М.В.Якушев, Ю.Г.Сидоров, А.В.Сорочкин, А.Л.Асеев

Разработана технология, позволяющая создавать методом МЛЭ на подложках из кремния диаметром до 102,4 мм, нелегированные образцы КРТ дырочного типа проводимости приборного качества.

Рис.1 Внешний вид (а) и распределение V-дефектов по поверхности (б) гетероструктуры HgCdTe/Si(310).

Рис.2 Распределение состава (а) по площади гетероструктуры HgCdTe/Si(310) и соответствующего ему края поглощения (в микронах) при 77К (б).

Оптимизация процессов предэпитаксиальной подготовки поверхности кремниевой подложкия, условий формирования гетероперехода подложка - буферный слой ZnTe и процессов роста КРТ позволяет выращивать ГЭС КРТ МЛЭ без антифазных границ с однородным распределение по поверхности морфологи- ческих V-дефектов и ямок травления с плотностью менее 1000 см^-2 и 10^-7 см^-2, соответственно. Проведено выращивание ГЭС КРТ МЛЭ на подложках из кремния. Максимальное отклонение состава на диаметре 76,2 мм составляет менее 0.002 мол.дол./см (Δλ_1/2 = 0,1 мкм при 77К) для ГЭС КРТ МДЭ с составами XCdTe~ 0.3 мол. дол.

После роста ГЭС КРТ МЛЭ имеют электронный тип проводимости с концентрацией электронов (5-10)·10¹⁴см^-3, подвижностью (1,5-2,5)·10⁴см²В^-1с^-1 и временами жизни не основных носителей 5-15 мкс при 77 К. ГЭС КРТ МЛЭ ды- рочного типа проводимости получены изотермическим отжигом в атмосфере гелия. Концентрация носителей заряда, подвижность и время жизни при 77 К составили (5-15)·10¹⁵ см^-3, 200-400 см²В^-1с^-1 и 30-50 нс, соответственно.

М.В.Якушев, Ю.Г.Сидоров, В.С.Варавин, И.В.Сабинина, А.В.Сорочкин, В.В.Васильев, А.Г.Клименко, И.В.Марчишин, В.Г.Ремесник, А.Л.Асеев

Впервые в России разработаны и изготовлены полноформатные матричные фотоприемные модули на основе ГЭС МЛЭ КРТ, выращенных методом МЛЭ на "альтернативной" подложке из кремния (Si). Такие фотоприемники обладают повышенной стойкостью к термоциклированию (проведены испытания 4000 циклов охлаждения и нагрева в интервале температур 77 - 300 К), поскольку коэффициенты термического расширения кремниевой схемы считывания и фотоприемной матрицы на кремниевой подложке одинаковы. Разработанные ФПМ позволяют получать изображение телевизионного стандарта без использования

Рис. Гистограмма разности температур эквивалентной шуму фотоприемника 640×512 элементов и пример теплового изображения, полученного с его помощью в составе макета тепловизионного канала.

№	Наименование характеристики	Значение параметра
1	Формат, количество элементов	640×512
2	Шаг фоточувствительных элементов (вдоль и поперек матрицы), мкм	25×25
3	Длина волны максимума спектральной чувствительности, мкм	4,0
4	Длинноволновая граница спектральной чувствительности по уровню 0,5 λ0,5, мкм	4,4
5	Среднее значение вольтовой чувствительности, В/Вт	4,02×109
6	Максимальное отклонение вольтовой чувствительности от среднего значения (ΔSλмакс.), %	±30
7	Среднее значение порогового облученности Pλm(Тф=300K, 2θ=30°), Вт/см2	2,02×10-8
8	Эквивалентная шуму разность температур, мК	19
9	Динамический диапазон (при отношении сигнал/шум ≥1), дБ	≥70
10	Частота, кадров/с, не менее	50

В таблице приведены основные параметры матричного фотоприемника форматом 640×512 элементов на основе ГЭС МЛЭ КРТ-Si для спектрального окна прозрачности атмосферы 3-5 мкм.

С.В.Голод, Е.Б.Горохов, В.А.Володин, В.Я.Принц, А.А.Пахневич, В.А.Селезнев

Развит метод газотранспортного выращивания графеновых слоев на поверхности никеля и формирования напряженных гибридных SiO₂/Ni/графен пленок. Цель исследований заключалась в поиске оптимальных режимов роста графеновых пленок большой площади. Были выращены пленки графена при различных температурах (от 500°С до 900°С) на пленках никеля толщинами от 10 нм до 100 нм площадью до 150 см². Экспериментально установлено, что многослойные пленки графена воспроизводимо формируются во всем диапазоне толщин никеля и температур роста. Необходимым условием получения однородных графеновых слоев является быстрое охлаждение образцов (> 10 градусов в секунду) после окончания этапа насыщения никеля углеродом. При меньших скоростях охлаждения на поверхности никеля формируются пленки с высоким содержанием аморфного углерода. Установлено, что при температурах роста выше 800°С происходит деградация никелевого слоя, что исключает использование пленок никеля менее 100 нм. Методом атомно-силовой микроскопии было показано, что процесс роста графеновых пленок при низких температурах начинается с образования островков с последующим их соединением в сплошную пленку.

Диагностика качества получаемых графеновых слоёв была проведена с помощью спектроскопии комбинационного рассеяния (СКР) света. Пример спектра комбинационного рассеяния однослойного графена, измеренного при температуре роста 900°С приведён на рисунке. Пик G, расположенный в окрестности спектра 1580 см^-1, обусловлен рассеянием фотоэлектронов на внутриплоскостных (термин "in-line modes" в англоязычной литературе) оптических фононах с волновым вектором вблизи центра зоны Бриллюэна. Данный пик является дважды вырожденным, что обусловлено одновременным участием в его формировании LO- и TO- фононов. Пик D, расположенный в окрестности спектра 1350 см^-1, исследователи обычно связывают с рассеянием фотоэлектронов на внеплоскостных (термин "breathing-like modes" в англоязычной литературе) междолинных TO-фононах с волновым вектором в долине K в обратном пространстве. Пик 2D, лежащий в окрестности спектра 2680 см^-1, является результатом двойного резонансного

Рис. Спектры комбинационного рассеяния света графеновых пленок, выращенных при разных температурах (а - 900°С; б - 600°С) на слое никеля толщиной 50 нм.

рассеяния на внутриплоскостных оптических фононах и представляет собой вторую гармонику пика D. Также в измеряемых спектрах заметен пик в окрестности 2450 см^-1 - его присутствие обусловлено вкладом кремниевой подложки, на которой размещается графеновый слой. Следует отметить, что процессы оптического переизлучения, формирующие пик D, запрещены правилами отбора в идеальном кристалле графена. Появление данного пика может быть обусловлено только нарушением кристаллической структуры исследуемых графеновых слоёв: точечными дефектами, зернистости, наличием краёв и трещин. Таким образом, по интенсивности пиков D в СКР можно судить о степени структурной разупорядоченности графеновых структур. Как видно на рисунке, интенсивность пика D падает приблизительно в 4 раза по мере увеличения температуры химического осаждения графена из газовой фазы с 600 до 900°С, что показывает возможность значительной минимизации плотности дефектов структуры графеновых слоёв с помощью управления температуры роста.

В.А.Гайслер, А.И.Торопов, А.К.Бакаров, А.К.Калагин, И.А.Деребезов, А.С.Ярошевич, Д.В.Щеглов, А.В.Гайслер, А.В.Латышев

На установке "Riber-C21" проведен цикл экспериментов по росту структур с InGaAs квантовыми точками. Разработана технология МЛЭ формирования массивов квантовых точек для излучателей одиночных фотонов с длиной волны излучения ~ 1.3 мкм, соответствующей телекоммуникационному стандарту.

Рис.1. Данные атомно-силовой микроскопии и спектры фотолюминесценции для выращенных структур с InGaAs квантовыми точками.

Показано, что технология обеспечивает получение квантовых с низкой плотностью ~109 см^-2 и длиной волны излучения вплоть до 1.4 мкм при комнатной температуре, что задает необходимую длину волны излучения 1.3 мкм при пониженной температуре (Рис. 1).

Разработана конструкция излучателя одиночных фотонов с токовой накачкой, соответствующая телекомму никационному стандарту 1.3 мкм. Структуры излучателей содержат легированные брэгговские зеркала на основе GaAs/Al_0.9Ga_0.1As с числом периодов 12 и 4 для плотного и выходно го зеркала, соответственно, что обеспе чивает добротность микрорезонатора для фундаментальной моды на уровне Q 120 и задает параметр внешней квантовой эффективности однофотонного излучателя ~30% при использовании оксидной апертуры с диаметром ~1 мкм. Фактор Пурселла составляет F_P ≈ 2.5, что обеспечивает снижение времени спонтанной эмиссии экситона и повышение быстродействия излучателя одиночных фотонов. На Рис. 2 представлены спектр отражения разработанной структуры (Рис. 2а), содержащий резонанс на требуемой длине волны 1300 нм, а также распределение электрического поля световой волны E²(z) и профиль показателя преломления n(z) в микрорезонаторе (Рис. 2б).

Рис. 2 а) Спектр отражения разработанной структуры с резонансной длиной волны 1.3 мкм. б); Распределение электрического поля световой волны E²(z) и профиль показателя преломления n(z) в микрорезонаторе.

Г.М.Гусев, Е.Б.Ольшанецкий, З.Д.Квон, Н.Н.Михайлов, С.А.Дворецкий, J.C.Portal

Впервые изучен режим квантового эффекта Холла в двумерной электроннодырочной системе в точке зарядовой нейтральности, то есть в точке равенства концентраций двумерных электронов и дырок. В высококачественных структурах на основе квантовых ям CdHgTe, выращенных в ИФП СО РАН, обнаружен эффект подавления сильной локализации в указанных условиях. Показано, что в сильном

Рис. Слева: Зависимость диагональной и холловской компонент тензора сопротивления (a) и проводимости (b) от затворного напряжения в магнитном поле B = 2.8 Тесла. Справа: Топология токовых состояний двумерного полуметалла в режиме КЭХ в точке зарядовой нейтральности.

магнитном поле двухкомпонентная электронно-дырочная плазма обладает принципиально иными топологическими свойствами в отличие от обычной однокомпонентной (электронной или дырочной) плазмы. Предположено, что именно они приводят к возникновению бесконечного множества делокализованных проводящих токовых состояний и подавлению локализации.

Т.И.Батурина, А.Ю.Миронов, В.М.Винокур, Н.М.Щелкачев, A.Glatz, Д.А.Насимов, А.В.Латышев

Проведено сравнительное экспериментальное исследование перехода сверхпроводник-изолятор в сплошных и наноперфорированных плёнках нитрида титана (квадратная решётка отверстий с периодом 200 нм и диаметром 120 нм).

На рисунке представлены результаты исследования температурных зависимостей сопротивления в нулевом магнитном поле сплошных и перфорированных плёнок. И те, и другие претерпевают переход сверхпроводник-изолятор, демонстрируя целую гамму явлений. Сопротивление всех образцов увеличивается при понижении температуры от комнатной. Построение этих данных в координатах 1/R как функция lg(T) показывает, что это увеличение обусловлено вкладом в проводимость эффектов электрон-электронного взаимодействия и слабой локализации (Рис. e). Причём, наклон этих зависимостей для каждой серии не изменяется и согласуется с геометрическим фактором. Это доказывает, что наноструктурирование плёнок не изменяет микроскопический беспорядок в системе.

Рис. Температурные зависимости сопротивления на квадрат перфорированных (pA, pB, pC) (панели (a) и (в))) и соответствующих им сплошных плёнок TiN (rA, rB, rC) (панели (б) и (г)), демонстрирующие переход сверхпроводник - изолятор. На панелях (a) и (б) сопротивление приведено в линейном масштабе, на панелях (в) и (г) в логарифмическом. При этом масштаб попарно совпадает между панелями (a)-(б) и (в)-(г). (д) Те же зависимости, но в виде кондактанса G/G₀₀ = 2π²ħ/(e²R), показывающие логарифми- ческую температурную зависимость, обусловленную эффектами слабой локализации и электро-электронного взаимодействия. (е) Сопротивление как функция 1/T для несверхпроводящих образцов. Штриховые линии отвечают зависимости R = R₀exp(T₀/T) с параметрами T₀ = 0.63 и 1.9 K и R₀ = 16.6 и 55.6 кОм для образцов rC и pC, соответственно. Данные T₀ отмечены вертикальными штрихами, показывающими, что T₀ определены в диапазоне T < T₀.

Перфорирование плёнок существенно сдвигает сам переход сверхпроводник-изолятор и все характеристические температуры, в частности, температуру сверхпроводящего перехода (что хорошо видно из сравнения температурных зависимостей сопротивления для образцов rA и pA). После первого краткого травления сплошная плёнка (rB) всё ещё демострирует переход в сверхпроводящее состояние, в то же время, соответствующая ей перфорированная плёнка pB оказывается на диэлектрической стороне перехода сверхпроводник-изолятор. После второго травления и сплошная плёнка rC, и перфорированная pC оказываются диэлектрическими.

А.В.Чаплик

Двумерный полуметалл на вицинальной грани HgTe возникает вследствие перекрытия инвертированных энергетических зон. В результате в узкой приповерхностной области одновременно существуют мобильные носители обоих знаков - электроны и дырки. В структурах с полевым электродом отношение их концентраций может варьироваться в весьма широких пределах. Спектр плазмонов такой системы состоит из двух ветвей- оптической и акустической. При нулевой температуре оптическая ветвь не имеет затухания Ландау во всей области импульсов плазмона, в которой применимо приближение самосогласованного поля, т.е. практически до импульсов порядка фермиевского импульса электронов или дырок. Акустическая ветвь может иметь незатухающий (по Ландау) участок в области импульсов меньших некоторого критического К₀. Величина К₀ зависит от форм-факторов, определяемых волновыми функциями поперечного к поверхности движения носителей. Найдено К₀,найдены законы дисперсии обеих ветвей и рассчитано инфракрасное поглощения на оптическими и акустическими плазмонами.

М.В.Энтин, Л.И.Магарилл

Изучен эффект увлечения светом электронов в графене в области межзонных переходов. Рассмотрены два основных механизма возникновения фототока. Во-первых, это нерезонансное увлечение (НУ), обусловленное прямой передачей электронам импульса фотонов вдоль графеновой плоскости q, а также зависимостью матричных элементов перехода от q. Другим механизмом является резонансное увлечение (РУ), которое возникает в системе с вырожденными носителями. Оно происходит из-за q-зависимого отбора переходов резкой границей Ферми. Причина состоит в том, что без учета принципа Паули электроны, которые могли бы возбуждаться вдоль и против луча света имеют несколько отличающиеся энергии. С учетом фермиевского распределения переходы, попадающие под поверхность Ферми, оказываются запрещенными, поэтому остаются только переходы, при которых возбуждаемые электроны бегут вперед по лучу, а дырки - в противоположном направлении. В отличие от НУ, РУ не имеет малости по параметру отношения скорости Ферми s к скорости света, однако существует в узком диапазоне частот:

Ток существенно зависит от поляризации света и, вообще говоря, не параллелен q. Соответствующая перпендикулярная компонента возникает, когда компонента электрического поля световой волны не параллельна и не перпендикулярна q.

О.А.Ткаченко, В.А.Ткаченко, З.Д.Квон, А.В.Латышев, А.Л.Асеев

Обобщен опыт вычислительно-экспериментального выяснения внутренних свойств квантовых и одноэлектронных наноустройств, созданных в ИФП СО РАН и в ведущих зарубежных научных группах: разработана концепция интроскопии устройств. С использованием всей первичной информации, собранной в процессе изготовления устройств и измерения их структурных, а также электрофизических характеристик, вычислительно восстанавливаются экспериментально невидимые картины удерживающего потенциала, геометрии электронных систем, а также квантовые и одноэлектронные явления, происходящие внутри устройств.

Разработан оригинальный комплекс универсальных прикладных программ, который адаптирован для многопроцессорных суперЭВМ. Идея иллюстрируется на примере кольцевого интерферометра, созданного локальным анодным окислением: (a) - карта глубины окисления структуры GaAs/AlGaAs с двумерным электронным газом (ДЭГ), найденная по данным атомно-силовой микроскопии (видны несовершенства изготовления); (б) - удерживающий потенциал в плоскости ДЭГ (заметна асимметрия); (в) - плотность вероятности для электронов, падающих слева с указанной энергией E=3 мэВ при B=0 (видна интерференция); (г)-вычисленная на суперЭВМ карта осцилляций кондактанса интерферометра c изменением E и магнитного поля B (виден интересный физический эффект-дрейф фазы и ветвление осцилляций Ааронова-Бома).

А.И. Якимов, А.И.Никифоров, А.А.Блошкин, А.В.Двуреченский

Впервые применен метод модуляционной спектроскопии электроотраже- ния в ближней и средней областях ИК-диапазона для выявлении электронной структуры слоев самоорганизующихся квантовых точек Ge (КТ) в Si. Квантовые точки формировались с помощью молекулярно-лучевой эпитаксии по механизму Страского-Крастанова. Для экспериментов 20 слоев квантовых точек Ge были встроены в базовую область кремниевого pin-диода, в котором электрическое поле контролируется приложением обратного смещения. КТ имели форму hut-кластеров с размером основания 15 нм и высотой 1.5 нм. Для сравнения были выращены аналогичные структуры либо не содержащие Ge вообще, либо содержащие только сплошные «смачивающие» слои Ge толщиной 0.5 нм.

Энергия фотона (эВ) Рис. 1. (а) Спектры электроотражения для контрольных образцов (не содержащего Ge и содержащего только сплошные смачивающие слои - WL), а также для образца с квантовыми точками Ge, измеренные при обратном смещении 1.5 В. (б) Экспериментальный спектр электроотражения (кружки) и результаты аппроксимации первой производной функции Гаусса (сплошные линии).	Рис. 2. Рассчитанные профили краев зон валентной (Г) и проводимости (Δ и L) для напряженной квантовой точки Ge/Si вдоль направления [001]. Возможные оптические переходы показаны стрелками, приведены также их энергии.

В обоих образцах сравнения сигнала электроотражения не было зафиксировано вообще (рис.1), тогда как в структуре с квантовыми точками обнаружены три линии с энергиями 450 мэВ, 832 мэВ и 1207 мэВ. Анализ экспериментальных спектров проводился с помощью функции, соответствующей первой производной комплексной диэлектрической функции с учетом неоднородного уширения, вызванного разбросом размеров квантовых точек (сплошные линии на рис.1б). Для идентификации особенностей спектров электроотражения был выполнен теоретический анализ электронной структуры в рамках 6-зонной k·p -модели с гамильтонианом Бира-Пикуса (рис. 2). С помощью метода конечных элементов учтено неоднородное пространственное распределение упругих деформаций в среде, возникающих из-за различия параметров решетки Ge и Si и приводящее к модификации зонной структуры кристалла. Деформации растяжения в плоскости структур приводит к расщеплению Δ-минимумов зоны проводимости Si, в результате которого низшими минимумами в деформированном Si оказываются две из шести Δ-долин (Δ2-долины), расположенными вдоль направления [001] в зоне Бриллюэна. Было показано, что сила осциллятора для пространственно непрямого межзонного перехода Δ2-Г на порядок меньше силы осциллятора прямого перехода Δ4-Г. Основываясь на модельных расчетах, обнаруженный в эксперименте низкоэнерге- тичный резонанс с энергией 450 мэВ был связан с внутризонным переходом дырки из связанного в КТ состояния в сплошной континнум валентной зоны Si. Сигналы электроотражения с энергиями ~830 мэВ и 1200 мэВ идентифицированы как пространственно прямые межзонные переходы внутри КТ Ge между электронами Δ4 и L-долин зоны проводимости и дырочными состояниями, локализованными в точке.

А.Ф.Зиновьева, А.В.Ненашев, А.В.Двуреченский

На основе теоретических и экспериментальных данных выявлен вклад анизотропного обменного взаимодействия в процессы спиновой релаксации в двумерных массивах Ge/Si квантовых точек (КТ). Вычислена вероятность декогеренции за счет анизотропного обменного взаимодействия для запутанных дырочных и электронных состояний в туннельно-связанных КТ. В основе расчетов для дырочных состояний лежат результаты по исследованию электронной структуры Ge/Si квантовых точек, полученные методом сильной связи. В основе расчетов для электронных состояний лежат экспериментальные результаты, полученные методом ЭПР. Найдены условия, в которых анизотропное обменное взаимодействие может стать основным источником декогеренции спиновых состояний. Проведено сравнение с другими механизмами спиновой релаксации.

В упорядоченных массивах квантовых точек, при заполнении квантовых точек равном 1, вероятность туннельных переходов между КТ сведена к минимуму, и основным механизмом спиновой релаксации может стать анизотропное обменное взаимодействие. Феноменологически этот механизм можно описать с помощью дополнительного поворота спина в эффективном магнитном поле при обычном обменном взаимодействии в паре туннельно-связанных КТ. Вероятность декогеренции определяется величиной угла поворота при одном элементарном акте обмена, P_φ~2. Величина угла зависит от эффективного магнитного поля, возникающего за счет асимметрии КТ. Для дырочных состояний в типичных массивах КТ это поле составляет около 100 Гс. Для электронных состояний величина поля на порядок меньше и составляет 10-20 Гс. Время релаксации определяется как τs~φ2τc, где c - характерное время корреляций в системе, связанное с частотой обменного взаимодействия, τc~h/J. Согласно расчетам для дырочных состояний, локализованных в типичных КТ (латеральный размер l=15 нм, высота h=1.5 нм), τs~10μs. Экспериментальные данные, полученные для электронных состояний, позволяют оценить темп релаксации для КТ с размерами l≈20 нм, h≈2 нм. Согласно этим оценкам время релаксации для электронов составляет около 1мс. Рассматриваемый механизм спиновой релаксации может быть подавлен в системе КТ с туннельной связью вдоль принципиальной оси симметрии системы e_z (см. рисунок). В этом случае эффективное магнитное поле H_eff~[n×e_z] исчезает благодаря совпадению направления туннельной связи n и оси e_z. Такая конфигурация КТ с успехом может быть применена для построения элементной базы для проведения квантовых логических операций.

В.В.Бакин, С.Н.Косолобов, Г.Э.Шайблер, А.С.Терехов, В.Н.Жмерик, А.М.Мизеров, С.В.Иванов

Разработано новое поколение полупрозрачных УФ-фотокатодов с эффективным отрицательным электронным сродством (ОЭС) на основе Al₂O₃/AlN/p- GaN(Cs,O). Фотокатодная гетероструктура AlN/GaN:Mg была выращена на подложке с-Al₂O₃ методом молекулярно-пучковой эпитаксии с плазменной активацией. С помощью диффузионной сварки фотокатод соединялся с металло-керамическим корпусом фотоприёмника. Рабочий диаметр фотокатода равнялся 18 мм. Финишные операции приготовления атомарно-чистой поверхности GaN и её активирования

Рис. 1. Вакуумный фотоприёмник с p-GaN(Cs,O) фотокатодом.	Рис. 2. Спектр квантовой эффективности p-GaN(Cs,O) фотокатода.

цезием и кислородом до состояния ОЭС проводились в одной из камер многокамерной сверхвысоковакуумной технологической установки, предназначенной для изготовления планарных фотоэлектронных приборов с полупроводниковыми фотокатодами. После завершения активирования, с помощью магнитного манипулятора фотокатод переносился в камеру герметизации, где герметично соединялся с предварительно обезгаженным металло-керамическим корпусом планарного фотоэлектронного прибора. Расстояние между эмитирующей поверхностью фотокатода и поверхностью анода равнялось 0.15 мм. Фотография готового фотоприёмника показана на рис. 1. Спектр квантового выхода (рис.2) с резким порогом, соответствующим ширине запрещённой зоны GaN, указывает на наличие на поверхности фотокатода состояния ОЭС. Максимальное значение квантовой эффективности составляет 0.18 при длине волны излучения 230 нм. Сравнение достигнутых результатов с известными из литературы свидетельствует о том, что уровень отечественных технологий в данной области несущественно уступает лучшему зарубежному уровню.

О.В.Наумова, Б.И.Фомин, Д.А.Насимов, Н.В.Дудченко, Э.Д.Жанаев, В.П.Попов

КНИ-нанопроволочные транзисторы (КНИ-НПТ) с открытой поверхностью и омическими контактами, изготовленные на основе слоев кремния на изоляторе (КНИ) толщиной (10-30) нм электронной литографией и газо-плазменным травлением, являются мощным аналитическим инструментом в биохимической технологии и молекулярной инженерии, демонстрируя аттомольную чувствительность и высокую производительность параллельных измерений. По сути это двухзатворные транзисторы, в которых потенциал подложки позволяет проводить измерения в подпороговом режиме, а адсорбированная на открытую поверхность частица служит виртуальным затвором, от потенциала которого ток в канале транзистора меняется экспоненциально, обеспечивая сверхчувствительность данного типа сенсоров. Получение нанометровых линейных размеров и предварительная стабилизация физических свойств поверхности кремния являются одними из основных требований для таких приборов.

Рис. а) сток-затворные характеристики КНИ-НПТ с шириной НП 30 нм и 15 нм, вставка - изображение 15нмНП в электронноммикроскопе, б)I_ds-V_bg зависимостиКНИ-транзистора(2) - с открытой поверхностью после обработки-4 и (1, 3) - с лицевым затвором: (1) при V_TG=-15 В (режим инверсии n-КНИ), (3) при V_TG=70 В (режим обогащения n-КНИ), вставка - временные зависимости тока стока КНИ-транзистора после различных обработок открытой поверхности.

Использование электронной литографии и газо-плазменного травления позволило получить бездефектные (работоспособные без высокотемпературных отжигов) КНИ-НП сенсоры с линейными размерами до 15 нм (рис.а). Из экспериментов по использованию различных обработок и сравнению характеристик идентичных приборов с открытой поверхностью и с лицевым поликремиевым затвором (TG) определен тип обработок поверхности, позволяющих: 1) уменьшать накопленный после долговременного хранения приборов заряд до величин < 5x10^-7 Кл/см², 2) анализировать как положительно, так и отрицательно заряженные частицы, настраивая исходную I_ds-V_bg характеристику сенсора в середину рабочего диапазона (рис.б, кривая 2 и 3) обеспечивать долговременную (>20 мин) стабильность, необходимую для проведения последующих измерений (вставка Рис.б, кривая 4).

А.Н.Акимов, А.Э.Климов, И.Г.Неизвестный, Н.С.Пащин, В.Н.Шерстякова, В.Н.Шумский

Разработан прототип устройства регистрации ТГц излучения с промежуточным тепловым экраном, представляющий собой расположенный в вакууме вблизи PbSnTe:In фотоприемника (ФП) фрагмент микроболометрической матрицы с регулируемой температурой. Температура ФП ТФП≈4,2 К. Изменение температуры экрана под действием излучения лазера на свободных электронах вело к изменению тока ФП, показанному на рисунке. Без оптимизации параметров макета (коэффициентов поглощения экрана, считывающего ФП, пропускания фильтра, геометрических параметров) минимальная регистрируемая мощность терагерцового излучения составила примерно P_мин≈6×10^-10 Вт, расчетная при преобладании дробового шума P_расч≈1×10^-12 Вт.

Рис. Временная зависимость тока макета устройства регистрации СБММ излучения при воздействии лазера на свободных электронах с длиной волны 129,2 мкм.

В качестве промежуточного теплового экрана использован расположенный в вакууме фрагмент микроболометрической матрицы, для регулирования температуры которого на его обратную сторону была нанесена тонкая металлическая пленка- "нагреватель". В непосредственной близости от экрана располагался фотоприемник на основе пленки PbSnTe:In с краем чувствительности около 20 мкм, охлажденный до Т=4.2 К. Источником субмиллимет рового СБММ излучения являлся лазер на свободных электронах (ЛСЭ) с длиной волны 129,2 мкм. Результаты измерений приведены на рисунке. Рост сигнала в области t=20-60 c связан с освещением макета излучением ЛСЭ.

При расчетном дробовом шуме PbSnTe:In фотоприемника минимальная регистрируемая макетом мощность СБММ излучения составила примерно 1×10^-12 Вт без оптимизации параметров макета (коэффициента поглощения экрана, пропускания отражающего фильтра, постоянной времени экрана, "геометрического фактора", связанного со взаимным расположением экрана и фотоприемника).

А.К.Гутаковский, Т.С.Шамирзаев, М.А.Путято

С помощью высокоразрешающей электронной микроскопии (ВРЭМ) исследована структура и морфология пленок GaAs толщиной 3 монослоя, выращен- ных методом МЛЭ на подложках GaP(001) при температуре 560°С и зарощенных сверху слоем фосфида галлия, толщиной 50 нм. По данным ВРЭМ пленка GaAs является островковой (рис. а). Размер островков варьируется в диапазоне 10-50 нм, средний размер составляет 20 нм. Параметр кристаллической решетки всех островков,

Рис. Электронно-микроскопические изображения и картина микродифракции (на вставке к рисунку 1б) вдоль направления [001] островков GaAs в матрице GaP. Цифрами 1 и 2 отмечены рефлексы от плоскостей (400) GaP и GaAs, соответственно. Период муара, наблюдаемого на изображениях островков GaAs составляет 4 нм и соответствует расчетному периоду муара (3,8 нм) от наложения плоскостей (400) GaAs (межплоскостное расстояние - 0,141 нм) и (400) GaP - (межплоскостное расстояние - 0,136 нм).

независимо от размера, соответствует параметру решетки объемного GaAs. Об этом свидетельствует наличие муарового узора на ВРЭМ-изображениях всех островков и наличие дифракционных максимумов от GaP и GaAs на картинах микродифракции (рис. б). Островковая пленка GaAs является полностью релаксированной и содержит, по-видимому, в границе раздела ортогональную сетку краевых дислокаций несоответствия. По данным исследования фотолюминесценции этих объектов, эти дислокации не являются центрами безизлучательной рекомбинации.

Т.Т.Корчагина, В.А.Володин, Г.Н.Камаев, М.А.Неклюдова, Л.И.Федина, А.К.Гутаковский, А.В.Латышев

Диэлектрические пленки с полупроводниковыми нанокластерами имеют много перспективных областей для применения: оптоэлектронные устройства, тандемные солнечные элементы с повышенным КПД, элементы энергонезависимой памяти. Для практического использования важно, чтобы подложки, на которые осаждаются пленки, были нетугоплавкими. Существуют низкотемпературные методы роста, которые позволяют получить пленки SiN_x и SiO_x с аморфными кластерами кремния при температуре от 100°C и выше. Для кристаллизации аморфных кластеров необходима высокая температура. Печные отжиги не приемлемы - они требуют температур от 550°C и времен до сотен часов. За эти времена даже тугоплавкие стеклянные подложки покоробятся. Решение этой проблемы - применение импульсного лазерного отжига. Во-первых, почти все излучение поглощается в пленке и не доходит до подложки и не нагревает ее. Во-вторых, за малые времена лазерного импульса и за время последующего остывания пленки (десятки наносекунд), подложка не успевает перегреться вследствие диффузии тепла из пленки. В-третьих, низкий температурный бюджет отжигов может сэкономить время и электроэнергию.

Рис. Слева - ВРЭМ изображение нанокристаллов кремния в матрице SiO_x, полученных в результате фемтосекундных лазерных обработок. Внутри нанокристалла видны границы "двойникования". Справа - спектры КРС исходной пленки SiO_1.6 и после лазерной обработки, видно появление пика от нанокристаллов кремния.

Исходные образцы представляли собой пленки SiN_x (0.6<x<1.33) и SiO_x (0.2<x<2) с аморфными кластерами кремния. Для их кристаллизации проводились обработки с использованием KrF лазера с длиной волны λ=248 нм, длительность импульса 25 нс, а также Ti-Sapphire лазер с длиной волны λ=800 нм, длительность импульса 30 фс. Оптические свойства пленок содержащих нанокластеры кремния были исследованы с помощью методов: комбинационного рассеяния света (КРС) и ФЛ. По данным КРС и ВРЭМ было обнаружено, что существовавшие в исходных пленках аморфные кластеры кристаллизовались в результате импульсных воздействий с соответствующей плотностью энергии в импульсе. Обнаружено также, что лазерные отжиги стимулировали собирание избыточного кремния в кластеры.

Развитый способ запатентован и может быть использован для создания диэлектрических пленок с полупроводниковыми нанокристаллами или аморфными полупроводниковыми нанокластерами на нетугоплавких подложках для нужд широкоформатной микро- и наноэлектроники.

С.В.Ситников, C.C.Косолобов, А.В.Латышев

На основе экспериментальных in situ исследований кинетики разрастания концентрических двумерных отрицательных островков разработан способ создания на поверхности кремния (111) широких (130 мкм) атомно-гладких террас. С помощью ионно-лучевого травления низкоэнергетичными ионами аргона и последующего термического отжига в сверхвысоком вакууме на поверхности подложки кремния (111) формировались концентрические ступени, ограничивающие отрицательные двумерные островки (рис.1а). Измерена зависимость скорости перемещения концентрических ступеней от температуры в условиях нагрева кристалла постоянным электрическим током.

Рис. РЭМ-изображение концентрических двумерных отрицательных островков (а) и Зависимость диаметра d островка от времени t при различных температурах (б).

Обнаружено, что при температуре 1110±40°С происходит изменение атомного механизма массопереноса, определяющего разрастание двумерного островка. При температуре ниже критической кинетика разрастания определяется диффузией атома по поверхности, в то время как при более высоких температурах процесс определяется взаимодействием адатомов со ступенью. Размеры террас, формирующихся при термическом отжиге кристалла определяются эффективной длиной миграции адатомов кремния по поверхности кристалла. Показано, что максимальный размер террас 90 мкм достигается при отжиге при 900°С.

Обнаружено, что осаждение кремния при высоких температурах (выше 830°С) приводит к увеличению размеров террас. Это свидетельствует об увеличении эффективной длины миграции адатомов по поверхности кристалла за счет уменьшения концентрации поверхностных вакансий и увеличении времени жизни адатома на поверхности. На основании полученных экспериментальных результатов по исследованию кинетики движения атомных ступеней при сублимации и высокотемпературном эпитаксиальном росте разработан способ создания на поверхности кремния (111) атомно гладких террас размерами до 130 мкм.

П.Л.Новиков, Ж.В.Смагина, В.А.Зиновьев, А.В.Двуреченский, А.С.Дерябин, Д.А.Насимов, А.С.Кожухов, Б.И.Фомин

Экспериментально и теоретически изучался роста КТ Ge на структурированных подложках Si с размером ямок 50 нм. Особое внимание уделялось механизму поверхностной диффузии, описываемому в терминах энергетической поверхности, рассчитываемой методом молекулярной динамики (МД). Структурирование осуществлялось электронной литографией с последующим реактивным ионным травлением. Структуры Ge выращивались методом МЛЭ при температурах 300-550°C и скорости осаждения 0.1 МС/с. Полученные структуры анализировались

Рис.1. АСМ-изображения массивов КТ Ge, выращенных (а) на подложке Si(001) при 550°C; (б): на подложке Si(111) при 400°C.

Рис.2. (а): Моделируемая структура Si/Ge(001)-(2×1) с ямкой в форме перевернутой пирамиды. (б):Энергетическая поверхность, рассчитанная методом МД в пределах области, помеченной прямоугольником на рис. (а).

с помощью АСМ. Для изучения свойств структурированной поверхности использовался метод МД. Изучаемая система включала атомы Si и Ge, составляющие фрагмент структурированной подложки Si с пленкой Ge толщиной 2 МС. Ямка имела форму перевернутой пирамиды со стенками, ориентированными по плоскостям (111). Основная моделируемая структура соответствовала подложке Si(001). Анализ энергетической поверхности для ориентации подложки (001) показывает, что на краю ямки возникает барьер ~0.9 эВ, блокирующий диффузионные каналы, действующие на гладкой поверхности Si/Ge(001)-(2×1). Дальнейшая миграция адатомов Ge происходит вдоль края к вершинам квадратного периметра ямки и далее - к донышку, где лежит самый глубокий минимум энергии -2.84 эВ. Таким образом, места ожидаемого скопления атомов Ge - на краю ямки и, в случае преодоления барьера 0.9 эВ, - на донышке. Хотя повышенная концентрация атомов не является достаточным условием зарождения трехмерных островков, она может стимулировать этот процесс. На поверхности Si/Ge(111)-(5×5) на краю ямки также возникает барьер ~0.86эВ. Однако в этом случае край ямки не играет исключительной роли, поскольку этот барьер сравним с барьером 0.9 эВ, формирующимся в вакансиях сверхструктуры (5×5).

Рис.3. (а): Моделируемая структура Si/Ge(111)-(5×5) с ямкой в форме перевернутой пирамиды. (б): Энергетическая поверхность, рассчитанная методом МД в пределах области, помеченной прямоугольником на рис. (а).

Поэтому, если условия для эффективной диффузии на гладких участках подложки обеспечены, то адатомы должны достигать донышка ямки, не задерживаясь на краю.

Отметим, что при скоростях осаждения порядка 0.1 МС/с и температурах выше 300°C барьеры ~1эВ должны легко преодолеваться. По-видимому, поверхность структурированных подложек при нашем способе химической очистки существенно отличается по своим свойствам от моделируемой. Результаты моделирования позволяют предположить, что за счет совершенствования процедуры подготовки поверхности можно обеспечить зарождение островков в ямках во всем интервале температур от 300 до 550°C.

А.И.Никифоров, В.А.Тимофеев, В.В.Ульянов, С.А.Тийс, О.П.Пчеляков

Задача управления зонной диаграммой полупроводниковых структур с целью достижения требуемых характеристик приборов может быть решена путем формирования гетеросистем, в частности, на основе Si и Ge. Сочетание квантовых ям (твердый раствор Ge_xSi_1-x) и квантовых точек (нанокластеры Ge) позволяет создавать желаемую конфигурацию энергетических зон для электронов и дырок.

Для исследования процессов формирования островков Ge на поверхности Ge_xSi_1-x использовался метод дифракции быстрых электронов на отражение, являющийся основным методом контроля in situ при молекулярно-лучевой эпитаксии.

Рис. Эффективная толщина Ge, соответствующая 2D-3D и "hut"-"dome" переходам, в зависимости от толщины слоя GexSi1-x при различных x.

Путем анализа изменений интенсивности и формы рефлексов картин ДБЭ, в процессе роста германия на твёрдом растворе, фиксировались морфологические переходы в слое Ge: от двумерного к трехмерному росту (2D-3D) и от "hut"- кластеров к "dome"-кластерам. В отличие от осаждения германия на Si(001), данные переходы происходят раньше во времени за счёт усиления влияния упругих напряжений, вызванного присутствием слоя Ge_xSi_1-x.

В результате проведённых экспериментов получено семейство кривых (Рис.), отражающих зависимость критической толщины морфологических переходов от толщины слоя Ge_xSi_1-x разного состава. Наблюдаемая нелинейность обусловлена нарастанием энергии упругих напряжений с увеличением D и x.

Таким образом, методом БДЭ in situ определен момент появления трехмерных островков Ge на поверхности твердого раствора Ge_xSi_1-x разного состава и различной толщины. Установлены зависимости толщины пленки германия, на которой происходит переход от двумерного роста к трехмерному и переход, связанный с изменением формы островков германия, от состава и толщины твердого раствора Ge_xSi_1-x. Данные, полученные мотом регистрации картины ДБЭ подтверждаются анализом морфологических изменений поверхности пленки методом СТМ.

Ю.Б.Болховитянов, А.К.Гутаковский, А.С.Дерябин, Л.В.Соколов

Изучена дислокационная структура пленок Ge_xSi_1-x (x~0.4-0.8) на подложках Si (001), отклоненных на 6° к ближайшей плоскости (111). Использование отклоненных от точной ориентации (001) подложек Si для эпитаксии пленок GeSi позволило установить основной (для структур данного состава) механизм образования краевых дислокаций несоответствия (ДН), наиболее эффективно снимающих напряжения, обусловленные несоответствием параметров решетки пленки и подложки. Несмотря на определение краевых дислокаций как сидячих, их формирование происходит по механизму скольжения, предложенному ранее Kvam с соавторами в J. Mater. Res. 5 (1990) 1900. Распространяющаяся по механизму скольжения 60°-ная ДН с высокой вероятностью провоцирует зарождение на ее фронте комплементарной 60°-ной ДН, скользящей в зеркально отклоненной плоскости (111). Реакция между этими дислокациями приводит к образованию краевой ДН, более эффективно снимающей несоответствие. Проведена сравнительная оценка скоростей распространения первичной и наведенной 60°-ных ДН, а также результирующей 90°-ной ДН. Показано, что условием наиболее эффективного образования краевых

Рис. Образование краевых ДН после превышения вторым слоем критической толщины. Наклонные линии - пронизывающие сегменты 60° дислокаций несоответствия.

ДН по механизму наведенного зарождения является наличие в напряженной пленке 60°-ных ДН сразу же после достижения ею критической толщины. Предварительно выращенный буферный слой GeSi, находящийся на начальной стадии пластической релаксации, может явиться источником таких дислокаций.

В.Г.Кеслер, А.П.Ковчавцев, А.А.Гузев, З.В.Панова, Г.Л.Курышев

Впервые изучена возможность пассивации поверхности InAs сверхтонкими (5-10 нм) собственными окисными плёнками, формируемыми в кислородной плазме тлеющего разряда. Данный технологический процесс обладает преимуществом над известными методами термического и анодного окисления, так как позволяет исключить побочные эффекты, связанные с термическим разрушением стехиометрии поверхности полупроводника и исключает возможность легирования растущей окисной плёнки возможными примесями из электролита. Исследование химического состава и толщины окисных пленок на различных этапах окисления InAs в кислородной плазме тлеющего разряда выполнялись методом РФЭС in- situ (Рис.). В вольтстатическом режиме анодирования при напряжении разряда 500 В на поверхности InAs формируются двухслойные окисные пленки. Нижний слой толщиной 3.5 нм, состоящий из окислов мышьяка и индия, формируется в первые минуты окисления, и, в дальнейшем, его химический состав и толщина практически не изменяются. Верхний слой - Al₂O₃ - является барьером для диффузии кислорода и его толщина растет линейно со временем обработки в плазме тлеющего разряда со скоростью 0.03 нм/мин. Электрофизические свойства получаемых оксидных слоев и их интерфейсов с InAs исследовали путем измерения вольт- фарадных характеристик (ВФХ), малосигнального адмиттанса и вольт-амперных характеристик (ВАХ).

ВФХ характеристики, записанные при частоте f= 16 кГц и Т=78 К, имеют высокочастотный вид с глубокой модуляцией ёмкости и гистерезисом электронного типа. Оценка плотности поверхностных состояний, выполненная по пику малосигнальной проводимости, показывает, что граница раздела плазменный окисел - InAs характеризуется низкой плотностью поверхностных состояний 3.8·10¹⁰см^-2эВ^-1;

Рис. Ренгеновские фотоэлектронные линии мышьяка, индия, кислорода и алюминия с поверхности образца InAs (111)А: (1) - после химической обработки в НСl+ИПС, (2) - после выдержки в атмосфере О₂ в течение 65 минут без плазмы,(3),(4), (5) - после обработки в кислородной плазме в течение 15, 35 и 65 минут, соответственно. Соответствие компо- нент линии As 3d химическому состоянию атомов мышьяка: (a) - As₂O₅, (b) - As₂O₃ , (c) - InAs.

напряжение плоских зон и гистерезис вольт-фарадных характеристик составляют ~ 0.5 В. Подвижный заряд в окисле, приводящий к гистерезису ВФХ, и заряд в плоских зонах имеют положительный знак и по величине составляют ~ 1,8·10¹²см^-2. Из ВАХ в приближении трапецеидальной формы потенциального барьера и эффективной массы электрона внутри барьера ~ 0,35 m_e были сделаны оценки высот барьеров на границах раздела InAs - окисел ~ 1.6 эВ и окисел - Au ~ 2.0 эВ.

Полученные результаты указывают на перспективность применения метода сухого окисления в плазме тлеющего разряда для целей пассивации поверхности арсенида индия и для изготовления туннельно-тонких оксидных плёнок.

В.В.Атучин, Л.И.Исаенко, В.Г.Кеслер, А.Ю.Тарасова

Моноклинные кристаллы KPb₂Br₅, пр. группа P2₁/c, a = 8.854(2), b = 7.927(2), c = 12.485(3) Å, β = 90.05(3), Z = 4, являются одной из лучших матриц для лазерноактивных ионов Nd³⁺, Tb³⁺, Dy³⁺ и Er³⁺. Кристаллическая структура KPb₂Br₅ показана на Рис.1. Монокристалл KPb₂Br₅ был выращен методом Бриджмена из стехиометрического расплава. Измерения электронной структуры данного соединения были произведены методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС) для порошкового образца, приготовленного из кристалла оптического качества. Для возбуждения фотоэмиссии использовалось Al Kα излучение c энергией рентгеновских квантов 1486.6 эВ. В результате впервые установлено строение валентной зоны данного бромида (Рис.2) и электронные параметры верхних остовных уровней. Вблизи вершины валентной зоны доминирует интенсивный пик с энергией 3.6 эВ,

Рис.1. Кристаллическая структура KPb2Br5.	Рис.2. Валентная зона KPb2Br5.

связанный с наличием ионов Br в кристаллической решетке. Впервые определены разностные энергетические параметры Δ_K = (BE K 2p_3/2 - BE Br 3d) and Δ_Pb = (BE Pb 4f_7/2 - BE Br 3d) для ионов K⁺ и Pb²⁺ в решетке KPb₂Br₅, позволившие произвести сравнительный анализ ионности связей K-Br и Pb-Br в различных бромидах. Кроме фотоэлектронных линий основных элементов обнаружены линии углерода (С 1s) и кислорода (O 1s). Линия C 1s отнесена к углеводородам, адсорбированным на поверхности. Слабая интенсивность линии O 1s свидетельствует о высокой устойчивости поверхности KPb₂Br₅ по отношению к окислению кислородом атмосферы.

А.Г.Настовьяк, И.Г.Неизвестный, Н.Л.Шварц, З.Ш.Яновицкая

С помощью Монте-Карло моделирования исследована кинетика формирования аксиальных гетеропереходов (ГП) Si-Ge в нановискерах (НВ). Показано, что невозможность получения атомарно гладкой гетерограницы Si-Ge (Рис.а) связана с постепенным изменением состава капли катализатора при переключении потоков компонентов. Найдено, что ширина аксиальных ГП α зависит от диаметра НВ. При CVD росте, когда не существенна диффузионная компонента роста, α линейно возрастает с диаметром (Рис.б). В диффузионном режиме роста, характерном для МЛЭ, ширина ГП убывает с увеличением диаметра (Рис.в). Это означает, что при уменьшении толщины нановискера резкие гетеропереходы в системе Ge-Si можно получить только при СVD росте, когда не существенна диффузионная составляющая роста.

С помощью моделирования изучался процесс формирования нанокластеров кремния при отжиге одиночных слоёв состава SiO_x, слоистых структур SiO₂-SiO- SiO₂ и плёнок SiO₂, содержащих слои нестехиометрического состава. В Монте-

Рис. а) Изображение нановискера и границ раздела Si-Ge; зависимость ширины аксиальных ГП от диаметра нановискера при CVD росте (б) и при диффузионном режиме роста (в).

Карло модели наряду с диффузионными перемещениями учитывались процессы образования и распада моноокиси кремния. Получены распределения нанокластеров по размерам в зависимости от температуры и длительности отжига, толщины слоёв SiO_х и их состава.

В.В.Болотов, В.Е.Росликов, Е.А.Курдюкова, Ю.А.Стенькин

Были исследованы газочувствительные свойства слоев нанокомпозита углеродных нанотрубок/SnO_х, сформированых двумя методами - осаждением нестехиометрических окислов олова на поверхность слоев углеродных нанотрубок (УНТ) из парогазовой фазы (метод ПГФ) и путем магнетронным напылением олова с последующим окислением (метод МН). Исследования газовой чувствительности производились путем измерения вольт-амперных характеристик (ВАХ) тестовой структуры при экспозиции в NO₂ и дегазации на воздухе. Из полученных ВАХ рассчитывалось изменение сопротивления тестовой структуры.

Рис. Кинетика изменения сопротивления слоев нанокомпозита УНТ/SnO_х в циклах экспозиции-дегазации при различных концентрациях NO₂. а - метод ПГФ, б - метод МН. 1 - сопротивление, 2 - концентрация NO₂.

Как видно из рисунка сопротивление нанокомпозитов, полученных различными методами, отличаются на три порядка, что обусловлено различием в формирующейся структуре слоев (данные электронной микроскопии, химического анализа).

Измерения показали, что слои нанокомпозитов УНТ/SnO_х, полученные методом МН, проявляют более высокую чувствительность к диоксиду азота при комнатной температуре, чем полученные методом ПГФ (см. таблицу).

метод ПГФ		метод МН
n, ppm	S*,отн.ед.	S*,отн.ед.
3,0	0.08	0.14
6,0	0.04	0.1

Было установлено, что оба метода формирования формируют слои нанокомпозита многослойных углеродных нанотрубок/SnO_x, чувствительные к NO₂ при комнатной температуре, что является существенным преимуществом в сравнении с сенсорами на основе окислов металлов, требующих высоких рабочих температур.

С.А.Волков, М.А.Демьяненко, А.Г.Клименко, В.Н.Овсюк

Построена физическая модель охлаждающего элемента на основе автоэлектронной эмиссии "теплых" электронов из эмиттера через тонкий вакуумный зазор (эффект Ноттингхема, рис. 1). Расчетная мощность охлаждения составляет 400 Вт/см², температура охлаждения 100 К, КПД 80-90% при напряжении питания 0,1- 0,5 В, толщине вакуумного зазора 5-10 нм, при условии понижения работы выхода эмиттера до 0,5-0,7 эВ и пренебрежимо малом обратном тепловом потоке от коллектора на эмиттер.

Рис.2. Зависимость эффективного коэффициента теплопроводности слоев SiO₂ от их толщин (А), ВФХ структур Al-TiO₂-p-Si в интервале температур 320–100 К (Б).

Разработан высокочувствительный метод прямого измерения поперечной теплопроводности тонких диэлектрических слоев с использованием дифференциальных микротермопар. Измерена теплопроводность слоев диоксида кремния в диапазоне толщин d_ox = 50-2150 нм в монолитных сэндвич-структурах Si-SiO₂-Si (рис. 2А). Установлено, что эффективный коэффициент теплопроводности слоев SiO₂ k_eff падает с уменьшением их толщины и при толщине 50 нм составляет примерно 15% от объемного значения k_b = 1,27 Вт/(м·K), что объясняется возрастающей ролью теплового сопротивления R_th границ раздела (т. е. отражением фононов от границ раздела) с понижением толщины слоя. По соответствующей теоретической зависимости k_eff(d_ox) найдена величина теплового сопротивления границы раздела SiO₂-Si, равная R_th = 2·10^-7м² K/Вт.

Показано, что эффективная работа материала эмиттера (Si, Pt) может быть значительно понижена за счет накопления под действием внешнего поля большого объемного заряда в диэлектрическом слое на поверхности эмиттера. Экспериментально исследованы вольт-фарадные и вольт-амперные характеристики тонких (5- 10 нм) слоев TiO₂, изготовленных на поверхностях n- и p-кремния прямым окислением осажденных слоев титана. Найдено, что плотность объемных состояний в слоях TiO₂ толщиной 4-5 нм составляет несколько единиц на 10¹⁹ см^-3 (рис. 2Б), что достаточно для создания в них поперечного динамического падения потенциала величиной 4,0-4,5 В и понижения на соответствующую величину эффективной работы выхода эмиттера.

А.В.Царев

Выполнено исследование распространения света в полосковом оптическом волноводе с наклонным отражателем в виде одномерного фотонного кристалла из периодического набора наноразмерных отверстий (см. Рис. а). Путем прямого трехмерного численного моделирования методом конечных разностей во временной

Рис. Деление пучка на наклонном отражателе в виде одномерного фотонного кристалла. а) общий вид волноводной структуры (стрелки иллюстрируют различные механизмы потерь на рассеяние); б) Угловая зависимость коэффициентов отражения и прохождения для разных значений ширины волновода W и шага вычислений G методом 3D FDTD. d = 200 нм, a = 300 нм.

области (3D FDTD) было показано, что для волны ТЕ-поляризации при угле падения около 39° наблюдается эффект Брюстера. Это позволяет обеспечить малые коэффициенты деления пучка (< 0.04) в широком спектральном диапазоне. Рассмотрены механизмы дополнительных оптических потерь из-за рассеяния на трехмерном дискретном отражателе из периодического набора периодических дырок. На примере волновода кремний-на-изоляторе с отражателем из набора отверстий с шагом 300 нм и диаметром 200 нм, заполненных окислом кремния, показано, что оптические потери могут быть пренебрежимо малыми, несмотря на высокий контраст показателя преломления (см. Рис. б). Предлагаемые делители пучка на одномерных фотонных кристаллах являются КМОП совместимыми и могут быть использованы при конструировании различных мульти-отражательных фильтрующих элементов для оптической связи и сенсорики.

Е.В.Бельская, П.А.Бохан, Д.Э.Закревский, М.А.Лаврухин

Методом поглощения измерены константы скоростей девозбуждения He(2¹S₀) молекулами H₂O, NH₃, N₂O, CO₂, которые оказались равными соответственно (1.2±0.3)10^-9, (0.8±0.2)10^-9, (1.9±0.2)10^-9, (2.2±0.4)10^-9 см^-3с^-1 (рис. а). Проведен анализ возможных ошибок измерения данным способом, возникающих из-за наличия иных каналов девозбуждения метастабильных атомов и немонохроматичности пробного излучения.

Рис. (а) Зависимость скорости девозбуждения Не(2¹S₀) в столкновениях с молекулами CO₂ и H₂O от давления молекулярной примеси (p_Hе=6Tor). Точки - экспериментальные данные, линии построены в соответствии с вычисленными константами девозбуждения. (б) Осциллограммы мощности разряда и импульса генерации излучения при различных давлениях воды при p_He=6Tor: w₁ - без добавления воды; w₂ при p_H2O=1.07Tor, w₃ при p_H2O=1.33Tor. Осциллограммам излучения w₁ и w₂ (w₃) соответствует импульс мощности накачки P₁ (P₃).

Исследована генерация лазерного излучения на самоограниченном переходе атома гелия (переход 2¹Р₁⁰ - 2¹S₀, λ=2.058мкм) в смесях с молекулярными газами. Возбуждение осуществлялось длинными одиночными (до 700нс) и сдвоенными импульсами электронного пучка, генерируемого в открытом разряде. Длительность генерации в чистом гелии составила 50нс (w1 на рис. б). В смесях He+H₂O и He+NH₃ обнаружено отсутствие ограничений на частоту следования импульсов и получена длительность импульса генерации, равная длительности накачки (w₃ на рис. б).

Таким образом, впервые осуществлён перевод самоограниченной генерации лазерного излучения в гелии в квазинепрерывный (столкновительный) режим за счёт использования процессов девозбуждения метастабильного состояния 2¹S₀. Данный результат демонстрирует возможность получения квазинепрерывной генерации, используя универсальные механизмы тушения метастабильного уровня: столкновение с молекулами и электронами, имеющими низкую температуру вследствие быстрой релаксации колебательных состояний молекул.

Д.Б.Третьяков, И.И.Бетеров, В.М.Энтин, Е.А.Якшина, И.И.Рябцев

Разработан и реализован новый метод диагностики ультрахолодной плазмы в газе холодных ридберговских атомов Rb в магнитооптической ловушке (МОЛ). Исследовано влияние электрического поля фотоионов, образующихся при лазерном возбуждении ридберговского состояния 37P, на спектр микроволнового резонанса Фёрстера Rb(37P)+Rb(37P)Rb(37S)+Rb(38S) для малого числа (N=1-5) холодных ридберговских атомов Rb в состоянии 37P, находящихся в одиночном малом объеме возбуждения (размер ~20 мкм) в МОЛ. Обнаружено, что поле фотоионов приводит к сдвигу и асимметричному уширению резонанса Фёрстера [рис.(а)], а также к появлению компонент, запрещенных правилами отбора для возбуждения атомов линейно поляризованным лазерным излучением. Сдвиг и уширение резонанса позволили определить среднее поле фотоионов, которое составило около 100 мВ/см при времени взаимодействия 3 мкс.

Рис. Экспериментальные записи спектра резонанса Фёрстера в холодных атомах Rb для разного числа зарегистрированных ридберговских атомов N : (а) В присутствии холодных фотоионов, образующихся при лазерном возбуждении ридберговского состояния 37P. Электрическое поле фотоионов сдвигает и уширяет резонанс Фёрстера. (б) Дополнительный электрический импульс (5 В/см, 2 мкс) быстро вытягивает фотоионы. Наблюдается узкий резонанс Фёрстера в поле 1,79 В/см.

Для проверки предположения о наличии фотоионов нами было предложено в момент лазерного импульса прикладывать дополнительный импульс электрического поля амплитудой 4-5 В/см и длительностью 2 мкс, который должен был вытягивать фотоионы за время около 0,5 мкс. Эксперименты показали, что такой импульс действительно приводит к значительному сужению резонанса Фёрстера (до 20 мВ/см) [рис.(б)]. Таким образом, было показано, что наличие даже одиночных заряженных частиц в малом объеме возбуждения ридберговских атомов приводит к уширению и сдвигу линий за счет эффекта Штарка в неоднородном электрическом поле, а сам метод спектроскопии резонанса Фёрстера пригоден для невозмущающей диагностики ультрахолодной плазмы. Сделан вывод, что одной из главных причин эффекта лавинной ионизации ансамбля холодных ридберговских атомов служат фотоионы, образующиеся при возбуждении ридберговских состояний широкополосным лазерным излучением.

В.Г.Хорошевский, В.А.Павский, К.В.Павский

При анализе эффективности функционирования вычислительных систем (ВС), как сосредоточенных, так и распределенных, используются показатели осуществимости решения задач. В зависимости от сложности задач и характера их поступления выделяют следующие режимы работы ВС: решение сложной задачи; обработка набора задач; обслуживание потока задач.

Предложен подход, позволяющий рассчитать математическое оживание, дисперсию, и другие моменты случайных величин (в данном случае, для числа решаемых задач на ВС), минуя расчет вероятностей состояний, тем самым значительно упрощаются вычисления.

Предложенный подход позволяет находить решения в аналитическом виде для переходного и стационарного режимов функционирования вычислительных систем. Полученные формулы просты и применимы при экспресс-анализе функционирования распределенных вычислительных систем.