авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 || 4 |

«Министерство образования и науки РФ Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского Национальный исследовательский университет Учреждение Российской ...»

-- [ Страница 3 ] --

Для кристаллов КНГГ-Ho, аналогично результатам, полученным в ходе исследования спектроскопических свойств кристаллов КНГГ-Er, КНГГ-Nd, КНГГ-Tm [2], обнаружено, что значение силы осциллятора для сверхчувстви 5 тельного перехода I8 G6 и параметра интенсивности 2 выше аналогич ных значений в кристаллах других гранатов. Это обусловлено тем, что доми 3+ нирующими оптическими центрами в кристаллах КНГГ являются ионы Ho с более низкой симметрией по сравнению с кристаллами иттрий-алюминиевого граната.

Работа выполнена при поддержке Федеральной целевой программы «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» (Государст венный контракт № 14.740.11.0071).

Литература 1. Воронько Ю.К., Гессен С.Б. и др. // Квантовая электроника. 1990. Т. 17.

В. 10. С. 1282–1283.

2. Белова И.А., Больщиков Ф.А., Воронько Ю.К. и др. // Физика твердого тела. 2008. Т. 50. В. 9. С. 1552–1558.

Исследование проводимости слоистых нанокомпозиционных структур на основе аморфного карбида кремния с кремниевыми нанокристаллическими включениями Д.В. Нефедов Саратовский филиал Учреждения Российской академии наук Института радиотехники и электроники им. В.А. Котельникова РАН, г. Саратов В настоящее время широко развиваются технологии создания нанокомпо зитных материалов. Полученные нанокомпозитные материалы часто проявляют новые полезные электрические и оптические свойства. Особенно интересно изучение нанокомпозитных материалов с квантовыми точками, которые созда ют в энергетическом спектре материала новые уровни и тем самым могут существенно влиять на его свойства.

Целью настоящей работы являлось исследование вольт-амперных характе ристик слоистых композитных структур на основе аморфного карбида кремния с включениями нанокристаллического кремния и без них. Аморфный карбид кремния и нанокристаллиты кремния на его поверхности были получены в СВЧ плазме газового разряда как описано в работах [1, 2, 3].

В ходе проведения работы были получены слоистые нанокомпозитные структуры представляющих собой матрицу аморфного карбида кремния с вне дренными в нее одним, тремя и пятью слоями нанокристаллического кремния и матрицу аморфного карбида кремния без нанокристаллических включений кремния. Осаждение структур осуществлялось на стекло с оксидом индия, ко торый выполнял роль нижнего контакта, в качестве верхнего контакта приме нялся алюминий напыленный на поверхность структуры.

Для рассмотрения свойств полученных структур были исследованы прямые и обратные ветви ВАХ образцов с различным количеством слоев нанокристал лических включений кремния и без них. На рис. 1 а) представлена типовая ВАХ для структуры с тремя слоями нанокристаллитов кремния (1) и без них (2).

ВАХ для одно- и пятислойных структур имеют схожий вид.

На рис. 1 б), представлены ВАХ слоистых структур в логарифмическом масштабе.

При анализе полученных результатов были обнаружены следующие харак терные особенности: 1) на ВАХ ярко выражено различие между прямой и об ратной ветвями ВАХ, что говорит о наличии выпрямляющего эффекта в дан ных структурах (см. рис. 1 а);

2) с увеличением толщины структуры наблюда лось уменьшение проводимости (см. рис. 1 б);

3) проводимость структур с включениями нанокристаллического кремния выше, чем для структур без включений (см. рис. 1 б).

10000 lgI, мкА 1000 I, мкА 1 800 0, U, В 6 lgU, B 0, -10 0 10 20 0,01 0,1 1 10 - а) б) Рис. 1. ВАХ слоистой нанокомпозитной структуры (а): 1 – структура с тремя слоями нано кристаллитов кремния, 2 – без нанокристаллитов кремния;

ВАХ слоистых структур в двой ном логарифмическом масштабе (б): 1, 3, 5 – одно-, трех-, пятислойные структуры с вклю чениями нанокристаллического кремния;

2, 4, 6 – одно-, трех-, пятислойные структуры без нанокристаллического кремния Выпрямляющее действие композиционных структур, скорее всего, обуслов лено эффектом Шотки. Поскольку в диодах Шотки главным требованием явля ется толщина потенциального барьера возникающего в полупроводнике вблизи границы раздела с металлом, которая зависит от концентрации примесей в по лупроводнике, то с одной стороны толщина барьера должна быть достаточно большой, что бы: 1) устранить туннелирование носителей заряда через барьер;

2) получить достаточные значения пробивного напряжения;

3) получить мень шие значения барьерной емкости, а с другой стороны концентрация примесей должна быть достаточно мала, что бы барьер не был чересчур тонким. По этой причине классическая конструкция диода Шотки имеет двухслойную базу, одна часть которой содержит большую концентрацию примесей и имеет малое удельное сопротивление, а вторая часть представляет собой тонкий слой того же полупроводника со значительно меньшей концентрацией примесей, чем первый. В случае применения аморфных нанокомпозитных структур можно достичь того же эффекта путем введения слоев нанокристаллического кремния в матрицу аморфного кремния, что влияет на проводимость структуры, а следо вательно на толщину потенциального барьера. Так при увеличении толщины структуры происходит уменьшение проводимости, что очевидно, а внедрение в диэлектрическую матрицу нанокристаллических слоев кремния позволяет мо дифицировать зонную структуру аморфного карбида кремния, то есть изменять концентрацию примесей в полупроводниковой структуре и как следствие управлять толщиной потенциального барьера.

Литература 1. Нефедов Д.В., Яфаров Р.К. // ПЖТФ, 2007. Т. 33. Вып. 21. С. 78–84.

2. Нефедов Д.В., Яфаров Р.К. // ПЖТФ, 2007. Т. 33. Вып. 7. С. 26–34.

3. Кульбацкий Д.М. // Вестник СГТУ, 2007. № 4 (29). Вып. 2. С. 121–128.

У Уточне ение а атомно стру ой уктуры прим ы месных х кристал ллов к кубического диокси ци д ида иркони ия П.В. Анд дреев, Н.В Сомов В. в Ниж жегородск государственн универ кий ный ерситет и Н.И. Л им. Лобачевск кого, Ниж жний Новг город Крристаллы диоксида циркони легиро а ия, ованные ппримесям различ ми чных ред- коземель ьных элеементов яявляются перспекктивными лазерны ыми мате ериалами..

Атомная структу я ура крист талла ока азывает существен с нное вли ияние на спектры ы поглощения и лю юминесцеенции ион актива на атора. Сл ледовательно, преддставляет т интерес проведен преци ние изионного рентген о нострукту урного ан нализа прримесных х кристалл диокси цирко лов ида ония допи ированны различн ых ными при имесными ионами.

и Даанная рабо посвя ота ящена исс следовани атомн струк ию ных ктур серии из шес и ти образцов кубического д диоксида циркония стабил я, лизирован нного иттррием илии гадолини ием, допированно ого 3-х ввалентны ыми иона ами неодима. Хим мическиее формулы (Zr1–x–yGdyNdx)O2 и (Zr1– YyNdx)O2 для соответс ы O я ствующег стаби го y –x–y лизирую ющего элемента.

Реннтгеностр руктурны экспер ый римент был предв варен исследованнием эле- ментного состава образцо рентге о а ов енофлуореесцентны методо так как полу ым ом, к ченные к кристаллы характе ы еризовали разупо ись орядоченн атомн струк ной ной ктурой.

Реннтгеностр руктурны исслед ые дования проводи ились на автомат тическомм рентгено овском диифрактометре Oxfo Diffraction Gem S с ка ord mini аппа-гони иометром м и CCD-д детекторо SAPPH ом HIRE III н MoK-излучени при те на - ии емператур 100 K.

ре.

Образцы были об ы бкатаны в шарики д диаметром в диапа азоне 0. 8–0.16 мм м.

Вх ходе рабо было установл оты лено, что все исследованны криста ые аллы опи етрии Fm m. Кати m сываются простра анственно группо симме ой ой ионы (ато омы всех х металлов располагаются п частно 4-кратн крист в) по ой ной таллограффической позиции й и мметрией m3 m, а (4a) с сим й анионное окружени имеет кубическ ие кую коорддинацию.

метрией 4 3 m (см.

Кислород занима частну 8-крат ает ую тную поззицию (8c с симм c) рис. 1).

Рис. 1. а) Рассположение атомов е в ячейке куби ического диоксида цирко ония (темны шары соответст ые с вуют атомам киислорода, светлые – с метал ллам);

б) ) Полиэддрическая упако овка кубиического диоксида цирко ония а) б) В ходе исследования структуры было обнаружено монотонное уменьше ние параметра кубической решетки кристаллов с ростом концентрации допи рующего элемента – неодима (см. рис. 2).

5.170 a, 5. 5. 5. 5. 5. 5. 5. 5. 5. CNd 5. 0.001 0.002 0.003 0.004 0.005 0.006 0.007 0. Рис. 2. Зависимость параметров элементарных ячеек кристаллов от концентрации неодима в образцах диоксида циркония, стабилизированных гадолинием Для всех образцов по уточненным моделям атомной структуры были опре делены характерные расстояния анион-катион (см. табл. 1).

Таблица Характерные расстояния анион-катион для исследованных образцов кубического диоксида циркония стабилизированного гадолинием Содержание Образец, № Характерное расстояние анион-катион, неодима (РФА), % 1 0.26 2.2366(1) 2 0.41 2.2341(1) 3 0.68 2.2330(1) 4 0.68 2.2310(1) Установлено, что повышение концентрации ионов неодима в кристаллах диоксида циркония, стабилизированного ионами гадолиния, приводит к моно тонному уменьшению анион-катионных расстояний.

Влияние процесса старения на коррозионно усталостную прочность малоуглеродистых низколегированных сталей Е.Н. Бутусова, Д.Н. Котков, А.В. Нохрин, В.Н. Чувильдеев Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Исследование механизмов коррозионно-усталостного разрушения в метал лах и сплавах является одной из актуальных задач физического материаловеде ния. Несмотря на большое количество работ, посвященных рассмотрению дан ного явления, в настоящее время в литературе отсутствуют единая модель, позволяющая связывать параметры микроструктуры стали с параметрами ее коррозионно-усталостной прочности, а также систематические эксперимен тальные исследования, посвященные этой проблеме.

Следует также отметить, что большое влияние на склонность сталей к зарождения и распространения коррозионно-усталостных трещин оказывает процесс старения, заключающийся в диффузионном движении атомов углеро да, растворенных в ферритной матрице, к границам зерен и выделении на них частиц карбидов. Старение сталей обусловлено термодинамической неравно весностью исходного состояния и постепенным приближением структуры к равновесному состоянию в условиях достаточной диффузионной подвижности атомов углерода. В результате старения повышается склонность сталей к заро ждению и росту хрупких трещин.

В связи с этим целью настоящей работы является проведение исследова ний влияния структуры материала на параметры его коррозионно-усталостной прочности.

В качестве объектов исследования выступали низколегированные малоуг леродистые стали различного химического и фазового состава (17Г1С, 10Г2ФБ, 19Г и др.), находящиеся в различных структурных состоянии (до и после длительной эксплуатации). Коррозионно-усталостные испытания проводилось по схеме “консольный изгиб” в 3%-ном водном растворе NaCl в интервале амплитуд напряжений до предела прочности. В ходе испытаний определялось число циклов нагружения до зарождения трещины (N0), количество циклов до * разрушения образца (N ), а также зависимость скорости роста трещины от напряжения Vтр().

Показано, что N0 и Vтр существенно зависит от параметров структуры стали – концентрации углерода в твердом растворе феррита и объемной доли частиц структурно-свободного цементита, выделяющегося по границам зерен феррита в процессе длительной эксплуатации. Увеличение объемной доли * частиц карбидов приводит к уменьшению числа циклов N0 и N, а также к увеличению скорости роста трещины.

Для объяснения наблюдаемых зависимостей предложена модель зарожде ния и распространения трещины, основанная на современных представлениях физики металлов.

На основе разработанной модели проведен анализ влияния структурных факторов (объемной доли и размера частиц карбидов) на параметр N0. Резуль таты расчетов сопоставлены с экспериментальными данными.

Работы выполнены в рамках программы «УМНИК» и при поддержке Федеральной целевой программы «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009–2013 гг.

Исследование влияния дефектообразования на температурные зависимости фотоэлектрических спектров структур с квантовыми точками InAs/GaAs Н.С. Волкова, А.П. Горшков Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород При создании приборов на квантово-размерных гетеронаноструктурах (КРГ) проводятся различные технологические операции (анодное окисление, травление, нанесение металлов, ионная имплантация и др.), при которых воз можно образование в структуре дефектов в результате химических реакций на поверхности и в объеме полупроводника. Эти дефекты могут существенно вли ять на оптоэлектронные характеристики приборов. В связи с этим важной зада чей является контролирование процессов дефектообразования при проведении подобных технологических операций.

В данной работе изучалось дефектообразование в КРГ с квантовыми точ ками (КТ) InAs/GaAs, выращенных методом газофазной эпитаксии из металло рганических соединений (ГФЭ МОС) при атмосферном давлении водорода – газа носителя паров МОС [1], при анодном окислении, нанесении химически активного металла (Pd), ионной имплантации. В [2, 3] было показано, что данные виды модификации поверхности приводят к гашению фотолюминесценции и па дению фоточувствительности в квантовой яме (КЯ) InGaAs/GaAs из-за образо вания дефектов в структуре. Для изучения дефектообразования в данной работе была применена методика, основанная на исследовании температурной зависи мости спектров фоточувствительности структур. Ранее эти зависимости исследо вались на структурах, выращенных молекулярно-пучковой эпитаксией [4].

Исследовались структуры со слоем КТ, покрытым однородным покров ным слоем GaAs толщиной 20 и 200 нм, и структуры с комбинированным слоем КЯ/КТ, в которых слой КТ сначала покрывался слоем КЯ In0,2Ga0,8As шириной 3 нм и затем внешним слоем GaAs толщиной 50 нм.

В работе фотоэлектрические спектры КТ изучались методами спектро скопии фототока (фотоэдс) на барьере полупроводник/металл (барьер Шоттки, спектроскопия ФБШ) и конденсаторной фотоэдс на поверхностном барьере (КФЭ) в диапазоне температур 77–350 К. Для создания барьера Шоттки на поверхность структур методом термического испарения в вакууме при темпе ратуре 100 С наносился полупрозрачный выпрямляющий Au (Pd) контакт пло щадью ~1 мм. Омический контакт к буферному слою и подложке создавался электроискровым вжиганием оловянной фольги. Для измерения КФЭ к поверх ности структуры плотно прижималась пластина алюминия, покрытая слоем анодного окисла Al2O3 толщиной 50 мкм, который использовался в качестве диэлектрика МДП-структуры. КФЭ измерялась при модулированном освеще нии через подложку GaAs.

Анодное окисление поверхности GaAs проводилось в гальваностатиче ском режиме при плотности тока 1 мА/см в электролите: раствор пентабората аммония в смеси этиленгликоля и воды. Толщина окисла dox определялась по постоянной роста (2 нм/В) и составила 20 нм в КРГ с КТ и 5 нм в КРГ с КЯ/КТ. На образование окисла толщиной dox расходуется слой GaAs толщи ной 0,67*dox [5].

+ Имплантировались ионы He с энергией Е = 35 кэВ и дозой 10 – D = 5*10 см.

При анодном окислении структуры с КЯ/КТ заметного изменения спектра фоточувствительности при комнатной температуре не происходит, но темпера турные зависимости пика основного перехода в КТ для исходной и окисленной структуры несколько различаются. Вся кривая сдвигается примерно на 15 К в область высоких температур и несколько увеличивается энергия активации при низких температурах, что позволяет сделать вывод о небольшом увеличении концентрации дефектов в КТ после окисления.

Значительно сильнее выражены эти изменения, связанные с дефектообра зованием, в структуре с КТ с более толстым анодным окислом. При окислении структуры с КТ на спектре ФБШ наблюдается необратимый сдвиг пиков, соот ветствующих оптическим переходам в КТ, обусловленный релаксацией упру гих напряжений в КТ в результате уменьшения толщины покровного слоя GaAs [5]. Спектр от КТ после окисления приобретает характерную ступенчатую форму, свидетельствующую о снижении эффективности эмиссии носителей с глубоких уровней КТ в матрицу в результате увеличения скорости рекомбина ции в КТ. Температурная зависимость для окисленной структуры существенно (50 К) смещается в область высоких температур. Дефектообразование при анодном окислении связано с диффузией атомов Ga и As из полупроводника к фронту окисления, которая приводит к образованию вакансий в соответствую щих подрешетках GaAs [6]. Эти вакансии диффундируют в объем и могут вступать в реакции между собой и с биографическими дефектами и примесями, образуя более сложные комплексы с глубокими уровнями (дивакансии, анти структурные дефекты и др.). Эти комплексы могут выступать в качестве эффек тивных центров безызлучательной рекомбинации.

Как и в случае анодного окисления, при нанесении химически активного металла (Pd) и ионной имплантации КРГ наблюдается сдвиг температурной за висимости фоточувтвительности в области основного оптического перехода в КТ в область более высоких температур. Это также объясняется уменьшением рекомбинационного времени жизни фотовозбужденных носителей в КТ вслед ствие возникновения в модифицированных структурах дополнительного канала рекомбинации – безызлучательной рекомбинация через образовавшиеся дефекты.

Работа выполнена при поддержке Минобрнауки РФ (проект РНП.2.2.2.2/4297).

Литература 1. Звонков Б.Н., Карпович И.А., Байдусь Н.В. // ФТП. 2001. Т. 35. № 9. С. 92.

2. Карпович И.А., Аншон А.В., Байдусь Н.В. // ФТП. 1994. Т. 28. № 1. С. 104.

3. Карпович И.А., Тихов С.В., Шоболов Е.Л. // ФТП. 2006. Т. 40. № 3. С. 319.

4. Fry P.W., Itskevich I. E., Parnell S.R. // Phys. Rev. B. 2000. Vol. 62. P. 16784.

5. Карпович И.А., Здоровейщев А.В., Тихов С.В. // ФТП. 2005. Т. 39. № 1. С. 45.

6. Вяткин А.Ф., Итальянцев А.Г., Конецкий И.В. // Поверхность. 1986. № 11.

С. 67.

Псевдосимметрия кристаллов семейства титанил-фосфата калия А.П. Гажулина, М.О. Марычев Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Данная работа продолжает исследование взаимосвязи между структур ными, симметрийными особенностями кристаллов и их нелинейно-оптичес кими свойствами [1]. Задачами работы были систематизация информации о структурных данных и данных по нелинейно-оптическим свойствам кристаллов семейства KTP, исследование псевдосимметрийных особенностей этих кри сталлов и их сопоставление с нелинейно-оптическими свойствами. Семейство кристаллов со структурой типа KTP (титанил-фосфата калия) насчитывает бо лее 100 соединений. Общая формула таких соединений может быть представ лена в виде MM’OXO4, где M = K, Rb, Na, Cs, Tl, NH4;

M’ = Ti, Sn, Sb, Zr, Ge, Al, Cr, Fe, V, Nb, Ta, Ga;

X = P, As, Si, Ge [2].

Проведен обзор структурных данных и данных по нелинейно-оптическим свойствам кристаллов семейства KTP. Найдена структурная информация для чистых кристаллов рассматриваемого семейства, а также для 85 легированных кристаллов. Для 85 структур найдена информация по нелинейно-оптическим свойствам, среди которых для 27 кристаллов найдена структурная информация.

Проведен расчет псевдосимметрии [3, 4] относительно операции инверсии для найденных кристаллов семейства KTP. Получены пространственные карты рас пределения степени инвариантности структур этих кристаллов относительно операции инверсии для различных положений точек инверсии в пределах их элементарных ячеек. Определены положения центров псевдоинверсии, соответ ствующие максимальным значениям степени инвариантности структур этих кристаллов относительно операции инверсии, проведен анализ их расположе ния относительно элементов симметрии пространственных групп симметрии исследованных кристаллов.

Получены гистограммы распределения величины степени псевдоинвер сии по чистым кристаллам KTP и легированным кристаллам KTP (рис. 1, 2).

0, 0, 0, 0, 0, 0, 0, 0, 0, 0, 0.0-0.1 0.1-0.2 0.2-0.3 0.3-0.4 0.4-0.5 0.5-0.6 0.6-0.7 0.7-0.8 0.8-0.9 0.9-1. Рис. 1. Распределение степени псевдоинверсии по чистым кристаллам KTP 0, 0, 0, 0, 0, 0, 0, 0.0-0.1 0.1-0.2 0.2-0.3 0.3-0.4 0.4-0.5 0.5-0.6 0.6-0.7 0.7-0.8 0.8-0.9 0.9-1. Рис. 2. Распределение степени псевдоинверсии по легированным кристаллам KTP Установлено, что среди легированных кристаллов KTP преобладают зна чения инвариантности относительно операции инверсии в интервале 0.3–0.4.

Полученные расчетные значения сопоставлены с известными нелинейно оптическими характеристиками рассмотренных кристаллов семейства KTP (рис. 3). Установлено, что кристаллы семейства KTP, обладающие наибольшим значением степени инвариантности относительно операции инверсии, имеют наименьшие значения нелинейно-оптических характеристик.

I2/I2(SiO2) 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1, Рис. 3. Сопоставление нелинейно-оптических характеристик кристаллов KTP c величиной псевдоинверсии Литература 1. Иванов В.А., Бурдов В.А. и др. // Кристаллография. 2008, 53, 714.

2. Stucky G.D., Phillips M.L.F., Gier T.E. // Chem. Mater. 1989, 1, 492.

3. Chuprunov E.V. // Crystallography Reports. 2007, 52, 1.

4. Программа «Псевдосимметрия» (С) 2006 г. Сомов Н. В. Кафедра КЭФ физического факультета ННГУ им. Н.И. Лобачевского.

Ориентация вектора дипольного момента молекул псевдосимметричных кристаллов Е.В. Дмитричева, В.А. Иванов Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Рассмотрено влияние псевдосимметрических особенностей атомной струк туры на величины пироэлектрических коэффициентов кристаллов.

Пусть молекулярный кристалл-пироэлектрик с пространственной группой G, принадлежащий одному из классов Cn или Cnv, содержит k симметрично свя занных молекул в элементарной ячейке с объемом V [1]. В этом случае можно показать, что единственная ненулевая компонента 3 вектора пирокоэффициен тов кристалла может быть записана в виде, 3 = (1/V)ksin (/T)v, + P (1) где k – кол-во симметрично связанных молекул в элементарной ячейке с объе мом V, – модуль вектора дипольного момента молекулы, – угол между по лярной осью кристалла и осью симметрии молекулы, Р – вектор спонтанной, поляризации, – коэффициент тепловой деформации при постоянных и.

Из формулы (1) видно, что значение пирокоэффициента возрастает с при ближением угла к 90. Поэтому представляет интерес выяснить расположение вектора дипольного момента молекулы реальных кристаллов с высокой степе нью центросимметричности относительно полярной оси всего кристалла.

Понятно, что для определения угла наклона вектора дипольного момента молекулы rN r = qi ri (2) i = необходимо знать координаты ионов и их заряды. Координаты ионов возьмем в Кембриджском банке структурных данных 2004 года. Один из методов опреде ления заряда заключается в вычислении эффективных зарядов по дипольным моментам межионной связи [2] q = b/r (3) где b – величина дипольного момента межионной связи, r – длина связи между ионами в молекуле исследуемого кристалла.

В общем случае, каждый ион имеет более одной связи, и поэтому, итоговый заряд иона определяется суммарным вкладом всех связей, в которых участвует данный ион.

В качестве примера рассмотрим кристалл-пироэлектрик trifluoroethulidyne trifluorosulfur (C2SF6) с группой симметрии Р21 и двумя молекулами в элемен тарной ячейке. Структурная формула данного соединения представлена на рис. 1.

Начнем рассмотрение с атома серы. Расстояние между атомом серы и каж дым из трех связанных с ним, атомов фтора в молекуле данного кристалла при близительно равно 1.54. А разность электроотрицательностей этих элементов равна 1.5 D. Отсюда, по формуле (3), эффективный заряд этих ионов фтора равен –0.98 е, где e – элементарный заряд.

Также атом серы связан с атомом углерода, но разность электроотрицатель ностей этих элементов равна 0. То есть связь между атомами C3 и S1 ковалент ная неполярная. И, следовательно, вклад этих двух ионов в перераспределение зарядов равен нулю.

F F C F4 C F S F F Рис. 1. Структурная формула кристалла C2SF Итак, заряд иона углерода не влияет на эффективный заряд иона серы.

Следовательно, за счет трех полярных связей с ионами фтора, эффективный заряд иона серы равен +2.94 е.

Аналогично вычислим эффективный заряд иона С2. На его величину влия ют лишь ионы F4, F5, F6. В итоге, заряд С2 равен +3.39 е, а заряды ионов фтора –1.13 е.

Далее, на основе полученных зарядов, по формуле (2) вычисляем компонен ты вектора дипольного момента молекулы и определяем угол его наклона к полярной оси кристалла. Этот угол оказался равен 86.

По описанному алгоритму нами были рассчитаны углы наклона векторов дипольного момента молекулы 28 молекулярных кристаллов, степень симмет r рии которых относительно операции инверсии I[( r )] превышает 0.9. Резуль таты расчета представлены на рис. 2.

КОЛИЧЕСТВО КРИСТАЛЛОВ 10 20 30 40 50 60 70 80 УГОЛ НАКЛОНА, град Рис. 2. Распределение молекулярных кристаллов по углу наклона вектора дипольного момента молекулы к полярной оси кристалла Таким образом, из рис. 2 видно, что действительно, преобладают псевдо симметричные кристаллы, в которых угол наклона вектора дипольного момента молекулы к полярной оси кристалла превышает 40, что подтверждает предпо ложения, высказанные при построении модели.

Литература 1. Иванов В.А., Фаддеев М.А., Чупрунов Е.В. // Кристаллография. 2000. Т. 45.

№ 5. С. 911.

2. Блейкмор Дж. Физика твердого тела. М.: Мир, 1988. 608 с.

Рентгенофлуоресцентный анализ кристаллов кубического диоксида циркония, стабилизированного иттрием и гадолинием и допированного неодимом П.В. Андреев, Л.А. Истомин, М.А. Фаддеев Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Диоксид циркония кубической сингонии, стабилизированный иттрием и гадолинием, допированный 3-х валентными ионами неодима является одним из перспективных кристаллов для лазерной техники.

Элементный анализ исследуемых образцов проводился рентгенофлуорес центным методом на рентгеновском спектрометре последовательного типа Shimadzu XRF-1800 с родиевым анодом.

Регистрация спектра флуоресцентного излучения проводилась сцинтиля ционным и газопроточным детекторами. Концентрация элементов с химиче скими номерами 11 Z 40 определялась по интенсивности K-линии характе ристического рентгеновского излучения, концентрации более тяжелых элементов – по интенсивности L-линии.

В первую очередь проводился легкий анализ образцов – для каждого об разца был снят флуоресцентный спектр во всем рабочем диапазоне длин волн прибора. Спектр был исследован на наличие характеристических линий хими ческих элементов. Это позволяет определить качественный состав – набор всех элементов, присутствующих в кристалле.

По результатам легкого анализа были составлены аналитические группы 40 39 для каждого из образцов. В группы кроме заявленных металлов Zr, Y, Gd, Nd вошли и элементы, не указанные в качестве исходных. Поэтому был сде лан вывод о том, что в кристаллах кубического диоксида циркония присутст 11 19 24 26 28 29 30 вуют примеси элементов Na, K, Cr, Fe, Ni, Cu, Zn, Hf. Количество примесных элементов анализировалось наряду с основными.

Во всех исследованных образцах была обнаружена значительная примесь гафния (около 1% от концентрации циркония). Это объясняется тем, что гаф ний в Таблице Менделеева является соседом циркония по группе IVб и, как следствие, эти элементы представляют собой химические аналоги. Это могло привести к присутствию гафния в исходном веществе для приготовления диок сида циркония.

Таким образом, гафний в исследуемых образцах изоморфно замещает цир коний. Так как количество примеси велико, необходимо ее учесть при исследо вании элементного состава кристаллов.

Кроме того, в исследуемых образцах присутствуют небольшие примеси следующих элементов: K, Na, Cr, Fe, Ni, Cu, Zn. Для выяснения характера рас пределения примесей один из образцов подвергался травлению 30%-м и 60%-м раствором азотной кислоты. Чтобы оценить степень влияния травления кри сталла кислотой на объем примесей, было произведено несколько опытов трав ления одного и того же образца. После каждой операции травления проводился количественный элементный анализ в нескольких точках поверхности. Образец для травления выбирался среди наиболее загрязненных, чтобы результат трав ления был более заметным. Аналогичное исследование концентрации малых примесей было проведено на свежих сколах одного из исследуемых образцов.

В результате систематических исследований выяснилось, что вышеука занные примеси однородно распределены по глубине образцов и, следователь но, не являются результатом поверхностного загрязнения, например, при их транспортировке.

В ходе работы проводились оценки точности определения элементного состава на приборе. Для этого, не вынимая образец из камеры спектрометра, проводилось исследование состава в одной точке несколько раз. По получен ным результатам рассчитывался среднеквадратичный разброс, что и являлось оценкой точности результата. Вычисления показали, что погрешность прибора составляет сотые доли процента.

Для изучения степени однородности исследуемых образцов кубического диоксида циркония проводилось их картирование. При данной операции про водился элементный анализ в различных точках поверхности исследуемого об разца. Диаметр пучка был выбран 0.5 мм. Было установлено, что разброс зна чений имеет порядок приборной погрешности.

В табл. 1. приведены значения концентраций основных элементов в исследованных образцах.

Таблица Результаты измерения элементного состава по образцам, в % Образец, № Zr Y Gd Nd Hf 1 82,5 15,2 0,68 0, 2 81,8 15,6 0,27 0, 3 82,4 16,5 0,41 0, 4 79,8 18,1 0,26 0, 5 83,5 14,8 0,68 0, 6 79,6 18,7 0,26 0, Результаты рентгенофлуоресцентного элементного анализа оказались очень ценными для последующего уточнения атомной структуры данных кри сталлов рентгенодифракционными методами.

Литература 1. Павлинский Г.В. Основы физики рентгеновского излучения. М.: Физматлит, 2007. 240 с.

2. Фаддеев М.А., Чупрунов Е.В. Физика атомов и молекул: Учебное пособие. – Н. Новгород: Издательство ННГУ, 2007. 313 с.

3. Фаддеев М.А., Чупрунов Е.В. Лекции по атомной физике. М.: Физматлит, 2008. 612 с.

Влияние упругих напряжений на магнитные свойства слоев GaMnAs Ю.А. Данилов1, В.С. Дунаев2, А.В. Кудрин1, О.В. Вихрова1, Б.Н. Звонков Научно-исследовательский физико-технический институт Нижегородского государственного университета им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород В связи с активным развитием полупроводниковой спинтроники имеется ряд актуальных задач, связанных с управлением магнитными свойствами эпитаксиальных слоев магнитных полупроводников. Одно из таких свойств – расположение оси легкого намагничивания относительно плоскости структуры.

В данной работе исследовалось влияние упругих напряжений в слоях GaMnAs, полученных методом лазерного нанесения, на их магнитные свойства.

Структуры были получены путем поочередного распыления GaAs и Mn в пото ке газа носителя при температуре 350С. Слои GaMnAs толщиной порядка 0.1 m наносились на буферные слои, полученные методом МОС-гидридной эпитаксии: GaAs, In0.15Ga0.85A, In0.6Ga0.4P. Рассогласование параметров решет ки оценивалось исходя из литературных данных для параметра решетки GaMnAs c содержанием Mn 4–5 % [1] и составляло –0.29 % относительно GaAs, +0.8 % и +0.6 % для In0.15Ga0.85As и In0.6Ga0.4P, соответственно. Известно, что от характера упругих напряжений в слоях GaMnAs зависит ориентация оси легкого намагничивания [1]. В ходе работы в диапазоне температур 10–300 К исследовались магнитополевые зависимости сопротивления Холла (RH) и магнетосопротивления.

Все слои GaMnAs имели p-тип проводимости и подобные электрические характеристики. При 77 К концентрация носителей составляла приблизительно 17 –3 8·10 см и подвижность ~65 см /В·с. При температурах ниже 77 К в структу рах наблюдался аномальный эффект Холла (АЭХ). Для слоя GaMnAs с напря жениями сжатия (буферный слой GaAs) магнитополевые зависимости RH име ют нелинейный вид, но не содержат петли гистерезиса. Подобное проявление АЭХ может быть связано с положением оси легкого намагничивания преиму щественно в плоскости слоя GaMnAs. В слоях GaMnAs с напряжениями растя жения (буферные слои InGaAs и InGaP) эффект Холла проявляется иначе: маг нитополевые зависимости RH имеют гистерезисный характер, а аномальная часть насыщается в магнитном поле ~ 2000 Э при температурах 10–77 К. Это свидетельствует о ферромагнитных свойствах материала и о преимуществен ной ориентации оси легкого намагничивания перпендикулярно плоскости структуры, что, вероятно, обусловлено напряжениями растяжения в слое GaMnAs.

Таким образом, использование буферных слоев различного состава по зволяет управлять направлением оси легкого намагничивания посредством из менения характера упругих напряжений в слоях GaMnAs, полученных лазер ным нанесением.

Литература 1. Matsukura F., Sawicki M., Dietl T., Chiba D., Ohno H. Magnetotransport properties of metallic (Ga,Mn)As films with compressive and tensile strain // Physica E. 2004. V. 21. P. 1032.

Р Ростов вые ед диницы кристаллов ы алю юмокал лиевых квас сцов А.Е.

А Егор рова, В.Н. Портно ов Ниж жегородск государственн универ кий ный ерситет и Н.И. Л им. Лобачевск кого, Ниж жний Новг город Теори роста кристалл в наст ия лов тоящее вр ремя раз звивается в сторон описа ну ния рост крист та таллов с самыми разными структу и урами. ММодель кристалла к а Косселя, состоящ, щего из ч частиц оддного сор рта, объяс сняет лиш общие законо шь е мерности роста кр и ристаллов и уже недостаточ для о в чна описания роста криисталлов,, структур которы состои из част разного вида. Д разви ра ых ит тиц Для ития теор роста рии а так назы ываемых н некосселеевских кр ристаллов необход в димо знат из как ть, кого родаа единиц рроста строоится кри исталл.

Для р растворов получит эти зна в ть ания достаточно сл ложно, по оскольку в раство- ре может быть мн т ного химиических фформ катиионов и анионов, в том числ разно ле олекулы KAl(SO4)2 12H2O го вида ккомплекссных соеддинений. Считаетс что мо ся, диссоцииируют в ррастворе н отдель на ьные ионы [1]. Тем самым р ы м ростовым едини ми + 3+ 2– цами доллжны быт ионы К, Al, а ть анионы SO4 и мол O лекулы H2O.

В дан нной рабботе проводилось спектроф фотометри ирование растворо и кри ов сталлов KAl(SO4)2 12H2O с доба KCr(SO4)2 12H2O. Анализ авлением к ним K з спектров позволи получить новые данные о единица роста э в ил ах этих криссталлов.

На ри 1 пред ис. дставлены зависим ы мости коэ эффициен нтов поглоощения света сме- )(SO4)2 12 2O от д шанными раствор и рами и криисталлами KAl(Cr) и 2H длины воллны.

а б Рис. 1. Результат фотометри ирования ра астворов (а и кристал а) ллов (б) (ко онцентраци примеси KCr(SO4)2·12H2O на 100 мл вод ия ды):

1 0,5 г;

2 1,5 г;

3 2 г;

4 3,5 г;

5 5 г Спектры растворов и кристаллов полностью соответствуют друг другу как по форме кривых, так и по положению максимумов. На рис. 2 показана линей ная зависимость коэффициента поглощения при = 580 нм от количества введенной в раствор примеси KCr(SO4)2 12H2O. Видно, что выполняется закон Бугера-Ламберта-Бэра.

1, 1, 1, К,1/см 0, 0, 0, 0, 0 0,05 0,1 0,15 0,2 0,25 0, массовая доля Рис. 1.3. Зависимость коэффициента поглощения света для растворов при = 580 нм от массовой доли KCr(SO4)2 · 12H2O в растворе 3+ Это свидетельствует об изолированности аквакомплексов [Cr(OH2)6] в растворе. В кислых растворах, каковыми являются растворы KAl(SO4)2 12H2O 3+ (рН = 3–3,1), существуют устойчивые аквакомплексы [Al(OH2)6]. Комплексы хрома, судя по спектрам кристаллов, замещают соответствующие структурные группы в кристаллах. Таким образом, есть основания считать, что ростовыми + частицами алюмокалиевых квасцов являются ионы К, аквакомплексы 3+ 2– [Al(OH2)6], анионы SO4 и молекулы H2O.

Этот вывод не противоречит данным работы [2], где измерялась массовая скорость роста кристаллов алюмокалиевых квасцов в диффузионном режиме при отклонении состава раствора от стехиометрического в сторону избытка ио нов алюминия. Скорость кристаллизации возрастала почти в 1,5 раза. Этот ре 3+ зультат был объяснен более низкой подвижностью ионов Al по сравнению с + К. Еще меньшую подвижность должны иметь ионы [Al(OH2)6]3+.

Литература 1. Некрасов Б.В. Основы общей химии. Т. 1. М.: Химия, 1973.

2. Белюстин А.В. Влияние избытка одной из компонент на скорость роста кристаллов двойной соли из раствора // Труды института кристаллографии.

М.: Изд-во АН СССР. 1956. Вып. 12. С. 73–78.

Фотолюминесцентные свойства ионно легированных электрически активной примесью многослойных нанопериодических структур a-SiOx/Al2O А.А. Ершов, И.А. Чугров, А.В. Ершов Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Формирование системы кремниевых нанокристаллов (НК Si) в матрице SiO2 является актуальным для повышения люминесцентных свойств кремния за счет квантово-размерного эффекта, что перспективно для создания излучаю щих дискретных и интегральных приборов оптоэлектроники [1]. Другим при менением системы НК Si в оксиде является ее использование в элементах энер гонезависимой флэш-памяти [1]. Авторами [2] был предложен оригинальный метод создания системы nc-Si/SiO2 c независимым контролем размеров и рас пределения НК Si путем высокотемпературного отжига (ВТО) многослойных нанопериодических структур (МНС) a-SiOx/SiO2. С другой стороны, уменьше ние размеров КМОП-структур требует освоения в качестве подзатворного ди электрика оксидов с высокой диэлектрической проницаемостью (high-k, в дан ной работе рассматривается Al2O3,) альтернативных традиционному SiO2 [3].

В докладе представлены результаты по формированию путем ВТО (1000– 1100С) в среде газообразного азота МНС a-SiOx/Al2O3 и их ионно-лучевому + + легированию В и P. Рассматриваются результаты изучения фотолюминесцен ции (ФЛ) в зависимости от типа и дозы ионного легирования и условий пост имплантационного отжига структуры nc-Si/Al2O3.

Для исходных нелегированных МНС a-SiOx/Al2O3 обнаружено, что ВТО приводит к появлению интенсивной ФЛ в полосе 750850 нм (при 300 К), характерной для эмиссии от НК Si [2]. Положение пика ФЛ имело «синее»

смещение при уменьшении толщины исходных a-SiOx-слоев, отражая «размер ную» зависимость ФЛ. Система nc-Si/Al2O3 показала также наличие характер ных полос ФЛ при 420 и 470 нм, обусловленных излучательными дефектами + + (типа F-центров) в оксиде. Имплантация ионов В и P с дозами 9· 17 – 1·10 см в сформированную ВТ отжигом систему nc-Si/Al2O3 с применением пост-имплантационного отжига при 1000 и 1100С во всех случаях, за исклю 14 – чением малых(~ 10 см ) доз, приводит к ослаблению ФЛ от НК Si по мере + + роста дозы. Увеличение интенсивности ФЛ при малых дозах P и В согласует ся с подобными результатами легирования системы nc-Si/SiO2, сформирован + ной имплантацией Si в SiO2 [4].

Работа выполнена в рамках АВЦП «Развитие научного потенциала ВШ», ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры. России», грантов Президента РФ (МК-185.2009.2) и РФФИ (08-03-00105 и 10-02-00995).

Литература 1. Device Applications of Silicon Nanocrystals and Nanostructures / Ed. N. Koshida NY.: Springer Sci., 2009, 102 p.

2. Zacharias M., Heitmann J., Scholz R. et al. // Appl. Phys. Lett. 2002. V. 80. № 4.

P. 661.

3. Wilk G.D., Wallace R.M., Anthony J.M. // J. Appl. Phys. 2001. V. 89. P. 5243.

4. Качурин Г.А., Черкова С.Г., Володин В.А. и др. // ФТП. 2006. Т. 40. В. 1. С. 75.

Псевдосимметрия кристаллов структурного типа сфалерита А.П. Гажулина, М.О. Марычев Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Физические свойства кристалла являются симметрийно- и структурно чувствительными. Симметрия структуры в целом несет только часть информа ции о симметрийных особенностях кристалла. Более полной характеристикой симметрии кристаллического пространства является псевдосимметрия, т.е. ин вариантность части атомной структуры (электронной плотности) кристалла от носительно некоторой надгруппы группы симметрии кристалла. Для количест венной оценки степени инвариантности структуры относительно некоторой операции симметрии удобно использовать функционал [1]:

r r (r )( gr )dV r g [(r )] = V, (1) 2r (r )dV V где g – операция симметрии, относительно которой рассчитывается степень инвариантности функции электронной плотности. Интегрирование ведется по элементарной ячейке кристалла.

Данная работа продолжает исследование псевдосимметрийных особенно стей кристаллов структурного типа сфалерита [2], в котором было рассмотрено 18 кристаллов. Кристаллы данного структурного типа описываются простран ственной группой F 4 3m и содержат два независимых атома в элементарной ячейке с номерами Z1 и Z2 в беспараметрических частных положениях 4(a) и 4(b). Каждая из этих правильных систем точек инвариантна относительно груп пы Fm3m, а их совокупность – относительно группы Fd3m. Поэтому для харак теристики псевдоцентросимметричных особенностей кристаллов типа сфалерит достаточно рассчитать степень инвариантности относительно операций, при надлежащих нетривиальному смежному классу разложения группы Fm3m по F 4 3m и группы Fd3m по F 4 3m. В первом случае, такими операциями являют ся операции инверсии в точках (0, 0, 0) и (1/4, 1/4, 1/4), а во втором случае – операция инверсии в точке (1/8, 1/8, 1/8). В [2] были рассмотрены позиции (0, 0, 0) и (1/8, 1/8, 1/8), а значения псевдоинверсии в позициях (1/4, 1/4, 1/4) не вычислялись. Для 56 кристаллов (включая 18 кристаллов, рассмотренных в [2]) структурного типа сфалерита рассчитана степень псевдосимметрии относи тельно указанных выше операций инверсии [3]. На рис. 1 представлена зависи мость степени псевдоинверсии в точках (0, 0, 0), (1/4, 1/4, 1/4) и (1/8, 1/8, 1/8) от отношения порядковых номеров атомов структуры Z1 и Z2.

0, 0, 0, 0, 0 1 2 3 4 5 6 7 Z1/Z (0, 0, 0) (1/4, 1/4, 1/4) (1/8, 1/8, 1/8) (0, 0, 0) ras (1/4, 1/4, 1/4) ras (1/8, 1/8, 1/8) ras Рис. 1. Зависимость псевдоинверсии от отношения порядковых номеров атомов структуры (аппроксимирующие кривые вычислены в рамках модели точечных атомов) Из анализа следует, что все структуры рассматриваемого типа являются псевдоцентросимметричными, наименьшее значение степени инвариантности относительно операции инверсии составило 0,778 (для кристалла MnS). При малых значениях Z1/Z2 степень псевдоинверсии максимальна в точке (1/4, 1/4, 1/4) и при значении Z1/Z2, близком к нулю, стремится к 1. С ростом Z1/Z2 мак симум псевдоинверсии из точки (1/4, 1/4, 1/4) переходит в точку (1/8, 1/8, 1/8), и при Z1 = Z2 степень псевдоинверсии достигает значения 1, при этом в точках (0, 0, 0) и (1/4, 1/4, 1/4) величина псевдоинверсии равна 0.5. Далее с ростом Z1/Z2 максимум псевдоинверсии переходит в точку (0, 0, 0) и значение псевдо инверсии плавно стремится к 1. Степени псевдоинверсии в точках (0, 0, 0) и (1/4, 1/4, 1/4) связаны между собой следующим образом:

( ) (0,0,0) + 1, 1, 1 = 1 (2) С помощью выражения (2) сделана оценка погрешности расчета степени инвариантности, которая составила 0.005 при доверительной вероятности = 0.99.

Таким образом, установлено, что в кристаллах структурного типа сфале рита максимум псевдоинверсии, наряду с положениями (0, 0, 0) и (1/8, 1/8, 1/8), может наблюдаться в положении (1/4, 1/4, 1/4) при некотором соотношении по рядковых номеров атомов структуры Z1 и Z2.

Литература 1. Chuprunov E.V. // Crystallography Reports. 2007. V. 52. P. 1.

2. Каткова М.Р., Крутов А.И., Чупрунов Е.В. // Кристаллография. 1995. Т. 40.

С. 70.

3. Программа «Псевдосимметрия» (С) 2006 г. Сомов Н. В. Кафедра КЭФ физического факультета ННГУ им. Н.И. Лобачевского.

Моделирование суперячеек кристаллов титанил фосфата калия, легированных ниобием или цирконием, и расчет их псевдосимметрии Н.Ю. Иванов, М.О. Марычев Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород На модельных суперячеечных структурах кристаллов KTP, легированных Nb и Zr, рассчитаны степени их псевдоцентросимметричности в зависимости от концентраций легирующих элементов. Установлена корреляция этих зави симостей с поведением квадратичной нелинейной восприимчивости при изме нении содержания примесных элементов.

Эффективная квадратичная нелинейная восприимчивость 2, опреде ляющая интенсивность генерации второй оптической гармоники и измеренная для длины волны первичного излучения 1.064 мкм на ряде порошковых образ цов кристаллов KTP:Nb, KTP:Zr [1], имеет немонотонную зависимость от со держания Nb или Zr, и, по приблизительной оценке, достигает максимума при содержании Nb в районе 4% и 3% Zr.

В настоящей работе проведено моделирование примесных структур кри сталлов титанил-фосфата калия (КТР), легированных Nb или Zr (KTP:Nb, KTP:Zr). Для модельных кристаллов, построенных трансляционным размноже нием суперячеек, содержащих 64 исходных элементарных ячейки структуры КТР, была рассчитана степень инвариантности легированных структур относи тельно операции инверсии [2], в диапазоне концентрации для Nb от 0,5% до 11% и для Zr от 0,5% до 5%, с шагом 0,5%. Таким образом получились структуры KTP:Nb и 10 структур KTP:Zr. При одинаковых концентрациях каж дого легирующего элемента примесные структуры реализовывались много кратно, для получения оценок среднего значения степени псевдоцентросиммет ричности и его среднеквадратичного отклонения. На полученных таким образом зависимостях обнаружены существенные локальные минимумы при содержании Nb или Zr в 5,5% и 4 % соответственно, что удовлетворительно со гласуется с положением максимумов нелинейной восприимчивости 2 на ее концентрационных зависимостях.

Литература 1. Иванов В.А., Бурдов В.А., Марычев М.О. и др. // Кристаллография. 2008. Т. 53.

№ 4. С. 714–719.

2. Программа «Псевдосимметрия» (С) 2006 г. Сомов Н.В. Кафедра КЭФ физи ческого факультета ННГУ им. Н.И. Лобачевского.

Влияние диэлектрического окружения и легирования фосфором на оптическую щель нанокристаллов кремния А.А. Конаков, В.А. Бурдов, В.А. Беляков, Н.В. Курова Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Расчеты электронных и дырочных спектров кремниевых нанокристаллов (квантовых точек) и их оптической щели в целом выполнялись ранее и продол жают выполняться в настоящее время. Эти исследования проводятся различ ными методами, как первопринципными на основе теории функционала плот ности [1], так и полуэмпирическими, такими, как приближение сильной связи [2], метод псевдопотенциала [3] и приближение огибающей (kp-метод) [4]. При этом все методы, кроме приближения огибающей, требуют большого времени компьютерного счета, и применяются, как правило, к нанокристаллам малых размеров (не более 3 нм). Кроме того, кластерные методы не позволяют полу чить зависимости энергетических характеристик нанокристаллов от их размера, что легко разрешается с помощью kp-метода [4].

Другая проблема, возникающая при расчете энергетических спектров кремниевых квантовых точек кластерными методами, – это замыкание обор ванных связей на границе нанокристалла. Как правило, при расчетах поверх ность кристаллита пассивируется водородом [1–3], тогда как в эксперименте нанокристаллы получают различными методами в диэлектрических матрицах [5–9], где их поверхность пассивирована либо кислородом, как в случае оксид ного окружения [5–8], либо азотом, как в случае матрицы нитрида кремния [9].

Влияние диоксида кремния на электронные спектры кремниевых кристаллитов изучалось в ряде работ с помощью метода функционала плотности [10], однако расчеты производились только для нанокристаллов малых размеров, не превы шающих 2 нм. В то же время первопринципными методами затруднительно моделировать диэлектрическое окружение различного типа, что естественным образом позволяет сделать kp-метод посредством изменения высоты потенци альных барьеров на границе кремний/диэлектрик и диэлектрической проницае мости матрицы.

Оптическая щель нанокристалла есть сумма двух слагаемых:

= 0 +. Первое слагаемое 0 представляет собой одночастичную щель, определяемую только эффектом размерного квантования для электронов и дырок в нанокристалле. Второе слагаемое является поправкой к одночастич ной щели, рассчитанной в первом порядке теории возмущений, которая связана с влиянием поляризационных полей и электронно-дырочного взаимодействия.

Расчеты проводились для нанокристаллов с диаметрами от 2 до 6 нм.

В качестве диэлектрического окружения моделировались вещества, в которых наблюдалась фотолюминесценция кремниевых кристаллитов: SiO2 [5], Al2O3 [6], Si3N4 [9], а также так называемые high-k диэлектрики ZrO2 [7] и HfO [8]. Наиболее существенное влияние на величину оптической щели оказывает разница в высотах потенциальных барьеров для носителей заряда в квантовой точке. В частности, в системах со сравнительно низкими барьерами (Si3N4 и high-k диэлектрики) величина одночастичной щели примерно на 10% ниже, чем в типичной системе с матрицей диоксида кремния. В то же время электростати ческое взаимодействие во всех системах понижает величину оптической щели примерно на 5–7% по сравнению с 0. При этом основной вклад вносит пря мое электронно-дырочное взаимодействие, в то время как поляризационные поля существенно компенсируют друг друга.

Легирование кремниевых нанокристаллов фосфором является одним из эффективных путей модификации их электронной структуры и увеличения скорости излучательной рекомбинации [11]. Расчеты энергетических спектров легированных нанокристаллов выполнялись ранее на основе теории функцио нала плотности [12], метода сильной связи [13] и приближения огибающей [14].

Отметим, что с помощью кластерных методов рассматривалась электронная структура только малых нанокристаллов, а также не моделировалось оксидное окружение. С другой стороны, расчеты с помощью kp-метода имели место для квантовых точек с бесконечно высокими потенциальными барьерами на грани це, что существенно завышает значения энергий в спектре и величину оптиче ской щели в целом [4]. Как правило, в эксперименте фосфором легируют сис темы SiO2: nc-Si [11], поэтому в этой работе расчет спектров и оптической щели легированных нанокристаллов проводится для случая матрицы диоксида кремния.


В однократно легированном кристаллите электрическое поле иона фос фора приводит к расщеплению шестикратно вырожденного (без учета спина) уровня основного состояния в зоне проводимости на 3 группы уровней: нижний синглет, среднюю триплетную и верхнюю дублетную группы. Расщепление триплета и дублета связано с нецентральным положением донора. Нижний уро вень при этом достаточно сильно отщеплен от остальных. В валентной зоне при несимметричном положении донора возникает слабое расщепление трехкрат ного (без учета спина) уровня основного состояния.

В случае сильного легирования, когда распределение примеси по объему нанокристалла можно считать в первом приближении изотропным, шестикрат ное вырождение снимается только частично за счет короткодействующей со ставляющей поля ионов фосфора. В валентной зоне поле примесных центров дает только общий сдвиг уровней. Как показывают расчеты, в целом энергия оптического перехода нанокристалла кремния, посчитанная в одночастичном приближении, уменьшается за счет взаимодействия с примесными ионами. При этом уменьшение оказывается достаточно большим – порядка 10 процентов.

Работа поддержана грантом президента РФ для молодых ученых (МК-675.2009.2) и Минобрнауки РФ (проекты НК-129П/64, РНП 2.1.1.933 и 2.1.1.3778).

Литература 1. Melnikov D.V., Chelikowsky J.R. // Phys. Rev. B. 2004. V. 69. N 11. P. 113305.

2. Delerue C., Lannoo M., Allan G. // Phys. Rev. Lett. 2000. V. 84. N 11. P. 2457.

3. Francescetti A., Zunger A. // Phys. Rev. B. 2000. V. 62. N 4. P. 2614.

4. Бурдов В.А. // ФТП. 2002. Т. 36. В. 10. С. 1233.

5. Gallas B. et al // Phys. Rev. B. 2005. V. 72. N 15. P. 155319.

6. Тетельбаум Д.И. и др. // ФТТ. 2009. Т. 51. В. 2. С. 385.

7. Klangsin J. et al // Phys. Lett. A. 2008. V. 372. N 9. P. 1508.

8. Perego M. et al // Nanotechnology. 2010. V. 21. N 5. P. 055606.

9. Kim T.-Y. et al // Appl. Phys. Lett. 2004. V. 85. N 22. P. 5355.

10. Guerra R., Degoli E., Ossicini S. // Phys. Rev. B. V. 80. N 15. P. 155332.

11. Belyakov V.A. et al // J. Phys.: Condens. Matter. V. 21. N 4. P. 045803.

12. Iori F. et al // Phys. Rev. B. 2007. V. 76. N 8. P. 085302.

13. Blomquist T., Kirczenow G. // Phys. Rev. B. 2005. V. 71. N 4. P. 045301.

14. Belyakov V.A., Burdov V.A. // Phys. Rev. B. V. 76. N 4. P. 045335.

Оже-релаксация нанокристаллов кремния и сенсибилизация ионов эрбия в оксидных матрицах Н.В. Курова, В.А. Бурдов, А.А. Конаков, В.А. Беляков Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород В последние годы активно исследуются оптические свойства кремниевых нанокристаллов (квантовых точек) с размерами всего в несколько нанометров как источников излучения в видимом красном и ближнем ИК-диапазонах [1].

Однако эффективность излучения таких структур все еще остается низкой по сравнению с типичными прямозонными полупроводниками, в частности, из-за того, что непрямозонность кремния сохраняется и в нанокристаллическом состоянии и приводит к сравнительно высокой вероятности безызлучательных процессов. Оже-процесс является одним из основных конкурирующих меха низмов релаксации межзонных возбуждений в кремниевых кристаллитах в случае, когда число носителей заряда в обеих зонах (проводимости и валент ной) больше двух.

Самыми простыми примерами Оже-процесса являются так называемые eeh и ehh процессы. В первом случае предполагается, что в зоне проводимости есть два электрона, а в валентной зоне – одно пустое место, во втором случае – наоборот – один электрон в зоне проводимости и два свободных места в ва лентной зоне. Как показали расчеты, выполненные с помощью метода сильной связи [2], эмпирического псевдопотенциала [3] или приближения огибающей [4], характерные значения скорости Оже-процесса могут варьироваться в пре 6 11 – делах от 10 до 10 с в нанокристаллах с размерами 1.5–4 нм. К сожалению, все эти расчеты выполнялись для некоторого ограниченного (и, что наиболее существенно, дискретного) набора значений радиусов кристаллитов, отделен ных друг от друга достаточно большими интервалами, что не дает полного представления о зависимости скорости от размера. Передача энергии происхо дит посредством электростатического взаимодействия возбужденных носите лей.

В то же время кремниевые квантовые точки изучаются и как эффектив 3+ ные сенсибилизаторы для ионов Er в матрице диоксида кремния [5] в частно сти из-за высокой вероятности безызлучательной передачи энергии и дискрет ности их электронного спектра. Одним из механизмов возбуждения эрбиевых ионов является рекомбинация электронно-дырочной пары с последующей пе редачей энергии электрону эрбиевого иона посредством кулоновского взаимо действия [6]. Как можно заметить, eeh-процесс и сенсибилизация 4f-оболочки иона эрбия имеют схожий механизм, отличие заключается лишь в электроне, которому передается энергия возбуждения. В этом смысле эти 2 задачи можно рассматривать совместно с точки зрения единого канала безызлучательной ре лаксации кремниевых кристаллитов.

В данной работе на основе приближения огибающей (kp-метода) [7] вы полнены расчеты скорости Оже-релаксации кремниевых кристаллитов путем передачи энергии электрону зоны проводимости нанокристалла и переходу его на более высокий уровень (eeh-процесс), а также путем передачи возбуждения 3+ электрону 4f-оболочки иона Er (сенсибилизация эрбиевого иона), в зависимо сти от радиуса нанокристалла. При этом, как показано, скорость Оже рекомбинации как функция радиуса обладает некоторой резонансной структу рой, связанной с дискретностью энергетического спектра в кристаллите.

Для электрона, принадлежащего иону эрбия, рассматриваются переходы из основного состояния в первые 4 возбужденных внутри f-оболочки [6].

Разница между величиной оптической щели и энергией перехода эрбиевого электрона покрывается с помощью фононов, причем для расчета вероятности многофононного процесса, как и в [5, 6], используется модель Хуанга-Рис.

Отметим, что отдельно можно выделить Ферстеровский процесс (посредством диполь-дипольного взаимодействия) возбуждения электрона 4f-оболочки, скорость которого пропорциональна скорости излучательной рекомбинации [8].

Принципиальным моментом в полученных результатах является то, что скорость Оже-процесса в кремниевых квантовых точках не всегда оказывается 9 11 – достаточно высокой (порядка 10 –10 с, как представлялось ранее [2–4]) – превосходящей на несколько порядков скорость излучательной межзонной ре комбинации. Таковой она будет только для нанокристаллов с некоторыми «ре зонансными» размерами, и эти нанокристаллы будут, по всей видимости, с большей вероятностью выбывать из процесса люминесценции при высоком уровне накачки или легирования, чем нанокристаллы с «нерезонансными» раз мерами. Для последних же скорость Оже-процесса уже не так сильно превосхо дит скорость излучательных переходов, в связи с чем квантовая эффективность фотонной генерации в таких кристаллитах окажется значительно выше.

Одним из путей модификации электронной структуры нанокристаллов и изменения скоростей процессов излучательной и безызлучательной рекомбина ции в них является легирование их фосфором. Во-первых, легирование пони жает величину оптической щели, а также меняет структуру электронных спек тров [8], в результате изменяется положение резонансов в спектре Оже рекомбинации, а также энергия, передающаяся иону эрбия при переходе. Кроме того, в один нанокристалл, как правило, попадает не один донор, а несколько, что приводит к существенному увеличению числа электронов в зоне проводи мости, а, следовательно, и к росту вероятности Оже-процесса как квадрату чис ла электронов в зоне проводимости квантовой точки [9]. Таким образом, в ле гированных нанокристаллах скорость Оже-рекомбинации можно считать пропорциональной квадрату концентрации доноров. В-третьих, легирование фосфором приводит к значительному (в 3–5 раз) росту скорости излучательной рекомбинации [10], в связи с чем в легированных кристаллитах существенно возрастает роль Ферстеровского процесса в возбуждении 4f-электрона иона 3+ Er.

Работа поддержана грантом президента РФ для молодых ученых (МК-675.2009.2) и Минобрнауки РФ (проекты НК-129П/64, РНП 2.1.1.933 и 2.1.1.3778).

Литература 1. Belyakov V.A. et al // Adv. Opt. Technol. 2008. V. 2008. P. 279502.

2. Delerue C., Lannoo M. Nanostructures. Theory and modeling. Berlin: Heidelberg:

Springer-Verlag, 2004, 305 p.

3. Sevik C., Bulutay C. // Phys. Rev. B. 2008. V. 77. N 12. P. 125414.

4. Mahdouani M. // Physica E. 2009. V. 42. N 1. P. 57.

5. Прокофьев А.А., Москаленко А.С., Яссиевич И.Н. // ФТП. 2008. Т. 42. В. 8.

С. 985.

6. Izeddin I. et al // Phys. Rev. B. 2008. V. 78. N 3. P. 035327.

7. Бурдов В.А. // ФТП. 2002. Т. 36. В.10. С. 1233.

8. Belyakov V.A., Burdov V.A. // Phys. Rev. B. V. 76. N 4. P. 045335.

9. Зегря Г.Г., Самосват Д.М. // ЖЭТФ. 2007. Т. 131. В. 6. С. 1090.

10. Belyakov V.A., Burdov V.A. // Phys. Rev. B. 2009. V. 79. N 3. P. 035302.

Рост, структурные особенности и некоторые оптические свойства кристаллов KNaC4H4O6·nН2О А.Е. Егорова, В.А. Иванов, Н.В. Сомов, М.О. Марычев, В.Н. Портнов Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Есть две широко известные кристаллизационные формы соединения KNaC4H4O6•4Н2О. Одна из них – это l-KNaC4H4O6•4H2O, которая описывается группой симметрии P21212 [1]. Другая кристаллизационная форма – dl-KNaC4H4O6•4H2O, описывающаяся группой P 1 [2].


Тартраты могут иметь три различных пространственных конфигурации молекул: левая – соответствующая левой винной кислоте, правая – отвечающая правой винной кислоте и мезо – мезовинной (антивинной) кислоте. В соответствие с наличием и соотношением разных молекулярных конфигураций в растворах из них выпадают кристаллы l-тартратов, d-тартратов, dl-тартартов и мезо-тартратов. Кроме того, в процессе кристаллизации могут образовываться кристаллы, содержащие различное количество молекул кри сталлизационной воды. Перечисленные структурные особенности позволяют предположить, что для калий-натриевого тартрата возможно несколько устой чивых кристаллических состояний.

В рамках данной работы были получены кристаллы на основе калий натриевого тартрата: dl-KNaC4H4O6•3H2O, dl-KNaC4H4O6•4H2O, l-KNaC4H4O6•4H2O и проведено их рентгеноструктурное исследование. Атом ная структура кристалла dl-KNaC4H4O6•3H2O расшифрована впервые. Данные были получены с помощью дифрактометра Oxford Diffraction (Gemini S) с гра фитовым монохроматором и излучением Mo-K ( = 0.71073 ). Структура бы ла решена с помощью программного комплекса Shelx97 [3, 4]. Получено, что кристалл dl-KNaC4H4O6·3H2O принадлежит моноклинной сингонии, с симмет рией P21/n и параметрами ячейки a = 9.2562(14), b = 11.9309(13), c = 9.5558(8), = 111.311(13)°, Z = 4. В элементарной ячейке содержатся ле вые и правые молекулярные формы, как и в dl-KNaC4H4O6·4H2O. Атомные структуры кристаллов dl-KNaC4H4O6·3H2O и dl-KNaC4H4O6·4H2O характери зуются схожей кислородной координацией ионов калия и натрия. Однако в кристалле dl-KNaC4H4O6·3H2O ион калия имеет две координационные молеку лы воды вместо трех для кристалла dl-KNaC4H4O6·4H2O. Ионы натрия в обеих структурах dl-тартратов калия-натрия координированы двумя молекулами воды.

Также были измерены ИК, УФ и видимый спектры пропускания в диапа зоне длин волн от 200 до 1800 нм для нового монокристалла dl-KNaC4H4O6•3H2O, а также известных ранее dl-KNaC4H4O6•4H2O, l-KNaC4H4O6•4H2O. Спектры измерялись с монокристальных образцов изго товленных в форме тонкой пластинки. Измерения проводились на спектрофо тометре Cary 6000i (Varian).

Литература 1. Derewenda Z.S. // Acta Cryst. 2008. A64. 246.

2. Solans X., Gonzalez-Silgo C., Ruiz-Perez C. // Solid State J. Chem. 1997. 131.

350.

3. Sheldrick G.M. // Acta Cryst. 2008. A64. 112.

4. Katayama C. // Acta Cryst. 1986. A42. 19.

Рост, структура и нелинейно-оптические свойства кристаллов ряда тартратов М.Л. Лабутина, М.О. Марычев, Н.В. Сомов Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Целью исследования являлось выращивание ряда монокристаллов семей ства тартратов, определение их симметрии и состава, а также измерение их не линейно-оптических свойств. Получение такой информации о выращенных кристаллах необходимо в дальнейшем для установления групп изоструктурных кристаллов, пригодных для выращивания смешанных кристаллов тартратов с модифицированными нелинейно-оптическими свойствами.

В связи с поиском новых материалов для нелинейной оптики, в частности, для исследования преобразования лазерного излучения во вторую оптическую гармонику, были выращены кристаллы ряда тартратов с общей химической формулой MeC4H4O6·nH2O, где Ме – катион металла. Многие тартраты имеют низкую растворимость в воде, поэтому рост кристаллов проходил в геле [1].

Для этого был приготовлен гель на основе метасиликата натрия и винной ки слоты. В качестве питающего раствора использовались водные растворы CuCl2·2H2O, Ca(NO3)2·4H2O, MnCl2·4H2O, Sr(NO3)2, CoSO4·7H2O, BaCl2, SnCl2·2H2O, ZnSO4·7H2O, Pb(NO3)2, FeCl3·6H2O и (NH4)2SO4. В результате были выращены кристаллы тартратов меди, кальция, марганца, стронция, кобальта, бария, олова, цинка, свинца, железа и аммония. Полученные кристаллы про зрачны, визуально однородны, имеют размеры 1–4 мм.

Рентгеноструктурные исследования полученных кристаллов проводились на автоматическом монокристальном дифрактометре Oxford Diffraction Gemini S с CCD детектором SAPPHIRE III. В экспериментах использовалось излучение MoK ( = 0.71073 ).

Поскольку выращенные кристаллы не обладают центром инверсии, экс периментально исследовалось возбуждение второй оптической гармоники на их порошковых образцах [2]. Для возбуждения второй гармоники применялся импульсно-периодический YAG:Nd лазер с длиной волны первичного излуче ния 1.064 мкм. Результатами измерений являются эффективные относительные значения квадратичной нелинейной восприимчивости кристаллов тартратов меди, кальция, марганца, стронция, кобальта, бария, олова, цинка, свинца, железа и аммония по отношению к эффективной квадратичной нелинейной восприимчивости порошка кристалла KDP. Их значения равны 0.32 ± 0.02, 0.29 ± 0.01, 0.65 ± 0.01, 0.52 ± 0.01, 0.12 ± 0.03, 0.35 ± 0.01, 1.38 ± 0.02, 0.48 ± 0.03, 0.08 ± 0.02, 0.06 ± 0.02 и 0.07 ± 0.01 для кристаллов тартратов меди, кальция, марганца, стронция, кобальта, бария, олова, цинка, свинца, железа и аммония соответственно. Исследованные кристаллы тартратов, за исключением тартратов кобальта, аммония и железа, обладают заметной эффективностью преобразования излучения лазера во вторую гармонику. Наиболее эффектив ными являются тартраты олова, свинца, марганца, стронция, цинка.

Из результатов рентгеноструктурного анализа следует, что тартраты цин ка, кобальта и железа имеют одну и ту же симметрию, близкие параметры эле ментарных ячеек и по этому признаку являются изоморфными. Возможно, ука занные тартраты могут образовывать смешанные кристаллы с некоторой вариацией нелинейно-оптических свойств. Для кристаллов тартратов железа и олова в литературе не было найдено ростовой информации, а в последней вер сии банка структурных данных [3] они также отсутствуют, что, по-видимому, говорит о том, что данные кристаллы выращены нами впервые.

Данная работа поддержана Федеральной целевой программой «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009–2013 годы (государственный контракт № П987 от 20 августа 2009 г.) и грантом ведущих научных школ НШ-4034.2010.5.

Литература 1. Гениш Г. Выращивание кристаллов в гелях. М.: Мир, 1973. 112 с.

2. Kurtz S.K., Perry T.T. // Appl. Phys., 1968. V. 39. N 8. P. 3798.

3. Cambridge Crystallographic Data Centre, 2010.

Влияние дельта-слоя Mn на спектр фоточувствительности от структур с тремя КЯ InGaAs/GaAs Е.Д. Павлова1, А.П. Горшков ННГУ им. Лобачевского, физический факультет, каф. ЭТТ ННГУ им. Лобачевского, физический факультет, каф. ФПО В последние годы активные исследования ведутся в области спиновой электроники (спинтроники). Для практической реализации ряда полупроводни ковых спинтронных приборов необходимы материалы, которые, наряду с полу проводниковыми, обладали бы и ферромагнитными свойствами. Одними из представителей таких материалов являются гетеронаноструктуры на основе полупроводников A В, легированных дельта-слоями магнитных примесей, в частности гетеронаноструктуры (ГНС) с квантовыми ямами (КЯ) InGaAs/GaAs легированные дельта-слоем Mn. С целью избежания диффузионного размытия дельта-слоя используется низкотемпературный метод лазерного распыления ( 4000C) [1]. Наличие как самого дельта-слоя Mn так и низкотемпературного слоя GaAs, сопряжено с образованием структурных дефектов. При анализе свойств ферромагнитного полупроводника необходимо понимание свойств структурных дефектов, поскольку они могут существенно ухудшать оптоэлек тронные и магнитные свойства структур. Как показано в [2, 3] методы фото электрической спектроскопии могут успешно применяться для исследования процессов дефектообразования в объемных полупроводниках и ГНС с КЯ. В данной работе были применены методы фотоэлектрической спектроскопии [4] для изучения дефектообразования при встраивании дельта-слоев Mn в ГНС с тремя КЯ.

Было проведено сравнение спектров фотоэдс в системе полупровод ник/электролит структур с тремя КЯ, содержащих дельта-слой Mn, а также структуры с тремя КЯ без дельта-слоя. Самая высокая фоточувствительность в области поглощения КЯ относительно собственной фоточувствительности матрицы GaAs наблюдалась на спектре структуры без дельта-слоя Mn c по кровным слоем GaAs, выращенным методом газофазной эпитаксии из металло органических соединений при атмосферном давлении (ГФЭ МОС) при 6000С.

Уже в структуре с низкотемпературным покровным слоем без дельта-слоя Mn фоточувствительность в области КЯ заметно уменьшается. Встраивание дельта слоя Mn в структуры приводит к дальнейшему спаду фоточувствительности от КЯ, причем увеличение концентрации Mn увеличивает спад.

Эти результаты объясняются тем, что при низкотемпературном лазерном осаждении дельта-слоя Mn и покровного слоя GaAs генерируются дефекты, достигающие даже самой дальней от поверхности мелкой КЯ, которые умень шают эффективность эмиссии фотовозбужденных носителей из квантовых ям в результате появления в них дополнительного канала безызлучательной реком бинации. Самая глубокая ближняя к дельта слою КЯ особенно чувствительна к этим дефектам из-за большей высоты эмиссионного барьера в ней.

На структурах с тремя КЯ и дельта-слоем Mn было также исследовано влияние электрического поля на спектры фоточувствительности (квантово размерный эффект Штарка) при 300 и 77 К. В отличие от исследованных ранее аналогичных структур, но без Mn, в большинстве которых при температурах 300 – 77 К обычно наблюдалось красное смещение и уширение экситонных пиков при увеличении напряженности поля в КЯ, в структурах с Mn положение экситонных пиков во всех трех КЯ не зависит от напряженности поля.

Тот факт, что при отсутствии штарковского смещения экситонных пиков, фоточувствительность от КЯ зависит от приложенного напряжения, означает, что высота барьера и, следовательно, напряженность электрического поля в КЯ изменяется. В структурах с дельта-слоем Мn штарковского смещения экситон ных пиков не наблюдается и при 77 К.

Впервые образование нечувствительных к электрическому полю, т.е. не поляризующихся экситонов, наблюдалось на структурах без Mn в [5]. Они были названы аномальными экситонами. Такие экиситоны наблюдались при темпе ратурах ниже 100 К. Было показано, что их образованию способствует введение дефектов в структуру при анодном окислении. Было высказано предположение, что аномальные экситоны – это экситоны, связанные на донорно-акцепторных + – (D – А ) парах. В исследованных структурах с Mn аномальные экситоны на блюдаются и при комнатной температуре. Можно предположить, что в струк турах с дельта-слоем Mn и низкотемпературным покровным слоем GaAs кон центрация донорно-акцепторных пар и энергия связи экситонов с этими парами больше, чем в обычных структурах, чем и объясняется сохранение аномальных экситонов при высоких температурах.

Литература 1. Вихрова О.В., Данилов Ю.А., Дорохин М.В., Звонков Б.Н. и др. // Письма в ЖТФ. 2009. Т. 35. Вып. 14.

2. Карпович И.А., Тихов С.В., Шоболов Е.Л., Андрющенко И.А. // ФТП. 2006.

Т. 40. Вып. 3.

3. Карпович И.А., Аншон А.В., Байдусь Н.В., Батукова Л.М., Данилов Ю.А., Звонков Б.Н., Планкина С.М. // ФТП. 1994. Т. 28. С. 104.

4. Карпович И.А. Фотоэлектрическая диагностика квантово-размерных гетеро наноструктур / И.А. Карпович, Д.О. Филатов // Учебное пособие. Изд-во Ни жегородского госуниверситета, 2010. 98 с.

5. Горшков А.П., Карпович И.А., Кудрин А.В. // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. 2006. № 5. С. 25.

Изучение поведения нанокристаллических материалов при деформировании в режиме сверхпластичности А.В. Писклов Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород В последнее десятилетие большое внимание специалистов, занимающих ся созданием и исследованием новых материалов, привлекли материалы с зер нами нано размера. Особый интерес представляют объемные нанокристалличе ские (НК) материалы, получаемые методами интенсивной пластической деформации: кручением (ИПДК), равноканальным угловым прессованием (РКУП), всесторонней ковкой. Эти материалы наряду с повышенной прочно стью, обладают также высокой пластичностью.

В работе изучались механические свойства и зеренная структура НК алюминиевого сплава 1570, сформированного ИПДК, с размером зерна 60– 100 нм в процессе одноосного растяжения при различных температурах.

Относительное удлиннение после разрыва, % 0,001 0,01 0,1 Скорость деформирования в начале эксперимента, 1/с Рис. 1. Зависимости относительного удлинения после разрыва о от скорости деформирования для образцов сплава 1570 (ИПДК, 200 С, 6 ГПа, 10 об.):

о о о 1 – температура 400 C, 2 – температура 300 C, 3 – температура 200 C Деформирование при 400°C (см. рис 1, линия 1) привело к появлению – двух пиков сверхпластичности при скоростях деформирования 0,004 и 0,05 с.

При более низких температурах (линии 2 и 3) наблюдался только один пик, смещение которого в сторону более низких скоростей при понижении темпера туры деформирования, совпадает с теоретическими предсказаниями работы [1].

Следует отметить, что размер зерен при 400–градусном деформировании в течение первых 14 минут практически не изменяется, а микротвердость увели чивается примерно на 7%.

Стабильность зерен и увеличение микротвердости можно объяснить распадом частиц второй фазы (Al3Sc и Al6Mn). Согласно исследованиям [2], при 400°C марганец хоть и медленно, но все-таки растворяется в алюминии, а скандий нет (Mn = 0,04 Sc 0). В результате Sc из кристаллической решетки переходит в границы, тем самым препятствует их движению и тормозит рост зерен.

В работе сделано предположение, что причина возникновения первого пика (0,004 с–1) на кривой относительное удлинение – скорость деформирова ния при 400°C есть результат взаимодействия двух процессов: замедлением диффузии внутри зерен в связи с их ростом, и ускорением диффузии по грани цам растущих зерен.

Литература 1. Перевезенцев В.Н. Щербань М.Ю. Валиев Р.З. Высокоскоростная сверхпла стичность нанокристаллического алюминиевого сплава 1570 // Письма в ЖТФ, 2007. Т. 33. Вып. 15.

2. Мальцев М.Е. Металлография промышленных цветных металлов и сплавов.

М.: Металлургия, 1970. 368 c.

Разработка и исследование жаропрочных композиционных керамик на основе нитрида кремния для авиационных двигателей Н.В. Сахаров, В.Н. Чувильдеев Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород Работа направлена на разработку и исследование композиционной керами ки на основе нитрида кремния для высокотемпературных применений в авиа ционных двигателях. В работе проведены предварительные экспериментальные исследования механизмов электроимпульсного плазменного спекания керамики на основе нитрида кремния и физико-механических свойств спеченных образ цов. Спекания проводились в среде азота, контроль температуры осуществлял ся пирометром по внешней стенке пресс-формы.

Установлено, что порошок чистого нитрида кремния имеет малую склон ность к уплотнению при спекании вплоть до температуры 1800°C (плотность образца, спеченного при данной температуре составила 91% от теоретической).

Также установлено, что добавление 10% (вес.) порошка Al2O3 в качестве акти ваторов спекания способствует уплотнению керамики и позволяет увеличить относительную плотность спекаемых образцов как минимум до 95%. В ходе проведения предварительных исследований было также установлено, что использование электроимпульсного плазменного спекания позволяет получить высокоплотный композиционный материал Si3N4+10%Al2O3+5%SiC (относи тельная плотность 94%) с нанодисперсной структурой. Введение упрочняющих частиц карбида кремния позволяет получить достичь значения коэффициента –1/ трещиностойкости, равного 3,8 МПа·м.

В работе также проведено исследование влияния режимов электроим пульсного плазменного спекания на структуру и свойства керамических образ цов Si3N4 + 2,5%Al2O3 + 7,5%Y2O3. Установлено, что увеличение температуры спекания приводит к уменьшению микротвердости и увеличению трещино стойкости образца, что связано с реализацией межкристаллитного механизма разрушения и увеличением среднего размера зерна при увеличении температу ры спекания.

Возможные пути дальнейшего улучшения физико-механических свойств материалов на основе нитрида кремния связаны с реализацией механизма внут рикристаллитного разрушения нанодисперсной керамики. Одним из способов создания такого материала является высокоскоростной нагрев исходного порошка, который может быть реализован в рамках технологии электроим пульсного плазменного спекания.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (гранты № 09-02 01368-а,029-02-97086-р_поволжье_а, 09-03-01152-а, 09-08-97044 р_поволжье_а), АВЦП Минобрнауки РФ «Развитие научного потенциала выс шей школы (2009–2010 годы)», ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009–2013 годы».

Рост, структура и нелинейно-оптические свойства кристаллов тартрата цинка и кобальта М.Л. Лабутина, В.Н. Портнов, А.А. Стиценко Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород В настоящее время проводятся исследования по синтезу, выращиванию и изучению многих соединений, в том числе кристаллов органических солей.

Интерес к ним определяется вариацией их нелинейно-оптических свойств, свя занных с изменением состава этих кристаллов, сравнительной простотой выра щивания и устойчивостью к воздействию влажной среды [1].

Цель настоящей работы состоит в том, чтобы вырастить кристаллы солей винной кислоты – тартрата цинка и тартрата кобальта, а также смешанных кри сталлов на их основе, исследовать их структуру и симметрию, а также методом Куртца и Перри [2] оценить их эффективность генерации второй оптической гармоники.

Поскольку татртаты цинка и кобальта, являются малорастворимыми со единениями, вырастить их можно только путем медленных химических реак ций в вязкой среде (геле). В результате опытов были получены кристаллы тар траты цинка и кобальта, размерами 3–4 мм. Рентгеноструктурный анализ показал, что оба кристалла принадлежат к пространственной группе P212121.

Тартрат цинка и тартрат кобальта имеют близкие параметры элементарных ячеек a = 7.9292(2), b = 11.2194(2), c = 17.9622(4), и a = 7.89580(10), b = 11.1865(2), c = 18.1876(3) соответственно. Таким образом, кристаллы являются изоморфными. Это позволяет вырастить также смешанные кристаллы тартратов кобальта и цинка. Для получения смешанных кристаллов тартрата кобальта и цинка в качестве питающих были взяты растворы ZnSO4 7H2O и CoSO4 7H2O с их молярным соотношением от 30% до 90% раствора ZnSO4 7H2O с шагом в 10%.

Рентгеноструктурный анализ смешанного кристалла тартрата кобальта и цинка при молярном соотношении исходных питающих веществ сульфатов кобальта и цинка 0.2 и 0.8 моль соответственно показал, что полученный сме шанный кристалл принадлежит к пространственной группе P21/c с параметрами элементарной ячейки а = 13.7424(2), b = 17.2122(3), c = 18.5475(3), = 96.6857(16). Данной структуры не было найдено в органическом банке структур [3].

Для кристалла тартрата кобальта полученные результаты отличаются от известных [4] пространственной группой и параметрами элементарной ячейки, что может быть обусловлено разным числом молекул кристаллизационной воды в выращенных нами кристаллах.

Рентгеноструктурные исследования проводились на автоматическом монокристальном дифрактометре Oxford Diffraction Gemini S с CCD детекто ром SAPPHIRE III. В экспериментах использовалось излучение MoK = 0.71073. Эксперимент проводился Н.В. Сомовым на кафедре КЭФ ННГУ им. Н.И. Лобачевского.



Pages:     | 1 | 2 || 4 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.