Ферромагнитные материалы широко используются в качестве источников спинполяризованных электронов в устройствах спинтроники, которые управляются внешними магнитными полями или с помощью эффектов передачи спинового крутящего момента. Однако с ростом спроса на меньшие и более быстрые компоненты спинтроники использование спин-орбитальных явлений представляет собой перспективный альтернативный подход. Необходим поиск новых материалов с уникальными спиновыми текстурами, которые позволят электрическое управление спиновой поляризацией, а также произвольной ориентацией поляризации без использования магнитного поля. Для достижения этой цели, в данной работе мы использовали новый спин-орбитальный кристалл BiTeBr (Рис. 1). В этом кристалле из-за гигантского спинового расщепления Рашбы объемная спиновая поляризация создается электрическим током при комнатной температуре. Интегрируя кристалл BiTeBr в устройство спинового клапана на основе графена, мы впервые продемонстрировали работу BiTeBr в качестве спинового инжектора, управляемого током, что открывает новые возможности для реализации новых принципов спинтроники в интегральных схемах.

Рис. 1 - Схема устройства BiTeBr/графен, показывающая не-локальный метод измерения спинового транспорта в графене.

Детальное измерение спинового сигнала при различных направлениях тока смещения и напряжениях затвора доказывает устойчивость спиновой поляризации, которая согласуется с индуцированной током спиновой поляризацией из объемных спин-расщепленных состояний Рашбы в кристалле BiTeBr. Эти результаты доказывают, что спин-орбитальные кристаллы Рашбы являются новым перспективным строительным блоком для различных приложений спинтроники, поскольку они могут быть полностью электрически управляемым источником спиновой поляризации.

В настоящее время кремниевая технология практически достигла предельных размеров и скоростей. Серьезной проблемой является поиск новых материалов с новыми функциональными свойствами, которые позволят добиться дальнейшего прогресса в электронике, фотонике, а также в коммуникационных технологиях, включая нейроморфные системы. Диоксид ванадия (VO₂) является одним из наиболее интенсивно исследуемых полупроводниковых материалов, перспективных как в оксидной электронике, так и в формировании нейроморфных цепей. Он принадлежит к сильно коррелированным электронным материалам и демонстрирует обратимый переход металл-изолятор при температуре, близкой к комнатной. Очевидно, что широкое применение устройств на основе VO₂ требует их совместимости с планарной Si-технологией. Однако для VO₂ отсутствуют подходящие подложки, на которых можно было бы создавать приборы и интегральные схемы. Таким образом, невозможно напрямую использовать стандартную планарную полупроводниковую технологию.

Рис. 2 - СЭМ-изображение упорядоченного массива отдельно стоящих НК VO₂, выращенных на вершинах кремниевых игл. На вставке показано увеличенное изображение НК, выращенного на вершине Si иглы. Масштабная линейка на вставке указывает размер 250 нм.

В данной работе представлен новый подход к формированию вертикальных устройств на основе VO₂ (резистивных нанопереключателей) полностью совместимых с кремниевой технологией. При этом, массив проводящих конусообразных Si наноконтактов с острыми кончиками сначала был сформирован с использованием стандартной кремниевой технологии на Si-подложке, а затем на этих контактах были синтезированы НК VO₂. Важно отметить, что этот процесс приводит к формированию НК VO₂ со встроенными проводящими трехмерными (3D) наноразмерными контактами. Таким образом, были изготовлены двухконтактные нанопереключатели на основе VO₂ с уникальными характеристиками (Рис. 3). В таких устройствах инициирование фазового перехода в НК VO₂ наблюдалось при сверхнизком напряжении.

Наши измерения на постоянном токе показали, что проводящая игла, встроеная в VO₂, снижает пороговое напряжение перехода в 20-70 раз по сравнению со стандартными плоскими контактами (Рис. 3). Это происходит из-за сильной концентрации электрического поля и плотности тока, локально возникающих на вершине иглы. Импульсные измерения показали, что потребление энергии на переключение в НК VO₂ достигло рекордного значения 4,2 фДж, сравнимого с энергией которую затрачивает человеческий нейрон. Общее количество циклов переключения без деградации превысило 1011. Проведенное исследование показывает, что нанокристаллы VO₂ со встроенными проводящими наноразмерными контактами открывают путь к новым функциональным 3D-устройствам со сверхнизким потреблением энергии. Мы полагаем, что этот подход может быть распространен на другие материалы.

В работе были проведены магнето-оптические измерения напряженной 80 нм Cd_0.7Hg_0.3Te/HgTe/Cd_0.7Hg_0.3Te квантовой ямы. Образцы были снабжены полупрозрачным металлическим Ti-Au затвором, нанесенным поверх SiO₂ / Si₃N₄ двухслойного диэлектрика. Изготовленный затвор позволял помещать уровень Ферми системы в валентной зоне, "объемной" щели, где присутствуют только поверхностные топологические состояния, и в зоне проводимости. Крестообразная форма затвора позволяла проводить терагерцовые магнето-оптические измерения центра образца, полностью покрытого затвором, и также магнето-транспортные измерения всего образца методом ван дер Пау с помощью четырех индиевых контактов, расположенных по углам образца.

Измерения циклотронного резонанса проводились с помощью интерферометра Маха - Цендера. Это позволяло одновременно измерять амплитуду и фазовый сдвиг прошедшего через образец электромагнитного излучения при заданной поляризации пропускаемого света. В качестве источника непрерывного монохроматического света были использованы лампы обратной волны, работающие в диапазоне частот 100 - 1000 ГГц. Эксперименты проводились при температуре образца 1.8 К. Образец помещался в сверхпроводящий магнит, позволяющий достигать магнитных полей до 7 Т в геометрии Фарадея, когда магнитное поле приложено параллельно направлению распространения света. В эксперименте подаваемое излучение имело линейную поляризацию.

Для расчета концентрации электронов, циклотронной массы и транспортного времени рассеяния была использована модель Друде. Для сравнения экспериментальных результатов с теорией был также проделан расчет зонной структуры в рамках 8-зонной k·p модели.

Для того, чтобы восстановить зонную структуру системы из экспериментальных результатов, концентрация каждого типа носителей n была пересчитана в значение волнового вектора k = (4 πn/D)^1/2, где D - кратность вырождения состояний. Для всех электронных состояний D полагалось равной 1, для дырочных - D = 4. Так как расчет предсказывает сдвинутое положение максимума валентной зоны при значении волнового вектора k₀≈(±0.15, ±0.15) нм_-1, экспериментально полученный максимум валентной зоны также был сдвинут на значение k₀. Зонная структура, полученная из эксперимента в рамках указанных приближений и спектр системы, рассчитанный в рамках 8-зонной k·p модели при трех уровнях легирования системы показаны на Рис. 4. Значение суммарной концентрации носителей в системе n_tot = 0 соответствует точке зарядовой нейтральности, отрицательное значение n_tot отражает электронный тип легирования. Как видно из рисунка, внешнее электрическое поле, созданное затворным напряжением и смоделированное в расчете соответствующим легированием, существенным образом меняет энергетический спектр пленки. На рисунке области, в которых справедливо сравнение теоретического расчета с экспериментом, закрашены желтым цветом.

Рис. 4 - Зонная структура трехмерного ТИ на основе напряженной пленки HgTe в направление (1,1) для трех значений суммарной концентрации носителей n_tot. Символы — экспериментальные результаты, полученные из измерений циклотронного резонанса. Сплошные линии — результат 8-зонного k·p расчета. Пунктирная линия — положение уровня Ферми в расчете. Желтым закрашены области, в которых справедливо сравнение эксперимента с теоретическим расчетом. BS — состояния на нижней поверхности пленки HgTe, TS — верхней поверхности, C1, C2 — спин-поляризованные «объемные» состояния зоны проводимости.

Из сравнения эксперимента с расчетом вблизи точки зарядовой нейтральности (Рис. 4, б) видно, что при положении уровня Ферми в нуле расчет предсказывает наличие в системе вырожденных поверхностных электронных состояний и дырок валентной зоны. В эксперименте же в этом случае были зарегистрированы только электроны верхней поверхности пленки, обозначенные на рисунке как e₂. При этом полученный для них экспериментально закон дисперсии хорошо согласуется с расчетом. Состояния нижней поверхности (e₁) и валентной зоны (h₂) в эксперименте появляются при меньшей энергии, чем предсказывает теория.

В случае отрицательных затворных напряжений (Рис. 4, a) видно, что и в теории, и в эксперименте наблюдается расщепление поверхностных состояний. В случае положительных затворных напряжений (Рис. 4, в) закон дисперсии зоны состояний e₂ верхней поверхности, полученный экспериментально, хорошо совпадает с теоретическим расчетом. Зоны e₃ и e₄ были отнесены к состояниям нижней поверхности и одной из спин-поляризованных зон проводимости, соответственно.

Резюмируя, в эксперименте удалось наряду с поверхностными электронными состояниями зарегистрировать также «объемные» состояния валентной зоны и зоны проводимости и восстановить их законы дисперсий. Удалось получить приемлемое согласие законов дисперсий, восстановленных из экспериментов по циклотронному резонансу, с теоретически рассчитанными в рамках 8-зонной k·p модели. Стоит отметить, что в теоретической модели нет свободных параметров, все они фиксированы известной структурой пленки и уровнем легирования слоев.

Изучены особенности терагерцового фотосопротивления, вызванного циклотронным резонансом (ЦР) поверхностных топологических фермионов Дирака (ДФ).

На основе анализа измерений построена нетривиальная затворная зависимость циклотронной массы поверхностных Дираковских фермионов. При промежуточных электронных концентрациях наблюдаются дополнительные резонансные особенности. Показано, что они являются магнитомежподзонными осцилляциями, сформированные поверхностными ДФ и объемными электронами. При максимальных концентрациях электронов впервые для 3D TI наблюдались индуцированные терагерцовым излучением 1/B-периодические осцилляции, связанные с гармониками ЦР. Показано, что они аналогичны индуцированным микроволновым излучением осцилляциям сопротивления (МИРО), которые наблюдались ранее в высокоподвижных гетероструктурах на основе GaAs. Это наблюдение свидетельствует о высоком качестве двумерной электронной системы, сформированной геликоидальными поверхностными состояниями в напряженных пленках HgTe.

Методом лазерной фотоэлектронной спектроскопии с угловым разрешением (ARPES) было изучено влияние субмонослойных ферромагнитных покрытий Co на электронную структуру поверхности скола (0001) трехмерного топологического изолятора BiSbTeSe₂. Было обнаружено, что осаждение свыше ~0.4 Å Co на поверхность BiSbTeSe₂ при температуре 300-330 °С приводит к появлению в спектре топологических поверхностных состояний в точке Дирака запрещенной щели шириной 21±6 мэВ (рис. 6).

Ширина щели была постоянна в диапазоне толщин покрытий от 0.4 до 2 Å и не изменялась в диапазоне температур ARPES измерений (15-150 K). Механизм появления наблюдаемой щели пока остается неясен, но предварительные данные указывают на то, осаждаемые атомы Co замещают атомы Bi и Sb в верхнем квинтислое и наблюдаемая щель предположительно имеет магнитную природу, связанную с поверхностным магнетизмом, так как наблюдается при сверхмалых количествах ферромагнитного адсорбата, не достаточных для проникновения в межквинтислойные промежутки.

Исследованы зависимости транспортного времени рассеяния (τ_t), квантового времени жизни (τ_q) и их отношения (τ_t/τ_q) от концентрации 2D электронного газа (n_e) в селективно-легированных одиночных GaAs квантовых ямах с короткопериодными AlAs/GaAs сверхрешеточными барьерами.

Рис. 7 - (a) Схематический вид одиночной GaAs квантовой ямы с боковыми барьерами из короткопериодных AlAs/GaAs сверхрешеток. (б) Увеличенный вид участка Si - δ легированного слоя в узкой GaAs квантовой яме с прилегающими к ней AlAs слоями. Эллипсами изображены компактные диполи, образованные положительно заряженными донорами в Si - δ - легированном слое и X - электронами в AlAs слоях. (в) Зависимости τ_t, τ_tR и τ_tB от n_e: окружности – экспериментальные данные при T = 4.2 K; пунктирная линия, тонкая непрерывная линия и толстая непрерывная линия – расчет. (г) Зависимости τ_tr/τ_q от n_e: окружности – экспериментальные данные при T = 4.2 K; непрерывная линия – расчет.

Экспериментальные данные объясняются рассеянием электронов на удаленных ионизированных донорах с эффективной 2D концентрацией n^*_R и фоновых примесях с 3D концентрацией n_B. Получено выражение для n^*_R(n_e), учитывающее роль - электронов, локализованных в AlAs слоях в подавлении рассеяния на случайном потенциале удаленных доноров. Показано, что наблюдаемое в эксперименте резкое возрастание τ_t и τ_q с увеличением n_e выше некоторого критического значения nec обусловлено уменьшением n^*_R. Установлено, что падение τ_t/τ_q в области n_e > n_ec обусловлено тем, что в исследуемой 2D системе рассеяние на случайном потенциале фоновой примеси более существенно понижает τ_t, чем τ_q.

На рисунке 8 представлены результаты низкотемпературного исследования нелинейных транспортных свойств перфорированной (период 80 нм) плёнки TIN толщиной 5 нм.

Рис.8 - Результаты низкотемпературного исследования нелинейных транспортных свойств перфорированной пл нки TIN. (а) Зависимость дифференциального сопротивления от параметра фрустрации f = B/B₀, B₀ = 0.32 Тл соответствует кванту магнитного потока на квадратную ячейку. Изменению цвета соответствует изменение тока от 0 до 500 нА. (б) Те же данные в трехмерном представлении.

Обнаружены осцилляции линейного и дифференциального магнитосопротивления с периодом, соответствующим кванту магнитного потока на квадратную ячейку. Показано, что минимумы дифференциального магнитосопротивления в магнитном поле, соответствующим целому числу квантов магнитного потока на ячейку, переходят в максимумы при увеличении протекающего через образец тока. Такое поведение свидетельствует об осуществлении перехода вихревой Моттовский изолятор-металл. Кроме того, при исследовании низкотемпературного линейного транспорта в этих пл нках обнаружено металлоподобное состояние с куперовским спариванием (бозе-металлическое), которое возникает ниже критической температуры сверхпроводящего перехода. Показано, что в данной системе бозе-металлическое состояние переходит в металлическое в магнитном поле.

Полупроводниковые нанопластинки CdSe/CdS по типу ядро оболочка обладают оптическими и электронными свойствами, перспективными для ряда оптоэлектронных приложений. Нанопластинки были получены с помощью коллоидной химии (МГУ) и однородно нанесены на массивы золотых нанодисков по технологии Ленгмюра-Блоджетт.

Массивы золотых нанодисков размерами от 20 до 250 нм и периодом 130, 150, 200, 250 нм были изготовлены с помощью нанолитографии. Структурные параметры полупроводниковых и металлических наноструктур контролировались с помощью высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ) на просвет и сканирующей электронной микроскопии (СЭМ). Типичные ВРЭМ и СЭМ структур представлены на Рис.9 а-в.

Энергия ЛППР определялась с помощью оптической спектроскопии на отражение, находится в оптическом диапазоне и сдвигается в красную область с увеличением размеров нанодисков. В случае гигантского КРС, интенсивность КРС на частоте LO фононов в нанопластинках CdSe/СdS проявляет максимум, соответствующий энергии ЛППР нанодисков. Усиление интенсивности сигнала КРС от нанопластинок, находящихся на массиве нанодисков, относительно нанопластинок на кремниевой подложке составляет величину 75.

Рис. 9 - а) ВРЭМ изображение нанопластинок CdSe/CdS. СЭМ изображения б) массива нанодисков золота и в)- одного нанодиска, с однородно нанесенными нанопластинками. г)- Спектры ФЛ нанопластинок, нанесенных на массивы нанодисков разного размера. д)- Коэффициент усиления интенсивности ФЛ нанопластинок в зависимости от размеров золотых дисков.

Нанопластинки CdSe/СdS проявляют экситонную ФЛ при 610нм, интенсивность которой резонансно зависит от размеров нанодисков Au (Рис.9г). Максимальная ФЛ наблюдается для нанодисков, которые имеют размер, соответствующий максимально возможной энергии ЛППР для данных массивов (Рис.9д), когда еще выполняются резонансные условия совпадения энергий ЛППР нанодисков и ФЛ нанопластинок CdSe/СdS.

Таким образом, реализованы условия для резонансного плазмонного усиления КРС и ФЛ нанопластинками CdSe/СdS.

Возможное применение диэлектрических частиц в качестве покрытий с метаповерхностными свойствами в основном основано на модах магнитного и электрического дипольного резонанса Ми, при этом способность частиц концентрировать ЭМ-излучение вместе с улучшением добротности резонансных мод усиливается с увеличением показателя преломления n, что делает резонансы Ми сильнее и острее. Из-за большего n частицы Ge могут быть более эффективными, чем частицы Si, в ближней ИК-области спектра, где Ge характеризуется низкими потерями на диссипацию. Для исследования влияния формы и главным образом размеров частиц на их электромагнитные резонансы, нами была разработана технология изготовления упоря доченных частиц Ge и Si на поверхностях подложек с использованием электронно-лучевой и обратной литографий, не требующая применения плазмохимического травления. Так, были изготовлены диски Ge различной высоты h от 40 до 220 нм и трёх диаметров d ≈ 100, 200 и 300 нм. Диски одинакового диаметра образуют квадратные массивы с расстоянием 2d между их центрами. СЭМ-изображения образцов с дисками Ge показаны на Рис. 10.

Рис. 10 - (a-в) СЭМ-изображения частиц дисков Ge высотой 120 нм и диметром в основании 100, 200 и 300 нм соответственно.

Нами было показано, что в спектрах отражения образцов с относительно большими дисками Ge наблюдается несколько минимумов (рис. 11, с), демонстрирующих вклад электрического и магнитного резонансов. Значительное уменьшение отражения света обычно происходит из-за эффекта деструктивной интерференции между падающим и генерируемым частицами резонансным электромагнитным излучением. Интерференция приводит к концентрации электромагнитного излучения в поверхностном слое подложек. В зависимости от формы частицы также может иметь место фокусировка света в дальней зоне.

Результаты демонстрируют сильное влияние геометрических параметров дисков Ge на их спектры отражения света в видимой и ближней инфракрасной областях спектра из-за возбуждения резонансов Ми. Установлено, что для значительного уменьшения отражения света высота дисков должна быть более 100 нм. В спектрах отражения от образцов с дисками диаметром 200 и 300 нм наблюдается несколько минимумов поглощения, самый глубокий из которых находится в длинноволновой области. Отражение в этом минимуме достигает наименьшего значения, когда диски Ge имеют АО (аспектное отношение) ≈ 1.0. Спектральное положение минимума λ_m смещается в сторону более длинных волн с увеличением АО и с уменьшением d при заданном h для АО > 0,4. Для частиц с одинаковым диаметром эффективный показатель преломления, определяемый как n_eff = λ_m / d, для дисков оказался значительно больше, чем для сфер.

Таким образом, можно заключить, что структуры в форме дисков предпочтительнее для создания резонансных структур с частицами меньшего латерального размера.

С помощью оптической литографии сформированы массивы металлических нанодисков на поверхности планарных фотодетекторов на основе квантовых точек Ge/Si, выращенных на подложках кремний-на-изоляторе (Рис. 12, - а, б). Двумерные периодические решетки дисков из золота или алюминия имели период 400 нм, диаметр дисков варьировался от 150 до 225 нм (Рис. 12, - в, г). Обнаружено многократное усиление фототока, связанного с межзонными оптическими переходами в квантовых точках, в диапазоне телекоммуникационных длин волн. Проведенный теоретический анализ распределения компонент ближнего поля и измерения спектров пропускания показали, что увеличение квантовой эффективности в области ≈ 1.6 мкм связано с возбуждением локализованного поверхностного плазмонного резонанса на границе раздела металл/Si, а усиление фототока в диапазоне 1.2-1.3 мкм обусловлено генерацией смешанных плазмон-волноводных мод в слое КНИ.

Исследовано влияние подслоев Ti, необходимых для повышения адгезии пленок Au к поверхности Si, на эффективность плазмонного усиления фототока.

Рис. 13 - a) Спектральные характеристики фототока для планарного фотодетектора Ge/Si с квантовыми точками Ge без металлических нанодисков (1), фотодетекторов, содержащих на поверхности массив Al нанодисков с периодом 400 нм и диаметром 150 нм (2), 175 нм (3), 200 нм (4) и 225 нм (5). б) Зависимости коэффициента усиления фототока от длины волны для диаметра Al нанодисков 150 нм (1), 175 нм (2), 200 нм (3) и 225 нм (4).

Обнаружено, что при увеличении толщины слоя Ti от 1 до 5 нм коэффициент усиления фототока снижается с 10 до 2 на длине волны λ=1.2 мкм и с 3.6 до 1.8 при λ =1.65 мкм. Выбор алюминиевых нанодисков, не требующих адгезионных слоев, позволяет повысить эффективность фотоприемников примерно в 40 раз при λ=1.2 мкм и в 15 раз при λ=1.65 мкм (Рис. 13). Полученные результаты свидетельствуют о возможности использования наночастиц Al в качестве недорогого плазмонного материала с потенциальными применениями в инфракрасных плазмонных фотодетекторах, аналогично благородным металлам.

В последнее время наблюдается прогресс на пути создания эффективных излучателей на базе материалов IV группы. Повышенное внимание привлекают SiGe наноструктуры с квантовыми точками (КТ), в которых из-за неопределенности по импульсу ослабляется запрет на прямые оптические переходы. Одним из подходов к увеличению квантовой эффективности излучателей на основе SiGe КТ является использование принципов плазмоники. В данной работе представлены результаты по исследованию фотолюминесценции (ФЛ) от SiGe КТ в гибридных структурах c наночастицами серебра.

Гибридные структуры созданы посредством самоорганизованного роста металлических наночастиц серебра на подложках Si(100) со встроенными под поверхность SiGe КТ. Подложки включали в себя стек из тр х сло в вертикально совмещё нных SiGe КТ, раздел нных прослойками Si толщиной 15 нм. Использование стека из вертикально-совмещ нных КТ позволило повысить температуру наблюдения фотолюминесценции от SiGe КТ за сч т эффекта сложения деформации в структуре и, соответственно, увеличения энергии связи электронов, локализованных на КТ. Верхний слой квантовых точек закрывался слоем Si толщиной 5 нм. Осаждение Ag проводилось в условиях высокого вакуума при температуре 500°С. Исследования методом атомно-силовой микроскопии (АСМ) показали, что при осаждении слоя серебра с эффективной толщиной 1.2 нм формируются островки Ag с размерами основания L 200 нм и высотой h 50 нм (Рис. 14,- a,b). Измерения ФЛ от созданных структур проводились при температуре 78 К и 10 К с использованием лазеров с длиной волны 405 и 532 нм при различных плотностях мощности фотовозбуждения. Эксперименты демонстрируют многократное увеличение интенсивности сигнала ФЛ от SiGe КТ в структурах с наночастицами серебра (Рис. 14, -с). Существует два возможных объяснения наблюдаемого эффекта: 1) усиление поглощения в кремнии, 2) увеличение скорости излучательной рекомбинации носителей заряда, локализованных на КТ. Для определения механизма наблюдаемого усиления были проведены теоретические расчеты и дополнительные эксперименты. Эксперимент, проведенный при 10 К, показал, что в структурах с Ag островками происходит усиление ФЛ сигналов от SiGe КТ, в то время как для сигналов от смачивающего слоя Ge такого усиления не наблюдается. Если бы усиление поглощения в кремнии было определяющим механизмом, то возрастание интенсивности ФЛ наблюдалось бы и для смачивающего слоя. В пользу второго механизма говорят и результаты расчетов, которые дают для наших структур усиление в 4-6 раз для полосы изучения КТ (λ~1.3-1.4 мкм). Так же расчеты показывают, что коэффициент усиления может быть увеличен в несколько раз за счет оптимизации параметров металлических наночастиц. Например, для Ag островка с оптимальным размером L = 150 нм интенсивность ФЛ должна возрасти в 15 раз.

Двумерный массив туннельно-связанных квантовых точек (КТ) Ge в Si характеризуется медленной неэкспоненциальной релаксацией фотопроводимости, сопровождающейся эффектом остаточной фотопроводимости; при этом знак и величина фотопроводимости зависит от исходного заполнения КТ дырками. Для объяснения данного процесса ранее нами была предложена барьерная модель релаксации [ЖЭТФ, 130, 309 (2006)], основанная на пространственном разделении электронов и дырок в гетеросистеме Ge/Si II типа и на зависимости скорости релаксации дырок от их концентрации в КТ. Влияние магнитного поля на процесс возвращения системы к равновесию может быть обусловлено как механизмами, характерными для неупорядоченных систем (сжатие волновых функций носителей заряда в магнитном поле, подавление прыжковых переходов из-за снятия вырождения по спину), так и особенностями, связанными с размерным ограничением волновых функций в КТ и наличием дискретного многоуровневого спектра КТ. Как правило, известные эффекты магнитного поля должны приводить к замедлению процесса релаксации.

В данной работе показано, что в системе с массивом КТ под действием магнитного поля наблюдается как замедление, так и ускорение релаксации фотопроводимости. Так, в образцах с фактором заполнения близким, но большим 2, наблюдается эффект замедления релаксации в магнитном поле, тогда как для структур с<2 магнитное поле ускоряет релаксационный процесс (Рис. 15).

Рис.15 – Кинетика релаксации фотопро- водимости в образце с ν<2.

Эксперименты с включением света на разных этапах релаксации показали, что данные эффекты не могут быть объяснены в рамках модели существования экспоненциально широкого разброса скоростей переходов, типичной для электронных стекол. Напротив, при каждом значении существует однозначно заданная скорость релаксации, которая сильно меняется даже при небольшом отклонении системы от равновесия. В предположении барьерной модели, когда процесс возвращения дырок в КТ зависит от величины барьера, определяемого уровнем заполнения квантовых точек дырками, рассмотрены возможные механизмы влияния магнитного поля на релаксационный процесс, включая и ускорение релаксации. Для проверки данных моделей проведены вычислительные эксперименты, моделирующие процесс релаксации фотопроводимости в магнитном поле и без него. Показано, что при некоторых значениях заполнения в структуре с ν<2 наблюдается переход от замедления релаксации в магнитном поле к ее ускорению. На основе сравнения расчета с экспериментом сделан вывод об определяющем механизме влияния магнитного поля на процесс возвращения системы к равновесию. Эффект ускорения релаксации объяснен увеличением концентрации возможных мест для перехода неравновесных дырок в квантовые точки благодаря сдвигу энергий уровней из-за эффекта Зеемана. Знак этого сдвига противоположен для второй и третьей дырки в КТ, ускорение релаксации наблюдается, когда основной вклад в транспорт дырок вносит состояние третьей дырки.

В работе развита теория магнитотранспорта в двумерном электронном газе под действием поверхностных акустических волн типа Гуляева-Блюштейна, распространяющихся по поверхности пьезоэлектрической подложки (Рис. 16). Соответствующее пьезоэлектрическое поле модулирует как плотность электронов, так и скорость носителей заряда. Соответственно, плотность электрического тока, будучи произведением этих двух величин, приобретает постоянную составляющую, называемую акустоэлектрическим током.

Рис. 16 - Изучаемая структура: двумерный электронный газ с параболическим или линейным (графен) спектром носителей заряда на пьезоэлектрической подложке под воздействием акустической волны Блюштейна-Гуляева с волновым вектором k и внешним перманентным магнитным полем B. Поверхностная акустическая волна создается встречно-штыревыми преобразователями.

В работе изучен электронный транспорт в двумерных материалах с параболической и линейной (графен) дисперсиями носителей заряда в присутствии поверхностных акустических волн и внешнего магнитного поля с помощью полуклассического подхода, основанного на решении уравнения Больцмана. Теоретически предсказано осциллирующие поведение как продольной, так и холловской компонент акустоэлектрического тока, как функции частоты поверхностной акустической волны при фиксированном магнитном поле и как функции обратного магнитного поля при фиксированной частоте акустической волны. Первое можно объяснить проявлением эффектов геометрических резонансов, в то время, как последний тип осцилляций можно объяснить проявлением осцилляций Вейсса при наличии динамической сверхрешетки, созданной акустической волной. Таким образом, мы демонстрируем двойственную природу акустомагнитоэлектрического эффект в двумерном электронном газе.

Мезоскопические системы в нормальном (не сверхпроводящем) состоянии обладают большим набором элементарных возбуждений, включая такие как экситоны и плазмоны. Последние определяют отклик системы на внешние возмущения. Плазмоны представляют собой коллективные моды, описывающие колебания плотности частиц и играют важную роль в отклике материала на внешние переменные электромагнитные (ЭМ) поля. Их закон дисперсии и затухание сильно зависят от размерности системы. В случае трехмерного электронного газа, плазменная ветвь обладает (в длинноволновом пределе) бездисперсионным поведением, тогда как двумерный электронный газ характеризуется корневой дисперсией плазменной моды. Многокомпонентные двумерные системы, такие как электрон-дырочный двумерный газ, характеризуются двумя плазменными ветвями с линейной (акустическими плазмон) и корневой (оптический плазмон) дисперсией. Если при понижении температуры система испытывает фазовый переход в другое состояние, подобное Бозе-Эйнштейновскому конденсату или сверхпроводящему конденсату, то основное состояние системы изменяется, и возникают новые коллективные элементарные возбуждения, описывающие низкоэнергетические свойства системы. Это может привести к радикальным изменениям отклика наноструктуры на внешние электромагнитные поля.

Рис.17 - а) Качественное поведение невзаимодействующих плазменной (синяя кривая) моды и моды АВ (красная кривая) в случае: а) ν_n > ν_s, и б) ν_n < ν_s. в) Расщепление плазменной моды и моды АВ за счет кулоновского взаимодействия частиц между нормальным и сверхпроводящим электронными газами.

Работа посвящена изучению взаимодействия коллективных мод в двумерной гибридной системе, состоящей из двумерного слоя нормального электронного газа и двумерного сверхпроводника. В последнем, в области температур 0<T_c-T<<T_c, существует коллективная мода Артеменко-Волкова (АВ), представляющая собой противофазные колебания нормальных и сверхпроводящих электронов.

На первый взгляд, взаимодействие между плазмоном нормального слоя и модой АВ невозможно, поскольку АВ мода существует в области ω_τ<<1 (здесь τ - время электрон-примесного рассеяния), а плазмонная мода существует при ω_τ>>1, и эти два условия не перекрываются. Как показано в работе, взаимодействие плазменной и АВ моды может иметь место, если нормальный двумерный электронный газ (имеющий плазменную моду) и сверхпроводящий слой (имеющий АВ моду) разделены в пространстве, и электроны в каждом слое имеют разное время рассеяния. Таким образом, если обозначить ω_n - время рассеяния электронов в нормальном слое, и ω_s для квазичастиц в сверхпроводящем слое, то одновременное существование АВ моды и плазменных мод возможно при 1/τ_s >>ω>>1/τ_n. Это необходимый критерий сосуществования взаимодействия мод. Второе условие становится очевидным из Рис.17б: пересечение мод (а, значит, их наиболее сильное взаимодействие) возможно при ν_n < ν_s, где ν_n, ν_s - фермиевские скорости электронов в нормальном и сверхпроводящем слое, соответственно. Расщепление плазменной моды и моды АВ с образованием гибридных мод показано на Рис. 17в. Вторая часть работы посвящена изучению взаимодействия гибридных мод с внешним электромагнитным полем.

В однородном магнитном поле гамильтониан заряженной частицы содержит явную зависимость от ее координат. Однако в пространстве нет выделенных точек, так что в любом месте на частицу действует одинаковая по величине и направлению сила. Эта физическая однородность задачи проявляется в независимости энергии от положения центра ларморовской орбиты. Все уровни Ландау вырождены с одинаковой кратностью, которая для двумерной системы в перпендикулярном поле равна целой части числа S/2πl², где S — площадь системы, — магнитная длина. В состояниях с определенным значением проекции момента m на направление магнитного поля энергия электрона при стандартном законе дисперсии есть , номер уровня Ландау N равен , где n = 0, 1, 2,... n — радиальное квантовое число, ω_c — циклотронная частота. Любые неоднородности (примеси, дефекты структуры и т. д.) снимают вырождение, что должно проявляться как расщепление линий межзонного поглощения света. Значительный интерес представляют структуры с искусственными рассеивателями — антиточками, которые реализуются в перфорированных двумерных системах. Влияние магнитного поля на межзонное поглощение в структурах с антиточками, насколько нам известно, пока не обсуждалось в литературе. В предлагаемой работе рассматривается этот эффект для стандартных полупроводников типа GaAs и для монослоев дихалькогенидов переходных металлов (ДХПМ).

Случай обычного полупроводника типа GaAs особенно прост. В сравнительно слабых магнитных полях, для которых отношение радиуса антиточки к магнитной длине (параметр Q) мало, описывается формулой дающей расщепление уровня Ландау с экспоненциальной зависимостью энергии m-го подуровня от квантового числа m: Q^|m| для всех m кроме m=0. Нулевой подуровень сдвигается вверх максимально сильно: его сдвиг лишь логарифмически меньше расстояния между уровнями Ландау 1/ln(1/Q). Существенно более сложные вычисления необходимы в случае ДХПМ. Общие формулы для энергий возникающих подуровней весьма громоздки, поэтому приводятся результаты для уровней Ландау ближайших к запрещенной зоне, т. е. при N = 0 и N = 1 в долине τ = +1. Мы ограничиваемся также теми (малыми) значениями m, для которых сдвиги подуровней наиболее велики.

Показано, что межзонные оптические переходы подчиняются правилам отбора N' = N, m' = m в случае обычного полупроводника и N' = N±1, m' = m±1 для ДХПМ. Их вероятности не зависят от m, если размер антиточки много меньше магнитной длины.

Изучается проводимость двумерного топологического изолятора (2D-ТИ) HgTe с толщиной, близкой к критической 6.3 нм. В таком случае случайные флуктуации толщины превращают образец в смесь топологического и обычного изоляторов, на границе которых образуются краевые состояния. Эти состояния возникают вдоль линий, где энергетическая щель обращается в ноль (линии с нулевой щелью (ЛНЩ)). Краевые состояния покрывают всю запрещенную зону. Задача изучается на основе перколяционной модели с учетом пространственного перекрытия краевых состояний.

Если толщина HgTe приближается к пороговому значению 6.3 нм, сетка краевых состояний, покрывает весь образец. Когда уровень Ферми попадает в общую запрещенную зону, единственной возможностью для низкотемпературного транспорта становится бесстолкновительное движение электронов по краевым состояниям (Рис. 18).

Именно на пороге перехода возникают ЛНЩ, проходящие с одного края большого образца до противоположного края. Эти линии определяют кондактанс образца, который анализируется на основе теории перколяции. При околопороговых толщинах все ЛНЩ оказываются замкнутыми и кондактанс стремится к нулю. Если учитывается конечность ширины краевого состояния и туннельные переходы между различными ЛНЩ (Рис. 19), возникает возможность двумерной диффузии. С учетом этих переходов была найдена низкотемпературная проводимость бесконечного образца, когда уровень Ферми попадает в запрещенную зону.

Работа посвящена аналитическому описанию экситона, локализованного на плоскости короткодействующего дефекта в рамках простой модели, позволяющей качественно выяснить зависимость характерных параметров связанного экситона (в том числе и времени жизни) от амплитуды потенциала взаимодействия с дефектом.

Электрон и дырка взаимодействуют с плоским дефектом, расположенным при z = 0 как с короткодействующим центром. Это взаимодействие моделируется дельтаобразными потенциалами V_1,2 δ(z_1,2), где индексы 1 и 2 относятся к электрону и дырке, соответственно. Постоянные V₁, V₂ могут иметь любые знаки, но мы интересовались случаем, когда хотя бы одна из этих величин соответствует притяжению. Таким образом, исследовался вопрос об экситоне, локализованном на плоском дефекте.

В работе использовались рассуждения, аналогичные адиабатическому приближению в теории двухатомных молекул. На Рис. 20 приведен график потенциала U_nn(Z), в котором движется центр масс экситона, и численно найденное положение нижнего уровня для m₁ = 0.1m₀. Значения использованных в расчете параметров приведены в подписи к Рис. 20. Зависимость положения нижнего уровня от m₁ для тех же параметров приведена на Рис. 21. Отношение амплитуды V к e²/(ε (ε – диэлектрическая постоянная) определяет два асимптотических режима – слабая или сильная локализация. Показано, что в обоих случаях радиационное время жизни экситона увеличивается с ростом V по степенным законам: V^1/4 в случае слабой и V в случае сильной локализации.

Квантовый эффект Холла (КЭХ) существует благодаря беспорядку и обычно наблюдается в больших образцах, но недавно КЭХ наблюдался в двухтерминальном кондактансе образца 1×1 мкм² со слабым беспорядком [Nature Physics, v.15, p.563 (2019)]. Для подобных случаев мы определили форму слабых флуктуаций 2D потенциала, исходя из расчетов 3D электростатики [Изв. ВУЗов, Мат. электрон. техн, т.23, 12 (2020)], и построили в рамках одночастичной квантовой механики модель целочисленного КЭХ, считая основной переменной электронную концентрацию n при постоянном B [Письма в ЖЭТФ, т.112, 13, стр. 196-202 (2020)]. Методом рекурсивных функций Грина в низкотемпературном пределе вычислены кондактанс G(n), плотность неравновесного тока J(x,y), локальная и полная плотность состояний LDoS(x,y) и DoS(n), а также энергия Ферми E_F(n) (пример на рис. 22, 23).

Показанные зоны Ландау имеют сотни пиков и разделены глубокими провалами в DoS(n). Отметим, что графики DoS(E_F), G(E_F) бессмысленно сравнивать с экспериментом, поскольку зоны на них сжимаются в “точку” (δE_F≈δU_rms=0.016мэВ≤ħ , ω_c=3.46мэВ). На рис. 22 показано, что только в глубоких провалах DoS(n) для описания КЭХ подходит обычная картина краевых состояний с однонаправленным током, и слабый беспорядок не проявляет себя в LDoS(x,y) и J(x,y). Однако внутри зон Ландау картина меняется: на краю образца и в объеме появляются одномерные противотоки, разделенные лишь магнитной длиной и объясняемые медленным дрейфом электрона. “Шнуры” LDoS(x,y) и J(x,y) идут по изолиниям потенциала независимо от номера зоны и выбора n внутри нее.

Рис. 22 - Вычисленные G(n), DoS(n), E_F(n) при B=2T для образца 1×1 мкм² со слабыми флуктуациями потенциала (δU_rms=0.016мэВ). Горизонтальные стрелки показывают проникновение строгих квантовых плато G(n) внутрь соседних зон Ландау. Ширины этих плато соответствуют экспериментальным данным.

В Рис. 23, ж виден просвет между соседними линиями, поскольку это состояние второй зоны. На Рис. 23, г, е, з представлены примеры линий повышенной плотности тока J, идущего во встречных направлениях вдоль тех же изолиний длнижней и второй зон Ландау. Во всех этих примерах заметен просвет между линиями встречных токов, и на Рис.23, з направления J обозначены стрелками.

Рис. 23 - Локальная плотность состояний LDoS (а, д, ж) и плотность неравновесного тока J (б,2е, з) в образце площадью 1 мкм ². (a, б)–Случай глубокого провала DoS из рис. 21 (n=2eB/h, E_F= ħ ω_с, G=2e2/h): обычное краевое состояние с током в одном направлении (указано стрелкой); (в) – U(x,y), использованный при построении рис. 21; (д, ж) – Примеры линий повышенной LDoS, идущих вдоль изолиний U(x,y) = 0 для состояний возле центра нижней и второй зон Ландау.

Монолитная интеграция оптоэлектронных устройств, создаваемых на базе материалов A^IIIB^V, в кремниевые микросхемы позволит совершить качественный технологический скачок в области передачи и обработки информации [Chen Sun, et. al., Nature 528, 534 (2015)]. Одним из самых перспективных материалов с точки зрения интеграции A^IIIB^V структур в кремниевые устройства является GaP, практически согласованный с Si по постоянной реш тки. Несмотря на сложившееся достаточно полное понимание особенностей формирования, строения и электронного спектра GaAs/GaP [D. S.Abramkin, et. al. J. Appl. Phys. 112, 083713 (2012)] и InGaAs/GaP [C.Robert, et. al.Phys. Rev. B 94, 075445 (2016)], сформированных на согласованных подложках GaP, имеется ограниченное число работ, посвящ нных формированию таких структур на Si подложках. Так в работе [Yuncheng Song, et. al. Appl. Phys. Lett. 103, 141906 (2013)] сообщается о получении InGaAs/GaP/Si гетероструктур с КТ, излучающих при комнатной температуре, а в работе [Д.С. Абрамкин, и др. ФТП 53 (9), 1167 (2019)] GaAs/GaP/Si гетероструктур с КЯ, сравнимых по эффективности низкотемпературной люминесценции с аналогичными структурами, выращенными на согласованной GaP подложке. Особенности процессов формирования и кристаллического строения таких гетероструктур, обусловленные ростом на искусственных GaP/Si подложках, в литературе практически не обсуждаются. В данной работе рассматривается формирование и строение InAs/GaP гетероструктур, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на кремниевых подложках.

Рис. 24 - (а) Карта пространственного распределения межплоскостного расстояния для плоскостей (002), построенная для КЯ. Цифрами «1» и «2» обозначены участки КЯ, отличающиеся толщиной и составом твёрдого раствора. (б) Низкотемпературный спектр стационарной фотолюминесценции Цифрами «1» и «2», обозначены полосы, связанные с рекомбинацией носителей заряда в различных участках КЯ.

Гетероструктуры InAs/GaP/Si выращивались методом МЛЭ на модернизированной установке «Штат», оборудованной вентильными источниками молекул As₂ и P₂ с зонами крекинга и тигельными источниками Ga, In и Si. Рост буферных сло в GaP/Si толщиной 500 нм проходил на Si подложках ориентации (001), отклонённых на 6° в направлении [110]. Процедура роста буферного слоя GaP/Si подробно рассмотрена в [Д.С. Абрамкин, и др. ФТП 53 (9), 1167 (2019)]. Гетероструктуры выращивались путём осаждения InAs в количестве, эквивалентному 2 монослоям (МС) вещества, со скоростью 0.2 МС/с при температуре подложки 520°С. Сразу же после осаждения InAs структура наращивался 50 нм слой GaP при той же температуре подложки.

Проведены исследования InAs/GaP/Si гетероструктур методами атомносиловой микроскопии, просвечивающей электронной микроскопии и спектроскопии стационарной фотолюминесценции (ФЛ). Экспериментальные данные дополнены расчётами энергии оптического перехода в гетероструктурах. Обнаружено, что поверхность GaP, на которой проходило формирование InAs гетероструктуры, характеризуется развитым рельефом (RMS составляет около 5 нм). Показано, что осаждение InAs на такую поверхность приводит к формированию псевдоморфно напряжённой квантовой ямы (КЯ), состоящей из четверного твердого раствора In_xGa_1-xAs_yP_1-y. Обнаружено формирование двух различных сегментов КЯ, отличающихся толщиной и составом твердого раствора In_xGa_1-xAs_yP_1-y, при этом увеличение толщины КЯ сопровождается снижением содержания атомов In и As. Латеральные размеры сегментов КЯ составляют не менее 20 нм. Сегментам КЯ соответствуют две различных полосы низкотемпературной (5К) ФЛ. Наблюдаемые явления объяснены в рамках предположения о перестройке поверхности под действием упругих деформаций при гетероэпитаксии InAs на террасированной поверхности GaP.

В кремниевой оптоэлектронике и нанофотонике одним из перспективных направлений считается создание гетероструктур Ge/Si с наноостровками (квантовыми точками), обладающих высокоэффективной люминесценцией в ближней инфракрасной области спектра ~ 1.3 – 1.7 мкм. При создании структур с квантовыми точками (КТ) используются разные технологии, целью которых является достижение однородности по размерам, форме, составу и пространственному упорядочению КТ. В данной работе представлены результаты исследования влияния пространственного позиционирования одиночных и групп GeSi самоформирующихся наноостровков внутри двумерных фотонных кристаллов (ФК) на их излучательные свойства. Рассмотрены особенности взаимодействия излучения упорядоченных массивов одиночных и групп GeSi островков с радиационными модами двумерного ФК.

Ge/Si структуры с пространственно упорядоченными наноостровками выращивали на подложках кремния на изоляторе (SOI), поверхность которых была предварительно структурирована с помощью электронно-лучевой литографии (ЭЛЛ) и плазмохимического травления. Структурированная поверхность представляла собой периодическую последовательность ямок в виде квадратной или гексагональной реш тки с периодом от 0.5 мкм до 4 мкм. Совмещение двумерных фотонных кристаллов с упорядоченными массивами GeSi наноостровков проводили методом ЭЛЛ. Параметры ФК выбирались такими, чтобы обеспечить усиление сигнала фотолюминесценции (ФЛ) от GeSi КТ в спектральном диапазоне от 0.8 до 1 эВ. Люминесцентные свойства массивов пространственно упорядоченных одиночных и групп GeSi КТ, в том числе встроенных в двумерные ФК, исследовались методом микро-фотолюминесценции с высоким пространственным и спектральным разрешением.

Показано, что ямки на структурированной поверхности, используемые для пространственного упорядочения островков, могут формировать двумерный фотонный кристалл. Для этого необходимо, чтобы зарождение островков имело место не в внутри ямок, а снаружи по их периметру. В этом случае для групп GeSi КТ, упорядоченных вокруг ямок, наблюдается значительный рост интенсивности сигнала ФЛ за счет взаимодействия излучения GeSi КТ радиационными модами ФК, образованного ямками. При соответствующем выборе расстояния между ямками эффект усиления интенсивности сигнала ФЛ от групп GeSi КТ наблюдается как для квадратной, так и для гексагональной решетки из ямок.

Рис. 25 - а) - спектры микро-ФЛ, измеренные при 77 К от структур c упорядоченными GeSi наноостровками (квантовыми точками) с ФК и без ФК. Справа - СЭМ снимки (2800×2600 нм): б) - структура с упорядоченными GeSi наноостровками, встроенными в ФК; в) - структура с упорядоченными GeSi наноостровками без ФК. Период ФК – 575 нм, диаметр отверстий ФК – 170 нм, период упорядочения наноостровков – 1 мкм. Структуры получены осаждением ~ 4 моносло в Ge при температуре 700°С на структурированные подложки SOI с рельефом поверхности в виде ямок, расположенных в узлах квадратной реш тки с периодом 1 мкм.

В случае зарождения островков внутри ямок фотонный кристалл создавался за счет проведения дополнительной ЭЛЛ и плазмохимического травления. Установлено, что встраивание массива упорядоченных одиночных и групп GeSi наноостровков в такие фотонные кристаллы приводит к увеличению интенсивности их сигнала ФЛ при 77К. При этом наибольший рост интенсивности (~ в 30 раз) наблюдается для упорядоченного массива одиночных GeSi наноостровков (Рис. 25). Рост интенсивности связывается с взаимодействием излучения островков с радиационными модами фотонного кристалла, которое более эффективно осуществляется для массива одиночных островков. В результате сигнал люминесценции от одиночных упорядоченных GeSi наноостровков, встроенных в фотонные кристаллы, наблюдается вплоть до комнатной температуры.

Фотокатоды с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС) на основе нитридных полупроводников являются перспективными элементами ультрафиолетовых однофотонных фотоприемников с координатной чувствительностью. Несмотря на это, до сих пор не изучен ряд физических явлений, связанных с выходом фотоэлектронов из p-GaN фотокатода с ОЭС в вакуум. Одним из препятствий является сложность получения поверхности ОЭС фотокатода с заданными свойствами. Возможность управлять приповерхностным изгибом зон p-GaN фотокатода была продемонстрирована ранее в [S.A. Rozhkov et al., J. Phys.: Conf. Ser. 1199, 012031 (2019)]. Управление достигалось при помощи классического эффекта поверхностной фото-ЭДС [L. Kronik and Y. Shapira, Surf. Sci. Rep. 37, 1 (1999)]. Однако для значительного изменения изгиба зон требовалась высокая мощность межзонного света, которая при низких температурах приводила к другим нелинейным эффектам в p-GaN фотокатоде. Известно, что при освещении полупроводника фотонами с энергией, меньшей ширины запрещенной зоны p-GaN (Eg) изгиб зон тоже может изменяться. При таком освещении величина квантовой эффективности p-GaN фотокатода с ОЭС на несколько порядков меньше, чем при межзонном освещении [А.A. Pakhnevich et al., JETP Letters 79, 479 (2004)], и, следовательно, в данном случае нелинейные эффекты могут проявиться значительно слабее. В данной работе мы исследовали возможность управления величиной приповерхностного изгиба зон p-GaN фотокатода с ОЭС при помощи освещения светом с энергией фотона ħ ω<E_g.

Измерения проводились на самодельном планарном вакуумном фотодиоде с полупрозрачным p-GaN(Cs) фотокатодом с ОЭС и металлическим анодом. Концентрация магния и свободных дырок при 295 К в p-GaN слое составляли ~ 10¹⁹ см^-3 и ~ 10¹⁷ см^-3, соответственно. Адсорбция цезия на чистую поверхность p-GaN проводилась в сверхвысоком вакууме до достижения максимума тока фотоэмиссии. Измерялись вольт-амперные характеристики (ВАХ) вакуумного фотодиода при различных световых потоках при освещении p-GaN(Cs) фотокатода фотонами с ħ ω = 2.33 эВ. Так же измерялась величина пробного тока фотоэмиссии для межзонного возбуждения p-GaN с ħ ω₀ = 3.59 эВ при дополнительном освещении фотокатода фотонами с ħ ω₁>E_g и ħ ω₂<E_g - 4.40 эВ и 2.33 эВ, соответственно.

Измерения ВАХ фотодиода и эволюции пробного тока при освещении фотонами с энергией 2.33 эВ показали, что для ħ ω₂<E_g при увеличении оптической мощности напряжение, при котором ВАХ диода насыщается, и величина пробного тока синхронно увеличиваются. Следовательно, при освещении фотокатода светом сħ ω₂<E_g происходит увеличение приповерхностного изгиба зон. Дополнительные измерения кинетики пробного фототока с предварительным освещением фотокатода светом с ħ ω₂<E_g в запирающем электрическом поле, показали, что увеличение изгиба зон происходит только при наличии тока фотоэмиссии в вакуум из поверхностных состояний. Отметим, что данное явление ранее было описано только теоретически [M.H. Hecht, J. Vac. Sci. Technol. B 8, 1018 (1990)].

На Рис. 26 представлены измеренные зависимости изменения приповерхностного изгиба зон при освещении светом с энергией фотона 2.33 эВ от плотности фотоэмиссионного тока и температуры. Из рисунка видно, что изгиб зон логарифмически возрастает при увеличении плотности тока фотоэмиссии и немонотонно изменяется при уменьшении температуры.

На Рис. 27 приведена измеренная зависимость вероятности выхода фотоэлектронов из зоны проводимости p-GaN в вакуум от величины приповерхностного изгиба зон. Как видно из рисунка, квантовая эффективность p-GaN(Cs) фотокатода монотонно увеличивается при увеличении приповерхностного изгиба зон в диапазоне около 1.1 эВ.

Таким образом, в данной работе впервые обнаружено и исследовано увеличение изгиба зон на поверхности p-GaN(Cs) фотокатода, вызванное фотоэмиссией в вакуум из поверхностных состояний. Управляя изгибом зон при помощи освещения, была измерена зависимость вероятности выхода фотоэлектронов из p-GaN(Cs) фотокатода в вакуум от величины изгиба зон.

Химически и термически стабильные, и одновременно электрически и оптически активные материалы на основе графена очень перспективны как в областях биологических, химических и медицинских приложений, так и с точки зрения создания памяти, элементов логики, других нано- и микроэлектронных устройств. Кроме того, в последнее время наблюдается значительный прогресс в области гибкой, носимой и печатной электроники

В данной работе исследованы электрические и структурные свойства пленок фторированного графена (ФГ), полученных из суспензии, и наноструктурированных высокоэнергетическими ионами Xe, как показано на рисунке 28. Было обнаружено, что ионное облучение приводит к наноструктурированию ФГ с образованием мелких (20-50 нм) наночастиц. Эти наночастицы состоят из термически расширенного ФГ с квантовыми точками графена (дефторированными областями). Возможность фрагментирования и дальнейшей сборки фторированного графена при облучении была продемонстрирована с помощью моделирования классической молекулярной динамики. С помощью широкого набора экспериментальных методик были оценены структурные и электрические свойства созданных квантовых точек.

На основании данных просвечивающей электронной микроскопии, а также частотных зависимостей компонент комплексной проводимости (емкости и проводимости) можно констатировать наличие небольших (1-3 нм) КТ с шириной запрещенной зоны ~1,2 - 2 эВ и плотностью (1-2)×10¹¹ см^-1 . Было высказано предположение, что данные квантовые точки представляют собой островки дефторированного графена в матрице фторированного графена. Показано, что разработанный подход может быть использован для улучшения работы двухслойных мемристорных структур ФГ / поливиниловый спирт, как показано на рисунке 1ж, когда в результате формирования КТ появляется проводимость пленок и наблюдаются переключения их сопротивления. Облученные диэлектрические слои на основе ФГ с контролируемым количеством встроенных КТ перспективны для широкого спектра приложений, особенно в электронике на основе графена.

В данной работе реализован вариант электрохимического расслаивания кристаллов Bi₂Se₃ с получением тонких пленок толщиной 2–8 нм и латеральными размерами до ~350 мкм. В качестве электролита использовался водный раствор персульфата аммония (NH₄)₂S₂O₈. Было обнаружено, что созданные пленки Bi₂Se₃ обладают проводимостью p-типа и слоевым листовым сопротивлением ~ 8–80 кОм / кв. Подвижности носителей заряда в пленках составила ~ 20–60 см² /В*с при комнатной температуре. Зависимость сопротивления полученных пленок Bi₂Se₃ от их толщи- ны d показывает, что при d <80 нм вкладом объемной проводимости можно пренебречь. Были созданы ван-дер-Ваальсовы гетероструктуры «графен/ h-BN», продемонстрировавшие эффект взаимного влияния пленок графена и нитрида бора.

Рис. 29 - Электрические свойства пленок графена G, Bi₂Se₃ и ван дер Ваальсовой гетероструктуры «Bi₂Se₃/графен». Схематичное созданной гетероструктуры.

Для них обнаружено увеличение проводимости и подвижности носителей заряда в 3-5 раз (до 160–180 см²/В*с). Подобный эффект взаимного положительного влияния может быть объяснен эффектом близости, и он интересен как с прикладной, так и с фундаментальной точек зрения.

Микроволновый отклик в магнетосопротивлении двумерного электронного газа является объектом как экспериментальных, так и теоретических исследований. Наиболее известные эффекты, наблюдаемые в данной области исследований, это индуцированные микроволновым излучением осцилляции магнетосопротивления, состояния с нулевым сопротивлением, наблюдение отрицательного сопротивления. Причём работ, в которых ОАС наблюдалось экспериментально, существует не так много. Большинство работ по исследованию влияния микроволнового излучения на ДЭГ проводится в условиях однородного магнитного поля в диффузионном режиме транспорта. Известно, что микроволновый отклик в магнетосопротивлении ДЭГ в баллистическом режиме транспорта может качественно отличаться от отклика в диффузионном режиме, а магнетотранспорт в неоднородных магнитных полях имеет ряд особенностей, таких, например, как возникновение новых электронных траекторий и изменение энергетического спектра электронов. На сегодняшний день существует очень малое количество работ по исследованию транспорта ДЭГ в условиях микроволнового излучения и неоднородного магнитного поля.

В настоящей работе исследовался микроволновый отклик в магнетосопротивлении ДЭГ в баллистическом режиме транспорта в условиях градиента магнитного поля. Для создания градиента магнитного поля формировались цилиндрические оболочки с ДЭГ на основе напряженных гетероструктур с GaAs квантовой ямой в сверхрешеточных обкладках GaAs/AlAs. Поскольку двумерные электроны чувствительны только к нормальной компоненте магнитного поля, на поверхности такой оболочки созда тся плавный градиент магнитного поля. Измерения проводились по стандартной lock-in методике при температуре жидкого гелия (4,2 К).

Рис. 30 - Магнетополевая зависимость продольного сопротивления для баллистического (а) и диффузионного (б, в) режимов транспорта. На вставке показаны направления магнитного поля, тока и микроволнового электрического поля относительно холловского мостика.

Под действием микроволнового излучения наблюдался эффект отрицательного абсолютного сопротивления. На графике (рис. 30) видно, что в присутствии микроволнового излучения в магнетополевой зависимости продольного сопротивления увеличивается амплитуда осцилляций, и в одном из минимумов уменьшается значение сопротивления вплоть до отрицательного. Данный эффект наблюдается как в баллистическом (рис. 30, а), так и в диффузионном режимах транспорта (для двух разных образцов – рис. 30, б-в), и имеет сильную поляризационную зависимость (рис. 31). Для обеспечения баллистического режима в эксперименте использовались цилиндрические оболочки с размерами холловских мостиков, заведомо меньшими, чем длина свободного пробега электрона (4х6 мкм при длине свободного пробега ~7 мкм).

Рис. 31 - Зависимость эффекта отрицательного абсолютного сопротивления от тока (а) и мощности микроволнового излучения (б).

Кроме того для баллистического режима транспорта было показано, что эффект отрицательного сопротивления затухает при увеличении тока (рис. 32, а) и при уменьшении мощности микроволнового излучения (рис. 32, б). Предположительно, эффект отрицательного абсолютного сопротивления связан с возникновением отрицательной добавки, вызванной многофотонными процессами, к нулевому сопротивлению, возникающему в минимуме осцилляций Шубникова-де Гааза.

Рис. 32 - Поляризационная зависимость эффекта отрицательного абсолютного сопротивления для баллистического (а) и диффузионного (б) режимов транспорта.

Примечательно, что эффект наблюдался при сравнительно больших значениях магнитных полей (3-4 Тл), в то время как обычно микроволновый отклик ДЭГ наблюдается при малых магнитных полях, когда циклотронная частота сравнима с частотой микроволнового излучения.

Диоксид ванадия (VO₂) – материал с сильно-коррелированными электронами обладающий новыми функциональными свойствами, перспективными для посткремниевой электроники и оптики. Отсутствие подходящих подложек, в том числе для эпитаксиального роста VO₂, и невозможность создания устройств на основе поликристаллических пленок VO₂ являются основными проблемами для интеграции VO₂ с Si-технологией. По той же причине широко используемый подход «сверху-вниз» для структур VO₂ оказывается существенно ограниченным. Решением этих проблем является разработка приборов посткремниевой электроники на основе одиночных нанокристаллов VO₂. Однако формирование нанокристаллов в строго заданном месте (селективный сизнез) является по сей день одной из важнейших нерешенных задач для VO₂. Нами впервые продемонстирован селективный синтез O₂.

Рис. 33 - СЭМ-изображения наноструктур с острыми краями. а) Изображение (вид сверху) исходной пирамидальной вершины Si. б) та же вершина после 4-часового синтеза VO₂. Отчетливо видны упорядоченные цепочки кристаллов VO₂, выросшие на острых краях (указаны стрелками). в) Вид сбоку на исходную Si иглу в виде цилиндра с гребешками на боковой стенке; г) та же игла после 60 мин синтеза VO₂; д) та же игла после дополнительной 120-минутной стадии синтеза VO₂ при той же температуре. Стрелками показаны области селективного роста кристаллов VO₂.

Развит подход, основанный на селективном синтезе НК VO₂ на трехмерных кремниевых наноструктурах, как одиночных, так и массивах таких структур. Обнаружены и проанализированы особенности высокоселективного синтеза монокристаллов VO₂ на трехмерных (3D) наноструктурах Si: иглах, краях и Bosch-гребешках. Был обнаружен высокоселективный синтез упорядоченных массивов наноколец VO₂ на острых выступающих гребешках, расположенных на боковой цилиндрической поверхности, сформированной с помощью хорошо развитого и широко применяемого вертикального Bosch- процесса. Это открывает широкие перспективы в формировании различных трехмерных массивов гибридных структур Si/VO₂, поскольку технология Bosch позволяет создавать массивы гребешков сложной геометрии и размеров. Сообщается о селективном синтезе и изучении НК VO₂, выращенных на 3D наноструктурах Si (чистых и покрытых металлическими слоями) имеющих различный радиус кривизны.

Определены оптимальные условия MOCVD-синтеза высококачественных одиночных нанокристаллов VO₂ (M-фаза) на вершинах игл и на гребешках Si наноструктур с нанометровой кривизной. Результаты нашего исследования открывают путь к пониманию процессов зародышеобразования на 3D-наноструктурах и решению проблем массового формирования новых интеллектуальных наноустройств и материалов.

Одним из методов возбуждения колебаний наномеханических резонаторов является электростатический емкостной метод [Appl. Phys. Lett. 106, 183110 (2015)]. Его существенным преимуществом является то, что он позволяет возбуждать колебания «на чипе», не прибегая к использованию внешних оптических схем, источников сильных магнитных полей и т. д. Для возбуждения колебаний с помощью этого метода между резонатором и близлежащим затвором подается сумма постоянного и малого переменного напряжений. Движущая сила, пропорциональная их произведению, возникает вследствие зависимости емкости затвор-резонатор от положения резонатора. Простейшая модель [A. N. Cleland, Foundations of Nanomechanics: From Solid-State Theory to Devices Application (Springer-Verlag, Berlin, 2002)], описывающая случай металлических резонаторов, предсказывает линейную зависимость амплитуды и параболическую зависимость резонансной частоты колебаний от постоянной составляющей затворного напряжения. При этом ожидается, что амплитуда колебаний обращается в ноль, а резонансная частота достигает максимума при нулевом затворном напряжении. В рамках настоящей работы показано, что, в случае наномеханических резонаторов на основе гетероструктур AlGaAs/GaAs электростатический емкостной механизм возбуждения колебаний имеет особенности, делающие такую простейшую модель неприменимой. Построена физическая модель, объясняющая наблюдаемые особенности наличием встроенного заряда донорной примеси и поверхностных состояний. Показано, что наличие этих особенностей позволяет получить полезную информацию о зарядовом окружении наномеханических резонаторов.

Рис. 34 - (а) Изображение экспериментального образа – наномеханического резонатора, - полученное с помощью сканирующего электронного микроскопа. (б) Зависимость амплитуды и резонансной частоты от постоянной составляющей затворного напряжения.

Экспериментальные образцы изготавливались на основе гетероструктур AlGaAs/GaAs, содержащих двумерный электронный газ и жертвенный слой. Наномеханические резонаторы были созданы путем плазмохимического травления и последующего селективного жидкостного вытравливания жертвенного слоя. Резонаторы имели форму крестообразных мостиков длиной 6 мкм, шириной узкой части 1,5 мкм и толщиной 166 нм. Колебания резонаторов возбуждались на низшей по частоте изгибной моде путем электростатического возбуждения с помощью бокового затвора. Детектирование колебаний осуществлялось путем измерения изменения кондактанса сужения двумерного электронного газа, расположенного вблизи края резонатора, с применением методики гетеродинирования. В ходе измерений образец находился в вакуумном погружном криостате при температуре жидкого гелия. Варьируемой величиной являлись частота и амплитуда переменной, а также величина постоянной величин затворного напряжения.

Экспериментально измеренные зависимости электрического сигнала, пропорционального амплитуде возбуждаемых колебаний, и резонансной частоты от постоянной составляющей затворного напряжения показаны на Рис. 34-б. Видно, что амплитуда колебаний отлична от нуля во вс м диапазоне напряжений, в то время как простейшая модель электростатического возбуждения колебаний предсказывает нулевую амплитуду при нулевом затворном напряжении. Резонансная частота имеет параболический вид, предсказываемый простейшей теорией, однако, вершина параболы находится не в нуле, а при затворном напряжении –4,5 В. Тот факт, что амплитуда колебаний не равна нулю при нулевой постоянной составляющей затворного напряжения показывает, что, помимо электростатического емкостного механизма, вклад в возбуждение колебаний вносят и иные механизмы. Экспериментально наблюдаемые особенности могут быть объяснены наличием заряда ионизованных доноров, а также поверхностных состояний вблизи резонатора. Построена физическая модель, учитывающая наличие таких зарядов. Расч ты, проведенные в рамках построенной модели с использованием метода конечных элементов, показывают, что особенности электростатического емкостного возбуждения в случае наномеханических резонаторов на основе гетероструктур AlGaAs/GaAs могут быть использованы для получения информации о зарядовом окружении наномеханического резонатора и, в частности, для определения плотности поверхностного заряда и заряда ионизованных доноров.

Таким образом, полученные результаты показывают, что наномеханические резонаторы на основе гетероструктур AlGaAs/GaAs могут использоваться в качестве чувствительных зарядовых сенсоров.

В эксперименте исследовался электронный транспорт в квантовых точечных контактах (КТК) на основе гетероструктур GaAs/AlGaAs с жертвенным слоем, позволяющих создавать подвешенные и неподвешенные образцы. КТК представляли собой адиабатические сужения с литографической шириной 800-900 нм, снабжённые боковыми затворами, отдел нными от канала траншеями шириной 100-150 нм. Существенным отличием изучаемых структур от структур с расщеплённым металлическим затвором является возможность прикладывать достаточно большие разности напряжений между боковыми затворами (до 20 В).

Рис. 35 - (а) Схематические изображения GaAs/AlGaAs гетероструктуры с жертвенным слоем и двумерным электронным газом и подвешенного КТК с боковыми затворами. (б) Зависимость кондактанса подвешенного квантового точечного контакта от суммы затворных напряжений ΣV_G = V_G1 + V_G2. Разные кривые соответствуют различным значениям разности затворных напряжений ΔV_G = V_G1 – V_G2 в диапазоне значений от –13 до +13 В. (в) Зависимость транскондактанса dG/d(V_G1 + V_G2) подвешенного КТК от суммы ΣV_G и разности ΔV_G затворных напряжений. Тёмные области соответствуют плато квантования кондактанса. Цифрами показана величина кондактанса в единицах 2e²/h. (г) Схематическое изображение распределения зарядов в гетероструктуре: без литографических краёв; при наличии литографических краёв в отсутствие X-долинных электронов; при наличии литографических краёв и X-долинных электронов.

Был изучен кондактанс подвешенных КТК как функция суммы затворных напряжений при различных значениях разности затворных напряжений в диапазоне от –13 до +13 В. Измерения показывают, что электронный транспорт в изучаемых структурах демонстрирует необычный двухканальный режим с независимым квантованием кондактанса отдельных каналов. Возможная причина возникновения двухканальной структуры связана с наличием дополнительных X-долинных электронов в сверхреш тках используемых гетероструктур. В структурах, в которых Х-электронов нет, захват электронов на поверхностные состояния на литографических краях приводит к краевому обеднению двумерного электронного газа (ДЭГ) и образованию одиночного канала вблизи середины сужения. В структурах, содержащих X-долинные электроны, в результате вытравливания траншей Х-электроны, отталкиваясь от поверхностных состояний, аккумулируются вблизи середины микросужения, формируя в середине дополнительный отталкивающий потенциальный барьер для электронов в ДЭГ. В результате образуются два канала, разнесённых симметрично относительно середины КТК. Данный эффект усиливается при подвешивании, благодаря усилению межэлектронного взаимодействия, обусловленному отрывом КТК от подложки с высокой диэлектрической проницаемостью.

Обнаружен новый механизм спиновой ориентации локализованных электронов: динамическая спиновая поляризация электронов при взаимодействии c флуктуациями ядерного спина. Показано, что флуктуации ядерного спина могут быть использованы для поляризации углового момента электронов через сверхтонкое взаимодействие в слабом магнитное поле. Для этого образец освещается неполяризованным светом, который напрямую не поляризует ни ядра, ни электроны. Динамика степени циркулярной поляризации ФЛ в продольном магнитном поле B_z = 17 мТл для непрямозонных КТ (In,Al)As/AlAs. показана на рис. 36-а. Видно, что поляризация появляется с задержкой в 15 мкс после окончания импульса возбуждения (т.е. после рекомбинации светлых экситонов, в полном соответствии с предсказаниями теории) и насыщается на уровне 30% через 100 мкс.

Рис. 36 - (a) Динамика степени круговой поляризации ФЛ, измеренная при B_z = 17 мТл и T = 2 K, время интегрирования 5 мкс. Вертикальные линии показывают окна интегрирования по времени для панели (б). На вставке показана зонная диаграмма КТ (In,Al)As/AlAs. (б) Зависимости степени поляризации ФЛ от магнитного поля, измеренные при: 0.7 мкс (зеленые звезды) и 70 мкс (красные кружки) с окнами интегрирования 1 мкс и 100 мкс, соответственно.

Зависимость степени поляризации от магнитного поля, проинтегрированная для двух временных окон, показана на рис.36,-б. Степень увеличивается в слабых полях, достигает максимума в 30% при B_Z порядка 17 мТл, а затем монотонно уменьшается, стремясь к нулю в сильных полях. Теоретические расчеты показывают, что степень спиновой поляризации электрона в составе экситона P_e, описывается выражением:

где Bexch – пропорционально обменному взаимодействию электрона и дырки, а B типичное поле Оверхаузера флуктуаций ядерных спинов в КТ. Видно, что при условии в продольных магнитных полях в несколько миллитесла для электронов, связанных в локализованных экситонах, возможна 100% спиновая поляризация.

Изучено сверхтонкое взаимодействие электронов и ядер в непрямозонных КТ (In,Al)As/AlAs первого рода. Для экспериментального определения электрон-ядерного взаимодействия измерялась циркулярная поляризация фотолюминесценции КТ в поперечном B_x (эффект Ханле) и продольном B_z (эффект восстановления циркулярной поляризации PRC) магнитных полях. Зависимости степени циркулярной поляризации ФЛ ρ_c(B) от напряженности продольного и поперечного магнитного поля приведены на рис. 37. В поперечном магнитном поле наблюдается эффект Ханле, т.е. степень циркулярной поляризации ФЛ уменьшается до нуля в полях несколько миллитесла. Контур Ханле описывается кривой Лоренца ρ_c(B_x) = ρ⁰_c /(1+ B_x/Δ_H), где ρ⁰_c - степень поляризации в нулевом поле, с половинной шириной на половинной интенсивности Δ_H = 1.25 мТл. В продольном магнитном поле степень циркулярной поляризации ФЛ увеличивается с ростом его напряженности. Кривая восстановления поляризации также описывается контуром Лоренца с шириной ДRCP, совпадающей с Δ_H.

Рис. 37 - Зависимость &pho;_c от напряженности продольного (верхняя кривая) и поперечного (нижняя кривая) магнитного поля при температуре 1.8 К.

Измерение температурных зависимостей ширин кривых Ханле и PRC в диапазоне температур 2-30 К показало, что их значения от температуры не зависят и это позволяет сделать вывод о том, что при низких температурах спиновая релаксация спин-поляризованых электронов в КТ определяется сверхтонким взаимодействием со спинами ядер.

Таблица 1. Константы сверхтонкого взаимодействия электрона в Х и Г долинах зоны проводимости In_0.7Al_0.3As.

Теоретический симметрийный анализ электронных блоховских амплитуд в Х долине и микроскопический расчёт методом DFT показывают, что сверхтонкое взаимодействие в Х долине, во-первых, подавлено по сравнению с Г долиной, а, во-вторых, анизотропно. Сравнение теории и DFT расчетов с экспериментальными данными дает возможность определить значения констант сверхтонкого взаимодействия для каждого и трех типов ядер (Al, In, As), формирующих КТ. Значения констант приведены в Таблице 1.

Таким образом, проведенные в работе эксперименты по оптической ориентации спинов экситонов, образованных тяжелыми дырками в Г-долине и электронами в X-долине квантовых точек (In,Al)As/AlAs демонстрируют зависимости степени поляризации фотолюминесценции от напряженности магнитного поля, характерные для электронов, взаимодействующих с флуктуациями ядерного спина. Измерение характерных напряженностей поперечного магнитного поля, приводящего к подавлению поляризации ФЛ и продольного магнитного поля, приводящего к восстановлению поляризации ФЛ позволило оценить константы сверхтонкого взаимодействия электрона X-долины со спинами всех типов ядер (As, In и Al), формирующих квантовую точку.

Гетероструктуры InAs/GaP/Si с квантовыми ямами (КЯ) выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на модернизированной установке «Штат». В целях подавления формирования антифазных дефектов были использованы подложки Si (001), отклон нные на 6° в направлении [110]. Структурное состояние поверхности подложки и эпитаксиальных слоев контролировались в процессе роста методом дифракции быстрых электронов на отражение.

На первом этапе выращивались буферные 500 нм слои GaP/Si. Для подавления развития рельефа во время роста слоев GaP/Si был разработан модифицированный метод эпитаксии с повышенной миграцией (migration-enhanced epitaxy – MEE). Главное отличие от МЕЕ заключается в том, что на поверхность подложки поток молекул V группы подается постоянно, при этом отношение потоков V/III устанавливается меньше 1. Таким образом, обеспечиваются условия обогащения поверхности атомами третьей группы, что также как и в методе МЕЕ, способствует увеличению длины диффузии атомов Ga по поверхности. Чтобы избежать образования капель Ga, заслонка источника галлия периодически закрывалась и поверхность выдерживалась в потоке молекул фосфора, пока весь избыточный Ga не встроится в кристалл. Таким образом, обеспечивались условия для формирования на поверхности Si сплошных пленок GaP без перехода в островковый режим роста. Кроме того, время роста слоя оказывается в несколько раз меньше, чем при MEE.

Измерения на атомно-силовом микроскопе (АСМ) показали, что морфология поверхности 500нм слоев GaP/Si, выращенных с использованием модифицированного метода, значительно лучше по сравнению со слоями GaP/Si, выращенными традиционным методом двухступенчатого роста: зарождение при низкой температуре методом МЕЕ с последующим повышением температуры и ростом основной части пленки методом МЛЭ (см. Рис. 38).

Рис. 38 - АСМ изображения поверхности слоев 500нм GaP на Si(001), выращенных с использованием методик: а) MEE на этапе зарождения + MЛЭ; б) модифицированного MEE + МЛЭ; в) полностью модифицированным МЕЕ. На вставке внизу приведены значения среднеквадратичной шероховатости Sq.

На полученных буферных слоях GaP/Si при Ts = 500°C были выращены структуры с КЯ InAs/GaP. Квантовая яма формировалась пут м осаждения 2 монослоев (МС) InAs со скоростью 0.2 МС/с при температуре подложки 520°С. Сразу же после осаждения слоя InAs, доращивался 50нм слой GaP при той же температуре. Полученные гетероструктуры были исследованы методами атомно-силовой микроскопии, просвечивающей электронной микроскопии и спектроскопии стационарной фотолюминесценции (ФЛ).

Рис. 39 - Спектр стационарной низкотемпературной ФЛ гетероструктуры с InAs/GaP КЯ, измеренный при Т = 5К и P_ex = 25 мВт/см².

Обнаружено, что КЯ состоит из твердого раствора In_xGa_1-xAs_yP_1-y и имеет два участка, существенно отличающихся толщиной и составом. Латеральные размеры участков КЯ составляют не менее 20 нм. Увеличение толщины КЯ сопровождается снижением содержания атомов In и As. В спектрах низкотемпературной ФЛ гетероструктуры с КЯ InAs/GaP, измеренных на участке структуры с латеральными размерами около 300 мкм, доминируют две полосы, с максимумами на энергиях 2.14 и 2.19 эВ и шириной 42 и 33 мэВ, отмеченные на рисунке цифрами «1» и «2» соответственно (см. Рис. 39).

Причин возникновения такой ситуации, когда квантовая яма имеет участки с различной толщиной и составом, может быть несколько. Одной из возможных причин является наличие полей упругих деформаций при росте напряженной плёнки на вицинальной поверхности. Поля упругих деформаций оказывают влияние на скорость движения монослойных ступеней, приводя к формированию двух типов участков слоя осажд нного вещества с различной толщиной. Поскольку в нашем случае, мы имеем дело с террасированной поверхностью GaP, то резонно предположить возможность протекания схожих процессов при осаждении InAs на поверхность GaP. Кроме того, в процессе заращивания сформировавшегося слоя InAs слоем GaP происходят процессы сегрегации атомов III группы и замещения P/As, образуя твердый раствор. В то же время, при росте твердого раствора на вицинальных поверхностях возникают локальные деформации, которые оказывают влияние на эффективность встраивание атомов различных видов в кристаллическую решетку, приводя к формированию двух типов областей структуры с различным составом. Таким образом, у нас есть основания предполагать, что наблюдаемое разделение КЯ на участки двух типов (различной толщины и состава) вызвано процессами перестройки поверхности в ходе гетероэпитаксии InAs на террасированной поверхности GaP.

Разработана методика восстановления профиля распределения состава в ультратонких HgTe (вплоть до нанометровых) КЯ методом “эффективной” подложки из эллипсометрических измерений in-situ. Метод основан на последовательном (по точкам) расчете состава (при каждом эллипсометрическом измерении) с учетом скорости роста, где оптические показатели (n, k) нижележащих слоев заменяются на “эффективные” (nэфф, kэфф) для однородного слоя и рассчитывается состав выращенного слоя [Патент РФ 12717359 от 30.03.2019г].

Рис. 40 - Профиль распределение состава XCdTe в квантовых ямах: кривая 1- плавное изменение состава; кривая 2– резкое изменение состава. Расчет профилей по методу “эффективной” подложки из эллипсометрических измерений in-situ.

Корректность разработанного метода расчета профиля изменения составов, при росте структур с множественными Сd_xHg_1-xTe КЯ нанометровых размеров была исследована с помощью сканирующей просвечивающей тунельной микроскопии (STEM). Результаты расчета профиля распределения состава из in situ эллипсометрических измерений для 2-х специально выращенных структур с одиночными КЯ толщиной ~8 нм, хорошо согласуются с результатами, полученными из STEM измерений. На рис. 41 приведены результаты обработки изображений просвечивающей электронной микроскопии.

Рис. 41 - Профили распределения состава, полученные из изображений STEM / HAADF для образцов 1 и 2 (см. рис. 40).

Красные линии соответствуют величине интенсивности электронного пучка при взаимодействии с сломи HgTe КЯ. Наблюдается плавное (рис. 41,-а) и резкое (рис. 41,-б) изменение интенсивности перехода между материалом с бульшим содержанием кадмия к материалу, в котором практически отсутствует кадмий.

В результате выполнение работы показано, что чувствительность метода нано-КРС для определения колебательного спектра нанокристаллов (НК) CdSe может быть многократно увеличена в так называемой моде «щелевого плазмона» за счет использования плазмонных подложек. Геометрия эксперимента по нано-КРС представлена на Рис. 42.

Рис. 42 - Схема эксперимента по нано-КРС НК CdSe на массиве дисков Au (а) и подложке Klarite (б). Точки 1 и 2 на Рис. (a) обозначают типичные области для записи спектров традиционного нано-КРС и нано-КРС в режиме «щелевого» плазмона, соответственно. На Рис. (б) НК CdSe не обозначены в связи с малым масштабом подложки.

НК CdSe нанесены на массивы нанодисков Au, сформированные на поверхности Si, или подложки Klarite, представляющие собой инвертированные пирамиды, покрытые шероховатым слоем золота. При облучении специально приготовленного металлизированного кантилевера АСМ микроскопа в зазоре между кантилевером и плазмонной подложкой возникает сильно локализованное электромагнитное поле («щелевой» плазмон), которое приводит к усилению сигнала КРС близлежащих НК CdSe (Рис. 43).

Рис. 43 - а) Спектры КРС от областей, указанных на Рис 42 а. б) Карта нано-КРС и в) совмещенные изображения АСМ и нано-КРС фрагмента массива нанодисков Au с НК CdSe, г) спектры нано-КРС, усредненные по областям, изображенным на Рис. 42д) в сравнении со спектром КРС пленок на кремниевой поверхности. д) Изображения АСМ и е) нано-КРС фрагмента массива нанокластеров Au c нанесенным монослоем НК CdSe.

Массивы нанокластеров золота были сформированы с помощью нанолитографии, и их структурные параметры определены с помощью АСМ микроскопии. АСМ изображения полученных плазмонных подложек представлены на Рис. 43. На поверхность массивов нанокластеров субмонослои нанокристаллов CdSe по технологии Ленгмюра-Блоджетт.

В случае нанодисков Au мы наблюдали кольцевидную форму на изображении нано-КРС, возникающую в результате усиления LO мод НК CdSe вблизи края дисков (Рис. 43б, в), в то время как в случае подложки Klarite усиление сигнала наблюдалось в вершинах перевернутых пирамид (Рис. 43е), где, как показывают расчеты, локальное электромагнитное поле значительно. При этом выполняются в резонансные условия, поскольку энергия падающего лазерного излучения совпадает с энергией зазора-плазмона металлических наноструктур и близка к энергии межзонного электронного перехода в НК CdSe. Показано, что выполнение условий щелевого плазмона позволяет проводить локальный анализ фононов LO, SO/TO, а также колебательных мод Se в НК CdSe на массивах нанодисков Au.

Явление твердотельного несмачивания поверхности SiO₂ слоями Ge после их выдержки на воздухе исследовано в зависимости от толщины (d_Ge) сло в от 10 до 86 нм и температуры отжига (T_ann). Эффект несмачивания появлялся при 580-700°C, в зависимости от d_Ge, за счет возникновения волнистости поверхности, приводящей к образованию частиц и разрыву слоев Ge в виде образования узких каналов или округлых отверстий в слоях Ge толщиной 10-60 и 86 нм соответственно. Появление волнистости на начальном этапе наряду с наблюдением максимума функций парных корреляций частиц в зависимости от расстояния между ними указывало на спинодальный механизм несмачивания в случае относительно тонких слоев Ge. Ширина каналов была значительно меньше расстояния между частицами, что вызывало образование утоньшенных участков слоя Ge между частицами на средней стадии несмачивания. Затем эти области распадались на частицы меньшего размера. Это приводило к бимодальному распределению частиц Ge, которые различались как по форме, так и по размеру (Рис. 44).

Частицы большего размера, которые образовывались первыми, характеризовались большими значениями геометрического фактора (отношение ширины к высоте) до 1.0. Краевые углы частиц Ge были больше 90°. Это указывает на то, что энергия границы раздела между частицей Ge и SiO₂ была больше, чем поверхностная энергия SiO₂. Несмотря на то, что форма частиц при их образовании в результате явления несмачиваемости не является термодинамически равновесной, использование уравнения Юнга и контактных углов позволило нам оценить энергию границы раздела частица/подложка. Отметим, что частицы с большим геометрическим фактором имеют маленькую область границы раздела с подложкой. Такие частицы являются более эффективными при взаимодействии с падающим электромагнитным излучением, так как при этом происходит незначительная утечка поля электрических и магнитных резонансных мод в подложку.

В структурах кремния-на-изоляторе (КНИ) и кремния-на-сапфире (КНС) стек с ультратонкими слоями скрытого оксида (Ultra Thin Buried oxide - UTBOX) и эквивалентной в пересчете на свойства SiO2 толщиной UTBOX (Equivalent Oxide Thickness - EOT) менее 5 нм продемонстрированы сегнетоэлектрические свойства изолятора HAO (HfO₂/Al₂O₃ = 10:1), нанесенного до бондинга на подложки кремния или сапфира методом плазменно-стимулированного атомно-слоевого осаждения (PEALD) и прошедшего полный цикл создания КНИ и КНС пластин (Рис. 45).

Высокоразрешающей электронной и атомно-силовой микроскопией (ВРЭМ и АСМ) были проведены исследования доменных структур в сегнетоэлектрических слоях НАО (Рис. 46) и показано различие в ориентациях доменов в КНИ и КНС структурах, обусловленные формированием в последних наряду с моноклинной фазой P2₁/c двух орторомбических фаз нецентросимметричных пространственных групп Pmn2₁ и Pca2₁ с преобладанием последней в структурах КНС. Размеры сегнетоэлектрических доменов Pca2₁ фазы, формирующих гистерезис при быстром oтермическом отжиге (RTA) КНИ структур c температурами T ≤ 950°C, не превышают 10 нм по данным АСМ в пьезоэлектрической моде (Рис. 47). Сегнетоэлектрические КНИ структуры сохраняют остаточную поляризацию P_r на уровне P_r = 6-10 мкКл/см² с низкими эффективной плотностью встроенного заряда Q<1 мкКл/см₂ и плотностью состояний на гетерограницах <2x10¹¹ см^-2 после RTA c температурами T ≤ 900°C. В гетероструктурах слой кремний-на-сапфире (КНС) с промежуточным слоем HfO₂ заряд и плотность состояний в 3-5 раз выше, но сегнетоэлектрические свойства сохраняются даже после продолжительных термообработок при 1100%deg;С благодаря термоупругим напряжениям до 1 ГПа.

Рис. 45 - Два процесса изготовления гетероструктур.

Рис. 46 - ВРЭМ-изображение поперечного сечения КНС структуры с заглубленным оксидом гафния (HO BOX) PEALD, нанесенным на сапфировую подложку (0001), после термообработки при T_ann = 1100°C. Во вставках: БПФ-изображение области ВРЭМ в левом квадрате (а); то же самое для области ВРЭМ в правом квадрате (б); плоские пятна решетки для кремниевой (зеленой), оксидгафниевой (желтой и красной) и сапфировой (синей) решеток в обратном пространстве согласно моделированию в программе CaRIne Crystallography.

В работе получены термостабильные гетероструктуры кремний-на-сегнето-электрике, совместимые с промышленной кремниевой КМОП-технологией. На основе структур кремний-на-сегнетоэлектрике разработаны двухзатворные сегнето-электрические транзисторы, обладающие сегнетоэлектрическим гистерезисом с окном памяти 1.2-1.3 В и построены их компактные математические модели.

Рис. 47 - a) Сегнетоэлектрический гистерезис сток-затворных характеристик псевдо-МОтранзистора на np-SOF мезаструктуре 500 нм n-Si/ 20 нм BOX HfO₂:Al₂O₃ (10:1)/р-Si С 500 подложка после RTA при 900°С в течение 30 c для трех разных скоростей развертки: 0,4 В(черный цвет), 0,12 В/С (красный), 0.04 В/С (синий); б) PFM сигнал пьезоэлектрическосмещения в HAO и HZAO BOX в зависимости от напряжения после удаления слоя кремникипящем аммиака. На вставке: соответствующая карта поверхностного потенциала Кельвна, измеренная в течение 20 мин после поляризации маской напряжений PFM с квадратами - 8 В (черный) и +8 В (желтый), темно-желтый след справа из-за предыдущего измерениянесколько часов до этого.

Результаты работы получены совместно с соисполнителями проекта из ОАО «НЗПП с ОКБ», «НПО Восток» и переданы на эти предприятия для разработки энергонезавсимой и/или рекуррентной ассоциативной памяти.

Недавнее открытие сегнетоэлектрических свойств тонких плёнок легированного оксида гафния вернуло интерес научного и инженерного сообщества по всему миру к разработке энергонезависимой памяти типа FRAM на основе сегнетоэлектриков [Appl. Phys. Lett., vol. 99, p. 102903 (2011)]. Использование лантана La в качестве примеси легирования позволяет получить тонкопл ночный материал с наибольшей остаточной поляризацией [Jpn. J. Appl. Phys., vol. 53, N. 8S1, p. 08LE02 (2014)].

Рис 48 - Экспериментальные (символы) и теоретические вольт-амперные характеристики структуры TiN/HfO₂:La/TiN, полученные в рамках моделей (a) Френкеля, (б) Хилла-Адаши, (в) Макрам-Эбейда и Ланно, (г) Насырова – Гриценко.

Однако, для внедрения HfO₂ в производственный цикл приборов памяти остаются нерешёнными вопросы влияния собственных дефектов в оксиде гафния, легированных лантаном, HfO₂:La на запоминающие свойства при перезаписи информации [Acta Mater., v. 166, p. 475 (2019)]. Целью данной работы является выявление механизмов транспорта токов утечки, структуры дефектов и их влияние на остаточную поляризацию P_r и окно памяти 2Pr сегнетоэлектрических плёнок HfO₂:La.

Для экспериментального изучения транспортных и сегнетоэлектрических свойств плёнок HfO₂:La, были синтезированы структуры типа металл-сегнетоэлектрик-металл (МСМ) TiN/HfO₂:La(10 нм)/TiN на кремнии. Слои проводящего TiN толщиной ~ 10 нм выращивались методом атомно-слоевого осаждения (АСО) при температуре в камере 320°С. Прекурсорами выступали TiCl₄ при комнатной температуре с NH₃+Ar плазмой. Плёнки HfO₂:La толщиной 10 нм осаждались методом АСО при температуре в камере 235°С. Прекурсоры: TEMAH (температура нагрева 100°С), La(iPrCp)₃ (170°С) и O₂+Ar плазма. Пл нки отжигались при температуре 500°С в течение 30 сек в атмосфере N₂.

Рис. 49 - Эволюция окна памяти и концентрации ловушек при переполяризации структур TiN/HfO₂:La/TiN: (a) требующих фазы инициации «wake up» (область, заштрихованная серым), (b) демонстрирующих остаточною поляризацию без фазы «wake up».

Измерения вольт-амперных характеристик при различных температурах проводились на приборе Keithley 2400 при температурах 290-330 К. Четыре известные модели ионизации ловушек были применены для объяснения проводимости La:HfO₂ в сильном электрическом поле. Модели изолированных (Френкель, Рис. 48(a)) и перекрывающихся (Хилл, Рис. 48(б)) кулоновских центров предсказывают нефизично низкие значения высокочастотной диэлектрической проницаемости и частотного фактора. Многофононная модель Макрам-Эбейда и Ланно не описывает перенос заряда в HfO₂:La (Рис. 48(в)). Модель Насырова-Гриценко количественно описывает увеличение проводимости Рис. 48(a) при увеличении температуры (Рис. 48(г)) при значениях термической (1,25 эВ) и оптической (2,5 эВ) энергий ловушки, совпадающих с таковыми для вакансии кислорода в чистом оксиде гафния HfO₂. Это указыва- ет на то, что ловушками в HfO₂:La являются вакансии кислорода [Appl. Phys. Lett., v. 117, p. 142901 (2020)].

Для изучения эволюции значения P_r при цикличной перезаписи информации я ячейке был применён комбинированный подход, основанный на стандартной Endu-rance и модифицированной PUND процедурах [Acta Mater., vol. 166, p. 475 (2019)] с последующим анализом эволюции сегнетоэлектрических свойств при цикличной перезаписи для двух серий образцов: требующих и не требующих фазы инициации «wake up». Разработанная процедура позволяет выделить токи утечки с целью их дальнейшего анализа для определения концентрации дефектов – вакансий кислорода. В результате определена оптимальная концентрация дефектов для наиболее высокой остаточной поляризации в HfO₂:La: от 3×10¹⁸ см^-3 до 6×10¹⁸ см^-3 (Рис. 49). При превышении предельного значения концентрации вакансий кислорода 6×10¹⁸ см^-3 токи утечки становятся существенными для последующей деградации сегнетоэлектрических свойств тонких плёнок HfO₂:La [Appl. Phys. Lett., vol. 117, p. 162901 (2020)].

В результате выявлен механизм транспорта в HfO₂:La. Определена оптимальная концентрация дефектов для наиболее высокой остаточной поляризации в HfO₂:La.

Установлено, что транспорт заряда в плёнках Ta₂O₅, полученных методом атомно-слоевого осаждения, не описывается общепринятой моделью Френкеля. Модель Френкеля предсказывает нефизично малую концентрацию ловушек TaO_x и на порядок более высокое значение высокочастотной диэлектрической проницаемости. Модель перекрывающихся кулоновских ловушек не описывает транспорт заряда, поскольку предсказывает аномально малую величину частотного фактора.

Рис 50 - Сравнение экспериментальных (точки) и смоделированных (пунктирные линии) кривых j-F при различных температурах в исходном состоянии. Моделирование проводилось в рамках моделей Френкеля (а), Хилла-Адачи (б), Макрама-Эбейда и Ланну (в) и моделей Насырова-Гриценко (г).

Модель многофононной ионизации изолированной ловушки не описывает транспорт заряда в TaO_x, поскольку предсказывает аномально малое значение концентрации ловушек и аномально большое значение туннельной эффективной массы. Транспорт заряда в аморфных плёнках TaO_x, полученных методом радикало-стимулированного атомно-слоевого осаждения, описывается фонон облегч нным туннелированием электронов между соседними ловушками, подобно тому, как это имеет место в TaO_x , полученном магнетронным распылением танталовой мишени в кислородной плазме. Определены величины термической W_t = 0,85 эВ и оптической W_opt = 1,7 эВ энергии ловушек, ответственных за транспорт заряда в аморфных плёнках Ta₂O₅. Энергия ловушки W_t = 0,85 эВ соответствует вакансии кислорода в Ta₂O₅.

Нестехиометрические плёнки SiO_x<2 являются перспективными для использования в качестве запоминающей среды элементов резистивной памяти RRAM. PECVD является одним из методов синтеза SiO_x<2 со значением x, варьирующимся в широких пределах. Целью работы является изучение строения и электронной структуры плёнок PECVD SiO_x<2 с различным x.

Рис. 51 - РФЭС Si2p уровня SiO_x, Si и SiO₂.

Плёнки 200 нм SiO_x:H пяти составов получены из газовой смеси SiH₄ – O₂ при контролируемом потоке газа на оборудовании PECVD. РФЭ-спектры записывались на спектрометре SPECS (излучение Al Kб) с использованием монохроматора FOCUS-500. Анализ химических связей проводился с помощью ИК Фурье-спектрометра FT-801 “Simex”. Спектры КРС записывались на спектрометре Horiba Jobin Yvon T64000 при возбуждении Ar-лазерной линии. Пропускание и отражение изучалось на спектрофотометре СФ-56. ПЭМ изображения получены с помощью электронного микроскопа JEM-2200FS.

По данным РФЭС параметр x = [O]/[Si] исследуемых образцов SiO_x:H составляет 0,57, 0,69, 1,09, 1,23 и 2,0. Разложение РФЭ-спектра Si2p по функциям Гаусса показывает, что исследуемые образцы состоят в основном из фазы Si и субоксидов Si (SiO_y), с примесью SiO₂ (Рис. 51). По данным РФЭС валентной зоны вершина валентной зоны (E_V) образована состояниями Si (Рис. 52). Таким образом, исследуемые плёнки SiO_x состоят в основном из кластеров Si, встроенных в матрицу SiO_y. Данные КРС подтверждают, что в исследуемых плёнках SiO_x с x < 1 имеются аморфные кластеры Si. По данным FTIR число Si-O связей примерно в 10 раз превышает число Si-H-связей в плёнках.

При уменьшении x наблюдается сдвиг края оптического поглощения α в низкоэнергетическую область (Рис. 53). Энергия фотона, при которой α превышает 10⁴ см^-1, принята за край поглощения (так называемая щель Е₀₄) и является оценкой значения E_g. Значения E₀₄ для SiO_0,57 – 2,4 эВ, SiO_0,69 – 2,6 эВ, SiO_1,09 – 3,7 эВ и SiO_1,23 – 3,8 эВ.

Рис. 52 - РФЭС валентной зоны SiO_x, Si и SiO₂.

На ПЭМ-изображении плёнки SiO_0,57 видны колебания контрастности и тёмные включения с характерными размерами примерно 2-10 нм (Рис. 54 а), связанные с Si. Это указывает на то, что исследуемые плёнки содержат кластеры различно-го состава: от аморфного Si до SiO₂, причём масштаб этих флуктуаций состава (и потенциала) 2-10 нм.

Для структуры исследуемых плёнок предложена модель ядро-оболочка («core-shell»), предполагающая существование шести возможных вариантов клас-теров: “1” - SiO₂ в SiO_y, “2”- SiO_y в a-Si, “3” - SiO₂ в Si, “4”- SiO_y в SiO₂, “5”- Si в SiO₂ и “6”- Si в SiO y (Рис. 54б)). Построена энергетическая диаграмма такой структуры (Рис. 54в). Максимальным масштабом флуктуации потенциала для дырок и электронов (или барьеров на границе Si/SiO₂) равны 3,8 эВ и 2,6 эВ, соответственно. Локальные электрические поля для электронов и дырок способствуют их локализации в локальной области пространства. Поскольку нанокластеры Si являются ловушками как для электронов, так и для дырок, это открывает перспективы использования PECVD плёнок SiO_x в ячейках памяти.

Высокотемпературные тетрагональная и кубическая фазы ZrO₂ стабилизируются в нормальных условиях путём легирования Y, причём по разным данным, мольный состав легирующей примеси варьируется от 3 до 12 %. Свойства кристаллов с малым содержание Y мало изучены. Целью работы является исследование особенностей кристаллических материалов на основе оксида циркония, полученных направленной кристаллизацией расплава ZrO₂ -Y₂O₃ с содержанием Y₂O₃ от 0 до 3,7 % мол.

Образцы с содержанием Y₂O₃ в смеси 0, 2,0, 2,5, 2,8 и 3,7 % мол. выращивались на установке «Кристалл-407», путём опускания тигля с расплавом относительно индуктора. Однородность кристаллов контролировалась с помощью сканирующего электронного микроскопа JEOL 5910 LV. Спектры комбинационного рассеяния света (КРС) получены на спектрометре LabRAM HR с использованием Nd:YAG лазера λ = 532 нм. На том же спектрометре получены спектры фотолюминесценции (ФЛ) при возбуждении He-Cd лазером λ = 325 нм. Для кристалла без Y₂O₃ изготовлен образец для эллипсометрических измерений. Спектральные зависимости показателя преломления n(E) и коэффициента поглощения б(E) определялись с помощью эллипсометра «Эллипс-1891 САГ». Спектры n(E) и б(E) кристаллов с-, t- и m-ZrO₂ также моделировалась в рамках теории функционала плотности (ТФП) в программе Quantum ESPRESSO.

Для кристалла ZrO₂ без добавок, а также слабо легированного иттрием (2 % мол.), максимум ФЛ расположен вблизи 2,4 эВ, что соответствует сине-зелёному свечению (Рис. 55). Данный пик ФЛ, обусловлен вакансиями кислорода, которые присутствуют в легированном ZrO₂ вследствие гетеровалентного характера замещения четырёхвалентного катиона Zr при введении трёхвалентного Y. С ростом содержания Y наблюдается уменьшение интенсивности пика сине-зелёной ФЛ так, что для образца (5) данный пик практически не различим, а для образцов (3) и (4) максимумы излучения смещаются в область меньших энергий кванта. Это может быть обусловлено концентрационным тушением (ростом поглощения собственного излучения), а также образованием комплексов из кислородных вакансий (поливакансий) и катионов иттрия.

По данным КРС в нелегированном кристалле представлена преимущественно моноклинная фаза ZrO₂ согласно референсным данным (Рис. 56). При содержании Y₂O₃ 2 % мол. в КРС спектре фиксируются слабые линии тетрагональной фазы ZrO₂. При содержании Y₂O₃ 2.5 % и выше (образцы 3, 4 и 5) тетрагональная фаза доминирует.

Рис. 57 - Дисперсия показателя преломления (а) и коэффициента поглощения б) ZrO₂ без Y₂O₃: эксперимент – символы, расчёт в модели Коши – штриховые линии. Пунктирные линии – расчёт из первых принципов для кристаллов с-, t- и m-ZrO 2. Сплошная светло-коричневая линия – экспериментальный спектр для аморфной плёнки ZrO₂ из работы [B.W. Veal, et al., Physica B: Condensed Matter. 1988. V. 150(1-2). P. 234].

Особенности спектра n(E) вблизи 4,6 эВ, а также то, что n(E) лежит выше, чем для плёнки ZrO₂ и объ мных кристаллов, можно объяснить содержанием в образце кислородных вакансий и поливакансий (избыточного Zr) (Рис. 57а). Этот вывод подтверждает и спектр α(E), демонстрирующий поглощения уже при E > 1,5 эВ, растущие практически во всем исследуемом спектральном диапазоне (Рис. 57б). Для с- t- и m-ZrO₂ значения E_g равны 5,3, 6,0 и 5,5 эВ, соответственно.

Таким образом, c изменением концентрации изменяется структура материала, концентрация вакансий кислорода для зарядовой компенсации гетеровалентной примеси, что и оказывает влияние на люминесцентные и оптические характеристики материалов.

Исследованы закономерности формирования наноструктур GeSn и SiSn на подложках Si и Ge(100) по механизму пар-жидкость-кристалл. Показано, что на подложке Ge(100) могут возникать либо нитевидные наноструктуры, либо островки грибовидной формы, содержащие в верхней части Ge в виде усеченного икосаэдра (рис. 58).

Рис. 58 - СЭМ-изображение поверхности после осаждения Ge поверх массива островков Sn: (a) исходная форма островков; (б) конечная форма островков.

Нанонити лежат в плоскости подложки и наблюдается изотропное распределение направлений их роста. Это может объясняться тем, что поверхность между островками является аморфной. Увеличение температуры роста как Ge, так и олова приводит к формированию островков грибовидной формы. Наблюдаются участки поверхности между островками ориентированные в направлениях <110>. Методом энергодисперсионной рентгеновской спектроскопии установлено, что верхняя часть структуры в виде усеченного икосаэдра обогащена Ge, тогда как средняя часть представляет Sn. Нижняя часть, окаймляющая структуру, также состоит главным образом из Ge. Такое распределение элементов наблюдается впервые. Используя массив островков, обогащенных оловом с ограненными кремниевыми пьедесталами, исследована эволюция наноразмерных ячеек в системе островков с кремниевыми пьедесталами. В процессе отжига и осаждения поверх массива островков пленки SiSn наблюдается исчезновение ячеек и формирование дополнительных ступенек, как вокруг пьедестала, так и в его углах. Методом просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) в массиве островков, обогащенных оловом с кремниевыми пьедесталами установлены две характерные формы островков, имеющие линзообразную и конусообразную форму. Линзообразные островки состоят из в-Sn и погружены в Si, тогда как конусообразные островки, помимо β-Sn, в нижней части содержат область твердого раствора SiSn. Содержание олова, оцененное из изменения межплоскостных расстояний, составляет около 5 %. Фотолюминесценция от структур, содержащих массив островков SiSn с кремниевыми пьедесталами, регистрируемая детектором InSb, наблюдается вплоть до 3.75 мкм с максимумом около 2.25 мкм (рис. 59).

Рис. 59 - Спектры фотолюминесценции, измеренные детектором InSb от исходного образца и отожженных образцов при 450 и 700 °C.

Интенсивность фотолюминесценции растет при отжиге образцов. Увеличение сигнала связано с фазовым переходом металлического олова в оксид олова. За счет формирования оксидов олова наблюдается увеличение пропускания части пленки, связанной с βв-Sn. Область между островками с кремниевыми пьедесталами может содержать слой твердого раствора SiSn, а также наноструктурированную ячеистую морфологию. Впервые было изучено формирование наноструктурированной ячеистой поверхности путем самоорганизации. Ячейки образованы плоскостями {113}. Оказалось, что именно в диапазоне толщин олова от 0.5 до 1 нм наблюдается резкий переход от чисто ячеистой поверхности к морфологии, включающей образование трехмерных островков с пьедесталом. Используя наноструктурированную ячеистую поверхность в качестве исходной искусственной подложки, был исследован рост наноструктур GeSn. Впервые показано формирование кросс-структур GeSn, которые возникают в результате заполнения линии пересечения двух смежных граней перевернутой пирамиды, представляющей одну из ячеек поверхности. Установлено, что интенсивность фотолюминесценции от массива кросс-структур, регистрируемая германиевым детектором, возрастает, как при увеличении толщины GeSn, так и при отжиге образцов.

Важной особенностью релаксации напряжений несоответствия в кристаллах с решеткой (111) типа алмаза и сфалерита является тот факт, что поверхностная фаза охватывает несколько монослоев различной атомной плотности. При релаксации параллельно со снятием напряжений обычно имеет место протекание фазового поверхностного перехода, которое нередко сопровождает процессы молекулярно-лучевой эпитаксии. В случае эпитаксиальной пленки Ge (111) на ее поверхности наблюдаются переход 7×7 5×5. Установлено, что в процессе эпитаксии средняя атомная плотность трех верхних монослоев уменьшается от 70 до 67 процентов (Рис.60).

Рис. 60 - Схематичное изменение атомной плотности Ge в трех приповерхностных атомных слоях фаз 7×7 и 5×5.

В каждом из слоев атомная плотность изменяется от 24 до 98%. Если Декартовые координаты решетки пленки обозначить как х₁, х₂ и х₃, то в общем виде основное уравнение теории упругости, связывающее нормальные компоненты тензоров деформаций ε_xi и напряжений σ_xi, запишется

где G – модуль сдвига и – коэффициент Пуассона. Индекс i циклически изменяется от 1 до 3. В частности, если i = 3, то первая квадратная скобка в правой части выражения (1) примет вид [σ_х3 – ν(σ_х1 + σ_х2)]. В полупроводниковой технологии нашли применение гетеросистемы, которые содержат сплошную эпитаксиальную пленку, находящуюся в однородном плосконапряженном состоянии. Плоскости, в которых изменяются компоненты напряжений, параллельны границе раздела х₃ = 0. Тогда σ_х1 = σ_х2, а σ_х3 = 0. Кроме того, выполняется ε_x1 = ε_x2 ≠ ε_x3. В результате формула (1) существенно упрощается и трансформируется в уравнение

которое только множителем ех1 отличается от классического выражения

в котором f – параметр несоответствия, равный несовпадению межатомных расстояний в пленке и подложке. Последнее выражение в течение ряда десятилетий используется в расчетных моделях дислокаций несоответствия. Здесь, как и в (2), σ – нормальная компонента тензора напряжений.

Формула (2) получена в строго теоретических рамках, а формула (3) является полуэмпирической. Условия ее корректности в литературе проанализированы в нашей работе [Известия РАН. Серия физическая, т. 84, № 9, с. 13314 (2020)]. Установлено, в каких случаях имеет место тождественное совпадение величин ε и f. В теории о оупругости деформацию обозначают как ε = (а_f – а_f^o )/ а_f^o. В нашем случае эта запись трансформируется в ε = (a_s^о – a_f^o)/a_s^o. Последнее выражение совпадает с традиционно используемой формулой для f.

Аналогичная картина понижения атомной плотности растущей пленки Ge зарегистрирована в случае ориентации (001). При эпитаксии первого монослоя Ge на поверхности подложки Si(001), содержащей реконструированную фазу 1 х 2, форми- руется фаза 2 х n, где параметр n постепенно изменяется от 12 до 8. При дальнейшем росте на верхнем атомном слое начинает возникать фаза m х n. Стороны элементарных ячеек поверхностных фаз параллельны направлениям типа <110>. Все ячейки окружены димерными вакансионными рядами, суммарная площадь которых монотонно увеличивается. Как следствие, атомная плотность слоя Ge понижается, в результате чего уменьшается и уровень напряжений несоответствия σ_Н. Деформационное состояние пленки исследовалось методом рентгеновской дифрактометрии высокого разрешения с использованием четырех кривых дифракционного отражения [ФТП, том 53, вып. 4, стр. 512-5192 (2019); ФТП, том 54, вып. 12, стр. 12891295 (2020)].

В тепловизионных системах широко используются фотоприемные модули на основе охлаждаемых гибридных линейчатых или матричных инфракрасных (ИК) фотоприемников (ФП) на основе КРТ. Перспективным пассивирующим диэлектрическим покрытием для приборов на основе КРТ рассматривается оксид алюминия, наносимый методом атомно-слоевого осаждения. Одной из важнейших фотоэлектрических характеристик фотодиода, в значительной степени определяющей его фотоэлектрические параметры, является темновой ток фотодиода, который определяется фундаментальными механизмами токопереноса и токами утечки. В работе [J. of Applied Physics 117, 204501 (2015)] показано, что величину поверхностных токов утечки может на несколько порядков менять поверхностный потенциал, в частности в работе [Прикладная физика. 15, с.41-472 (2011)] показано, что изгиб зон под действием поверхностного заряда может приводить к инверсии типа проводимости в приповерхностной области. Проведенные исследования фотодиодов на основе гетероэпитаксиальных структур GaAs(Si)/ZnTe/CdTe/Hg0,78Cd0,22Te с варизонными слоями также показали наличие токов утечек, величины которых зависели от обработок поверхности перед нанесением диэлектрического покрытия [Прикладная физика, 1 3, с.45-51 (2019)]. Таким образом, для минимизации величин токов утечки в приборах на основе КРТ необходимы как знания о величине встроенного заряда на границе раздела полупроводник-диэлектрик, так и о влиянии подготовки поверхности на неё.

Исследовано влияние различных обработок поверхности пленок Hg_1-xCd_xTe (КРТ) перед нанесением диэлектрика Al₂O₃ методом атомно-слоевого осаждения (АСО) на величину заряда на границе раздела диэлектрик-полупроводник. Наиболее подходящим методом для определения плотности заряда на границе раздела является измерение вольт - фарадных характеристик (ВФХ) МДП структур [IEEE Transactions on Electron Devices, v. 28, n. 5, p. 546-551 (1981)]. Изготовлены МДП структуры с различной обработкой поверхности перед нанесением диэлектрика. Проведены измерения вольт - фарадных характеристик МДП структур на КРТ и определена плотность поверхностного заряда. На поверхности пленок состава х=0,22 с естественным окислом поверхностный заряд распределен неоднородно и составляет (0,8÷1,8)×10^-8 Кл/см², что может приводить к инверсии типа проводимости на поверхности. Рис. 61 показывает результаты расчета плотности поверхностного заряда для 71 МДП структуры при V_g=0. Во всех обследованных точках на поверхности присутствует инверсионный слой, что может приводить к появлению токов утечки в фотодиодах, изготовленных на основе данных структур. Видно, что донорные состояния, заряженные положительно, присутствуют по всей поверхности образца и их концентрация неоднородна по поверхности, что в свою очередь может влиять на неоднородность свойств фотодиодов.

Выдержка образцов в парах ртути при комнатной температуре приводит к формированию отрицательного заряда на поверхности при нулевом смещении в диапазоне – (0,4÷1,6)×10^-8 Кл/см², соответствующего акцепторным поверхностным состояниям. Анализ большого числа МДП структур позволил определить разброс заряда по величине – рис. 62. Травление КРТ в травителе Br₂/HBr перед нанесением диэлектрика приводит к формированию большого положительного заряда на поверхности на уровне 3·10^-7 Кл/см². Для определения влияния зарядов на границе раздела на токи утечки реальных фотодиодов, в том числе с варизонными структурами на поверхности требуется проведение дополнительных исследований.

Пассивация поверхности полупроводника является одним из ключевых технологических этапов при изготовлении многоэлементных фотоприёмных устройств [A. Rogalski. Rep. Prog. Phys. 68 (2005), pp. 2267–2336]. Проблема качества поверхности наиболее актуальна для узкозонных полупроводников, используемых, например, для детектирования электромагнитного излучения дальнего ИК-диапазона (λ_LWIR ≈ 10–12 мкм). Поскольку ширина их запрещенной зоны составляет всего ~ 0.1 эВ, даже относительно небольшого поверхностного потенциала достаточно для формирования «паразитной» области пространственного заряда или даже поверхностного канала проводимости как электронного, так и дырочного типа. При этом всем увеличивается и вклад генерационно-рекомбинационных процессов, протекающих на поверхностных состояниях, в темновой ток фотоприемных устройств, что совокупно приводит к ухудшению их фотоэлектрических характеристик.

Предложенный нами метод пассивации теллурида кадмия-ртути, заключающийся в формировании сверхтонкого (~ 2 нм) собственного оксида КРТ непосредственно перед осаждением диэлектрика (ALD Al₂O₃), показал свою эффективность не только в случае MWIR (x≈0.4), но и LWIR (x≈0.22) n-HgCdTe. В качестве метода окисления использовались кислородная плазма тлеющего разряда и удалённая плазма ВЧ разряда. Оба метода позволяют получить близкие к идеальным вольт-фарадные характеристики МДП-структур (Рис. 63), характеризующиеся низкими плотностями положительного встроенного заряда и медленных поверхностных состояний (N_fix, N_hyst~ 1·10¹¹ см^-2).

Рис. 63 - ВФХ МДП-структур на LWIR n-HgCdTe с ALD Al₂O₃ толщиной 20 нм и золотыми контактами. 1 – КРТ без оксида, сформированного в плазме; 2 – КРТ окислен в удалённой плазме ВЧ разряда; 3 – в плазме тлеющего разряда. Измерения при T = 77 К, в темноте. Частота измерительного сигнала – 10 кГц.

Установлено, что окисление в удалённой плазме ВЧ разряда, в отличие от плазмы тлеющего разряда, не приводит к «p-to-n» конверсии типа проводимости в образцах КРТ, выращенных без варизонного слоя (Рис. 64, в), сохраняя концентрацию акцепторов на уровне 3–6·10¹⁵ см^-3, как и в других образцах p-HgCdTe с оксидом, сформированным в тлеющем разряде либо удалённой ВЧ плазме. Негативное влияние плазмы тлеющего разряда на параметры КРТ, выращенного без варизонного слоя, наблюдается и на образцах n-типа – концентрация доноров в них увеличена до величин ~ 4·10¹⁵ см^-3, в то время как «ростовая» концентрация доноров составляет всего 5–9·10¹⁴ см^-3. Увеличение концентрации доноров вплоть до перекомпенсации акцепторов, вероятно, является результатом разрыва связей Hg–Te в процессе окисления и диффузии атомов ртути вглубь подложки, сопровождающейся образованием донорных центров [P. Morgen et al. J. Electron. Mater 11 (1982), pp. 597–610; N. Berchenko et al. Surf. Interface Anal. 42 (2010), pp. 902–905]. Однако почему этот эффект наблюдается только в образцах КРТ, выращенных без варизонного слоя, и почему он не проявляется при их окислении в удалённой плазме ВЧ разряда – предстоит выяснить в ходе дальнейших исследований.

Отличительной чертой МДП-структур на КРТ p-типа, окисленном в удалённой плазме ВЧ разряда, является отрицательный знак встроенного заряда с плотностью ~ 5–10·10¹¹ см^-2. Оценка плотности быстрых поверхностных состояний составляет ~ 10¹¹ см^-2 эВ^-1 и ~ 10¹⁰ см^-2 эВ^-1 для образцов КРТ подвергавшихся и не подвергавшихся химическому удалению поверхностного слоя в бром-метаноле, соответственно.

В настоящее время активно развивается технология высокотемпературных фотоприемников на основе КРТ, для которых актуальна технология фотодиодов типа «p⁺–n». Наиболее распространенным методом создания p⁺ – области в КРТ n – типа проводимости является ионная имплантация As. Создание p⁺–n структуры с заданными электрофизическими параметрами требует, как отжига радиационных дефектов, так и электрической активации введенного мышьяка. Для этого необходимо определить типы радиационных дефектов, их пространственное распределение и электрическую активность.

Гетероструктуры Hg_1-ХCd_ХTe с х≈02 и ≈х=0,3; выращенные методом МЛЭ на подложках GaAs и Si, были имплантированы ионами As и подвергались двухстадийному активационному отжигу в парах ртути. Просвечивающая высокоразрешающая электронная микроскопия показала, что дефектные слои, образующиеся при имплантации подобны в образцах n- и p-типа в отношении толщин поврежденных имплантацией слоев и типов сформированных дефектов.

Анализ спектра подвижности носителей заряда показал, что электроны с низкой и средней подвижностью, вызванные образованием донорных центров при имплантации As, имели подобные значения концентрации и подвижности в материале n- и p-типа. Сделан вывод, что природа этих центров одинакова, и они образованы междоузельными атомами ртути, захваченными дислокационными петлями и квазиточечными дефектами, сформированными в результате имплантации. После активационного отжига наблюдается аннигиляция вызванных имплантацией дефектов и связанных донорных центров, а также достигается высокая степень активации имплантированного мышьяка.

Изменение структурного совершенства после имплантации и отжига проявляются в оптических спектрах отражения, в которых позиция пиков предоставляет информацию о запрещенной энергетической зоне (состав), в то время как форма пиков E1 и E1+Д1 отражает структурное совершенство поверхности материала.

После ионной имплантации пики E1 сильно размытые, а последующий активационный отжиг проявляет их и увеличивает остроту, что свидетельствует о повышении структурного совершенства и аннигиляции радиационных дефектов.

После активационного отжига в образцах с х≈0,2 наблюдалось уменьшение толщины дефектного слоя и смещение области с максимальной дефектностью к поверхности, а в образцах с х≈0,3 дефектный слой практически исчезал. Предполагается, что такое поведение может быть вызвано влиянием встроенного квази-электрического поля в варизонном слое у поверхности гетероструктур на диффузию заряженных дефектов.

Рис.65 - Изображение ВР ПЭМ (HRTEM) дефектов в нарушенном слое (поперечное сечение) образца после ионной имплантации As (а) и соответствующие IFFT изображения (б,в). Красными стрелками и пунктирными овалами на рис. (б) и (в) показаны дислокационные петли, желтыми стрелками – отдельные дислокации.

Рис. 66 - Оптические спектры коэффициента отражения для образца на подложке GaAs (a) и на подложке Si (б) измеренные после выращивания (кривые 1), после ионной имплантации с энергией 190 кэВ (кривые 2) и последующего активационного отжига (кривые 3), после ионной имплантации с энергией 350 кэВ (кривые 4, и последующего активационного отжига (кривые5).

Активационный отжиг позволяет получить высокую степень активации имплантированного мышьяка, при этом параметры базового n-слоя изменяются незначительно, что позволяет создавать p⁺ –n структуры.

Решение этой задачи предполагает детальное исследование спектров КРТ различного состава и изучение их температурной зависимости. Для этого на установке МЛЭ выращивались гетероэпитаксиальные структуры КРТ различного состава на подложке Si/CdTe. Модуль роста слоёв КРТ был оснащ н спектральным эллипсометром (диапазон длин волн от 350 до 1000 нм), что позволяло измерять спектры эллипсометрических параметров слоёв в процессе их выращивания при температуре роста. Составы слоёв для разных структур находились в диапазоне 0.2<x<0.4 и определялись ex situ по спектрам их пропускания в ИК области.

Измеренные спектры Ψ_j(λ) и Δ_j(λ) для дискретных значений состава х_j использовалась затем для интерполяции данных на каждой длине волны полиномами 2-й степени:

Коэффициенты A_ΨΔ(&lambda), B_ΨΔ(&lambda), C_ΨΔ(&lambda) определялись методом наименьших квадратов и были табулированы. Из (1) можно рассчитать значения параметров, для любых составов и длины волны. Спектры оптических постоянных n₀(λ) и k₀(λ) рассчитывались далее по модели полубесконечной среды как функции состава. На рис. 67 они показаны для эквидистантных значений х на интервале от 0.2 до 0.4. Представленные расч тные зависимости являются усреднением экспериментальных данных, полученных в процессе роста. Поэтому они с максимальной точностью описывают спектры оптических постоянных КРТ произвольного состава, измеряемых при температуре роста.

На следующем этапе создания параметрической модели были проведены исследования температурной зависимости спектров n(λ), k(λ) вблизи ростовой температуры. Для свежевыращенных образцов состава 0.16, 0.235 и 0.327 исследовался процесс их пассивного остывания в вакуумной камере в атмосфере паров ртути. Измерения с интервалом 36 с начинали проводить сразу после отключения молекулярных источников и нагревателя, поддерживающего температуру роста. Из этих измерений находили оптические постоянные и рассчитывали их температурные чувствительности dn/dT dk/dT и в зависимости длины волны. Изменение температуры при остывании находили по температурному смещению максимума Ψ вблизи критической точки Е₁. Зависимость положения этого максимума от температуры была откалибрована в ex situ измерениях.

Рис. 67 - Спектры оптических постоянных КРТ составов х=0.2 – 0.4 для температуры роста. Расчёт по параметрической модели

На рис. 68 для одного из образцов показаны разностные спектры dn и dk, нормированные на 10°С. Они представляют собой функции чувствительности оптических постоянных к температуре. Наибольшего значения dn и dk достигают в коротковолновой области, где расположены критические точки E₁ и E₁+Δ₁. Обе функции заметно изменяются по мере остывания. Для моделирования технологических процессов наиболее важна область вблизи температуры роста. Поэтому для параметрической модели использовали функции, измеренные в начале остывания, которые наиболее близки к температуре роста. Эпитаксиальный рост происходит в узком интервале температур, и в выражениях для оптических констант можно использовать линейное приближение по температуре:

Здесь n₀, k₀ – значения оптических постоянных при температуре роста T₀, которые были получены ранее и представлены на рис.1.

Рис. 68 - Температурная чувствительность оптических постоянных КРТ (х=0.235) dn и dk: 1 – в начале, 2 - в середине, 3– в конце процесса остывания

Чувствительности dn(λ), dk(λ) удаётся описать аналитическими функциями в виде суммы трёх осцилляторов Лоренца и дисперсионных слагаемых формулы Коши, которые содержат 13 подгоночных параметров для образца заданного состава. Для промежуточных составов соответствующие параметры находились квадратичной интерполяцией. Тем самым температурную зависимость оптических постоянных для произвольно заданных длины волны и состава удалось описать набором из 39 свободных параметров.

Соотношения (2) с учётом полученных коэффициентов A_ΨD(λ), B_ΨD(λ), C_ΨD(λ) и коэффициентов, описывающих зависимости dn(λ,х) и dk(λ,х) решают поставленную задачу и позволяют рассчитать оптические постоянные для произвольных значений длины волны, состава КРТ и температуры в рассматриваемых диапазонах.

Изучено влияние способа регистрации ВФХ МДП структур на InAlAs, являющегося перспективным материалом для изготовления ряда современных приборов, с диэлектрическими сломи Al₂O₃ и SiO₂ на точность определения плотности быстрых поверхностных состояний (N_ss) на границах раздела диэлектрик/InAlAs методом Термана.

МДП-структуры изготавливались на i-In_0.53Ga_0.47As (30 нм)/i(n)-In_0.52Al_0.48As (500 нм)/n⁺-In_0.52Al_0.48As (300 нм)/InP (001) гетероструктурах, выращенных методом МЛЭ на установке «Compact 21Т» фирмы Riber. Слои Al₂O₃ синтезировались методом АСО при Т=190°C на установке “FlexAL System” фирмы Oxford Instruments, слои SiO₂- газофазным осаждением при давлении 140 торр и Т= 195 °C после удаления защитного слоя InGaAs и собственного окисла. Показано, что ВФХ структур, записанные стандартным способом при постоянной скорости развертки, имеют гистерезис различного типа: электронного для ВФХ Au/Al₂O₃/InAlAs (рис.69а, кривая 1) и ионного для ВФХ Au/SiO₂/InAlAs (рис.69б, кривая 1) МДП-структур, обусловленный медленными интерфейсными состояниями с плотностью 7 и 2·10¹² cm^-2, соответственно.

Влияние гистерезисных эффектов на вид ВФХ устраняется, когда кривая формируется из отдельных фрагментов (рис.69, кривые 2), записываемых при малом изменении напряжения смещения (±50 мВ) вблизи фиксированного напряжения (рис. 69а, вставка) [T. Nakagawa., H. Fujisada, Method of separating hysteresis effects from MIS capacitance measurements, Appl. Phys. Lett., v. 31, pp. 348-350, 1977. https://doi.org/10.1063/1.89695].

Записанные стандартным методом ВФХ Au/диэлектрик/InAlAs МДП структур с гистерезисом являются нестационарными и не могут использоваться для определения N_ss на границе раздела Al₂O₃/InAlAs и SiO₂/InAlAs методом Термана, который основан на сравнении наклонов экспериментальной и теоретической ВФХ. Некорректное использование нестационарных гистерезисных ВФХ (рис. 69, кривые 1) для расчетов методом Термана приведет к существенному завышению значений N_ss.

Рис. 69 - Экспериментальные (1,2) и теоретические (3) ВФХ Au/Al₂O₃ (6 нм)/InAlAs (а) и Au/SiO₂ (80 нм)/InAlAs (б) МДП-структур, записанные при постоянной скорости развертки 10^-2 В/c (кривые 1) и фрагментарным способом (кривые 2). Увеличенный отдельный фрагмент на кривой 2а приведен на вставке рисунка (а).

Расчет квазинепрерывной спектральной плотности быстрых интерфейсных состояний методом Термана с использованием стационарных, записанных фрагментарным способом, ВФХ Al₂O₃/InAlAs и Au/SiO₂/InAlAs МДП-структур (рис. 69, кривые 2) и теоретической ВФХ (рис. 69, кривые 3), показывает, что величины плотности интерфейсных состояний на обоих границах раздела сопоставимы. Вблизи середины запрещенной зоны InAlAs Dit составляет (1÷3)·10¹¹ эВ^-1см^-2 и монотонно в несколько раз увеличивается к краю зоны проводимости.

Рис.70 - Свойства ПАВ: а) коэффициента электромеханической связи, б) относительного изменения фазовой скорости от относительной вариации (10%) каждой упругой постоянной кристалла α-GeO₂ от угла среза и распространения вдоль оси X в α-GeO₂.

Ранее были проведены численные расчеты свойств поверхностных акустических волн (ПАВ) в кристаллах α-GeO₂, выращенных гидротермальным методом [Journal of Physics: Conf. Series, vol. 1015, p.032142 (2018)]. Из численных расчетов следует, что наибольшее значение коэффициента электромеханической связи волны реализуется для Z^+120° -среза и направления распространения волны вдоль оси X в α-GeO₂, выращенных как из расплава, так и гидротермальным методом (см. рис.70а).

Рис.71 - Относительное изменение фазовой скорости от вариации (10%) каждой упругой постоянной кристалла α-GeO₂ от угла распространения в α-GeO₂, а) Z-срез, б) Y-срез.

Проведены расчеты чувствительности скорости ПАВ к изменениям различных материальных постоянных кристалла. Показано, что вклад от вариации неизвестных постоянных C₁₃, e₁₄ и ε₃₃ пренебрежимо мал для Y-повернутых срезов кристалла, где коэффициент электромеханической связи ПАВ большой, представляющий наибольший интерес для практических приложений. Из рис.1б видно, что вклад вариации C₁₃ на изменение скорости ПАВ очень мал для всех значений углов среза μ в Y-повернутых срезах α-GeO₂. То же самое можно сказать и про постоянную e₁₄. В расчетах температурного коэффициента времени задержки (ТКЗ) волны эти постоянные были взяты константами, не зависящими от температуры. Как видно из рис. 71-72, в отличии от αSiO₂, величина ТКЗ поверхностной волны для Z, Y -срезов и Y-повернутых срезов не равна нулю ни для одной из ориентации кристалла α-GeO₂.

Она сравнима по величине со значениями ТКЗ для поверхностной волны в кристалле танталата лития.

Эпитаксиальные пленки фторидов щелочноземельных металлов, а именно CaF₂/BaF₂, со структурой флюорита, обладающие свойствами диэлектрика, используются в качестве буферных слоев на кремнии для последующей эпитаксии твердых растворов халькогенидов свинца. К настоящему времени структура и электрофизические свойства гетеросистемы Si/CaF₂, полученной методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ), изучены достаточно подробно. Ранее было показано, что величина диапазона модуляции емкости вольт-фарадных характеристик (ВФХ) МДП-структур обратно пропорциональна температуре получения слоев CaF₂ на Si, и для пленок, выращенных при температуре подложки Т_п≈700 °С модуляции емкости не наблюдается совсем. Исследования методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС) позволили сделать вывод, что причиной указанного эффекта могут быть физико-химические изменения в области гетерограницы Si/CaF₂. В ряде работ было показано, что температура формирования границы раздела определяет ее химический состав и строение. Однако, до сих пор не понятен механизм деградации (изменение энергии связи пика Ca 2p 3/2, регистрируемое методом РФЭС) эпитаксиальных слоев со временем, а также при отжиге и воздействии атмосферы. Остается открытым также вопрос о связи электрофизических характеристик, таких как ВФХ, с технологическими условиями формирования структур.

Целью настоящей работы как раз и являлись исследования, направленные на выяснение деградации и зависимости химической стойкости буферных слоёв CaF₂/BaF₂ на Si(111) от режимов их получения методом МЛЭ.

Условия роста эпитаксиальных сло в CaF₂/BaF₂ на Si(111) подробно описаны ранее в наших работах. Все буферные слои проходили контроль на время выдержки в травителе состава - 8% раствор Br и HBr в соотношении 1:1. Наблюдения показали, что химическая стойкость уменьшалась с увеличением температуры роста и времени получения слоев от часа до нескольких секунд. Было замечено, что если температура получения тв рдого раствора PbSnTe (300-350) °С на буферном слое превышала таковую при получении буферного слоя, то наблюдалось уменьшение его времени травления по сравнению с временем, измеренным до осаждения PbSnTe.

Рис. 73 - Профиль концентрации Ca в Si, полученный методом ВИМС в образце, выращенном при 750 °С в течение 60 минут.

Для изучения возможности диффузии Ca в Si при формировании границы раздела нами был использован метод вторичной ионной масс-спектрометрии. Была проведена эпитаксия слоя CaF₂ на Si(111) при 750 °С, t = 60 минут. При анализе поверхности Si после удаления CaF₂ химическим травлением были получены профили концентрации Ca в Si. Данные спрямляются в координатах lnN – x², и демонстрируют две ярко выраженные области (рис. 73 отмечены как 1 и 2). Первая область, известная в литературе как “аномальная” (глубина менее 20 нм), характеризуется низкой приповерхностной диффузией и высокой концентрацией примеси. По наклону кривой во второй области был определён коэффициент диффузии Ca в Si: D = 3.710^-15см²×с^-1 при 750 °С.

При поиске причин деградации слоев фтористого кальция на кремнии нами были проведены исследования методом РФЭС. Для этого был выращен слой CaF₂ толщиной 2 нм на Si(111) при Т_п -300 °С, и после этого проведен отжиг образца при температуре 500 °С в течение часа в аналитической камере NANOSCAN-50. При сравнении спектров до и после нагрева было зарегистрировано уменьшение интенсивности пиков F 2p и F 2s с одновременным ростом низкоэнергетичного плеча пика Ca 3p, то есть, компоненты, которая ассоциируется с кальцием в области интерфейса. Подобные изменения описаны в литературе и интерпретировались как увеличение количества связей Si-Ca и уменьшение содержания F в области гетерограницы.

Необходимо отметить, что нами не обнаружена корреляция между толщиной эпитаксиального слоя CaF₂ и его химической стойкостью. Это может указывать на то, что эффект деградации является прежде всего «пограничным» явлением. На это указывает и различие в характеристиках ВФХ МДП-структур Si/CaF₂ и Si/BaF₂.

С другой стороны, обращает на себя внимание корреляция между электрофизическими свойствами и химической стойкостью сло в Si/CaF₂, которые зависят от одних и тех же переменных: температуры и времени. Как отмечалось выше, область с высокой концентрацией Ca в Si в области интерфейса способна экранировать поле в МДП-структурах. Понятно, что высокая насыщенность кальцием поверхностного слоя Si может также приводить к изменению адгезии верхнего слоя либо за счет изменения среднего значения энергии связи в области интерфейса, либо за счет изменения длины связей Si-Ca в области интерфейса (удлинение связи с 0.28 до 0.45 нм) и их структуры.

Изложенные выше результаты позволяют сделать вывод, что насыщение кальцием поверхностного слоя кремниевой подложки при эпитаксии пленок CaF₂ может являться причиной экранировки поля в МДП структурах, а также приводить к ухудшению адгезии слоев, проявляющейся в уменьшении их химической стойкости.

Изучение интерфейса ферромагнетик (ФМ) – топологический изолятор является важной исследовательской задачей. Это связано с взаимным влиянием ФМ слоёв и поверхностных состояний (ПС) топологического изолятора (ТИ) друг на друга, что является очень перспективным с точки зрения управления спином. Целью данной работы являлось создание гетероструктур на основе тонких ФМ плёнок (Co, CoFe и CoFeB) и сло в топологического кристаллического изолятора Pb_1-xSn_xTe, а также изучение их электронной структуры и транспортных свойств.

Рис. 74 - Спектры ФЭСУР: a) атомарно-чистой и структурно-упорядоченной поверхности плёнок PbSnTe с реконструкцией (1×1) и после осаждения Co: б) 0,3 Å, в) 1,1 Å и г) 3 Å. Направление Г-М, hν = 6,3 эВ, Т = 20 К.

Плёнки ТИ PbSnTe (111) были выращены на подложках BaF₂ методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). Для очистки поверхности PbSnTe образцы предварительно обрабатывались в изопропиловом спирте, насыщенным парами соляной кислоты, (HCl-iPA) и прогревались 30 минут при температуре 300 °C. На рис. 74 (a) представлен фотоэлектронный спектр с угловым разрешением (ФЭСУР) атомарно-чистой и структурно-упорядоченной поверхности PbSnTe в Г-точке, наличие топологического состояния свидетельствует об эффективности данной методики очистки. Осаждение Co приводило к изгибу закона дисперсии вверх, при толщине Co 1,1 Å изгиб зон составлял порядка 20 мэВ (Рис. 74 (a) и (б)). При толщине осаждённого Co порядка 3 Å металлические электронные состояния ФМ плёнки начинали доминировать в законе дисперсии (Рис. 74 (a)). Таким образом, удалось получить устойчивое топологическое состояние плёнки PbSnTe при толщине осаждённого Co не менее одного монослоя. С помощью дифракции быстрых электронов было показано, что при температурах порядка 150 °C ФМ плёнки Co₄₀Fe₄₀B₂₀ на поверхности Pb_0,71Sn_0,29Te (111) растут эпитаксиально с ориентацией (111).

Для изучения возможного спин-вентильного эффекта были созданы гетероструктуры Co/Pb_0,71Sn_0,29Te:In/Co₅₅Fe₄₅ и измерено магнетосопротивление при низких температурах (4,2 К) в режиме токов, ограниченных пространственным зарядом, в области квадратичной закона I(U). Было показано наличие гистерезиса, что может быть связано с проявлением спин-вентильного эффекта.

Измерения проводились на экспериментальных структурах, изготовленных на основе монокристаллической пленки PbSnTe:In/(111)BaF₂ толщиной 1.7 мкм, полученной методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). Состав пленки x ≈ 0.28, содержание индия ~ 0.7 ат%, подвижность электронов вблизи T ≈ 40 K составила ~ 3.6·104 см²·В^-1·с^-1. В качестве диэлектрика в МДП-структурах использовалась 8-микронная майларовая пленка.

Рис. 75 - Схематичное изображение экспериментальной структуры.

В отдельных экспериментах на поверхность отдельных экспериментах на поверхность PbSnTe после химической обработки методом атомно-слоевого осаждения наносился слой Al₂O₃ толщиной 72 нм. Схематичное изображение экспериментальной структуры приведено на Рис. 75. Исток и сток n⁺ -типа проводимости были разделены ”изолирующим“ каналом шириной 50 мкм и длиной ~ 0.1 см. Области истока и стока были сформированы вакуумным напылением индия толщиной ~ 100 нм с последующим диффузионным отжигом. Как и в исходной пленке, концентрация и подвижность электронов в этих областях контролировались с использованием эффекта Холла и составили n ≈ 3·10¹⁷ см^-3, μ_n > 1000 см²·В^-1·с^-1 в исследованном температурном интервале T = 4.2-25 K.

Измерялись зависимости тока в канале I_sd от напряжения исток/сток U_sd при различном напряжении на затворе U_gate, а также временные зависимости I_sd(t) при фиксированных значениях U_sd и равномерном изменении U_gate с различной скоростью U_gate. Во время измерений структуры находились в экранированной от фонового излучения металлической камере. На Рис. 76 приведены температурные зависимости тока исток/сток I_sd при U_gate = 0 (круги, левая шкала) и максимального относительного изменения ΔI_sd(t)/I_sd(0) при приложении затворного напряжения U_gate = +1250 В (квадраты, правая шкала).

Из рисунка видно, что в интервале T = 4.2-25 K величина ДI_sd(t)/I_sd(0) падает на ~ 8 порядков, при этом в области T ≈ 15-20 K наблюдается выраженная особенность в виде ”ступеньки“. Этот температурный диапазон соответствует области СЭФП, что подтверждается литературными данными. По оценке, приведенной в данной работе, характерный размер сегнетоэлектрического домена составляет ~ 50 мкм.

Рис. 76 - Температурные зависимости тока исток/сток I_sd при U_gate = 0 (круги, левая шкала) и максимального относительного изменения ДI_sd(t)/I_sd(0) при приложении затворного напряжения U _gate = 1250 В (квадраты, правая шкала).

Ряд особенностей характеристик МДП-структур на основе пленок PbSnTe : In находит объяснение в рамках модели, предполагающей наличие в них сегнетоэлектрического фазового перехода и ”медленных“ поверхностных состояний. Это необходимо учитывать при анализе свойств PbSnTe:In с составами, близкими к фазе топологического изолятора, так как в этой же области могут проявляться и сегнетоэлектрические свойства.

Пленки SiC_xN_y: Fe были синтезированы методом CVD на высокоомных подложках Si (001) путем термического разложения газовых смесей двух типов: тип I - 1,1,1,3,3,3-гексаметилдисилазан (HMDS), ферроцен и гелий; тип II - 1,1,3,3,5,5-гексаметилциклотрисилазан (HMCTS), ферроцен и гелий. Осаждение проводилось в реакторе горизонтального проточного типа [ECS J. Solid State Sci. Technol., vol. 4, N3153 (2015)]. В результате синтеза формировались аморфные пленки карбонитрида кремния с содержанием железа от 1 до 10 %.

Анализ структурно-морфологических особенностей CVD пленок выполнен на plan-view (001) образцах с помощью высокоразрешающей электронной микроскопии на микроскопе TITAN 80-300 (FEI), оборудованном Cs корректором при ускоряющем напряжении 300 кВ. Использовались режимы HRTEM и STEM. Цифровая обработка экспериментальных ВРЭМ изображений проводилась с использованием коммерческого пакета программ GMS-2.32 (GATAN) и специально разработанных скриптов.

Результаты ВРЭМ для двух образцов, полученные из разных газовых смесей (тип I и тип II), но с примерно одинаковым содержанием Fe (около 5%), приведены на рис.77. Общим для всех исследованных образцов является наличие нанокристаллического α-Fe в аморфной матрице карбонитрида кремния. Для пленок, синтезированных из газовой смеси типа I (рис. 77а) железо концентрируется в крупных гранулах (~ 30 нм), однородно распределенных в матрице и в небольших нанокластерах (5–10 нм) между крупными гранулами. Крупные гранулы сформированы несколькими нанокристаллами α-Fe с различной произвольной кристаллографической ориентацией оси - [100] относительно поверхности подложки. В силу этого на ВРЭМ изображении этих нанокристаллов не визуализируется их кристаллическая решетка. Вместе с кластерами α-Fe наблюдаются отдельные включения графита.

Рис.77 - Структура гранулированных CVD пленок SiC_xN_y :Fe, синтезированных из газовых смесей типа I (a) и типа II (α). Цифровая обработка экспериментальных ВРЭМ изображений с использованием скрипта “find crystals from FFT” позволяет выделить в аморфной матрице карбонитрида кремния все кристаллические фазы: α-Fe, графит, карбид кремния.

Для пленок, синтезированных из газовой смеси типа II (рис.77b) α-Fe также присутствует, как в виде сравнительно крупных нанокристаллов α-Fe, так и в виде небольших близкорасположенных наночастиц. Важным отличием для этих пленок является тот факт, что практически у всех нанокристаллы α-Fe кристаллографическая ось [100], которая соответствует оси легкого намагничивания для α-Fe, ориентирована примерно перпендикулярно к плоскости (001) Si. Вместе с кластерами α-Fe наблюдаются отдельные кристаллические включения карбида кремния SiC.

Исследованы процессы кристаллизации при изотермических отжигах 440 °C плёнок аморфного германия различной толщины и многослойных наноструктур германий/кремний, выращенных на стеклянных подложках методом плазмохимического осаждения. Фазовый состав плёнок определялся из анализа спектров комбинационного рассеяния света (КРС). Установлено, что плёнка германия толщиной 200 нм практически полностью кристаллизуется уже после двухчасового отжига, при этом в плёнке германия толщиной 6 нм только возникают кристаллические зародыши с объёмной долей менее 1%. Четырёхчасовой отжиг тонкой плёнки приводит к заметному росту размеров нанокристаллов и доля кристалличности увеличивается до 40%. Отжиги продолжительностью 2 и 4 часа внедрённых в матрицу α-Si наноразмерных слоёв α-Ge (6нм) не приводят даже к частичной кристаллизации, слои остаются аморфными. Обсуждается влияние гетерограниц на кристаллизацию слоёв германия [ФТП, т.54, 17, с. 643 (2020)].

Из анализа спектров КРС и пропускания обнаружено, что в плёнках, полученных со-распылением оксида германия и монооксида кремния на кварцевую подложку при температуре 100 °C, образуются нанокластеры аморфного германия, в то время как в плёнке, полученной со-распылением оксида германия и диоксида кремния они отсутствуют. Отжиги при температуре 450 °C приводят к увеличению доли аморфного германия в плёнке GeO[SiO] и к возникновению аморфных нанокластеров Ge в плёнке GeO[SiO2]. Для кристаллизации аморфных нанокластеров в плёнке GeO[SiO₂] потребовался отжиг при температуре 550 °C, а для кристаллизации аморфных нанокластеров в плёнке GeO[SiO] потребовался отжиг при темпераoтуре 680 °C. При этом размеры НК-Ge в ней были меньше, чем в плёнке GeO[SiO₂]. В обоих типах плёнок после финального отжига была обнаружена фотолюминесценция при низкой температуре в ИК-диапазоне, предположительно от дефектов и кластеров германия. С применением импульсного лазерного отжига (ИЛО) удалось создать и кристаллизовать кластеры германия в плёнке GeO[SiO₂], но не удалось кристаллизовать кластеры германия в плёнке GeO[SiO]. Был использован XeCl лазер с длиной волной 308 нм, длительность импульса составляла 15 нс. Очевидно, чем меньше размер полупроводниковых нанокластеров в диэлектрической матрице, тем труднее их кристаллизовать [ФТП, т.54, 13, с. 251 (2020)].

Проведены исследования кристаллизации плёнок аморфного гидрогенизированного германия (Ge:H) на подложках из стекла. Для кристаллизации применялся печной отжиг в среде аргона, температура составляла 450 °C, времена - 2 и 4 часа. Для получения нанокристаллических плёнок германия с различными размерами кристаллитов, применялся ИЛО. Плотность энергии в импульсе в ИЛО варьировалась от 50 до 90 мДж/см². Затем, аморфные и кристаллизованные плёнки были исследованы с применением спектроскопии КРС (Рис. 78) и были определены размеры нанокристаллов Ge. Впервые были определены отношения сечения КРС для монокристаллического и нанокристаллического Ge к сечению для аморфного Ge.

Для монокристаллического Ge это соотношение равно 4, а для нанокристаллического Ge оно монотонно уменьшается с уменьшением размеров нанокристаллов (Рис. 79). Полученные результаты полезны для количественного определения доли кристаллической фазы в двухфазных плёнках германия [Solid State Communications, v.313, p.113897(1-4), (2020)].

Оксиды кремния и германия широко применяются в микроэлектронике. Создание на их основе эффективного источника света в ближнем ИК-диапазоне, который можно было бы интегрировать с электронными устройствами на Si подложке, является актуальной задачей. Облучение быстрыми тяжелыми ионами является уникальным методом модификации структурных свойств материалов.

Слои германосиликатных стекол толщиной ~300 нм получали со-испарением мишеней GeO/SiO или GeO/SiO₂ в высоком вакууме (10^-8 Торр) на подложки Si (001) при 100 °C. Образцы облучали ионами Xe+26 с энергией 167 МэВ, флюенсами 10¹¹ - 10¹³ см^-2 на циклотроне IC-100 в ЛЯР ОИЯИ, Дубна. Согласно расчетам по программе SRIM (www.srim.org), пробег ионов Хе составлял ~20 мкм, а потери на ионизацию в приповерхностном слое достигали 12.5 кэВ/нм. После облучения образцы отжигали при 400 °C 1 час в атмосфере Ar. Для изучения свойств пленок использовались методики фотолюминесценции (ФЛ), ИК- Фурье-спектроскопия (FTIR), комбинационное рассеяние света (КРС).

Рис. 80 - Спектры ФЛ, слоев GeO[SiO] (а) и GeO [SiO₂] (б) до (кривые 1) и после облучения Xe, 10¹³ см^-2 (кривые 2) после отжига 400°С, 1 ч. Измерения при 10 К. Кривые 3 – спектры облученных образцов, измеренные при комнатной температуре.

FTIR измерения показали, что облучение слоев GeO[SiO] и GeO[SiO₂] высокоэнергетичными ионами Xe не приводит к значительному изменению структуры пленок. Однако облучение ведет к росту ФЛ в области 1000-1600 нм. Для пленок GeO[SiO2] рост выражен сильнее. Отжиг при 400 °С значительно увеличивает интенсивность ФЛ. Наблюдалась температурное гашение ФЛ. Однако, в случае образцов GeO[SiO2], сигнал наблюдался и при комнатной температуре. Облучение приводит к образованию в области треков ионов светоизлучающих дефектов в германосиликатных стеклах Ge_xSi_yO_z. Дефекты могут включать кислородные вакансии или вакансионные комплексы.

Экспериментально исследовано влияние скорости роста (плотности потока атомов In) на состав твёрдых растворов InAs_xSb_1-x(100) при МЛЭ с использованием потоков молекул As₂ и Sb₄. Установлено, что увеличение скорости роста при постоянном значении доли молекул As₂ и Sb₄ в потоке молекул V группы и неизменном отношении потока атомов индия к суммарному потоку молекул элементов пятой группы приводит к уменьшению доли мышьяка в твёрдом растворе. Показано, что скорость роста является самостоятельным параметром процесса МЛЭ, определяющим состав твёрдых растворов InAs_xSb_1-x. Предложен механизм формирования состава твердого раствора, объясняющий роль скорости роста.

Особый интерес, в настоящее время, вызывают фотопри мники среднего и дальнего ИК диапазона на основе напряжённых короткопериодных сверхрешёток (НКСР) InAs/InAs_xSb_1-x, которые в ряде применений могут конкурировать с фотоприёмниками на основе твёрдых растворов HgCdTe. При выращивании НКСР-гетероструктур методом МЛЭ решается ряд взаимосогласованных задач: получение заданного состава твёрдого раствора InSb_xAs_1-x при обеспечении требуемого качества отдельных слоёв гетероструктуры и высокого совершенства гетерограниц между ними. Сложность нахождения согласованного решения обусловлено тем, что на состав твёрдого раствора InAs_xSb_1-x оказывают влияние температура роста (T_s), величины и соотношения молекулярных потоков, а также молекулярные формы элементов в этих потоках, а также скорость роста (V_g). В литературе сообщается о факте влияния скорости роста на состав твёрдых растворов A^IIIAsSb. Но в данных работах, фиксируя значение J_Sb/J_As, авторы не поддерживали постоянным соотношение J_III/(J_Sb+J_As) при варьировании V_g. При таком подходе не учитывается влияние соотношения J_III/(J_Sb+J_As) на состав адсорбционных слоёв на поверхности роста. Поэтому, по результатам этих работ нельзя прийти к заключению о роли скорости роста, как самостоятельного параметра процессов формирования состава твёрдых растворов.

Целью данной работы являлось определение влияния скорости роста на состав твёрдого раствора InAs_xSb_1-x при МЛЭ. Образцы выращивались при T_s = 380°С и различных V_g – 0,25, 0,5, 1 и 2 монослоев в секунду (МС/с) с сохранением постоянных отношениях потоков пятой группы к третьей в атомарном выражении J_In/(J_Sb+J_As) ~ const и между потоками V группы J_Sb/J_As ~const.

Рис. 81 - Влияние Vg на состав твёрдых растворов InAs_xSb_1-x при фиксированном значении (J_Sb+J_As)/J_III.

Точность поддержания отношения J_Sb+J_As от образца к образцу составляла ±3,7%, а отношения J_In/(J_Sb+J_As) ±13,3%. Выращенные образцы были исследованы методом высокоразрешающей рентгеновской дифрактометрии. Доля мышьяка x в твёрдом растворе уменьшилась в 1,6 раза при увеличении скорости роста от 0,25 до 2 МС/с (см. Рис. 81). Таким образом на основании полученных было показано, что скорость роста является самостоятельным параметром процесса формирования состава твёрдых растворов при МЛЭ InAs_xSb_1-x. Предложен механизм, объясняющий влияние V_g на состав твёрдых растворов с замещением в подрешётке V группы.

В работе предложен способ формирования ННК на подложках GaAs(111)B и GaAs(100) без перемещения структур за пределы объёма вакуумной системы установки МЛЭ.

Для формирования слоя эпитаксиального кремния, его окисления и выращивания ННК использовался технологический комплекс МЛЭ соединений A^IIIB^V «Штат».

Из АСМ исследований поверхности эпитаксиального слоя Si толщиной 0.9 nm, выращенного на подложке GaAs(111)B при T_S = 410°С, установленно, что поверхность представляет собой набор эквидистантных террас с высотой (H) - 0.76 nm, при высоте шероховатости на поверхности террасы (σ) - 0.39 нм. Были определены условия роста, при которых релаксация растущей пленки не ведет к развитию трехмерного рельефа, даже при толщинах в несколько раз превышающих критическую толщину.

Методом одноволновой эллипсометрии обнаружено, что скорость окисления монотонно уменьшается примерно по экспоненциальному закону. При этом 50% толщины всего образующегося окисла вырастает за первые 40-50 мин. Полученная из эллипсометрических данных толщина окисла, образующегося после первых суток окисления, составляла 1 нм.

На Рис. 82. приведено изображение ННК на подложке GaAs(111)B, полученное методом сканирующей электронной микроскопии (СЭМ). Общая плотность ННК составила ~2.6·10⁷ cм^-2. Направление роста вертикальных ННК - [-1-1-1]. Средние размеры вертикальных ННК составили: длина ~1 мкм, толщина ~30 nm. Значения аналогичных параметров для наклонных ННК составили ~2.5 мкм и ~60 нм, соответственно. На вставке Рис. 83. приведено увеличенное изображение участка поверхности с ННК, находящимися на различных стадиях формирования. Диаметр маленьких ННК равен 10 – 14 нм.

На Рис.83. приведены СЭМ изображения ННК на подложке GaAs(100). Время роста ННК составляло 60 мин. На Рис.83. приведены изображения ННК при наблюдении в направлениях [110] (а) и [-110] (б). На рисунках видны длинные (от 6 до 8 мкм) ННК, имеющие среднюю толщину ~ 100 нм и растущие в направлениях [-111] и [1-11], а так же [111] и [-1-11]. Плотность таких ННК составляет ~ 3·10⁷ cм^-2.

Поскольку после окисления под пленкой окисла остался слой эпитаксиального кремния толщиной порядка 2.2 нм, то зарождение ННК могло происходить как на поверхности кремния, так и на поверхности GaAs. Для того чтобы определить на какой поверхности (GaAs или Si) проходило зарождение ННК, с выращенной структуры в селективном травителе был удал н слой кремния с окислом.

После удаления эпитаксиального кремния с окислом на поверхности GaAs остались преимущественно наклонные ННК, выросшие на кристаллитах. Вертикальные ННК и их зародыши отсутствуют. Вероятно, это связано с тем, что вертикальные ННК выросли преимущественно на поверхности кремния. В процессе растворения пл нки кремния они, потеряв кристаллическую связь с поверхностью, могли быть смыты во время травления или промывки.

Таким образом, предложен способ формирования ННК GaAs на подложках GaAs(111)B и GaAs(100) методом МЛЭ в едином технологическом цикле без извлечения структуры из вакуумной системы. Маска для выращивания ННК представляла собой слой эпитаксиального кремния, окисленного при нормальных условиях в шлюзовой камере установки МЛЭ. Варьируя толщину выращиваемого слоя кремния можно задавать ростовую поверхность (Si или GaAs) для ННК. Показано, что при выбранных в данной работе условиях роста (температура и величины потоков) и толщине эпитаксиального Si 2.7 нм рост GaAs ННК происходит на поверхности кремния.

Методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на модернизированной установке «Штат» выращивались пленки GaSb на подложках Si(001), отклоненных на 6° к плоскости (111). Условиями формирования переходных AlSb/As/Si слоев задавалась кристаллографическая ориентация пленок GaSb, относительно краёв вицинальных террас. На переходных слоях выращивались основные слои GaSb толщиной 500 нм со скоростью 1 монослоя/с при TS = 400 °C. После роста структуры подвергались циклическому отжигу (5 циклов от 250 °C до 520 °C). Для сравнения была выращена гомоэпитаксиальная структура GaSb/GaSb толщиной 1 мкм. Структура выращивалась в установке RIBER-32P на p+-GaSb подложке, легированной германием. Структурное состояние поверхности подложки и эпитаксиальных слоев контролировались в процессе роста методом дифракции быстрых электронов на отражение. Полученные образцы были исследованы методами атомно-силовой микроскопии (АСМ), рентгеновской дифрактометрии и спектроскопии стационарной фотолюминесценции (ФЛ). Для проведения измерений ФЛ была задействована методика с синхронным усилением сигнала, разработанная в ФТИ им. Иоффе.

Рис. 84 - Спектры стационарной ФЛ структур GaSb/Si, измеренные при температуре 10К. Спектры структур с ориентацией (001) и (00Ī) отмечены на рисунке как As(001) и As(00Ī), соответственно. Также приведён спектр структуры GaSb/GaSb.

Спектры ФЛ структур GaSb(001)/Si, GaSb(00Ī)/Si и GaSb/GaSb, измеренные при температуре 10К, представлены на рис. 84. В спектрах ФЛ структуры GaSb/GaSb доминирует полоса с максимумом при энергии 800 мэВ и шириной 10 мэВ, связанная с межзонной рекомбинацией носителей заряда в GaSb, а также полоса с максимумом на энергии 777 мэВ и шириной 9 мэВ, связанная с рекомбинацией свободных электронов и дырок, локализованных на акцепторах. В спектрах гетероструктуры GaSb(001)/Si присутствует полоса ФЛ с максимумом на энергии 775 мэВ и шириной 26 мэВ, которую мы связываем с межзонной рекомбинацией в GaSb. Полоса межзонной рекомбинации для гетероструктуры GaSb(00Ī)/Si характеризуется почти в 25 раз меньшей интенсивностью, по сравнению с ФЛ структуры GaSb/GaSb, и смещена в низкоэнергетическую часть спектра на 25 мэВ относительно ФЛ GaSb/GaSb. Спектральный сдвиг объясняется наличием деформаций растяжения (0.37%), выз-ванных различием в коэффициентах термического расширения GaSb и Si. Ширина полос межзонной рекомбинации структур GaSb/GaSb и GaSb(00Ī)/Si составила 10 и 26 мэВ, соответственно. Сигнал ФЛ от структуры GaSb(001)/Si в диапазоне длин волн, соответствующем межзонным переходам, не превосходит уровень шума.

По данным рентгеноструктурного анализа структура GaSb(00Ī)/Si характеризуется меньшим значением ширины пика кривой качания (ПШПВ) (670”) по сравнению со структурой с ориентацией (001) (885”).

Рис. 85 - АСМ изображения ростовой поверхности плёнок: а – GaSb(00Ī)/Si, б – GaSb(001)/Si.

На рис. 85 представлены АСМ изображения поверхности плёнок GaSb/Si с разной ориентацией. В левом нижнем углу для каждого изображения указана система координат, связанная с основными кристаллографическими направлениями подложки. Морфология поверхности плёнок на рис. 85 имеет явно выраженную анизотропию. Особенности рельефа вытянуты преимущественно вдоль направления [Ī10] (параллельно краям террас). При обработке АСМ данных были построены гистограммы и 2D автокорреляционные функции. Проведенный анализ позволил определить вертикальные (H) и латеральные (L_[110] и L_[110]) размеры основных элементов рельефа, их площадь (S = L_[Ī10] × L_[110]) и степень анизотропии (A =L_[Ī10] /L_[110] ) (см. таб. 2).

Таблица 2. Результаты анализа данных АСМ для образцов GaSb/Si

Тот факт, что морфологические особенности у пленок с разной ориентацией вытянуты преимущественно вдоль одного направления, типа [Ī10], позволяет заключить, что при формировании рельефа плёнок GaSb/Si в условиях сильного отклонения (6°) доминирующим фактором является наличие краёв террас, а не анизотропия встраивания адатомов в края террас. Таким образом установлено, что плёнки GaSb(00Ī) /Si характеризуются меньшей шириной пика рентгеновских кривых качания, большей интенсивностью межзонной ФЛ и более планарным и изотропным рельефом поверхности по сравнению с плёнками GaSb(001)/Si. Возможной причиной наблюдаемых отличий является повышенная плотность АФД в плёнках с ориентацией (001), вызванная двухдоменностью структуры GaSb из-за особенностей формирования слоя зарождения As/Si.

Для проверки поверхностных состояний на границе раздела гетероструктуры SiN/AlN/GaN был изготовлен нормально-закрытый транзистор (E-HEMT). Измерены импульсные вольтамперные характеристики (ВАХ) E-HEMT. Во многих случаях из-за наличия ловушек импульсные ВАХ, полученные от разных точек смещения, в целом различаются. Первоначально для произведения измерений и регистрации ВАХ HEMT был смещен в точке смещения покоя (QP), определяемой напряжениями смещения затвора и стока (V_gs^QP, V_ds^QP), а затем были приложены импульсные рабочие напряжения смещения (V_gs, V_ds) (синий цвет на Рис. 86 (а)). Устанавливая разные точки смещения покоя V_gs^QP и V_ds^QP, можно тестировать области затвор-исток и затвор-сток, соответственно. Устанавливая знак точки смещения покоя V_gs^QP, можно тестировать ловушки в выбранной части запрещенной зоны, а именно отрицательные/положительные смещения покоя затвора позволяют тестировать нижнюю/верхнюю часть запрещенной зоны, соответственно. Например, при нулевом смещении покоя (V_gs^QP = 0, V_ds^QP = 0) пустые ловушки не влияют на ток стока, ток стока самый высокий. При приложении к затвору отрицательного смещения (V_gs^QP = –V, V_ds^QP = 0) электроны из затвора заполняют нейтральные ловушки под затвором. Отрицательно заряженные ловушки действуют как «виртуальный затвор», уменьшая ток стока во время измерения. С другой стороны, при приложении положительного смещения (V_gs^QP = + V, V_ds^QP = 0) положительно заряженные ловушки в верхней части запрещенной зоны захватывают электроны из канала, следовательно, нейтрализуются. Это также вызывает уменьшение тока стока из-за эффективного уменьшения смещения затвора. Затем напряжения затвора и стока подаются синхронно с различной амплитудой.

На Рис. 86 (а) показаны импульсные ВАХ, измеренные в рабочих точках (V_gs, V_ds), начиная с отрицательной и нулевой точек смещения покоя. Ширина импульса напряжения, показанная на вставке Рис. 86 (а), составляла 1 мкс. В этом случае было обнаружено, что ВАХ при V_gs^QP = -3 В не изменилась по сравнению с V_gs^QP = 0 В. Следовательно, состояние заряда ловушек одинаково для обоих V_gs^QP (0 и -3 В), поэтому концентрация ловушек очень мала из-за эффекта пассивации. При положительном смещении покоя V_gs^QP > 0 ток стока падает по сравнению с V_gs^QP = 0 В примерно на 10%, как показано на Рис. 86 (б). Данное уменьшение тока связано с захватом электронов положительно заряженными центрами. Предполагается, что донорные K-центры являются ловушками для электронов. Этот эффект необходимо учитывать при создании E-HEMT на основе пассивированных гетероструктур SiN/AlN/GaN.

Рис. 86 - Импульсные вольтамперные характеристики SiN/AlN/GaN HEMT, полученные при различных рабочих V_gs путем развертки от отрицательной точки покоя V_gs^QP (а) и положительной точки V_gs^QP (б) по сравнению с нулевой точкой покоя. Для ВАХ (а), измеренных в точках смещения покоя (V_gs^QP = 0 В; V_ds^QP = 0 В - черные крестики) и (V_gs^QP = -3 В; V_ds^QP = 0 В - красные кружки) соотношение между токами стока меньше чем на 1%, тогда как для ВАХ (б), измеренных в точках смещения покоя (V_gs^QP = 0 В; V_ds^QP = 0 В - черные крестики) и (V_gs^QP = +3 В; V_ds^QP = 0 V - красные кружки) отношения между токами стока составляют около 6,5% и 9,2% для Vgs = + 1,5 В и Vgs = + 3 В соответственно. Синий цвет на вставке рисунка (а) указывает интервал измерений.

В данной работе исследована эволюция поверхностных состояний при формировании SiN in situ на поверхности гетероструктур AlN/GaN, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии из аммиака. Структура SiN (√3×√3)R30° на поверхности AlN наблюдалась впервые. Появление новой упорядоченной структуры SiN сопровождается резким скачком максимума валентной зоны AlN с 1 эВ до 2,3 эВ ниже уровня Ферми, что связывается с образованием новых поверхностных состояний в запрещенной зоне AlN. Дальнейшее увеличение толщины пленки SiN (до 10 Е) приводит к постепенному смещению максимума валентной зоны AlN на 3,1 эВ ниже уровня Ферми. Этот сдвиг является результатом трансформации спектра поверхностных состояний, а также появления и увеличения суммарной концентрации донорных К-центров в пленке SiN, обогащенной Si. Был изготовлен нормально- закрытый HEMT на основе пассивированной SiN гетероструктуры AlN/GaN. Было показано, что пленка SiN, выращенная in situ, полностью устраняет ловушки электронов с энергетическими уровнями в нижней части запрещенной зоны AlN, при этом появляются ионизированные донорно-подобные центры, действующие как ловушки для электронов из канала E-HEMT.

Были исследованы спектры фотолюминесценции, возбуждения фотолюминесценции и кинетика фотолюминесценции оранжевой полосы фотолюминесценции при 1,9 эВ в AlN в широком интервале температур 5–650 К (Рис. 87). Динамика рекомбинации описывалась моделью донорно-акцепторной рекомбинации с учетом локальных колебаний решетки. В спектре фотолюминесценции AlN, легированного кремнием, наблюдалась другая полоса фотолюминесценции при 3,1 эВ с гораздо более медленной кинетикой фотолюминесценции.

Рис. 87 - Температурная зависимость спектра фотолюминесценции нелегированного AlN.

Экспериментальные результаты сопоставлены с расчетами энергий пиков люминесценции для донорно-акцепторных переходов и переходов зона-дефект с помощью теории функционала плотности. Рассчитанные энергии пиков люминесценции следующих переходов относительно близки к эксперименту: донорно-акцепторный переход от мелкого донора к V_Al (2-/3-), донорно-акцепторный переход из поляронного состояния нейтрального донора O_N в дефекты C_N и V_Al3O_N, донорно-акцепторный переход от донора V_N(0/1+) к акцептору C_N(0/1-) и переход от отрицательно заряженных O_N DX-центров к комплексу C_NO_N. Большой Франк-Кондоновский сдвиг оранжевой полосы ФЛ, наблюдаемый в эксперименте, объясняется с учетом релаксации решетки как донора, так и акцептора. Наиболее вероятным объяснением появления оранжевой полосы ФЛ является рекомбинация от донора O_N к акцептору C_N с коррелированным относительным расположением этих дефектов.

Методом in situ сверхвысоковакуумной отражательной электронной микроскопии исследована кинетика травления поверхности Si(111) молекулярным пучком селена. Использование образцов с широкими (~1 мкм) террасами обеспечивало высокую точность измерения зависимости скорости движения ступеней от температуры подложки. Это позволило построить зависимости суммарного потока кремния с поверхности ν(T) при нескольких фиксированных скоростях осаждения селена R_Se (рис. 88). Можно видеть, что в низкотемпературной области каждый из графиков 1–4, полученных при ненулевых R_Se, принимает приблизительно постоянное значение на уровне ν≈ R_Se/2, линейно возрастающие с увеличением R_Se от 0.01 до 2 БС/с (1 БС=1.56×10¹⁵ см^-2).

Рис.88 - Температурные зависимости скорости потока кремния с поверхности Si(111) J_Si(T) при скоростях осаждения селена R_Se (БС/с): 1 — 2; 2 — 0.5; 3 — 0.2; 4 — 0.1; 5 — 0. Низкотемпературная часть графика 5 J_Si(T) ≈ 3.5×10^-3БС/с соответствует скорости травления поверхности кислородом остаточной атмосферы.

В области высоких температур графики 2–4 демонстрируют рост, связанный с появлением значительного сублимационного потока кремния с поверхности. В пределе высоких температур графики 1–4 приближаются к графику 5, полученному при нулевой R_Se. При охлаждении образца ниже 830°C происходил сверхструктурный переход “1×1” 7×7, однако скорость движения ступеней оставалась неизменной, что указывает на сохранение режима кинетики травления, лимитированного скоростью осаждения селена на поверхность Si(111). Ранее в работе [D.I. Rogilo et al., J. Cryst. Growth, 529, 125273 (2020)] нами показано, что в области низких температур (≲ 650°C в зависимости от R_Se) кинетика травления переходит в режим, лимитированны энергией формирования и десорбции молекул SiSe₂ (ESiSe₂=2.65 эВ), и поверхность полностью покрывается примесно-индуцированной фазой селенида кремния “1×1”-Se.

Рис.89 - Структурно-кинетическая диаграмма поверхности Si(111) при взаимодействии с молекулярным пучком селена.

Построена теоретическая модель, описывающая температуры и кинетику переходов между обнаруженными тремя режимами травления. На рис. 89 пунктирными линиями изображены рассчитанные температуры переходов T₁(R_Se) и T₂(R_Se) между режимами кинетики травления поверхности Si(111) селеном, наложенные на диаграмму структуры поверхности Si(111) в условиях воздействия молекулярного пучка селена. Представленная диаграмма демонстрирует связь структурных и кинетических переходов поверхности в зависимости от скорости осаждения селена на поверхность R_Se и температуры подложки T. При повышении температуры выше T₁ происходит обратимый переход (энергия активации — 2.65 эВ) от примесноиндуцированной фазы Si(111)-“1×1”-Se к сверхструктуре Si(111)-7×7 со сменой режима кинетики от преимущественной десорбции атомов Se с ограниченной десорбцией молекул SiSe₂ к доминированию десорбции молекул SiSe₂, за счёт которой происходит травление поверхности Si(111). При дальнейшем увеличении температуры выше 830°С происходит фазовый переход от сверхструктуры Si(111)- 7×7 к структуре Si(111)-“1×1” без смены режима кинетики травления. При увеличении температуры выше T₂ наблюдается смена режима кинетики (энергия активации — 4.09 эВ) без видимого изменения структуры поверхности: сублимационный поток атомов кремния начинает преобладать над потоком молекул SiSe₂.

Исследования выполнены с помощью просвечивающей электронной микроскопии в режимах STEM and HRTEM на электронном микроскопе TITAN 80-300 (FEI) при ускоряющем напряжении 300кВ, оборудованном Cs корректором объективной линзы. Для ВРЭМ исследований образцы препарировались в виде поперечных срезов (110) с использованием оптимизированной методики, включающей шлифовку, полировку и малоугловое ионное травление при энергиях ионного пучка 1 кэВ на заключительной стадии утонения. Цифровая обработка экспериментальных ВРЭМ изображений проводилась с использованием коммерческого пакета программ GMS-2.32 (GATAN).

На STEM изображениях эпитаксиального слоя (рис.90 a) отчетливо визуализируются два типа островков различной формы и размеров, состоящие по данным EDAX из атомов олова.

Островки первого типа имеют линзообразную формы вблизи поверхности сплошного слоя и частично погруженные в него. Латеральный размер их составляет 100-300 нм, а высота: 50-120 нм. Более крупные островки имеют конусообразную форму либо с острой, либо со срезанной вершиной. Они начинаются от подложки и прорастают через сплошной слой, возвышаясь над ним примерно на 150 нм. Все островки разделены участками сплошного бездефектного слоя с относительно гладкой поверхностью и примерно одинаковой толщиной (120 нм).

Рис.91 - ВРЭМ изображения атомной структуры границ раздела в-Sn и Si в линзообразных островках.

Более детальный ВРЭМ анализ приповерхностной области сплошного эпитаксиального слоя обнаруживает микрорельеф в виде пирамид с размером основания 15 - 30 нм и высотой около 5 нм. Боковые поверхности пирамид образованы плоскостями {113}. ВРЭМ анализ атомного строения линзообразных островков подтверждает форми рование кристаллической фазы β-Sn. Установлено, что кристаллы -Sn формируются с различной ориентацией относительно подложки и нет никакого ориентирующего действия подложки кремния. На рис. 91 показана структура границ раздела линзообразных островков в-Sn и Si.

Рис. 92 - ВРЭМ изображения поперечных сечений конусообразных островков. На вставках показана атомная структура фрагментов, отмеченных белыми квадратами.

Структурно – морфологические особенности островков конусообразной формы проиллюстрированы на рис. 92. Все эти островки начинаются от подложки кремния, распространяются, расширяясь, к поверхности эпитаксиального слоя. Верхняя часть этих островков по форме подобна линзообразным островкам и представляет собой кристаллическую фазу β-Sn. На рис. 92 эта область отделена белой пунктирной линией. Нижняя часть этих островков имеет кристаллическую структуру, характерную, как для Si, так и для λ- Sn (оба этих материала имеют одинаковую пространственную группу симметрии Fd-3m (no. 227), но отличаются параметром решетки: 0.543 нм (Si) и 0.649 нм

Таким образом, можно констатировать, что при осаждении олова на поверхность кремния, последующего расплавления олова и напыления кремния в процессе дальнейшей рекристаллизации двойной системы Si-Sn формируются кристаллические островки в-Sn линзообразной формы, расположенные, как на поверхности Si, так и на поверхности конусообразных островков с кристаллической структурой твердого раствора Si_0.95 Sn_0.05.

Возможность получать высококачественные эпитаксиальные пленки CaSi₂ на кремниевых подложках, делает этот материал совместимым с кремниевой технологией. CaSi₂ имеет уникальную слоистую кристаллическую структуру, состоящую из гексагонального бислоя Si и тригонального монослоя Ca, что позволяет рассматривать этот материал в качестве прототипа для получения 2D структур на основе Si. Практический интерес метода радиационно-стимулированного роста пленок CaSi₂, в отличие от известных, состоит в возможности формирования на пластине локальных пленок CaSi₂, размер которых ограничивается только диаметром сфокусированного пучка электронов, а также контролировать толщину вплоть до монослоя путем изменения, как дозы облучения, так и толщины исходного слоя Si и жертвенного слоя CaF₂. Эксперименты проводились на подложках Si(111) в установке молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) в условиях сверхвысокого вакуума(10^-10 Торр), оснащенной эффузионным источником CaF₂ с графитовым тиглем. В течение всего времени эпитаксиального роста проводилось облучение электронами в кристаллографическом направлении [110] с ускоряющим напряжением 20 кэВ, и плотностью тока 50 мкA/см². Скорость осаждения CaF₂ составляла 0.3 Å/с. Образцы исследовались методом атомно-силовой микроскопии (АСМ) и методом спектроскопии комбинационного рассеяния света (КРС).

Рис.97 - Спектры комбинационного рассеивания света: 1 – от подложки Si, 2 – от необлученной электронами пленки CaF₂ на подложке Si, 3- в месте падения электронного пучка.

КРС исследования (Рис.97) показали, что в месте облучения формируется поглощающая пленка, так как наблюдается уменьшение интенсивности пика от подложки Si (520.6 см^-1). Так же на спектре снятом в облученной области присутствуют пики ~346, ~388, ~ 418 см^-1, положение которых соответствует положению пиков на спектрах КРС для объ много CaSi₂. Следовательно, в области воздействия пучка электронов происходит изменение химического состава пленки. Картина дифракции на отражение пучка электронов также свидетельствует об эпитаксиальном росте пленки CaF₂ под воздействием электронного пучка. Механизм происходящих процессов, по-видимому, заключается в диссоциации CaF₂ с последующей десорбцией фтора. Дальнейшее диффузионные процессы, вызванные температурным воздействием на облуч нную область, приводят к формированию CaSi₂.

В работе с помощью методов сканирующей туннельной микроскопии (СТМ), дифракции медленных электронов и расчетов на основе теории функционала плотности исследована структура высокоиндексной поверхности Si(47 35 7). Найдено, что структура этой поверхности 1×1, при этом поверхность Si(47 35 7) значительно перестроена и содержит пентамерные структуры, аналогичные тем, что ранее были найдены на поверхностях Si(110) и Ge(110) (рис. 98).

Рис. 98 - Экспериментальное СТМ-изображение атомарно-чистой поверхности Si(47 35 7). На вставке показаны увеличенное СТМ-изображение и элементарная ячейка поверхности. В углах ячейки видны пентамеры.

Была разработана атомная модель перестроенной поверхности Si(47 35 7). В основе модели лежат мини-фасеточные плоскости ориентации {111} и универсальный структурный блок [Applied Surface Science, v. 494, p. 46 (2019)], предложенный нами ранее для объяснения пентамерных структур, наблюдаемых на поверхностях Si(110) и Ge(110). Модель является стабильной, хорошо воспроизводит основные черты экспериментальных СТМ-изображений этой поверхности и приводит к достаточно низкой энергии. Установлено, что до температуры 900 °C поверхность Si(47 35 7) остается стабильной.

Методика термического выглаживания, предложенная в нашей лаборатории [Appl. Phys. Lett., vol. 94, p. 101908 (2009); Semiconductors, vol. 52, p. 618 (2018)], доказала свою эффективность для подложек GaAs с малой среднеквадратичной шероховатостью ρ ≤ 0.15 нм. Для выглаживания поверхностей с большими исходными значениями с, нужно ускорить процессы поверхностной диффузии, повысив температуру отжига. Однако, при увеличении температуры отжига свыше T ≥ 700°С, формирование ступенчато-террасированной поверхности сменяется её разрушением, которое заключается в “разбалтывании” ступеней и образовании островков (или ямок) мультиатомной высоты (глубины) [Appl. Phys. Lett., vol. 94, p. 101908 (2009)]. Ранее предполагалось, что такое огрубление связано с кинетическими явлениями при росте или сублимации поверхности [Semiconductors, vol. 52, p. 618 (2018)]. Для того, чтобы измерить отклонение от равновесия в сторону роста или сублимации, на поверхности необходимы точки отсчета (метки), относительно которых можно измерять сдвиг ступеней методом атомно-силовой микроскопии ex situ, после отжига. На вицинальной поверхности с равноотстоящими атомными ступенями таких точек отсчёта нет, поскольку ступенчато-слоевой рост или сублимация не меняют характер рельефа. В данной работе в качестве точек отсчета использованы выходы винтовых дислокаций на поверхность эпитаксиальных слоёв GaAs.

Рис. 99 - АСМ изображения 10×10 мкм² постростовой поверхности эпитаксиального слоя GaAs с близкими к прямолинейным дислокационно-обусловленными атомными ступенями (а), и со спиральными углублениями, вызванными раскручиванием ступеней вокруг точек выхода винтовых дислокаций после отжига в течение часа при 750°С (б) и 775°С (в). (г): профиль участка поверхности, показанной на рис. (в), вдоль линии, проходящей через моноатомную ступень (показана стрелкой на профиле) и островок мультиатомной высоты.

Эволюция морфологии поверхности плоских эпитаксиальных слоев GaAs, выращенных на меза-структурированных подложках, изучалась при отжиге в присутствии насыщенного расплава Ga-As [Appl. Surf. Sci., vol. 529, p. 147090 (2020)]. При высоких температурах T > 700°С, когда условия отжига отклоняются от равновесия в сторону сублимации, на изначально плоской поверхности (Рис. 99 а) раскручиваются спиральные атомные ступени, которые начинаются на выходах винтовых дислокаций (Рис. 99 б, в). Это приводит к образованию спиральных углублений в виде перевернутых пирамид. Наряду со спиральными углублениями, на поверхности образуются островки мультиатомной высоты на террасах, в местах, где сублимация была подавлена (Рис. 99 в, г). Другими словами, отступающие в сторону вышележащих террас атомные ступени оставляют за собой “след” из островков (яркие точки на террасах на Рис. 99 б, в). Механизм образования островков обтеканием движущимися ступенями участков поверхности, на которых подавлена сублимация, воспроизведен в моделировании методом Монте-Карло. Измеренные скорость движения ступеней 3 мкм/ч и шаг спирали 50 нм позволили нам оценить относительное недосыщение -0.015 и длину поверхностной диффузии адсорбированных атомов Ga при T = 750°С. В результате отжига при более высокой температуре T = 775°С сформировалась морфология поверхности, при которой глубокие спиральные углубления покрывают большую часть площади поверхности (Рис. 99в).

In situ исследования роста эпитаксиальных слоев GaN при легировании Mg проводились методом ДБЭО. На Рис. 100(a) представлена дифракционная картина (ДК) характерная для поверхностей не легированного GaN и легированных слоёв GaN:Mg до уровня 3.9E+19 см^-3. Такая ДК с яркой реконструкцией (2⁻2) является характерной для слоёв GaN металлической полярности. ДК соответствующая поверхности образцов GaN легированных Mg в диапазоне концентраций атомов Mg от 3.9E+19 см^-3 до 9.5E+19 см^-3 приведена на Рис. 100(б). Хотя реконструкционные рефлексы и ослабевают при увеличении количества встроенного в плёнку GaN магния (см. Рис. 100(б)), наличие реконструкции (2×2) позволяет заключить, что Ga-полярность сохраняется при легировании слоёв Mg ниже уровня 9.5Е+19 см^-3. Рис. 100(c) соответствует характерной ДК для поверхностей сильно легированых слоев GaN:Mg, а концентрация атомов Mg, встроенных в плёнку для данных «модифицированных магнием» образцов превышает 1.0Е+20 см^-3. ДК от поверх- ности сильно легированного GaN:Mg имеет признаки трансмиссионной дифракции, о чём свидетельствуют точечные рефлексы, указывающие на развитую морфологию поверхности, и не содержит реконструкционных рефлексов, характерных для слоёв металлической полярности.

Рис. 100 - ДК от поверхностей эпитаксиальных слоёв GaN легированных Mg с разным уровнем легирования, полученные при температуре 500 °С в потоке аммиака 25 норм. см³/мин.

Помимо этого, на ДК видно появление новых рефлексов с периодичностью (2.8-2.9 А), отличающейся от латерального параметра кристаллической решётки GaN (3.19 А), что указывает на образование новой кристаллической фазы. Новая периодичность хорошо согласуется с известной периодичностью кристалла Mg₃N₂ –a_Mg3N2/(2√3) = 2.87 A, поэтому вновь образованную кристаллическую фазу можно связать с формированием в слоях GaN нано-кристаллитов Mg₃N₂. Эти данные указывают на существование конкурирующего механизма встраивания атомов Mg, который может иметь место и при более низких потоках Mg, но не позволяющих его обнаружить методом ДБЭО.

Снижение концентрации дырок при образовании нано-кристаллитов Mg₃N₂ в слоях GaN:Mg обусловлено тем, что Mg, входящий в состав нано-кристаллитов Mg₃N₂, не выступает в роли акцептора. Помимо этого сами нано-кристаллиты Mg₃N₂ стимулируют формирование инверсионных доменов n-полярности, которые имеют n-тип проводимости и компенсируют дырки в слоях GaN:Mg.

Установлено, что, варьируя температуру роста можно изменять, количество Mg встраиваемого в растущую плёнку GaN, что может быть связано с изменением числа вакансий Ga при изменении температуры роста.

Экспериментальные ВАХ мемристора в начальном, высокоомном, промежуточном и низкоомном состояниях количественно описываются моделью тока, ограниченного пространственным зарядом. Концентрации ловушек и энергии ловушек различны в разных состояниях мемристора.

Рис 101. (а) Структура мемристора на основе SiO1,1, (б) ВАХ мемристора на основе SiO_1,1 во всех состояниях: экспериментальные ВАХ (точки) и модельные ВАХ (ТОПЗ, пунктирные линии) при 300 K; ВАХ мемристора на основе SiO_1,1 в (в) VS, (г) LRS, (д) IS и (е) HRS при разной температуре. На вставке: SiO_1,1 – синий цвет, кислородные вакансии – жёлтый цвет, филаменты с SiO_x<1,1 – коричневый цвет. S = r² – средняя эффективная площадь поперечного сечения филамента, r – радиус филамента, d – толщина диэлектрика.

Это можно объяснить тем, что в разных состояниях мемристора проводящие каналы имеют разный химический состав. На основе моделирования с помощью модели ТОПЗ было оценено эффективное значение радиуса средней площади поперечного сечения филамента r = 230 нм в начальном состоянии и определено, что, когда мемристор переключается в разные состояния, радиус этого эффективного филамента в мемристоре изменяется с 1230 нм в начальном состоянии до 2,3 нм в высокоомном состоянии. Концентрация дефектов также изменяется от N_d = 4,9×10¹⁹ см^-3 в высокоомном состоянии до N_d = 1×10¹⁸ см^-3 в низкоомном состоянии.

Установлено, что транспорт заряда в плёнках Ta₂O₅, полученных методом атомно-слоевого осаждения, не описывается общепринятой моделью Френкеля. Модель Френкеля предсказывает нефизично малую концентрацию ловушек TaO_x и на порядок более высокое значение высокочастотной диэлектрической проницаемости. Модель перекрывающихся кулоновских ловушек не описывает транспорт заряда, поскольку предсказывает аномально малую величину частотного фактора.

Модель многофононной ионизации изолированной ловушки не описывает транспорт заряда в TaO_x, поскольку предсказывает аномально малое значение концентрации ловушек и аномально большое значение туннельной эффективной массы. Транспорт заряда в аморфных плёнках TaO_x, полученных методом радикало-стимулированного атомно-слоевого осаждения, описывается фонон облегчённым туннелированием электронов между соседними ловушками, подобно тому, как это имеет место в TaO_x, полученном магнетронным распылением танталовой мишени в кислородной плазме. Определены величины термической W_t = 0,85 эВ и оптической W_opt = 1,7 эВ энергии ловушек, ответственных за транспорт заряда в аморфных плёнках Ta₂O₅. Энергия ловушки W_t = 0,85 эВ соответствует вакансии кислорода в Ta₂O₅.

В работе получены слои кремния и скрытые диэлектрические оксидные слои в структурах кремний-на-сапфире (КНС) ~1-20 нм толщиной (Рис. 103). Такого рода слоистые материалы перспективны для применения в качестве подложек элементной базы систем связи, вычислительной и СВЧ- электроники, космической и военной промышленности.

Рис. 103 - а) краткий технологический маршрут изготовления гетероструктур КНС. На вставке пример изготовленной нами структуры КНС (плёнка золотистого цвета – кремний, перенес нный на прозрачную сапфировую подложку сапфира диаметром 100 мм; б) изображение, полученное методом сканирующей электронной микроскопии поперечного среза структуры КНС c перенесенным 50 нм слоем кремния и скрытым слоем HfO₂ 20 нм.

Установлено, что высокотемпературный отжиг имплантационных дефектов структурно и электрофизически совершенных КНС пластин (~1000 °С), сформированных водородным переносом, способствует накоплению вблизи гетерограницы положительного заряда из-за окисления кремния и формирования вакансий кислорода в сапфире. Этот заряд приводит к высоким токам стока в псевдо-МДП-транзисторе из-за очень высокого отрицательного порогового напряжения для электронного тока. С целью уменьшения этого заряда было произведено введение дополнительных диэлектрических оксидных слоёв (SiO₂, HfO₂, HfxZr1-xO₂) на гетерогранице и обработка С-поверхности сапфира имплантацией ионов азота перед сращиванием.

Ультратонкие КНС структуры для стеков с HfO₂, SiO₂, AlN созданы нами на пластинах кремния и сапфира диаметром 100 мм (Рис. 103). Структурный анализ методами просвечивающей сканирующей электронной микроскопии демонстрирует высокое совершенство напряж нных гетерограниц кремний/скрытый диэлектрик/сапфировая подложка, сведение к минимуму дефектов сращивания. Для различных модификаций скрытых слоёв в работе определены подвижности носителей заряда. Их разброс составил 10-490 для электронов и 40-210 см² /(В·с) для дырок.

Величины встроенного заряда были в пределах 2,5-5·10¹¹ см^-2 . Обнаружен эффект медленной релаксации тока стока (1-200 с) при фиксированном значении напряжения затвора (Рис. 104a), что, по-видимому, связано с захватом электронов на ловушки вблизи границы кремний/диэлектрик и дрейфа протонов в скрытом диоксиде кремния к границе с кремнием, компенсирующих заряд захваченных электронов.

Рис. 104 - а) Переходные характеристики для тока электронов в КНС псевдо-МОП транзисторе со скрытым 50 нм слоем диоксида кремния и модифицированным имплантацией азота сапфиром толщиной 150 мкм. Ось X - время изменения напряжения затвора на сапфире ступенями по 500 В; б) сток-затворная характеристика, полученная для КНС псевдо-МОП транзистора со скрытым 20 нм слоем HfO₂.

Нанесение тонких напряж нных слоёв HfO₂ приводит к проявлению сегнето-электрических свойств межслойного диэлектрика, подтверждённых экспериментально из сток-затворных характеристик КНС псевдо-МОП транзисторов (Рис. 104б), что свидетельствует о наличии сегнетоэлектрической фазы Pca2₁ для HfO₂, обеспечивающей переключение проводимости при слабом поле E ~ 10³ В/см.

Оксид кремния многие десятилетия сохраняет лидерство в качестве диэлектрика, использующегося при создании КМОП-интегральных схем. Внедрение в SiO₂ металлических и полупроводниковых наночастиц позволяет модифицировать его свойства и существенно расширить области его применения в электронике. Пленки SiO₂, содержащие высокую плотность наночастиц, можно рассматривать как эффективную среду с диэлектрической проницаемостью ε _eff, описывающейся в рамках теории Максвелла-Гарнетта:

Рис. 105 – (а) Электронно-микроскопическое изображение поперечного среза пленки SiO₂ после имплантации ионов In⁺ и Sb⁺ и отжига при 1000° С; (б) отдельный нанокристалл InSb в высоком разрешении и результаты Фурье-анализа нанокристалла InSb и подложки кремния соответственно.

Наночастицы InSb формировались в захороненном слое SiO₂ толщиной 300 нм имплантацией ионов In⁺ и Sb⁺ с энергией 200 кэВ дозами 8.0×10¹⁵ см^-2 и высокоотемпературным отжигом при температуре 1000 °С. Максимальные размеры нанокристаллов составляли 20-25 нм (Рис.105). В образцах с использованием параллельной схемы замещения были измерены низкочастотная проводимость, емкость, угол фазового сдвига, а также действительная (ε') и мнимая (ε'') части комплексной диэлектрической проницаемости в зависимости от частоты f зондирующего сигнала (50 6Гц - 5Ч10 Гц) и температуры (20 – 375 K).

Рис. 106 – Частотные зависимости действительной (а) и мнимой (б) частей комплексной диэлектрической проницаемости пленок SiO₂ с наночастицами InSb при разных температурах.

Анализ зависимости проводимости SiO₂ с нанокристаллами InSb от частоты и температуры указывает на наличие при низких температурах механизма прыжковой проводимости электронов между наночастицами InSb с сильно различающимися размерами. При Т200 К доминирующим является зонный механизм проводимости с энергией активации 0.07 эВ. Угол фазового сдвига является отрицательной величиной во всем диапазоне частот и температур измерения, что типично для емкостной структуры. Показано, что кривые ε'(f) и ε''(f) во всем изученном диапазоне температур имеют экспоненциальную зависимость (Рис. 2). Полученная зависимость объясяется формированием дипольных моментов при захвате носителей заряда наночастицами InSb, поляризацией SiO₂ вокруг них и, соответственно, образования области пространственного заряда вблизи границ раздела InSb/SiO₂.

Протонная имплантация полупроводников была направлена на повышение удельного сопротивления стандартных подложек арсенида галлия для изготовления радиочастотных устройств. Она заключается в разрыве полярно-ковалентных связей и создает большую плотность компенсирующих дефектов. В кремниевых МОП структурах или солнечных элементах такие дефекты также захватывают носители заряда на границе полупроводника и оксида, что приводит к снижению проводимости инвертированного или обогащенного слоя и снижению токов утечки, наведенных зарядами в оксиде. Основным недостатком метода является невозможность его использования в КМОП технологии из-за низкой термической стабильности [Y.Wu, et al. IEEE EDL, 21 (2000) 442]. При температурах выше 600°С кремний рекристаллизуется и восстанавливает свое удельное сопротивление, а также утечки вдоль оксида [A. Jansman, et al. in ESSDERC '03, (Portugal, 2003, 16-18 Sept), 3]. Мы предложили использовать наноразмерные включения широкозонных полупроводников и диэлектриков (квантовые антиточки) вместо нестабильных радиационных дефектов (Рис.107).

Рис.107 - (а) Профили ВИМС после послойного окисления/травления и удаления в кипящем аммиаке слоя Si на структурах КНИ с толстым слоем оксида (350 нм); (б) Профили ВИМС для H, C и Si изотопов в КНИ структурах после послойного окисления / травления и удаления слоя Si в кипящем аммиаке.

Подобные антиточки формируют в окрестностях гетерограниц изгиб запрещенной зоны кремния, аналогичный изолирующему слою в p-n переходе, и гарантируют отсутствие подвижных носителей заряда при определенной концентрации антиточек. Жизнеспособность этого метода для применения в СБИС была доказана на примере синтеза наноразмерных преципитатов карбида (SiC) и диоксида (SiO₂) кремния в низкоомном (~1 Ом·см) кремнии Чохральского (Cz-Si) при имплантации молекулярных ионов СО⁺ с энергией ~100 кэВ, флюенсом ~10¹⁶ см^-2 и последующем отжиге при температурах ~ 1100 °С (Рис.107). Положительные смещения порогового напряжения Vt,n и отрицательные сдвиги напряжения плоских зон Vfb псевдо-n-МОП транзисторов в кремниевой подложке n-типа являются признаком инверсии проводимости из-за отрицательного заряда электронов, занятых ловушками в подложке Si после высокой флюенсности COII (Рис. 108).

Рис.108 - (a) Сток-затворные характеристики псевдо-МОП-транзисторов со слоями Si/SiO₂ (40 нм BOX), перенесенных методом SmartCut на подложку Si с COII после отжига 1100 °C; (б) Y-функции для псевдо-МОП-транзисторов со слоями Si/SiO₂ (40 нм BOX), перенесенных методом SmartCut на подложку Si с COII или без него после отжига 1100 °C.

Данные измерений I-V также показывают очень необычные характеристики для SOI, аналогичные проводимости p-типа. Сильное снижение при напряжении смещения +1 В на W-зонде или слабое увеличение емкости при положительном увеличении смещения подтверждают значительное истощение свободными электронами области пространственного заряда (SCR) вблизи бокса для подложки n-типа. Это истощение может быть следствием образования слоев SiC на границах Si/SiO2 или включений SiC в подложке. Уровень Ферми в широкополосном карбиде кремния лежит глубже, чем в кремнии. Кроме того, он обладает хорошим сродством с кремнием и должен образовывать обеднение на границах зерен в последнем [J. Mukherjee, et al. Journ. Mat. Chem. C 1 (2013), 6945]. Сформированный высокоомный слой с антиточками толщиной ~ 2 мкм сохранялся в подложке Si в процессах изготовления логических КМОП ячеек и оптоэлектронных фазовращателей. Подвижность носителей заряда в активных областях этих приборов практически не отличалась от исходной, как для структур кремний-на-изоляторе (КНИ), так и для пластин объемного кремния (Рис.108).

Возможности применения широко распространенных 12” пластин Cz-Si вместо дорогостоящих высокоомных пластин при изготовлении различных интегральных устройств радиофотоники, оптоэлектроники и мобильной связи ГГц-диапазона позволит повысить выход годных приборов на современных проектных нормах вплоть до 10 нм и, одновременно, снизить их себестоимость.

Исследованы фазовые превращения стехиометрического HfO₂ и нестехиометрического HfO_x оксидов, выращенных методом ионно-лучевого распыления-осаждения, при облучении их сфокусированным электронным пучком. Обнаружено, что последовательности фазовых превращений в стехиометрическом и нестехиометрическом оксидах существенно отличаются.

Рис. 109 - Светлопольное ПЭМ-изображение исходной плёнки HfO₂ (a) и после её облучения пучком электронов диаметром 150 нм в течение 30 (б), 60 (в) и 90 с (г), а также соответствующие картины дифракции.

Рис. 110 - Светлопольное ПЭМ-изображение исходной плёнки HfO_x (a) и после её облучения пучком электронов диаметром 50 нм в течение 60 (б), 180 (в) и 240 с (г), а также соответствующие картины дифракции. Форма пучка треугольная.

Аморфная плёнка HfO₂ кристаллизуется сначала с образованием нанокристаллов моноклинной α-HfO₂ фазы, а затем нанокристаллов тетрагональной &beta-HfO₂ фазы (Рис. 109). В отличие от плёнки HfO₂, в плёнке нестехиометрического оксида HfO_x (x = 1.82) изначально присутствуют металлические кластеры гексагональной &alpha-Hf фазы. Затем появляется фаза γ-HfO₂ (орторомбическая-I), тогда как рост фазы α-Hf прекращается (Рис. 110). Состав исследованной плёнки нестехиометрического оксида HfO_x был выбран таким же, как в диэлектрическом слое ячеек с резистивным переключением (ReRAM). Кристаллизация оксидов осуществлялась в локальной области, размеры которой сравнимы с размерами филамента в ReRAM. Это сделало возможным частично спроецировать результаты кристаллизации на процессы формовки и резистивного переключения в ячейках ReRAM.

В данной работе выясняется возможность получения нестехиометрических обеднённых кислородом плёнок SiO_x, путем обработки термического SiO₂ в водородной плазме электрон-циклотронного резонанса (ЭЦР), определяется механизм переноса заряда в таких плёнках, а также выявляется природа ловушек ответственных за транспорт.

Исследовались плёнки, полученные термическим окислением p⁺⁺-Si (КДБ) с последующей обработкой в ЭЦР плазме антенного типа в течение различного времени. Рентгеновские фотоэлектронные спектры (РФЭС) записывались на спектрометре ESCALAB HP с использованием излучения Al Kα. Вольтамперные характеристики j-F при температурах образцов 300, 350 и 400 К измерялись с помощью электрометра Keithley 6517a. Первопринципное моделирование электронной структуры вакансий кислорода в α-SiO₂ выполнялось в рамках ТФП в программном пакете Quantum ESPRESSO.

РФЭС демонстрируют увеличение ширины Si2p уровня со временем обработки плёнок в плазме и появление дополнительных пиков при энергиях связи 102,5 и 101,5 эВ, соответствующих состояниям окисления Si³⁺ и Si²⁺, соответственно (Рис. 111). Наблюдается уменьшение атомного отношения x = [O]/[Si] c 2,0 для исходной плёнки до 1,9 и 1,85 для плёнок, обработанных в течение 6 и 14 мин., соответственно. Это свидетельствует о наличии кислородных вакансий в обработанных плёнках.

Экспериментальная ВАХ исходного SiO₂ хорошо описывается в рамках механизма туннельной инжекцией Фаулера-Нордгейма при m* = 0,5m_e и Ф = 3,2 эВ. ВАХ обработанных в плазме плёнок демонстрируют возрастание проводимости тем большее, чем больше время экспозиции. ВАХ при различных температурах для одного из таких образцов формально могут быть описаны моделями Френкеля, Хилла-Адачи, Макрам-Эбейда и Ланну и Насырова-Гриценко (Рис. 113).

Однако только модель фонон-облегченного туннелирования между ловушками Насырова-Гриценко описывает эксперимент непротиворечиво, т.е. при физичных значениях всех параметров модели: термическая W_t = 1,6 эВ и оптическая энергии ловушки W_opt = 3,2 эВ, концентрация ловушек N_t = 1,6×10²⁰ см^-3 и m* = 1,4m_e. Завышенное значение m* по сравнению с известной величиной для термического SiO₂ объясняется наличием в плёнке пространственного заряда за счёт высокой концентрации ловушек. Данная модель транспорта также хорошо описывает ВАХ для образцов с меньшим и большим временем экспозиции в плазме, причём при тех же значениях W_t и W_opt. При этом наблюдается монотонный рост N_t с ростом времени обработки в плазме: для обработки в течение 2, 14 и 30 минут N_t = 18×10¹⁹, 24×10¹⁹ и 80×10¹⁹ см^-3, соответственно.

По данным ab initio расч тов локализация и электрона, и дырки на Si-Si связь в SiO₂ энергетически выгодна. Зарядовая плотность добавленного в дефектную суперячейку электрона, распределяется на атомах Si-Si связи, а добавленной дырки - между атомами Si-Si связи (Рис. 112). Значения энергии ионизации вакансии кислорода W для электронов – 1,2 эВ, для дырок – 1,6 эВ. Т. к. используемый подход систематически недооценивает W электронов, делается вывод, что рассчитанные значения W для Si-Si связи согласуются с экспериментальным W_t = 1,6 эВ для плёнок SiO₂, обработанных в ЭЦР плазме.

Пространственно неоднородные магнитные поля привлекательны в качестве средства управления динамикой заряженных частиц как в фундаментальных исследованиях, так и в разнообразных приложениях. Наряду с широко известными способами создания пространственно неоднородного магнитного поля (с помощью ферромагнитных или сверхпроводящих материалов, соленоидов с током) существует способ, специфичный для тв рдотельных структур. А именно, помещение двумерной электронной системы на неплоской поверхности в однородное магнитное поле. Действительно, движение электронов испытывает влияние внешнего магнитного поля B₀ через силу Лоренца (здесь и далее электроны рассматриваются как бесспиновые частицы). В двумерном случае динамика электронов определяется только нормальной к поверхности компонентой B_n вектора внешнего магнитного поля B₀. Градиент B_n возникает в изогнутой пленке из-за того, что разные участки плёнки под разными углами ориентированы к направлению внешнего поля B₀, что приводит к градиенту силы Лоренца и градиенту ларморовского радиуса в двумерном электронном газе (ДЭГ). Таким образом, транспорт ДЭГ на неплоской поверхности в однородном магнитном поле физически эквивалентен транспорту плоского ДЭГ в неоднородном поле. Форма изогнутой поверхности определяет величину градиента B_n и его пространственное распределение (рис. 114).

Рис. 114 - Схематическое изображение геометрии эксперимента: слева - поперечное сечение и 3D изображение наномембраны (цветом показано расположение холловского мостика, цифрами от 1 до 6 – токовые и потенциальные контакты); справа – распределения нормальной к поверхности компоненты вектора магнитного поля B_n и её градиента grad(B_n) вдоль холловского мостика. Стрелками показаны направления внешнего магнитного поля B₀ и тока через образец j.

В данной работе для моделирования протекания тока в цилиндрической наномембране, помещённой во внешнее магнитное поле, используется cреда Sentaurus TCAD. Магнитополевые зависимости сопротивления такой системы, полученные при моделировании, сравниваются с данными, полученными ранее в эксперименте с образцом сходной геометрии. Согласие экспериментальных и расчётных зависимостей Rxx(B0) и Rxy(B0) рассматривается как подтверждение адекватности выбранной модели.

Наиболее существенное отличие магнитотранспортных характеристик ДЭГ на цилиндрической поверхности от характеристик плоского ДЭГ – наличие выраженного магнитосопротивления уже в слабом магнитном поле, причём асимметричного относительно направления поля. А именно, продольное сопротивление Rxx, измеренное вдоль одной из сторон образца, быстро зануляется с ростом магнитного поля при одной его полярности и стремится к линейной зависимости при другой полярности. Именно этот яркий эффект ясно воспроизводится в результатах моделирования (рис. 115).

Рис. 115 - Сравнение измеренных и расчётных магнитополевых зависимостей продольных и поперечных сопротивлений ДЭГ в наномембране, изображённой на рис.114. На рис. 115 представлено 3D изображение распределения плотности тока j в изогнутом образце. В области сильного градиента B_n электрический ток локализуется на краю образца, а в области малого градиента (вблизи точки, где вектор магнитного поля перпендикулярен поверхности образца) – перетекает через середину образца на другой край. Именно эта локализация тока на одном из краёв образца (в зависимости от знака градиента) является причиной наблюдаемой в эксперименте асимметрии магнитосопротивления. Физическая причина локализации тока у края образца – градиентный дрейф электронов в неоднородном магнитном поле вследствие градиента ларморовского радиуса.

Рис. 116 - Токовый шнур в цилиндрической наномембране во внешнем однородном магнитном поле B₀=0.9 Тл. Стрелкой показано направление магнитного поля B₀. Токовый шнур формируется на краю образца в области сильного градиента нормальной компоненты поля B_n и проходит через середину образца в области нулевого градиента.

Масштабирование размеров образца в нанообласть приводит к соответствующему уменьшению ширины токового шнура. В наномембране с радиусом кривизны R ≲ 1 мкм при тех же величинах подвижности носителей и магнитного поля можно ожидать сжатия токового шнура до ширины порядка десятков нанометров. Рассмотренное в данной работе шнурование тока в наномембране в магнитном поле является одним из немногих физических эффектов, приводящих к вытеснению электрического тока, текущего вдоль однородного образца, к его краю, наряду с обычным (высокочастотным) скин-эффектом и квантовым эффектом Холла.

Полученные результаты не относятся исключительно к ДЭГ в свёрнутых GaAs квантовых ямах и могут быть обобщены на другие 2D материалы с высокой подвижностью (больше 10⁴ см² /Вс) при комнатной температуре, в частности, графен.

Для создания метаповерхностей наибольшую ценность представляют параллельные технологии, которые делают возможным одновременное массовое формирование микро- и нанорезонаторов на подложках большой площади. В настоящей работе развит оригинальный гибридный метод формирования проводящих 3D структур и с помощью прямого штампования нанополосок были сформированы двухуровневые массивы 3D киральных микроэлементов на полимерной подложке (Рис.117).

Рис.117 - a) Cмоделированные спектры азимута поляризации и пропускания для падающего излучения, поляризованного перпендикулярно рядам металлических полувитковых квазиспиралей в вакууме (параметры исходных нанополосок те же, что и у структуры на рис. б). Зависимости для одно- и двухуровневого массивов полувитковых квази-спиралей обозначены соответственно синим и красным цветами. б-ж) Полученные с помощью сканирующего электронного микроскопа (СЭМ) изображения массива рядов двухслойных металлических нанополосок, ориентированных (б-в) “почти перпендикулярно” и (г-ж) “почти параллельно” штампу. б, д) Вид сверху и поперечный скол (г) исходных структур. г) В процессе штампования брусок из AZ nLOF 2020 вдавливает золотые нанополоски вглубь IPS подложки. в) Поперечный скол структуры с Au нанополосками, частично впрессованными в IPS подложку. е) Поперечный скол структуры с Au нанополосками, полностью впрессованными в IPS подложку и (ж) увеличенный фрагмент скола после удаления штампа из фоторезиста. Толщины плёнки Au/Ti - 50/5 нм. Ширина нанополосок 90 нм, период 180 нм и расстояние между слоями 160 нм. Длины Au-нанополосок в структурах (б-в) 7 мкм и (г-ж) 14,7 мкм. Золотые полоски ориентированы относительно бруска штампа AZ nLOF 2020 под углом β, а угол подъ ма спирали a=90°- β. Период рядов Au-нанополосок S=9 мкм.

Добавление второго слоя резонаторов расширяет возможности управления поляризацией и интенсивностью (проходящего) излучения за счет: увеличения количества элементов, плотности заполнения поверхности и возможности изготавливать структуры с различным расстоянием (регулировать расстояние) между слоями. Численные расчеты показали, что если в метаповерхность добавить второй слой полувитковых квази-спиралей, то это приведет к появлению дополнительной особенности вблизи 15,5 ТГц и сдвигу полуволнового резонанса в коротковолновую область спектра (Рис.117а). Наблюдается увеличение угла поворота плоскости поляризации прошедшего ИК излучения.

В результате проделанных экспериментов были установлены условия штампования, при которых верхние и нижние металлические нанополоски не сдавливаются в один сплошной слой, а сохраняют двухслойную структуру (Рис.117 в,е,ж). При температуре штампования меньше температуры плавления IPS-подложки полимер не вытекает сквозь нанощели между верхним и нижним рядами Au-нанополосок. В результате формируется двухслойный массив киральных 3D элементов, не соприкасающихся друг с другом. Продемонстрировано, что золотые нанополоски, ориентированые “почти перпендикулярно” штампу (малый угол подъема спирали α=18°) в процессе штампования как бы скользят по поверхности размягчённого полимера и погружаются вместе с штампом вглубь подложки (Рис.117 б,в). При увеличении угла подъема спирали α и длины нанополосок (Рис.117 г,д) наблюдается растяжение (1.5 %) нанополосок и раздавливание бруска штампа из негативного фоторезиста AZ nLOF 2020 (Рис.117 е). На увеличенном СЭМ изображении фрагмента скола (Рис.117 ж) прекрасно видна идеально упорядоченная структура двухслойной реш тки гладких плавно изогнутых Au нанополосок. Самосглаживание Au-нано-полосок при изгибе становится возможным за счет того, что фоторезист и IPS полимер не перемешиваются друг с другом, а приложенное давление равномерно перераспределяется на металлические нанополоски.

Разработанная технология создания гладких металлических 3D-элементов перспективна для приложений наноплазмоники. Полученные результаты открывают путь не только для формирования киральных структур большой площади, но также полезны при разработке трехмерных микро- наноструктур и для других практических применений.

Частицы графена выращивались в плазменной струе, создаваемой плазмотроном постоянного тока с гелием или аргоном в качестве плазмообразующих газов. В случае аргоновой плазмы синтезированные частицы графена были относительно толстыми (2–6 нм) и, как оказалось, непроводящими. В гелиевой плазме впервые с помощью промышленного плазмотрона был синтезирован в значительных объемах графен с преобладанием монослойных частиц (см. рисунок 118а) и высокой проводимостью. Как известно в случае создания частиц графена путем расслоения графита разными методами преобладают частицы толщиной 2-6 нм. Моделирование процесса синтеза показало, что гелиевая плазма представляет собой менее заряженную среду, обеспечивающую формирование более тонких графеновых частиц с низкой плотностью дефектов.

Рис. 118 - (а) СЭМ изображения частиц графена, синтезированных в гелиевой плазме. (б) Зависимости сопротивления пленок графена, полученных из частиц, (1) полученных расслоением графита и (2) синтезированных в гелиевой плазме. На вставке - тестовые структуры, напечатанные из композита графен, синтезированный в плазме и PEDOT:PSS. (в) Зависимость сопротивления тестовых структур, напечатанных на гибкой подложке PET из частиц, синтезированных в гелиевой плазме, и PEDOT:PSS.

Частицы графена, полученные в плазме гелия, были использованы для создания суспензии графена на водной основе и композитной суспензии с самым высокопроводящим полимером PEDOT: PSS (поли (3,4-этилендиокситиофен): полистиролсульфонат) для создания структур с использованием 2D печати. Сравнение сопротивлений структур из композитных пленок и мультиграфена (см. рисунок 1b), полученного расслоением графита, показало даже более низкое сопротивление композитных слоев, несмотря на то, что проводимость PEDOT: PSS на порядок ниже проводимости графена. Особо нужно отметить стабильность сопротивления композитных слоев при растягивающей деформации, создаваемой при изгибе. Как видно на рисунке 1с, растяжение до 3.5% (радиус изгиба 1.5 мм) не приводит к заметным изменениям сопротивления. Высокое структурное качество напечатанных слоев, низкое сопротивление, и хорошая механическая прочность в сочетании с возможностью получения большого количества графеновых частиц и контроля параметров синтеза делают этот материал перспективным для различных элементов гибкой электроники и Интернета вещей.

Управление поляризацией электромагнитного излучение является актуальной задачей современной физики. Метаматериалы, представляющие собой структурированные резонансные среды, обладают высокой эффективностью взаимодействия с излучением по сравнению с обычными материалами, поэтому перспективны для решения данной проблемы. В настоящей работе были исследованы оригинальные структуры, эффективно вращающие плоскость поляризации проходящего электро- магнитного излучения СВЧ-диапазона, которые могут быть легко изготовлены с использованием существующих технологий 3D-печати. Предложенный метаматериал представляет собой массив трехмерных резонаторов на основе двух ортогонально пересекающихся проводящих спиралей. Геометрические параметры спиралей были подобраны таким образом, чтобы возбуждался полуволновой резонанс в Q-диапазоне (40–60 ГГц), подходящем для задач спутниковой связи и дистанционного зондирования. На частоте 43,5 ГГц коэффициент преобразования поляризации прошедшей составил 98%, и коэффициент пропускания ко-поляризации равен нулю, при этом плоскость поляризации поворачивается на 90° относительно падающей волны.

Рис.119 а) Эскиз двухуровневой структуры на основе кирального слоя и решётки из диоксида ванадия. б) Коэффициент преобразования поляризации прошедшей волны в зависимости от расстояния между слоями. Красный цвет соответствует коэффициенту преобразования, близкому к единице.

Если составить структуру из двух таких массивов, то в системе будет возбуждаться не только полуволновой резонанс, но также резонанс типа Фабри-Перо. Иными словами, слои киральных элементов выступают в роли отражательных поверхностей. Было установлено, что изменение расстояния между слоями приводит к модуляции коэффициента преобразования поляризации прошедшего излучения. Данный эффект продемонстрировал возможность управления киральными свойствами структуры путём изменения взаимного спектрального положения резонансов. На основе этого результата был предложен динамически перестраиваемый метаматериал: один из уровней структуры был заменен на квадратную решётку из материала, обладающего фазовым переходом типа «металл-диэлектрик» (Рис.119а). Наиболее подходящим вариантом является диоксид ванадия (VO₂), у которого изменение проводимости при фазовом переходе может достигать пяти порядков [Mutilin S. V. et al. Appl. Phys. Lett. 2018, Vol. 113. N 4. id: 043101]. Характеристики решётки из диоксида ванадия подбирались так, чтобы слой имел достаточно высокий коэффициент отражения в рабочем диапазоне частот для эффективного возбуждения резонанса типа Фабри-Перо. Было показано, что волна с ТЕ-поляризацией преобразуется в волну с ТМ-поляризацией (и наоборот) с коэффициентом преобразования поляризации 98% на частоте 43,5 ГГц. Такая высокая эффективность преобразования обусловлена локализацией поля в резонаторной полости при условии спектрального и пространственного перекрытия λ/2-резонанса в проволочных спиралях и резонанса типа Фабри-Перо (Рис.119б). Предложенный метаматериал перспективен в ка-честве высокоэффективного преобразователя поляризации и может быть изготовлен обычными методами DLP 3D-печати в сочетании с металлизацией методом вакуумного напыления.

Для развития электроники на основе графена необходимо развитие способов управляемого изменения электрических и структурных свойств слоев графена. Одним из перспективных подходов по модификации графена является химическая функцинализации в водном растворе HF. Этот подход позволяет существенно изменять электрические (и структурные) свойства слоев графена. Ранее нами было показано, что слои графена и мультиграфена в результате их обработки в водном 2,5%-ном растворе HF фторируются. Их сопротивление после определенной степени фторирования (~25% по данным РФЭС) резким скачком увеличивается на несколько порядков. Также для частично фторированных образцов из-за различия в параметрах постоянной решетки для графена и фторографена наблюдается формирование характерного наноразмерного рельефа (гофрировок) на поверхности пленок. Было показано, что процессы фторирования начинаются вблизи краев пленок и других структурных дефектов. Было продемонстрировано, что предварительная обработка пленок в изопропиловом спирте приводит к пассивации дефектов и оборванных связей на краях пленок и повышает химическую стойкость образцов по отношению к процессу фторирования [Nebogatikova N.A., et al. Nanotechnologies in Russia 9, p. 51-59 (2014)].

В данной работе нами обнаружен эффект подавления процессов фторирования пленок мультиграфена под влиянием подложки. Показано, что пленки CVD-графена, перенесенные на гибкую подложку методом ламинирования подвергаются достаточно слабому фторированию даже в условиях продолжительного воздействия 2.5%-ого водного раствора HF. Подобные пленки, перенесенные на поверхность SiO₂, переходили в изолирующее состояние после ~3 минут фторирования. Толщина пленок мультиграфена составляла ~3 нм, удельное слоевое сопротивление пленок до фторирования ~3-5 кОм/кв как для перенесенных на SiO₂/Si, так и на гибкую подложку ПЭТФ (ламинат). В процессе переноса пленок графена с медной фольги происходит разогрев и расплавление верхнего, клеевого слоя на поверхности ламината. В результате, после удаления медной фольги пленки графена оказываются впечатанными в поверхность клеевого слоя и достаточно жестко связаны с подложкой. Для подобных образцов в результате достаточно длительного фторирования в водном растворе HF не наблюдается изменений рельефа поверхности и наблюдается возрастание сопротивления всего в 10-30 раз. По-видимому, для протекания процессов фторирования слоев графена необходимо не только наличие оборванных связей, но и возможность изгибания и формирования корругированного нанорельефа на поверхности пленок. В отсутствие возможности перераспределения механических напряжений в пленке процессы фторирования происходят только локально и не распространяются вглубь пленок.

Аномальное поведение упругих свойств монокристаллов гибридного перовскита детектировалось вблизи перехода из тетрагональной в орторомбическую фазу при Т≈160 К, когда наблюдался скачок в скорости звука и резкий рост поглощения (Рис.121).

Рис.121 - (a) Зависимость поглощения продольной ультразвуковой волны от температуры при нагреве и охлаждении Рис.1 - (б) Поглощение и скорость поперечной ультразвуковой волны вблизи фазового перехода f = 54 MHz, Δa = α(T)-α(T₀), Δν = ν(T)-ν₀, T₀=170 K.

Анализ аномального поведения упругих свойств был выполнен в рамках термодинамического подхода Ландау с учетом флуктуаций параметра порядка и квадратичной связи параметра порядка с деформациями. Наблюдаемый узкий гистерезис температурных зависимостей упругих свойств подтверждает, что это фазовый переход первого рода.

Вблизи фазового перехода из тетрагональной в орторомбическую фазу (Т ≈ 160 К), при котором происходит жесткое вращение октаэдров PbI₆ и окончательное упорядочение органических катионов (CN₃NH₃)⁺ в решетке перовскита, обнаружено также аномальное поведение в спектрах фотолюминесценции и фотопроводимости. В спектрах фотолюминесценции был обнаружен максимум интенсивности пика с длиной волны 778 нм, связанный с шириной запрещенной зоны, и резкий сдвиг положения пика в красную область на величину около 100 мэВ. Это коррелировало со сдвигом порога поглощения в спектре фототока (Рис.122). Кроме того, в орторомбической фазе наблюдалось несколько экситонов, что свидетельствовало о структурном совершенстве кристаллов. Из анализа температурных зависимостей интенсивности и полуширины пиков фототока и фотолюминесценции были оценены параметры, важные для использования этих материалов в оптоэлектронных устройствах, в частности, энергия экситона (19-25 мэВ). Особенности, которые наблюдались в спектрах фототока и ФЛ вблизи температуры фазового перехода, в отличие от упругих аномалий, можно объяснить сложной структурой приповерхностной области.

Рис.122 - а) зависимость энергетического положения пиков фототока от температуры, б) спектр фототока вблизи запрещенной зоны при 85 K и вторая производная фототока.

Получены данные, позволяющие выявить влияние структурных фазовых переходов, имеющих место в гибридных перовскитах, на элементарные фотовозбуждения, вовлеченные в механизмы преобразования энергии. Это может быть полезно для дальнейшей разработки оптоэлектронных устройств на основе гибридных галогенидных перовскитов.

Синтезированы объемные монокристаллы гибридного перовскита по методике прецизионного снижения температуры насыщенного раствора поликристаллического порошка в йодистоводородной кислоте. Впервые исследованы терагерцовые спектры отражения и спектры пропускания в средней и ближней ИК-области для монокристаллического перовскита MAPbI₃ (CH₃NH₃PbI₃). Спектры регистрировались на Фурье-спектрометре Bruker 125HR с разрешением 1см^-1 в интервале температур 5-350 K. В спектрах отражения (Рис.123) в кубической и тетрагональной фазах при T>160 K наблюдаются две моды. При температуре фазового перехода (около 160К) от тетрагональной к орторомбической фазе частоты этих мод резко смещаются и появляются несколько новых мод. Шесть низкочастотных мод ранее описаны в спектрах тонких пленок [J. Phys. Chem. C. 2015. 119. P. 25703–25718]. Также наблюдается появление богатой структуры, наложенной на широкий пик отражения, с сильным сужением линий при дальнейшем снижении температуры (Рис. 123 б).

Рис.123 - (a) Спектры отражения MAPbI₃ в интервале 5-350К в виде карты интенсивностей. Линии показывают структурные фазовые переходы. (б) Спектры отражения в терагерцовой области для трех выбранных температур. На вставке показана область около 300 см^-1 при 5 К в увеличенном масштабе.

Температурное поведение многофононного спектра гибридного перовскита согласуется с замораживанием в орторомбической фазе свободного вращения органического катиона CH3NH3 и переходом к туннельной динамике при дальнейшем понижении температуры. Впервые была обнаружена торсионная мода молекулярного катиона метил аммония CH₃NH₃⁺ при 306 см^-1, кроме того наблюдались ещё несколько новых низкочастотных колебательных мод, о которых ранее не сообщалось.

В рамках развития технологии in situ пассивации нитридных гетероструктур для СВЧ транзисторов было исследовано влияние монослойной тонкой пленки SiN на поверхностные состояния гетероструктуры AlN/GaN. Выявлено, что субмонослой SiN покрытие поверхности AlN приводит к образованию упорядоченной структуры (√3×√3) R30°, данная реконструкция при формировании слоя SiN была обнаружена впервые. Дальнейший рост пленки SiN приводит к образованию аморфной пленки SiN, обогащенной Si. При образовании реконструкции (√3×√3) R30° во время нанесения тонкой пленки SiN на поверхность гетероструктуры уровень Ферми, исходно закрепленный на 1 эВ выше максимума валентной зоны чистого AlN, резким скачком поднимается до уровня 2,3 эВ, и далее постепенно поднимается до 3,1 эВ с увеличением толщины пленка SiN (Рис. 124). Это процесс связан с эволюцией поверхностных состояний, а именно с появлением донорных состояний в пленке SiN, обогащенной Si. Наличие донороподобных состояний было так же подтверждено при изучении эффекта коллапса тока в режиме усиления транзисторы электронной подвижности на гетероструктурах SiN/AlN/GaN.

Рис. 124 - Положение потолка валентной зоны в зависимости от толщины формируемого слоя SiN при T = 900 °C.

Для этих измерений был изготовлен E-mode HEMT. Выполненные исследования коллапса тока демонстрируют, что в in situ сформированная пленка SiN, полностью устраняет ловушки электронов с уровнями энергии расположенными в нижней части запрещенной зоны AlN, а вместо них в процессе пассивации появляются донорноподобные центры, действующие как ловушки электронов из канала E-HEMT. Этот эффект следует учитывать при изготовлении E-mode HEMT на базе пассивированных гетероструктур SiN/AlN/GaN.

На рис. 125 приведена схема поперечного сечения л гкого гибкого солнечного элемента. С конструктивной точки зрения оптический затвор представляет собой сложный композитный объект. Основу прибора составляет тонкопленочная полупроводниковая гетероструктура (ГЭС) с нанесенным на нее диэлектрическим зеркалом (DSAM), которая перенесена с ростовой подложки GaAs на металлическое основание. На рис.125 приведена структурная схема оптического затвора. Значения толщин указаны приблизительно.

Рис. 125 - Структурная схема оптического затвора на основе DSAM.

Профили ГЭС на основе напряженных In0,25Ga0,75As/GaAs представлен в таблице 3. В структуру введен стоп-слой на основе твердого раствора In_0.48Ga_0.52P. На нем останавливается травление подложки GaAs.

Таблица 3. Профиль напряженной ГЭС.

Для компенсации термомеханических напряжений в ГЭС и эффективного рассеяния тепла из области воздействия лазерного излучения в структуре оптического затвора предусмотрены вспомогательные компенсирующие слои из металлов. На внешнюю сторону диэлектрического зеркала наносились слои Ti/Au и Ti/Al. Сверхтонкие слои Ti вводились для обеспечения надежной адгезии между слоями металлизации и диэлектрическим зеркалом.

Надежность адгезии между компонентами DSAM обеспечивается материалами и методами формирования слоев. Изначально диэлектрические слои наносились как непосредственно на поверхность ГЭС с естественным окислом, так и после обработки поверхности ГЭС в плазме аргона. В обоих случаях наблюдалось расслоение слоев диэлектрического зеркала и ГЭС. Причиной расслоения была слабая адгезия между окисленной поверхностью эпитаксиального слоя GaAs (InP) и зеркалом на основе ZrO2/SiO2. Вероятно, что в случае плазменной очистки вакуумные условия были недостаточно хорошие. Решить проблему удалось путем формирования ультратонкой эпитаксиальной пленки кремния на поверхности ГЭС непосредственно в установке МЛЭ. На атмосфере часть атомных слоев пленки кремния окисляется, формируя защитный слой, препятствующий окисление поверхности GaAs, и обеспечивающий хорошую адгезию как со слоями SiO₂, так и со слоями ZrO₂.

Использование эпоксидного компаунда существенно облегчает процесс переноса ГЭС на носитель на этапах проведения экспериментов по оптимизации профиля ГЭС, слоев нижнего и верхнего зеркал, технологии удаления подложки. Но полимерные адгезивы могут иметь неоднородности свойств по объему и способны транслировать неровности основания на поверхность DSAM. Уменьшение концентрации катализатора полимеризации, а, следовательно, увеличение однородности и времени полимеризации позволило существенно снизить эти эффекты. Лучшие результаты достигаются при полимеризации в условиях отсутствия внешнего принудительного давления на приклеиваемый образец.

Равномерность травления подложки по поверхности обеспечивается подбором состава травителей и режимов химико-динамического травления. Процесс травления останавливается на стоп-слое InGaP или InGaAs. Если удаление подложки происходит неравномерно, то стоп-слой на отдельных участках ГЭС вскрывается раньше. Поэтому возникает риск протравливания ГЭС по дефектам в областях, вскрывшихся первыми. В процессе растворения подложки для поддержания постоянной скорости травления требуется эффективный отвод продуктов реакции из области травления и их замена свежим травителем. Топология образца не позволяет эффективно обеспечить этот процесс при направлении потока травителя параллельно поверхности удаляемой подложки. Была разработана лабораторная методика химико-динамического травления подложек в потоке травителя при его нормальной ориентации по отношению к поверхности структуры с периодическим реверсом потока травителя. При нормальном (по отношению к поверхности травления) движении струи травителя с ее периодическим реверсом скорость травления возрастает в 1.5 раза, а неоднородность травления становится пренебрежимо мала.

Проведенные поисковые работы позволили впервые существенно улучшить оптическое качество гибридного затвора DSAM. Для затвора на основе образца DSAM с In_0,25Ga_0,75As/GaAs ГЭС, изготовленного по усовершенствованной технологии, удалось получить устойчивый режим синхронизации мод лазера с эффективностью генерации около 30% относительно падающей на лазерный кристалл мощности накачки. Для сравнения – в непрерывном режиме с плотным плоским зеркалом (помещенным в резонатор вместо DSAM) эффективность генерации равна 39%.

Фемтомолярный уровень обнаружения биочастиц современных электронных детекторов на основе нанопроволочных сенсоров определяется диффузией аналита к сенсорным элементам. Целью работы являлась разработка методов, позволяющих преодолеть этот предел за счет целенаправленного увеличения концентрации аналита в области сенсорных элементов. Для этого были разработаны и изготовлены КНИ-сенсоры с электродами для манипуляции аналитом за счет неоднородного электрического поля (диэлектрофореза, ДЭФ).

Рис.126 – I_ds(t) зависимости сенсоров с ДЭФ-управлением - (1) и без ДЭФ-управления – (2) при индикации вирусов ядерного полиэдроза (NPV) - (a) и осповакцины (VV) – (б) в пробах с разной концентрацией вирусов при положительном – (a) и отрицательном ДЭФ – (б). DI-деионизованная вода.

Получены оригинальные результаты ДЭФ-манипуляции вирусами осповакцины (Vaccinia Virus, VV) и ядерного полиэдроза (Nuclear Polyhedrosis Virus, NPV) в области сенсорных элементов. Установлено, что в субмегагерцовом диапазоне для вирусов ядерного полиэдроза наблюдается положительный ДЭФ-эффект (увеличение концентрации аналита) и для вирусов осповакцины – отрицательный ДЭФ-эффект (уменьшение концентрации аналита в области сенсоров). Показано, что разработанные сенсоры с ДЭФ- управляемой иммобилизацией аналита позволяют обеспечить: 1) экспресс индикацию вирусов с чувствительностью на уровне ~2&tims;10^-17 М, 2) увеличение отклика сенсоров в 2-9 раз (по сравнению с откликом сенсоров без ДЭФ-управления) при субаттомолярной концентрации аналита (рис.126), 3) возможность определения зарядового состояния вирусов (в частности, положительный эффективный заряд вирусов ядерного полиэдроза и осповакцины) в тестируемых растворах без модификации поверхности сенсоров.

Изучено влияние содержания кислорода в активных слоях оксида циркония на электрофизические свойства мемристоров TaN/ZrO_x/Ni. Отношение [O]/[Zr] (x) в слоях оксида циркония варьировалось в широком диапазоне от 1.56 до 2.0 посредством изменения парциального давления кислорода при их нанесении методом ионно-лучевого распыления-осаждения. Состав плёнок ZrO_x был проанализирован с помощью РФЭС (Рис. 127(a)) и квантово-химических расчетов. Обнаружено, что явление многократного резистивного переключения в мемристорах TaN/ZrO_x/Ni происходит в определённом диапазоне x ≥ 1.78 (Рис. 127(б)). С уменьшением содержания кислорода в слое оксида напряжение формовки мемристоров уменьшалось. Более того, вблизи нижнего края рабочего диапазона x им уже не требовалась формовка. В то же время, с уменьшением x отношение I_ON/I_OFF снижалось с 5 до 1 порядка из-за увеличения проводимости мемристоров в высокоомном состоянии (Рис. 127(в)). Для определения механизмов проводимости мемристоров TaN/ZrO_x/Ni, их ВАХ в СНС и СВС (низко- и высокоомное состояние, соответственно) были измерены и проанализированы в температурном диапазоне от 250 до 400 K для образцов с x = 1.78 (бесформовочного) и 1.97 (требовавшего формовки) (Рис. 128). Аппроксимация полученных ВАХ показала, что для обоих образцов проводимость в СНС описывается механизмом ТОПЗ (ток, ограниченный пространственным зарядом) в режиме с полностью заполненных ловушек, а проводимость в СВС - ТОПЗ в режиме с частично заполненных ловушек.

Рис. 127 - (a) РФЭ спектр в диапазоне энергий Zr 3d для одного из образцов Si/ZrO_x (точки) и результат его разложения (линии) на компоненты: Zr, субоксид Zr и ZrO₂. (б) Зависимость коэффициента x плёнок оксида циркония от парциального давления кислорода P_O2 для образцов Si/ZrO_x (красные символы) и мемристоров TaN/ZrO_x/Ni (синие символы). Штриховкой отмечена область, в которой возможно резистивное переключение. (в) и (г) Сравнение циклов резистивного переключения TaN/ZrO_x/Ni мемристоров с различным содержанием кислорода.

Рис. 128 - Экспериментальные (точки) и расч тные (линии) ВАХ TaN/ZrO_x/Ni для СНС (a) и СВС ((б) - x = 1.97, (в) - x = 1.78) при различных температурах.

На основании полученных результатов, обсуждается возможная природа структурных дефектов, ответственных за проводимость мемристоров и их резистивное переключение.

По результатам проведенного исследования установлено, что реконструированная (√31×√31)R±9° поверхность сапфира под потоком аммиака не нитридизуется вовсе, либо нитридизуется с малой скоростью, в отличие от нереконструированной (1×1) поверхности сапфира. В присутствии электронного пучка высоких энергий происходит реконструкционный переход (√31×√31)R±9° - (1×1) с последующей нитридизацией поверхности сапфира (1×1), в результате чего регистрация кристаллической фазы AlN становится осуществимой (Рис.129).

Рис. 129 - Кинетические кривые формирования кристаллического AlN на нереконструированной и реконструированной (√31×√31)R±9° поверхностях сапфира при температуре 800 °C. Нитридизация реконструированной поверхности началась после реконструкционного перехода (√31×√31)R±9°-(1×1) исключительно в области непрерывного воздействия электронным пучком.

Предложена модель реконструированной (√31×√31)R±9° поверхности сапфира в виде частично восстановленных субоксидов алюминия Al₂O и AlO. В работе приведено 3 экспериментальных факта, указывающих на структуру реконструкции в виде предложенной модели:
1. В литературе реконструкция (√31×√31)R±9° широко представлена в виде 1-2 монослоев металлического алюминия. Попытка воспроизведения реконструкции (√31×√31)R±9° при нанесении 1-2 монослоев металлического алюминия на поверхность сапфира при температуре подложки 200 °C привела к образованию кристаллической фазы алюминия с поворотом кубической гранецентрированной элементарной ячейки на 30° относительно элементарной ячейки сапфира, а последующее повышение температуры подложки до 800 °C привело к плавлению алюминия вместо ожидаемого формирования реконструкции (√31×√31)R±9°.
2. Попытка осаждения металлического алюминия на поверхность сапфира при температурах выше 800 °C не привела к образованию сверхструктуры (√31×√31)R±9° из-за десорбции основного компонента. 3. Формирование кристаллической фазы AlN на реконструированной поверхности сапфира в присутствии высокоэнергичного электронного пучка корректно описывается моделью электронно-стимулированной десорбции кислорода с последующей десорбцией алюминия с поверхности сапфира и ускорением реакции нитридизации сапфира за счет увеличения потенциальных энергетически доступных центров образования первичных зародышей кристаллической фазы AlN.

Метод сканирования явлений отрыва на основе кварцевого резонатора (REVS), эффективность которого в измерении сил разрыва биомолекулярных комплексов была показана ранее [Langmuir, v.30(13), p.3795-3801, 2014; Analytical and bioanalytical chemistry, v. 409(4), p. 891-901, 2017; Sensors and Actuators B: Chemical, v. 216, p.1-5, 2015], впервые применен в рамках подхода динамической силовой спектроскопии в качестве метода исследования кинетических параметров диссоциации двойной спирали ДНК. Схема метода представлена на Рис.130.

В основе динамической силовой спектроскопии лежит исследование зависимости силы разрыва биомолекулярного комплекса от скорости его нагружения. Как известно, скорость нагружения - есть скорость изменения внешней силы, действующей на комплекс R=dF/dt [ANNU REV BIOPH BIOM, v. 30, 1 1, p. 105, 2001]. В работе предложен метод варьирования скорости нагружения путем изменения времени нарастания управляющего напряжения и амплитуды колебаний кварцевого кристалла, на поверхности которого иммобилизованы исследуемые ДНК/ДНК-комплексы. Время, за которое амплитуда напряжения изменяется от минимального до максимального значения, называется временем сканирования. При больших временах сканирования действующая на ДНК/ДНК-комплекс сила изменяется медленно, и молекулы ДНК в момент разрыва испытывают слабое нагружение. Соответственно, уменьшение времени нарастания амплитуды колебаний кристалла приводит к увеличению скорости нагружения. В данной работе сила разрыва молекул ДНК была измерена при различных временах сканирования в диапазоне от 20 до 300 с.

Положения барьеров, константы скоростей диссоциации и времена жизни были экспериментально определены для ДНК/ДНК-комплекса полностью комплементарных олигонуклеотидов, а также для двух комплексов, содержащих однонуклеотидные несоответствия в термодинамически стабильном и нестабильном концах, соответственно.

Выполненные оценки кинетических пара метров, таких как константа скорости диссоциации kdiss и равновесное время жизни τ, хорошо согласуются с данными, представленными в литературе. Снижение величины положения барьера в случае мисматч-содержащего комплекса вероятно связно с формированием инициационного комплекса, достаточного для начала разрушения двойной спирали по механизму unzipping.

Рис.130 - Схематическое изобра- жение установки для измерениясилы разрыва связей.

В данной работе была продемонстрирована возможность применения метода REVS на основе кварцевого резонатора для достоверного определения кинетических характеристик диссоциации комплексов нуклеиновых кислот. Предложенный в данной работе подход для исследования кинетики диссоциации комплексов с использованием QCM может быть использован для широкого круга биофизических задач, связанных с изучением свойств белков, нуклеиновых кислот и белково-нуклеиновых комплексов, формирующих, в том числе, комплексы с низкой стабильностью.

Целью данной работы является разработка теоретических основ, а также конструкторских и технологических решений для создания высокочувствительного датчика деформации на основе пьезооптического оптоэлектронного преобразователя. При этом датчик должен соответствовать требованиям промышленной эксплуатации, существенно превосходить параметры современных датчиков, основанных на других принципах, и быть лишенным присущих этим датчикам недостатков: деградация параметров со временем, гистерезис, нелинейность, малый динамический диапазон, низкая чувствительность к деформации и высокая чувствительность к перегрузкам.

Для решения поставленной задачи было сделано следующее.

1) С помощью численного моделирования был детально изучен процесс формирования выходного сигнала пьезооптического преобразователя.

2) Было показано, что использование крестообразной формы фотоупругого элемента (ФЭ) преобразователя позволяет существенно увеличить механические напряжения в рабочей области ФЭ и, тем самым, повысить чувствительность в приложенной силе.

3) В качестве материала ФЭ был выбран плавленый кварц, технология обработки которого хороша развита. Низкий пьезооптический коэффициент плавленого кварца компенсировался крестообразной формой ФЭ, которая повышает механические напряжения в рабочей области ФЭ.

4) Благодаря крестообразной форме ФЭ, остальные оптические элементы преобразователя размещены в пределах габаритных размеров ФЭ. В результате появилась возможность изготовить унифицированный корпус для преобразователя, а его монтаж на объекте контроля осуществлять с помощью нагрузочных элементов, конструкция которых зависит от способа монтажа.

5) В смонтированном состоянии ФЭ элемент закреплен в заведомо нагруженном состоянии, прич м предварительная нагрузка осуществляется в двух взаимно перпендикулярных направлениях, что обеспечивает бесклеевое силовое замыкание, работу на сжатие и растяжение, температурную незави-симость выходного сигнала.

6) Предварительный усилитель расположен внутри экранированного унифицированного корпуса преобразователя. В результате пьезооптический преобразователь сам по себе является законченным прибором.

Рис.131 - Оптическая схема пьезооптического преобразователя и конструкция датчика на его основе.

Рис. 132 - Временные зависимости пьезооптического датчика (вверху) и тензорезисторного калибровочного датчика (внизу) при последовательной нагрузке весами 1, 3, 5, 10, 20, 50, 100 г.

На Рис.131 слева показана оптическая схема пьезооптического преобразователя с крестообразным фотоупругим элементом, а справа – конструкция преобразователя в унифицированном корпусе. На Рис.132 показаны результаты сравнительных испытаний предложенного пьезооптического преобразователя и калибровочного тензорезисторного нагрузочного элемента (Load Cell), обладающего наибольшей среди известных датчиков чувствительностью и используемого только для калибровки испытательных машин. Из рисунка видно, что чувствительность пьезооптического преобразователя примерно на порядок выше, чем для Load Cell. При этом в пьезооптическом датчике используются материалы, чьи свойства слабо меняются со временем и под нагрузкой.

Целью данной работы является исследование характеристик спектральной чувствительности пироэлектрического фотоприемника на основе пленки тетрааминодифенила (ТАДФ) толщиной 1 мкм в диапазоне от видимого до миллиметрового излучения с целью определения возможности его использования в качестве сверхширокополосного детектора для спектроскопии видимого, инфракрасного (ИК), терагерцового (ТГц) и миллиметрового (ММ) диапазонов.

Светочувствительный элемент пиродетектора представляет собой конденсатор, в котором в качестве диэлектрика используется слой ТАДФ толщиной 1 мкм. Толщина верхнего алюминиевого электрода составляла 0,01 мкм, а нижнего алюминиевого электрода –0,07 мкм. Конденсатор размещен на самонесущей полимерной плёнке полиарилатно эпоксидного лака толщиной 0,3 мкм, закрепленной по краям на керамической подложке размером 4×4×1 мм с отверстием в центре диаметром 2 мм. Такая конструкция сводит к минимуму теплоотвод от пироэлектрической пленки, которая нагревается за счет поглощения излучения. Размер светочувствительной области составлял 1×1 мм. Входное окно выполнено из сапфировой пластины толщиной около 170 мкм, предположительно прозрачной в видимом, ИК и ТГц диапазонах.

На Рис.133 показан спектр вольт-ваттной чувствительности пиродетектора в видимом и ИК диапазонах. Видно, что, с одной стороны, спектральная зависимость практически однородна во всем диапазоне. С другой стороны, зависимость имеет осцилляции в коротковолновой части спектра (≈ 0,4–3,0 мкм). Колебания могут быть связаны с интерференцией световых лучей, например, между окном и пироэлектрической пленкой. Значение вольт-ваттной чувствительности предлагаемого пиродетектора находится в диапазоне ≈ 0,5–1,5 107 В/Вт. Определённая из измерений NEP=6×10^-10 Вт/Гц^1/2, примерно, в пять раз ниже, чем NEP калибровочного детектора.

Рис.133 - Спектральная зависимость вольт-ваттной чувствительности пиродетектора в видимом и инфракрасно диапазоне

На Рис.134 показан спектр отклика пиродетектора, нормированного на сигнал ячейки Голея, в диапазоне частот излучения 0,1–1,0 ТГц. Из рисунка видно, что чувствительность пиродетектора в среднем имеет слабую спектральную зависимость и в 2–8 раз превышает чувствительность ячейки Голея, которая является наиболее чувствительным детектором в этом диапазоне. Эти результаты показывают, что поглощение излучения, скорее всего, происходит в верхнем полупрозрачном алюминиевом электроде и является следствием аномального скин-эффекта. Оптические характеристики металлических пленок, толщина которых меньше толщины скин-слоя, не зависят от частоты излучения, а поглощение при определенном соотношении толщины слоя и его проводимости может достигать 50%.

Рис.134 - Спектральная зависимость отклика пиродетектора, нормированного на сигнал ячейки Голея, в терагерцовом диапазоне.

Использование компактных вторичных усилителей и многоканального источника питания позволит создавать относительно недорогие системы для высокоскоростной ИК- и ТГц-спектроскопии в научных и технологических исследованиях, включая медицинские приложения.

Целью данной статьи является экспериментальным и расчётным путём продемонстрировать возможность охлаждения малоформатных матричных фотоприемных устройств форматом 100Ч100 пикселей за время менее 10 сек. с сохранением стандартной чувствительности КРТ фотоприёмника. Для достижения поставленной цели исследовано влияние замены холодной апертурной диафрагмы МФ на «теплую» и определение её наиболее оптимальной конструкции.

На рис.135 представлен схематический чертёж составной апертурной охлаждаемой диафрагмы, устанавливаемой в криостате. Она состоит из апертурной и двух вспомогательных диафрагм (бленд). Первая вспомогательная диафрагма (поз. I) непосредственно окружает МФ, следующая вспомогательная диафрагма (поз. II) уменьшает попадание отражённого от стенок диафрагмы светового потока на МФ. Апертурная диафрагма (III) – ограничивает световой поток от рассматриваемого объекта. Обозначения на рисунке: 1 - световой фильтр; 2 – поглощающее излучение покрытие; 3 – охлаждаемый МФ. Апертурная диафрагма имеет относительное отверстие 1:2 и поле зрения около 60°. Расстояние между фильтром и фотоприёмником составляет около 20 мм. Охлаждение диафрагмы осуществляется от пьедестала, на котором расположен МФ. Если разорвать тепловой контакт между вспомогательными диафрагмами I и II, то части II и III не будут охлаждаться, а время выхода на рабочий режим ФПУ сократится – такие диафрагмы можно назвать «теплыми».

Экспериментальным и расч тным путём была исследована возможность охлаждения малоформатных матричных фотоприемных устройств форматом 100×100 пикселей за время менее 10 с при сохранении стандартной чувствительности КРТ фотоприёмника. Для этого было исследовано влияние замены холодной апертурной диафрагмы МФ на «теплую» и определение её наиболее оптимальной конструкции. Результаты сравнения времени выхода МФ в газонаполненном криостате с холодной (Рис.135) и теплой апертурными диафрагмами представлено на Рис.136. В результате было выяснено, что охлаждение холодной диафрагмы можно разделить на два этапа: первый этап быстрое охлаждение от комнатной до температур 120 – 100 К за время около 30-35 сек., второй - медленное, порядка 1 минуты, до 95 К. Для многих задач время выхода на рабочий режим в 30 секунд приемлемая величина. Однако температура 120 К. не приемлема, так как количество термогенерируемых носителей в матрице гетероэпитаксиальных КРТ фотодиодов будет превышать количество фотогенерированных носителей. При применении теплой диафрагмы МФ за время около 40 сек. охлаждался жидким азотом до температуры 85 К. При охлаждении ФПУ с помощью дроссельного холодильника охлаждение МФ до 85 К уменьшилось до 15 секунд. Причина медленного охлаждения ФПУ с холодной диафрагмой обусловлена большим количеством подходящих к МФ электрических контактов, что снижало площадь теплового контакта диафрагмы к пьедесталу.

При уменьшении формата матрицы гетероэпитаксиальных КРТ фотодиодов до 100×100 пикселей время охлаждения составит менее 10 секунд, т. к. масса охлаждаемых деталей уменьшится приблизительно в 1,7 раза:

Т_охл = (1с + 14с/1,7) < 10 с.

Таким образом, нам удалось получить с тёплой диафрагмой стандартную чувствительность для КРТ фотоприёмника и показать, что для малоформатного МФПУ можно получить время охлаждения менее 10 секунд.

В работе предложена конструкция теплой диафрагмы, для которой фон отражённых от внутренних поверхностей диафрагмы лучей минимален для малоформатного МФ. Применение теплой диафрагмы оптимальной конструкции в ФПУ уменьшает время выхода МФ на рабочий режим (85 К) с 1мин. 30 сек. (холодная диафрагма) до 40 сек. Показано расчетным путем, что применение теплой диафрагмы для малоформатного МФ уменьшит время охлаждения ФПУ до 10 с и менее. Экспериментально подтверждено, что стандартная чувствительность КРТ фотоприёмников сохранилась

Представлены результаты численного моделирования нового оптического сенсора на основе периодического элемента связи, реализующего одновременно функцию фильтрующего элемента и дифракционного элемента вывода излучения из волновода. Чувствительная часть сенсора представляет собой полосковый кремниевый волновод (кремниевую проволоку), над которой располагается тонкий окисный буферный слой и канальный волновод из оксинтрида кремния (SiON) с периодической модуляции его ширины (см. Рис.137а). Данная дифракционная решетка осуществляет эффективную связь в узком спектральном интервале двух фундаментальных мод ТЕ поляризации, распространяющихся в параллельных канальных волноводах из кремния и SiON.

Рис. 137 - Принципипальная схема оптического сенсора: а) оптическая схема сенсора c дифракционной решеткой; б) схема считывания данных с сенсора по анализу дальнего поля.

Мода, которая распространяется в верхнем волноводе из SiON, является вытекающей за счет направленного излучения из дифракционной решетки, обрамляющей его границы. Важно, что данное излучение наблюдается в узком спектральном интервале, а угол излучения зависит от показателя преломления окружающей среды. Поэтому анализирую угловое распределение излучения в дальнем поле с помощью матричного фотоприемника, расположенного в фокальной плоскости цилиндрической линзы (см. Рис.137б), можно контролировать изменение показателя преломления окружения сенсорного элемента. Его работа была численно промоделирована методом конечных разностей во временной области (FDTD). Расчеты показывают, что данный сенсор может обеспечить внутреннюю чувствительность (iLOD)0.004 RIU для структур длиной порядка 10 мм.

В рамках работ над спин-детектором с пространственным разрешением была произведена оценка эффективности детектирования (figure of merit, FOM) и предела пространственного разрешения. Для оценки эффективности детектирования использовался вакуумный фотодиод, состоящий из источника электронов – GaAs фотокатода с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС), и детектора – гетероструктуры с AlGaAs/GaAs квантовыми ямами.

Рис. 138 - а) Поляризационные спектры катодолюминесценции (σ⁺, σ^-), измеренные с противоположным направлением поляризации (спина) инжектируемых электронов с ускоряющим напряжением 0.5 В при Т=300 и 90 К. б) Спектральная зависимость поляризации КЛ определяется как (σ⁺-σ^-)/(σ⁺+σ^-). в) Зависимость интенсивности катодолюминесценции (КЛ) в GaAs аноде от энергии инжектируемых электронов при T=300 K. Вставка: изображение КЛ при энергии электронов 1кэВ.

FOM определялся как F=(A_CL/P₀)²Y_CL, где A_CL- асимметрия детектирования катодолюминесценции (КЛ), P₀ - спиновая поляризация пучка, эмитируемого из фотокатода, Y_CL – квантовый выход КЛ. Для данной конфигурации A_CL оказалась равной 2% при T=300 K и 3.5% при T = 90 K (рис. 138(б)). Средняя поляризация электронного пучка для GaAs фотокатода составляет около 20% при T=300 K и 35–40% при T = 90 K, а квантовый выход КЛ оказался порядка 10^-4. С учётом приведённых параметров была определена эффективность исследуемой гетероструктуры детектора (F=510^-6). Стоит отметить, что A_CL можно повысить за счёт уменьшения соотношения τ_r/τ_s, где τ_r – время жизни электрона, τ_s – время релаксации спина электрона. Основной способ увеличения данного соотношения – использовать гетероструктуры без квантовых ям, тем самым уменьшить τ_r. На квантовый выход катодолюминесценции, а также пространственное разрешение прибора в значительной степени влияют дефекты гетероструктуры, в частности, дислокации, образовавшиеся при сварке гетероструктуры со стеклом. Влияние дислокаций можно избежать, оптимизировав процесс сварки.

Для оценки предела пространственного разрешения КЛ были изготовлены вакуумные фотодиоды с двумя GaAs фотокатодами. Измерение предела разрешения производилось с использованием штриховой миры USAF 1951, изображение которой проецировалось на один из фотокатодов. Изображения КЛ регистрировались со стороны второго фотокатода с помощью КМОП камеры при энергии электронов равной 1кВ. Предел разрешения КЛ в данных приборах оказался равным 60 пар линий/мм, или около 8 мкм (рисунок 138в).

Методом MOCVD были изготовлены гетероструктуры, в качестве активного слоя в которых использован AlGaAs. Максимальная поляризация фотолюминесценции в данных гетероструктурах достигает 20%. Изготавливаются образцы вакуумных фотодиодов с использованием данных гетероструктур для измерения пространственного распределения поляризации свободных электронов.

В качестве образцов использовались пленки Pb_1-xSn_xTe:In с n-типом проводимости, полученные методом МЛЭ на подложках (111)BaF₂. Затем путём локального легирования индия на образце были получены контакты n⁺-типа. Расстояние между контактами составляло ~ 50 мкм при длине зазора ~ 370 мкм. При понижении температуры образец переходил в высокоомное состояние, где его удельное сопротивление было порядка 10⁶ Ом·см, в таком случае процессы проводимости могут быть описаны теорией токов, ограниченных пространственным зарядом (ТОПЗ), где значительную роль играют ловушки.

Рис. 139 - a) Вольт-амперная характеристика образца с различным временем засветки (t –t_on), б) динамика фототока в момент включения и выключения освещения (t_on и t_off) при различных напряжениях на образце (U_sd).

На Рис. 139 представлены зависимости I(U) и I(t) (T = 4.2 К), полученные при освещении образца. В качестве источника излучения использовалась миниатюрная лампа накаливания с краем пропускания 4.5 мкм. Как видно из Рис. 139 наблюдается два участка фотопроводимости (отрицательный и положительный). Это может быть связано с присутствием в плёнках Pb_1-xSn_xTe:In двух типов ловушек («быстрых» и «медленных). Предполагается, что «медленные» ловушки располагаются в объёме образца и определяют отрицательную фотопроводимость, а «быстрые» ловушки находятся на поверхности или вблизи неё и определяют положительную фотопроводимость.

Исследована энергетическая структура и взаимодействие электронов с локальными колебаниями решетки для точечных дефектов в AlN. На основе теории функционала плотности проведены расчеты энергий формирования и термодинамических уровней переходов между зарядовыми состояниями для собственных дефектов, а также дефектов и комплексов, содержащих примеси углерода, кислорода и кремния в AlN. Проведены расчеты энергий локальных фононов, параметров Хуанга-Рис и формы полос люминесценции при различных температурах для различных точечных дефектов в AlN (Рис. 140). Рассмотрены переходы зона проводимости – дефект, валентная зона – дефект, донорно-акцепторные и внутрицентровые переходы.

Рис. 140 - Расчетные формы полос люминесценции для переходов из зоны проводимости AlN на различные точечные дефекты и комплексы в AlN.

Расчет формы полос люминесценции для донорно-акцепторных переходов проводился с учетом уширения полосы люминесценции, вызванного взаимодействием электронов с локальными колебаниями решетки, и с учетом дискретного расположения доноров и акцепторов в узлах кристаллической решетки AlN. В широком диапазоне температур экспериментально исследована стационарная фотолюминесценция и динамика рекомбинации носителей заряда в слоях AlN (Рис. 141).

Рис. 141 - (а) Спектры фотолюминесценции AlN при различных температурах. (б) Кривые затухания фотолюминесценции AlN при различных температурах. Символы – эксперимент, линии – аппроксимация моделью донорно-акцепторной рекомбинации.

Кинетика фотолюминесценции описана моделью донорно-акцепторной рекомбинации с участием глубокого центра. Для оранжевой полосы фотолюминесценции в AlN определены несколько донорно-акцепторных переходов с наиболее близким положением расчетной энергии максимума люминесценции к эксперименту. Большой Франк-Кондоновский сдвиг оранжевой полосы фотолюминесценции в AlN, наблюдающийся в эксперименте, объяснен с учетом релаксации решетки как для акцептора, так и для донора.

С применением современного тепловизионного метода экспериментально получены оригинальные результаты исследований адсорбционно-десорбционных процессов и низкотемпературных каталитических реакций, протекающих при взаимодействии газов с твердыми телами. В этом же обзоре путем проведенного всестороннего анализа научной литературы систематизированы данные о применении тепловизионного метода в химии и смежных областях.

Из результатов, полученных в ИФП СО РАН, можно особо отметить следующие: впервые в области химии а) в полном объеме была информативно использована в проведенных экспериментах вся совокупность предельных технических параметров, присущих матричным тепловизорам последнего поколения (температурная чувствительность порядка 10^-2 C, временное разрешение порядка 10^-2 с, высокое пространственное разрешение); б) с временным разрешением 10^-2 с в условиях комнатных температур представлена начальная фаза каталитической реакции окисления СО до CO₂ на наночастицах золота, сформированных на поверхности окиси алюминия (этот высокоскоростной процесс назван автором "fast ignition"); в) с таким же временным разрешением представлена динамическая картина распространения тепловых адсорбционно-десорбционных волн в слое высокодисперсного твердотельного материала после импульсного (продолжительностью 0.6 с) введения паров воды в поток сухой смеси азота с кислородом, стационарно пересекающей слой; г) количественно представлено и объяснено отличие друг от друга тепловых откликов предварительно прокаленного при разных температурах золотого катализатора на носителе -Al₂O₃, подвергнутого последовательной атаке газов, содержащих молекулы H₂O, а затем – CO; д) общепринятое предположение о том, что более высокая температура катализатора при протекании каталитической реакции соответствует его более высокой каталитической активности, подтверждено экспериментально; е) представлены надежные обоснования в пользу того, что тепловизионный метод вполне способен в перспективе заменить собой некоторые стандартные способы характеризации химических процессов, в частности, определение каталитической активности катализаторов. Доказано, что ИК термография нового поколения обладает высоким потенциалом, позволяющим служить высокоинформативным инструментом исследований в экспериментальной химии.

Рис. 142 - Пространственно-временная эволюция температурного профиля, измеренная с использованием матричного тепловизора ТКВр-ИФП/СВИТ в слое золотого катализатора на носителе -Al₂O₃. В ходе эксперимента в стационарный поток сухой газовой смеси (N₂+O₂) был кратковременно (0.6.с) инжектирован водяной пар с температурой 0.8 C (левая диаграмма). Трансформация профиля после завершения инжекции с поступательным продвижением возникшей десорбционной тепловой волны представлена на диаграмме справа. Время, прошедшее с начала эксперимента, указано для каждой кривой на обеих диаграммах.

Семейство графиков рис. 142, отражающих динамические адсорбционно-десорбционные процессы, протекающие в слое катализатора Au+Al₂O₃, синтезированного в ИК СО РАН (Б.Л.Мороз), иллюстрирует скоростные возможности современной инфракрасной термографии. Детали эксперимента представлены в подписи к рисунку. Хорошо видно, что уже за времена порядка десятых и даже сотых долей секунды матричный тепловизор позволяет извлечь новую информацию о развитии сорбционного процесса в слое высокодисперсного образца. Еще более быстрые процессы, которые способен в количественной форме представить тепловизионный метод, продемонстрированы на примере каталитической реакции (см. публикацию).

В 3D модели диффузии фотоносителей заряда в фотодиодах HgCdTe анализировалось влияние локальной квантовой эффективности на характеристики ФЧЭ в условиях однородного и локального освещения с учетом длины оптического поглощения и диффузии неосновных носителей (L_D), толщины фотослоя, размера и шага элементов. Интегральная квантовая эффективность (χ ) при однородной засветке слабо зависит от размеров ФЧЭ, если расстояние между границами соседних n-p переходов меньше L_D.

Рис.143 - Зависимости квантовой эффективности ФЧЭ при однородной засветке фрагмента матрицы и локальной засветке центрального ФЧЭ от толщины ФС. Уровни сигналов на соседних и диагональных элементах. (а) ФЧЭ - 20×20 мкм, D_n-p=16 мкм, (б) – для ФЧЭ с размерами 5×5 мкм, D_n-p=3 мкм.

При локальной засветке χ снижается при уменьшении размеров ФЧЭ за счет ухода фотоносителей из центрального в соседние ФЧЭ и не компенсируется их приходом из соседних ФЧЭ. С уменьшением размеров ФЧЭ разница в χ при однородной и локальной засветках возрастает (Рис. 143). На Рис.144 показаны зависимости коэффициентов фотоэлектрической связи и ЧКХ ФЧЭ (Рис.145). Модель позволяет: вычислять уровни сигналов многоэлементных планарных ФЧЭ сверткой локального распределения квантовой эффективности с произвольным оптическим изображением, рассчитывать ЧКХ (проведен для одномерных мир и двумерных «шахматного типа» мир). ЧКХ для 2D тестовых мир характеризуют возможности многоэлементных ИК ФПУ при регистрации малоразмерных и точечных объектов. С помощью модели можно решить задачу многопараметрической оптимизации фотоэлектрических и конструктивных параметров ФЧЭ, с учетом характеристик оптической системы. Проведен анализ фотоэлектрических характеристик многорядных ИК ФПУ традиционной архитектуры, в составе двух или более смещенных относительно друг друга идентичных подмодулей с разреженной топологией ФЧЭ.

Рис.144 - Уровни сигналов на соседних ФЧЭ от толщины ФС для ФЧЭ с размерами пикселей 20×20 и 5×5 мкм: кривые 1-3 уровни сигналов на соседних элементах, кривые 4-6 на диагональных элементах. Длина оптического поглощения L_Opt: 2 мкм (кривые 1, 4), 3 мкм (кривые 2, 5), и 5 мкм (кривые 3, 6).

Показано что, разреженная топология фоточувствительных элементов приводит к необходимости использовать более сложные технологии изготовления ФЧЭ, такие как, меза технологию.

Рис. 145 - ЧКХ для одномерных (кривые 2, 4 и 6) и двухмерных шахматного типа мир (кривые 1, 3 и 5), кривые 1, 2 при длине оптического поглощения L_Opt= 2 мкм, 3, 4 L_Opt = 3 мкм, 5, 6 L_Opt = 5 мкм.

Предложена новая «сотовая» конфигурация фоточувствительных элементов и показано, что «сотовая» конфигурация обеспечит повышение чувствительности, пространственного разрешения для малоразмерных, точечных объектов, позволит упростить требования к сканирующей системе, снизить стоимость и весо-габаритные показатели линейчатых многорядных ИК ФПУ.

В работе [IEEE Trans. Antennas Propag., v. 68(11), p. 7700-7704 (2020)] предложена и исследована двуслойная анизотропная МП с зигзагообразным металлическим рисунком (Рис. 146, а), работающая на пропускание, которая изготовлена на базе 100 мкм полипропиленовой (ПП) пленки и оптимизирована для фазового сдвига 180 град. на частоте 0,15 ТГц. Для разработанной структуры экспериментально продемонстрирована эффективность преобразования свыше 90% (с потерями на поглощение менее 10%) при уровне кросс-поляризационной дискриминации (XPD) свыше 30 дБ и относительной ширине рабочей полосы около 9%, определенному по уровню XPD 10 дБ. В работе [IEEE Trans. Antennas Propag., v. 68(3), p. 1491-1502 (2020)] на примере однородной ультратонкой однослойной МП на основе 10 мкм пленки, исследованной в полосе частот 0,23–0,54 ГГц, показано, что самокомплементарная геометрия (Рис. 146, б) обеспечивает спектрально-независимый фазовый сдвиг 90 град. для ортогональных компонент линейно поляризованной падающей волны. В работе [IEEE Trans. Terahertz Sci. Technol., v. 11(2), p. 165 (2020)] продемонстрировано, что пространственная модуляция геометрии ячеек МП (Рис. 146, в) обеспечивает фокусировку круговой кросс-поляризации в точку (функция линзы) на частоте 0,345 ТГц при сохранении кополяризации невозмущенной.

Рис. 146 - Иллюстрация геометрии ячеек метаповерхностей.

Совместно с зарубежными коллегами предложены и проанализированы двухкубитовые вентили CZ на основе одновременного симметричного возбуждения двух атомных кубитов (управляющего Control и управляемого Target) во взаимодействующие ридберговские состояния адиабатическими лазерными импульсами. В качестве примера кубитов были взяты два ультрахолодных атома Cs в двух соседних оптических дипольных ловушках. Рабочими уровнями кубитов служат два сверхтонких подуровня основного состояния 6S. Теоретический анализ показал, что предложенным методом можно получать состояния Белла с точностью F>0,999 с использованием импульсов быстрого адиабатического прохождения атомных резонансов при лазерном возбуждении. Для реального двухфотонного лазерного возбуждения атомов Cs с отстройкой от промежуточного состояния 6P (Рис. 147)

Рис.147 - Схема реализации двухкубитового вентиля CZ на основе симметричного двухфотонного возбуждения взаимодействующих ридберговских состояний двух атомных кубитов адиабатическими лазерными импульсами. Схема учитывает спонтанное испускание из промежуточного и ридберговского состояний.

после глобальной оптимизации формы адиабатических импульсов можно генерировать состояния Белла с точностью F=0,997. Проведенный теоретический анализ учитывает спонтанное испускание из промежуточного и ридберговского состояний, а также конечное время жизни ридберговского состояния при комнатной температуре, однако не учитывает возможные ошибки вследствие шумов лазерного излучения. Предложенный протокол имеет преимущество над стандартным несимметричным протоколом (с лазерным возбуждением только одного атома в условиях ридберговской дипольной блокады), поскольку он не требует индивидуальной лазерной адресации каждого атома и устойчив к доплеровским сдвигам атомных резонансов, возникающим вследствие остаточного теплового движения атомов в оптических ловушках при их конечной температуре.

Трехчастичные резонансы Фёрстера 3×nP_3/2 nS_1/2+(n+1)S_1/2+nP _3/2, управляемые постоянным электрическим полем, были экспериментально реализованы нами недавно в ансамбле нескольких холодных ридберговских атомов Rb. Одним из их недостатков является близость двухчастичного резонанса Фёрстера 2×n_3/2→nS_1/2 +(n+1)S_1/2, а также возможность его реализации только для состояний со значениями главного квантового числа n≤38. В совместной работе с французской группой нами предложен и проанализирован трехчастичный резонанс нового типа 3×nP_3/2→nS_1/2+(n+1)S_1/2+nP^*_3/2, который можно реализовать для произвольных n. Его особенностью является также то, что третий атом переходит в состояние с другим полным моментом J = 1/2, которое не имеет штарковской структуры, поэтому двухчастичный резонанс полностью отсутствует. Численные расчеты на примере трехчастичного резонанса Фёрстера 3 × 70P_3/2 (|M| = 1/2)→ 70S_1/2 + 71S_1/2 +70P_1/2 для трех ридберговских атомов Rb в нескольких пространственных конфигурациях показали, что для не слишком сильного взаимодействия и линейно выстроенных атомов вдоль управляю щего электрического поля возможно наблюдение двух узких трехчастичных резонансов, хорошо разрешенных в шкале электрического поля (Рис. 148 а).

Рис.148 - a) Численно рассчитанная вероятность перехода в конечное коллективное состояние при трехчастичном резонансе Фёрстера 3 × 70P_3/2 (|M| = 1/2) → 70S_1/2 + 71S_1/2 +70P_1/2, управляемом электрическим полем. Имеются два хорошо разрешенных пика трехчастичного резонанса при значениях электрического поля 0.1247 и 0.140 В/см. Точная настройка на один из пиков позволяет получить когерентное трехчастичное взаимодействие, сопровождаемое осцилляциями населенности конечного коллективного состояния с3. б) Осцилляции населенностей при настройке электрического поля на трехчастичный резонанс в электрическом поле 0.1247 В/см. Контраст осцилляций превышает 95%, что позволяет их рассматривать в качестве основы для трехкубитовых квантовых операций.

При точной настройке на один из резонансов можно получить высококонтрастные осцилляции населенности конечного коллективного состояния во времени (Рис. 148 б). Поскольку такие осцилляции сопровождаются осцилляциями фазы коллективной волновой функции трех атомов, на их основе можно реализовать новые схемы выполнения трехкубитовых квантовых операций, управляемых электрическим полем.

Базовыми однокубитовыми квантовыми операциями являются вентиль Адамара Н, который создает когерентную суперпозицию двух состояний кубита, и вентиль инверсии НЕ, который инвертирует состояние кубита. В эксперименте их выполнение производится путем экспериментального наблюдения осцилляций населенностей Раби между двумя рабочими уровнями кубита (Рис. 149 а) при вращении вектора состояний кубита на угол для вентиля НЕ и на угол /2 для вентиля Н при различных начальных состояниях (логические «0» и «1»). Нами были выполнены эксперименты по реализации однокубитовых квантовых операций с одиночным атомом ⁸⁷Rb в оптической дипольной ловушке с длиной волны 850 нм. Ловушка была сформирована длиннофокусным объективом, расположенным снаружи вакуумной камеры магнитооптической ловушки. Регистрация атома осуществлялась по сигналу резонансной флуоресценции с помощью sCMOS видеокамеры.

Рис.149 - а) Идеальные осцилляции Раби на "часовом" СВЧ-переходе 5S_1/2(F=2, M_F=0)5S_1/2(F=1, M_F=0) между сверхтонкими подуровнями основного состояния атома ⁸⁷Rb для выполнения однокубитовых квантовых операций на их основе. Точками обозначены конечные фазы осцилляций Раби, использующиеся для различных однокубитовых операций. б) Экспериментальная запись осцилляций Раби на этом переходе. Вертикальные линии задают точки пересечения площадей импульсов π/2, , 3π/2, 2π с экспериментальными осцилляциями Раби для определения точности выполнения однокубитовых операций.

В экспериментах были реализованы захват и удержание одиночного атома на временах до 50 с, оптическая накачка поляризованным лазерным излучением в начальное состояние кубита 5S_1/2(F=2, М_F=0) с точностью выше 95%, СВЧ-переходы на частоте 6,834 ГГц между двумя сверхтонкими подуровнями основного состояния и измерение конечного квантового состояния атома методом выталкивания атома из ловушки интенсивным лазерным импульсом. Получены осцилляции населенностей Раби на "часовом" магнитодипольном СВЧ-переходе 5S_1/2(F=2, М_F=0)5S_1/2(F=1, М_F=0) между двумя рабочими уровнями кубита с частотой Раби до 4,2 кГц, контрастом до 95% и временем когерентности до 3 мс (Рис.149 б). Данные осцилляции соответствуют реализации вентиля Адамара и вентиля НЕ из двух возможных начальных состояний кубита со средней точностью 95,23%.

Оптические затворы на базе слоя квантовых ям из полупроводниковых материалов (SESAM) должны быстро насыщаться, увеличивая отражение зеркала, и быстро восстанавливать исходное состояние. Использование тонких барьеров, допускающих туннелирование носителей заряда между квантовыми ямами, позволило получить время восстановления 2 пс. Именно эти свойства делают такие затворы привлекательным решением для получения фемтосекундных импульсов путём пассивной синхронизации мод излучения в компактных лазерах с высокой частотой следования импульсов.

Для быстродействующего оптического затвора, полностью состоящего из полупроводниковых соединений SESAM, сначала изготавливается полупроводниковый отражатель (в данном случае – из сло в GaAs/AlAs), а поверх этого отражателя – слои квантовых ям в качестве насыщающегося поглотителя. Такая конструкция монолитна, выращивается в едином цикле и обладает высоким оптическим качеством, она механически прочна, имеет низкий уровень ненасыщаемых потерь и высокую эффективность генерации в компактном фемтосекундном лазере (57%).

Недостатки SESAM связаны не только с его высокой стоимостью. Для таких оптических затворов характерна латеральная неоднородность, присущая процессу МЛЭ. С другой стороны, как показано в [Laser Physics. 2020. Vol. 30. PP. 025001], эта неоднородность может быть использована для получения целого набора затворов с плавно изменяющейся спектральной областью. Более важная особенность – используемые полупроводниковые соединения в области ближнего ИК излучения имеют заметную дисперсию, в результате чего область отражения зеркала не превышает 100 нм, что недостаточно в сравнении с шириной спектра усиления большинства иттербиевых лазерных сред.

Рис. 150 - Эффективность генерации относительно падающей на лазерный кристалл мощности накачки: кружки – наш SESAM , квадраты – коммерческий затвор SESAM 1040-1.5-1ps (Batop), треугольники – наш DSAM.

Более широкую область отражения можно обеспечить с помощью диэлектрического зеркалах. Поэтому была предложена конструкция затвора типа DSAM, включающая диэлектрический отражатель и слой тех же полупроводниковых ям, перенесенный на жесткий носитель. Оптическое качество DSAM на первом этапе оставалось хуже, чем для SESAM. Рис. 150 демонстрирует сравнение трех типов затворов по эффективности; для SESAM достигнута эффективность 57%, это выше чем у коммерческого образца 1040-1.5-1ps (фирма Batop); для DSAM эффективность ниже (19%) за счет ненасыщаемых оптических потерь (например, на рассеяние).

Со всеми затворами был получен стабильный режим синхронизации мод во всем диапазоне мощностей накачки, использованном при получении зависимостей на Рис.150. Качество синхронизации мод показывает также чистый (незашумленный) спектр межмодовой частоты, представленный на Рис. 151.

Рис. 151 - Вид спектра межмодовой частоты в режиме синхронизации мод с межмодовым расстоянием 942 МГц; использован наш SESAM.

Максимальная частота следования импульсов, достигнутая в лазерных испытаниях, равна 982 МГц. Максимальная средняя выходная мощность в режиме синхронизации мод – 2,54 Вт для SESAM и 0,92 Вт для DSAM. Длительность импульсов для всех затворов составила ~ 200 фс. Определен также порог разрушения рабочим излучением – не 2ниже 8,87 мДж/см для SESAM, что вдвое превышает значение для аналогичного по спектру и быстродействию коммерческого затвора.

В процессе разработки полупроводниковых зеркал с насыщающимся поглощением на базе слоя квантовых ям исследователи сталкиваются со следующей проблемой. Наноразмерные полупроводниковые структуры могут быть изготовлены на под- ложках, поглощающих рабочее излучение, с перспективой последующего удаления подложки. На промежуточном этапе необходимо получить сведения о том, насколько поглощение квантовых ям соответствует заданному спектральному диапазону и какова кинетика насыщения и восстановления поглощения слоя квантовых ям. В этом случае единственный метод исследования – спектроскопия отражения.

Принцип действия предлагаемого устройства заключается в последовательном измерении сигнала от пучка излучения, прошедшего через центр поворотного столика (Рис. 152 a) и сигнала от того же пучка излучения, отражённого от образца, помещённого в центр столика (Рис. 152 б).

На Рис. 152 цифрами обозначены следующие элементы оптической схемы: 1 – поворотный столик; 2 – крепление образца; 3 – диафрагма, ограничивающая пучок света; 4 – источник излучения; 5 – сферическое зеркало, формирующее пучок, падающий на диафрагму; 6 – зеркало, формирующее пучок, падающий на щель монохроматора; 7 – поворотное зеркало; 8 – прерыватель пучка с оптронной парой, образующей опорный сигнал для синхронного детектирования; 9 – монохроматор МДР-2; 10 – фотодетектор ФД-9; 11 – синхронный детектор; 12 – АЦП; 13 – компьютер.

Оптическая часть установки (Рис. 152) состоит из поворотного столика (1), в центр которого помещена диафрагма (3) диаметром 1,4 мм, не имеющая отражения и механически не связанная с поворотным столиком, её положение не меняется при повороте столика. Осветитель образован галогеновой лампой (4) и зеркалом (5). Он жёстко закреплён на поворотном столике (1), и пучок излучения от зеркала (5) направлен в область диафрагмы (3) строго по радиусу поворотного столика. При повороте столика с осветителем, то есть при переходе от измерения с проходящим пучком (Рис. 152 a) к измерению с отражённым от образца пучком (Рис. 152 б), величина светового потока в области диафрагмы не меняется.

Рис. 152 - a) – схема получения опорного сигнала от потока излучения, падающего на образец; б) – схема получения сигнала от потока излучения, отражённого от образца.

В случае измерения с образцом (Рис. 152 б) он плотно прижимается к диафрагме креплением (2). Пучок, прошедший через диафрагму (Рис. 152 a) или отражённый от образца (Рис. 152 б), фокусируется при помощи зеркал (6 и 7) через прерыватель (8) на щель решёточного монохроматора (9), а затем регистрируется подходящим фотодетектором. Электронная часть установки включает: синхронный детектор, регистрирующий сигнал фотодетектора, АЦП, на который поступают сигналы с фотодетектора и устройства управления монохроматором, и компьютера, на котором обрабатываются данные эксперимента.

Рис. 153 - Спектр отражения подложки GaAs, просветлённой слоем Eu₂O₃ (слева) и слоя квантовых ям InGaAsP, согласованных по параметру решётки с барьерами InP, выращенных на подложке InP/Fe.

В качестве иллюстрации работы оптической схемы приведены спектры отражения: от просветлённой подложки GaAs (просветляющий слой окиси европия) – Рис. 153 слева – и отражение от полупроводниковой структуры с квантовыми ямами, согласованными с барьерами по параметру решётки – Рис. 153 справа. Разработанная методика используется во всех работах лаб. 131 с полупроводниковыми образцами.

Для разработки широкого спектра новых нелинейно-оптических элементов лазерной техники и оптоэлектроники проводились исследования возможности получения элементов преобразования разных оптических частот на основе фотоинтегрированных структур в полимерных и стекло-композитных средах. Мощное коротко-импульсное полихроматическое взаимно-когерентное излучение применялось для формирования фотоинтегрированных структур методом оптического полинга в слабо проводящих образцах с малым коэффициентом поглощения в области видимого спектра. Изучались фотоинтегрированные структуры с разными параметрами и исследовались характерные свойства и особенности преобразования в них оптических частот лазерного излучения. В ряде оксидных и германо-силикатных образцов обнаружено значительное влияние зел ного излучения с длиной волны 532 нм на формирование фотоинтегрированных структур и преобразование оптических частот.

Рис. 154 - Максимумы эффективности ν_max нелинейно-частотного преобразования ИК импульсов на фотоинтегрированных структурах при засветке зелёным лазерным излучением с длиной волны 532 нм различной интенсивности.

На Рис. 154 представлена экспериментально зарегистрированная зависимость максимумов эффективности нелинейно-частотного преобразования ν_max на фотоинтегрированных структурах с удвоением частоты ИК импульсов АИГ:Nd лазера при засветке зел ным излучением разной интенсивности. Полученная зависимость имеет явно выраженный пик. При интенсивностях засветки зелёным излучением 0,06 ГВт/cм² регистрируемый максимум эффективности нелинейно-частотного преобразования значительно больше, чем при других интенсивностях засветки в интервале от 0,01 до 10 ГВт/cм². Причина возникновения аномальной зависимости пока до конца не ясна, исследования продолжаются.

Газоразрядные устройства, генерирующие холодную плазменную струю, широко используются в медицине. В последнее время уделяется значительное внимание исследованию плазменного воздействия на раковые клетки различного гистологического происхождения с достоверной демонстрацией подавления их жизнедеятельности. Непосредственно плазменная струя представляет собою последовательность стримеров, распространяющихся в окружающей среде в потоке инертного газа, прокачиваемого через газоразрядное устройство. Стример индуцируется на положительной полуволне приложенного синусоидального или импульсного напряжения.

Были разработаны, созданы и исследованы функциональные параметры нескольких типов конструкций плазменных устройств с коаксиальной и планарной геометрией, генерирующих низкотемпературную плазменную струю. Коаксиальная конструкция представляла собой диэлектрический канал с внутренним потенциальным и с внешним кольцевым земляным электродом. Внутри канала располагался диэлектрический капилляр c диаметром ~ 2 мм. В свою очередь объединение совокупности разрядных каналов в единый блок позволило создать устройство с увеличенной площадью плазменного воздействия на мишень. Планарная конструкция представляла собой диэлектрический корпус по длине которого организовывалась щель со вставленными в нее кварцевыми пластинами, образующими внутренний канал с зазором 2 мм – щелевое сопло. На выходе сопла располагались диэлектрические пластины, образующие капиллярный зазор ~ 1 мм. Разрядный промежуток образован внутренним медным многоострийным электродом, расположенным вдоль щели, и наружным заземленным электродом. Аналогичным образом, мультиплицирование щелевых разрядных промежутков позволило разработать многощелевую конструкцию планарного генератора плазмы.

Рис. 155 - Коаксиальные (а,б,в), планарные (г,д) одно (a,б,г) и многоканальные (в,д) источники плазменной струи.

Эксперименты проводились с инертными газами: гелием, неоном и агроном. Типичные параметры функционирования: диапазон скорости потока газа 1–15 л/мин, напряжение 2–50 кВ, токи на коллектор до 15 мA, частота следования импульсов до 50 кГц. В спектре излучения помимо линий основного газа He/Ne/Ar присутствуют линии молекулярного азота N₂, молекулярных ионов азота N₂⁺, оксида азота NO, гидроксида OH и Бальмеровской серии линии водорода. В УФ диапазоне спектра наблюдаются слабые линии O₂ и O₂² и азотных соединений, причем последние доминируют.

Ранее было показано, что кивотроны – газоразрядные устройства на основе «открытого» разряда ОР с генерацией встречных электронных пучков ЭП перспективны для генерирования и обострения высоковольтных импульсов. В настоящей работе проведены сравнительные исследования коммутационных свойств кивотронов с гелиевым, азотным и кислородным заполнением. Известно, что коэффициенты эмиссии под действием ионов γ_i и быстрых атомов γ_f в разряде в чистом гелии ниже, чем в гелии и азоте в условиях легирования поверхностей катодов азотом. Ещё более высокие величины γ_i, γ_f можно ожидать для поверхностей, легированных кислородом в разряде в чистом кислороде, в связи с тем, что γ_i, γ_f определяются сечениями ионизации частиц газа, внедренных в катод – быстрыми тяжелыми частицами, бомбардирующими катод. Эти сечения среди He, N₂ и O₂ наиболее высокие для кислорода, что подтверждается измерениями энергетической эффективности генерации ЭП.

Исследования проведены с планарной геометрией ячейки с дрейфовым пространством, которая содержала два ускорительных промежутка с катодами из карбида кремния и анодными молибденовыми сетками с геометрической прозрачностью 92% и характерным размером отверстий 1 mm. Расстояние катод -анод l = 3 mm, диаметр активной части катодов d = 28 mm, расстояние между сетками 9 mm.

Рис. 156 - ВАХ открытого разряда. 1,2 — гелий, p_He = 4Torr (пояснения в тексте), 3,4 — смеси: гелий (p_He=4Torr) с 0.2% O₂ (3) и гелий (p_He=4Torr) с 0.8% N₂ (4).

На рис. 156 показаны ВАХ для случая, когда ячейка работает в режиме непрерывного ОР. В обезгаженных ячейках ВАХ в гелии имеют ярко выраженный S - образный характер. Чем чище условия, тем более глубокое падение тока реализуется при увеличении напряжения выше первого максимума тока. Для зависимости 1 остаточная суммарная концентрация фоновых примесей O₂ и N₂ находится на уровне 10^-3 %. Зависимость 2 относится к случаю, когда их оценочная концентрация не превышает 10-5 % от концентрации атомов гелия. В этих условиях падение тока по сравнению с первым максимумом достигает величины ~ 10³. Исчезновение S - образного характера ВАХ происходит при уровне концентрации O₂ и N₂ порядка единиц 10^-2 % от концентрации атомов He. Для смесей с содержанием O₂ ~ 0.2 % и N₂ ~ 0.8 % ВАХ показаны зависимостями (3) и (4) соответственно. ВАХ в чистых газах O₂ и N₂ подобны зависимостям 3, 4 и ВАХ для аномального разряда.

Рис. 157 - Зависимости времени коммутации от напряжения τ_s(U) в кислороде, азоте, гелии и их смесях: а) – O₂: давление кислорода р_O2=1(1); 2(2); 2.5(3) и 3(4) Torr; гелий р_He=14(5) Torr; смесь гелий (р_He=14Torr)+0.2%O2 (6). б) – N₂: давление азота р_N2=1(1); 1.5(2); 2(3) и 2.5(4) Torr; гелий р_He=14(5) Torr; смесь гелий (р_He=14Torr)+0.8%N₂ (6).

Исследование коммутационных характеристик проводилось в режиме компрессии импульсов. По уровню 0.1 -0.95 измерялись время подъема напряжения на рабочей емкости τ_d и по уровню 0.9 -0.1 время коммутации -время спада напряжения на кивотроне τ_s. Также вычислялась степень компрессии импульсов S = τ_d/τ_s. На рис. 157 а, б показаны зависимости времени коммутации от рабочего напряжения τ_s(U) соответственно для O₂ и N₂. Для сравнения здесь же приведены зависимости τ_s(U) для чистого He и Не с добавками O₂ и N₂.

ВАХ в чистом гелии и ВАХ в гелии с примесями молекулярных газов существенно различаются. Отличия вызваны переходом от нормального разряда к аномальному и затем к разряду с убегающими электронами и формированию фотоэлектронного разряда в чистом гелии. При наличии примесей O₂ и N₂ происходит интенсивное расселение резонансного состояния He, а разряд поддерживается благодаря высокой величине <γ> . Различие в механизмах поддержания разряда приводит к отличию коммутационных характеристик приборов. Наличие «мертвой зоны» в разряде в гелии (падающий участок в зависимости I(U)) до U = 2-2.5 kV приводит к бульшей задержке развития разряда по сравнению со случаем O₂ и N₂ и соответственно к бульшей величине компрессии импульсов S(U). Особенности механизмов горения приводят к различающимся зависимостям τ_s от давления газа p. В гелии время коммутации τ_s ~ 1/р, по крайней мере, до величины τ_s 100 ps, в то время как для O₂ и N₂ уменьшение τ_s прекращается при давлении газа ~ 2.5-3 Torr. Совокупность этих особенностей приводит к тому, что одинаковое с гелием время коммутации в O₂ и N₂ достигается при значительно большем напряжении. При доминировании эмиссии под действием тяжелых частиц возможна реализация быстродействующих ключей. Меньшие времена коммутации обеспечиваются в кислороде, имеющем более высокое значение <γ> по сравнению с азотом. Уже небольшие примеси этих газов в гелий гасят резонансное излучение и поэтому для достижения одинаковых времен коммутации в N₂, O₂ и гелии с их добавками требуется более высокое рабочее напряжение, чем в чистом газе.

Основным назначением вычислительных систем (ВС) является обработка вычислительных задач. Такие задачи содержат мета-данные с описанием ресурсов ВС, необходимых для их решения, и могут состоять из одной и более параллельных программ (ПП). Запуск задачи состоит из следующих этапов: 1) развертывание среды исполнения (сервисных процессов); 2) запуск прикладных процессов формирующих вычислительную задачу; 3) определение статического и динамического компонентов среды исполнения.

Библиотеки управления средой исполнения (СИ) играют важную роль на всём цикле решения задачи. Интерфейс управления процессами – Process Management Interface (PMI) абстрагирует прикладные процессы, формирующие задачу, от деталей реализации СИ. PMI Exascale (PMIx) [PMIx Consortium. 2017-2019. Process Management Interface for Exascale (PMIx) Standard (version 3.1) - электронный ресурс] – наиболее актуальная и стандартизированная версия PMI, разработанная для ВС экзафлопсного уровня производительности. Информация о СИ в PMI хранится в виде базы данных ключ-значение (Key-Value Database, KVDb), доступ к которой осуществляется через примитивы чтения (Get), записи (Put) и синхронизации (Commit, Fence). Эффективный доступ к KVDb является ключевым при реализации PMI, поэтому типичным является ее размещение в общей памяти вычислительного узла, это позволяет исключить системные вызовы при обращении.

Рис. 160 - Схемы блокировки общей памяти.

Важной особенностью PMIx является параллельное и интенсивное чтение данных KVDb, выполняемое PMIx клиентами, в то время, как только один процесс (PMIx сервер) осуществляет доступ для записи и такая операция производится относительно редко. На рис. 160 представлены схемы блокировки, позволяющие обеспечить безопасный доступ к KVDb.

Первая схема основана на замке чтения-записи, предоставляемом стандартом POSIX [IEEE Standard for Information Technology–Portable Operating System Interface (POSIX(R)) Base Specifications, Issue 7. IEEE Std 1003.1-2017 (Revision of IEEE Std 1003.1-2008) (Jan 2018), p. 1–3951]. В случае конкурентного доступа к KVDb, каждый PMIx клиент должен выполнить операцию взятия замка для чтения над одной и той же областью памяти. Это вызывает повышенную нагрузку на подсистему обеспечения когерентности процессорных кэшей соответствующего узла ВС и приводит к высоким накладным расходам.

В работе [In Proceedings of the Sixth International Parallel Processing Symposium. 1992. IEEE, p. 656–659] предложена схема 1N-mutex операции взятия замка, которая не приводит к перегрузке подсистемы обеспечения когерентности процессорных кэшей. В ней для каждого PMIx клиента создается индивидуальный замок, взятие которого гарантирует атомарный доступ к KVDb для чтения. Взятие замка на запись требует захвата всех клиентских замков. Взятие замка на запись требует захвата всех клиентских замков, что существенно ограничивает масштабируемость этой операции относительно количества PMIx клиентов.

В Open PMIx используется схема блокировки 2N-mutex [Proceedings of the 26th European MPI Users' Group Meeting. September 2019. Article No.: 9. p. 1–10], в соответствии с которой на каждого PMIx клиента созда тся пара замков (mutex). Первый замок (LSx) используется как сигнальный, а второй (LPx) – для доступа к ОП. Захватив LPx, PMIx клиент освобождает LSx. При доступе для записи, сначала осуществляется захват всех сигнальных замков (LS1 – LSN), которые освобождаются PMIx клиентами максимально быстро. После захвата сигнальных замков, сервер захватывает основные замки (LP1 – LSN), при этом захват сигнального замка гарантирует, что новые попытки захвата на чтение предприниматься не будут.

Результаты оценки производительности, представленные на рис. 161, получены при помощи микро-теста [Микро-бенчмарк. (Электронный ресурс). URL: https://bitly.su/Wtxe0Z], разработанного в рамках данной работы, на NUMA узле на базе процессоров AMD (128 ядер).

Рис. 161 - Оценка эффективности алгоритмов блокировок в режиме конкурентного доступа (N-число ядер процессора).

Эффективность схем блокировок при реализации конкурентного доступа к общей памяти на запись (рис. 161 а) оценивалась как накладные расходы времени T на ожидание блокировки от момента инициализации операции до момента захвата всех клиентских замков. Алгоритм по схеме блокировки 2N-mutex позволяет снизить накладные расходы до порядка 10 раз при относительной погрешность измерений в 10 %.

Эффективность схем блокировок при реализации конкурентного доступа к общей памяти на чтение оценивалась как K- среднее число блокировок в единицу времени выполненное всеми клиентами за время испытания. Алгоритм по схеме блокировки 2N-mutex снижает пропускную способность приблизительно на 30 процентов при относительной погрешность измерений 4 %.

В системах управления ресурсами вычислительных систем (ВС) возникает задача формирования подсистемы из p процессорных ядер. В ВС на базе многопроцессорных узлов данная задача имеет множество решений. Известные системы управле- ния ресурсами IBM LoadLeveler, Altair PBS Pro, SLURM, TORQUE используют различные модели и методы управления очередями задачи и формирования подсистем ВУ [Proceedings of the 9th Workshop on Job Scheduling Strategies for Parallel Processing (JSSPP), LNCS #2862, 2003. P. 1–20]. Время выполнения глобальных коммуникационных операций на сформированных подсистемах будет различным. Существующие СУР не учитывают возможного падения производительности сетевой подсистемы при одновременном использовании ее компонентов параллельными процессами, поэтому практический интерес представляет разработка средств анализа влияния конкурентного использования каналов связи на время коммуникационных обменов целевой программы. Авторами была разработана система прогнозирования времени выполнения коллективной операции All-to-all на заданной подсистеме ЭМ. Результатом работы системы является оценка времени выполнения коллективной операции All-to-all. После получения оценки времени выполнения коллективной операции All-to-all для различных конфигураций подсистем ЭМ одного ранга устанавливается отношение порядка выбора подсистемы ЭМ, исходя из минимума времени реализации информационных обменов. Система может быть дополнена шаблонами информационных обменов параллельной программы в стандарте MPI.

Для определения влияния конкуренции за сетевые ресурсы на время выполнения информационных обменов разработано программное средство с использованием стандарта MPI, реализующая вызов каждым процессом операции MPI_Recv и MPI_Send. Ниже приведен его псевдокод. Время выполнения операции обмена оценивается путем измерения среднего времени n выполнений операций MPI_Recv и MPI_Send в цикле. На каждой итерации цикла реализуется ожидание завершения обменов всех ветвей параллельной программы. За время t выполнения информационного обмена принимается среднее время одного запуска.

Экспериментальная часть работы выполнена на вычислительных кластерах с NUMA-узлами. Кластер с NUMA-узлами укомплектован 6 вычислительными серверами на базе платформы Intel S5520UR. На каждом узле размещено два процессора Intel Xeon E5620, оперативная память – 24 Гбайт (DDR3), сетевой адаптер InfiniBand QDR Mellanox MT26428. Вычислительный кластер функционирует под управлением операционной системы (ОС) GNU/Linux. При компиляции MPI-программы использовались коммуникационные библиотеки MPICH 3.2.1 и MVAPICH2 2.2.

Таблица 5. Измерение времени t передачи сообщения m и количества cf процессов MPI-программы, разделяющих контроллер памяти NUMA-узла.

Таблица 6. 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).

Анализировался запуск параллельных программ с разным количеством процессов для передачи информационных сообщений размером m Мбайт. Каждый процесс привязывался к выделенному процессорному ядру при помощи подсисте- мы numactl. В таблицах 5-7 показаны зависимости t(m, cf) времени передачи сообщения размером m байт от количества cf (contention factor) процессов, одновременно разделяющих общий канал связи. В экспериментах рассматривались три уровня коммуникационной среды: оперативная память NUMA узлов, проиллюстрирована в таблице 5, внутрисистемная шина Intel QPI, объединяющая процессоры NUMA-узлов, показана в таблице 6 и сеть связи между ЭМ (адаптер InfiniBand QDR в таблице 7).

Таблица 7. Измерение времени t передачи сообщения m и количества cf процессов MPI-программы, разделяющих сетевой контроллер InfiniBand (два процесса привязаны к процессорным ядрам на разных ЭМ).

В таблицах серым фоном отмечены установленные комбинации размеров сообщений и числа процессов cf, при которых наблюдается резкое падение производительности канала связи (более cf раз). Такие значения m и cf могут быть использованы для определения оптимального числа процессов, запускаемых на одном вычислительном узле ВС при формировании подсистем ЭМ с учетом структуры информационных обменов целевой программы.

В результате проведенных экспериментов получены таблично-заданные функции t(l, m, cf) времени выполнения операции передачи сообщения размером m байт при разделении cf процессами канала связи на уровне l. Построенные функции использованы в разработанном программном обеспечении анализа влияния разделении каналов связи на уровне стандарта MPI на время передачи сообщений.

Масштабируемость вычислительных систем (ВС), с одной стороны, позволяет повышать производительность ВС, но с другой стороны, наращивание вычислительных ресурсов обостряет проблему надежности и увеличивает сложность организации эффективного функционирования.

Для количественного анализа функционирования масштабируемых вычислительных систем (ВС) используют показатели живучести, связанные с надежностью.

Наиболее распространенными в теории вычислительных систем, при анализе надежности и функционировании, являются модели, основанные на теории марковских процессов и теории массового обслуживания (ТМО). Большинство аналитических моделей ТМО не учитывает время переключения (реконфигурации) как отдельный параметр, ввиду сложности решения. Обычно ограничиваются тем, что время восстановления и переключения объединяют в один параметр.

Для расчета показателей надежности и потенциальной живучести, предложена модель системы массового обслуживания, описываемая системой дифференциальных уравнений с тремя параметрами (отказ, восстановление и переключение). Приводятся аналитические решения для расчета состояний системы, среднего числа машин в отказе и переключении.

Рис. 162 - Модель функционирования ВС.

Рассматриваем ВС как стохастический объект. При расчёте показателей надёжности и потенциальной живучести за основу берётся стохастическая модель функционирования ВС, представленная на рис. 162. Основная подсистема, непосредственно занимается решением задач, состоит из исправных машин. Каждая исправная машина отказывает с интенсивностью λ, после чего переходит в восстанавливающую систему. В восстанавливающей системе элементарная восстанавливается с интенсивностью μ. При наличии структурной избыточности, её исправные машины позволяют поддерживать заданную производительность системы. В системе реконфигурации происходит настройка ЭМ для работы и включение её в состав основной системы с определенной интенсивностью.

Рис. 163 - Граф-схема процесса рождения и гибели.

Пусть вычислительная система состоит из N ЭМ. Интенсивность выхода из строя любой ЭМ – (параметр входящего потока), а восстановления – (параметр исходящего потока; рассматриваем простейшие потоки). Как только машина восстановилась, она сразу же включается в систему. В рамках ТМО, описанная модель соответствует процессу рождения и гибели, граф схема которого представлена на рис. 162, где С_k – состояние системы, т.е. имеем k заявок (в случае ВС можно, например, понимать число отказавших или исправных машин) на обслуживании.

Рис. 164 - Граф-схема состояний элементарной машины для трех - параметрической модели.

Рассмотрим трехпараметрическую модель, где восстановленная после отказа ЭМ не включается сразу в систему, а происходит её настройка, т.е. переключение идет с определенной интенсивностью. Таким образом, каждая ЭМ в любой момент времени t, t ∈ [0, ), может находиться в одном из трех несовместных состояний Ci, i = 1,2,3: рабочем (C₀), отказа (C₁) и переключения (C₀).

На рис. 164 представлена граф-схема процесса восстановления ЭМ до рабочего состояния, где - интенсивность переключения каждой ЭМ.

Пусть Z(t) - математическое ожидание числа работающих ЭМ в момент времени t, ∈ [0, ), M(t) - математическое ожидание числа отказавших ЭМ в момент времени t. Пусть Z(t) - математическое ожидание числа переключаемых ЭМ в мо- мент времени t.

Используя комбинаторные методы и методы ТМО найдены решения для R(t) , M(t) и Z(t):

Для стационарного режима имеем:

Если пренебречь временем переключения, то решения (1) трансформируются в решения двухпараметрической системы.

С использованием МЛЭ был выращен массив вертикальных нанопроволок (НП) GaAs. Помимо роста вертикальных НП, наблюдаются также формирование массивных кристаллитов GaAs и наклонныx НП. С помощью атомистического моделирования методом Монте-Карло изучены возможные причины появления массивных кристаллитов GaAs при самокаталитическом росте нанопроволок GaAs.

Совместно с Лаб.17 нами изучались условия формирования вертикальных нанопроволок арсенида галлия. Самокаталитический рост НП осуществлялся методом МЛЭ на подложках GaAs(111)B, покрытых слоем-маской SiO₂. Слой SiO₂ получен путем окисления тонкого слоя Si, нанесенного методом МЛЭ на подложку GaAs(111)B. Был получен массив НП GaAs. Общая плотность нитевидных нанокристаллов (ННК) составила ~2.6·10⁷ cm^-2 . Анализ СЭМ-изображений образцов (Рис. 165) показал, что на поверхности присутствуют НП, находящиеся на различных стадиях формирования. На изображении наблюдаются как наклонные, так и вертикальные ННК в соотношении 3:7. Направление роста вертикальных ННК - [-1-1-1]. Наклонные ННК не имеют единого направления роста. Средние размеры вертикальных ННК составили: длина ~1 мкм, толщина ~30 нм. Значения аналогичных параметров для наклонных ННК составили ~2.5 мкм и ~60 нм, соответственно. Диаметр маленьких ННК равен 10-14 нм. На поверхности присутствовали также кристаллиты GaAs. Большинство вертикальных ННК и их зародыши растут между кристаллитами.

Рис. 165 - СЭМ изображение ННК на подложке GaAs(111)B после 15 мин роста.

Причины формирования крупных кристаллитов GaAs обсуждались ранее в ряде работ, однако, высказанные гипотезы противоречивы и не подтверждены. Нами предложена альтернативная модель для объяснения появления массивных кристаллитов GaAs при самокаталитическом росте НП GaAs. Гипотеза проверена с помощью атомистического моделирования методом Монте-Карло (МК). Моделирование одновременного формирования нанокристаллитов и вертикальных НП GaAs проводилось в программном комплексе SilSim3D на основе кинетической трехмерной решеточной модели, при этом учитывались травление пленки-маски жидким галлием.

Традиционно выделяют два режима роста НП: диффузионный (за счет диффузионного сбора вещества с подложки) и адсорбционный (за счет непосредственной адсорбции осаждаемого вещества на каплю катализатора). Нами показано, что важным условием формирования кристаллитов является ненулевой диффузионный приток мышьяка с подложки. На Рис. 166 приведена морфология модельной поверхности в адсорбционном и диффузионном режимах роста при потоках Ga и As₂ 10 МС/с и 25 МС/с, соответственно. Видно, что в адсорбционном режиме вследствие недостатка мышьяка капли катализатора полностью не кристаллизуются (Рис. 166 а). В диффузионном же режиме мышьяка достаточно для полной кристаллизации капель (Рис. 166 б).

Были найдены модельные ростовые условия, при которых помимо массивных кристаллитов GaAs на ростовой поверхности наблюдалось формирование вертикальных НП: потоки Ga и As₂ для такого роста равны 5 и 25 МС/с, соответственно (Рис. 167).

Рис. 168 - Зависимость поверхностной концентрации галлия и мышьяка от времени (схематичное представление).

На основе анализа кинетики модельного роста была предложена модель формирования НП и кристаллитов в процессе самокаталитического роста из капель Ga. Она основана на изменении поверхностной концентрации галлия и мышьяка в процессе роста (Рис. 168). Первоначально концентрации галлия и мышьяка на поверхности достаточно велики, что приводит к появлению капель галлия (момент времени t₁). После зарождения капель концентрация Ga падает, тогда как концентрация мышьяка практически не меняется. Почти сразу после появления капли она начинает травить лежащий под ней слой маски (окисел кремния). Когда галлий достигает нижележащей кристаллической подложки (момент времени t₂), на границе раздела жидкость-кристалл под каплей начинается кристаллизация арсенида галлия. При кристаллизации мышьяк расходуется, поэтому, начиная с момента времени t₂, его концентрация на поверхности уменьшается. К моменту t₃ галлиевая капля полностью кристаллизуется. Дальнейшее поступление галлия и мышьяка в систему приводит к увеличению кристаллитов в размерах. Крупные кристаллиты GaAs являются стоком для осаждаемого вещества, что снижает поверхностную концентрацию мышьяка и галлия до значений, меньших, чем на начальной стадии осаждения. В некоторый момент времени t₄ появляется новая капля Ga, под которой затем начинает расти нанопроволока (момент времени t₅). Видно, что кристаллиты и НП возникают на ростовой поверхности неодновременно. Таким образом, самокаталитический рост НП GaAs это саморегулирующийся процесс, в котором приток галлия и мышьяка к капле катализатора задается не только внешним потоком, но регулируется морфологией поверхности.

Моделирование ленгмюровского испарения (ЛИ) GaAs осуществлялось в области температур 800–1200 K. Экспериментальные значения температур конгруэнтного испарения подложек с ориентациями поверхности (111)А и (111)В (T^A_c = 930–950 K для GaAs(111)A и T^B_c = 890–900 K для GaAs(111)B [S. Kanjanachuchai, C. Euaruksakul, ACS Appl. Mater. Interfaces 5 (2013) 7709; B. Goldshtein, D.J. Stozak, V.S. Ban, Surf. Sci. 57 (1976) 733]) находятся в пределах рассматриваемого диапазона температур. Размеры модельных сингулярных поверхностей составляли 360×40 нм², а ширина террас L вицинальных поверхностей варьировалась от 15 нм до 240 нм.

В области конгруэнтного испарения морфология сингулярной и вицинальной поверхностей GaAs(111)A слабо меняется во время отжига. Сингулярные поверхности остаются атомарно гладкими, появляются только отдельные моноатомные вакансии галлия, а вицинальные поверхности остаются террасированными без вакансий. При конгруэнтном испарении поверхностей GaAs(111)B, как сингулярных, так и вицинальных, наблюдается большая концентрация моновакансий мышьяка и образуются вакансионные островки. Высокая концентрация моновакансий и вакансионных островков на поверхности (111)B объясняется высокой скорость испарения мышьяка благодаря объединению адатомов мышьяка в летучие молекулы As₂. При неконгруэнтном испарении на сингулярных и вицинальных поверхностях обеих ориентаций формируются галлиевые капли. Рис.169 иллюстрирует различные сценарии конгруэнтного и неконгруэнтного ЛИ сингулярных поверхностей GaAs(111)A и GaAs(111)B. Конечная стационарная морфология поверхностей (111)A и (111)B различаются. На поверхности (111)B концентрация капель галлия заметно выше, чем на поверхности (111)A. Это связано с тем, что источников атомов Ga на поверхность на подложках (111)В больше, чем на (111)А. Адатомы Ga поставляются в основном атомными ступенями. Общая длина атомных ступеней на поверхности (111)B выше благодаря формированию вакансионных островков. Разность скоростей растворения Ga- и As-терминированных поверхностей GaAs приводит к тому, что на подложках (111)A капли проникают глубже в объем GaAs, чем на подложках (111)В.

Различие в кристаллографической ориентации поверхностей приводит к различиям макроскопических характеристик ЛИ, таких как значение температуры конгруэнтного испарения T_c, скорости испарения и энергий активации разных компонентов. При низких температурах отжига T < T_c скорости испарения галлия и мышьяка равны. При увеличении температуры, начиная с максимальной температуры конггруэнтного испарения, скорость испарения мышьяка V^Ga_des становится выше, чем скорость испарения галлия V^Ga_des(T). При T = T_c на зависимости V^Ga_des (T) наблюдается излом. Излом связан с изменением механизма испарения галлия при T = T_c. При T < T_c, испарение галлия определяется выходом атомов галлия из краев ступеней на террасы и последующим испарением адатомов с террас. При появлении капель галлия при Т > T_c адатомы галлия поставляются на террасы не только ступенями, но и каплями. На Рис. 169 представлены температурные зависимости скоростей десорбции Ga и As₂ V^Ga_des(T) и V^Ga2_des(T) для сингулярных поверхностей GaAs(111)A и GaAs(111)B.

Рис. 169 - Иллюстрация конгруэнтного (T = 820 K) и неконгруэнтного (T = 1100 K) ленгмюровского испарения сингулярных поверхностей GaAs(111)A и GaAs(111)B. Показаны топографические фрагменты поверхностей размером 50×40 nm² и температурные зависимости скоростей испарения мышьяка и галлия. Мышьяк отмечен зеленым, Ga– красным, жидкий галлий – розовым цветом. Более темный цвет соответствует более глубокому уровню в вертикальном направлении.

При температурах выше, чем температура конгруэнтного испарения сингулярной поверхности (111)A T^A_c = 1000 K, зависимости V^Ga_des(T) совпадают для сингулярной и вицинальной поверхностей обеих ориентаций, так как в этом случае основным поставщиком испаряющихся атомов являются капли галлия. В согласии с экспериментом, температура конгруэнтного испарения на поверхности (111)В ниже, чем на (111)А. Величина T_c на поверхности на (111)А более чувствительна к разориентации поверхности.

Интерес к планарным нанопроволокам (ПНП) обусловлен их совместимостью со стандартной планарной технологией. В данной работе производился поиск оптимальных скоростей осаждения для самокаталитического роста ПНП GaAs на подложках GaAs(111)A по механизму пар-жидкость-кристалл. При самокаталитическом росте нанопроволок для предотвращения неконтролируемого роста GaAs на подложке требуется пассивация поверхности подложки. Ранее при анализе влияния температуры и ориентации подложки на морфологию нанопроволок нами было показано, что наиболее стабильный рост ПНП GaAs наблюдается на подложках GaAs(111)A в температурном диапазоне 850–890 K. Представленные ниже результаты были получены при температуре 890 K.

В зависимости от потоков галлия и мышьяка наблюдались три типа роста нанопроволок GaAs: непланарный рост, планарный рост и срыв планарного роста на непланарный. Границы между этими областями в координатах F_Ga – F_As2 представлены на Рис. 170.

Рис. 170 - F_Ga – F_As2 диаграмма, иллюстрирующая зависимость морфологии нанопроволок GaAs от скоростей осаждения Ga и As₂.

Срыв планарного роста на непланарный наблюдается при соотношениях скоростей осаждения Ga и As₂ как 1:1. В этих условиях происходит заметное увеличение размера капли галлия уже на начальном этапе роста. В результате даже до начала роста нанопроволоки образуется контакт капли галлия с пленкой-маской. При этом под каплей происходит формирование 3D кристалла GaAs. Верхняя поверхность этого 3D кристалла повторяет ориентацию подложки (111)A, а боковая поверхность состоит из трех фасеток {001}и трех фасеток {111}B. По мере роста кристалла GaAs под каплей, капля Ga сдвигается в направлении, задаваемом фасетками {111}B. Таким образом начинается рост планарных проволок в направлении < 111> B (Рис. 171).

Рост планарных проволок возможен благодаря большой площади контакта капли-катализатора с пленкой-маской и послойной кристаллизации GaAs на границе раздела капля-нанопроволока. Однако при малых скоростях осаждения мышьяка его поступление в каплю происходит в основном непосредственно из потока и его диффузионный сбор с поверхности в каплю незначителен. Поэтому в таких условиях с большой вероятностью происходит срыв планарного роста. Механизм срыва состоит в том, что на границе раздела капля-проволока происходит не послойный, а трехмерный рост GaAs, то есть формирование нового бислоя GaAs начинается до того, как полностью зарастает предыдущий слой.

Рис. 171 - Виды сверху и сечения фрагментов модельной подложки GaAs(111)A после осаждения Ga и As₂ в течение 0.1 с (а), 0.2 с (б), 0.4 с (в); FGa = FAs₂ = 3 MС/с.

Схематично срыв планарного роста показан на Рис. 172 (a).

Рис. 172 - а) Схема срыва планарного роста (t₂ >t₁); боковые сечения планарных нанопроволок GaAs после срыва первого (б), второго (в) и третьего (г) типа; (б, г) FGa = 3 MС/с, FAs₂ = 6 MС/с, t = 0.8 с; в) F_Ga = 6 MС/с, F_As2 = 12 MС/с, t = 0.6 с.,/p>

Непланарный рост проволок GaAs (наклонных или вертикальных) наблюдался в условиях малых скоростей осаждения галлия относительно потоков мышьяка. Наклонные нанопроволоки показаны на Рис. 173 (a), а вертикальные на Рис. 173 (б).

Рис.173 - Изображения фрагментов модельной подложки GaAs(111)A после осаждения Ga и As₂: 0.2 с, F_Ga = 1 MС/с, F_As2 = 3 MС/с (а), 1.9 сs, F_Ga = 0.2 MС/с, F,sub>As2 = 0.45 MС/с (б).

Анализ результатов моделирования показал, что для роста планарных нанопроволок требуется выполнение нескольких условий. Первое условие – контакт капли с пленкой маской. Для этого нужны достаточно большой размер капель-катализаторов и соответствующая смачиваемость поверхности подложки жидким галлием. Второе условие – достаточный приток мышьяка в каплю за счет диффузионного сбора с подложки. Величина диффузионного сбора мышьяка регулируется как температурой и скоростью осаждения мышьяка, так и свойствами пленки-маски.

Хорошо известно, что свет, падая под углом полного внутреннего отражения, способен частично переходить из одной среды в другую, преодолевая разделяющий их зазор с меньшим показателем преломления. Это явление, которое носит название нарушенного полного внутреннего отражения аналогично эффекту туннелирования частицы через прямоугольный потенциальный барьер в квантовой механике. Внутри такого зазора формируется экспоненциально спадающее по нормальной координате поле, называемое эванесцентной волной. Коэффициент прохождение света через такую структуру всегда меньше единицы. Зазор выступает в данном случае как запирающий слой. Если внутри зазора поместить параллельно его границам более тонкий слой с бол м ьшим показателем преломления, то получится простейшая пятислойная структура для реализации эффекта резонансного оптического туннелировния. Такой слой может стать волноводным резонатором, в котором могут накапливаться, преодолевшие запирающий слой, световые волны. В результате чего, при выполнении условия резонанса, коэффициент прохождения световых волн через такую структуру может достигать единичного значения. Этот явление аналогично эффекту резонансного туннелирования частицы через двойной потенциальный барьер в квантовой механике.

В экспериментах на структурах резонансного оптического туннелирования используется лазерный луч, имеющий конечную ширину и ненулевой угол расхождения. Однако, при теоретическом рассмотрении анализ прохождения света через такие структуры обычно ограничивается приближением плоских волн, сужающего понимание эффекта. В связи с этим возникает вопрос об учёте краевых эффектов при прохождении светового имеющего конечные характеристики луча. В представленной работе изложена аналитическая теория, связывающая произвольное распределение поля, падающего светового луча на структуру резонансного оптического туннелирования, с распределением поля прошедшего через него луча. Результат представлен как линейная комбинация для огибающей поля световой волны на входе в виде (1) с определенными коэффициентами и комплексными сдвигами аргумента в виде (2).

где α₀, r₀, k_x0, k_3z⁽⁰⁾, k⁽⁰⁾ - параметры, определяемые оптическими характеристиками сред, составляющими структуру, частотой света и углом падения луча на планарную структуру, D - толщина серединного резонаторного слоя, d - толщина запирающих слоёв. G0(x) является распределением огибающей светового поля луча на входе структуры, G0(x) - распределение огибающей светового поля на выходе из структуры.

Примеры расчётов прохожения светового луча через структуру резонансного оптического туннелирования, моделируемого гауссовым пучком, представлены на Рис. 174.

Рис. 174 - Распределение огибающей выходящего из структуры луча в зависимости от продольной координаты (a) и зависимость максимума поля прошедшего луча от сдвига показателя преломления центрального волноводного слоя от резонансного значения (б). Перетяжка луча находится в месте его падения на структуру. Результаты показаны для различных значений полуширин перетяжки луча w₀. Здесь w₁=w₀. w₀

Здесь длина волны света (в вакууме) равна λ = 1мкм, ширина зазоров в структуре d = λ, ширину резонансного волноводного слоя D = 10λ.

После каждого парного отражения внутри волноводного слоя, лучи с меньшей шириной смещаются далее по координате x и уже в меньшей степени накладываются на лучи, испытавших меньшее число парных отражений. При достижении полуширины падающего луча значений равных примерно w₀=0.8D волны внутри волноводного слоя распространяются почти как разделенные лучи. В этом случае интерференционные эффекты почти совсем пропадают, и на выходе из структуры огибающая поля превращается в медленно спадающую череду максимумов как показано на Рис. 174a.

Атомная структура чистых сингулярных поверхностей кремния и германия представляет значительный научный и практический интерес, так как она непосредственно влияет на рост нано- и гетероструктур на этих поверхностях и на их электронные и оптические свойства. Структура чистых поверхностей (100) и (111) кремния и германия хорошо изучена, и существует множество экспериментальных фактов, подтверждающих атомные модели этих поверхностей. Однако структура поверхностей Si(110) и Ge(110) остается предметом дискуссий из-за ее большой сложности. Было предложено множество атомных моделей для объяснения экспериментальных данных. Равновесной структурой поверхностей Si(110) и Ge(110) при комнатной температуре считается 16×2.

При повышенных температурах на поверхностях Si(110) и Ge(110) формируются соответственно структуры 5×8 и c(10×8). При резком охлаждении образцов Si(110) и Ge(110) до комнатной температуры можно заморозить структуры 5×8 и c(10×8), которые, таким образом, являются метастабильными при этой температуре. Структуры 5×8 и c(10×8), как и 16×2, состоят из пентамеров на поверхности, реконструкцию краев ступеней. Поэтому поверхности Si(110)-5×8 и Ge(110)-c(10×8) должны быть структурно проще, чем (110)-16×2, но также и структурно ей подобны. Следовательно, построение атомных моделей структур 5×8 и c(10×8) является важным шагом к пониманию более сложной структуры 16×2 поверхностей Si(110) и Ge(110).

Рис. 175 - Универсальный структурный блок реконструированных поверхностей (110) кремния и германия. Межузельный атом показан стрелкой. (a) Вид сверху. (б) Вид сбоку.

В данной работе с помощью расчетов на основе теории функционала плотности проведено сравнение нескольких моделей поверхностей Si(110)-5×8 и Ge(110)-c(10×8), построенных на основе различных моделей пентамеров. Показано, что модели, построенные на основе универсального структурного блока (рис. 175) [Applied Surface Science 494, 46 (2019)], в деталях согласуются с экспериментальными СТМ-изображениями и приводят к значительно более низкой энергии поверхности, чем все, предложенные ранее. Установлено, что зигзагообразные цепочки атомов между пентамерами на поверхностях Si(110)-5×8 и Ge(110)-c(10×8) должны динамически изгибаться при комнатной и повышенных температурах. Высказано предположение, что природа структурных обратимых переходов 16×2 ↔ 5×8 и 16×2 ↔ c(10×8) при изменении температуры обусловлена динамическими изгибами этих цепочек.