R₀ от 1/B. Стрелками указаны узлы биений соизмеримых осцилляций.

В предыдущих работах этого цикла были рассмотрены эффекты увлечения экситонов светом, частота которого не превосходила энергии ионизации экситона, что приводило к потоку экситонов. В настоящей работе вычисляется индуцированный светом электрический ток в конденсате Бозе-Эйнштейна под действием внешнего электромагнитного поля с частотой, превышающей потенциал ионизации индивидуального экситона, Рис.9. Анализ процесса ионизации показывает, что возможны два типа процессов: прямое рождение электрон-дырочной пары из конденсата и рождение пары, сопровождающееся излучением коллективной боголюбовской моды, описывающей колебания плотности частиц конденсата. Эти два типа процессов дают два вклада в электрический ток, обусловленный фоторожденными электронами и дырками, при этом их частотное поведение радикально отличается. В области (ω- I)/I ≪1 (I – энергия ионизации экситона, см. Рис.9) преобладает вклад в электрический ток, обусловленный процессами первого типа (j₁), а в области (ω - I) / I ≫ 1 - процессами второго типа (j₂).

Рис.9. Схематическое изображение структуры (а) и схема фотоионизации экситона, приводящая к возникновению электрического тока

Рис.10. Зависимость вкладов j₁ и j₂ в фотоиндуцированный ток от частоты света.

При этом на больших частотах j₁ убывает экспоненциальным образом, а j₂ демонстрирует линейный рост, см. Рис.10, что может служить экспериментальным методом детектирования экситонной конденсации.

В работе построена теория долинного эффекта Холла в двумерном дираковском полупроводнике (монослой дисульфида молибдена) под действием интенсивного резонансного электромагнитного поля. Двумерные мономолекулярные слои дихалькогенидов переходных металлов ( химическая формула MX₂, где M – переходной металл, например, молибден или вольфрам, а X – халькоген, например, сера или теллур) являются многодолинными полупроводниками, спектр долин которых описывается уравнением Дирака. Первая зона Бриллюэна этих материалов содержит две неэквивалентные долины, связанные операцией инверсии времени. При равновесном заполнении долин электронами, во внешнем постоянном (в плоскости слоя) электрическом поле, возникает поперечный холловский ток, одинаковый по величине, и направленный в разные стороны в неэквивалентных долинах. Межзонные оптические правила отбора таких материалов являются селективными по долинам – при заданной циркулярной поляризации света переходы идут лишь в одном типе долин. Таким образом, при межзонной подсветке, создается дисбаланс электронной заселённости долин, что приводит к конечной величине холловского тока. Во всех ранее опубликованных работах по этой теме, межзонная накачка считалось слабой. В нашей статье мы рассмотрели противоположный случай сильной, резонансной межзонной накачки, см. Рис.11, которая, с одной стороны, приводит к сильнонеравновесным функциям распределения фотоносителей, а с другой – модифицирует зонный спектр внутри долины – в спектре электронов открывается динамическая щель.

Рис.11. Схема структуры. E_DC – тянущее в плоскости постоянное электрическое поле; E_AC – внешнее переменное электромагнитное поле большой интенсивности, селективно заселяющее долины. Холловский ток течет в направлении, перпендикулярном рисунку.

Были изучены три режима: 1) идеальный случай отсутствия рассеяния и рекомбинации фотоносителей (представляет лишь академический интерес); 2) время межзонной рекомбинации больше времени внутризонной релаксации носителей ?_R ≫ ?_p; 3) противоположный случай ?_R ≪ ?_p. Во всех режимах получены асимптотические аналитические выражения для холловской проводимости, общий случай рассматривался численными методами. Предсказано, что в определённых ситуациях возможно резонансное поведение холловского тока, а также значительное его усиление в так называемом «режиме насыщения» (случай 2).

Линейность спектра краевых состояний топологического изолятора (TI) является известным свойством этой системы. Она возникает из двукратного вырождения этих состояний по спину в центре зоны Бриллюэна, которые расщепляются за счет нарушения симметрии относительно отражения времени при включении конечного квазиимпульса. Линейное расщепление может быть получено в рамках k-p теории возмущений по малому квазиимпульсу k краевых состояний. Выход за рамки линейного приближения должен естественным образом приводить к поправкам к этому спектру более высоких порядков по k. Настоящая работа посвящена исследованию вопроса, насколько точной является линейность энергетического спектра. Были рассмотрены 4 модели краевых состояний: модель Волкова-Панкратова (A), модель Берневига с нулевым (B) и со смешанным (C) граничным условием и модель сильной связи (D). Во всех этих моделях краевые состояния имеют линейный спектр в окрестности центра зоны.

Рис. 12. Энергетический спектр двумерного TI: a) модель A для ступенчатого изменения щели; б) модель В при D = 0. Область 2D состояний закрашена, краевой спектр представлен линиями. Конечные точки краевого спектра в модели А отсутствуют; конечные точки в модели B отмечены.

Нашей целью являлось определение меры линейности этого спектра. Было обнаружено, что модели A и B имеют чисто линейный спектр краевых состояний. В моделях C и D линейность оказалась приблизительной. Однако, подстановка параметров, соответствующих слою HgTe, приводит к аномально малым поправкам, что позволяет считать спектр практически линейным.

Помимо этого, обнаружена новая ветвь краевых состояний. Эти, практически бездисперсные состояния, оказываются привязанными по энергии к экстремумам двумерных зон.

С начала 2000-х годов в литературе неоднократно обсуждался вопрос о влиянии сил электростатического изображения в структурах типа МДП (MOS) с двумерным электронным газом на спин-орбитальное взаимодействие электронов. Ранее на примере простой (и довольно грубой) модели мы показали, что такие силы могут при определенных условиях привести к образованию электронной пары – биэлектрона за счет превалирования эффективного притяжения в паре, вызванного СОВ, над кулоновским отталкиванием. В настоящей работе приводится численное решение задачи с точными потенциалами. Кроме того, рассмотрен случай квантовой проволоки, для которой решение принимает особенно простой вид, а также учтено влияние полевого напряжения, которое при соответствующей полярности существенно облегчает образование связанного состояния. Спаривание в двумерной ситуации происходит в триплетном состоянии, а в случае кантовой проволоки основному состоянию отвечает синглетная пара. Энергия связи электронной пары существенно увеличивается при приложении затворного напряжения соответствующей полярности.

Возможным экспериментальным проявлением образования биэлектронов могло бы стать измерение проводимости квантовой проволоки. Кондактанс квазиодномерной системы G как функция концентрации носителей n описывается известной ступенчатой функцией. Это соответствует одиночным электронам в качестве носителей тока. Возникновение пар (бозонов с зарядом 2е) приведет к исчезновению ступеней и к плавной зависимости G(n).

С начала 2000-х годов в литературе неоднократно обсуждался вопрос о влиянии сил электростатического изображения в структурах типа МДП с двумерным электронным газом на спин-орбитальное взаимодействие электронов. В настоящей работе показано, что такие силы могут при определенных условиях привести к образованию электронной пары – биэлектрона за счет превалирования эффективного притяжения в паре, вызванного СОВ, над кулоновским отталкиванием.

Физическая картина обсуждаемого эффекта состоит в следующем. Как известно, в 2D электронной системе, асимметричной в направлении своей нормали, существует СОВ типа Бычкова-Рашба, линейное по планарному импульсу. Это взаимодействие расщепляет дисперсию свободной частицы на две ветви E = p²/2m ± αp, где p - модуль двумерного импульса, m - эффективная масса, α - характерная для данной системы константа СОВ. Эта величина зависит от нормальной к плоскости системы компоненты электрического поля α = AF_z, где A не зависит от поля. В МДП - структуре требуемое нарушение центросимметричности обеспечивается присутствием металлического электрода. В системе двух электронов действующее на каждый из них полное нормальное поле F_z зависит от расстояния между частицами (см. Рис. 13): F_z = e/εD² + eD/ε (D² + ρ²)^3/2 , ρ = |ρ₁ -ρ₂|. Здесь ε - диэлектрическая постоянная, D/2 - расстояние от квантовой ямы до металла. Это поле увеличивается с уменьшением ρ. Нижняя ветвь расщепленного спектра электрона имеет участок отрицательных значений E, наиболее глубокое из которых соответствует петле экстремумов: E_min = -mα²/2. Уменьшение ρ приводит к увеличению параметра α и, следовательно, к понижению энергии системы за счет СОВ, тогда как кулоновское отталкивание e²/ερ - e²/ε(D² + ρ²)^1/2 дает положительный вклад в энергию, также растущий при уменьшении ρ. Если баланс окажется отрицательным, возникнет связанное состояние - биэлектрон. Очевидно, что состояние - биэлектрон. Очевидно, что соответствующий уровень энергии должен лежать ниже - mα² - суммарной минимальной энергии двух электронов на бесконечно большом расстоянии.

Рис. 13. Схематическое изображение структуры. Стрелки показывают направления сил, действующих на электроны.

В работе на примере простой модели показано, что при вполне достижимых значениях характеристических параметров системы эффективное притяжение, вызванное СОВ, превалирует над кулоновским отталкиванием, и в результате становится возможным образование связанного состояния пары электронов. Спаривание происходит в триплетном состоянии.

Спектр 1D плазмонов в квантовом кольце дискретен, поскольку импульс такого плазмона в квантовой проволоке квантуется при переходе к кольцу. Это делает процесс неупругого рассеяния аналогичным возбуждению межподзонных плазмонов в квантовых ямах. Особенностью 1D системы является сильная чувствительность (при низкой температуре) частоты плазмона и сечения рамановского рассеяния к числу частиц в системе даже при их большом числе. Имеются четыре специфических случая, когда число электронов N = 4j, 4j + 1, 4j + 2, 4j + 3 (j – целое неотрицательное число). Особая роль указанных четырех значений N связана с тем, что при нулевом значении магнитного потока через кольцо Φ = 0 и в пренебрежении зеемановским вкладом в энергию, состояния электрона в кольце дважды вырождены (по спину) при m = 0 и четырежды (по спину и знаку m) для m ≠ 0. При N = 4j + 2 реализуется модель “полностью заполненной оболочки”, так что при T = 0, Φ ≪ 1 уровень Ферми лежит в щели между уровнями m = j и m = ?(j + 1) (для положитель- ного значения потока Φ).

Рис.14. Зависимость частоты плазмона c l = 1 (в единицах Be) от магнитного потока. Использованы значения параметров: R = 10 , d =a_e, a_e – эффективный боровский радиус электрона; T = 0.5Be, δ = Be. (a) – N = 58. (b) – N = 59. (c) – N = 60. (d) – N = 61

Такая ситуация соответствует диэлектрическому типу спектра. То же самое осуществляется при N = 4j, но тогда уровень Ферми лежит между уровнями m = j и m = ? j в щели малой при малом потоке. “Металлический” тип спектра возникает при нечетных N, когда уровень Ферми при T = 0 совпадает с каким-либо вырожденным, но не полностью заполненным уровнем. Эти зависимости от числа электронов в системе проявляются в поведении сечения рамановского рассеяния как функции магнитного потока. В работе показано, что зависимость указанных величин от магнитного потока меняется качественно, даже при изменении числа частиц на единицу при их общем числе порядка нескольких десятков. Полученные зависимости приведены на рис. 14.

Два десятилетия назад решением нестационарного уравнения Шредингера для барьера U(x,t)=[V+Aсos(ωt)]/ch²(x/W) были предсказаны два эффекта – гигантский рост среднего по времени t коэффициента прохождения D частицы с начальной энергией E< V при низких и умеренных частотах, а также выход при высоких частотах на D(E), отвечающее статическому барьеру. Однако лишь в этом году оба предсказания были подтверждены экспериментально, для чего был изготовлен туннельный точечный контакт в плотном высокоподвижном двумерном электронном газе гетероструктуры GaAs/AlGaAs. Моделированием измеренных зависимостей D(|E-V|) были найдены характерные параметры барьера U(x,t): W ≈ 100 нм, V ≈ 30 мэВ, A ≈ 5 и 1 мэВ для использованных при облучении гетероструктур фотонов с энергиями 2.75 и 6.7 мэВ. При ħ ω = 2.75 мэВ наблюдалось гигантское увеличение измеренного кондактанса по сравнению с темновым, а при ħ ω = 6.7 мэВ оно пропало, что соответствовало результатам численного решения нестационарного уравнения Шредингера при найденных параметрах барьера.

Однако, за пределами интервала измерений (|E-V|≤3 мэВ) расчетом при тех же параметрах, а также в низкочастотном пределе обнаружены ранее неизвестные ступени D(E), имеющие простой физический смысл. Они появляются при некоторой отстройке по 1/ω от времени туннелирования τ = πW(m^*/2V)^1/2. В данном случае ħ /τ =0.82 мэВ, а расчетами изучен диапазон ħ ω от 0.1 мэВ до 8 мэВ (0.01 – 1.7 ТГц). При ωτ >1 вычислениями обнаружены реплики основной ступени в D(E), их положение не зависит от амплитуды A (рис.15a), и они хорошо выражены как пики производной D?(E) (рис.15b). Видно, что при ħ ω от 2 до 7 мэВ ступени отвечают условию |E-V|= n ħ ω (n=1,2,3) и приводят к увеличению D на несколько порядков по сравнению со случаем A=0, дающим основную ступень в D(E) (рис.15). Появление фотонных реплик объяснено квазиклассическим торможением электрона с исходной энергией E при его переходе в канал с энергией, близкой к вершине барьера, т.е, при поглощении одного, двух или трех фотонов.

Рис.15 (a)–Зависимость коэффициента прохождения D(E) при W=115 нм, V=30 мэВ, ħω =6.7 мэВ и разных A. (б)–Зависимость D?(E) при W=100 нм, V=30 мэВ, A=4 мэВ и разных ħω.

При ħω=1 мэВ ≈ ħ/τ вместо фотонных пиков на рис.15б виден лишь широкий максимум и провалы при E-V=±ħω. Однако при ωτ≪1 появляются два пика, равноотстоящие по энергии от средней высоты барьера почти на амплитуду A (рис.16б).

Рис.16 (a,b)–Зависимости D(E) и D?(E) при W=100 нм, V=30 мэВ и ωτ≪1 для указанных A.

Таким образом, недавние эксперименты вплотную подошли к наблюдению этих эффектов. В показано, что для их наблюдения необходимо еще больше углубиться в туннельный режим, использовать фотоны промежуточной энергии (4 – 6 мэВ), а также выполнить гораздо более простые измерения на частотах ниже 10 ГГц.

Методами математического моделирования и экспериментально исследованы процессы усиления поля световой волны и фототока в среднем ИК диапазоне в гибридных гетероструктурах Ge/Si с квантовыми точками Ge, содержащих два типа плазмонных метаповерхностей на кремнии, позволяющих преобразовать внешнее электромагнитное излучение в поверхностные плазмон-поляритонные волны.

Рис.17. (a) Схематический разрез многослойной гетероструктуры с квантовыми точками Ge в матрице Si с различными типами плазмонных метаповерхностей на поверхности полупроводника. (б) Оптическое изображение вертикального фотодетектора (вид сверху). Один тип плазмонной структуры представлял собой периодическую двумерную решетку золотых дисков (в), второй – решетку отверстий в золотой пленке (г). Изображение (в) и (г) получены в электронном микроскопе. Период решеток в обоих случаях составлял 1.2 мкм. (д) Схематическое изображение фрагмента профиля валентной зоны гетероструктуры Ge/Si вдоль оси роста и переходы дырок, приводящие к возникновению фототока.

Один тип представлял собой периодические решетки отверстий в золотой пленке, второй – двумерные массивы наноантенн в виде золотых дисков (Рис.17). Показано, что решетки отверстий обеспечивают усиление ближнеполевых компонент в активной области детекторов в 2.3-2.9 раз больше по сравнению с массивами дисковых антенн. Больший коэффициент усиления электрического поля связан с большей глубиной проникновения вглубь полупроводника поверхностной плазмонной волны, возбужденной перфорированной металлической пленкой.

Рис.18. Зависимости токовой чувствительности (а), обнаружительной способности (б) и квантовой эффективности (в) от приложенного напряжения для Ge/Si детектора без плазмонной структуры и для детекторов с различными типами плазмонных метапо- верхностей. Данные приведены для длины волны 4 мкм и температуры 78 К.

Созданы гибридные ИК фотодетекторы Ge/Si с квантовыми точками Ge, сопряженные с различными типами золотых комплементарных метаповерхностей. Период расположения субволновых апертур составлял 1.2 мкм, диаметр дисков либо отверстий 0.7 мкм (Рис.17в, г). Проведенные измерения спектральных характеристик фототока в плазмонных структурах полностью подтвердили выводы математического моделирования. В результате плазмонного усиления в оптимальных структурах удалось получить квантовую эффективность на уровне 2%, токовую чувствительность до 0.4 А/Вт и фотовольтаическую обнаружительную способность 4.5×10¹² см·Гц^1/2/Вт на длине волны 4 мкм при Т=78 К (Рис.18).

Исследованы спектральные характеристики фототока дырок в плазмонных фотодетекторах, представляющих собой гетероструктуры Ge/Si с квантовыми точками Ge, сопряженные с регулярными золотыми решетками субволновых отверстий различной формы на поверхности полупроводника (Рис.19). Измерения поляризационных и угловых зависимостей фототока в диапазоне 3–5 мкм обеспечили возможность определить закон дисперсии поверхностных плазмонных мод. Было показано, что экспериментальные дисперсионные кривые для решеток круглой и квадратной формы находятся в хорошем согласии с результатами численного моделирования дисперсионных характеристик фундаментального плазмонного резонанса. Полученные результаты свидетельствуют о том, что усиление фототока в гибридных фотодетекторах с квантовыми точками действительно вызвано возбуждением блоховских поверхностных плазмонных мод в среднем ИК диапазоне.

Рис.19. (a) Схематический разрез многослойной гетероструктуры с квантовыми точками Ge в матрице Si. На поверхность полупроводника нанесен источник поверхностных плазмон-поляритонных волн – двумерная периодическая решетка субволновых отверстий в золотой пленке. (б, в, г) Увеличенные изображения фрагментов изготовленных решеток с отверстиями (б) круглой, (в) квадратной и (г) прямоугольной формы в пленке Au, полученные в электронном микроскопе. Период решеток во всех трех случаях составлял 1 мкм.

Показано, что для ТЕ поляризации энергия плазмона слабо зависит от его волнового вектора (Рис.20а), поскольку в этой геометрии вектор напряженности электрического поля направлен перпендикулярно вектору распространения плазмонной волны. Для ТМ геометрии падающего электромагнитного излучения обнаружено снятие вырождения и расщепление плазмонного пика фототока в окрестности 4 мкм при изменении угла падения света на поверхность гибридного детектора (рис.20б), свидетельствующее о возбуждении поверхностных плазмонных волн, распространяющихся вдоль границы раздела Au/Si в противоположных направлениях.

Рис.20. Зависимости энергии плазмонных возбуждений в области фундаментального поверхностного плазмонного резонанса от компоненты волнового вектора фотонов в плоскости распространения поверхностной плазмонной волны для ТЕ (а) и ТМ (б,в) поляризации падающего излучения. Данные, представленные на панелях (а) и (б), соответствуют апертурам круглой формы с периодом расположения отверстий 1.2 мкм. Цифры у кривых указывают направление распространения плазмонной моды в плоскости (x, y). Сплошными линиями показаны результатами численного моделирования дисперсионных характеристик методом конечных элементов. На панели (в) форма символов соответствуют различной форме отверстий в золотой пленке. Линией со стрелками показано направление поляризации падающего излучения. В данном случае период решетки составлял 1 мкм.

Обнаружено подавление эффекта плазмонного усиления фототока при переходе от круглой и квадратной форм отверстий решетки к прямоугольной. Установлено, что в гибридных структурах с прямоугольными щелями существует диапазон волновых векторов, в котором энергия поверхностных плазмонов не зависит от волнового вектора падающего излучения (Рис.20в). Полученные результаты объяснены возбуждением световой волной локализованных дипольных мод на прямоугольных апертурах с большим соотношением сторон.

Данная работа посвящена теоретическому исследованию неомического электронного транспорта в режиме зонной проводимости с многократным захватом, когда движение носителей заряда происходит в зоне проводимости (или в валентной зоне), но большую часть времени носитель захвачен ловушками. Такой режим транспорта, показанный схематически на рис. 21a, реализуется во многих материалах, в частности, в аморфных полупроводниках при достаточно высоких температурах. Показано, что зависимость подвижности носителей заряда μ от температуры и от напряжённости электрического поля описывается единственным параметром — так называемой эффективной температурой T_eff, являющейся функцией реальной температуры T и величины поля F. Напряжённость электрического поля входит в выражение для эффективной температуры в виде комбинации eFa, где e — элементарный заряд, а параметр a имеет смысл радиуса локализации захваченного ловушкой носителя заряда. Выражение для эффективной температуры имеет вид, предложенный Марианером и Шкловским [S. Marianer and B. I. Shklovskii, Phys. Rev. B 46, 13100 (1992)] для режима прыжковой проводимости:

При надлежащем выборе параметра a зависимость подвижности от эффективной температуры является активационной, как показано на рис. 21б. Возмож- ность применения концепции эффективной температуры в режиме проводимости с многократным захватом, а также роль радиуса локализации a как характерного масштаба длины, определяющего полевую зависимость подвижности, объяснены на основе представления о выходе носителя заряда из ловушки как о совместном действии термической активации и туннелирования (рис. 21в) [G. Vincent, A. Chantre, and D. Bois, J. Appl. Phys. 50, 5484 (1979)]. Показано, что в широком диапазоне параметров (глубина ловушки, температура, электрическое поле) темп выхода электрона из ловушки V_esc зависит от температуры и электрического поля как

где величина ε близка к глубине залегания ловушки, а kT_eff определяется согласно (1).

Рассмотрен процесс покидания ловушки носителем заряда в ситуации, когда возможен процесс прыжка на более мелкую ловушку (рис. 21г). Обнаружено, что среднее время, за которое электрон покидает ловушку, в сильных электрических полях существенно (на несколько порядков) уменьшается в результате многостадийных процессов, состоящих из прыжков носителей заряда на более мелкие ловушки и термического возбуждения в зону из последних. Получены аналитические выражения для коэффициента усиления скорости выхода носителя из ловушки в присутствии сильного электрического поля. В частности, в системе из двух ловушек (рис. 21г) при оптимальном положении ловушки 2 коэффициент усиления составляет порядка exp[ε₁eFa/2(kT)₂], где ε₁ — глубина залегания 1-й ловушки. Получены аналитические выражения для коэффициента усиления скорости выхода носителя из ловушки в присутствии сильного электрического поля. В частности, в системе из двух ловушек (рис. 21г) при оптимальном положении ловушки 2 коэффициент усиления составляет порядка exp[ε₁eFa/2(kT)₂], где ε₁ — глубина залегания 1-й ловушки.

Рис. 21: (a) иллюстрация проводимости с многократным захватом; (б) пример зависимости подвижности от эффективной температуры; (в) схематическое изображение процесса выхода электрона из ловушки в электрическом поле как совместного действия термической активации и туннелирования; (г) схема покидания электроном ловушки 1 при посредстве более мелкой ловушки 2 в электрическом поле.

В работе проведено экспериментальное и теоретическое исследование эффекта Холла в режиме сильной локализации. Экспериментально эффект Холла измерен в двумерном массиве туннельно связанных квантовых точек (КТ) Ge/Si, который характеризуется большим радиусом локализации носителей заряда и возможностью вариации проводимости в широком диапазоне (10^-4 -10^-11 Ом^-1 при гелиевой температуре). Показано, что эффект Холла регистрируется не только в высокопроводящих образцах с диффузионной проводимостью, но и в структурах с прыжковой проводимостью. Холловская подвижность в режиме прыжковой проводимости сильно и немонотонно зависит от фактора заполнения КТ дырками, коррелируя с таковой зависимостью для радиуса локализации. Для объяснения экспериментальных данных развита теория эффекта Холла в системах с сильной локализацией. Выведены основные уравнения, описывающие появление холловского тока в треугольниках, состоящих из трех центров локализации. Уравнение для холловского тока, дополненное обычными токами, связанными с сопротивлениями Миллера-Абрахамса, приводит к системе обощенных уравнений Кирхгофа. Решение данных уравнений позволяет исследовать влияние беспорядка на эффект Холла как аналитически, так и численно.

Рис.22. – Сравнение экспериментальных данных с аналитическим выражением для холловской подвижности μ_hall.

Показано, что в режиме проводимости по ближайшим соседям результаты аналитичекого подхода согласуются с численными расчетами. Однако, в режиме проводимости с переменной длиной прыжка модель оптимальных триад не описывает численные результаты, что объяснено низкой вероятностью найти в этом случае оптимальные триады локализованных состояний в перколяционном кластере. Оценки площади оптимальных триад свидетельствуют о доминировании типичных триад, площадь которых возрастает с уменьшением температуры в режиме проводимости с переменной длиной прыжка, когда становятся важны более длинные прыжки. Холловская подвижность описана с помощью эмпирического закона, полученного из численных вычислений. Показано, что вычисленная температурная зависимость подвижности следует экспоненциальному закону вместо степенного закона, предсказанного перколляционной теорией. Теоретические исследования указывают на то, что эффект Холла должен легче детектироваться в системах с большим радиусом локализации.

В отличие от предсказаний работы [Ю.М. Гальперин, Е.П. Герман, В.Г. Карпов. ЖЭТФ, 99, 343 (1991)] о том, что корреляционный радиус холловской подсетки намного превышает таковой для прыжковой проводимости, показано, что вплоть до довольно больших температур разброс холловских токов в различных реализациях беспорядка не намного больше, чем разброс обычных токов, что согласуется с отсутствием в эксперименте мезоскопических эффектов.

Возможность электрической манипуляции спином электрона открывает широкие перспективы для приложений будущей полупроводниковой спинтроники, включая создание инжекторов и детекторов спина, а также спиновых полевых транзисторов. Среди контролируемых механизмов электрического управления спиновой поляризацией в квантовых точечных контактах (КТК) можно отдельно выделить механизм латерального спин-орбитального взаимодействия [P. Debray, S. M. S. Rahman, J. Wanet al., Nature Nanotechnology 2009, 4, 759.]. Этот механизм, напоминающий эффект Рашбы, возникает при приложении латерального электрического поля поперёк канала КТК. Большинство экспериментальных наблюдений спиновой поляризации, обусловленной латеральным электрическим полем, было сделано в КТК на основе InAs. Этому материалу характерно сильное спин-орбитальное взаимодействие. Учитывая, что длина спиновой когерентности в GaAs гораздо больше, чем в InAs, для практических приложений более интересной представляется перспектива управляемой спиновой поляризации в КТК на основе GaAs. Однако, к настоящему времени в литературе отсутствуют достоверные сведения о наблюдении этого эффекта в КТК на основе GaAs.

Экспериментально показано, что спиновая поляризация, обусловленная латеральным электрическим полем, наблюдается в подвешенных, т.е. оторванных от подложки, КТК на основе GaAs. Данный эффект проявляется в эксперименте как появление дополнительного к целочисленным полуцелого плато квантования кондактанса 0,5×2e₂/h при приложении асимметричного напряжения между боковыми затворами в нулевом магнитном поле. Появление плато 0,5 ×2e₂/h можно объяснить снятием спинового вырождения за счёт латерального спин-орбитального взаимодействия, обусловленного электрическим полем, возникающим в результате приложения асимметричного напряжения ΔV_G между боковыми затворами.

Плато 0,5×2e₂/h (Рис. 23) наблюдается только при асимметричном смещении ΔV_G ≠ 0, приводящем к латеральному электрическому полю, и проявляется только для подвешенных КТК. Измеренная зависимость кондактанса подвешенного КТК от напряжений исток-сток и затворных напряжений (Рис. 23 в) идентична аналогичной зависимости, полученной в сильном магнитном поле [T. M. Chen, A. C. Graham, M. Pepper, I. Farrer, and D. A. Ritchie, Appl. Phys. Lett. 93, 032102 (2008)], где спиновая природа эффекта не вызывает сомнений.

Наблюдение спиновой поляризации в подвешенных КТК на основе GaAs стало возможно благодаря усилению электрон-электронного взаимодействия в результате отделения канала КТК от высокодиэлектрической подложки и запиранием силовых линий электрического поля внутри подвешенной мембраны с высокой диэлектрической константой (ε ≈ 13 для GaAs).

Механические свойства наноэлектромеханических систем (НЭМС), такие как жёсткость, собственные частоты и добротность, определяемые размерами, геометрией, характеристиками материалов, а также качеством изготовления структур, не всегда могут быть точно рассчитаны теоретически. Расчёты должны учитывать множество факторов, которые зачастую сложно выделить, однако они могут существенно влиять на жёсткость, собственные частоты и добротность наноэлектромеханических резонаторов. Так, например, наличие нежелательных твёрдых продуктов травления, формирующихся на нижней части подвешенной мембраны во время удаления жертвенного слоя приводит к дополнительным механическим напряжениям в НЭМС [Shevyrin A. A. et al., The role of Euler buckling instability in the fabrication of nanoelectromechanical systems on the basis of GaAs/AlGaAs heterostructures // Appl. Phys. Lett. 2012. 101, P. 241916.]. Надавливание кантилевером атомно-силового микроскопа (АСМ) — простая и эффективная методика для извлечения упругих свойств, таких как коэффициент жёсткости и прочность на разрыв подвешенных микро- и наномеханических мембран из измерений зависимостей силы надавливания от смещения кантилевера АСМ. Эта методика успешно используется для изучения механических свойств двумерных материалов, таких, например, как графен [Annamalai M., Mathew S., Jamali M., Zhan D. and Palaniapan M., Elastic and nonlinear response of nanomechanical graphene devices // J. Micromech. Microeng. 2012. 22, P. 105024; Lee C., Wei X., Kysar J. W., and Hone J., Measurement of the elastic properties and intrinsic strength of monolayer graphene // Science 2008. 321, P. 385.] и MoS₂ [Simone Bertolazzi; Jacopo Brivio; Andras Kis, Stretching and Breaking of Ultrathin MoS2 // ACS Nano 2011. 5, 12, P. 9703–9709], осаждённых на предварительно подготовленную подложку SiO₂. Возможность изучения механических свойств этих материалов с помощью АСМ обусловлена их относительно малой жёсткостью k, сравнимой с жёсткостью кантилевера АСМ kc. Однако, несмотря на значительный прогресс в разработке НЭМС, данная методика не использовалась для изучения механических свойств мембран на основе кремния или арсенида галлия. Поскольку жёсткость масштабируется с толщиной h мембраны как h3 [Landau L. D., Lifshitz E. M. Theory of Elasticity (Volume 7 of a Course of Theoretical Physics): Pergamon Press, 1970, 166 p.], эта методика подходит только для тонких мембран, когда k ≪ k_c, и, очевидно, не подходит для очень толстых мембран, когда k ≪ k_c. Особенность проводящих полупроводниковых мембран с двумерным электронным газом (ДЭГ) состоит в том, что их нельзя сделать очень тонкими из-за эффектов обеднения, связанных с приближением поверхности к ДЭГ. Кроме того, утоньшение мембраны, а значит, и спейсерного слоя приведёт к нежелательному уменьшению подвижности электронов. Поэтому применимость данной методики к относительно толстым мембранам (k ∼ kc), содержащим ДЭГ, требует отдельной экспериментальной проверки.

Образцы в форме крестов создавались с помощью оптической литографии (рис. 24). Затем, с помощью изотропного селективного травления в 2%-ном водном растворе плавиковой кислоты из-под них удалялся жертвенный слой. Время травления подбиралось так, чтобы почти весь крест, кроме небольшого участка под центром креста оказывался подвешен над подложкой. Кантилевером АСМ производилось нажатие на структуру в различных точках (отмечены на вставке к рис. 25), одна из которых (точка O) соответствует малой (0,4 мкм × 0,4 мкм) неподвешенной центральной области креста. Относительная жёсткость структуры ξ(z) = k(z)/k_c, измеренная в различных точках, лежащих на оси z, проходящей через центр одного из лучей креста с незакреплённым концом, представлена на рис. 2. Для сравнения измеренной зависимости ξ(z) с теорией эта сторона креста приближённо рассматривалась как тонкий стержень длиной l₁ = 4 мкм и шириной d₁ = 6 мкм (см. вставку к рис. 24) с одним закреплённым и одним свободным концом. В этом приближении ξ должно зависеть от z следующим образом:

где E — модуль Юнга, h — толщина мембраны. Соответствующая теоретическая зависимость с постоянным множителем Ed₁h₃/(2k_c) = 330 мкм³ как подгоночным параметром показана сплошной линией на рис. 25. Из рисунка видно, что экспериментальная зависимость хорошо согласуется с теорией. Соответствие теории подтверждает корректность проведённых измерений относительных жёсткостей структуры в различных точках. Для извлечения абсолютных значений жёсткость кантилевера k_c = 5 Н/м была определена методом, использующим спектр тепловых шумов [Hutter J. L., Bechhoefer J., Calibration of atomic-force microscope tips// Rev. Sci. Instrum. 1993, 64, p 1868-1873], и оказалась близка к среднему значению жёсткости для кантилеверов такого типа (< k_c> = 5,1 Н/м), заявленному производителем.

Рис. 24. Изображение подвешенного образца, изготовленного в форме креста. На вставке схематически показана геометрия образца (d1 = 6 мкм, l1 = 4 мкм, d2 = 3 мкм, l2 = 6 мкм). Серым цветом на схеме показаны неподвешенные области мембраны.	Рис. 25. Относительная жёсткость балки с одним закреплённым концом как функция расстояния от закреплённого края. На вставке — схематичное изображение структуры, на котором точками обозначены места, в которых производилось надавливание.

Таким образом, методика надавливания кантилевером АСМ адаптирована для измерения относительных и абсолютных жёсткостей подвешенных наноструктур, изготовленных из толстых проводящих полупроводниковых мембран. Этот случай особенно важен для исследования подвешенных наноструктур с ДЭГ, толщина которых не может быть уменьшена без нежелательного существенного уменьшения подвижности и концентрации электронов.

При приложении к затвору МДП структуры постоянного напряжения в приповерхностной области полупроводника формируется двумерный электронный или дырочный газ, энергия которого квантуется электрическим полем в направлении по нормали к границе раздела полупроводник диэлектрик, но остается свободным электронным газом в плоскости границы раздела. Появление дискретных уровней в направлении перпендикулярном границе раздела приводит к перераспределению поверхностного заряда и значительно влияет на величину емкости МДП структуры в обогащении и инверсии. При этом C-V кривая МДП структуры имеет характерный вид высокочастотной емкости при любой толщине диэлектрического слоя. Если по нормали к границе раздела приложить постоянное магнитное поле то движение электронов в плоскости границы раздела также квантуется, что приводит к осцилляциям проводимости электронного газа и осцилляциям емкости MOS структуры как показано на Рис. 26, 27.

Рис.26 Экспериментальные C-V кривые МДП-структуры с окислом 43 нм в магнитном поле.	Рис.27. Эффект Рашбы в МДП-структуре. Экспериментальная (1) и теоретическая (2) кривые.

Эффект осцилляции емкости МДП структур в магнитном поле аналогичен осцилляциям магнитосопротивления тонких проводящих пленок, который известен как эффект Шубникова – де Гааза. Осцилляции проводимости или емкости структур в магнитном поле несут информацию о тензоре эффективной массы и форме поверхности Ферми. Причиной осцилляций является наличие резких максимумов в плотности состояний, когда при приложении магнитного поля квазинепрерывный спектр зоны проводимости или валентной зоны группируется в набор дискретных уровней Ландау.

С ростом напряженности электрического поля в слое обогащения InAs происходит заметное затухание осцилляций. Получено достаточно хорошее соответствие экспериментальных C-V кривых и результатов численного моделирования самосогласованного решения уравнения Шредингера в приближении эффективного гамильтониана и Пуассона с учетом магнитного поля. Теоретические C-V кривые МДП структур в магнитном поле достаточно хорошо описывают амплитуду и частоту первых 7 максимумов экспериментальных зависимостей.

Рис. 28. Зависимость ширины уровня Ландау от магнитного поля для МДП-структуры (точки) и рассчитанное приближение (прямая).

Далее на экспериментальных C-V кривых наблюдается сбой фазы осциллирующей кривой и амплитуда осцилляций емкости уменьшается сильнее, чем на теоретических зависимостях. Этот эффект объясняется при учете в эффективном гамильтониане эффекта Рашбы. При расчете емкости МДП-структур учитывалась непараболичность зоны проводимости. Уширение квантовых уровней при моделировании описывалось функцией Лоренца с шириной уровней на полувысоте ~ 7–9 meV и линейной зависимостью от величины индукции магнитного поля. Плотность состояний имеет вид: . Суммируя плотности всех уровней Ландау, получим зависимость плотности от энергии в заданной подзоне: . Распре- деление плотности электронов по координате в полупроводнике определяется известным выражением: . Параметр Г ≈ 9.3 мэВ, который определяет характерную ширину энергетического уширения плотности состояний на уровне Ландау подбирался из условия наилучшего совпадения теоретической и экспериментальной C-V кривых. Из величины параметра Г оценивалось характерное время между последовательными актами столкновения электронов с помощью соотношения неопределенности Gt_i ∼ h. Время составляло величину ∼ 10^-13 c.

Для изучения влияния неоднородных магнитных полей на транспорт ДЭГ традиционно использовались два типа структур: 1) фасетированые поверхности в качестве подложки для роста гетероструктур с ДЭГ [A. A. Bykov et al, Phys. Rev. B 61, 5505, 2000]; 2) планарные гетероструктуры с ДЭГ, на поверхность которых нанесены магнитные материалы [A. Nogaret, J. Phys.: Condens. Matter 22, 253201, 2010]. Оба эти способа создают ступенчатое распределение силы Лоренца на структуре. В отличие от них, в цилиндрической оболочке с ДЭГ распределение нормальной к поверхности компоненты магнитного поля и ее градиент являются плавными и контролируются радиусом сектора, его угловым расстоянием α, углом его поворота вокруг своей оси φ и величиной внешнего магнитного поля В₀: B_n = B₀?cosφ,

Цилиндрические оболочки с ДЭГ дают уникальную возможность создания знакопеременных магнитных полей, сохраняющуюся при любой величине внешнего магнитного поля.

Рис. 29 Слева: (а) геометрия эксперимента, (б) измеренная и (в) расчетная зависимость R_xy(B) для холловского мостика шириной 16 мкм (угловое расстояние между боковыми гранями составляет 38°). Справа: (г) геометрия эксперимента, (д) измеренная и (е) расчетная зависимость R_xy(B) для холловского мостика шириной 75 мкм (угловое расстояние 180°).

Напряженная гетероструктура с ДЭГ была выращена на GaAs (100) методом МЛЭ на установке Compact 21T. Детали профиля гетероструктуры, а также технология формирования холловский мостиков на цилиндрической оболочке описаны нами ранее; в данной работе мостики ориентированы вдоль оси цилиндра. Радиус свитка составляет 24 мкм. Для получения различных распределений магнитного поля в ДЭГ на цилиндрической поверхности были изготовлены мостики с различной шириной (6 мкм, 16 и 75 мкм). Были проведены магнитотранспортные измерения в полученных оболочках при Т=4.2 К в магнитных полях -3..+3Т в диапазоне углов &phi= 0..90°. Экспериментально показано, что увеличение градиента Bn приводит к нелинейности эффекта Холла: к ее увеличению в слабых полях и к ее инверсии, если Bn меняет знак на ширине образца. Предложено объяснение, основывающееся на зависимости дрейфовой скорости электрона на цилиндрической поверхности от величины поля и его градиента:

Данная зависимость появляется вследствие изменения ларморовского радиуса в пространстве и, как следствие, формирования циклоидных электронных траекторий.

Распределение электронов по участкам с различными v_d позволяет перейти к аналогии с вкладом в холловскую ЭДС различных типов носителей заряда. Простой оценочный расчет дает результаты, качественно согласующиеся с экспериментом.

Для увеличения роли релаксации по импульсу на акустических фононах влияние рассеяния на ионизированных донорах было уменьшено путём выбора оптималь- ных условий роста спейсерных слоёв и осаждения δ-слоёв. Кроме того, каждый из δ-слоёв был разделён на два слоя, отстоящих друг от друга на 2 нм. Ближний к КЯ δ-слой отвечал за формирование ДЭГ, а дальний – за донорно-акцепторное легирование. В результате этого для концентрации ДЭГ 4×10¹² см^-2 были получены значения подвижности более 6500 и 21000 см²В^-1с^-1 для 300 и 77 К, соответственно.

Рис. 30. Температурные зависимости подвижности ДЭГ. Символы обозначают экспериментальные данные, линии – результаты подгонки с использованием теоретических выражений.

Для разделения вкладов рассеяний на деформационной моде акустических фононов и на неоднородностях сплава была выращена серия гетероструктур AlGaAs/InGaAs/AlGaAs с разным содержанием индия в КЯ (от 18 до 0%) и одинаковым уровнем легирования. Из-за уменьшения глубины КЯ при уменьшении содержания индия концентрация ДЭГ уменьшалась от 4×10¹² см^-2 и увеличение подвижности от 7500 до 7900 см²В^-1с^-1 при комнатной температуре. Температурные зависимости подвижности 2DEG показывают (см. рис. 30), что рассеяние на деформационном потенциале растет с увеличением мольной доли индия в квантовой яме.

Процессы релаксации по энергии изучались при разогреве ДЭГ постоянным электрическим током. Электронная температура нагретого электрическим полем двумерного электронного газа в гетероструктурах DA-pHEMT была определена отдельно для каждой подзоны размерного квантования методом осцилляций Шубникова-де Гааза (см. рис. 31). Анализ Фурье-спектров осцилляций Шубникова-де Гааза показал, что во всем диапазоне полученных электронных температур в спектрах доминируют гармоники, связанные с разными подзонами размерного квантования и переходами между уровнями Ландау этих подзон. Для разделения осцилляций Шубникова- де Гааза на отдельные гармоники использовалась аппроксимация магнитополевых зависимостей осцилляций теоретическими выражениями с использованием соотношения между высотами пиков на Фурье-спектрах. Показано, что данный метод позволяет определить значения электронной температуры в случае, когда концентрации электронов в первой и второй подзонах близки по величине. Полученные значения электронной температуры соответствуют литературным данным.

Рис. 31. Уменьшение амплитуды осцилляций Шубникова-де–Гааза при нагреве электрическим током.

В приближении независимости температуры Дингла от электрического поля получено, что во всем диапазоне исследованных электрических полей электронная температура в верхней подзоне меньше, чем в нижней. Зависимость электронной температуры от тянущего электрического поля показывает, что для анализа процессов энергетической релаксации необходимо использовать неупрощенное выражение для темпа релаксации (режим «средних» температур).

Проведены исследования температурной зависимости фотолюминесценции (ФЛ) структур ГЭС КРТ МЛЭ, выращенных на подложках (013)-GaAs и (013)-Si. ГЭС КРТ МЛЭ на подложках (013)-GaAs, выращенные в оптимальных условиях, в основном, не имеют дефектов, создающих уровни в запрещенной зоне, что подтверждено и измерениями времени жизни.

Рис 32. Полуширина на полувысоте (FWHM) спектров ФЛ в структурах HgCdTe/GaAs в зависимости от состава (Xa): 1 – после роста; 2 – после термического отжига в атмосфере He; 3 – после термического отжига в атмосфере ртути. Стрелки показывают уменьше- ние FWHM после термического отжига.

Недостаток ртути при росте или термическом отжиге создаёт дефекты, обусловленные вакансиями ртути с энергиями 14, 18 и/или 27 мэВ, зависящие от типа дефектов. В ГЭС КРТ МЛЭ на подложках (013)Si всегда наблюдаются точечные дефекты с энергией 25-30 мэВ. Ранее были выявлены дефекты с энергиями в интервале 12-70 мэВ.

Рис. 33. Спектры ФЛ в структурах HgCdTe/Si (Xa=0,39): 1 – после роста; 2 – после термического отжига в атмосфере He; 3 – после термического отжига в атмосфере ртути. Сплошные линии – расчет; пунктирные линии – разложение спектра

Найденные точечные дефекты не связаны с вакансиями ртути. Необходимо рассматривать другие типы дефектов, возможно присущие только системе КРТ/Si, такие как точечные дефекты, локализованные на структурных дефектах. Термический отжиг снижает концентрацию центров рекомбинации вследствие уменьшения разупорядочения.

Узкозонные соединения КРТ широко применяются при создании высокочувствительных ИК детекторов. Выращивание гетероэпитаксиальных структур методом МЛЭ позволяет выращивать пленки с заданным распределением состава и концентрации легирующей примеси по толщине, что позволяет, в частности, уменьшить влияние поверхностной рекомбинации на время жизни неосновных носителей.

Качество пассивации поверхности в значительной степени определяет качество и надежность ИК детекторов на основе КРТ. Токи поверхностной утечки могут значительно снижать величину обнаружительной способности фотодиодов на КРТ. Главными требованиями к пассивации поверхности фотодиода являются низкие значения напряжения плоских зон и плотности медленных поверхностных дефектов разного типа, позволяющих получать высокое качество границы раздела диэлектрик-полупроводник, однако они обладают низкой диэлектрической прочность. Дополнительные проблемы возникают в случаях, когда необходима пассивация вертикальных поверхностей, как в случае меза-структур. Недавно было предложено использовать в качестве диэлектрика для пассивации меза-структур Al₂O₃, выращенный методом атомно-слоевого осаждения при низких температурах.

Стандартным методом оценки качества диэлектрика является изучение вольтфарадных характеристик МДП структур. Одним из затруднений, связанных с варизонными структурами КРТ с нанесенным SiO₂ или Al₂O₃ является наличие большого гестерезиса, затрудняющего интерпретацию данных. Метод измерения емкости при нелинейном изменении напряжения рис.34. предложен [T. Nakagawa, H. Fujisada, Method of separating hysteresis effects from MIS capacitance measurements, Appl. Phys. Lett. 31 (1977) 348–350.], что делает возможным устранить влияние гистерезиса на определение спектра быстрых поверхностных состояний. Следует отметить, что экспериментальное применение данного метода осуществлялось на МДП структурах на основе InSb. Были проведены исследования электрофизических свойств границы раздела в МДП структурах на основе варизонного КРТ МЛЭ без влияния гистерезиса.

Показано, что изменение формы вольт-фарадных кривых МДП структур на основе КРТ с х=0.22 с варизонным слоем на поверхности при изменении направления обхода связано с перезарядкой медленных состояний на поверхности в переходном слое между эпитаксиальной пленкой и Al₂O₃, осажденного методом плазмастимулированного АСО. Влияние перезарядки медленных поверхностных состояний не позволяет рассчитать распределение легирующей примеси или спектра поверхностных состояний, с применением традиционных вольт-фарадных измерений (при монотонном изменении напряжения смещения). Впервые была применена методика измерения емкости при немонотонно меняющемся напряжении по (метод узкого качания) для МДП структур на базе КРТ, и были восстановлены профили концентрации легирующей примеси вблизи поверхностного слоя эпитаксиальной пленки. Показано, что концентрация собственных точечных дефектов донорного типа в варизонной структуре выше, чем в объеме материала КРТ n-типа проводимости.

Рис. 34. Схематическое изменение напряжения смещения.

Плотность быстрых поверхностных состояний на границе раздела n-КРТ/Al₂O₃ не превышает 10¹² эВ^-1см^-2 (у дна зоны проводимости). Несмотря на высокую плотность медленных поверхностных состояний, превышающей 5×10¹¹ см^-2, пленки Al₂O₃ подходят для пассивации поверхности КРТ при изготовлении фотодиодов, поскольку при нулевом смещении реализуется обеднение или слабая инверсия. При использовании двухслойного диэлектрика CdTe/Al₂O₃ параметры детектора будут стабильными, но необходимо преодолеет ряд технологических препятствий для изменения характерных величин напряжения плоских зон, поскольку при нулевом напряжении реализуется обогащение. Кроме того, применение двуслойного диэлектрика проблематично для пассивации детекторов на основе меза-структур.

Проведены микроскопические исследования (HRTEM) радиационных дефектов после имплантация ионов мышьяка с энергией 190 кэВ и потоком 10¹⁴ см^-2 в ГЭС КРТ МЛЭ на подложках (013)-Si. Выявлено, что радиационные дефекты образуются на глубине до 250 нм. Обнаружено три слоя с различной плотностью дефектов: приповерхностный слой толщиной 50 нм имел очень низкую плотность дефектов; в слое 50-170 нм найдены большие дислокационные петли с низкой плотностью и в слое 170-250 нм - короткие дислокационные петли. Максимальная плотность дефектов обнаружена на толщине 110 нм. Обнаружены кластеры дефектов (вакансий, примесей, атомов Ga, используемых при приготовлении фольг) и структурные (дефекты упаковки, нанодвойники, дислокации).

	Рис. 35. Распределение радиационных дефектов в ГЭС КРТ МЛЭ на подложке из Si после ионной имплантацией мышьяком. Желтая кривая – распределение атомов As из измерений ВИМС: A – слой с низкой плотностью дефектов; B – слой с большими дислокационными петлями; C – слой с короткими дислокационными петлями.
	Рис. 36. Распределение радиационных дефектов в ГЭС КРТ МЛЭ на подложке из Si после термического отжига. A,B и C – слои см. рис.1

После термического отжига наблюдается три области (слоя): приповерхностный слой с малой плотностью дефектов уменьшился до 10 нм, слой с большими дислокационными петлями уменьшился до 60 нм и образовались дислокации с плотностью 7,7×10⁹ см^-2 . Максимальная плот- ность дефектов наблюдается на толщине 40 нм. Полученные результаты свидетельствуют о восстановлении кристаллической поверхности с глубины слоя к поверхности, трансформации и аннигиляции образованных радиационных дефектов.

Были исследованы электрофизические свойства нелегированных и легированных индием пленок Hg_1-xCd_xTe (x=0,3), выращенных методом MBE на подложках (013)-Si. В пленках после выращивания наблюдаются дефекты упаковки и прорастающие дислокации с плотностью ∼10⁶ см^-2 и ∼10⁷ см^-2 , соответственно. Отжиг пленок в условиях, вызывающих формирование вакансий ртути, приводит к сильному уменьшению дефектов упаковки (до < 10⁴ см ^-2).

Доминирующим генерационо-рекомбинационным уровенем в Hg_1-xCd_xTe/Si (013) с x≈0,3 после выращивания является уровень, связанный с вакансиями ртути. Заполнение вакансий приводит к уменьшению вклада рекомбинации Шокли-Рида и к увеличению времени жизни неосновных носителей.

Рис.37. Температурная зависимость времени жизни для ГЭС КРТ МЛЭ: 1 – после роста; 2 – после термического отжига для заполнения вакансий ртути; 3 – после термического отжига для конверсии типа проводимости ГЭС КРТ МЛЭ ихз n-типа в p –тип; 4 – расчет с учетом генерации-реком- бинации Холла-Рида для концентрации доноров 2.9×10¹⁴ см^-3 ; 5 - расчет с учетом генерации-рекомбинации Холла-Рида для концентрации доноров 4.1×10¹³ см^-3.

Магнетополевые зависимости эффекта Холла в диапазоне магнитных полей 0,05-1,0 Тл при 77K объясняются тем, что в пленках присутствуют два типа электронов: с высокой - (3-4)·10⁴ см² В^-1 с^-1 и низкой - (2-4)·10³ см² В^-1 с^-1 подвижностями.

Концентрация электронов в рабочем слое нелегированной структуры после выращивания может быть меньше, чем 10¹⁴ см^-3 ,а наличие дефектного слоя в пленке КРТ у поверхности раздела с буферным слоем приводит к малым значениям эффективной подвижности в диапазоне (5-10)·10sup>3 см² В^-1 с^-1, вычисленной в предположении наличия одного типа электронов в пленке КРТ.

В гетероструктурах, легированных индием с концентрацией больше, чем 1·10¹⁵ см^-3 , после заполнения вакансий ртути, вклад рекомбинации Шокли-Рида при температуре жидкого азота становится незначительным, и времена жизни неосновных носителей ограничиваются только фундаментальными механизмами межзонной рекомбинации.

В работе исследовалось влияние буферных слоёв LT-GaAs и послеростового циклического отжига на кристаллическое совершенство буферных слоев GaAs, выращенных на несогласованных подложках Si. Показано, что выращивание промежуточных слоев LT-GaAs способствует снижению плотности пронизывающих дислокаций (ПД) в пленках GaAs/Si (см. рис. 38) и улучшает морфологию их поверхности.

Рис. 38. ПЭМ изображения поперечных срезов гетероструктур GaAs/Si: а) с внедрением слоев LT-GaAs и б) без слоев LT-GaAs. Плотность ПД вблизи поверхности для этих структур составляет 4·10⁶ см^-2 и 10⁸ см^-2, соответственно.

Послеростовой отжиг структур с внедрёнными слоями LT-GaAs при температуре 650°?С позволяет снизить концентрацию точечных дефектов — центров безызлучательной рекомбинации в приповерхностном слое структуры до уровня, близкого к концентрации таких дефектов в гомоэпитаксиальном GaAs (Рис. 39).

Рис. 39. Спектры стационарной ФЛ, измеренные при комнатной температуре: для слоя GaAs, выращенного на согласованной подложке (кривая 1); для гетероструктур GaAs/Si с внедрением слоев LT-GaAs до (2) и после (3) отжига и без внедрения слоев LT-GaAs до (4) и после (5) отжига.	Рис. 40. Спектры стационарной ФЛ гетероструктур InAs/AlAs, выращенных 1 - на согласованной подложке GaAs и 2 - на буферном слое GaAs/Si со вставками LT-GaAs, измеренные при температуре 5К. Полосы ФЛ обусловлены рекомбинацией носителей заряда в квантовых точках (QD) и квантовой яме (QQ).

Полученные результаты были применены при выращивании буферных слоев GaAs/Si для формирования на них структур InAs/AlAs с квантовыми ямами (КЯ) и квантовыми точками (КТ). Установлено, что низкотемпературная (5?80K) фотолюминесценция InAs/AlAs/GaAs/Si-гетероструктур обусловлена рекомбинацией носителей заряда в квантовых точках и смачивающем слое — тонкой квантовой яме, лежащей в основании массива КТ (см. рис.40). Большая ширина полос ФЛ есть следствие развитой морфологии поверхности GaAs/Si, на которой формировались КТ и КЯ. Основным фактором, снижающим эффективность излучения в InAs/AlAs/GaAs/Si-гетероструктурах, является высокая концентрация центров безызлучательной рекомбинации в матрице AlAs.

Эксперименты проводились на подложке GaAs(001) с отклонением от сингуляра менее 8'. При температуре подложки T_s = 610°С регистрировалась ИЗР ДБЭО до и после перекрытия потока мышьяка (BEP(As₂) = 1.7·10^-6 Торр). Измерения проводились для углов падения пучка электронов в диапазоне от 0.46 до 2.42 углового градуса (с шагом 0.12). Полученные данные представлены на Рис.41 в виде зависимостей ИЗР ДБЭО от α (кривые качания) в моменты времени от 0.1 до 20 сек. после прекращения поступления мышьяка на поверхность. Каждый момент времени характеризуется различным структурным состоянием поверхности. Кривые качания могут быть разделены на четыре группы: a) 1→2 (0.1 сек.÷0.4 сек.), b) 2→3 (0.4 сек.÷0.7 сек.), c) 3→4 (0.7 сек.÷2 сек.) и d) 4→5 (2 сек.÷20 сек.). Выбранные временные интервалы соответствуют интервалам сверхструктурных переходов. Обоснованность данного выбора следует из анализа особенностей кривых д) и з) на Рис. 41, которые иллюстрируют относительные изменения ИЗР ДЭБО кривых качания

Сопоставление полученных данных с данными из литературы позволило заключить, что данный переход представляет собой комплекс из пяти сменяющих друг друга сверхструктурных состояний, которые мы интерпретировали как α(2×4), DO, (6×6), (n×6) и (3×1). Под состоянием DO понимается реконструкция α(2×4) с большим числом As-димерных вакансий. Данная поверхность еще сохранила ближний порядок, но дальний порядок она уже утратила. Состояния (6×6) и (n×6) характеризуются незначительными структурными отличиями. ИЗР ДБЭО кривые качания соответствующих состояний различаются лишь в узком диапазоне углов (1.84÷2.07 угловых градуса).

Энергетические характеристики установленных структурных переходов определялись в дополнительных экспериментах. При этом регистрировалась эволюция ИЗР ДБЭО при сверхструктурном переходе α(2×4)→(3×1(6)) для Ts в диапазоне (570 ÷614)°С. Необходимо отметить, что в данном эксперименте структурные состояния (6×6), (n×6) и (3×1) разделены быть не могут, поэтому мы рассматриваем их суперпозицию, как некое эффективное состояние (3×1(6)). Полученная зависимость ИЗР ДБЭО от времени в процессе сверхструктурного перехода α(2×4)→(3×1(6)) при резком перекрытии потока мышьяка приведена на Рис.42 для температуры подложки (Ts) в диапазоне (570÷614)°С.

Рис. 41. Эволюция ИЗР ДБЭО кривых качания во время сверхструктурного перехода α (2×4) (3×1(6)).

Рис.42. Эволюция ИЗР ДБЭО при сверхструктурном переходе для Ts в диапазоне 570÷614°С.

Положение минимума ИЗР от времени (Рис.41) может быть использовано для прецизионного определения температуры поверхности GaAs(001).

Структурное состояние поверхности GaSb играет важную роль при формировании гетероструктур для устройств фотоники длинноволнового диапазона, использующих инжиниринг запрещенных зон.

GaSb в отличие от всех остальных соединений III-V не формирует на грани (001) анион-обогащенную реконструкцию c(4×4). Вместо этого на ней наблюдаются реконструкции с симметриями (n×5) и (n×3), имеющие структуры ячеек, которые не являются электро-нейтральными. Кроме того, на поверхности GaSb(001) связи типа V-V (Sb-Sb) значительно (на ∼ 1 эВ) прочнее связей типа III-V (Ga-Sb) [1]. Поэтому свойства поверхности GaSb(001) отличаются от свойств уже хорошо изученных соединений III-V (в частности GaAs).

Эксперименты проводились на поверхности эпитаксиальных слоев GaSb толщиной 500 нм, выращенных на сингулярной (отклонение <8') и вицинальной (отклонение в направлении [110] на 5°) пластинах GaAs(001). Обе пластины крепились рядом на молибденовом держателе с помощью расплавленного индия. Ориентация образцов обеспечивала падение электронов вдоль границ террас (параллельно направлению [-110]).

Рис. 43. Анализ ДБЭО данных в рамках модели JMAK.	Энергии активации структурных переходов ex(2×5)→(2×5), (2×5)&arr;DO и DO&arr;(13)

Перемещение электронного пучка поперек направления его падения позволяло контролировать либо одну, либо другую поверхность. В ходе экспериментов образцы подвергались нагреву в потоке сурьмы (BEP(Sb₂) = 1.55·10^-6 Торр) до фиксированных значений температур в диапазоне 360 ÷ 433°C. При достижении заданной температуры регистрировалась интенсивность зеркального рефлекса (ИЗР) картины ДБЭО в потоке сурьмы и, далее, изменение ИЗР после перекрытия потока сурьмы.

Поведение сингулярной и вицинальной поверхностей GaSb(001) после перекрытия потока сурьмы в низкотемпературной (360 ÷ 404°C) области характеризуется четко выраженным структурным переходом ex(2×5) → (2×5) при одной и той же Ts ∼ 406±3°C. Это свидетельствует о пренебрежимо малом влиянии краев террас на процесс ухода с поверхности димеров сурьмы верхнего (третьего относительно слоя галлия) слоя реконструкции ex(2×5).

Влияние становится существенным в области высоких (409 ÷ 433°C) температур. При этих температурах накопление димерных вакансий на GaSb(001)-(2×5)-приводит к формированию областей, потерявших (с точки зрения RHEED) свой дальний порядок – областей DO (disordered) с симметрией элементарной ячейки (1×1). Динамика формирования областей DO четко отслеживается по величине ИЗР и имеет характер структурного перехода order → disorder. На вицинальной поверхности подобные изменения не наблюдаются. Для отклоненной поверхности значения ИЗР в диапазоне температур 406 ÷ 433°C остаются неизменными. Таким образом, повышение плотности краев террас за счет отклонения ориентации поверхности от сингуляра на 5 приводит к сдвигу структурного перехода (2×5) →DO в высокотемпературную область, как минимум на 30°C.

Анализ ДБЭО данных проводился в рамках JMAK (Johnson-Mehl-Avrami-Kolmogorov) модели (см. Рис. 43). Подобный подход позволил определить температурные зависимости скоростей структурных переходов ex(2×5) →(2×5), (2×5) →DO и DO → (1×3) на сингулярной и вицинальной поверхностях и установить их активационные энергии (см. Рис. 44).

Было установлено, что на отклоненной поверхности переход (2×5) → DO осуществляется в результате двух параллельных процессов – одномерного и двумерного, а на сингулярной поверхности реализуется преимущественно двумерный процесс. Естественно предположить, что причиной этого является малая ширина террас на вицинальной поверхности, что ограничивает развитие доменов новой фазы в направлении [110], оставляя для роста лишь направление [-110]. Важным экспериментальным результатом является тот факт, что скорость одномерного перехода (2×5) → DO практически не зависит от температуры. Скорее всего, это связано со сложной схемой перехода. Наблюдается ситуация, когда процесс перехода лимитирован количеством одного из необходимых компонентов, концентрация которого не изменяется с ростом температуры. Поскольку речь идет об одномерном переходе, то данный компонент должен быть связан с плотностью краев террас. Варианты возможных механизмов перехода обсуждаются.

Установлено, что активационная энергия перехода DO→ (1×3) для сингулярной поверхности составляет 3.74 ± 0.08 эВ, что на ∼ 0.6 эВ ниже аналогичного значения для поверхности отклоненной. Это свидетельствует о значительном влиянии краев террас на напряжения в кристаллической решетке реконструкции (1×3). Не являясь электро-нейтральной, данная структура на сингулярной поверхности будет претерпевать упругие напряжения. Эти напряжения могут быть сняты за счет близости краев террас на вицинальной поверхности.

Зависимость критической толщины 2D-3D перехода от температуры роста (кинетическая диаграмма морфологического состояния) для пленок GeSiSn позволяет определить область псевдоморфного роста пленки GeSiSn. Эта зависимость была впервые получена для пленок GeSiSn на подложке Ge(100) (рис.45). Исследования по росту пленки GeSiSn проводились при температуре от 150 до 450°С. Несоответствие параметров решетки между GeSiSn и Ge составляет 1.5 %.

Рис. 45. Кинетические диаграммы при осаждении GeSiSn на поверхности Ge и Si с несоответствиями параметров решетки 1.5 и 4 % между GeSiSn и Ge или Si, соответственно.

Зависимость критической толщины 2D-3D перехода для пленки GeSiSn на подложке Si(100) с несоответствием постоянной решетки 4% между GeSiSn и Si продемонстрирована для сравнения. Область толщин под кривой 2D-3D перехода соответствует псевдоморфным слоям GeSiSn. Наблюдается экстремум при 275°C для пленки GeSiSn на подложке Ge. Этот пик обусловлен изменением механизма двумерного роста. На основе кинетических диаграмм на подложках Ge и Si можно растить тонкие пленки GeSiSn или массивы островков GeSiSn, включая создание многослойных структур, а также сверхрешеток.

Рис. 46. Фазовые диаграммы сверхструктур Sn на Si (100). (а) пленки Sn осаждались при комнатной температуре; (б) пленки Sn осаждались при 200 °С. Слой Sn отжигали при температуре от 100 до 850°С.

В процессе роста многослойных структур со слоями GeSiSn возникают сложности, касающиеся сегрегации Sn. Поверхность Si по сравнению с поверхностью Ge более предпочтительна для исследования сегрегации Sn, так как на поверхности Si наблюдается многообразие сверхструктур, каждая из которых соответствует определённой концентрации Sn. Фазовые диаграммы для осаждения Sn при комнатной температуре и 200°C показаны на рис.46. Сверхструктуры (7×1), (8×1) и (10×1) на поверхности Sn были получены впервые. Сверхструктура (3×1) от эпитаксиальной тонкой пленки Sn наблюдается вплоть до 450°C и толщине 3.5 МС (монослой). Этот результат представляет интерес и может быть использован для создания эпитаксиальных тонких пленок Sn.

Рис. 47. Зависимости фототока от длины волны для p-i-n структур, содержащих слои GeSiSn: (a) содержание Sn в слое Ge_0.3Si_0.7-ySn_y изменяется от 0 до 14%; (б) содержание Ge в GeSiSn равно 30, 40 и 50 %, тогда как содержание Sn составляет 10 % для всех образцов.

Оптические свойства многослойных структур GeSiSn/Si на Si(100) исследовались методом фотолюминесценции. Наблюдался синий сдвиг при увеличении мощности возбуждения. Такое поведение соответствует гетероструктуре второго типа. На основе многослойных структур с гетеропереходами GeSiSn/Si получены p-i-n диоды и исследованы их фотоэлектрические свойства. Изменение фототока от длины волны в фотовольтаическом режиме показано на рис.47. P-i-n диоды со слоями GeSiSn проявляют чувствительность вплоть до 4 мкм.

Ростовые эксперименты выполнены в ИАПУ ДВО РАН (г. Владивосток). Анализ структурно-морфологических особенностей нанокристаллов (НК) силицида железа на вицинальной поверхности Si(111) выполнен с помощью ВРЭМ на электронном микроскопе JEM-4000EX (JEOL) при ускоряющем напряжении 400кВ [Известия РАН, сер.физ., т.71, No10, 2007, с. 1464–1470]. Для ВРЭМ исследований образцы препарировались в виде тонких фольг (plan-view) в плоскости (111), параллельной поверхности подложки Si и поперечных срезов (cross section) по плоскости (1-10), перпендикулярной направлению оси разориентации подложки. Цифровая обработка экспериментальных ВРЭМ изображений проводилась с использованием коммерческого пакета программ GMS-1.8.4 (GATAN) и разрабо- танных нами скриптов для количественного анализа ВРЭМ-изображений [Fourth Asian School-Conference on Physics and Technology of Nanostructured Materials, Vladivostok, Russia, 23 - 28 September, 2018, III.24.06p, p.140-142].

Рис. 48. Нанокристаллы α-FeSi₂ на поверхности Si(111): (а) - темно-польное plan-view (111) изображение в рефлексе (110); (б, в) - ВРЭМ изображения поперечных срезов (1-10)

По данным электронной микроскопии plan-view фольг на поверхности подложки Si (111) формируются квази-одномерные НК металлического силицида α- FeSi₂ c тетрагональной кристаллической решеткой (a= 0,269 нм; с = 0,513 нм). НК имеют анизотропную стержнеобразную форму и покрывают примерно 60% площади подложки (рис. 48а). Размер НК в направлении [110], параллельном оси отклонения подложки от сингулярной поверхности варьируется от 30 до 230 нм, а в направлении [110], перпендикулярном оси отклонения – от 8 до 30 нм. Линейная плотность вдоль направления [110] варьируется в диапазоне 10-15 мкм^-1.

Исследования поперечных срезов показали, что предпочтительными местами зарождения НК являются ступени на поверхности кремниевой подложки (рис.48 б,в). При размере гладкой террасы от 20 до 50 нм формируются НК с поперечным размером 8-12 нм (рис.48б), а при относительно большом размере террасы – размер НК составляет около 30 нм (рис.48в). В первом случае форма НК в поперечном сечении близка к треугольной с высотой от 3 до 6 нм, а во втором случае НК имеют форму вытянутой трапеции с высотой около 2,5 нм. Кристаллическая структура отдельного НК α- FeSi₂ показана на рис.48.

Рис. 49. ВРЭМ изображение (a), соответствующий Фурье- спектр (б) и схема распределения пространственных частот (аналог дифракционных рефлексов) (в) для кристаллических решеток Si (зе-леный цвет) и α-FeSi₂ (красный цвет). Желтым цветом отмечены совпадающие рефлексы от Si и α-FeSi₂.

Из анализа кристаллической структуры НК определены эпитаксиальные соотношения между НК и Si: α-FeSi₂ [0-2 1]//Si[1-1 0] и α-FeSi₂ (112)//Si(111). При этом тетрагональная кристаллическая решетка этих НК сжата на 1.19% в направлении параметров решетки «а» и «б» и растянута на 13% в направлении параметра «в». Это приводит к увеличению объёма элементарной ячейки на 10.3%.

Исследована морфология кристаллов алмаза, выращенных при 7,0 ГПа и 1800°С в Mg-C с добавлением кремния в массовом количестве 0,5 %. Террасы на {111} и {100} гранях изучались в широком диапазоне величин с использованием оптической микроскопии, сканирующей электронной микроскопии и атомно-силовой микроскопии. Морфологические исследования показали, что снижение темпов роста и изменение морфологии граней {100} и {111} связаны с адсорбцией подвижной примеси кремния. Это приводит к увеличению шероховатости поверхности и образованию макроступеней, а также двумерных и трехмерных островков зародышеобразования. При концентрации кремния 1,0 мас.% или более неподвижные примесные частицы, по-видимому, образуются на террасах макроступеней, и торможение роста происходит согласно модели Кабрера-Вермилея.

Рис. 50. АСМ изображения (a, б, г, д) треугольных пирамид на поверхности {111} кристалла алмаза и графики (в, д), показывающие профили (A, B) вдоль линий на (a, г) 2D-изображениях.

Эксперименты по синтезу алмаза выполнялись с использованием сплит-сферы в аппарате высокого давления. Ячейка высокого давления и образцы были подобны тем, которые использовались в наших предыдущих исследованиях Mg-C и Mg-Si-C [Y.N. Palyanov, Y.M. Borzdov, I.N. Kupriyanov, A.F. Khokhryakov, D.V. Nechaev, Diamond crystallization from an Mg-C system at high pressure high temperature conditions, CrystEngComm 17 (2015), Р 4928–4936]. Эксперименты проводились при давление 7,0 ГПа и температура 1800°С с временем прохождения 30 минут. Смесь порошков Mg и Si и четыре 0,5 мм синтетических алмазных семенных кристаллы помещали в толстостенную графитовую капсулу диаметром 6,9 мм и высотой 6,5 мм, что служило источником углерода. Перед анализом кристаллы выращиваемых алмазов очищались (смесь концентрированной серной кислоты и K₂Cr₂O₇) для удаления экспериментальных продуктов, предотвращающих исследование мелкого рельефа граней. Затем кристаллы промывали несколько раз в горячей дистиллированной воде. Кристаллы изучались с помощью оптической микроскопии, сканирующей электронной микроскопии. Топография кристаллов алмаза исследовалась при более высоком разрешении атомно-силовым микроскопом.

На Рис.50 представлены АСМ изображения треугольных пирамид на поверхности кристалла алмаза. Склоны пирамид состоят из серии макроступеней высотой от 1 до 10 нм и одиночных более высоких ступеней до 36 нм (Рис.50в, е). Макроступени имеют разный наклон в несколько градусов, поэтому они могут быть представлены как локальные уплотнения одиночных ступеней. Верхняя относительно плоская поверхность пирамид, которая составляет от 0,5 до 5 мкм, содержит либо одиночные ступени высотой 0,2-0,4 нм, либо вицинальный холм от 3 до 4 нм в высоту и 300-400 нм в длину, с углом наклона 0,5° к {111} (Рис.50). На некоторых террасах пирамидных макроступеней присутствуют круговые ступени толщиной 0,2 нм, это указывает на то, что пирамиды образованы на выходах дислокаций со значительной спиральной составляющей (Рис. 50д).

Как показано на Рис.50б, форма макроступеней, образующих пирамиды варьируется от центра к периферии. В центре ступени имеют треугольную форму с огранкой в доль направлений [112]. При удалении от центра появляются ступени с ориентацией вдоль [110] направления. Мы не обнаружили синхронизма в чередовании макроступеней, образующих разные пирамиды, даже в пределах одной террасы. Это может указывать на то, что формирование уплотнения ступеней не является связанным с флуктуациями любых параметрах роста кристаллов, но зависит от особенностей роста локально, вблизи центров роста.

Гладкие области граней {111}, которые расположены далеко от пирамид, имеют рельеф, подобный граням {111} кристаллов алмаза, выращенных в чистой системе Mg-C. Рельеф состоит из эквидистантного эшелона ступеней высотой около 0,4 нм. Эти ступени соответствуют высоте двух элементарных слоев (0,412 нм) для {111} поверхности алмаза. Расстояние между ступенями на большинстве граней составляет 2,0-2,5 мкм.

Краевые дислокации Ломера в гранецентрированных кристаллах образуются из двух смешанных (60°-ных) дислокаций, скользящих вдоль пересекающихся плоскостей {111}. Этот процесс энергетически выгоден, если 60°-ная пара имеет противоположно направленные винтовые компоненты (так называемая комплементарная пара), которые компенсируют друг друга при образовании краевой дислокации. Наши предыдущие результаты [1 Yu.B. Bolkhovityanov, A.S. Deryabin, A.K. Gutakovskii, L.V. Sokolov J. Cryst. Growth 483 (2018), p. 265–268] показали, что пластическая релаксация буферного слоя GeSi происходит при отжиге ГС при 600°С и выше в результате движения Ломеровских дислокационных комплексов, состоящих из пары комплементарных 60°-ных дислокаций несоответствия (ДН), удаленных друг от друга на ∼2-12 межплоскостных расстояний.

В данной работе (изучалась гетеросистема Ge/Ge_0.5Si_0.5/Si(001)), обнаружен и рассмотрен редкий случай расщепления пары 60°-ных ДН на две независимые и удаленные друг от друга 60°-ные ДН. Такой случай возможен, если предположить существование дислокационных 60°-ных пар с однонаправленными винтовыми компонентами. Такие пары не могут создать краевую ДН (суммарный вектор Бюргерса направлен под 45° к линии этих дислокаций, но по расчетам в [2 J. Narayan and S. Oktyabrsky J. Appl. Phys. 92, (2002), 7122] могут оказаться вблизи друг друга из-за слабого взаимного притяжения. Определить отклонение от правила образования дислокаций Ломера с помощью обхода такой некомплементарной пары контуром Бюргерса на изображении с атомным разрешением не представляется возможным по следующей причине. Замыкающий вектор этого контура является проекцией реального ветора Бюргерса на плоскость изображения, равной a₀/√2 и эта проекция по величине и направлению совпадает с вектором Бюргерса «настоящей» дислокации Ломера, но является только частью вектора Бюргерса некомплементарной пары 60° ДН [2].

Рис. 51. (а) - Электронно-микроскопическое изображение поперечного среза образца Ge/Ge_0.5Si_0.5/Si(001), выращенного при 500°C . Фильтровано в рефлексах (11-1) и (111). (б, в )–схемы расщепления пары 60° ДН в предположении их слабой связи. (c)– образование полупетли на дислокации β (вид в направлении [-110] или справа по отношению к Рис. 51б). Штриховыми овалами на Рис. 51в отмечены наклонные ветви дислокации β , одна из которых или обе являются причиной наблюдаемого на рис. 51а деформационного контраста.

Таким образом, комплементарные и некомплементарные пары 60° ДН неразличимы на изображениях с атомным разрешением и до сих пор неясно, существуют ли такие некомплементарные, но близкорасположенные пары 60° ДН. Появление сил, способствующих движению дислокаций (например, из границы Ge/GeSi в границу GeSi/Si(001)), может расщепить такую пару на две независимые 60°-ные ДН, тем самым, выдав ее принадлежность к паре с однонаправленными винтовыми компонентами. Рисунок 51 демонстрирует такую возможность.

На Рис.1(а) представлено электронно-микроскопическое изображение поперечного среза ГС, состоящей из буферного слоя Ge0.5Si0.5 толщиной 10 нм, поверх которого выращен Ge толщиной 0.5 мкм. На представленном участке ГС присутствуют две 60 дислокации α и β, разделенные буферным слоем, но расположенные так, что, будучи перемещенными вдоль плоскости скольжения, они образуют близкорасположенную пару. Здесь белым четырехугольником отмечен деформационный контраст от отрезков дислокации β, лежащих внутри фольги в наклонной плоскости (111), соединяющих «верхнюю» (граница Ge/GeSi) и «нижнюю» (граница GeSi/Si(001)) части β, Рис. 51в. Белой пунктирной стрелкой отмечено направление возможного скольжения дислокации β из вероятного положения β1 в наблюдаемое положение β. Наличие деформационного контраста вдоль этой линии является важным свидетельством реальности такого события.

Буферный слой изучаемой ГС, оставаясь напряженным при температуре роста слоя Ge (500°C), является источником той силы (см. выше), которая стремится передвинуть часть ДН с границы Ge/GeSi в границу GeSi/Si(001). В отличие от наблюдавшегося ранее в массовом порядке перемещения парных 60°-ных дислокаций в виде разрыхленных ломеровских комплексов краевого типа (после отжига при 600°С и выше) [1], Рис.51 демонстрирует перемещение не связанной пары, а только одной 60° ДН уже в процессе роста (500°С), что подтверждает предположение о слабой связи между этими двумя дислокациями и существовании парных 60°-ных дислокаций с однонаправленными винтовыми компонентами.

Методом in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии (СВВ ОЭМ) в интервале T=850-1050°C измерена температурная зависимость равновесной концентрации адатомов n_eq (T) на террасах поверхности Si(111) шириной ∼1 мкм. Экспериментально показано, что n_eq монотонно растёт с температурой от 0.12 БС при 850°C до 0.19 БС при 1050°C (1 БС=1.56×10¹⁵ см^-2), что соответствует энергии формирования адатома ∈ _ad≈0.29 эВ (Рис.52а). С использованием ex situ атомно-силовой микроскопии изучено распределение концентрации адатомов n(r) на экстремально широких круглых террасах поверхности Si(111) (диаметром ∼100 мкм), быстро охлаждённых (∼400°C/с) от температур сублимации в интервале T=1020-1110°C (Рис.52б). На основе полученных экспериментально зависимостей n(r) (круги на Рис.52в) и времён жизни адатомов до десорбции определено, что при увеличении температуры от 1020 до 1110°C длина диффузии адатома уменьшается от 60 до 22 мкм, а коэффициент поверхностной диффузии увеличивается от 85 до 125 мкм 2/с, соответственно.

Рис. 52. (а) Температурная зависимость равновесной концентрации адатомов n_eq на поверхности Si(111), (б) АСМ изображение круглой террасы Si(111) диаметром 100 мкм, быстро охлаждённой от 1020°C, и (в) полученные в результате его обработки радиальные распределения концентрации адатомов n (круги) и поверхностных вакансий nv (ромбы).

Экспериментально получено распределение концентрации доменов сверхструктуры 7×7 n_(7×7), зародившихся при T=830°C в процессе быстрого охлаждения террасы Si(111) диаметром 100 мкм. С использованием того, что зарождение и стабилизация сверхструктурного домена требует формирования тетравакансии [Jpn. J. Appl. Phys. 39 (2000) 4408], впервые рассчитано распределение концентрации поверхностных вакансий n_v(r) ∼ n_(7×7)^(1/4)(r). Показано, что концентрация поверхностных вакансий n_v (ромбы на Рис.52в) достигает максимума в центре террасы (n_v∼0.014 БС) и имеет минимум вблизи моноатомной ступени (nv∼0.011 БС), что соответствует энергии формирования адатомно-вакансионной пары ∼0.6 эВ.

Методом in situ отражательной электронной микроскопии (ОЭМ) изучены закономерности трансформации структуры и морфологии поверхности Si(111) при взаимодействии с молекулярным пучком селена в зависимости от скорости осаждения R∼0.01–10 БС/с, температуры подложки T в интервале от комнатной до 1300°C и исходной морфологии поверхности (регулярные ступени, эшелонированная поверхность, сингулярные террасы диаметром >10 мкм). Вне зависимости от исходной морфологии поверхности in situ эксперименты указывают на травление поверхности Si(111) при температурах выше 500°C: по ступенчато-слоевому механизму в области низких R и высоких T, либо по двумерно-островковому механизму в области высоких высоких R и низких T (Рис.53а–в). Важно отметить, что травление поверхности при T>830°C подавляет эффект эшелонирования атомных ступеней, связанный с электромиграцией адатомов на террасах Si(111).

Рис. 53. Поверхность Si(111) в процессе травления молекулярным пучком Se. (а–в) ОЭМ изображения при T и J_si : (а) 630°C, 0.04 БС/с; (б) 730°C, 1 БС/с; (в) 670°C, 0.16 БС/с. (г) Фазовая диаграмма в координатах T и Jsi.

На основе данных, полученных методами in situ ОЭМ и ДБЭО, в координатах температуры подложки T и скорости травления кремния J_si построена фазовая диаграмма структуры поверхности Si(111): неупорядоченная высокотемпературная Si(111)-“1×1”, сверхструктура Si(111)-7×7, либо неупорядоченная примесно-индуцированная Se/Si(111)-“1×1” (перечислены в порядке уменьшения T, Рис.53г). В стационарных условиях (баланс потоков Si и Se на/с поверхности) в интервале T=640–750°C получена экспериментальная Аррениусовская зависимость J * _si (T) ∞ exp(–2.65 эB)/kT), энергия активации которой соответствует энергии десорбции молекулы SiSe₂ и хорошо согласуется с опубликованными данными, полученными методом термодесорбционной спектроскопии [Surf. Sci. 504 (2002) L191]. Такая значительная величина энергии десорбции молекулы SiSe₂ приводит к тому, что при температурах ниже 600°C скорость травления поверхности кремния селеном фактически прекращается, а поступающий селен десорбирует с поверхности в форме атомов Se.

Мы провели экспериментальные исследования процесса нитридизации поверхности Si(111) аммиаком. Атомная и электронная структура (8×8) исследовалась методами дифракции быстрых электронов (ДБЭО), сканирующей туннельной микроскопии и спектроскопии (СТМ/СТС), рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС), высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии (ВРПЭМ). Исследования термического разложения фазы (8×8) позволили доказать, что она является метастабильной фазой.

Рис.54. Поверхностные структуры Si(111), индуцированные аммиаком. (а) – Si(111)-М7×7; (б) – Si(111)-8/3×8/3; (в) – Si(111)-8×8. Ромбами обозначены элементарные ячейки.

На начальной стадии взаимодействия азота с поверхностью кремния можно наблюдать три поверхностные структуры (рис.54). Первая структура, обозначенная как Si(111)-М7× 7-N (рис.54а), формируется в основном при относительно низких температурах <750°С, и связана с локальным взвимодейстаием аммиака преимущественно c центральными адатомами структуры 7× 7 (на рис.54а это более темные области). Интересно отметить, что угловые «пустоты» (corner holes) структуры 7×7 оказались более устойчивыми к взаимодействию с аммиаком. Взаимодействие аммиака с атомарно-чистой поверхностью Si(111)-7×7 при температурах выше 750°С приводит к островковому росту тонкого слоя нитрида кремния с формированием упорядоченных двумерных структур, обозначенных, как Si(111)-8/3×8/3-N и Si(111)-8×8-N.

На рис.55а приведено СТМ изображение структуры 8×8 с высоким разрешением. Отчетливо проявляется периодическая структура (8/3×8/3) с расстоянием между ближайшими соседними светлыми «шарами» ∼10.2 Å. Кроме того, мы впервые обнаружили сотовую структуру, шестиугольные ячейки которой развернуты на 30° градусов относительно элементарных ячеек структуры (8/3× 8/3). Длина стороны ячейки сотовой структуры составляет около 6 Å, и расстояние между центрами соседних ячеек 10.2 Å, такое же, как и сторона элементарной ячейки (8/3×8/3).

Поскольку наблюдаемые «шары» структуры (8/3×8/3) светлее ячеек сотовой структуры, то «шары» лежат наверху сотовой структуры. Светлые «шары» являются адсорбированными атомами кремния на сотовой структуре. Эти адатомы кремния подвижны, поскольку на рисунке видны вакансии, то есть узлы не занятые адатомами кремния.

Рис.55. (а) СТМ изображение структуры (88); (б) СТС спектры поверхностных электронных состояний (1) чистой поверхности Si(111)-(7× 7); (2) структуры (8× 8); тонкого аморфного слоя Si₃N₄.

На рис.55б приведены СТС спектры поверхностных электронных состояний: (1) чистой поверхности Si(111)-(7×7); (2) структуры (8×8); тонкого аморфного слоя Si₃N₄. В спектре чистой поверхности Si(111)-(7×7) наблюдаются все известные пики вплотности поверхностных состояний: 0.3, 0.8, 1.4 и 2.3 эВ ниже уровня Ферми.

Рис.56. Модель сотовой структуры фазы (8/38/3).

Спектр тонкого аморфного слоя Si₃N₄ показывает ширину запрещенной зоны 5.3 эВ в согласии с литературными данными. Спектр структуры (8×8) существенно отличается от спектров чистой поверхности кремния и от Si₃N₄. Ширина запрещенной зоны структуры SiN (8×8) составляет около 2 эВ, что существенно ниже величины 5.3 эВ.

Разработана графеноподобная модель структуры (8×8), согласующаяся со всеми полученными экспериментальными данными. Она состоит из сотовой структуры со стороной гексагона 5.9 А (Рис.56). На сотовой структуре адсорбирована фаза кремния с периодом 10.2 А, (см. Рис. 55а.)

В основе сотовой структуры лежит ароматическое кольцо Si₃N₃. Пик в плотности состояний (кривая 2 на Рис.55б) соответствует -состояниям в ароматическом кольце. Графеноподобный слой нитрида кремния является двумерным полупроводником с шириной зоны Eg≈ 2 эВ, ширина зоны определяется зазором между π и π* зонами в отличие от Si₃N₄, где ширина зоны определяется зазором между зонами σ и σ*.

С помощью расчетов на основе теории функционала плотности изучена поверхность Si(331)-(12×1) и проведено сравнение с имеющимися экспериментальными данными. Предложена коррекция структурной модели 8P этой поверхности, опубликованной в [R. Zhachuk, S. Teys, Physical Review B 95, 041412(R) (2017)]. В исправленной модели траншеи между зигзагообразными рядами пентамеров содержат димеры. Было продемонстрировано, что с помощью базисных функций на основе локализованных атомных орбиталей возможно точное описание энергии поверхности и её СТМ-изображений в зависимости от полярности приложенного напряжения. Уточнённая модель 8P поверхности Si(331)-(12×1) демонстрирует детальное согласие с экспериментальными СТМ-изображениями, приведёнными в работе [С. А. Тийс, Письма в ЖЭТФ 105, 469 (2017)] (Рис. 57). Расчётный спектр электронной плотности состояний поверхности имеет два пика в запрещённой зоне Si: один вблизи вершины валентной зоны, а второй около дна зоны проводимости. Расчётная запрещённая зона поверхности составляет 0.58 эВ, что полностью согласуется с экспериментальными данными, полученными с помощью сканирующей туннельной и фотоэлектронной спектроскопии. Было найдено, что пустые электронные состояния на поверхности Si(331) в основном локализованы на пентамерах с межузельными атомами и Si атомах с оборванной связью между ними, имеющих гибридизацию орбиталей примерно sp². Заполненные электронные состояния локализованы на Si атомах с оборванной связью, имеющих гибридизацию орбиталей примерно sp³ и димерах в траншеях. Были рассчитаны энергетические барьеры, отделяющие различные конфигурации поверхности Si(331), отличающиеся изгибом атомных структур на поверхности. Показано, что все энергетические барьеры не превышают 0.3 эВ и это должно приводить к динамическому изгибу атомных структур под действием температуры.

Рис. 57. Расчётные СТМ-изображения поверхности Si(331)-(12×1): (a) U = -0.8 В, (б) U = +0.8 В. Чёрными линиями показана атомная структура пентамера с межузельным атомом.

В целом, представленные результаты показывают, что исправленная модель 8P поверхности Si(331) находится в прекрасном согласии с имеющимися экспериментальными данными и, следовательно, может служить надежной основой для будущих исследований, связанных с этой поверхностью.

В работе показано, что при использовании специально подготовленных подложек с широкими атомно-гладкими террасами (с шероховатостью менее 0,05 нм) погрешность измерения толщины ЛАО может быть измерена с относительной точностью до 1%. Это позволило установить однозначный логарифмический характер кинетики роста анодного оксида на гладких подложках от времени.

Широкие атомно-гладкие террасы на поверхности Si(111) были приготовлены в колонне сверхвысоковакуумного отражательного отражательного электронного микроскопа при высоких температурах на основе использования явления эшелонирования моноатомных ступеней. После выемки образца на воздух на поверхности образца вырастал естественный оксид.

Создание областей ЛАО осуществлялось приложением к зонду АСМ последовательно в заранее заданных с помощью программного средства регулярных точках с периодом 100 нм, представляющих собой массив 10×10. Размер одного массива составлял 1000×1000 нм². Величина напряжения на зонде АСМ относительно поверхности устанавливалась одинаковой для точек внутри массива, но варьировалось от массива к массиву в интервале от -3 до -15 В с шагом в 0,5 В. Время приложения потенциала на зонд для всех точек составляло 100 мс. Относительная влажность вблизи окисляемой поверхности составляла 45% в комнатных условиях.

На Рис.58a представлено АСМ изображение поверхности кремния (111) с массивами 10×10 точек окисления, полученных приложением к зонду потенциала от -3,5 до -11 В относительно поверхности. Небольшое смещение рядов массива точек окисления обусловлено гистерезисом пьезосканера АСМ. На Рис.1b представлено увеличенное АСМ-изображение отдельного массива точек ЛАО, созданного при приложении потенциала на систему зонд-образец величиной в -9 В со временем приложения 100 мс в каждой точке.

Рис.58. (a-б) АСМ изображение топографии поверхности кремния (111) с массивом точек ЛАО. (в) Профиль рельефа поверхности вдоль линии на рис.58б.

Измеренные зависимости h_ox(V) для массива точек ЛАО, созданых на широкой атомно-гладкой поверхности Si(111) (∼100мкм) с тонким (0.7нм) естественным оксидом и дополнительно выращенным (2.5нм), представлены на рис.59. Можно видеть, что инициация процесса окисления на поверхности с тонким естественным оксидом наблюдается при величине потенциала ∼-3 В. Считается, что рост выступающих над повехностью остковков ЛАО, обусловленный разницей стехиометрических объемов кремния и оксида, должен линейно зависеть от потенциала. Однако на полученных нами зависимостях h_ox(V) наблюдается заметное отклонение от линейных зависимостей, которое не укладывается в погрешность измерений. Можно видеть, что в интервале прикладываемого напряжения на систему зонд-образец от -3 до -11В на зависимостях h_ox(V) наблюдаются характерные особенности, связанные со ступенчатым ростом оксида. Ярко выраженный ступенчатый характер окисления под зондом АСМ наблюдается на террасе Si(111), предварительно окисленной до толщины 2.5нм (кривая 2 на рис. 59). При этом видно, что для роста каждого последующего слоя ЛАО необходимо увеличение напряжения примерно на -3В.

Такой характер зависимостей h_ox(V), в целом, отражает, фундаментальный послойный механизм роста оксида на поверхности Si, ранее наблюдавшийся в кинетике роста естественного оксида при Тк [Morita et al., J. Appl. Phys 68, 1272 (1990)]. Однако для анодного окисления такая зависимость получена впервые. Более того, полученные результаты указывают на то, что в условиях анодного окисления при комнатной температуре для инициации окисления, либо для дрейфа кислородсодержащих анионов в каждый последующий бислой кремния, либо для туннелирования заряда через слой оксида, необходимо преодолевать энергетический барьер, равный примерно ∼-3 В (Рис.2).

Рисунок 59. Зависимость высоты линий окисления от приложенного потенциала между образцом и поверхностью кремния (111) с естественным оксидом и анодным оксидом толщиной 2,5 нм.

Тот факт, что эта величина коррелирует с разницей положений дна зоны проводимости оксида и кремния, свидетельствует скорее в пользу второго механизма. Подтверждением этого предположения служит также величина начального потенциального барьера для окисления поверхности с естественным оксидом, толщина которого, как было показано нами ранее в [L.I. Fedina, D.V. Sheglov, S.S. Kosolobov, A.K. Gutakovskii and A.V. Latyshev “Precise surface measurements at the Nanoscale”, Measurements. Sci. Technol. 21 054004 (2010)], при выдержке широкой террасы на воздухе в течении нескольких часов после ее выноса из СВВ ОЭМ камеры, составляет 0.7нм, что равно толщине одного бислоя оксида, формирующегося из бислоя кремния при ориентации Si(111).

Самоорганизация гетероструктур при росте происходит с целью минимизации их полной энергии. Однако, часто её возможности ограничиваются кинетическими факторами, то есть скоростью поверхностных процессов. Использование высоких температур приближает условия роста к термодинамически равновесным. Одним из интересных явлений, влияющих на формирование морфологии поверхности при высоких температурах, является электромиграция, которая возникает, когда через образец протекает постоянный электрический ток. Если, например, Si нагревают посредством протекания постоянного тока, то дрейф адатомов на его поверхности становится пространственно направленным. В зависимости от направления протекания постоянного тока по отношению к направлению атомных ступеней на поверхности, электромиграция может приводить к эшелонированию ступеней [A.V. Latyshev, A.L. Aseev, A.B. Krasilnikov, S.I. Stenin. Transformations on clean Si(111) stepped surface during sublimation. Surface Science, 1989, v.213, p.157-169].

Мы изучали эволюцию морфологии поверхности при осаждении различного количества Ge на поверхность Si(111), когда образец нагревали до температур 850 и 900°C посредством протекания переменного или постоянного тока [A.A. Shklyaev, A.V. Latyshev. Electromigration effect on the surface morphology during the Ge deposition on Si(111) at high temperatures. Applied Surface Science, 2019, v.465, p.10-14]. Было обнаружено, что осаждение Ge приводит к образованию, в частности, широких террас (111) с краями в виде высоких ступеней. Высота ступеней имела сильную зависимость от направления протекания постоянного тока (Рис. 60). Полученные экспериментальные результаты показывают, что формирование морфологии поверхности происходит в условиях конкуренции между минимизациями энергии поверхности и энергии упругих напряжений, которые по отношению к высоте ступеней действуют друг против друга. В то же время разница в их изменениях как функция высоты ступени в широком диапазоне была мала. Это позволяет относительно небольшому вкладу электромиграции существенно влиять на баланс между ними. В этих условиях морфология поверхности, образующаяся при высокотемпературном росте гетероструктур SiGe, становится очень чувствительной к электромиграции.

Рис. 60. Высота ступеней на краях террас (111) в зависимости от количества осаждённого Ge для разных токов (AC- переменный ток и DC – постоянный ток, как показано на рисунке), протекающих через образец для их нагрева. Осаждение Ge проводилось со скоростью 0,26 нм/мин. при 900°С.

Края ступеней по мере увеличения высоты приобретали неустойчивость. Вначале они становились волнистыми, когда их высота достигала ∼ 10 нм (Рис. 61(а)). Затем края ступеней распадались, образуя плоские трехмерные структуры в виде отдельных островков и коротких нанопроволок (Рис. 61(б,в)). Это происходило, когда высота края ступеней становилась больше 15 нм, до ∼ 25 нм. Высота плоских трехмерных структур была такой же, как высота края ступеней, то есть была в диапазоне от 15 до 25 нм, в зависимости от количества осаждённого Ge и температуры.

Рис. 61. Изображения поверхностей, полученные с помощью сканирующего туннельного микроскопа, после осаждения Ge в количестве (a) 10, (б) 15 и (в) 20 нм на поверхность Si(111) при протекании по образцам постоянного тока в направлении вниз по атомным ступеням. Скорость осаждения Ge составляла 0.26 нм/мин при 850 °С в случае (а) и (б) и 900 °С в случае (в).

Направленный дрейф атомов при протекании постоянного электрического тока через образец является уникальным инструментом для манипуляций с морфологией поверхности. Полученные результаты показывают, что электромиграция может оказать существенное влияние на формирование морфологии поверхности при росте гетероструктур.

Ряд важных технологических процессов для формирования нужных поверхностных морфологий протекает при сравнительно высоких температурах. В данной работе мы изучаем структуры, выращенные посредством осаждения Ge с низкими скоростями на поверхность Si(111) при температуре около 900 °C. При таких условиях на поверхности образуются большие плоские террасы с краями в виде высоких ступеней. Края террас с наиболее высокими ступенями были неустойчивыми и распадались на плоские трехмерные наноструктуры, такие как округлые островки и короткие латеральные нанопроволки. Проводились исследования для установления доминирующих процессов, ответственных за формирование таких поверхностных структур, а также для понимания возможности их практического применения. Исследования были сосредоточены на определении локальных свойств посредством использования атомно-силовой микроскопии зондом Кельвина (Рис. 62) в сочетании с измерениями комбинационного рассеяния света с высоким пространственным разрешением. Полученные результаты позволили выявить связь особенностей морфологии поверхности с локальным химическим составом (Рис. 63), упругими напряжениями и поверхностным потенциалом плоских наноструктур SiGe, выращенных на Si(111).

Рис. 62. (a) Изображение поверхности, полученное методом атомно-силовой микроскопии, участка с высокими атомными ступенями и короткими латеральными нанопроволоками, (б) его трехмерное изображение с наложением цвета, отражающего распределение потенциала по поверхности, измеренного с помощью метода зонда Кельвина, карта которого показана на (в), и (г) профиль потенциалов вдоль линии A, отмеченной на (в). Потенциал поверхности на (г) справа показан относительно уровня вакуума.

Полученные результаты показывают, что наличие Ge на широких террасах в количестве, превышающем 0.04, приводит к образованию латеральных нанопрово- лок с содержанием Ge до 0.10. Согласно спектроскопическим данным комбинационного рассеяния света, области подложки Si(111), лежащие под трёхмерными структурами SiGe, испытывают слабые растягивающие напряжения, а области Si(111), расположенные между ними, испытывают относительно сильное сжимающее напряжение вблизи краев структуры SiGe.

Рис. 63. (а) Расчетное содержание Ge вдоль линии А, показанной на Рис. 62(в). (б) Схема поперечного сечения образца и (в) схема электронной структуры участка террасы между двумя нанопроволоками. (г) Профиль содержания Ge на участке поверхности, соответствующему (в).

Поверхности с различным содержанием Ge образуют гетероструктуры типа II в плоскости поверхности. Потенциал поверхности, измеренный с использованием метода зонда Кельвина, имеет максимумы,которые соответствуют минимумам содержания Ge в областях террасы вокруг трехмерных структур SiGe. Этот эффект может быть обусловлен проявлением твёрдотельной несмачиваемости поверхности Si(111) по отношению к слоям SiGe. Карта потенциала поверхности, полученная методом зонда Кельвина, может быть использована для изображения распределения химического состава поверхностных слоёв с высоким пространственным разрешением.

В результате исследований установлено, что ФЛ образцов Si, содержащих скользящие дислокации, после облучения внешней электронной пушкой при энергии 350 кВ, приводит лишь к увеличению интенсивности линии D2, остальные линии D3, D4 и D1 остаются неизменными, как и до облучения. Это коррелировало с образованием междоузельных кластеров в плоскостях {111}, {001} и {113} вблизи ядра различных дислокаций при in situ облучении электронами в JEM4000EX.

Показано, что трансформация дислокаций Франка в полные дислокации, которая происходит с ростом температуры отжига имплантированных образцов, сопровождается трансформацией их ядер в ядра дислокаций Ломера (ДЛ) перетасованного набора, которые состоят из 5/7-звенных атомных колец, не содержащих оборванных связей. Это приводит к появлению линии D1 в спектрах ФЛ, в то время как сами дислокации Франка оптически неактивны. В Si, подвергнутом термоудару, скольжение определяется дислокациями перетасованного набора со структурой ядра S1, предсказанной Хорнстра еще в 1958 году [J. Hornstra J. Phys. Chem. Solids, 5, 129 (1958)], которые, как показано расчетами из первых принципов, являются единственным скользящим типом дислокаций в Si [L. Pizzagalli, J. Godet, and S. Brochard Phys. Rev. Lett. 103, 065505 (2009)]. Спектр ФЛ данных образцов содержит все D1-D4 линии, хотя S1 дислокации оптически неактивны [S. Pizzini, et al. Appl. Phys. Lett. 88, 211910 (2006)] из-за наличия оборванных связей в их ядре. Это указывает на то, что появление линии D1 в пластически деформированном Si, как и в случае трансформации дислокации Франка, также связано с 5/7 ядром перетасованной ДЛ, которая формируется при слиянии двух S1 дислокаций, скользящих в пересекающихся плоскостях {111}. При этом оборванные связи S1 дислокаций замыкаются с образованием 5-звенного кольца в ядре ДЛ. Однако, как показано в работе, при пластической деформации системы GeSi/Si могут формироваться ДЛ скользящего типа, содержащие в ядре две оборванные связи, которые будут обеспечивать безизлучательную рекомбинацию. В рамках предложенной концепции, недиссоциированная 60о дислокация, возникающая при переходе S1-G для ее дальнейшего расщепления, обладающая ядром со структурой 5/7, может также рассматриваться как источник D1 линии. Однако, ее существование пока экспериментально не доказано. На основе полученных данных впервые вскрыта природа D1и D2 линий в Si.

Работа посвящена исследованию гетероструктур нового класса: первого рода с непрямой запрещённой зоной. Вследствие разделения носителей заряда в пространстве квазиимпульсов подобные структуры характеризуются длительным временем жизни экситона вплоть до сотен микросекунд. Это оказывается сравнимым с ожидаемым временем спиновой релаксации экситона в квантовых точках (КТ) и квантовых ямах (КЯ) первого рода [A.V. Khaetskii, Yu.V. Nazarov, Phys. Rev. B 61, 12639 (2000).], что делает такие структуры удобными объектами для исследования спиновой релаксации локализованных экситонов.

Оценочные расчёты, проведённые в [Т.С. Шамирзаев, ФТП 45, 97 (2011), M.E. Pistol, C. E. Pryor, Phys. Rev. B 80, 035316 (2009)], показывают, что КТ и КЯ сформированные в гетеросистеме InSb/AlAs являются потенциальным представителем нового класса структур. Обнаружено, что осаждение InSb на AlAs при температурах 450-500°С ведёт к перемешиванию материалов и формированию In_xAl_1-xSb_yAs_1-y/AlAs КЯ. Структурные исследования, проведённые методом сканирующей просвечивающей микроскопии в темнопольном режиме с Z-контрастом, показали пространственно периодическое распределение химических элементов в плоскости КЯ с периодом порядка 5-10 нм, что указывает на спинодальный распад твёрдого раствора In_xAl_1-xSb_yAs_1-y. Исследование энергетического строения In_xAl_1-xSb_yAs_1-y/AlAs КЯ по разработанной нами методике [D.S. Abramkin, A.K. Gutakovskii, T.S. Shamirzaev, J. Appl. Phys. 123, 115701 (2018)], заключающейся в измерении зависимости положения максимума спектра стационарной низкотемпературной фотолюминесценции (ФЛ) от плотности мощности возбуждения, показало сосуществование двух подсистем с энергетическим строением первого и второго рода. Расчёты энергетического спектра, выполненные с учётом неоднородного распределения материалов в КЯ и сегрегации атомов In и Sb, показали, что такое сосуществование обусловлено спинодальным распадом твёрдого раствора. Основные электронные состояния лежат в XXY и XZ долине зоны проводимости для подсистем первого и второго рода, соответственно.

Обнаружена неэкспоненциальная динамика затухания ФЛ InSb/AlAs КЯ, что указывает на разброс времён излучательной рекомбинации экситонов, локализованных на состояниях «хвоста» плотности состояний в КЯ с непрямой запрещённой зоной [T. S. Shamirzaev, J. Debus, D. S. Abramkin, D. Dunker, D. R. Yakovlev, D. V. Dmitriev, A. K.Gutakovskii, L. S. Braginsky, K. S. Zhuravlev, and M. Baye,r Phys. Rev. B 84, 155318 (2011)]. Аномальное смещение полосы стационарной ФЛ с ростом температуры в низкоэнергетическую область спектра (80 мэВ в диапазоне температур 5-100К), заметно превосходящее температурное снижение ширины запрещённой зоны материалов А₃В₅, свидетельствует об энергетической релаксации экситонов по локализованным состояниям в КЯ [E.L. Ivchenko «Optical spectroscopy of semiconductor nanostructures», Springer 2004]. Величина спектрального смещения ФЛ для InSb/AlAs КЯ с непрямой запрещённой более чем на порядок величины превосходит смещение для типичной КЯ GaAs/AlGaAs с прямой запрещённой зоной [M. Gurioli, A. Vinattieri, J. Martinez-Pastor, and M. Colocci, Phys. Rev. B 50, 11817 (1994)]. Это обусловлено длительным временем жизни экситона в непрямозонной InSb/AlAs КЯ, в течение которого происходит энергетическая релаксация экситонов. Действительно, измерения время-разрешённых спектров ФЛ InSb/AlAs КЯ показали, что смещение полосы ФЛ в низкоэнергетическую область спектра происходит на протяжении всего времени рекомбинации, вплоть до 500 мкс.

Также были проведены расчёты энергетических диаграмм гетероструктур А₃В₅, выращенных на подложках с ориентацией (110). Показано, что в таких системах тоже возможно формирование энергетического спектра первого рода с непрямой запрещённой зоной. Кроме того, ведутся работы по исследованию процессов формирования и оптических свойств гетероструктур с КЯ и КТ в широкозонных матрицах AlAs и GaP на кремниевых подложках. Для получения структур с InAs/AlAs и GaAs/GaP КЯ и КТ были использованы гибридные GaAs/Si и GaP/Si подложки, соответственно. Обнаружена низкотемпературная (до 180К) ФЛ структур с КТ и КЯ. Показано, что эффективность люминесценции КТ и КЯ ограничивается высокой концентрацией центров безызлучательной рекомбинации в матрице. Повышение концентрации дефектов в слоях AlAs и GaP, обусловлено высокой степенью шероховатости поверхности гибридных GaAs/Si и GaP/Si подложек. Планируется проведение работ по улучшению морфологии получаемых гибридных подложек.

В настоящее время в мире существует значительный интерес к поиску возможных путей создания светоизлучающих приборов на основе кремния. Гетероструктуры Ge/Si с квантовыми точками (КТ) рассматриваются сегодня как один из объектов для решения этой задачи. Привлекательностью этих структур является наличие в их спектрах люминесценции сигнала при комнатной температуре в области длин волн 1.3-1.6 мкм. Однако существенным недостатком данного типа светоизлучающих структур является низкая квантовая эффективность. В данной работе исследовалась возможность усиления фотолюминесценции (ФЛ) от пространственно упорядоченных GeSi КТ, за счёт их контролируемого встраивания в оптические микрорезонаторы.

Для получения структур с пространственно упорядоченными КТ, встроенными в микрорезонаторы на основе двумерных фотонных кристаллов, использовались подложки кремния на изоляторе (КНИ). Создание тестовых образцов проводилась в три этапа. На первом этапе методами электронной литографии и плазмохимического травления были созданы структурированные подложки, представляющие собой периодическую последовательность ямок в виде квадратной решётки с периодом от 0.5 до 6 мкм. На втором этапе методом молекулярно-лучевой эпитаксии на структурированных подложках КНИ проведено формирование пространственно упорядоченных массивов КТ и групп КТ. Были созданы два типа упорядоченных структур: 1) одиночные квантовые точки внутри ямок, 2) группы квантовых точек, упорядоченных в кольцо. На третьем этапе была отработана технология по созданию и пространственному совмещению микрорезонаторов на базе фотонных кристаллов с упорядоченными массивами GeSi КТ (рис. 64).

Рис. 64. СЭМ-изображения двумерных ФК, со встроенными в микрорезонатор одиночными GeSi КТ (левая панель) и группами GeSi КТ (правая панель), полученными осаждением ∼ 4 монослоёв Ge при температуре 700°С на структурированные подложки КНИ с рельефом поверхности в виде ямок, расположенных в узлах квадратной решётки с периодом: 6 мкм (левая панель) и 4 мкм (правая панель)

Излучательные свойства тестовых образцов с пространственно-упорядоченными GeSi КТ, встроенными в микрорезонаторы, исследовались методом микро- фотолюминесценции с высоким пространственным и спектральным разрешением. В работе исследовано влияние расположения КТ и группы КТ в микрорезонаторе на их излучательные свойства. Измерения проводились при комнатной температуре. Обнаружено, что спектры микро-ФЛ от структур с упорядоченными SiGe КТ содержат последовательность узких резонансных пиков в спектральном диапазоне от 0.9 до 1.3 эВ, что указывает на наличие сильного взаимодействия излучения с резонансными модами сформированных микрорезонаторов. Установлено, что интенсивность резонансных пиков ФЛ возрастает по мере увеличения периода между КТ в диапазоне от 1 до 6 мкм, а затем выходит на насыщение.

Изучены спектры комбинационного рассеяния света (КРС) пленок SiO₂, содержащих сферические нанокристаллы InSb, полученные методом ионно-лучевого синтеза в результате имплантации ионов In⁺ и Sb⁺ с энергией 200 кэВ дозой 8?10¹⁵ см^-2 и последующего отжига при температурах 800-1100 °С. TO- и LO- подобные моды в спектрах КРС нанокристаллов InSb были обнаружены на частотах 187 см^-1 and 195 см^-1 соответственно (рис. 65). Наблюдаемые моды смещены в высокочастотную область по сравнению с их значениями в объемных кристаллах InSb на 7.3 и 4.3 см^-1 соответственно. Их частота не зависит от размеров нанокристаллов. Обнаружено, что расщепление LO-TO моды оптического фонона составляет 18 см^-1, что на 3 см^-1 меньше, чем его величина в объемном монокристалле. С ростом температуры отжига от 800 до 1000 °С происходит уменьшение ширины ТО-подобной моды и рост ее интенсивности. LO-подобная мода также растет в интенсивности, но ширина ее практически не изменяется. Изменение интенсивности пиков КРС с ростом температуры отжига коррелирует с изменением плотности нанокристаллов, формирующихся в матрице SiO₂ в процессе отжига. Полученные результаты проанализированы с точки зрения влияния квантово-размерного эффекта, механических напряжений в нанокристаллах, частоты оптического фонона, а также рассеяния на частоте, соответствующей растянутым анион-катионным модам на поверхности полярных сферических нанокристаллов.

С целью учета вклада квантово-размерного эффекта в смещение частоты оптического фонона в нанокристаллах InSb, спектры КРС в зависимости от размера нанкористалла были рассчитаны в рамках модели пространственной локализации фонона. Расчеты частоты TO и LO моды были сделаны в зависимости от радиуса сферического нанокристалла InSb. Согласно полученным результатам, для нанокристаллов с радиусом менее 10 нм наблюдается как асимметричное уширение линии оптических фононов, так и низкочастотное смещение их максимума. Для нанокристаллов с радиусом больше 10 нм частоты TO и LO мод практически совпадают с их значениями в матрице объемного монокристаллического InSb. Никакого влияния размера нанокристалла на величину расщепления моды оптического фонона замечено не было (рис. 66).

Поскольку частота продольного оптического фонона меньше всего подвержена искажению за счет вклада других колебаний, то по ее голубому смещению относительно значения в монокристаллическом InSb была определена величина деформаций, соответствующая частоте продольного оптического фонона 195 см^-1, получается равной -0.0064. Это в свою очередь должно достигаться при давлениях около 10 кбар. Это, согласно литературным данным, соответствует частоте поперечного оптического фонона ∼184.5 см^-1 , что на ∼2.5 см^-1 меньше значения, наблюдаемого экспериментально.

Появление поверхностных фононов на границе раздела между нанокристаллом InSb и окружающей матрицей оксида кремния также может стать одной из причин наблюдаемого расщепления моды оптического фонона. В предположении плоской границы раздела InSb/SiO₂ была рассчитана частота поверхностного фонона ω^S = 192 cm^-1. В рамках приближения плоской границы, ω^S не зависит от размера нанокристалла, что соответствует полученным экспериментальным данным. Полученное значение ω^S на 5 см^-1 больше частоты экспериментально наблюдаемого TO-подобного пика. Можно предположить, что экспериментально наблюдаемый низкочастотый пик в спектре КРС является суперпозицией моды поперечного оптического фонона и моды поверхностного фонона.

В наших экспериментах сферические нанокристаллы InSb имеют размеры много меньшие длины волны падающего света. При этом диэлектрические постоянные InSb и SiO₂ сильно различаются. В таких средах можно наблюдать рассеяние на частоте Фрёлиха. Резонанс Фрёлиха наблюдается на частотах, соответствующих растянутым анион-катионным модам на поверхности сферических нанокристаллов и не зависит от размера частицы, на которой происходит рассеяние:

После подстановки значений диэлектрических постоянных для оксида кремния и для InSb, а также значений частот LO и TO моды в объемном кристалле InSb в выражение (1) получим частоту резонанса Фрёлиха ω^F=187 см^-1.

Рис. 65. Спектры КРС имплантированных пленок SiO2 после отжига при температурах (а) 800, (б) 900, (в) 1000 и (г) 1100 °С.	Рис. 66. Частоты (a) TO и (b) LO моды, рассчитанные в рамках модели пространственной локализации фонона, как функция радиуса сферического нанокристалла InSb.

Это в точности совпадает с экспериментально наблюдаемым положением низкочастотной компоненты в спектре КРС. C другой стороны, поскольку частота резонанса Фрёлиха зависит от значений частот TO- и LО-моды, то в ионно-синтезированных напряженных нанокристаллах она также может быть сдвинута в высокочастотную обрасть. Природа наблюдаемого эффекта требует дополнительных исследований.

Пленки пористого германия на Si подложках получали путем удаления матрицы GeO₂ из гетерослоев GeO₂<Ge-НК> (толщиной от 100 до 500 нм) в течение 30 секунд в HF и исследовали с применением спектроскопии комбинационного рассеяния света (КРС), спектроскопии фотолюминесценции (ФЛ), сканирующей эллипсометрии, сканирующей электронной микроскопии (СЭМ). По данным КРС-спектроскопии размеры Ge нанокристаллов после удаления матрицы уменьшались с 6-7 нм до 4-5 нм за счет окисления на воздухе, и проявлялся эффект резонансного КРС.

Рис. 67 (1) и (2) - спектры ФЛ, возбужденные излучением лазера с энергией фотона 2.6 эВ в слое пористого Ge на различных участках при комнатной температуре (кривые нормированы на спектральную чувствительность детектора)

Резонансное КРС сопровождалось возникновением фотолюминесценции (ФЛ) при возбуждении лазером с энергией кванта 2.6 эВ при комнатной температуре. Сигналы ФЛ в диапазоне 2.1–2.5 эВ и резонансное КРС можно объяснить высокоэнергетическими переходами носителей заряда с неосновных уровней, образованных из “свернутых” L-долин в Ge нанокристаллах. ФЛ в красной области (1.5–1.7 эВ) может быть связана с наличием поверхностных состояний на границе Ge-НК/естественный окисел GeOx, либо дефектов внутри Ge нанокристалла.

По данным сканирующей эллипсометрии тонкие (до ∼200 нм) гетерослои GeO₂<Ge-НК> имели постоянные оптические константы, как в латеральном направлении, так и вглубь плёнки до и после вытравления матрицы GeO₂ (n = 2.2, k = 0.25 и n = 1.72, k = 0.08, соответственно). Степень усадки толщины гетерослоя GeO₂<Ge-НК> после травления достигала 20 – 30 % на разных участках пленки. При хранении на воздухе толщина сформированного слоя аморфного пористого Ge в течение 2 суток увеличилась на 1 ? 10 %. СЭМ-изображение морфологии поверхности гетерослоев GeO₂<Ge-НК> после травления демонстрирует их сплошность и однородность (рис. 68 а). На основании полученных результатов можно заключить, что при формировании гетерослоев GeO₂<Ge-НК> образуется устойчивый каркас скелетного типа из Ge наночастиц, который, по-видимому, сохраняется после модификации этих слоев.

После вытравливания матрицы GeO₂ из толстого (400-500 нм) гетерослоя GeO₂<Ge-НК> сформированная пленка сильно рассеивает лазерный луч, поэтому решение обратной задачи эллипсометрии в рамках любой модели является не корректным. Вероятно, это связано с тем, что при удалении матрицы GeO₂ скелетно-кластерный каркас разрушается. Это подтверждают данные сканирующей электронной микроскопии. При вытравливании матрицы за счет выхода внутренних механических напряжений запускается процесс трещинообразования в пленке при данной толщине (рис. 68 б). Сформированная пленка представляет собой рыхлое высокопористое покрытие из нанокластеров Ge на поверхности, тогда как в ее объеме образуются параллельные наноцепочки из германиевых частиц (рис. 68 в). Механизм образования подобных цепочек пока не ясен.

Так как алмаз является широкозонным полупроводником, легированные плёнки алмаза перспективны для применения в устройствах микроэлектроники, работающих при высоких температурах. В последнее время, в связи с прогрессом методов плазмохимического осаждения (ПХО), они перспективны также в качестве прозрачных электродов для солнечных элементов. Известно, что в полупроводниках p-типа, в которых имеются зоны лёгких и тяжёлых дырок, начиная с некоторого уровня легирования в спектрах комбинационного рассеяния света (КРС) проявляются электронные переходы между данными зонами. Эти квази-непрерывные переходы взаимодействуют (интерферируют) с дискретными переходами на оптических фононах, этот эффект известен как интерференция Фано. В данной работе исследована интерференция Фано в плёнках нанокристаллического алмаза.

Рис. 69. Спектры КРС

На рисунке приведены спектры КРС от монокристаллического алмаза и от нанокристаллических плёнок с содержанием бора от 0 до 4000 ppm. В нелегированной плёнке наблюдается сдвиг и уширение пика, это обусловлено локализацией оптических фононов в нанокристаллических зёрнах. Эти эффекты хорошо описываются в рамках phonon confinement model (PCM). Видно, что легирование ведёт к дальнейшему сдвигу, уширению и асимметрии пика. Известно, что форму пика КРС в случае интерференции Фано можно описать с помощью контура Фано:

Здесь параметр q зависит от интенсивности КРС на электронных переходах, а добавка δΩ определяется из PCM. Таким образом, можно разделить эффекты легирования и локализации.

Ячейка ReRAM, также часто называемая мемристором, представляет собой энергонезависимое запоминающее устройство со структурой металл-диэлектрик-металл, в котором информация сохраняется посредством обратимого изменения сопротивления слоя диэлектрика.

Типичная ячейка ReRAM способна сохранять два состояния – состояние с высоким сопротивлением (СВС) и состояние с низким сопротивлением (СНС). Мемристоры на основе HfO_x уже продемонстрировали высокое число циклов переключения (∼10¹⁰) и достаточно большое соотношение токов I_СНС/I_СВС (∼10³ ). Несмотря на то, что исследования этого типа памяти проводятся с 2008 года и установлено, что оксиды HfO_x (x<2) являются наиболее перспективными для ячеек ReRAM, остались нерешёнными ряд исследовательских задач: определение границ области обратимого переключения по величине x, влияние содержания кислорода на параметры ReRAM ячейки, химический состав плёнок HfO_x. Эти задачи были решены в настоящей работе (Рис.70 и Рис.71).

Зависимость электрофизических свойств мемристоров TaN/HfO_x/Ni от концентрации кислорода в плёнке оксида оказалась достаточно сильной. Резистивное переключение продемонстрировали лишь образцы с HfO_x с x, укладывающимся в диапазон от 1.78 до 1.81, что соответствует максимальной концентрации фазыf Hf₄O₇. Более того, оказалось, что соотношение I_ON/I_OFF уменьшается с уменьшением концентрации кислорода в плёнке. В то же время, U_SET, U_RESET и I_ON не проявили никакой зависимости ни от площади структуры, ни от коэффициента x, что указывает на локальный характер проводимости в СНС (а именно – на модель проводящего канала). Эти результаты также указывают на то, что образующийся проводящий канал обладает одинаковым химическим составом и размером для всех образцов с различным x. Уменьшение сопротивления в СНС при увеличении температуры указывает на то, что проводящий канал, по-видимому, является полупроводниковым, а не металлическим.

Рассчитывались все неэквивалентные позиции собственных дефектов в λ-Ta₂O₅. Установлено, что O-rich предел отвечает химическому потенциалу кислорода μ(O) = -4,9 эВ, O-poor – μ(O) = -8,6 эВ. Для Ta₂O₅ близкого к стехиометрическому минимальная энергия формирования у междоузельного O. При обеднении кислородом при μ(O)<-6,8 эВ наиболее энергетически выгодным дефектом становится вакансия O, а в условиях сильного кислородного обеднения (в контакте с металлом) междоузельный Ta (рис. 72). Таким образом, формирование междоузельного Ta в условиях работы RRAM элементов на основе оксида тантала, имеет сопоставимую энергозатратность с вакансией O. Это указывает на потенциально значимую роль междоузельного Ta в процессах резистивного переключения. Формирование Ta, замещающего O, наиболее энергозатратно практически во всём диапазоне μ(O). Следовательно, концентрация данного дефекта наименьшая, по сравнению с другими собственными дефектами.

Все типы изученных дефектов, за исключением междоузельного O, образуют дефектные состояния в запрещённой зоне λ-Ta₂O₅ (рис. 73). Вакансия O формирует один заполненный дефектный уровень, междоузельный Ta – 3 уровня (заполненных тремя электронами со спином «вверх» и двумя со спином «вниз»), Ta, замещающий O, формирует 4 уровня дефекта (заполненных четырьмя электронами со спином вверх и тремя - со спином вниз). Это объясняется тем, что Ta имеет 5 валентных электронов, и эти электроны распределяются по уровням в запрещённой зоне. В случае Ta, замещающего O, к 5 валентным электронам Ta добавляется 2, которые остаются после «удаления» одного атома O из кислородной плоскости. Таким образом, Ta, замещающий O, можно рассматривать как вакансию O и междоузельный Ta.

Рис.73. PDOS спектры λ-Ta₂O₅ с вакансией O (a), междоузельным O (б), междоузельным Ta (в) и Ta, замещающим O (г). За ноль энергии принято положение потолка валентной зоны. Для наглядности спектры O2p/Ta5d и Ta6s/Ta6p разнесены по вертикали.

Все виды собственных дефектов в λ-Ta₂O₅, которые приводят к обогащению металлом (т.е. к атомному отношению [O]/[Ta] < 2,5), влияют на транспорт заряда и участвовать в формировании филамента. Причём, междоузельный Ta и Ta, замещающий O, имеют более сильное влияние на электронную структуру Ta₂O₅, чем вакансия O. Для всех дефектов, за исключением междоузельного O, получены положительные значения энергии локализации электрона и дырки. Это значит, что захват и электрона, и дырки при эти дефекты энергетически выгоден. Таким образом, вакансии O, междоузельные Ta, и Ta, замещающий O, в Ta₂O₅ могут выступать в качестве электронных и дырочных ловушек, и участвовать в транспорте заряда. Однако, учитывая энергию образования перечисленных дефектов, можно ожидать, что в условиях кислородного обеднения только междоузельный Ta может играть конкурентную с вакансией O роль в проводимости.

Значения оптической E_opt и термической E_th энергии для нейтральной вакансии O в согласии с экспериментальными данными: E_th = 0,7–0,85 эВ, E_opt = 1,5–1,7 эВ. Данный результат подтверждает, что в стехиометрическом или близком к стехиометрическом Ta₂O₅ именно вакансия O является доминирующим дефектом. Однако результаты настоящего исследования предсказывают, что для сильно обеднённого кислородом оксида тантала, значения E_opt и E_th должны быть значительно меньше, ввиду существенного включения в процессы транспорта междоузельного Ta.

Изучались плёнки оксида тантала, синтезированные методом ионно-лучевого распыления-осаждения (IBSD) при различных парциальных давлениях кислорода для вариации атомного отношения [O]/[Ta]. По данным анализа рентгеновских фотоэлектронных спектров остовного уровня Ta4f нестехиометрический TaO_x (x < 5/2) состоит из стехиометрического Ta₂O₅, металлического Ta и субоксидов TaO_y тантала (рис. 74). По данным спектроэллипсометрии в нестехиометрическом TaO_x наблюдается оптическое поглощения с энергией 4,6 эВ. Для выявления природы этого пика проведено квантово-химическое моделирование электронной структуры вакансии кислорода в Ta₂O₅ (рис. 75). Теория предсказывает оптический переход из заполненного в незаполненное состояние с энергией 4,5 эВ, 4,65 эВ. Эти энергии близки к энергии экспериментально наблюдаемого перехода с энергией 4,6 эВ. Следовательно, пик поглощения с энергией 4,6 эВ в TaO_x обусловлен вакансией кислорода.

Рис.76. Флуктуации потенциала в нестехиометрическом. Вверху двумерная картина, внизу одномерная схема флуктуаций потенциала.

При условии низкой концентрации ловушек, через которые возможно растекание локализованного заряда, открывается возможность использования TaO_x в качестве запоминающей среды элементов флэш-памяти с существенно большим временем жизни локализованного заряда (хранения информации), чем флэш-память на основе Ta₂O₅, в котором ловушками выступают вакансии кислорода с энергий локализации заряда 0,85 эВ.

Рис.77. Структура флэш элемента памяти на основе нестехиометрического TaO_x в качестве запоминающей среды.

На основе пространственных флуктуаций химического состава и модели флуктуаций потенциала в TaO_x можно сделать вывод, что для описания транспорта заряда в резистивных элементах памяти на основе TaO_x (x < 5/2) следует использовать теорию протекания в случайном потенциале Шкловского-Эфроса.

Предложен элемент энергонезависимой памяти, основанной на ZrO_x, который содержит металлические кластеры размером порядка 2-5 нм. Элемент памяти состоит из следующих слоёв: TaN, блокирующего ZrO₂, запоминающего ZrO_x, а так же из двух туннельных слоёв ZrO₂ и SiO₂. Моделирование показало, что благодаря такой конфигурации удаётся достичь следующие характеристики: время перепрограммирования ∼1 нс, время хранения информации более 10 лет при 150 °С.

В работе [V.A.Gritsenko, K.A.Nasyrov, D.V.Gritsenko, Yu.N.Novikov, J.H.Lee, J.-W.Lee, C.W.Kim, Hei Wong, Modeling of a EEPROM device based on silicon quantum dots embedded in high-k dielectrics, Microelectron Engineering, 81, 530 (2005)] был предложен элемент Electrically Erasable Programmable Read-Only Memory (EEPROM), основанный на структуре Si/SiO₂/точка(Si-кластер)/high-k/Si (SOSOS), в котором в качестве блокирующего оксида был использован альтернативный диэлектрик с высоким значением диэлектрической проницаемости (high–k). Было показано, что использование high-k диэлектриков в качестве блокирующего слоя в EEPROM ведёт к ряду преимуществ по сравнению с EEPROM, в которых в качестве блокирующего диэлектрика используется традиционный оксид кремния (SiO₂, 3,9).

А именно: усиление электрического поля в туннельном оксиде, возрастание инжекционного тока, снижение паразитной инжекции через блокирующий слой. Основной недостаток предложенной SOSOS структуры – это использование достаточно толстого туннельного слоя SiO₂ (5,0 нм), толщина которого обеспечивает длительное хранения заряда в Si-кластере (∼10 лет 85 °С). Предложенная SOSOS структура не позволяет накапливать положительный заряд в Si-кластере, по причине большого дырочного энергетического барьера на границе Si/SiO₂. Как следствие, использование толстого туннельного слоя SiO₂ приводило в режиме записи/стирания к небольшому окну памяти (разница пороговых напряжений элемента памяти в состояниях логический «0» и «1»).

Для устранения этих недостатков предложен элемент памяти, основанный на структуре Si/SiO₂/ZrO₂/ZrO_x/ZrO₂/TaN (SOOZOT рис. 78) в котором в качестве туннельного оксида используется не один слой SiO₂ а два слоя – один из которых SiO₂, а второй слой из high–k диэлектрика (ZrO₂). Блокирующий слой в SOOZOT структуре, так же, как и в SOSOS структуре выполнен из high-k диэлектрика. В SOOZOT-структуре использовались следующие величины толщин: туннельный SiO₂ – 1.8 нм, туннельный ZrO₂ – 8 нм(ε≈25), блокирующий ZrO₂ – 8 нм. В качестве импульсов записи/стирание использовалось напряжение ±16 В, с длительностью 10 мс. На рис. 79 показана энергетическая диаграмма SOOZOT структуры в нейтрально режиме, а также в режимах записи/стирания.

На рис. 80 показаны характеристики записи/стирания в SOOZOT структуре. Расчёты показывают, что использование тонкого слоя туннельного SiO₂, позволяет улучшить его инжекционные свойства. Благодаря этому удаётся значительно увеличить окно памяти в режимах записи/стирания рис.81. В то же время паразитная инжекция в режимах записи/стирания через блокирующий слой ослаблена (рис. 79). Применение тонкого SiO₂ позволяет повысить быстродействие в режиме записи/стирания. Запись/стирание информации в SOOZOT структуре происходит за времена порядка 1 нс. На рис. 81 показана зависимость U_FB(t) в режиме хранение (закорочен TaN c Si-подложкой). Расчёты показывают, что в режиме хранения достаточно толстые блокирующий и дополнительный туннельный слои, из high-k диэлектрика, препятствуют стеканию накопленного заряда из Zr-кластеров. Окно памяти при 25 °С через 10 лет составляет 4,5 В, а при 150 °С ∼3 В (рис. 81).

Диоксид ванадия (VO₂) является материалом с сильно коррелированными электронами, который испытывает резкий, обратимый фазовый переход полупроводник-металл под действием температуры, электричества, излучения, механических

Рис. 82. СЭМ изображения упорядоченного массива нанопроволок VO₂. (a) Вид сверху, (б), (в) Вид сбоку массива нанопроволок полученных после 2-х и 4-х часов синтеза соответственно (г) ПЭМ изображение отдельной нанопроволоки VO₂ показывающее монокристалличность и направление роста [100] (д) Схематичное представление массива нанопроволок VO₂ на нанострукутрированной поверхности кремния.

напряжений [N. Davila, R. Cabrera and N. Sepulveda, Ieee Photonic Tech L 24 (20), 1830-1833 (2012)]. Во время фазового перехода оптические, электрические и механические свойства VO₂ значительно изменяются. Такие уникальные свойства перехода могут быть использованы в микро/наноэлектронных устройствах и фотонных приложениях, таких как перестраиваемые метаматериаллы, оптические ограничители, ультрабыстрые оптические переключатели, фотонные кристаллы [H. W. Liu, J. P. Lu and X. R. Wang, Nanotechnology 29 (2) (2018)].

В последние годы наблюдается устойчивый рост исследований одиночных монокристаллов VO₂. Проведенные исследования показывают, что монокристалл VO₂ имеет более яркие свойства фазового перехода. Действительно, переход от поликристаллической структуры к монокристаллической за счет отсутствия межзеренных границ позволяет на несколько порядков увеличить число повторений, которое на сегодня превосходит 10¹⁰ [I.P. Radu , et.al., Nanotechnology 26, 165202 (2015)]. Боле того, в отличие от поликристаллической пленки с шириной гистерезиса около 3-5 K, в монокристалле ширина гистерезиса сужается до 1-3K [B. S. Mun, et.al., Physical Review B 84 (11) (2011)]. Такой резкий скачек достигается за счет того, что фазовый переход в монокристалле от фазы M в фазу R и обратно идет единым фронтом, в отличие от перехода в поликристаллической пленке, где переход идет перколяционно [Y. J. Chang, et.al., Physical Review B 76 (7) (2007)].

До сих пор исследовались только единичные монокристаллы VO₂ расположенные на подложках в случайном месте и имеющие случайные размеры в результате синтеза. Очевидно, что для практического применения нужны упорядоченные массивы одинаковых монокристаллов, расположенные в заданном месте и заданных размеров. Такие объекты являются метаповерхностями в ИК и ТГц областях, и могут быть использованы при создании умных метаматериалов, фотонных кристаллов и пр. В данной работе сообщается о формировании упорядоченного массива монокристаллических нанопроволок VO₂ с помощью селективного роста на периодических 3D структурах кремния полученных с помощью наноимпринтлитографии.

Массивы нанопроволок VO₂ были синтезированы при помощи осаждения из газовой фазы прекурсора ванадил ацетилацетоната на наноструктурированную подложку [L. V. Yakovkina, et.al., J Mater Sci 52 (7), 4061-4069 (2017)]. Наноструктурирование подложки было выполнено при помощи наноимпринт литографии на больших площадях (около 15×15 см² ) кремниевой пластины. Кристаллы VO₂ преимущественно растут на литографических квадратиках размерами 80×80 нм² нормально к поверхности, наследуя наноструктуру поверхности. Выращенные нанопроволоки состоят из одинаково ориентированных нанокристаллов высотой около 500 нм. Кристаллы VO₂ растут в направлении [100]. Это же подтверждает огранка кристаллов типичная для этого направления (Рис. 82).

Такие структуры перспективны в качестве новых устройств в основе которых лежит фазовый переход VO₂ поскольку массивы представляют собой монокристаллы без межзеренных границ, они имеют малую площадь контакта с подложкой (что увеличивает долговечность устройств от разрушения вплоть до бесконечности) и дают полную интеграцию в современные 2D и 3D интегральные схемы (совместимы с кремниевой технологией).

Полученные массивы вертикальных столбиков перспективны для формирования умных метаматериалов, фотонных кристаллов чувствительных к температуре, свету, механическим напряжениям и пр.

В настоящее время при создании материалов и фотонных кристаллов все чаще используются структуры на основе трехмерных (3D) электрически активных микро- и наноэлементов. Например, на основе трехмерных спиралей и других структур разрабатываются киральные метаматериалы, оптическая активность которых в сотни раз сильнее, чем в природных оптических кристаллах. Киральные метаматериалы перспективны для ультратонких поляризаторов, фильтров, модуляторов, неотражающих и высоко поглощающих покрытий, материалов с отрицательным коэффициентом преломления, измерительных и медицинских устройств.

Рис. 83. a) СЭМ изображения двухслойной решетки ленточных металлических правовинтовых спиралей на полимерной подложке. Диаметр и шаг спиралей соответственно D = 1,1 мм и P = 2,2 мм. Длина витка спирали L = 4,1 мм, ширина металлических полосок W = 0,5 мм, расстояние между верхними и нижними спиралями d = 1,1 мм, толщина пленки Ag-серебра d_Ag = 0,5 мкм. б)Зависимость угла поворота плоскости поляризации от частоты в ТГц диапазоне длин волн. в)Полярные диаграммы нормированного пропускания в зависимости от угла поворота между передающей (на частоте 35 ГГц) и приемной рупорными антеннами. Здесь Θ - угол поворота плоскости поляризации и черная сплошная линия – калибровка без образца.

Широкое применение таких киральных структур сдерживается трудоемкостью и дороговизной их производства. Нами был разработан оригинальный дизайн и гибридный технологический подход изготовления киральных метаповерхностей (Рис.83.a), основанный на трехмерной печати полимерных подложек с формообра- зующим “спиральным” рельефом, литьем и последующим термическим осаждением металла с использованием теневого эффекта [С.В. Голод, В.Я. Принц, Патент РФ No 2 586 454, 2016]. Предлагаемый подход открывает новые возможности для формирования недорогих метаповерхностей на больших площадях. Измерения в субтерагерцовом (0.127÷0.145 ТГц) и СВЧ (35 ГГц) диапазонах длин волн (Рис.83.б-в) показали, что простейший вариант киральной метаповерхности на основе двуслойных решеток тонкопленочных металлических многовитковых спиралей обеспечивает поворот плоскости поляризации излучения более чем на 40° [S.V. Golod, V.A. Seyfi, A.F. Buldygin, A.E. Gayduk, V.Ya. Prinz, Large-Area 3D-Printed Chiral Meta-surface Composed of Metal Helices. Advanced Optical Materials, id. 1800424, 2018].

Рис.84. Рассчитанные коэффициенты пропускания TE и TM волн двухслойной решеткой левовинтовых тонкопленочных металлических спиралей (Параметры спиралей: D = 1.6 мм, P = 3.2 мм, L = 5.96 мм, W = 0.6 мм, d = 1 мм, d_Ag = 0,5 мкм). СВЧ излучение падает на структуру со стороны металлических спиралей. a) Сравнение значений пропускания в спектрах ТЕ и ТМ для двухслойной решетки, образованной бесконечно длинными спиралями в вакууме и на подложке. Резонансный сдвиг в длинноволновую часть спектра (красный резонансный сдвиг) обозначается символами RS. б-в) Карты углов поворота поляризации для TE и TM волн в зависимости от длины волны и толщины подложки.

Данная система металлических спиралей на полимерной подложке представляет интерес с физической точки зрения, поскольку в ней могут возбуждаться резонансы различной природы, влияющие на её киральные характеристики. Электромагнитные свойства метаповерхности были исследованы с помощью численного моделирования с использованием коммерческого программного обеспечения “CST Microwave studio”. При выполнении расчетов использовался метод конечных элементов с периодическими граничными условиями. В качестве источника возбуждения электромагнитных волн для обработки дифракционных эффектов в структуре использовались порты Флоке с 8 модами. Было показано, что в структуре с 3D спиралями возбуждаются волновой резонанс и дифракционные рэлеевские аномалии (Рис.84.a), наблюдаемые на меньших длинах волн. В условиях субволнового режима, т.е. при длине волны в материале подложки меньше, чем период структуры, в диэлектрическом слое возбуждается волноводная мода. Это приводит к концентрации электромагнитного поля в структуре и усилению взаимодействия волны с киральными элементами метаповерхности. В результате, можно достичь поворота плоскости. Экспериментально и численным моделированием продемонстрировано, что в гибридной структуре наблюдаются эффекты переотражения электромагнитного излучения, которые позволяют управлять вращением плоскости поляризации и ассиметричным пропусканием. Использование эффекта интерференции в системе метаповерхность - полимерная подложка позволяет преобразовывать линейную поляризацию TE и TM волн в эллиптическую (до круговой), а также изменять угол поворота поляризации в широком диапазоне значений.

Возможности предложенного в работе подхода позволяют на одной подложке одновременно изготавливать широкий спектр киральных элементов таких как изогнутые, тороидальные, зигзагообразные, конические, лево- и правовитковые спирали. В перспективе это позволит создать новые метаповерхности с градиентными свойствами. Мультиплицирование напечатанных структур с 3D-спиралями с помощью технологии литья позволяет формировать киральные метаповерхности большой площади. Кроме того, использование высокоразрешающих методов 3D-печати, позволит формировать 3D-спирали с меньшей шероховатостью поверхности и перейти к плазмонным и метаматериалам оптического диапазона. Достоинства предложенного подхода, такие как гибкий дизайн киральных метаповерхностей, применение параллельных методов изготовления, возможность масштабирования и высокая оптическая активность структур делают их перспективным для высокоэффективных преобразователей поляризации и в других практических применений.

Было проведено исследование пленок оксида графена (ОГ), облученных при различных условиях. Пленки были осаждены на мембранных фильтрах путем вакуумной фильтрации. Такой подход позволил получить однородные тонкие пленки большой площади. Для облучения были использованы различные ионы (Kr, Xe, Ar), энергии (46-167 МэВ) и дозы (10¹⁰-10¹⁶ ионов/см² ). АСМ-изображения поверхности пленок показали, что облучение быстрыми тяжелыми ионами привело к формированию на поверхности пленок наноразмерных образований (бугорки) с диаметром ∼ 20-30 нм и высотой 1-2.5 нм. (рис.85a), которые наблюдались только при условии реализации режима высоких электронных потерь. Путем анализа спектров РФЭС было показано, что доля восстановленного материала увеличивается с ростом дозы облучения и энергии облучающих ионов. Полученные зависимости хорошо описываются в терминах плотности выделяемой энергии кэВ/нм3 (рис. 85б). Методом КРС-спектроскопии было показано, что при малых дозах облучения (до значений флюенса ∼10¹² cм^-2 ) разупорядочения материала практически не происходит – параметр ID/IG остается практически постоянным, а затем он начинает возрастать. При дозах облучения ∼10¹⁴ cм^-2 структура пленок становится аморфизованной.

Рис. 85. (а) АСМ-изображения поверхности пленок оксида графена после облучения ионами криптона Kr с энергией 107 MeV. Размер изображения составляет 400 х 400 нм². (b) Изменения доли атомов углерода С для поверхностных слоев пленок ОГ, облученных различными ионами, в зависимости от дозы облучения и плотности выделенной энергии (электронные потери).

Таблица 1. Зависимость параметров пленок оксида графена от дозы облучения, описывающих их транспортные свойства: Е_а – энергия активации, наблюдаемая при более высоких температурах и определенная из уравнения R = R_oexp(E_a/k_BT); для более низких температур из уравнения R = R_oexp(T_o/T)^p определялся параметр, зависящий от использованного материала Т_o - характерная температура, связанная с плотностью локализованных состояний, длина локализации носителей ξ = 2 8e²/4πεε_okBT_o и запрещенная зона Eg ∼ ħνF/ξ; n.d. (not determined) - не было определено из-за больших значений сопротивления.

Для облученных ионами Ar пленок наблюдается увеличение примерно на порядок проводимости необлученных пленок. Анализ температурной зависимости проводимости пленок показал, что при высоких температурах проводимость пленок описывается в терминах прыжковой проводимости Эфроса-Шкловского с переменной длинной прыжка (длина локализации ξ и запрещенная зона E_g), а при низких – в терминах энергии активации E_a (Табл.1). Значения энергии активации и величины запрещенной зоны по мере увеличения дозы облучения уменьшаются. Это может быть объяснено увеличением количества восстановленных областей графена и уменьшением высоты потенциальных барьеров между ними. Предполагается, что при максимальных дозах облучения начинает происходить аморфизация структуры пленок, и поэтому значения энергии активации и величина E_g перестают уменьшаться.

Исследованы структура и свойства пленок графена и мультиграфена, наноструктурированных в результате облучения тяжелыми ионами высоких энергий (Xe, 26 – 167 МэВ). Целью работ был поиск условий, когда огромная энергия, выделяемая локально в треках ионов обеспечит замыкание связей на краях пор в бислойных пленках. Обнаружено, что облучение приводит к формированию наноразмерных пор (антиточек, 1-2 монослоя) размером 20-60 нм в пленках графена и мультиграфена (рис. 86а). 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 обнаружено значительное уменьшение концентрации структурных дефектов с увеличением энергии ионов (рис. 86б). Так, амплитуда связанного с дефектами пика D и отношение интенсивностей пиков D к G уменьшается с ростом энергии ионов в 2 – 5 раз.

Показано, что, в зависимости от энергии иона, можно создавать наноструктурированные слои с разной подвижностью носителей заряда (рис. 86в): При энергии ионов менее 70 МэВ подвижность составляет 1 - 100 см²/Вс, тогда как при более высокой энергии (77 – 146 МэВ) 700 – 1200 см²/Вс. Подвижность носителей в этих слоях до облучения составляла 1000 – 1500 см²/Вс. Исследование температурных зависимостей тока показали появление запрещенной зоны величиной ∼ 50 мэВ в структурах облученных ионами с энергией 167 МэВ благодаря введению массивов антиточек с реконструированными краями (рис. 86г).

Высказано предположение, что при облучении ионами Xe с энергией более 70 МэВ имеет место формирование «сварных» и, соответственно, бездефектных массивов антиточек за счет замыкания связей между соседними слоями. Подобный эффект был предсказан Л.А.Чернозатонским [JETP Letters. 2014. 99(5), 309-314].

Рис. 86. (а) АСМ-изображение поверхности пленки трехслойного графена после облучения ионами ксенона с энергией 167 МэВ, доза облучения 3х10¹¹ ионов/см². (б) Отношение интенсивностей связанного с дефектами пика D к пику G, определенные из спектров КРС и (в) зависимость подвижности носителей заряда для пленок мультиграфена, облученных ионами ксенона с энергиями от 26 до 167 МэВ, доза облучения 3х10¹¹ ионов/см². (г) Температурная зависимость тока для пленок мультиграфена, облученных ионами ксенона с энергией167 МэВ, доза 3х10¹¹ ионов/см².

Рис.87. (a) Изменение температуры от времени области трека иона для трехслойной пленки при симуляции облучения Хе 100 МэВ. Показана эволюция структуры пор в разные моменты времени. (б) Величина зоны бесконечной ленты в зависимости от расстояния между реконструированными краями (см. вставку) и между порами из [Nano Res., 2015, 8, 1250] (пунктир).

Со-авторами (см. публикацию) предложена теоретическая модель процесса реконструкций связей между соседними графеновыми листами (Рис 87). Моделирование проводилось методом двух температурной модели молекулярной динамики, в которой атомная подсистема описывается классическими методами молекулярной динамики, тогда как электронная подсистема характеризуется локальной электронной температурой. Модель учитывает передачу энергии между этими подсистемами. Система, используемая при моделировании, состояла из четырехслойной графеновой пленки размером 60 × 60 нм² ( ∼ 600 000 атомов) с периодическими граничными условиями.

Полученные наноструктуры перспективны для создания новых материалов на основе графена с возможностью управляемого изменения их свойств.

Двухзатворные КНИ КМОП транзисторы с полным обеднением (2G FD SOI FET) являются основой энергоэффективных интегральных схем интернета вещей (IoT) и сетей сотовой связи стандарта 5G. Они изготавливаются на КНИ пластинах типа UTBB SOI с ультратонкими слоями кремния и диоксида кремния.

Рис. 88. Фотографии 100 мм КНИ пластин, созданных методом водородного переноса 0.5 мкм слоев Si на кремний с PEALD HfO₂ и Al₂O₃ стеками одинаковой толщины, но с разным чередованием слоев: 20 нм Al₂O₃ под слоем (100) Si 500 нм (а); 20 нм HfO₂/Al₂O₃ под слоем (100) Si 500 нм (б); 20 нм Al₂O₃/HfO₂/Al₂O₃ под слоем (100) Si 500 нм(в).

Изолирующий слой SiO₂ в КНИ структурах с ультратонкими слоями кремния и оксида (Ultra-thin body and buried oxide UTBB SOI), где t_SOI = t_BOX = 10 нм, не может быть меньше, но для транзисторов с подзатворными диэлектриками с высокими диэлектрическими проницаемостями (ε_h-k>10) толщина эквивалентного окисла EOT = t_h-k(ε_SiO2/(ε_h-k), где ε_h-k и ε_SiO2 – диэлектричекие постоянные h-k диэлектрика и оксида кремния, должна быть менее нескольких нм для обеспечения низковольтного питания. С целью создания изолирующих слоев ВОХ с ЕОТ < 10 нм применялось осаждение на кремниевые пластины ALD high-k диэлектриков, состоящих из стеков оксидов гафния и алюминия с различными положениями гетерограниц при сращивании и водородном переносе (Рис.88,89).

Рис.89. ВРЭМ микроизображения поперечного сечения 100 мм КНИ пластин, созданных методом водородного переноса 0.5 мкм слоев Si на подложке кремния с PEALD HfO₂/Al₂O₃ стеком толщиной 20 нм (на вставке схема структуры, где красной линией обозначена граница сращивания под слоем (100) Si толщиной 500 нм (а); то же со вставками с увеличенным изображением решетки орторомбической фазы Pmn2₁ диоксида гафния, с Фурье образом и c межплоскостными расстояниями (б).

ВРЭМ микроизображения полученных структур после высокотемпературного отжига при 1100°С представленной на Рис.88б пластины демонстрируют полную рекристаллизацию слоя диоксида гафния в орторомбическую фазу Po-2 с группой симметрии Pmn2₁ и осью [100] параллельной оси [-110] кремния, тогда как слой оксида алюминия содержит более мелкие кристаллиты и аморфные прослойки (Рис.89), которые обеспечивают лучшую диэлектрическую изоляцию. Светлые полосы на границе с кремнием толщиной 2 и 3 нм являются аморфными слоями оксида кремния, формирующегося из оксидов металлов и кремния при высокотемпературном отжиге.

Перенос слоя кремния на сапфир имплантацией водорода и сращиванием обеспечивает структурное и электрофизическое совершенство КНС пластин вплоть до толщин Si менее 50 нм, но при высокотемпературном отжиге ∼1000°С, необходимом для отжига имплантационных дефектов, вблизи гетерограницы накапливается положительный заряд из-за окисления кремния на гетерогранице и формирования вакансий кислорода в сапфире. С целью уменьшения этого заряда и окисления кремния проводилась обработка с-поверхности сапфира в N⁺ плазме или имплантация ионов азота. Ионы N⁺ с энергией 50 эВ или 50 кэВ, соответственно, внедрялись до флюэнсов ∼ 10¹⁵-10¹⁶ см^-2 при комнатной температуре. После сращивания и переноса 500 нм слоя кремния имплантированным водородом при 450°С кремний утончался последовательными операциями окисления при 1000-1100°С до толщин ∼100-200 нм (Рис.90). На поверхности кремния вытравливались меза-структуры размером 1х1 мм. На его поверхность наносился металлический затвор для измерения вольт-амперных характеристик (ВАХ) псевдо-МОП транзисторов (Рис.91) .

Рис.90. Оптические изображения поверхности КНС структур (SOS) с 0.5 мкм слоем Si после отжига при 1000°С; а) без обработки в DBD N⁺-плазме б) обработки в DBD N⁺-плазме; в)имплантация N⁺ E=50 кэВ, D=10¹⁶ см^-2 в с-поверхность сапфира перед бондингом.

Нормальные характеристики псевдо-МОП транзисторов были получены для структур с промежуточным слоем SiO₂ на гетерогранице с сапфиром. Причем, уже слой SiO₂ толщиной 50 нм обеспечивал работоспособность псевдо-МОП транзисторов при условии обработки сапфира в азотной плазме или имплантации ионов N⁺ для компенсации положительного заряда даже для 500 мкм сапфира (Рис.91). Отсутствие режима обеднения в пленке кремния без слоя SiO₂ при потенциале V_sub= -4 кВ может быть связано с большим положительным зарядом и недостаточным электрическим полем для его компенсации. Для проверки этого предположения подложки сапфира утончались химико-механической полировкой до толщин <100 мкм, что увеличивало напряженность поля в более чем 5 раз и обеспечивало работоспособность псевдо-МОП транзисторов в обеднении и инверсии при смещениях на подложке V_sub до 4 кВ. Концентрации и подвижности носителей заряда, плотность состояний и заряд на гетерогранице кремний / сапфир определялись методом Y-функции (Y=I_DS/g_m), например, μ_n,p = (β_n,p)²/(f_nC_OXV_D) = 250 и 50 см²/Вс, где I_DS - ток стока, g_m – проводимость канала, β_n,p – наклоны ветвей Y-функции, f_n=f_p= 0.75 – геометрический фактор двухзондовых измерений, C_OX – ёмкость диэлектрика, V_D – напряжение стока [ N. Hefyene, S. Cristoloveanu, G. Ghibaudo, et al. // Sol.-State Electron., V.44, N.10, p.1711-1715, 2000].

Рис.91. а), б) - сток-затворные характеристики псевдо-МОП КНС-транзистора со слоем оксида кремния толщиной 310 нм на с-сапфире толщиной 150 мкм после отжига при 1000°С (а) и то же, но со слоем оксида кремния толщиной 50 нм и с имплантацией ионов азота перед бондингом (б)

По-видимому, внедрение азота в сапфир приводит при термообработках к росту промежуточного слоя Al₃N₄ в КНС структурах, препятствующего формированию положительно заряженных вакансий в диэлектрике из-за диффузии кислорода из сапфира.

Целью работы было увеличение стабильности, регенерабельности в жидкостях нанопроволочных (NW) Schottky Barrier (SB) МОП-транзисторов (NW SB МОПТ). NW SB МОПТ были сформированы литографически в 40 нм слоях КНИ p-типа. SB контакты Al/Si служили истоками-стоками (s-d). После вжигания Al контактов был нанесен h-k диэлектрический стек толщиной 10 нм HfO₂(8нм)/Al₂O₃(2нм) в установке PEALD FlexAl Oxford. Для осаждения HfO₂ использовались прекурсор TEMAH и плазма О2 при Т = 300°С. После процессов PEALD чипы c NW SB МОПТ были отожжены в форминг-газе (N2:H2 = 95:5; давление газа 200 mTorr) при 425°C 30 минут и корпусированы. Отжиг приводил к снижению разброса порогового напряжения Vg с кремниевой подложкой в качестве затвора и увеличивал по данным КРС долю нанокристаллитов в h-k стеке (Рис.92).

Рис. 92. КРС спектры поверхности NW SB МОП транзисторов после вжигания контактов и высокотемпературного отжига в линейном (а) и логарифмическом масштабах (б). Стрелками указаны линии однофононного рассеяния в различных фазах диоксида гафния.

С помощью микрозондовой станции и микрофлюидных ячеек были исследованы характеристики NW SB МОПТ с естественным окислом и с защитными h-k слоями. Для NW FETs без h-k стека было отмечено, что Ids/Vg характеристика сильно зависит от рН водного раствора соли. Для напряжений затвора Vg от -100 до 100 В почти все они находятся в состоянии Isd ∼ 0 из-за блокировки тока канала зарядом Qs, захваченным поверхностными состояниями. В деионизованной воде поверхностная плотность заряда достигала Qs ∼ 10¹² см^-2 . В приборах с защитным h-k стеком удалось варьировать поверхностную плотность заряда в жидкостях, изменяющих поверхностный потенциал в NW SB МОПТ. Для этих устройств требовалось напряжение -25 В. Поверхностная плотность заряда Qs = 6x10¹¹cm^-2. В результате в деионизованной воде пороговые напряжения V_T NW SB МОПТ со слоями high-k составили от -5 до -3 в, в отличие от +10-+15 В для естественного окисла. Отрицательный потенциал затвора позволил увеличить чувствительность (Рис.93). Такие значения V_T приемлемы для работы NW SB МОПТ в системах SoC с сигнальным процессором DSP.

Также исследованы возможности использования NW SB МОПТ в качестве биосенсоров для анализа ферментативной активности белков. Для этого поверхность модифицировали белками (использовали очищенный цитохром Р450) путем нековалентной иммобилизации белков на поверхности слоя Al₂O₃ из-за адсорбции.

Для анализа ферментативной активности белков и специфического выявления маркера белкового заболевания крайне важна временная стабильность характеристик биосенсора. Установлено, что ток стока NW SB МОПТ, покрытых пассивирующими h-k слоями, помещенными в 1мм K-фосфатный буфер с рН 7,4 в течение примерно 8 часов, изменяется только на 10%. Таким образом, зависящая от времени стабильность характеристик биосенсоров в экспериментах составляла около 90% за 8 часов. С другой стороны, зависящая от времени стабильность характеристик NW SB МОПТ с естественным окислом была существенно ниже, и обычно ток стока резко снижался в 5-10 раз в первый час.

Рис.93. Чувствительность к олигонуклеотидам (oDNA) NW SB МОП транзисторов с естественным окислом SiO₂ в линейном(а) и с high-k стеком HfO2 / Al₂O₃ в логарифмическом (б) масштабах

Таким образом, показано, что NW SB МОПТ, покрытые стеком HfO₂/Al₂O₃ после высокотемпературного отжига обладают лучшей чувствительностью и более устойчивы в жидкой среде, чем структуры с естественным окислом (Рис. 93).

Изготовлены кристаллы с КНИ-нанопроволочными сенсорами, используемые в качестве универсальной платформы для высокочувствительной детекции маркеров различных заболеваний. На их основе получены результаты по высокоспецифичной детекции микро-РНК-маркеров рака груди [Yu. D. Ivanov, и др. Sensors and Actuators B: Chemical, v. 261, p 566-571] и формированию комплексов синтетический белок VP-40 вируса Эбола - специфические микроантитела (МСА) (рис.94а) [И.В. Хлистун, и др. Восьмая Всероссийская научно-техническая конференция «Проблемы метрологического обеспечения в здравоохранении и производстве медицинской техники]. Установлено, что в растворах с pH7.4 белок вируса Эбола является нейтральным, его комплексы с антителами - отрицательно заряженными.

Рис.94. (a) - Временная зависимость тока КНИ-сенсора при добавлении в раствор (1 мM PBS, pH7.4) проб с белком VP-40 вируса Эбола и специфическими МСА (указано стрелка- ми), (б) - Зависимости V_th(V_tg) для сенсоров с разной плотностью состояний на поверхности см^-2эВ^-1: 2.3х10¹² - (1) и 5.1х10¹² - (2).

Установлено соотношение между пороговым напряжением КНИ-сенсоров V_th и напряжением на электроде (затворе), помещенном в электролит V_tg [O.V. Naumova, B.I. Fomin. WSEAS Transactions on Systems and Control (принята в печать)]. Показано, что это соотношение и наклон экспериментальных V_th(V_tg) зависимостей (рис.94б) позволяют определить плотность состояний в системах КНИ-сенсор/элект/ролит. Определены условия, для оценки ошибок, связанных с неопределенностью составляющих емкостей электролита. Показана применимость предложенного решения для определения плотности состояний сенсоров на стадии очистки и активации поверхности - [O.V. Naumova, B.I. Fomin. WSEAS Transactions on Systems and Control; Наумова О.В., Фомин Б.И., Пинигина Д.Л. Тезисы XII международная конференции «Кремний-2018», ISBN 978-5-6040418-1-9, с.93].

Впервые предложена методика определения термодинамических параметров раскручивания двойной спирали ДНК с помощью кварцевого резонатора. Для того, чтобы оценить энтальпию раскручивания двойной спирали ДНК, этот процесс представили как мономолекулярную реакцию в присутствии внешней силы. Сила раскручивания двойной спирали ДНК была измерена при помощи атомносиловой микроскопии (АСМ) и кварцевых резонаторов (КР). Увеличивая переменное напряжение на КР, увеличиваем амплитуду колебаний его поверхности и фиксируем момент отрыва. Используя эти методы, мы оценили температуру плавления и энтальпию раскручивания ДНК. Для полностью комплементарного олигонуклеотида было получено значение 57 °C, что хорошо согласуется с литературными данными.

Cила отрыва зависит от скорости сканирования. Величина, обратная скорости сканирования (увеличения напряжения от 0 до 7 В) в КР-методе, имеет тот же смысл, что и скорость нагрузки в методе АСМ. С увеличением температуры роль тепловых колебаний возрастает. На рисунке показано, как зависит сила отрыва от скорости нагрузки и скорости сканирования.

Рис.95. Зависимость силы отрыва от скорости нагрузки (величины, обратной времени сканирования): а – АСМ для двух мод (○ – сдвиговая, □ -“расстегивание”), б - КР для двух значений температуры

Чтобы оценить энтальпию раскручивания, представляем этот процесс как мономолекулярную реакцию в присутствии внешней силы. Скорость реакции w=k_oexp(ΔE/kT). Внешняя сила линейно уменьшает энергию диссоциации ΔE0: ΔE =ΔE₀ - F х (1), тогда уменьшение времени жизни связи, к которой приложена сила, есть τ (F) =τ_o exp(ΔE/kT) (2), где τ_o - частотный предэкспонент. Длина связи x - координата реакции. Из (1) и (2) оцениваем константу скорости теплового вклада в диссоциацию K_off (F) для этой связи: k_off (F) = K_off exp(F/F^o), F^o =kT/x. Время жизни (t) для заданной температуры (T) определяем экстраполяцией при нулевой силе отрыва из зависимости силы отрыва от величины, обратной времени сканирования (см. рис. б), из которой получаем зависимость lnt - 1/T. Из наклона lnt - 1/T находим энтальпию активации диссоциации: 90 ± 15 ккал/моль.

КР-методика имеет преимущества по сравнению с АСМ: (1) за одно измерение получается результат, усредненный по многим взаимодействиям; (2) упрощается приготовление образцов – не нужно проводить иммобилизацию на кантилевере и осуществлять поиск объекта на поверхности.

Исследование влияния поверхности на электрофизические свойства Pb_1-xSn_xTe представляет интерес, помимо прочего, в связи с тем, что в определенном диапазоне составов, в котором зона проводимости и валентная зона инвертированы (x > 0,35 при Т = 4,2 K), это соединение является топологическим кристаллическим изолятором (ТКИ). Помимо дираковских поверхностных состояний, в приповерхностной области или на поверхности PbSnTe могут присутствовать и локализованные состояния другого типа, которые также могут влиять на транспортные явления в PbSnTe, особенно – в тонких пленках. Легированный индием PbSnTe:In с x ≈ 0.24 – 0.3, в котором наблюдается полуизолирующее состояние при гелиевых температурах и который был исследован, представляет особый интерес. Хотя в этой области составов зоны проводимости и валентная не инвертированы, имеется возможность формирования на поверхности таких слоях тонких (до нескольких нанометров) слоев ТКИ, чьи транспортные свойства не будут маскироваться сильной проводимостью объема, характерной для топологических изоляторов.

Эффект поля является одним из эффективных инструментов исследования свойств приповерхностных слоев и поверхностных состояний. При этом необходимо отметить, что использование C-V измерений для PbSnTe указанных составов крайне затруднено гигантскими значениями статической диэлектрической проницаемости , достигающей, по разным данным, 2000 – 5000 и более.

Были исследованы структуры, принципиальная схема которых приведена на вставке к Рис. 96 вверху. Полевой высоковольтный электрод (величина напряжения до ±1250 В), создающий поперечное электрическое поле, был отделен от узкого высокоомного канала PbSnTe:In тонкой (8-15 мкм) изолирующей органической пленкой. Контакты к каналу создавались напылением индия субмикронной толщины с последующим его диффузионным отжигом или без него. Помимо прочего, такая структура допускает исследование влияния химических обработок свободой поверхности PbSnTe на эффект поля.

Некоторые экспериментальные результаты по зависимости тока от напряженности поперечного электрического поля показаны на Рис. 96 для одного из образцов дырочного типа проводимости. Необходимо отметить, что проводимость таких структур определяется ТОПЗ и является существенно нелинейной, как это видно по серии вольтамперных характеристик другого образца на Рис. 97. Из него видно, что химическая обработка поверхности (в данном случае в HCl/CH₃CH(OH)CH₃) и взаимодействие поверхности с атмосферой может вести как к росту, так и к уменьшению нелинейной проводимости на несколько порядков, что не объясняется просто формированием поверхностных проводящих слоев. Одновременно наблюдается трансформация релаксационных характеристик (вставка Рис. 97), что также укладывается в представления о наличии в PbSnTe:In поверхностных локализованных состояний различного типа.

С использованием разработанной авторами методики получены объемные монок- ристаллы металлорганического перовскита CH₃NH₃PbI₃. Фото кристаллов представлено на Рис.98.а. Химический состав подтвержден с помощью методов РФЭС, ЭДС и ИК-спектроскопии. Эксперименты по исследованию структурных превращений перовскита были выполнены в ЦКП "Сибирский Центр Синхротронного и Терагерцового Излучения. Рентгенограммы фиксировались в процессе охлаждения от комнатной температуры до 85К. Использовалась рабочая длина волны излучения 0.1516 нм. Рентгенограммы были сведены в шкалу векторов рассеяния 4 π sinΘ /λ и представлены на Рис.98.б. Полученные данные свидетельствуют о наличии структурного перехода от орторомбической к тетрагональной фазе при 130-140К.

На Рис.99 для этого же температурного диапазона представлены спектры фотолюминесценции монокристаллов CH₃NH₃PbI₃. Для регистрации спектров ФЛ использовался автоматизированный лазерный спектрометр на базе монохроматора МДР-23, с Ge pin фотодиодом. В качестве возбуждающего излучения выбран Nd:YAG лазер с длиной волны 532 нм. Образец крепился на медной криопанели в гелиевом криостате замкнутого цикла Janis M22, позволяющий менять температуру в диапазоне 8-300 К. Из результатов Рис.99 видно, что в области фазового перехода при 130-140 К спектры ФЛ существенно трансформируются, что связано с изменением ширины запрещенной зоны (Eg) для кристаллических модификаций (1.7эВ для орторомбической и 1.62эВ для тетрагональной).

Рис.98 (а) - Фото синтезированных кристаллов, (б) - Рентгенограммы кристаллов перовскита в интервале температур от 273 до 85К.

Структурные исследования с нагревом образца от комнатной температуры до 420 К со скоростью 1 К/мин были выполнены на станции "Прецизионная Дифрактометрия" с использованием высокотемпературной рентгеновской камеры-реактора Anton Paar XRK 900. Рентгенограммы фиксировали каждую минуту с помощью позиционно-чувствительного детектора ОД-3М. Длина волны излучения 0.101 нм. Рентгенограммы приведены на Рис.100.

Данные по рентгеновской дифракции фиксируют фазовый переход от тетрагональной фазы до 320К к кубической с 330К. В области температур 323К–329К при фазовом переходе наблюдается сосуществование двух фаз.

Рис.101. Спектры фотолюминесценции в диапазоне температур 320-340К

Спектр ФЛ (Рис.101) при 330К сильно отличается от спектров при 320 и 340К, что также связано со структурным фазовым переходом и изменением Eg от 1.62 до 1.6эВ.

Впервые получены низкочастотные (∼2 Гц) автоколебания электрического тока в планарной структуре с плёнкой диоксида ванадия (VO₂) миллиметровых размеров. Ранее авторами были созданы структуры с частотами колебаний около 6MHz. Это позволило сопоставить характер осцилляций тока при высоких (∼MHz) и низких (∼Hz) частотах.

Рис.102.Осциллограммы тока и напряжения для планарных структур размерами 2.5х5.0мм² 2(a) и 3.0х35мкм² (б).

Для низкочастотных структур исследована динамика распределения температуры плёнки в течение одного периода автоколебаний тока. Установлено, что образование и исчезновение проводящего канала в плёнке происходит за время меньше 60 мс при длительности периода колебаний 560 мс. Сопоставление осциллограмм тока и напряжения структур показало, что, несмотря на различие на 6 порядков частот автоколебаний, форма осциллограмм сходная (Рис.102). Моделирование процесса автоколебаний показало, что тепловая модель наиболее адекватно описывает полученные экспериментальные результаты.

Пьезоэлектрический кристалл двуокись германия α-GeO₂, подобный альфа-кварцу, принадлежит к кристаллам тригональной симметрии (32) и обладает устойчивыми пьезоэлектрическими свойствами и отсутствием в нем фазовых переходов вплоть до температуры плавления (∼1116°C). Кристалл α-GeO₂ может рассматриваться в качестве нового пьезоэлектрического материала для устройств на поверхностных акустических волнах (ПАВ), который потенциально способен заменить альфа-кварц в некоторых устройствах на ПАВ. Как сообщается в [Inorg. Chem., v. 50, p. 9311], кристалл α-GeO₂ является весьма перспективным материалом для изготовления акустических сенсоров, способных функционировать при высоких температурах.

Рис.103. Контурные изолинии параметров ПАВ: a) фазовая скорость (м/с), б) коэффициент электромеханической связи (%), и в) угол отклонения потока энергии (градусы) в α-GeO₂ кристалле. Синяя линия- изолиния с нулевым значением угла отклонения потока энергии волны от волновой нормали.

Нами впервые численно исследованы свойства поверхностных акустических волн в различных срезах кристалла α-GeO₂ (см. рис.103). Из рис.103б видно, что максимальное значение коэффициента электромеханической связи ПАВ реализуется для Z+140°-среза и направления распространения волны вдоль оси X+25°кристалла и составляет величину 0,17%. Однако, угол отклонения потока энергии волны для этой ориентации не равен нулю (6.5), что препятствует его использованию в практических приложениях. Показано, что для практических приложений интересен Z+120°-срез и направление распространения волны вдоль оси X кристалла, где поверхностная волна имеет максимальное значение коэффициента электромеханической связи ≈ 0,14% (см. рис.104б).

На рис.105 представлена частотная зависимость проводимости встречно-штыревых преобразователей ПАВ (ВШП) с числом электродов равным 100 и периодом электродной структуры 20 мкм для Z^+120°-среза и направлении распространения волны вдоль оси X кристалла. Как видно из рис.105, вытекающая акустическая волна, генерируемая ВШП в Z+120°, X-срезе кристалла, имеет коэффициент электромеханической связи в 4 раза меньше, чем ПАВ.

В зазоре между металлическими нанокластерами и иглой АСМ микроскопа (рис.106а), где расположена полупроводниковая наноструктура, возникает сильное увеличение локального поля в («горячая точка») и, как следствие, резкое усиление сигнала КРС (Рис.106б).

Достигнуто беспрецедентное усиление (свыше 10⁶) сигнала КРС двумерными (MoS₂) и нульмерными (нанокристаллы CdSe) полупроводниковыми наноструктурами. Картирование сигнала КРС на частоте LO фонона CdSe позволило определить фононный спектр одного нанокристалла CdSe размером 6 нм, что находится далеко за дифракционным пределом (Рис.106в).

Результат принципиально важен для спектральной диагностики наноматериалов с нанометровым пространственным разрешением.

Исследован спектр поверхностных локализованных плазмонов в нано- и микроантеннах Au с помощью ИК спектроскопии и полноволнового моделирования. Обнаружено усиление ИК поглощения фононами полупроводниковых нано-кристаллов (НК), нанесенных на поверхность нано- и микроантенн.

Рис.107. а-б)- Распределение интенсивности электрического поля вблизи линейных и Н-образных наноантенн. г)- Сравнение спектров пропускания чистых наноантенн Au и после нанесения 1-8 монослоев НК CdSe.

Показано, что максимальное усиление демонстрируют линейные наноантенны, причем в ИК спектрах наблюдаются моды поверхностных и поперечных оптических фононов НК.

Теоретически и экспериментально изучены моды локализованных поверхностных плазмонов (ЛПП) в металлических (Au) микро- и наноантеннах различной морфологии. Обнаружено усиление ИК поглощения на поверхностных и поперечных оптических фононах ансамблей НК CdSe, CdS и PbS, нанесенных на поверхность антенн с помощью технологии Ленгмюра-Блоджетт.

Массивы микро- и наноантенн, сформированные с помощью фото- и нанолитографии проявляют моды Лрр с энергией от ближнего до дальнего ИК диапазона в зависимости от структурных параметров антенн. Структурные параметры металлических наноантенн и ансамблей полупроводниковых НК контролировались с помощью сканирующей электронной микроскопии. Трехмерное полноволновое моделирование распределение электромагнитного поля моделировалось с целью получения максимального усиления ИК поглощения на частотах фононов НК (Рис.107). Максимальное усиление ИК сигнала достигнуто для линейных наноантенн со структурными параметрами (Рис.107г), оптимизированными в результате расчетов.

Работа посвящена исследованию влияния микроволнового излучения с частотой 60 ГГц на магнитооптические свойства (In,Al)As/AlAs непрямозонных квантовых точек (КТ) с энергетическим спектром первого рода, обеспечивающим время жизни экситонов до сотни микросекунд [T. S. Shamirzaev et al., Phys. Rev. B 84, 155318 (2011)]. Впервые методом оптически детектируемого магнитного резонанса определены g факторы фотовозбужденных носителей заряда в нелегированных квантовых точках. Структура с самоорганизованными (In,Al)As КТ в матрице AlAs, выращивалась методом молекулярно-лучевой экситаксии (в установке Riber-32P) на полуизолирующей подложке GaAs с ориентацией (001).

Структура содержала один слой КТ, помещенный в обкладках AlAs толщиной 50 нм, выращенных на буферном слое GaAs толщиной 200 нм. Номинальное количество InAs в слое КТ соответствовало слою, толщиной 2.5 монослоя. Защитный слой GaAs предохранял структуру от окисления. Образец был помещен в гелиевый криостат со сверхпроводящим магнитом. Фотолюминесценция (ФЛ) возбуждалась излучением третьей гармоники Nd:YVO₄ лазера (энергия фотонов 3.49 эВ) и анализировалась 0.5-м монохроматором. Спектры ФЛ измерялись ПЗС камерой, синхронизированной с включением (МВ⁺) и выключением (МВ^–) микроволнового излучения . Измерялось влияние микроволнового излучения на степень наведенной продольным магнитным полем циркулярной поляризации в зависимости от напряженности магнитного поля – спектр оптически детектируемого магнитного резонанса.

Спектр фотолюминесценции структуры с КТ, измеренный при температуре 2 К в нулевом магнитном поле, содержит две полосы, связанные с рекомбинацией экситонов в КТ (QD) и буферном слое (GaAs). Продольное магнитное поле индуцирует циркулярную поляризацию ФЛ квантовых точек. Разница в степени поляризации ФЛ квантовых точек при включенном и выключенном микроволновом излучении демонстрирует ярко выраженный резонанс в магнитном поле 2.17 Тл, связанный с переворотом спина электрона, принадлежащего X-долине КТ. Показано, что величина g-фактора близка в +2, что хорошо согласуется с данными нашей недавней работы по измерению g-факторов электрона в КТ со смешиванием Г-Х состояний методом комбинационного рассеяния света с переворотом спина [J. Debus et al., Phys. Rev B 90, 125431(2014)]. принадлежащего X-долине КТ. Показано, что величина g-фактора близка в +2, что хорошо согласуется с данными нашей недавней работы по измерению g-факторов электрона в КТ со смешиванием Г-Х состояний методом комбинационного рассеяния света с переворотом спина [J. Debus et al., Phys. Rev B 90, 125431(2014)].

Реализованы и исследованы детерминированные источники одиночных фотонов, синтезированные на подложке (111)В n+GaAs.

Рис. 110. a) Экспериментально реализованная структура на основе селективно-позиционированной микролинзы, и одиночной (111) InGaAs квантовой точки. б) кросс - корреляционная зависимость каскадной рекомбинации биэкситон (XX)-экситон (X).

Полная излучающая структура включает в себя селективно-позиционированную микролинзовую структуру, одиночную InGaAs квантовую точку и нижний брегговский отражатель. Оптические характеристики, реализованных структур, изучались с использованием методики криогенной микрофотолюминесценции. Интерпретация пиков люминесценции одиночных КТ проводилась с использованием зависимостей интенсивностей пиков от плотности мощности излучения возбуждающего лазера, а величина расщепления экситонных уровней (ΔE_FS) на основе анализа поляризационной методики. Среднее значение ΔE_FS, для 54 исследованных излучателей (рис. 110а), составило (13,5 ± 1,7) μeV. Однофотонный характер излучения излучателя подтверждается измерением корреляционной функции второго порядка значение функции g⁽²⁾ (0) = 0.04 ± 0.03. Каскадный характер рекомбинации биэкситон (XX) – экситон (X) подтверждается кросс – корреляционной зависимостью рис. 110б. Данный тип излучателей перспективен для реализации на его основе излучателей пар запутанных фотонов.

Полупроводниковые фотокатоды на основе p - GaN(Cs,О) с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС) являются основным узлом сверхбыстро- действующих координатно - чувствительных фотоприёмников (ФП), позволяющих регистрировать изображения в ультрафиолетовом (УФ) диапазоне спектра в режиме счёта одиночных фотонов с высоким пространственным и временным разрешением. Такие ФП используются в современных круглосуточных системах защиты военной техники и сооружений особой важности от управляемых снарядов по слабому УФ – излучению их реактивных двигателей. Кроме этого, «однофотонные» УФ – фотоприёмники могут быть эффективно использованы в мобильных системах дистанционного контроля потерь электроэнергии на высоковольтных линиях электропередач по УФ – излучению коронных разрядов. Важнейшими параметрами фотокатодов являются вероятность выхода фотоэлектронов в вакуум (P_e) и стабильность P_e во времени (t). Существующие методики формирования (Cs,О) – покрытий ОЭС – фотокатодов не обеспечивают достижения физически предельных фотоэмиссионных параметров. Для достижения этих параметров мы впервые экспериментально изучили спонтанные изменения P_e(t) ОЭС – фотокатодов в экстремально высоком вакууме, в котором адсорбция остаточных газов не влияет на атомную структуру и фотоэмиссионные свойства ОЭС – интерфейсов. Эксперименты проводились на поверхности р - GaN(Cs) – фотокатода в широком интервале Cs – покрытий (Θ_Cs), как меньших, так и больших оптимального (Θ_Cs*). На рис.111 показаны изменения P_e от времени (t) как во время нанесения цезия, так и во время прерываний Cs – потока. Из рис. 1 следует, что прерывания Cs – потока до достижения максимума P_e(t) вызывали спонтанные уменьшения P_e(t), но максимальная величина P_e, достигнутая при оптимальном Cs – покрытии (Θ_Cs = Θ_Cs*), оказалась стабильной. Последующие увеличения Θ_Cs уменьшали P_e(t), но прерывания Cs – потока вызывали спонтанное увеличение P_e(t). Для идентификации атомных процессов на интерфейсе р - GaN(Cs) – вакуум, вызывающих спонтанные изменения P_e(t) во время прерываний Cs – потока, мы измерили энергетические распределения эмитированных фотоэлектронов (ne(ε_lon)) по «продольной компоненте» их кинетической энергии (ε_lon). Стабильность максимальной P_e(t) мы объяснили тем, что удельная свободная энергия изучаемого интерфейса (g) при Θ_Cs = Θ_Cs* достигла своего минимума, обеспечивающего его термодинамическую стабильность при комнатной температуре. Максимум P_e(t) при Θ_Cs = Θ_Cs* мы объяснили спонтанным упорядочением атомной структуры оптимального Cs – покрытия, снизившим удельную энтропию ОЭС - интерфейса (s) до минимума.

Рис. 111. Вынужденные и спонтанные из менения Pe(t), измеренные во время включений (темные треугольники) и выключений (светлые нумерованные треугольники) Сs- источника, соответственно.

Вынужденное снижение P_e(t) на рис. 111 при превышении Θ_Cs* мы объяснили увеличением s интерфейса, выз вавшим повышение вероятностей рассеяния и рекомбинации фотоэлектронов на эмитирующей поверхности. Нарушение стабильности P_e(t) при Θ_Cs > Θ_Cs* вызвано увеличением g интерфейса. Спонтанные изменения P_e(t) и ne(ε_lon, t) – распределений при Θ_Cs > Θ_Cs* мы объяснили десорбцией избыточного цезия [D.L. Smith and D.A. Huchital, J. Appl. Phys. 43, 2624 (1972)], снижающей g и s интерфейса до минимальных значений. Таким образом, мы впервые показали, что основные фотоэмиссионные свойства р - GaN(Cs) – фотокатода определяются термодинамикой интерфейса р - GaN(Cs) – вакуум.

Поверхность GaAs с адсорбированными слоями цезия представляет как научный, так и практический интерес. Научный интерес связан с изучением начальных стадий формирования границ раздела полупроводник-металл. Практическое использование связано с возможностью снижения, путем адсорбции цезия и кислорода, уровня вакуума на поверхности р-GaAs до состояния с отрицательным эффективным электронным сродством, при котором уровень вакуума оказывается ниже дна зоны проводимости в объеме GaAs. Высокий квантовый выход и широкое использование GaAs(Cs,O) фотокатодов обусловлено тем, что электроны, рожденные светом в зоне проводимости и достигшие поверхности в результате диффузии, могут выйти в вакуум без дополнительной энергии. 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. Schwedeet al., Nat. Mater. 9, 762 (2010); Nat. Commun. 4, 1576 (2013)]. Практическое использование поверхности Cs/GaAs осложняется релаксационными процессами в неравновесном цезиевом слое, приводящими к нестабильности тока фотоэмиссии. В данной работе методами спектроскопии квантового выхода фотоэмиссии и спектроскопии фотоотражения изучена эволюция вероятностей выхода горячих и термализованных электронов в вакуум, электронного сродства, изгиба зон и фото-ЭДС на поверхности GaAs при адсорбции цезия и последующей релаксации структуры цезиевого слоя.

Рис. 112. Дозовые зависимости (заполненные квадраты) и кинетика (пустые символы) электронного сродства (а) и вероятностей выхода термализованных (б) и горячих (в) электронов при адсорбции цезия на поверхности GaAs(001) и последующей релаксации.

На рис. 112 показана эволюция электронного сродства (а) и вероятностей выхода термализованных (б) и горячих (в) электронов в вакуум при адсорбции цезия на поверхности GaAs(001) и последующей релаксации в цезиевом слое. Видно, что при нанесении цезия электронное сродство уменьшается, проходит через минимум при цезиевом покрытии Θ = 0.45 монослоя (ML), затем увеличивается на 0.1 эВ. Выключение цезиевого источника при малых покрытиях Θ < 0.36 ML приводит к релаксационному увеличению электронного сродства. С помощью спектроскопии фотоотражения изучена кинетика изгиба зон при релаксации цезиевого слоя на поверхности GaAs(001). Показано, что релаксационное увеличение сродства обусловлено уменьшением поверхностного изгиба зон. В относительно узкой области цезиевых покрытий (0.36 ML ≤ Θ ≤ 0.45 ML) электронное сродство не изменяется при релаксации цезиевого слоя. В области Θ > 0.45 ML наблюдается релаксационное уменьшение электронного сродства. Это уменьшение объясняет релаксационное увеличение тока фотоэмиссии при выключении источника цезия, наблюдавшееся ранее для больших цезиевый покрытий [D.L. Smith, D.A. Huchital, J. Appl. Phys. 43, 2624 (1972); А.Г. Журавлев и др., Письма ЖЭТФ, 98, 513 (2013)]. Вероятности выхода электронов в вакуум также демонстрируют сложную дозовую зависимость с относительно стабильным релаксационным поведением в средней области покрытий. При малых цезиевых покрытиях наблюдается релаксационное уменьшение вероятностей выхода. При Θ > 0.45 ML наблюдается релаксационное уменьшение вероятности выхода термализованных электронов и релаксационное увеличение вероятности выхода горячих электронов.

Таким образом, в данной работе, методами спектроскопии фотоотражения и квантового выхода фотоэмиссии изучена релаксация изгиба зон, эффективного электронного сродства и вероятностей выхода электронов на поверхности Cs/GaAs для различных цезиевых покрытий. Показано, что релаксационное уменьшение и увеличение тока фотоэмиссии при малых Θ < 0.36 ML и больших Θ > 0.45 ML цезиевых покрытиях обусловлено релаксацией изгиба зон и электронного сродства, соответственно. В промежуточной области покрытий наблюдаются относительно стабильные фотоэмиссионные свойства поверхности Cs/GaAs.

В данной работе проведено изучение условий, обеспечивающих изготовление волноводов длиной 20 мм, глубиной до 2 мкм и шириной от 2 до 5 мкм в слое SiO₂ (n=1,45), синтезированном в реакторе пониженного давления (1 торр) при окислении моносилана кислородом при температуре 250 °С. Как видно из Рис.113а при сухом травлении в плазме СF₄ не происходит послойного удаления SiO₂ при травлении на большую глубину (2 мкм) из-за пониженной плотности диэлектрического слоя, связанного с особенностями роста слоев SiO₂ большой толщины при пониженной температуре. Для удаления образовавшегося дефектного слоя был разработан процесс химического травления в 33% водного растворе NH₄F и конц. HF в соотношении 1:11 (буферный травитель). Как видно из Рис.1б сочетание данных процессов позволять формировать каналы с плоским дном и практически вертикальными стенками. Общий вид формируемых данным способом каналов, используемых для изготовления гибридного фазового модулятора, представлен на Рис.113в.

Рис.113. Профили каналов в SiO₂ и их общий вид.

Для реализации полностью полимерных электрооптических планарных структур с архитектурой фазового поляризационного и амплитудного модулятора Маха-Цендера разработана технология формирования каналов сочетанием процессов фотолитографии и термообработки 2-х слоев фоторезиста SU-8. В данной полимерной основе высота волновода задается толщиной верхнего слоя фоторезиста (1-2 мкм). На Рис.114 показаны электронные фотографии сформированных данным способом Y-ветвителя интерферометра (а) и профили каналов (б, в).

Рис.114. Профили каналов в SiO₂ и их общий вид.

Разработанные процессы были использованы для изготовления макетов модуляторов различного дизайна с использованием оригинальных, синтезированных в России, хромофорсодержащих полиимидов с ковалентно присоединенным коммерческим красителем DR-13.

Изучение распределения выходного излучения изготовленных по разработанной технологии макетов фазового модулятора показали существование одной выраженной моды изучения. Это свидетельствует о том, что разработанная технология обеспечивает изготовление требуемых геометрических размеров структур при используемых материалах.

Суммарные оптические потери на ввод-вывод и распространение для изготовленных планарных модуляторов не превышали 19Дб. Фактор качества (FOM ∼ V_π*L, произведение полуволнового напряжения на длину активной части модулятора) для структур на основе диоксида кремния составил 400 В·см.

Показано, что разработанная технология обеспечивает также изготовление полностью полимерного модулятора типа Маха-Цандера на основе теплостойких материалов. Минимальное значение FOM для устройства составило 31 В·см при поляризации излучения, перпендикулярной плоскости структуры. Полная длина модулятора составляла 2.5 см.

Предметом исследования в рамках данной работы стало рассмотрение и численное моделирование различных вариантов оптических сенсорных элементов, использующих эффект «аномального заграждения». Было впервые показано, что оптический кремниевый волновод с сегментной структурой (Рис.115) на основе полимера СУ-8 с периодом 1.3 мкм демонстрирует очень высокую объемную чувствительность Sn = δλ/δn = 500 нм/RIU. Она соответствует лучшим оптическим сенсорам на основе щелевых волноводов или субволновых сегментных волноводов с характерным размером канавок менее 200 нм. Характерный размер предлагаемых структур в 4 раза больше, что позволит изготавливать новые сенсоры на основе обычной литографии. Кроме того, увеличенный размер щели между сегментами структуры позволяет исключить проблему их не полного заполнения диагностируемой жидкостью, что приводит к снижению чувствительности и запаздыванию сигнального отклика. В ходе последующей работы данная концепция сенсора была расширена на случай измерения толщины тонкого абсорбирующего слоя, покрывающего поверхность сегментной структуры. Было показано, что данная структура обеспечивает высокую поверхностную чувствительность Sh = δλ/δh_s = -0.17.

Рис.115. Базовая структура нового типа оптических сенсоров. Adlayer – адсорбирующие покрытие для использования структуры в качестве поверхностного сенсора.

Выполнены предварительные исследования принципиально нового типа сенсоров, при котором изменение свойств окружающей среды измеряется по смещению положения дифракционного пятна по многоэлементному фотоэлементу. На входе устройства стоит широкополосный источник оптического излучения типа суперлюминисцентного диода. Далее за счет эффекта «аномального заграждения» происходит селективная фильтрация с одновременным излучением в виде оптического пучка, отходящего от элемента в сторону линзы, в фокусе которой находится измерительная фотоматрица.

Характерными особенностями PbSnTe:In является высокая фоточувствительность – наличие реакции на крайне слабое излучение, в том числе, от тел, нагретых до температур, лишь ненамного превышающих температуру образцов, а также чувствительность в терагерцовой области частот [A.E. Klimov, V.N. Shumsky. Proceed. SPIE, 5964, 95 (2005)]. При этом максимальная длина волны чувствительности PbSnTe:In, зафиксированная в эксперименте, достигает 496 мкм [А.В. Галеева, Л.И. Рябова, А.В.Никорич, С.Д. Ганичев, С.Н. Данилов, В.В. Бельков, Д.Р. Хохлов. ПЖЭТФ, 91 (1), 37 (2010)]. Однако времена релаксации фототока могут достигать 104 с, что может быть связано с захватом носителей заряда на ловушки.

Целью данной работы является расчёт времени жизни излучательной рекомбинации и времени релаксации фототока в PbSnTe:In для х=0.29–0.33 при захвате носителей заряда на центры прилипания, сравнение полученных расчётов с экспериментальными данными и оценка пороговых характеристик фотоприемников.

Основным каналом рекомбинации в PbSnTe:In при гелиевых температурах после перехода в высокоомное состояние и не слишком больших фоновых потоках является излучательная рекомбинация. Расчёты времени жизни излучательной рекомбинации проводились в основном в соответствии с работой В. Ван Русбрека и В. Шокли [W. van Roosbroeck and W. Shockley. Phys. Rev., 94(6),p. 1558 (1954)]. Однако ввиду того, что PbSnTe:In является прямозонным полупроводником, значения коэффициента поглощения определялись по формуле:

При изменении содержания олова эффективные массы электронов и дырок изменяются, но при сравнительно узком его изменении (х=0.29–0.33), и учитывая тот факт, что в LTT эффективные массы электронов и дырок примерно одинаковы, то

Расчёты показывают, что время жизни излучательной рекомбинации уменьшается с ростом содержания олова во всём температурном диапазоне. Это связано с уменьшением ширины запрещённой зоны и ростом собственной концентрации носителей заряда.

Рассчитанные значения времени жизни не соответствуют экспериментально наблюдаемым временам релаксации фототока, что говорит о наличии, кроме излучательной рекомбинации, другого механизма, которым, скорее всего, является захват носителей заряда на ловушки.

Для расчёта времени релаксации фототока в присутствии центров захвата использовалась следующая система уравнений:

На рис. 116 приведены расчётные кривые спада фототока от времени для PbSnTe:In с х=0.24 для одного центра с параметрами, указанными в подписи к рисунку в зависимости от интенсивности оптической генерации g₀. Из рисунка видно, что кинетика спада фототока существенно отличается при разной интенсивности оптической генерации. Это можно объяснить тем, что при высокой интенсивности генерации, когда все центры заполнены электронами, быстрое уменьшение фототока в начальный период времени (кривая 1) определяется межзонной рекомбинацией электрон-дырочных пар, а затем спад фототока осуществляется только выбросом электронов с ловушек в зону проводимости.

Результаты проведённых расчётов для PbSnTe:In в условиях монополярной инжекции дают возможность сделать следующие выводы:
- время жизни излучательной рекомбинации τ_ir при увеличении содержания олова зависит от уровня полевой инжекции (напряжения, приложенного к образцу); - при минимальном уровне инжекции с увеличением содержания олова τ_ir уменьшается в соответствии с ростом собственной концентрации носителей заряда; - наличие центров захвата одного сорта носителей заряда (например, электронов) приводит к увеличению мгновенного времени жизни дырок и уменьшению его для электронов и к увеличению времени релаксации фототока после прекращения освещения; - релаксация фототока зависит от соотношения между уровнем оптической генерации и концентрацией центров захвата.

Рис. 116. Релаксация фототока для PbSnTe:In с параметрами: х=0.24: E_g=0.06 эВ; M₁=10⁸ см^-3; E₁ =0.055 эВ; γ_ir=1.3.10^-8cм³/c; γ₁=2.10^-8cм³/c; g₀=10¹³ (1); 10¹¹ (2); 10⁹ (3); 10⁸ (4); 10⁷ (5) 10⁵ (6) см,^-3. с^-1.

Таким образом, введение в модель PbSnTe:In в условиях монополярной инжекции центров захвата позволяет с единой позиции объяснить наблюдавшиеся в этом материале такие фотоэлектрические явления, как чувствительность в широкой области спектра от инфракрасной до терагерцовой и долговременную релаксацию фототока.

Впервые проведено экспериментальное исследование терагерцовой циклотронной резонансной фотопроводимости двумерной электронно-дырочной системы, когда циклотронный резонанс вызван поглощением излучения электронами, концентрация которых на один–три порядка ниже концентрации дырок. Получена информация о поведении основных параметров (амплитуда и уширение) резонансной фотопроводимости в зависимости от длины волны излучения, температуры и концентрации электронов. На основании этого сделан вывод о том, что резонансная фотопроводимость изучаемой системы обусловлена циклотронным резонансом, вызванным переходами между частично заполненным нулевым уровнем Ландау электронов и первым, причем уширение резонанса обусловлено рассеянием на короткодействующем экранированном примесном потенциале.

Рис. 117. Зависимость ΔG_ph(B) для 432 (a) и 118 (б) мкм при нескольких значениях затворного напряжения, соответствующих условию n_s/p_s≤0.1. Вставка: концентрационная зависимость нормированной на значение Bc ширины c пиков резонансной фотопроводимости, определенная из подгонки кривых лоренцианами.

Обнаружено, что уменьшение концентрации электронов на порядок не приводит к заметному уменьшению сигнала фотопроводимости, более того, на длине волны 432 мкм она даже немного растет. Указанный факт может быть связан с эффективным усилением напряженности поля падающей волны в исследуемой системе.

Разработана конструкция и спроектирована топология мощного СВЧ фотодиода на основе двойной гетероструктуры InAlAs/InGaAs/InP с контактом Шоттки и балочными выводами, позволяющими получить низкое тепловое сопротивление фотодиода. Благодаря использованию балочных выводов фотодиод может быть непосред-ственно смонтирован на микрополосковую или копланарную СВЧ-линию передачи, которая также является теплоотводом. На Рис. 119 показанаконструкция СВЧ МФД с диодом Шоттки и его топологическая конфигурация, представляющая собой меза-структуру круглого сечения с диаметром рабочей площадки 10, 25 и 40 мкм с прямоугольными Au балочными выводами толщиной 5 мкм.

Ввод светового излучения производится со стороны утоненной полуизолирующей подложки InP. Такая конструкция обладает низким тепловым сопротивлением, потому что отвод тепла из области пространственного заряда фотодиода происходит через оба контакта. Полимерный слой служит для придания жесткости конструкции при монтировании на копланарную СВЧ линию передачи. Гетероструктура, выращенная методом МЛЭ на полуизолированной подложке InP, состоит из контактного n⁺(5·10¹⁸ см^-3)-InAlAs (300 нм), поглощающего n⁺(5·10¹⁸ см^-3)- InGaAs (50 нм), нелегированного поглощающего n⁰(10¹⁵ см^-3)-InGaAs (400-1200 нм), нелегированного варизонного n⁰-InGaAlAs слой (50 нм) и нелегированного барьерного n⁰-InAlAs (30 нм) слоев.

Тонкий поглощающий n⁺-InGaAs слой и варизонный n⁰-InGaAlAs слой используются для устранения эффекта накопления носителей заряда на гетерограницах InP/InGaAs и InAlAs/InGaAs, который может значительно ограничить предельную рабочую частоту фотодиода. Широкозонный n⁰-InAlAs слой служит для формирования барьера Шоттки необходимой высоты и создания обедненной области. Толщина поглощающего слоя InGaAs подбирается из требований чувствительности и быстродействия. В фотодиоде Шоттки с балочными выводами барьерный контакт покрывает всю фоточувствительную область, поэтому такой фотодиод имеет меньшее контактное сопротивление по сравнению с фотодиодом с традиционным кольцевым контактом, имеющим отверстие по центру для ввода оптического излучения. Более того, в фотодиоде с балочными выводами при его освещении со стороны контактного n+-слоя металлический контакт Шоттки представляет собой зеркало для падающего оптического излучения, что значительно увеличивает эффективную длину поглощения для СВЧ-фотодиодов, имеющих тонкий поглощающий слой. Кроме того, индуктивность балочных выводов может быть использована для увеличения в 1,5 раза предельной рабочей частоты фотодиода.

Рис.120. Внешний вид фотодиода и зависимость чувствительности фотодиодов от толщины поглощающего слоя.

По разработанной технологии были изготовлены чипы СВЧ фотодиодов. Разработана методика и экспериментальный стенд для измерений ампер-ваттной чувствительности и максимального постоянного фототока СВЧ фотодиодов при лазерном излучении для чипов, и чипов, смонтированных на СВЧ плате. На Рис. 120 представлен внешний вид фотодиода и зависимость чувствительности фотодиодов от толщины поглощающего слоя.

Лабораторные образцы полноформатных двухкаскадных УГФЭП изготовлены на основе ГЭС InGaP/GaAs с прямой архитектурой слоев, выращенных методом МОСVD на подложках Ge на ПАО «Сатурн» в рамках некоммерческой программы совместных работ №719/24-16 от 12 марта 2016 года между ИФП СО РАН и ПАО «Сатурн». Архитектура ГЭС полностью повторяет архитектуру A^IIIB^V каскадов серийных InGaP/GaAs/Ge ФЭП. Планарная геометрия, габаритные размеры, топология и антиотражающее покрытие фотоэлектрического преобразователя сформированы по стандартной технологии в условиях промышленного производства на ПАО «Сатурн», и полностью идентичны серийным изделиям. Приклеивание стекла радиационной защиты, удаление подложки, формирование тыльного омического контакта, присоединение гибких электрических выводов и закрепление солнечного элемента на гибком носителе выполнялось в ИФП СО РАН. Первый УГФЭП (УГФЭП №1) был изготовлен с тыльной металлизацией, сформированной методом вакуумного напыления, а второй (УГФЭП №2) – по гибридной технологии. УГФЭП оснащены стеклами радиационной защиты (СРЗ) К–208 толщиной 120 мкм.

Удельная масса отдельного УФЭП составила 0,509 кг/м².

Рис. 121. – Фотографии УГФЭП. а) – лицевая сторона УГФЭП; б) УГФЭП в ванне с жидким азотом; в) УГФЭП закрепленный на цилиндре диаметром 73 мм.

УГФЭП (см. Рис.121) подвергались предельным температурным нагрузкам. Приборы нагревались до 200°C и охлаждались до температуры жидкого азота от комнатной температуры. Нагрев до 200°C проводился в вакууме как без нагрузки, таки с распределенной нагрузкой 5 кг/см². Охлаждение до 77К проводилось в ванне с жидким азотом путем погружения (Рис. 121 б). Термоциклирование не привело кразрушениям ГЭС и СРЗ. Фотография лицевой стороны УФЭП после термоциклирования представлена выше (см. Рис.121 в).

Рис. 122 –а): ВАХ и кривая мощности УГФЭП №1 – кривая 1 и 2, соответственно. б): ВАХ и кривая мощности УГФЭП №2 – кривая 1 и 2, соответственно.

Лабораторные образцы были подвергнуты испытанию на устойчивость к изгибающим деформациям. Показано, что предложенная конструкция лабораторных образцов УГФЭП позволяет закреплять их на цилиндрических поверхностях диаметром до 73 мм (см. Рис.121 в).

Измерены ВАХ УГФЭП в импульсном режиме при спектре AM1,5 D при 25°C (см. Рис. 122) 25°C.

Ниже приведена фотография сборки УГФЭП (Рис. 123). Вес сборки составил 4,9 г. Ниже приведена ВАХ и кривая мощности батареи (Рис.124).

Таблица 2 содержит данные измерений УГФЭП и батареи на их основе при 25 и 38°С.

Таблица 2 – Параметры УФЭП и батареи на их основе

Uxx – напряжение холостого хода; Iкз – ток короткого замыкания; U_max – напряжение в точке наибольшей мощности ВАХ; I_max – ток в точке наибольшей мощности ВАХ; P_max – наибольшая мощность; FF – фактор заполнения ВАХ; Sсэ – площадь солнечного элемента по габаритам стекла радиационной защиты; Jкз – плотность тока короткого замыкания; t – температура УГФЭП.

Полученные результаты свидетельствуют о том, что была решена задача по компенсации термомеханических напряжений в структуре УГФЭП. Разработанная конструкция УГФЭП обладает удовлетворительной гибкостью, несмотря на наличие 120 мкм стекла радиационной защиты. Это позволит в перспективе использовать рулонную укладку СБ собранных на основе таких УГФЭП. Коэффициент полезного действия созданных УГФЭП ограничивается значением фактора заполнения ВАХ. Для решения этой проблемы необходима дальнейшая оптимизация процессов создания тыльного контакта и пассивации периферии СЭ.

Для проведения исследований были изготовлены фотоприёмники на основе полициклических полимеров (ТАДФ), с диапазоном спектральной чувствительности 2 – 20 мкм (МГ-33, «НПО «ВОСТОК», г. Новосибирск). В МГ-33 используется германиевое входное окно для ограничения спектрального диапазона до 2 мкм. Для исследования чувствительности этих датчиков в ТГц и суб-ТГц диапазоне мы заменили входное окно на сапфировое, толщиной 150–200 мкм или майларовое, толщиной 40 мкм, прозрачные в терагерцовом диапазоне. Измерения спектральных характеристик экспериментальных образцов детектора проводились на квазиоптическом ЛОВ-спектрометре в диапазоне 110–970 ГГц с использованием набора ламп обратной волны (ЛОВ) в качестве перестраиваемых монохроматических источников излучения. Измерения проводились в Центре радиоизмерений Радиофизического факультета ТГУ. Частота модуляции излучения составляла 23 Гц. Измеренные спектры отклика образцов нормировались на сигнал калиброванного оптоакустического преобразователя (ячейки Голея) производства Microtech Instruments, Inc. (США). Спектральные зависимости сигнала экспериментальных образцов пиродетекторов с сапфировым окном нормировались на сигнал ячейки Голея. На Рис. 118 приведены спектральные характеристики такого образца. Как видно из рисунка, пиродатчик имеет отклик во всём измеренном диапазоне, что делает его перспективным для использования в данном диапазоне.

Рис.118 Спектральная зависимость сигнала пироэлектрического детектора типа МГ-33 с майларовым окном.

Измерения времени отклика показали величины в диапазоне 2-3 мс. Исследования амплитудно-частотных характеристик показали возможность работы пиродетекторов в диапазоне частот модуляции до 1000 Гц.

Учитывая, что пироэлектрические датчики используются для калибровки спектрометров в спектральном диапазоне 0.2 – 25 мкм, можно сказать, что такие датчики обладают сверхширокополосной чувствительностью в диапазоне четырех порядков длин волн от 0.2 до 2500 мкм.

Разработана активно-импульсная система, которая не требует использования электронно-оптического преобразователя (ЭОП) в качестве затвора. Функция затвора в данной системе реализована непосредственно на фотоприёмнике с использованием оригинального, не документированного, метода управления фотоприёмником со строчным переносом. Так как в данной конструкции отсутствует ЭОП как эффективный усилитель яркости, то одного импульса засветки может не хватить для получения качественного изображения. Данный недостаток компенсируется возможностью многократно накапливать полезный сигнал за время кадра и повышением пространственного разрешения системы, которое ограничивается только разрешением ПЗС фотоприёмника. Возможность многократно повторять процедуру обнуления сигнала помехи и накопления полезного сигнала в течение одного кадра является основной отличительной особенностью предложенного метода по сравнению с другими активно-импульсными системами без ЭОП. В качестве импульсного излучателя был использован полупроводниковый лазер QPGAS2S09H со специально сконструированной для него платой питания и управления. Импульсная мощность излучателя составила 200 Вт, длительность импульса 120 нс, частота импульсов, не приводящая к потере мощности, 15 кГц. В качестве матричного фотоприёмника использовались ПЗС-фотоприёмники со строчным переносом производства Sony ICX445ALA и ICX618ALA с прогрессивной разверткой и ПЗС-фотоприёмники со строчным переносом ICX659ALA и ICX279AL-E с чересстрочной разверткой. Система позволяет накапливать до 300 импульсов засветки за время кадра 40 мс с учётом времени на вывод изображения на внешнее устройство. Следует отметить, что данная система позволяет наблюдать цветное изображение при использовании цветных ПЗС-фотоприемников, что повышает его информативность.

Для проверки реализуемости предложенного способа активно-импульсного видения были проведены натурные испытания системы в условиях искусственного дыма на расстоянии до объекта наблюдения (миры) около 25 метров. На Рис. 125 показаны кадры видеосъёмки: изображение без подсветки (a), изображение при квазинепрерывной подсветке при частоте импульсов 15 кГц (б), изображение в активно-импульсном режиме (в). Из рисунка видно, что предложенная активноимпульсная система без ЭОП позволяет надёжно обнаруживать и распознавать объекты, скрытые дымом и не наблюдаемые обычной видеосистемой.

Задачей данной работы является экспериментальное исследование параметров пьезооптического преобразователя (ПП) с крестообразны фотоупругим элементом (ФЭ), таких как: чувствительность к абсолютной и относительной деформации, величина динамического диапазона, коэффициент тензочувствительности. Для экспериментального определения чувствительности преобразователя к приложенной силе использовалось специально разработанное устройство (ромб), показанное на Рис. 126 а. Ромб с закреплённым преобразователем, как показано на Рис. 126 б, одной стороны (снизу) жестко закреплялся, а к другой (верхней) стороне вдоль основной оси симметрии ромба прикладывалась калиброванная сила F_a, которая создавалась с помощью рычажного механизма с калиброванными грузами.

На Рис. 126 в показана типичная зависимость выходного сигнала преобразователя от времени при изменении нагрузки на ФЭ. Сначала прикладывалась предварительная нагрузка, чтобы выбрать люфты. Затем ромб был последовательно нагружен четырьмя одинаковыми калиброванными весами, каждый из которых даёт силу F = 0.68 N. Величина сигнала, соответствующая силе F = 0.68 N, усреднённая по четырем приложениям нагрузки, равнялась примерно 300 μA. Таким образом, коэффициент преобразования составил t = 441 μA/N.

Рис.126. Схема ромба (a, б), временная зависимость выходного сигнала преобразователя I_out при приложении силы с помощью одинаковых калиброванных весов (в).

Чтобы определить минимальное регистрируемое значение силы, было использовано значение случайного шума выходного сигнала в течение первых 20 секунд (вставка на Рис. 126 в). На этом интервале величина стандартного отклонения выходного сигнала составила σ = 0.128 μA. Эта величина является общепринятой оценкой точности. Таким образом, точность измерения силы (она же минимально регистрируемая величина силы) составила:

Расчёт деформации ФЭ вдоль оси приложения силы производился численным моделированием методом конечных элементов с помощью пакета COMSOL Multiphysics и были использованы встроенные в пакет параметры материалов. В результате моделирования деформация ФЭ, соответствующая F_min, составила:

Это и есть минимально регистрируемая преобразователем величина абсолютной деформации ФЭ. По результатам моделирования в COMSOL Multiphysics коэффициент линейной зависимости приложенной силы F от деформации Δx (коэффициент жёсткости в законе Гука F = k Δx) составил k = F / Δx = 0.083 N/nm. Тогда чувствительность преобразователя к деформации равняется t·k = (441.2 μA/N)·(0.083 N/nm) = 36.6 μA/nm.

Минимально регистрируемая относительная деформация равняется:

где x = 13×10 m^-3 – диаметр ФЭ с охранным кольцом. Полученная величина существенно превышает величины для известных датчиков деформации.

Методом численного моделирования был определён коэффициент тензочувствительности пьезооптического преобразователя, который составил величину C=7368. Прямое измерение токов с фотодетекторов ПП дало величину C = 7340, что согласуется с расчетной величиной и на три порядка превышает коэффициенты тензочувствительности для тензорезисторных датчиков 2÷6.

Таким образом, экспериментально полученный коэффициент тензочувствительности пьезооптического преобразователя более чем на три порядка превосходит известные в литературе величины для датчиков деформации. Результаты показывают хорошие перспективы пьезооптических преобразователей для высокоточных измерений напряжений и деформаций.

Охлаждаемые мегапиксельные фокальные матрицы ИК-диапазона находят применение в астрономии при исследовании дальнего космоса, мониторинга окружающей среды и ряда специальных применений при формировании панорамных изображений [Optical Payloads for Space Missions, Ed. Shen-EnQian, Canadian Space Agency, Canada. 2016 John Wiley & Sons, Ltd p. 1296.; Auyeung J., Beletic J., Zandian M., Detectors for the Extremely Large Telescopes Pasadena, California. Teledyne Detector Update. 23 October 2015; Beletic J.W., Blank R., Gulbransen D., Lee D., Loose M., Piquette E.C., Sprafke T., Tennant W. E., Zandian M., and Zino J. // Proc. SPIE 2008. Vol. 7021. P. 7021OH; Bangs . J., Langell M., Reddy M., Melkonian L., Johnson S., Elizondo L., Rybnicek K., Norton E., Jaworski F., Asbrock J., Baur S. // Proc. SPIE. 2011. Vol. 8012. P. 801234.; Tan C.L., Mohseni H. // Nanophotonics. 2018. Vol. 7. No. 1. P. 169.].

Гибридные микросхемы фотоприемных устройств (ФПУ) среднего ИК-диапазона 3-5 мкм с числом элементов более ∼ 4*106 и выше на основе матриц фоточувствительных гетероструктур c p-n и n-p переходами достигли высокого качества и выпускаются, например, такими фирмами как: Teledyne imaging sensors (USA) - ФПУ H2RG на основе HgCdTe форматом 2048×2048 элементов, шагом элементов 18 мкм, длиной волны отсечки 5,3 мкм, рабочей температурой 37 К; Raytheon vision systems (USA): ФПУ форматом 2048×2048 HgCdTe, шаг 25 мкм и рабочей температурой 32 К и ФПУ форматом 2048×2048 HgCdTe/Si шаг 15 мкм спектрального диапазона 3 – 5 мкм и рабочей температурой 78К. По мере развития технологических процессов увеличивался размер полупроводниковых пластин, улучшалась однородность параметров материала и уменьшалась дефектность слоев HgCdTe, что привело к созданию матриц большого формата [Starr B., Mears L., Fulk C., Getty J., Beuville E., Boe R., Tracy C., Corrales E., Kilcoyne S., Vampola J., Drab J., Peralta R., Doyle C. // Proc. SPIE. 2016. Vol. 9915. P. 99152X.].

В настоящей работе представлены параметры фотоприемного устройства среднего ИК-диапазона, представляющего собой гибридную микросхему, состоящую из ИК-матрицы планарных фоточувствительных n+-p переходов размерностью 2000×2000 элементов, изготовленной на основе ГЭС Hg_1–xCd_xTe/Si(310), и кремниевой микросхемы мультиплексора (КМ ЛАРС.757644.488) соединенных между собой индиевыми микроконтактами методом Flip Chip. Выход сигналов осуществляется через 8 выходов мультиплексора. Частота вывода сигнальной информации с выходов мультиплексора, не менее 8 МГц, диапазон изменения времени накопления сигнала 0,2 - 50 мс, зарядовая емкость входной ячейки ∼ 1,9·10 электронов, напряжение питания 3,3 В.

На (рис. 127) показаны гистограммы распределения основных фотоэлектрических параметров по элементам матрицы. Гистограмма распределения средне квадратического отклонения шума по элементам матрицы имела колоколообразный вид с максимумом около 6 бит АЦП и средним значением ≈ 6 бит АЦП как показано на (рис. 127а). Шум элементов матрицы измерялся в отсутствии влияния комнатного фона, когда модуль ФПУ закрывался холодным экраном. Шум элементов мультиплексора с трактом обработки сигналов до присоединения кристалла матрицы составлял величину ∼ 3,7 бит АЦП (среднее значение симметричной относительно максимума гистограммы, 1 бит АЦП соответствовал величине напряжения 134 мкВ или количеству зарядов ∼ 50 электронов). Слева от максимума расположена группа элементов с пониженной чувствительностью (малая величина протекающего тока через элемент матрицы), справа от максимума расположена группа дефектных элементов с большим уровнем тока (текущие элементы). Гистограмма распределения напряжений выходного сигнала элементов матрицы от комнатного фона предсталяла собой колоколообразую зависимость со средним знвчением ∼ 104 бит как показано на (рис. 127б). Гистограмма распределения напряжений выходного сигнала элементов матрицы от АЧТ с максимумом величиной ∼ 240 бит показана на (рис. 127в).

На (рис. 128) показана гистограмма обнаружительной способности элементов полупроводниковой матрицы спектрального диапазона 3-5 мкм, измеренная при температуре ∼ 94 К. Вариация рабочей температуры микросхем в диапазоне 87 – 97 К заметного не влияла на величину обнаружительной способности элементов матриц.

Рис. 128. Гистограмма обнаружительной способности элементов полупроводниковой матрицы формата 2000×2000.

Видно, что гистограмма имела колоколообразный вид с максимумом и средним значением ∼ 1,3·10¹²см·Гц^1/2/Вт, и СКО ∼ 2·10¹¹ см·Гц^1/2/Вт. Следует заметить, что при измерениях не учитывались потери полезного фотосигнала за счет отражения от оптического окна криостата и отражения от несущей кремниевой подожки на которую не наносилось просветляющее покрытие.

Высокая чувствительность и однородность чувствительности элементов модуля ФПУ (4·106 элементов) позволяет использовать его в составе диагностической аппаратуры, например, в инфракрасных телескопах для наблюдения удаленных небесных тел. Применение кремниевой подложки для выращивание чувствительного слоя HgCdTe позволило существенно снизить механические напряжения, обычно вызываемые разными коэффициентами температурного расширения кристалла фокальной матрицы и кремниевого кристалла мультиплексора и приводящие к нарушению электрического контакта встречных индиевых столбиков матрицы и мультиплексора.

Охлаждаемые мегапиксельные фокальные матрицы ИК-диапазона находят применение в астрономии при исследовании дальнего космоса, мониторинга окружающей среды и ряда специальных применений при формировании панорамных изображений. По мере развития технологических процессов увеличивался размер полупроводниковых пластин, улучшалась однородность параметров материала и уменьшалась дефектность слоев HgCdTe, что привело к созданию матриц большого формата, вплоть до 2000×2000 элементов с шагом 20 мкм. Однако на пути дальнейшего увеличения формата и размера матриц возникает ряд технологических ограничений: однородность фоточувствительного материала на подложках большой площади, возможность изготовления кремниевых схем считывания большого формата, технология гибридизации и другие. Одним из путей дальнейшего увеличения формата ИК матричных фотоприемников является переход к наборным устройствам, состоящим из нескольких модулей состыкованных друг с другом, однако при этом необходимо применение специальных технических решений для уменьшения возникающего зазора между фотодиодами соседних модулей. Его величина определяется расстоянием между краем схемы считывания и ячейками, расстоянием между краем фоточувствительной матрицы и фотодиодами и технологией гибридной сборки данных кристаллов.

Была разработана специализированная схема считывания сигнала, на которой были проведены перераспределение силовых линий питания, оптимизация расположения защитных колец металлизации и реализован ряд других специальных схемотехнических решений. В результате по двум краям схемы был обеспечен зазор между крайней ячейкой считывания и линией реза кристалла равный 55 мкм, при этом внутри зазора расположены два ряда базовых микроконтактов для обеспечения однородности рабочего смещения при протекании токов через подложку матрицы фотодиодов. На двух других краях схемы считывания располагаются контактные площадки для подачи управляющих сигналов и вывода данных. Такая организация схемы считывания позволяет стыковать до 4 субматричных фотоприемников по схеме 2×2 с итоговым зазором до 120 мкм. Зарядовая накопительная емкость ячеек схемы составляет 500×103 или 2,9×106 электронов, тактовая частота до 15МГц, напряжение питания – 5В, количество выводов: 8.

Матрицы фотодиодов формата 1500×1500 элементов были изготовлены на основе ГЭС КРТ состава 0.36-0.4 на подложках из кремния, для устранения разницы коэффициентов термического расширения подложки и схемы считывания, что является обязательным условием при создании матричных приемников большого формата. Была отработана технология резки кристаллов, обеспечивающая малое расстояние от фоточувствительных элементов до края кристалла, чтобы он не выходил за пределы схемы считывания после осуществлений гибридной сборки. Для обеспечения планарности кристаллов при гибридной сборке, отражающие площадки размещались внутри рядов с базовыми контактами. Также производился отбор подложек по максимальному отклонению от плоскостности. Образец изготовленного по разработанной технологии гибридизации модуля, формата 1500×1500 элементов, смонтированного в технологический измерительный корпус представлен на рис.129.

Рис. 129. Фотоприемный модуль формата 1500×1500 элементов, смонтированный в транспортно-измерительный корпус. Нижние две стороны предназначены для стыковки с соседними модулями с минимальным зазором, верхние две стороны содержат контактные площадки для присоединения управляющей и считывающей электроники.

После изготовления были проведены измерения параметров образцов при температуре 110К, результаты измерений представлены в таблице.

Высокая чувствительность и однородность элементов модуля позволяет использовать его в составе наблюдательной и диагностической аппаратуры для исследования космического и околоземного пространства, а также наблюдения атмосферы планеты и ее поверхности.

Разработана конструкция и изготовлены матричные ФЧЭ форматом 640×512 элементов с шагом 25 мкм с длинноволновой границей чуствительности по уровню 0,5 около 5,2 мкм . Средняя величина R0А фотодиодов по всему массиву матрицы равна 4×10⁵ Ом·см² , что соответствует лучшим мировым достижениям. Разработана схема и топология, по которым изготовлены матричные мультиплексоры форматом 640×512 элементов с шагом 25 мкм, обеспечивающие рабочие режимы на тактовой частоте до 10 МГц. У лучших образцов матричных ФПУ форматом 640×512 элементов с шагом 25 мкм средняя величина NETD < 13 мК, количество работоспособных элементов > 99,5%. Фотоэлектрические параметры ФПУ сохраняются с повышением рабочей температуры вплоть до 130К.

На рис. 130 представлены гистограмма NETD и топограмма дефектных элементов матричного ФПУ.

Рис. 130. Гистограмма NETD - а); и топограмма дефектных элементов (черные пиксели) - б) для ФПУ форматом 640×512 элементов. Неприсоединенных элементов менее 0,01% (34 шт.) Всего дефектных элементов - 0,32%.

Дефектные элементы характеризуются избыточным 1/f шумом, который, повидимому, связан с точечными дефектами в слоях КРТ. Наибольший дефектный кластер (один на всей матрице) состоит из 20 элементов, что является приемлемым для тепловизионных систем. Количество не присоединенных элементов составляет 34 шт. или примерно 0,01% всех элементов, что свидетельствует о высоком качестве гибридной сборки.

В последнее время ведущие фирмы проводят исследования для повышения рабочей температуры ФПУ. Изменения в конструкции матричных фотоприемников направлены на снижение размера, веса и потребления энергии (SWaP). Эти исследования направлены для изготовления очень компактных фотоприемных устройств с оптимизированными характеристиками. На рис. 131 представлена температурная зависимость NETD разработанного нами ФПУ.

Рис.131. Температурная зависимость NETD матричного ФПУ размерностью 640×512 элементов. Измерения проводились при одном и том же времени накопления 4.4мс. При Т=172,4 К время накопления составляло 3мс. Частота кадров 50Гц. Критерий работоспособности элементов - NETD < 3× <NETD>.

Видно, что величина NETD остается практически неизменной до рабочей температуры более 130К, с повышением рабочей температуры до 150К величина NETD остается менее 20 мК. Количество работоспособных элементов медленно уменьшается с повышением рабочей температуры и при 140К все еще превышает 95%. Повышение рабочей температуры матричного ФПУ, в свою очередь, позволит повысить рабочий ресурс микрокриогенных систем.

В основе модели лежит вычисление пространственного распределения по площади локальной квантовой эффективности ФЧЭ устройства и последующей свертки полученных распределений с произвольной интенсивностью засветки ФЧЭ. На Рисунке 132 приведен пример пространственного распределения локальной квантовой эффективности фоточувствительного элемента.

На Рис. 133 приведены зависимости интегральной квантовой эффективности фоточувствительной ячейки с размерами 20×20 мкм² от толщины ФС при однородной засветке всего ФПУ в зависимости от толщины фоточувствительного слоя для двух значений диаметров n-pпереходов D_d= 10 мкм (Рис.133а) и D_nd= 16 мкм (Рис.133б). Под термином интегральная квантовая эффективность понимается доля фотонов, давших вклад в фототок центрального ФЧЭ, от общего числа фотонов, упавших на фоточувствительный элемент.

Рис. 132. Пространственное распределения локальной квантовой эффективности фоточувствительного элемента.

На рисунке 134 представлены зависимости интегральной квантовой эффективности при локальной однородной засветке только центрального элемента фрагмента матрицы для двух значений диаметров n-pпереходов 10 мкм (рисунок 134а) и 16 мкм (рисунок 134б).

Рис.133. Зависимости интегральной квантовой эффективности ФЧЭ при однородной засветке всего ФПУ от толщины ФС. Для кривых 1, 4 и 7 L_d = 15 мкм, для кривых 2, 5 и 8 L_d= 20 мкм, для кривых 3, 6 и 9 L_d = 25 мкм, для кривых 1, 2 и 3 L_ph= 2 мкм, для кривых 4, 5 и 6 L_ph = 3 мкм, а для кривых 7, 8 и 9 L_ph =5 мкм.

Анализ приведенных на рисунках 132, 133 расчетных зависимостей дает возможность формулировать требования к фотоэлектрическим и конструктивным параметрам ФЧЭ обеспечивающих достижение максимальной чувствительности и пространственного разрешения многоэлементных ИК ФПУ.

Рис. 134. Интегральная квантовая эффективность ФЧЭ при локальной засветке центрального ФЧЭ как функция толщины ФС для ФПУ с разными значениями длины диффузии неосновных НЗ и длины поглощения детектируемого излучения в ФС. Длина диффузии электронов в ФС, L_d : 15 мкм (кривые 1, 4 и 7), 20 мкм (кривые 2, 5 и 8), и 25 мкм (кривые 3, 6 и 9). Длина оптического поглощения Lph: 2 мкм (кривые 1, 2 и 3), 3 мкм (кривые 4, 5 и 6), и 5 мкм (кривые 7, 8 и 9).

В дальнейшем развитие этой модели позволит проводить численное моделирование опто-электронных систем на основе многоэлементных ИК ФПУ с произвольными, в том числе движущимися объектами.

Качество границы раздела диэлектрик/полупроводник играет большую роль в приборных структурах на основе узкозонных полупроводников, в частности, в фотоприёмных устройствах ИК-диапазона. Одним из наиболее широко применяемых материалов для таких устройств является тройное соединение кадмий-ртуть- теллур (КРТ), отличающееся высокой чувствительностью к внешним воздействиям (термическим, химическим и механическим). В настоящее время развитие методов пассивации поверхности КРТ остается актуальной задачей. Перспективным и активно развивающимся методом является атомно-слоевое осаждение (ALD), осуществляемое при сравнительно низких (∼ 120 °С) температурах и обеспечивающее высокое качество осаждаемых слоев. В качестве материала диэлектрика используется оксид алюминия, обладающий широкой запрещенной зоной, умеренной диэлектрической проницаемостью и хорошими диэлектрическими свойствами.

Имеющиеся литературные данные об электрофизических параметрах МДП-структур c ALD Al₂O₃ на КРТ [P. Zhang et al. J. Electron. Mater. 45 (2016), pp. 4716-4720. A.P. Kovchavtsev et al. J. Appl. Phys. 121 (2017), p. 125304. A.V. Voitsekhovskii et al. Vacuum 158 (2018), pp. 136-140] свидетельствуют о том, граница раздела диэлектрик/полупроводник, несмотря на сравнительно низкие плотности поверхностных состояний и встроенного заряда, характеризуется довольно высокой плотностью т.н. «подвижного» заряда, захватываемого медленными ловушечными состояниями и обуславливающего гистерезис вольт-фарадных характеристик. Кроме того, ни одна из известных работ не рассматривает влияние на электрофизические характеристики структур собственного оксида КРТ, тонкий слой которого может образовываться в процессе атомно-слоевого осаждения диэлектрика [S. Aussen et al. ECS Transactions 80 (2017), pp. 87-95.].

При анализе вольт-фарадных характеристик (ВФХ) МДП-структур с ALD Al₂O₃ толщиной менее 100 нм на КРТ было обнаружено, что расчетная величина ε′ относительной диэлектрической проницаемости существенно меньше ожидаемой εAl₂O₃∼7, и более того, она зависит от толщины диэлектрика (Рис. 135, а). Такая зависимость может быть объяснена наличием в структуре дополнительного промежуточного слоя с низкой диэлектрической проницаемостью. Тем не менее, зависимость обратной величины максимальной ёмкости МДП-структуры от толщины оксида алюминия (Рис. 135, б) позволяет определить величину εAl₂O₃=7.6 сравнимую с известными литературными данными.

Рис. 135. а) Высокочастотные вольт-фарадные характеристики МДП-структур с ALD Al₂O₃ различной толщины на КРТ. б) Зависимость обратной величины максимальной ёмкости МДП-структуры от толщины слоя Al₂O₃.

Анализ характеристик МДП-структур, сформированных как на химически очищенном КРТ, так и на предварительно окисленном (на атмосфере, в плазме тлеющего разряда и в удаленной плазме ВЧ разряда, d_ox ≈ 2 нм), показал, что сверхтонкий собственный оксид КРТ способен оказывать существенное влияние на знак и величину встроенного заряда, а также на величину подвижного заряда на границе диэлектрик/полупроводник (Рис.136).

Рис. 136. Высокочастотные вольтфарадные характеристики МДП-структур с 20 нм ALD Al₂O₃ на химически очищенном КРТ (1), окисленном при хранении на атмосфере (2), в кислородной плазме тлеющего разряда (3) и в удаленной плазме ВЧ-разряда (4).

Кроме того, структуры, имеющие плазменный окисел, характеризуются большей величиной измеряемой диэлектрической проницаемости, что свидетельствует о меньшей толщине (либо большей диэлектрической проницаемости) дополнительного промежуточного слоя, упомянутого ранее. Соответствующие величины, характеризующие каждый из образцов, представлены в Таблице 3.

Таблица 3. Величины плотности встроенного заряда, подвижного заряда и отношения измеряемой диэлектрической проницаемости к диэлектрической проницаемости ALD Al₂O₃ в зависимости от метода окисления КРТ.

Полученные данные свидетельствуют о том, что сверхтонкий собственный оксид КРТ, сформированный в кислородной плазме тлеющего разряда, может использоваться совместно с атомно-слоевым осаждением оксида алюминия для улучшения качества пассивации поверхности КРТ – снижения плотностей встроенного и подвижного зарядов на границе раздела диэлектрик/полупроводник.

В диапазоне температур 78-150 К измерены ВАХ фотодиодов с конфигурацией n-на-p и p-на-n, изготовленных на основе гетероэпитаксиальных структур HgCdTe (ГЭС КРТ), выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). В р-on-n топологии карманы p-типа фотодиода сформированы ионной имплантацией и последующей активацией мышьяка в эпитаксиальном слое КРТ n-типа, легированного индием в процессе роста. В n-on-p топологии карманы n-типа фотодиода сформированы ионной имплантацией бора в эпитаксиальном слое КРТ р-типа, легированного вакансиями атомов ртути. Диаметр и глубина областей легирования фотодиода составляет от 10 до 13 мкм и от 1 до 3 мкм соответственно.

Спектры фоточувствительности исследуемых фотодиодов представлены на рис. 137. Длинноволновая граница чувствительности по уровню 0,5 лежит в диапазоне 11,12÷12,05 мкм при температуре 78К.

Измерялись как темновые ВАХ ФД при апертурном угле Θ≈0°, так и ВАХ при инфракрасном освещении ФД от сцены с температурой Т_ф≈ 293 К, Θ≈ 30°. После измерения ВАХ был вычислен фототок и проведено сравнение токов ФД при обратном смещении 60 мВ. На рисунке 138 приведены экспериментальные зависимости темнового тока фотодиодов образцов №№ 1-180423 и 3-171129, а также прогноз темнового тока для ФП ИК 1-180423 при х=0,213 от обратной температуры при обратных смещениях 50-100 мВ.

Проведен расчет температурной зависимости разности температур эквивалентной шуму (NETD) для ФД с параметрами измеренных, но с ограниченной площадью рабочего слоя A_d=30×30 мкм². Расчет проведен по формуле из работы [Рогальский А. Третье поколение ИК-приемников на базе HgCdTe, Прикладная Физика, № 5, стр.69-75, 2003.]:

где τ-спектральный коэффициент пропускания оптики, С-температурный контраст,

Рис. 139. Расчетная зависимость NETD от рабочей температуры для фотодиодов, изготовленных по технологии p-n переходов на образце МЛЭ КРТ 1-180423 и по технологии n-p переходов на образце МЛЭ КРТ 3-171129. Величина длины волны отсечки равна λ_cut=1.24/E_g, мкм, где E_g – ширина запрещенной зоны, эВ.

Таким образом, использование p-на-n технологии изготовления фотодиодов на основе ГЭС КРТ МЛЭ для спектрального диапазона 8-11 мкм позволяет повысить рабочую температуру примерно на 20 К без заметного ухудшения NETD. Повышение рабочей температуры позволяет повысить рабочий ресурс микрокриогенных систем, снизить их массу и габариты, а также стоимость фотоприемного модуля в целом.

Разработана схема реализации быстрой трехкубитовой квантовой операции Toffoli gate, которая дает дальнейшее увеличение скорости квантовых вычислений, для одиночных ультрахолодных атомов в оптических решетках. Схема основана на электрически управляемых трехчастичных резонансах Фёрстера в трех ридберговских атомах Rb для заданного начального коллективного состояния

Управление тремя атомными кубитами осуществляется с помощью последовательности коротких лазерных, микроволновых и электрических импульсов (Рис.140 а).

Численные расчеты показали, что комбинированное действие двухчастичных и трехчастичных взаимодействий вблизи трехчастичного резонанса Фёрстера приводит к сложной динамике когерентных осцилляций населенностей и фаз коллективных состояний трехатомной системы, которая, тем не менее, может быть использована для подбора необходимых фаз состояний и выполнения трехкубитовой операции. Также было показано, что добавление слабого магнитного поля (∼1 Гс) снимает вырождение ридберговских состояний и уменьшает сложность динамики, что увеличивает точность трехкубитовых операций. Численное моделирование предсказывает возможность достижения точности трехкубитовых операций F=0,983 за время операции менее 3 мкс (Рис.140 б). Это значительно превышает точность таких операций, продемонстрированных ранее с тремя кубитами на основе одиночных ионов и сверхпроводников (∼0,8).

В недавней экспериментальной работе [D.B.Tretyakov et al., Phys. Rev. Lett. 119, 173402 (2017)] впервые наблюдалось электрически управляемые трехчастичные резонансы Фёрстера

при дальнодействующих взаимодействиях нескольких холодных ридберговских атомов Rb. Трехчастичные резонансы возникают при значениях постоянного электрического поля, отличающихся от значений поля для обычных двухчастичных резонансов

и соответствуют переходу, при котором все три атома одновременно изменяют свои состояния (два атома переходят в S состояния, а третий атом остается в P состоянии, но изменяет проекцию своего момента), при этом вклад двухчастичного резонанса в перенос населенности пренебрежимо мал. Поэтому трехчастичные резонансы представляют собой эффективный трехчастичный оператор, который позволяет напрямую управлять трехчастичными взаимодействиями в квантовых вычислениях и симуляциях, выполняемых с ридберговскими атомами. В настоящей работе мы теоретически исследовали квантовую когерентность трехчастичных резонансов и показали, что для локализованных ридберговских атомов в одномерной пространственной конфигурации вдоль электрического поля возможно появление высококонтрастных осцилляций населенностей Раби (Рис.141). Это открывает перспективы для реализации трехкубитовых квантовых операций и квантовых симуляций на основе трехчастичных взаимодействий ридберговских атомов.

Исследованы экспериментально спектры трехфотонного лазерного возбуждения

мезоскопических ансамблей холодных ридберговских атомов Rb в магнитооптической ловушке с использованием непрерывных одночастотных лазеров на каждой ступени. Ансамбли состояли из N=1-5 атомов и регистрировались методом селективной полевой ионизации с пост-селекцией по числу атомов. Изучена зависимость формы спектра от длительности возбуждающих лазерных импульсов. Для импульсов длительностью 2 мкс минимальная ширина спектра составляла 1,3 МГц и была обусловлена ширинами линий лазеров и Фурье-шириной лазерных импульсов. Для импульсов длительностью менее 0,5 мкс наблюдалось дополнительное Фурье-уширение спектров и появление осцилляций Раби на крыльях трехфотонных резонансов, что говорит о достижении когерентного трехфотонного лазерного возбуждения ридберговских атомов. Анализ спектров в четырехуровневой теоретической модели на основе оптических уравнений Блоха показал хорошее согласие между экспериментом и теорией. Также была исследована зависимость формы спектра трехфотонного возбуждения от числа регистрируемых атомов (Рис.142). При увеличении среднего числа атомов в спектрах одноатомного возбуждения наблюдался провал, обусловленный спецификой статистики возбуждения и регис-

ридберговских атомов. Полученные результаты важны для применения ридбергов- ских атомов в квантовой информатике.

В рамках работ по генерации квантового ключа в протяженных атмосферных и оптоволоконных квантовых линиях связи с высокими потерями предложен метод обнаружения атаки с делением числа фотонов в квантово-криптографических системах связи по измерению распределения числа фотонов в лазерном импульсе. Возможность атаки с делением числа фотонов обусловлена тем, что в качестве источников одиночных фотонов в квантовых криптосистемах применяются сильно ослабленные лазерные импульсы. Статистика числа фотонов в таких импульсах описывается распределением Пуассона, поэтому всегда есть ненулевая вероятность появления многофотонных импульсов, которые подслушиватель может использовать для незаметного получения информации. Поэтому актуальной является задача об обнаружении таких атак и разработке методов борьбы с ними. Как правило, для этого требуются детекторы одиночных фотонов, способные измерять число фотонов в лазерном импульсе.

Вместо использования сложного и дорогого фотодетектора, способного различать число зарегистрированных фотонов, нами предложено использовать два обычных однофотонных детектора на основе лавинных фотодиодов. Эта методика апробирована на примере выполненных экспериментов по измерению среднего числа фотонов в лазерном импульсе и их сравнению с теоретическими расчетами (Рис.143). Они показали, что система из двух обычных детекторов одиночных фотонов в некоторых случаях может заменить фотодетектор, способный различать число зарегистрированных фотонов, для обнаружения классической атаки с делением числа фотонов по изменению распределения числа фотонов в импульсе в квантовом канале. Вероятность обнаружения двухфотонного импульса для системы из двух обычных фотодетекторов и фотодетектора, различающего число зарегистрированных фотонов, отличается всего в два раза (Рис.143). Данный метод удобен тем, что не требует внесения дополнительных элементов в приемный узел, и может быть реализован программными методами, сравнивающими вероятности срабатывания только одного из детекторов и одновременного срабатывания двух детекторов.

Выполнены эксперименты по спектроскопии оптически детектируемых магнитных резонансов (ОДМР) NV^–-центров в алмазных структурах на спиновых подуровнях их основного состояния. На ОДМР спектрах, записанных в импульсном режиме оптической поляризации на образцах (111) искусственных алмазов с концентрацией NV^–-центров ∼1 ppm в отсутствие магнитного поля, при больших усредняющих выборках измерения (до 10⁶) и при мощностях микроволнового излучения около 4 дБм, выявлены дополнительные спиновые резонансы, образующиеся при сверхтонком взаимодействии электронных спинов NV^–-центров с ядерными спинами ближайших к вакансии узловых атомов ¹³C. Эти резонансы (Рис.144) ассиметрично

смещены относительно центральной частоты перехода ν₀=2,87 ГГц: левый дополнительный резонанс имеет частоту ν_- =2813,6 МГц и смещение Δν_-=-56,8±0,5 МГц, а правый дополнительный резонанс имеет частоту ν₊=2940,8 МГц и смещение Δν₊=+70,4±0,5 МГц. При пространственном сканировании пятна оптической накачки по поверхности алмазной пластины измерялось расщепление основного спинового резонанса в нулевом магнитном поле. Измерения выявили разброс значения внеосевого параметра расщепления, превышающий погрешность измерения, что подтверждает предположение о неоднородности деформационных полей в направлении роста кристаллов искусственного алмаза.

Абсолютные значения коэффициентов усиления в активных средах, их спектральное распределение, зависимости от уровня возбуждения позволяют сделать выводы о механизмах и роли тех или иных излучательных переходов в формировании инверсии населенности.

Для измерения коэффициентов усиления в сильнолегированных кремнием (nSi>10 см ) Al_xGa_1-xN структурах с x=0.5–1 различного дизайна при оптической импульсной накачке (излучение: λ=266нм, частота повторения импульсов 10Гц, длительность импульса 8нс) использовались две методики: а – регистрация изменения интенсивности усиленного стимулированного излучения, выходящего из торца образца при изменении длины возбуждаемой области L, которая представляла собою полоску с шириной ∼ 100мкм; б – регистрация увеличения интенсивности пробного излучения от стороннего источника, прошедшего через возбуждаемую область перпендикулярно её поверхности. В его качестве использовался светодиод с излучением на λ≈ 506нм, которое синхронизировалось с импульсами накачки. В обоих случаях определяется величина коэффициента усиления с учётом потерь, которые в некоторых случаях (несовершенство структур, волноводные потери и т.д.) могут быть значительными.

На рис.145 представлены зависимости интенсивности люминесценции усиленного спонтанного излучения от длины зоны возбуждения L для исследуемых образцов по методике а: Al_0.74Ga_0.26N/AlN, λ≈468нм (1), Al_0.5Ga_0.5N/AlN, λ≈528нм (2) и AlN/Al_0.6Ga_0.4N/AlN, λ≈ 475нм (3) при мощности накачки P=220кВт/см².

На рис.146 представлены типичные спектры: пробного излучения светодиода на λ≈506нм (1), прошедшего через структуру Al_0.65Ga_0.35N/AlN с толщиной 6 мкм; люминесценции структуры (2); усиленное пробное излучение (3) и разницы (4) между ними (3-2), полученные в экспериментах, проводимых по методике б. Результаты измерений коэффициентов усиления по обеим методикам представлены в Таблице 4.

В настоящее время перспективными являются исследования и разработки источников излучения ультрафиолетового и видимого диапазона, обладающих широким спектром на основе сильнолегированных Si полупроводниковых Al_xGa_1-xN гетероструктур, выращенных методом молекулярно–лучевой эпитаксии. Для получения инверсии населенностей, происходящая за счет рекомбинации неравновесных носителей в активной среде, которая обеспечивает получение стимулированного излучения требуется исследование её оптических параметров. Квантовый выход – величина, определяющая эффективность преобразования энергии источника возбуждения в энергию люминесценции. Отличие от единицы вызваны процессами тушения люминесценции за счёт безызлучательных переходов на центрах рекомбинации, связанных с дислокациями и неконтролируемыми примесями. Эти процессы уменьшают квантовую эффективность и увеличивают порог генерации.

На рис.147 продемонстрированы основные механизмы, происходящие в Al_xGa_1-xN структурах, при оптическом возбуждении. Широкополосная люминесценция возникает за счет неравновесной рекомбинации доноров D⁺ и акцепторов A^-, в результате которой генерируются фотоны с энергией, зависящей от донорно-акцепторного расстояния.

Эксперименты по измерению квантового выхода проведены с Al_xGa_1-xN/AlN/Al₂O₃ структурами с мольной долей Alx=0.38–1. Величины в исследуемых структурах измерялись относительно эталона - квантового выхода люминесценции раствора родамина 6G в этаноле (η=0.95). Краситель, находящийся в тонкой (толщиной 1мм) кварцевой кювете, и исследуемые образцы возбуждались (в одной геометрии накачки и регистрации) импульсным лазерным излучением с длиной волны 266нм, падающим под углом 45° к поверхности образца диаметром 8мм с однородным распределением интенсивности. Интенсивность спонтанного излучения измерялась широкоапертурным (диаметр 9.5мм) калиброванным фотоприемником, расположенным на расстоянии 15мм от поверхности исследуемых образцов. Спектры спонтанной люминесценции содержат одну широкую полосу в видимом диапазоне с шириной на полувысоте 150нм. На рис.148 представлены результаты измерений величины для структур с различными значениями молярной доли Al. Для некоторых структур получены высокие значения квантового выхода широкополосной люминесценции, что перспективно использование их в качестве активных элементов лазеров. Высокое значение свидетельствует о высоком качестве изготовленных структур. Спад величины квантового выхода с уменьшением x связан, по-видимому, с увеличением доли краевой люминесценции.

Исследованы коммутационные и частотные параметры эптрона – нового газоразрядного прибора – обострителя высоковольтных импульсов на основе последовательно соединенных и находящихся в едином объёме «открытого» и капиллярного разрядов. Прибор представляет собою коаксиальную кювету с разрядным промежутком катод – сетчатый анод (кивотрон), в которой формируется «открытый» разряд, генерирующий осциллирующий электронный пучок и выступающий в роли плазменного катода. Со стороны одного из торцов кюветы включена капиллярная структура, с внешней стороны которой установлен анод. Капиллярная структура имела коаксиальную (рис.149a) и планарную (рис.149б) геометрии.

В гелии для коаксиальной капиллярной структуры в широком диапазоне условий (2–50кГц) получены времена коммутации τ_s на активную нагрузку τ_s=0.6–1нс, не зависящие от частоты следования импульсов f при временах задержки развития разряда τ_d, превышающих 600нс, степень компрессии исходного импульса достигала S=τ_s/τ_d ≈ 1000. Реализована средняя мощность ∼10кВт в режиме цуга импульсов при напряжении на катоде U_c = 20кВ и f = 44кГц. Для щелевого капилляра те же параметры коммутации наблюдались до f = 100кГц.

Время задержки развития разряда объясняется тем, в разрядном канале капиллярной структуры, имеющим характерный размер менее 1мм, время диффузии электронов к стенкам имеет порядок ∼1нс, что сдерживает быстрое их размножение в начале импульса напряжения. При накоплении концентрации электронов n_e, при которой дебаевский радиус экранирования становится меньше радиуса капилляра, диффузия становится амбиполярной, рост их концентрации ускоряется, что приводит к пробою капиллярного разрядного промежутка и, соответственно, всего коммутатора в целом.

Актуальной задачей при разработке обострителей напряжения является повышение степени компрессии импульсов S этих приборов. Величина, характерная для кивотронов (обострителей напряжения на основе «открытого» разряда) составляет S=τ_d/τ_s=20–40 (τ_d, τ_s – время задержки развития разряда и время коммутации, соответственно), при этом она слабо зависит от условий работы прибора. Учитывая, что большинство серийно выпускаемых высоковольтных коммутаторов типа тиратронов или генераторных ламп имеют фронт коммутации на уровне 30–50нс, а кивотрон может генерировать фронт импульса на нагрузке τ_s∼100пс с τ_d<5нс, требуется дополнительный импульсный компрессор между этими ступенями. В тоже время кивотрон характеризуется сильной зависимостью своих временных параметров от давления рабочего газа. Так, например, при давлении порядка единиц Торр время τ_d измеряется десятками нс и τ_s∼1нс, а при давлении р_Не∼100Торр τ_d ∼ единиц нс, а τ_s будет ограничена снизу только собственными ёмкостью и индуктивностью. Таким образом, используя два последовательно включенных кивотрона с различным давлением газа можно реализовать степень компрессии S=S1×S2. В качестве кивотрона первой ступени К₁ была использована ячейка с катодами из титаната бария с площадью 12.3см², ускорительным зазором 3мм и прозрачностью сетки 93%. Кивотрон второй ступени К₂ имел катоды из реакционно спеченного карбида кремния площадью по 1см², ускорительный зазор 1.8мм и сетку с прозрачностью 85%. Двухступенчатая схема сжатия с использованием двух кивотронов показана на рис.151а. Исследования проводились в режиме регулярных импульсов с частотой до 1кГц и естественным охлаждением исследуемых ячеек.

Первичный источник на основе модуляторного триода ГМИ-42Б генерировал импульсы напряжения, которые дополнительно сжимались формирующей линией так, чтобы время зарядки емкости С₄ составляло 35нс. Далее ёмкость через К₁ перезаряжала собственную емкость К₂ за время 3–5нс. Это время подбиралось с помощью индуктивности L₆ таким образом, чтобы пробой К₂ происходил точно на вершине импульса напряжения. Рабочее давление в К₁ составляло р_Не ≈3–10Торр, что соответствует задержке развития разряда τ_d ≈ 30–50нс и времени коммутации τ_s≈ 1–2нс при работе на активную нагрузку R_L=50Ω. Давление в обострителе второй ступени – кивотроне К₂ составляло р_Не ≈ 50–120Торр, что соответствует задержке развития разряда τ_d≈3–8нс. Максимальное рабочее напряжение на второй ступени, полученное в данной работе, составляло U ≈18кВ при напряжении на первой ступени U≈ 20кВ. Минимальное время коммутации К₂ в описанных условиях составило τ_s<100пс (рис.151б), достигнув насыщения при р_Не≥90Торр.

Насыщение обусловлено периодом колебаний во внутреннем разрядном контуре К₂, образованном его собственной ёмкостью и индуктивностью. Таким образом, экспериментально показана возможность построения двухступенчатой схемы сжатия импульса напряжения с использованием обострителей на основе “открытого” разряда с генерацией встречных электронных пучков – кивотронов. При этом первая ступень работает с емкостной нагрузкой, а вторая – с активно-индуктивной, что позволяет использовать простое устройство для решения широкого круга научных и прикладных задач.

Исследована зависимость фотонного эхо (ФЭ), сформированного на переходе атомов иттербия ¹⁷⁴Yb (6s²) ¹S₀ ↔(6s6p) ³P₁ (тип 0 ↔ 1) двумя импульсами резонансного излучения, от времени задержки между импульсами – кинетика ФЭ.

Для случая импульсов одинаковой линейной поляризации (обыкновенное ФЭ) кинетика ФЭ в области задержек 70 - 250 нс экспоненциальная как в чистом иттербии, так и в его смесях с буферными газами Ar и Xe.

Для формирующих импульсов линейной взаимно ортогональной поляризации наблюдалась сложная кинетика столкновительного ФЭ, с нарастающим участком до значений задержек менее 80 нс, с последующим затуханием с ростом задержек. На Рис.152 приведен пример такой кинетики. Виден участок нарастания сигнала эхо для задержек менее 80 нс; отчетливо регистрируется максимум; при дальнейшем увеличении задержек сигнал эхо затухает.

В экспериментах с обыкновенным ФЭ (для формирующих импульсов излучения одинаковой линейной поляризации) экспериментально найдены сечения релаксации, соответствующей однородному уширению линии перехода ¹⁷⁴Yb. Наибольшее сечение уширения σ получается для столкновений ¹⁷⁴Yb с наиболее тяжелым буфером, в данном случае – с атомами иттербия других изотопов σ = (550±124)·10^-16 см². Для ксенона в качестве буфера сечение релаксации меньше σ =(316±80)·10^-16 см², а для более легкого аргона еще меньше σ = (143±29)·10^-16 см².

По сигналам столкновительного ФЭ определены константы скорости релаксации δγ/δp = δ/δp (Γ + Γ₁), где Γ – скорость релаксации дипольного момента перехода (уширения спектральной линии) за счет спонтанного излучения и неупругих столкновений, а Γ₁ зависит от анизотропии столкновений. Можно сделать вывод о том, что анизотропия столкновений сильнее проявляется для пар ¹⁷⁴Yb – Yb, δγ/δp = (6.74 ± 2.60) ·10⁷ с^-1·Торр^-1, гораздо слабее для 174 Yb – Xe δγ/δp = (3,45±0,80)·10⁷ с^-1·Торр^-1 и еще слабее для пары ¹⁷⁴Yb – Ar δγ /δp = (2,38±0,49)·10⁷ с^-1 ·Торр^-1.

Новый способ определения коэффициента отражения для оптических элементов основан на применении отражательного интерферометра со сканируемой базой микронного размера.

Схема измерений приведена на Рис. 153. Вставка в нижней части рисунка показывает вид сигнала для трех значений коэффициента отражения переднего зеркала RI: 1 – r₂=0.2; 2 – r₂=0.6; 3 – r₂=0.9. На вставке слева в средней части рисунка схематически показан отражательный интерферометр со сканируемой базой l(U) и коэффициентами отражения переднего зеркала r₁, образца r₂ и интерферометра r.

На Рис. 154 показана зависимость измеряемой величины (графики a) и чувствительности измерений (графики b) от амплитуды коэффициента отражения r₂ для различных материалов переднего зеркала: 1- кварц; 2- лейкосапфир, 3- селенид цинка.

Рис. 155 демонстрирует преимущество применения отражательного интерферометра более чем в сто раз по сравнению с обычным способом измерения отражения для образца, имеющего слабую экситонную линию поглощения.

Проведены аналитические и численные исследования процессов формирования резонансов насыщенного поглощения и магнитного сканирования в спектроскопии линейно поляризованных однонаправленных волн вырожденных переходов с полным моментом уровней J=1→J=1, как пример переходов J→J и J→J-1, и перехода J=1→J=2, как пример переходов J→J+1. В случае перехода с моментом уровней J=1 форма нелинейного резонанса и характер определяющих когерентных процессов оказываются зависимыми как от параметров атомного перехода (констант релаксации уровней и параметра ветвления излучения а0), так от величины расщепления уровней и направления взаимной ориентации поляризаций сильной и пробной световой волны, а также от направления распространения волн по отношению к внешнему магнитному полю. При распространении ортогонально магнитному полю в случае параллельных поляризаций волн – это биение населенностей уровней в образующихся двухуровневых схемах перехода, а в случае ортогональных поляризаций волн - это НИЭФ в трехуровневых схемах перехода. При распространении волн вдоль магнитного поля наряду с указанными выше процессами оказывается важным процесс индуцирования магнитной когерентности уровней нижнего состояния перехода оптическими полями линейной поляризации.

В случае перехода с моментами уровней J=1→J=2 (Рис.156) спектр резонанса насыщенного поглощения формируется в основном в V-схемах перехода и определяется эффектами насыщения и расщепления уровней, а также вкладами следующих когерентных процессов: биением населенностей в поле двух частот и магнитной когерентности уровней, индуцируемой полем сильной волны. Причем именно биения населенностей уровней и определяют вид узких структур резонанса: пик на закрытом переходе и провал на открытом переходе. Вклады магнитной когерентности уровней зависят от ориентации поляризаций сильной и пробной волны и проявляются в виде добавок. Представленные результаты показывают, что принятая в литературе трактовка механизма образования резонанса ЭИА, как результата спонтанного переноса магнитной когерентности уровней возбужденного состояния атомов в основное, неверна и нуждается в пересмотре.

Атомарно-гладкие поверхности кристаллов необходимы для научных исследований и практических применений. Ранее, в работе [V.L. Alperovich et al., Appl. Phys. Lett. 94, 101908 (2009)] был предложен метод выглаживания поверхности GaAs с помощью отжига в условиях, близких к равновесию между кристаллом и парами Ga и As. Этот метод позволяет получать ступенчато-террасированные поверхности GaAs(001) с атомно-гладкими террасами. Увеличение температуры отжига ускоряет массоперенос на поверхности и, таким образом, способствует выглаживанию поверхности. Однако, при температурах T ≥ 700 °C, выглаживание поверхности GaAs сменяется огрублением, которое состоит в формировании мультислойных островков и озёр, а также эшелонов ступеней. Огрубление поверхности может быть вызвано термодинамическим огрубляющим переходом, когда линейное натяжение ступеней убывает до нуля из-за энтропийного вклада в свободную энергию поверхности, и происходит спонтанная генерация ступеней. С другой стороны, огрубление может быть обусловлено кинетическими неустойчивостями, которые могут возникать при отклонении условий отжига от равновесия в сторону роста или сублимации. Данная работа направлена на выяснение механизма огрубления поверхности GaAs при повышенных температурах.

Исходные ступенчато-террасированные поверхности GaAs(001), использованные в этих экспериментах были получены отжигом “epi-ready” подложек при T = 600 – 650 °C в условиях, близких к равновесию. Отжиги при более высоких температурах T = 700 – 775 °C проводились в той же экспериментальной установке. Морфология поверхности до и после отжигов изучалась методом атомно-силовой микроскопии. Моделирование Монте-Карло огрубления поверхности проводилось в модели кристалла Косселя. Модельные параметры были определены ранее из описания экспериментальной кинетики выглаживания поверхности GaAs моделированием [D.M. Kazantsev et al., Appl. Surf. Sci. 333, 141 (2015)].

В результате одновременного отжига при T = 775 °C двух образцов GaAs с одинаковой ступенчато-террасированной поверхностью, на образце, закрытом пластиной GaAs, образовались озёра мультислойной высоты, а на открытом образце – островки мультислойной высоты. Качественное различие морфологии образцов свидетельствует о том, что огрубление поверхности вызвано кинетическими неустойчивостями, поскольку при термодинамическом огрубляющем переходе следовало бы ожидать универсальной морфологии разупорядоченной поверхности.

Образование островков и озёр на поверхности при сублимации и росте, соответственно, можно объяснить обтеканием движущимися атомными ступенями участков поверхности, на которых сублимация и рост подавлены. Это предположение подтверждено моделированием взаимодействия движущихся атомных ступеней с такой областью. При сублимации, каждое прохождение ступенью через такую область приводит к увеличению высоты этой области на один монослой по отношению к понизившемуся уровню террасы. Так образуются мультислойные островки при сублимации.

Рис. 157. (a-б) Экспериментальные АСМ-изображения разупорядоченного рельефа вицинальных поверхностей с исходной шириной террас 300 нм (a) и 70 нм (б). (в-г) Модельные изображения рельефа поверхности. Размер модельных изображений и ширина террас на порядок меньше экспериментальных из-за ограниченных вычислительных ресурсов. Яркие светлые точки – это мультислойные островки, сформированные на участках поверхности, где подавлена сублимация.

Если следующая ступень подходит к области поверхности, на которой подавлены рост и сублимация, прежде, чем от неё оторвется предыдущая, ступени эшелонируются. Экспериментальные изображения ступенчато-террасированных поверхностей GaAs с различной исходной шириной террас, на которых произошло эшелонирование ступеней при отжиге, показаны в верхнем ряду рис. 157. Видно, что, в результате отжига на поверхности образуются мультислойные “плато” (рис. 157a) и вытянутые “пальцеобразные” эшелоны ступеней (рис. 157б), окруженные островками. Эти различия в разупорядоченной морфологии поверхностей с разной исходной шириной террас удалось воспроизвести в моделировании (нижний ряд рис. 157). Таким образом, ширина террас на исходной ступенчато-террасированной поверхности является важным параметром, влияющим на разупорядоченный рельеф после высокотемпературного отжига. Происхождение областей, на которых образуются мультислойные островки или озёра, не ясно.

В заключение, экспериментально и с помощью моделирования Монте-Карло показано, что термическое огрубление поверхности GaAs при повышенных температурах T ≥ 700°C вызвано кинетическими неустойчивостями из-за отклонения условий отжига от равновесия в сторону роста или сублимации. В частности, формирование многослойных островков и озёр на террасах объяснено обтеканием ступенями областей на поверхности, на которых подавлены рост и сублимация. Объяснен и воспроизведен в моделировании экспериментально наблюдаемый разупорядоченный рельеф поверхностей с разной исходной шириной террас.

Методом молекулярной динамики рассчитаны упругие деформации в структурированных подложках Si, возникающие под действием междоузельных атомов Ge, введенных ионным облучением. Показано, что в случае мелких канавок междоузлия создают на их стенках дополнительное растяжение, а в случае глубоких канавок - сжатие. Проведенный анализ позволяет объяснить наблюдаемое в эксперименте различное местоположение наноостровков Ge, выращенных гетероэпитаксией на структурированных подложках Si, в зависимости от глубины канавок.

Методом молекулярной динамики рассчитаны упругие деформации, возникающие в структурированных подложках с канавками, обусловленные кластерами межузельных атомов Ge и Si, введенных ионным излучением.

Рис. 158. Иллюстрация к расчету деформаций в структурированной подложке.

Результаты расчетов (рис.158) в случае междоузлий Ge показали, что при уменьшении угла наклона стенок деформации в канавке изменяются не только по величине, но и по знаку. В глубоких канавках (со стенками (111)) возникает сжатие, в мелких ((112)-(116)) - растяжение. Во всех случаях за пределами канавки возникают деформации сжатия, хотя их величина немонотонным образом зависит от наклона стенок канавки. В случае междоузлий Si зависимость величины деформаций от наклона стенок качественно имеет тот же вид, но количественно эффект слабее.

Из полученных результатов можно сделать вывод, что в случае глубоких канавок (большой угол наклона стенок) наноостровкам выгоднее расти между канавками, а мелких (малый угол наклона) – внутри.

При расчете упругих деформаций в структурированных подложках методом МД наиболее затратным по времени является процедура поиска ближайших соседей для каждого атома гетероструктуры Ge/Si, которая занимает 70-95% от общего времени счета в зависимости от выбранного способа поиска (По спискам ячеек / Верле). Был разработан параллельный алгоритм поиска соседей, который позволяет существенно сократить время моделирования. Результаты эффективности исполнения параллельного алгоритма показали ускорение близкое к линейному на системе из 8 ядер (до 8 раз).

Предложенный подход к Монте-Карло моделированию процесса диффузии ФНЗ в фотоприемных матрицах использован для верификации выводов работы [A.V. Vishnyakov et al. // J. Appl. Phys. 2015. V.118. P. 124508]. Показано, что при приближении пятна засветки к диоду на краях диода формируется повышенная плотность фототока (за счет фотоэлектронов, проникающих в неосвещенную область матрицы по каналам между фотодиодами, а также под диодом). Повышенные значения на краях фотодиода проявляет также и коэффициент отбора тока. По спаду плотности фототока на краях диодов была оценена эффективная длина диффузии электронов под диодами матрицами; полученное значение хорошо совпало с теоретически предсказываемой величиной. Показано, что значения коэффициента отбора фототока в центральной области диода на освещенной и неосвещенной части диода близки и крайне слабо зависят от уровня фототока диода.

Были вычислены пространственные распределения фотоответа диода S(х) при сканировании традиционных матриц узким пятном засветки, измеренные в условиях малого и большого отбора фототока из ФП ФПУ. Были проведены трехмерные расчеты методом Монте-Карло распределений S(x), измеряемых в условиях малого отбора ФНЗ из ФП, что подтвердило результаты, полученные при двумерном подходе в работах [A.V. Vishnyakov et al. // Appl. Phys. Lett. 2014. V.104. P. 092112; A.V. Vishnyakov et al. // J. Appl. Phys. 2015. V.118. P.124508, А.В. Вишняков и др. // Прикладная физика. 2015. Т.1. С.44-50.], который был использован для анализа профилей сканирования и оценки объемной длины диффузии ФНЗ в материале абсорбера Ld.

Проведены расчеты распределения локальной квантовой эффективности ν в области вокруг центрального диода фрагмента матрицы размером 3×3 ФЧЭ рис.159.

Рис.159. Схема проанализированного фрагмента матрицы фотодиодов размером 3×3 элемента с примерами диффузионных путей фотогенерированных носителей заряда в точке поглощающего слоя, отмеченной стрелкой. Размеры по осям Х и У даны в микронах.

Стимулом для вычисления таких распределений является то обстоятельство, что в задачах, в которых единственным варьируемым параметром является геометрическая конфигурация засветки (при фиксированном дизайне матрицы), предварительное вычисление распределения локальной квантовой эффективности позволяет экономить последующие счетные усилия при вычислении фотоответа диода на разные виды засветок, поскольку после того, как распределение ν получено (рис.160), для вычисления искомого фотоответа остается только свернуть результат с пространственным распределением интенсивности засветки.

Рис.160. Характерное распределение локальной квантовой эффективности вблизи центрального диода.

Путем указанного интегрирования вычислен фотоответ центрального диода фрагмента при однородной засветке этого фрагмента и при засветке его центрального ФЧЭ для разных размеров фотодиодов в матрице, разных длин диффузии ФНЗ в слое абсорбера, разных длин оптического поглощения в материале абсорбера, и разных толщин фоточувствительной пленки. Обращает на себя внимание факт различия величин пороговых чувствительностей ФЧЭ при двух видов засветки. Также вычислены уровни сигналов соседних (ближайших и ближайших по диагонали) ФЧЭ матрицы при засветке центрального ФЧЭ фрагмента (то есть, фактически, фотоэлектрическая связь). Показано, что увеличение размеров фотодиода в ФЧЭ способствует увеличению величины чувствительности фотоприемной матрицы. Кроме того, при актуальных параметрах ФПУ уменьшается зависимость чувствительности ФЧЭ матрицы от длины диффузии ФНЗ в материале абсорбера, то есть улучшается однородность фотоответа диодов при флуктуации рекомбинационных свойств абсорбера. Полученные результаты количественно совпадают с результатами работы [M. Vallone et al., “Diffusive-probabilistic model for inter-pixel crosstalk in HgCdTe focal plane arrays,” IEEE J. Electron Devices Soc., vol. 6, pp. 662–673, May 2018]. Метод также использован для расчетов фотоэлектрических характеристик матричных ИК ФПУ spot для точечных источников изображения.

Рис. 161. Доля частиц, стекших на диод центрального ФЧЭ, из числа частиц, рожденных в пределах центрального ФЧЭ (кривые 1–3) и из числа всех сгенерированных в слое абсорбера частиц (кривые 1'–3'). Кривые 1 и 1', 2 и 2', и 3 и 3' соответствуют квадратному, круглому и гауссову пятнам засветки.

Вычислены величины фотосигналов фотодиодов матрицы в зависимости от положения пятна от точечного источника излучения, которые необходимо знать при анализе пеленгационных характеристик детекторов источников излучений, а также приводятся вычисленные величины пороговых чувствительностей. Установлено, что точечная засветка по сравнению с однородной может приводить к снижению пороговой чувствительности на 30-40%, рис.161.

В процессе Ленгмюровского испарения (высокотемпературного отжига подложек в вакууме) полупроводников A^IIIB^V на поверхности образуются капли металла элементов III группы из-за разной летучести компонентов полупроводника. Интерес к жидким металлическим каплям обусловлен ролью, которую они играют в таких технологиях формирования наноструктур A^IIIB^V как капельная эпитаксия и самокаталитический рост нитевидных нанокристаллов. Экспериментально наблюдалось, что металлические капли, образующиеся в процессе высокотемпературного отжига, спонтанно двигаются вдоль поверхности [Tersoff, J.; Jesson, D. E. & Tang, W. X. Science, 324,236-238 (2009); Hilner, E.; Zakharov, A. A.; Schulte, K.; Kratzer, P.; Andersen, J. N.; Lundgren, E. & Mikkelsen, A.. NanoLett. 9, 2710-2714, (20090; S. Kanjanachuchai, C. Euaruksakul. ACS Appl. Mater. Interfaces. 5 7709 (2013)]. Два альтернативных механизма движения капель были предложены в работах [Tersoff, Hilner].

Рис.162 (а.б) Вид модельных поверхностей (111)А – (а), и (111)В - (б) с движущейся во время отжига каплей. Стрелки указывают направление движения капель, крестиком отмечено место зарождения капли; Красным цветом отмечен галлий, зеленым – мышьяк, розовым – жидкий галлий. (в) Температурные зависимости скорости движения капель Ga по поверхностям GaAs(111)A и (111)B; (г) Зависимость пути S, пройденного каплей по поверхности GaAs(111)A от времени отжига при T = 950 K; снизу – сечения 3D изображений фрагмента поверхности с каплей после разной длительности отжига: (1) 0.35 с, (2) 0.4 с, (3) 0.45 с.

Причиной движения капель является тенденция системы минимизировать свободную поверхностную энергию. В [Tersoff] движущей силой перемещения капли является различие между свободной энергией поверхности смоченной и несмоченной жидким металлом, а в [Hilner] – минимизация поверхностной шероховатости. Однако обе модели не объясняют всей совокупности экспериментальных фактов по движению капель. Нами с помощью Монте-Карло моделирования было проанализировано движение капель нанометровых размеров (до несколько десятков нанометров) по поверхностям (111)A и (111)B при отжиге подложек GaAs и InAs. На основе этого анализа предложен новый механизм движения капель.

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, т. 15, вып. 3, стр. 388-399 (2014)]. При температурах отжига, превышающих температуру конгруэнтного испарения, наблюдалось движение капель металла (Рис.1 a,б). Движение наноразмерных капель имело направленный характер. При отжиге поверхностей (111)A и (111)B капли двигались вдоль направлений <110>. Причина латерального движения капель в модели – травление боковой границы раздела капля-подложка жидким металлом. При зарождении капель металла на поверхности, формируется нижняя и боковая границы раздела капли с подложкой. Боковая граница раздела состоит из шести чередующихся фасеток с ориентациями {111}(три (111)A, три (111)B). Направления движения <110> определяются положением боковых фасеток (111)А, которые сильнее травятся жидким металлом, чем (111)В. Движение капли начинается с травления наиболее шероховатой фасетки (111)А. Наблюдаемые направления движения капель металла согласуются с экспериментальными данными [Tersoff, Kanjanachuchai(2013), S. Kanjanachuchai, C. Euaruksakul. Cryst. Growth Des. 14, 830-834 (2014)].

На рис.162 б представлены температурные зависимости скоростей движения капель Ga по поверхностям (111)А и (111)B. В диапазоне температур Tc ÷ Tc + 30 K, капли движутся быстрее по поверхности (111)A, чем по (111)B. При более высоких температурах движение капель по поверхности (111)А становится ниже, чем по (111)В. Это связано с «торможением» латерального движения капель из-за их заглубления в подложку при высоких температурах. На Рис.162г зависимости пройденного каплей Ga пути по поверхности GaAs(111)A от времени отжига. Зависимость S(t) имеет ступенчатую форму, то есть в некоторые моменты времени капля перестает двигаться в латеральном направлении из-за травления подложки в вертикальном направлении. После остановки капля смещается в латеральном направлении, выбирая наиболее шероховатую боковую фасетку (111)А. Периодическое торможение капли приводит к уменьшению ее средней скорости движения вдоль поверхности (111)А. На поверхностях (111)B движение металлических капель имеет «скользящий» характер: граница раздела капля-подложка остается гладкой, независимо от температур отжига.

Моделирование проводилось на вицинальных подложках GaAs и InAs в температурном диапазоне 800–1100 K для арсенида галлия и 600–900 K для арсенида индия. Ширина террасс вицинальных поверхносте L варьировалась от 20 до 360 нм.

Ранее было показано, что температура конгруэнтного испарения T_c зависит от ширины террас вицинальных поверхностей. Чем меньше ширина террас, тем ниже температура конгруэнтного испарения. T_c это минимальная температура, при которой на поверхности образуются капли металла. Максимальное значение T_c соответствует температуре конгруэнтного испарения сингулярной поверхности. Когда ширина террасы L становится меньше, чем удвоенная диффузионная длина атомов металла 2·λ_dif (Ga, In), величина T_c уменьшается, так как края ступеней поставляют дополнительные атомы металла на террасы и капли могут зародиться при более низких температурах. Из зависимостей T_c(L) на Рис.163 проведена оценка диффузионных длин галлия и индия для поверхностей (111)А, которая дает следующие значения: λ_dif(Ga) ∼ 60 нм, λ_dif(In) ∼ 130 нм. Длину диффузии адатома до испарения можно оценить, использую стандартное выражение λ_dif ∼ a₀·exp ((E_des–E_dif)/(2kT)), где a₀ расстояние между атомами на поверхности кристалла. Из этого выражения при T = 1000 K – λ_dif(Ga) ∼ 80 нм и при T = 870 K - λ_dif(In) ∼ 200 нм. Обе оценки показывают, что при температуре конгруэнтного испарения λ_dif(In) приблизительно в два раза больше, чем λ_dif(Ga). Оценка длины диффузии адатомов по поверхности (111)B из графиков Рис.163 дает меньшие значения, чем по поверхности (111)А: (λ_dif (Ga) ∼ 50 нм, λ_dif (In) ∼ 90 нм).

Как было показано в предыдущем разделе, жидкий металл действует как насос, усиливая испарение мышьяка с поверхности (111)A. Этот «насос» действует эффективнее при отжиге InAs. На Рис.164 представлена температурная зависимость отношения потока испаряющегося мышьяка к потоку галлия (индия) при отжиге GaAs(111)A и InAs(111)A. Когда поверхность подложки покрывается пленкой жидкого металла (при T ≥ 880 K для InAs и T ≥ 1080 K для GaAs) наблюдается заметное увеличение отношения As/Me. Это увеличение ярче выражено для InAs, что объясняется большей растворимостью InAs в жидком индии по сравнению с растворимостью GaAs в жидком галлии. Так как температуры конгруэнтного испарения InAs и GaAs различаются, то для иллюстрации вышеприведенного утверждения кривая As/Ga сдвинута в область низких температур на величину ΔT = T_c (GaAs(111)A) – T_c (InAs(111)A) = 240 K. Во всей исследуемой области температур мышьяк испаряется интенсивнее с поверхности InAs.

На Рис.165 показаны виды модельных подложек GaAs и InAs после отжига при температуре, превышающей величину T_c на 220 K. Для GaAs эта температура равна 1080 К, а для InAs 860 K. Несмотря на то, что при этих температурах большая часть поверхности GaAs покрыта жидким металлом, а на поверхности InAs присутствуют только отдельные капли (Рис. 165), отношение As/In больше, чем As/Ga (Рис. 164). Сечения модельных подложек демонстрируют, что капли In проникают глубже в подложку, выкачивая больше мышьяка из InAs.

Методами численного моделирования показана возможность вывода оптического излучения по нормали к поверхности из кремниевого дискового резонатора на основе структуры кремний на изоляторе (КНИ) с помощью модуляции его формы в виде синусоидального искривления боковой границы. Исходным для анализа выбран дисковый резонатор (см. Рис. 166) в стандартной волноводной структуре КНИ, в которой тонкий 250 нм слой кремния располагается на заглубленном слое окисла толщиной 2.0 мкм. Вертикальная граница резонатора имеет синусоидальное искривление, содержащее M периодов, с амплитудой в 5% по отношению к его диаметру D. Параметры структуры (M = 12 и D = 2.6 мкм) оптимизированы для работы на длине волны порядка 1. 56 мкм.

Наличие дифракционной решетки на границе диска приводит к связи собственных мод резонатора с модами излучения, причем, излучение по нормали к поверхности (вверх и вниз) оказывается большим по интенсивности, чем присутствующее в структуре излучение в плоскости волновода. При этом угловой пространственный спектр излучения в дальней зоне для разных длин волн сильно отличается (см. Рис. 167a и Рис. 167в). На длине волны 1. 5599 мкм поле моды (см. Рис. 167б), которое концентрируется в близи границы, имеет периодичность, совпадающую с периодом модуляции формы резонатора, а волновой вектор моды в точности равен волновому вектору дифракционной решетки, огибающей сердцевину резонатора.

Для данной моды выполняется условие фазового синхронизма с модами излучения для направления распространения по нормали к поверхности. Поэтому все оптические волны, излучаемые разными участками дифракционной решетки, распространяются параллельно друг другу и в ходе конструктивной интерференции формируют квазиоднородный пучок, излучаемый по нормали к поверхности структуры с максимумом интенсивности в центре пучка (см. Рис. 167a). Для другой интенсивной составляющей, излучающей на длине волны 1.4751 мкм, угловой период немного отличается от периода дифракционной решетки. Поэтому условие на излучение наблюдается для оптических волн, распространяющихся под небольшим углом к нормали структуры. Их взаимная интерференция приводит к тому, что кольцевой резонатор, за счет наличия дифракционной решетки, обеспечивает излучение в дальней зоне в виде тора, у которого имеется минимум интенсивности для нормального к поверхности направления (см. Рис. 167в).

Теоретически изучается туннелирование поверхностных плазмонных волн между двумя пластинами диэлектрических призм наложенных на поверхность металла. На призму с падающей поверхностной плазмонной волной наложена кипа графеновых листов. Построена аналитическая теория связывающая энергию Ферми графена со сдвигом Гуса-Хенхен выходящей поверхностной плазмонной волны. Полученные результаты могут оказаться полезными для создания интегрированных переключающих устройств на основе поверхностных плазмон поляритонов.

Для демонстрации полученной теории выбраны параметры рассматриваемой системы. Длина волны соответствующей круговой частоте ω равна λ = 1mcm, толщина диэлектрического слоя h = 1mcm, электрон-фононное время релаксации в графене τ = 100 fs. Демонстрация носит качественный характер, и диэлектрические проницаемости материалов выбираются умеренными ε =2.5, ε_m = –2. В этом случае критической угол полного внутреннего отражения равен Θ_c ≈ 70°. Угол падения поверхностного плазмонного луча Θ=75°, угол расхождения поверхностного плазмонного луча Θ=0.1 rad, ширина луча в месте падения на границу нарушения непрерывности a=100λ. Ширина зазора d=3λ. Зависимости латерального сдвига от энергии Ферми для различного числа графеновых листов представлены на рис. 169.

Рис. 169. Зависимость сдвига Гуса-Ханхен от энергии Ферми графена для различного числа графеновых листов.

Как и следовало ожидать, зависимость латерального сдвига имеет клюв для энергии Ферми, определяющей экстремальное значение мнимой части поверхностной проводимости графена. Рис. 169 демонстрирует, что изменение латерального сдвига в окрестности экстремальных значений может достигать десятки процентов от ширины поверхностного плазмонного луча a. Энергия Ферми графена может изменяться динамически, например, посредством приложенного электрического напряжения между слоями графена и металлической пластиной.

Моделирование подтвердило возможность цифро-аналоговой реализации гетеродинного метода. После реализации с помощью программируемого цифро- аналогового устройства были проведены тестовые измерения. Результаты показывают, что цифро-аналоговый гетеродинный метод измерения нелинейности вольт- амперной характеристики работоспособен. Традиционным методом измерения нелинейности вольт-амперной характеристики (ВАХ) в неупругой туннельной спектроскопии является метод второй гармоники. Этот метод обладает недостатком: из-за сложности подавления первой гармоники входного сигнала, что снижается точность измерения. Поэтому было предложено для измерения нелинейности ВАХ использовать гетеродинный метод. Цифро-аналоговая реализация гетеродинного метода в аппаратном смысле проще аналоговой. Для измерения нелинейности ВАХ такая реализация ранее не применялась, поэтому, чтобы определить её возможность, проводилось моделирование в среде схемотехнического моделирования LTspice XVII. Использовалась электрическая схема, изображённая на Рис.170а, и гармонический сигнал амплитудно-модулированный импульсом, форма которого изображена на Рис.170б.

Рис. 170. а) схема моделирования; б) форма переменного сигнала, использованного при моделировании.

ВАХ и её производные извлекались из токового сигнала, проходящего через исследуемый объект (диод). Производные вычислялись из разности характеристик участков сигнала, где есть гармонический сигнал и где его нет. Результаты сравнивались с результатами численного дифференцирования модельной ВАХ диода. Сравнение показало цифро-аналоговая реализация гетеродинного метода измерения нелинейности ВАХ возможна. Аппаратная реализация цифро-аналогового гетеродинного метода измерения ВАХ и её первых двух производных выполнена с помощью устройства National Instruments LabVIEW RIO Evaluation Kit на платформе sb9637 (SB RIO), подключенного к измерительной схеме. Коммутационная схема измерительной установки представлена на Рис. 171.

Рис. 171. Схема измерения ВАХ и её первых двух производных.

В отличие от моделирования в качестве переменного сигнала использовался меандр амплитудно-модулированный импульсом. Вычисление производных происходило тем же способом, что и при моделировании. Были проведены тестовые измерения ВАХ и её первых двух производных резистора и диодов из различных материалов. На Рис. 171. видно, что все измеренные характеристики диодных приборов имеют вид экспоненты; а ВАХ резистора имеет линейный вид, а вторая производная равна нулю.

Рис. 172. а) ВАХ б) вторые производные ВАХ, измеренные гетеродинным методом

Полученные результаты качественно говорят о их верности и о состоятельности цифро-аналогового гетеродинного метода для измерения нелинейности ВАХ.

Для выполнения задач на ресурсах вычислительных систем требуется сформировать подсистему ЭМ и распределить по ней параллельные ветви программы. Формируемая подсистема должна обеспечивать эффективную реализацию параллельной программы и доставлять минимум времени выполнения. Среди основных схем информационных обменов значительное место по частоте использования и приходящемуся на них суммарному времени выполнения занимают коллективные операции обмена информацией (групповые, глобальные, collective communications). Эффективная реализация коллективах операций в значительной степени влияет на масштабируемость параллельных алгоритмов и программ.

Одной из самых широко используемых коллективных операций, является операция All-to-All, при которой каждый процесс выполняет n операций обмена и передачи, где n – число процессов в параллельной программе.

В работах [ Christara C., Ding X., Jackson K. An efficient transposition algorithm for distributed memory computers // Proceedings of the High Performance Computing Systems and Applications. – 1999. – P. 349–368, Calvin C., Perennes S., Trystram D. All-to-all broadcast in torus with wormhole-like routing // Proceedings of the IEEE Symposium on Parallel and Distributeed Processing. – 1995. – P. 130–137., Kalé L.V., Kumar S., Varadarajan K. A framework for collective personalized communication // Proceedings of the International Parallel and Distributed Processing Symposium (IPDPS'03). – 2003., Yang Y., Wang J. Optimal all-to-all personalized exchange in multistage networks // Proceedings of the International Conference on Parallel and Distributed Systems (ICPADS'00). – 2000. – P. 229–236. ] проводилось исследование алгоритмов реализации операции All-to-all различных статических структур сети межмашинных связей, таких как решетка, тор и circuit-switched butterflies, но все предложенные решения основываются на реализации point-to-point обмена и не учитывают возникающую конкуренцию за сетевые ресурсы.

В данной работе разработана система динамической оценки времени выполнения информационных обменов на уровне интерфейса MPI, учитывающая загруженность каналов связи, возникающую в следствии их конкурентного использования процессами параллельных программ. Функциональная структура системы оценки представлена на рис. 173.

Рис. 173. Функциональная структура системы оценки времени выполнения коллективной операции «Аll-to-Аll» на заданной подсистеме ЭМ.

Первый шаг реализуется Блоком 1 для измерения времени выполнения операции обмена при различных уровнях конкурентного разделения логических каналов связи. При реализации параллельными программами глобальных схем информационным обменов возникает одновременное совместное использование каналов связи (network contention). Следствием этого является образование очередей передачи сообщений в библиотеках стандарта MPI, сетевых адаптерах, коммутаторах и падение производительности коммуникационной сети. Множество используемых при передаче сообщений между параллельными процессами MPI- программ каналов связи определяется начальным распределением процессов по процессорным ядрам ЭМ системы. Например, на рис. 174а показан пример взаимодействия MPI-процессов, размещенных на двух ядрах одного процессора SMP-узла.

В этом случае обмен осуществляется через оперативную память узла. В аналогичной ситуации для NUMA-узлов два процесса выполняют обмен через оперативную память NUMA-узла, на ядрах процессора которого они выполняются. При взаимодействии ядер, размещенных на разных процессорах NUMA-узла, сообщения передаются через внутрисистемную шину, например, Intel QuickPath Interconnect (QPI), как показано на рис. 174б. Если взаимодействующие ядра размещены на процессорах, находящихся на разных ЭМ, обмен осуществляется через сетевой адаптер, как показано на рис. 174в.

Рис. 174. Возникновение конкуренции за разделяемые ресурсы: а) контроллер памяти (процессы привязаны к ядрам разных процессоров); б) шина Intel QPI (процессыпривязаны к процессорным ядрам разных процессоров, соединенных шиной Intel QPI); в) сетевой адаптер (процессы привязаны к процессорным ядрам на разных ЭМ);

Для определения влияния конкуренции за сетевые ресурсы на время выполнения информационных обменов выполняется запуск тестовой MPI-программы, оценивающий время выполнения дифференциальных обменов через каналы связи основных функциональных уровней ВС при различных уровнях их конкурентного разделения процессами параллельной программы. На рис. 175-177 показаны зависимости t(m, cf) времени передачи сообщения размером m байт от количества cf (contention factor) процессов, одновременно разделяющих общий канал связи.

Экспериментальное построение таблично-заданные функции t(l, m, cf) времени выполнения операции передачи сообщения размером m байт при разделении cf процессами канала связи на уровне l производится один раз на заданной системе и, в дальнейшем, используются для динамического построения оценок времени реализации алгоритмов.

Рис. 175. Измерение времени t передачи сообщения m и количества cf процессов MPI-программы, разделяющих общий канал связи: а) контроллер памяти NUMA-узла (два процесса привязаны к двум ядрам одного процессора с интегрированным контроллером памяти); б) контроллер памяти SMP-узла (два процесса привязаны к двум ядрам разных процессоров).

На втором шаге работы алгоритмы используется Блок 2, включающий модуль сбора статистики одновременного использования ресурсов, модуль имитации блочного алгоритма «Аll-to-Аll» и модуль имитации иерархической коммуникационной сети. Модуль сбора статистики предназначен для подсчета числа cf одновременных использований каналов связи при реализации одного шага конкретного алгоритма (шаблона) информационных обменов параллельной программы.

Рис. 176. Измерение времени t передачи сообщения m и количества cf процессов MPI-программы, разделяющих внутрисистемную шину Intel QPI (два процесса привязаны к процессорным ядрам разных процессоров, соединенных шиной Intel QPI).

Модуль имитации иерархической коммуникационной среды логически реализует коммуникационные уровни ВС, задет нумерацию ЭМ и распределение процессов программы по ним (cpu affinity).

Рис.177. Измерение времени t передачи сообщения m и количества cf процессов MPI программы, разделяющих общий канал связи: а) сетевой контроллер InfiniBand; б) сетевой контроллер Gigabit Ethernet.

Результатом работы системы оценки является время выполнения коллективной операции «Аll-to-Аll» на заданной конфигурации подсистем ЭМ.

Подобные оценки необходимы в алгоритмах динамического формирования подсистем ЭМ ВС, а также для предсказания масштабируемости операций «Аll-to- Аll» на перспективных системах.