«Ф 80 Форум молодых учёных. Тезисы докладов. Том 1. – Нижний Новгород: Изд–во ННГУ им. Н.И. Лобачевского, 2013. – 317 с. Том 1 настоящего сборника включает в себя тезисы докладов Форума молодых учёных ННГУ, ...»

Построение радиолокационного изображения наземных объектов с помощью отражённых сигналов спутниковых радионавигационных Д.Н. Кириллов1), В.А. Односевцев1), Д.Н. Ивлев1), И.Я. Орлов1), Е.С. Фитасов2) Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет поверхность Земли. Этот аспект даёт возможность использования отражённых сигналов от наземных объектов при составлении радиолокационных изображений (РЛИ) подстилающей поверхности. В этом случае могут быть использованы методы пассивной радиолокации в условиях высокой скрытности работы радиолокационной станции (РЛС), что является наиболее актуальным требованием к современным РЛС.

Сложность описанной задачи заключается в крайне низком отношении сигнал/шум на входе приёмника отражённых сигналов. В [1] описана система приёма отражённых сигналов СРНС GPS, позволяющая получать РЛИ подстилающей поверхности. Однако в данном источнике отсутствует описание применяемых алгоритмов обработки сигналов. В настоящей работе приводятся результаты построения РЛИ предложенным ранее алгоритмом приёма отражённого сигнала СРНС GPS [2]. Особенность данного алгоритма заключается в применении двухэтапного накопления сигнала в сочетании с согласованной фильтрацией для повышения отношения сигнал/шум. После согласованной фильтрации осуществляется когерентное накопление в течение времени когерентности сигнала, которое ограничено скоростью движения платформы-носителя РЛС. Далее суммируются отсчёты огибающей полученного сигнала в течение большего периода времени.

Используя данный алгоритм обработки сигнала, был проведён модельный эксперимент с целью построения РЛИ. В качестве подстилающей поверхности используется неотражающая поверхность с реперными объектами. Поверхность приведена на рис. 1, объекты отмечены белыми точками. Горизонтальные линии соответствуют проекции на поверхность максимума диаграммы направленности приемной антенны (для различных угловых каналов) при движении платформы-носителя РЛС вдоль траектории.

На рис. 2 приведено РЛИ целей с эффективной площадью рассеяния, равной 50 м2, после пороговой обработки (по критерию Немана-Пирсона при фиксированном уровне ложных тревог 0.01). Данная модель соответствует задаче обнаружения таких объектов, как катер или транспортный самолет. Из приведенных рисунков видно, что цели уверенно обнаруживаются.

Исследование предложенного алгоритма приёма отражённых сигналов СРНС показало возможность обнаружения цели с ЭПР более 10 м2. Описанный метод существенно превосходит метод теплолокации, применяемый в том же частотном диапазоне.

Приведенные результаты свидетельствуют о возможности практического использования рассмотренного метода в целях пассивной радиолокации.

Список литературы 1. Ксендзук А.В., Фатеев В.Ф., Попов С.А. Неизлучающая радиолокационная система, основанная на приёме отражённых сигналов навигационных систем ГЛОНАСС и GPS // Успехи современной радиоэлектроники. 2009. №4. С.60-65.

2. Д.Н. Кириллов, В.А. Односевцев, Д.Н. Ивлев, И.Я. Орлов, Е.В. Фитасов.

Использование спутниковых радионавигационных систем в задачах радиолокации с подсветкой // Датчики и системы. 2013. №4. С. 7–14.

Исследование шумов в терагерцовых диодах Шоттки Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Диоды Шоттки находят широкое применение в современной радиоэлектронике. В настоящей работе исследован 1/f шум в TiAu/GaAs диодах Шоттки, используемых в детекторах. На основе анализа вольтамперных характеристик (ВАХ) и токовых зависимостей спектров 1/f шумового напряжения в диодах Шоттки обнаружены шумы тока утечки.

Измерялось шумовое напряжение на диоде, возникающее при пропускании постоянного тока через образец. Низкочастотный шум напряжения усиливался, оцифровывался, записывался на жесткий диск компьютера реализациями по 1 млн. отсчетов.

Затем осуществлялась обработка данных при помощи многофункционального анализатора, выполненного в программной среде LabVIEW [1].

Полный ток I через диод может состоять из двух компонент [1] I = Id + Il, здесь Id – основная компонента тока и Il – ток утечки. Основная компонента тока Id совпадает по форме с диффузионным током, ей соответствует дифференциальное сопротивление Rd. Ток утечки Il в общем случае может содержать две компоненты – линейную Ill и нелинейную Inl. Линейная компонента описывается сопротивлением Rll. Для моделирования нелинейной компоненты тока утечки используется характеристика обычного диода c характерным током Inl0 и коэффициентом неидеальности nl. Нелинейной компоненте тока утечки соответствует сопротивление Rnl.

Спектр 1/f шумового напряжения Sv, обусловленный флуктуациями тока линейной и нелинейной утечки определяется как:

Здесь Vll = IllR и Vnl = InlR – коэффициенты пересчета, R = (Rd-1 + Rll-1 + Rnl-1)-1 – полное сопротивление диода, – спектры относительных флуктуаций линейного и нелинейного сопротивлений утечки.

Токовая зависимость спектра шума в этом случае имеет максимум [1].

На рис. 1. а), в качестве примера, представлена ВАХ диода № 1. Точки – экспериментальные данные. Сплошная линия – результат полной аппроксимации.

Штриховыми линиями на рисунке показаны основная компонента тока через образец Id и токи линейной Il и нелинейной утечки Inl.

Из анализа рис. 1. а) можно сделать вывод об удовлетворительной точности предложенной процедуры декомпозиции ВАХ.

Спектр Sv(f) шумового напряжения, выделяющегося на диоде, измерялся на частотах от нескольких герц до 10 кГц, при разных значениях тока I через диод. Типичное семейство спектров (диод №1) приведено на рис. 1. б).

На рис. 1. в) показаны экспериментальные данные для спектра шумового напряжения на частоте 10 Гц в зависимости от тока I для диода № 1. Модели линейной и нелинейной утечек описывают экспериментальные данные во всей области токов. Аналогичные результаты получены для всех исследованных образцов.

Рис. 1 а) ВАХ диода; б) спектры шума; в) спектральная плотность мощности в зависимости от тока.

Работа выполнена при финансовой поддержке Минобрнауки России. Государственное задание Минобрнауки России в 2012 году и в плановом периоде 2013 и 2014 годов.

Регистрационный номер 2.1615.2011. НИР "Исследование сложных объектов различной физической природы современными радиофизическими методами".

1. Клюев А.В. Низкочастотные шумы в наноразмерных полупроводниковых структурах: источники, измерение, методы анализа. Saarbrcken: LAP LAMBERT Academic Publishing, 2011. 208 с.

Определение оптимальных параметров роста сверхрешеток AlGaAs/GaAs, Физический факультет, Нижегородский государственный университет В настоящее время сверхрешетки широко используются в таких оптоэлектронных устройствах, как фотодетекторы среднего и дальнего ИК-диапазонах, и квантово-каскадных лазерах. В подавляющем большинстве работ по росту сверхрешеток методом МОСгидридной эпитаксии для получения Ga-содержащих слоев используется TMGa [1]. В данной работе при росте сверхрешеток AlGaAs/GaAs прекурсором1 Ga являлся TEGa. Таким образом, целью данной работы является определение оптимальных параметров роста сверхрешеток AlGaAs/GaAs, полученных методом МОС-гидридной эпитаксии.

Образцы представляли собой сверхрешетки AlGaAs/GaAs с толщиной КЯ GaAs равной 100 и толщиной барьера AlGaAs – 15 и отличались такими параметрами роста, как температура роста Tg и время прерывания роста на гетеропереходе t2.

Для образцов были сняты спектры ФЛ, проведены измерения эффекта Холла, РСА и измерены CV-характеристики.

Рис. 1. a – зависимость подвижности от времени прерывания, b - зависимость подвижности от температуры Рис. 2. a – спектры ФЛ при различных временах прерывания, b - спектры ФЛ при различных температурах По данным ФЛ (рис. 2) и измерениям эффекта Холла (рис. 1) установлено, что наилучшими электрофизическими и оптическими характеристиками обладают образцы СР AlGaAs/GaAs, для которых температура роста была выше 700°С, что связано с получением Прекурсор – продукт (соединение), которое при пиролизе является источником определенного элемента, входящего в состав растущего слоя.

Время прерывания – промежуток времени, за который в реактор не подаются прекурсоры III группы, определяющие скорость роста.

более качественных слоев AlGaAs, а оптимальное временя прерывания роста на гетеропереходах равно 3 с.

Из интенсивности ФЛ видно, что наилучшим оптическим качеством обладает образец, при росте которого время прерывания на гетеропереходах составляло 1 с. Касательно температуры, самую высокую интенсивность показал образец, выращенный при 750°С.

Данные рентгеноструктурного анализа показали близкие значения периодов сверхрешеток и среднего содержания Al по периоду, что говорит о повторяемости структур от опыта к опыту.

концентрации носителей по глубине. Данные схожи с результатами, полученными из измерения Эффекта Холла. Концентрация носителей в сверхрешетках, в зависимости от параметров роста, лежит в пределах от 1016 до 6·1016 см-3.

Хочу выразить благодарность Дроздову Ю.Н. и Юнину П. за предоставление данных рентгеноструктурного анализа, Тихову С.В. – за помощь в освоении методики CV-измерений и Бирюкову А.А. – за контроль в проведении работы.

Список литературы 1. Stringfellow G.B. Organometallic Vapor-Phase Epitaxy: Theory and Practice, — 2nd ed.

N.Y.: Academic Press, 1999. 572 c.

Мониторинг насыщения водой дисперсных грунтов в натурных условиях на основе анализа характеристик поверхностной волны Рэлея Исследование приповерхностных слоев земли и протекающих в них процессов важно для многих инженерных приложений [1]. Жидкость, находящаяся в порах грунта, оказывает сильное влияние на его характеристики. Высокое содержание воды может привести к разжижению грунта. Поэтому для прогнозирования катастрофических явлений необходимо иметь возможность проводить дистанционную диагностику степени насыщения.

В инженерной сейсморазведке широко используется метод спектрального анализа поверхностных волн [2] (англ. «Spectral Analysis of Surface Waves», сокр. SASW). Метод приобрел популярность по нескольким причинам: простота реализации, анализируются характеристики прямой волны, (3) при размещении источника сейсмических волн на поверхности из всех генерируемых волн, волна Рэлея имеет наибольшую энергию. В стандартной реализации метода для восстановления параметров среды используют только дисперсионной зависимостью волны Рэлея, что позволяет реконструировать только профиль скорости волны сдвига. Коэффициент Пуассона исследуемой среды предполагается заданным. Подобный подход исключает возможность анализа изменения структуры связей в гранулированной среде с глубиной, поскольку литологические особенности в значительной степени связаны с величиной коэффициента Пуассона. Он характеризует отношение скоростей объемных P- и S-волн, что позволяет оценить степень насыщения пространства пор жидкостью: при насыщении жидкостью скорость продольной волны увеличивается, а сдвиговой – практически не изменяется.

Известно, что в однородном полупространстве отношение амплитуды горизонтальной проекции смещения к амплитуде вертикальной проекции является функцией коэффициента Пуассона [3]. Поэтому нами было предложено расширить метод SASW за счет анализа зависимости соотношения горизонтальной и вертикальной компонент смещения в волне Рэлея от частоты. В процессе проведения исследований было обнаружено, что изменение этого соотношения дает достаточную информацию о вертикальном распределении величины коэффициента Пуассона, и обратная задача становиться более корректной. Насколько мы можем судить на основе анализа литературы, подобные исследования ранее не проводились.

В июле 2012 г. были проведены натурные эксперименты по определению характеристик волны Рэлея в условиях искусственного насыщения грунта влагой (постепенно на контрольную область с известной площадью выливался известный объем воды). Результаты обработки данных показывают, что данная схема эксперимента позволяет проводить количественные оценки влияния насыщения влагой на характеристики грунтов.

Она может быть полезна при проведении изысканий под строительство, а также при наблюдении за окружающей средой при прогнозировании нежелательных геодинамических явлений (оползни, обвалы, карсты и др.). Методы, использующиеся в данном исследовании, универсальны и результаты, таким образом, могут быть применены не только в геофизике, но и в других технических приложениях, где используются поверхностные волны (в частности, при диагностике деталей механизмов).

Список литературы 1. Далматов Б.И.. Механика грунтов, основания и фундаменты. Л.: Стройиздат, 1988.

2. Stokoe K.H., Rix G.R., Nazarian S. In situ seismic testing of surface waves // Proc. of 12th Int. Conf. Soil Mech. and Found. Engng., Rio de Janeiro, 1989. V. 1, P. 331-334.

3. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теория упругости. Том 7. Теоретическая физика. М.:

Наука, 1965.

Генерация фемтосекундных лазерных импульсов на длине волны 2 мкм в гибридной эрбий-тулиевой волоконной лазерной системе Институт прикладной физики РАН, Н. Новгород, Россия Фемтосекундные лазеры в настоящее время находят множество применений в промышленности, метрологии, биологии, медицине и многих других областях. Волоконные фемтосекундные лазеры по сравнению с твердотельным обладают рядом преимуществ, такими как компактность, высокая стабильность, отсутствие необходимости в юстировке и простота изготовления. В последние десятилетия значительный прогресс в развитии фемтосекундных волоконных лазеров позволил им достичь мощностей, сопоставимых с их твердотельными аналогами.

В ходе данной работы была разработана полностью волоконная фемтосекундная лазерная система с центральной длиной волны 2 мкм. Схема экспериментальной установки представлена на рис. 1. За основу был взят эрбиевый волоконный лазер, генерирующий последовательность импульсов с частотой 50 МГц и длительностью 150 фс на длине волны 1,56 мкм [2]. Затем сигнал лазера усиливался и, для достижения большей пиковой мощности, прореживался акустооптическим модулятором до частоты 5 МГц. Для конвертации длины волны в двухмикронную область использовался отрезок высоконелинейного световода со смещенной дисперсией. Полученный в результате сигнал поступал на усилитель, выполненный на основе тулий-иттербиевого волокна с двойной оболочкой и мощной многомодовой накачкой лазерными диодами на длине волны 975 нм. Для достижения минимальной длительности импульса, дисперсия оконечного усилителя компенсировалась отрезком германатного световода с нормальной дисперсией.

Измерения характеристик выходного сигнала производилось с помощью установки FROG [3], которая позволяет не только измерить длительность импульса, но и восстановить его форму и распределение фазы.

Рис. 2. Сравнение экспериментального и восстановленного спектров (слева) и восстановленные из FROG форма В результате была получена последовательность импульсов с частотой 5 МГц длительностью 140 фс на длине волны 2 мкм (рис. 2). Энергия импульса составила 6 нДж.

Восстановленная из FROG форма импульса говорит о хорошем качестве полученного излучения, а совпадение экспериментального спектра с восстановленным из FROG – о достоверности полученных результатов. При увеличении мощности накачки тулиевого усилителя форма импульса искажалась, ухудшалась стабильность, что является следствием сильного влияния нелинейных эффектов из-за большой пиковой мощности. Также был проведен эксперимент по растяжению импульсов перед тулиевым усилителем до длительности 35 пс с использованием отрезка волокна SMF-28. В результате мощность сигнала на выходе составила 0,5 Вт, а FROG измерения свидетельствовали о возможности сжатия импульсов решеточным компрессором.

Список литературы 1. Agrawal G. Applications of Nonlinear Fiber Optics. Academic Press, 2001.

2. Nelson L.E., Jones D.J., Tamura K.,. Haus H.AIppen, E.P. Ultrashort-pulse fiber ring lasers // Applied Physics B 65, 1997. Р. 277–294.

3. Томин П.Ю. Обратная задача измерения параметров фемтосекундного лазерного импульса, Москва, 2006.

Закономерности ионно-лучевой обработки наноматериалов на основе Д.С. Королев1), А.Н. Михайлов2), А.И. Белов2), А.Б. Костюк2), М.В. Карзанова2), А.И. Бобров1), А.В. Ершов1), Д.А. Павлов1), Е.С. Демидов1), Д.И. Тетельбаум2) Физический факультет, Нижегородский государственный университет Научно-исследовательский физико-технический институт, Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Н. Новгород, Россия применением ионных пучков для изменения свойств полупроводниковых материалов и создания приборных структур на их основе. Радиационные эффекты при ионно-лучевой обработке были всесторонне изучены по отношению к объемным материалам, но применительно к перспективным наноструктурам на базе кремния эти эффекты исследованы явно недостаточно.

Ключевая особенность ионно-лучевой обработки материалов состоит в сугубо неравновесной природе физических и физико-химических процессов, происходящих при взаимодействии ускоренных ионов с твердым телом. Это создает предпосылки для уникальной и не всегда a priori предсказуемой трансформации структуры и свойств рассматриваются наиболее важные закономерности ионно-лучевого воздействия, определяющие возможности управления функциональными характеристиками практически важных наноматериалов, таких как оптически активные материалы на основе оксидов с нанокластерами (НК) и тонкопленочные структуры с наноразмерными проводящими областями, проявляющие эффект резистивного переключения, используемый для энергонезависимой памяти.

Фундаментальная проблема описания радиационных эффектов в наноструктурах при ионном облучении состоит в том, что при взаимодействии заряженных частиц со сложной гетерофазной системой как первичные процессы (дефектообразование, распыление, ионное перемешивание и т.д.), так и вторичные процессы (радиационный отжиг, диффузия и дрейф простейших дефектов, образование дефектных и дефектно-примесных комплексов, протяженных дефектов, структурно-фазовые превращения и др.) сильно зависят от состава, происходящих при ионном воздействии на оптические свойства оксидных структур с НК, в качестве модельных наноматериалов нами рассмотрены следующие перспективные наноматериалы (рис. 1), улучшение характеристик которых является самостоятельным и практически важным результатом: 1) ионно-синтезированные массивы НК Si и Au в оксидных матрицах (SiO2, Al2O3), в том числе легированных эрбием, позволяющие изучить влияние изменения химического и фазового состава в гетерофазной наносистеме;

2) многослойные нанопериодические структуры с НК Si, в том числе легированные эрбием, выбор геометрических параметров которых позволяет независимо управлять морфологией и пространственной организацией квантовых точек Si; 3) слои пористого кремния (por-Si), подвергнутого окислению, химической обработке или пропитке вольфрам-теллуритным стеклом с примесями Er и Yb, которые моделируют изменение состояния и роли поверхности НК кремния в процессах генерации и рекомбинации радиационных дефектов.

Рис. 1. Схематическое изображение наноструктур, моделирующих изменение фазового состава, геометрических параметров массива НК и состояния поверхности / границы раздела.

Обсуждаются механизмы влияния ионно-лучевой обработки, которая включала в себя облучение материала ионами разного типа и последующую термообработку, на оптические, люминесцентные свойства и свойства резистивного переключения перспективных композитных наноматериалов на основе кремния.

Исследование выполнено при поддержке Министерства образования и науки Российской Федерации в рамках ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России».

Распыление стабилизированного диоксида циркония при имплантации ионов золота в условиях формирования наночастиц М.Н. Коряжкина1), О.Н. Горшков2), Д.А. Павлов1), М.Е. Шенина2), Физический факультет, Нижегородский государственный университет Научно-исследовательский физико-технический институт, Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Н. Новгород, Россия Изучение свойств стабилизированного диоксида циркония (YSZ), содержащего металлические наночастицы (nc-M), представляет значительный интерес в связи с созданием на его основе ряда устройств и приборов. Ионная имплантация (ИИ) является одним из эффективных способов целенаправленной модификации свойств материала и позволяет формировать nc-M в различных матрицах. В процессе ИИ внедрение ионов сопровождается дополнительными радиационно-стимулированными эффектами, в частности ионным распылением поверхности материала. Этот эффект может влиять не только на профиль распределения наночастиц, но и на сам процесс роста этих наночастиц во время имплантации. Особенно важно учитывать эффект распыления поверхности материала при анализе формирования наночастиц в тонких плёнках.

В настоящей работе проведены исследования плёночных образцов YSZ, облучённых ионами золота и прошедших термический отжиг. Определён коэффициент распыления плёнок YSZ при облучении ионами Au.

Плёнки YSZ (12 мол.% Y2O3) были сформированы на подложке Si (100) методом ВЧмагнетронного распыления на установке MagSputt-3G-2. Облучение образцов проводилось на установке “Радуга-3” при ускоряющем напряжении 80 кВ ионами Au (средняя зарядность ионов Au: +2.0) с дозой 4.1016 см-2. Постимплантационный отжиг проводился в кислородосодержащей атмосфере при 800°C в течение 1 ч. Структурные исследования плёнок YSZ на Si выполнены с помощью методов сканирующей и высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии (СПЭМ и ВР ПЭМ) на установке JEM-2100F.

Структурные исследования показали, что с помощью имплантации ионов Au в плёнках YSZ формируются nc-M. Отжиг при 800°C приводит к изменению nc-Au:

увеличивается значение их среднего диаметра и каждая частица становится диспергирована отдельно (рис. 1). При этом после отжига частицы имели тенденцию концентрироваться в приповерхностном слое. Это можно связать со значительным увеличением подвижности атомов Au при повышении температуры до высоких значений и агрегацией внедрённых атомов Au.

Зарегистрированные частицы имели преимущественно сферическую форму и средний диаметр 2.78 ± 0.47 нм. Особенно важно отметить существование крупных nc-Au, частично стоящих за пределами поверхности плёнки YSZ.

Рис. 1. ВР ПЭМ - изображение поперечного сечения прошедшей отжиг плёнки YSZ с частично стоящей за соответствуют рефлексам от монокристаллической nc-Au.

С помощью ВР ПЭМ-изображений поперечных сечений плёнок YSZ получено экспериментальное значение коэффициента распыления YSZ при облучении ионами Au со средней энергией 160 кэВ и дозой 4.1016 см-2. Это значение составило S = 3.9 ± 1.2 ат/ион. С помощью этих изображений построен профиль распределения размеров металлических наночастиц. Его максимум лежит на поверхности плёнки. Можно сделать вывод, что такой режим облучения приводит к установлению равновесия между процессами распыления и внедрения ионов, и процессы формирования nc-M обнаруживают насыщение.

Полученные значения коэффициента распыления позволяют провести уточнение распределения по глубине залегания наночастиц и их параметров с учётом эффекта распыления.

Влияние ионного облучения и последующего отжига на оптические и структурные свойства массива нанокристаллов Au в SiO А.Б. Костюк2), Д.С. Королев1), А.И. Белов2), Д.В. Гусейнов1), А.И. Бобров1), Д.А. Павлов1), Физический факультет, Нижегородский государственный университет Научно-исследовательский физико-технический институт Нижегородского государственного университета имени Н.И. Лобачевского, Н. Новгород, Россия диэлектрических матрицах, вызывают большой интерес благодаря явлению поверхностного плазмонного резонанса (ППР), возникающего в результате возбуждения электронов проводимости металла при прохождении света, что позволяет рассматривать такую систему как перспективный материал для создания электронных и оптоэлектронных устройств нового поколения.

При разработке оптоэлектронных компонентов с металлическими НК требуется решение сложных задач, таких как контроль состава, размеров и формы кластеров, определяющих функциональные параметры структур. Одним из универсальных способов модификации металлических НК является ионная имплантация. Этот способ обладает такими преимуществами перед другими методами, как низкотемпературность процесса, строгая дозировка воздействия (путем задания энергии и дозы ионов), отсутствие ограничений на растворимость химических элементов, возможность локализации (в трех измерениях) области модификации и стимуляции процессов в твердом теле, совместимость с традиционной технологией создания интегральных схем.

В настоящей работе в качестве исходных объектов для ионно-лучевой модификации были использованы массивы НК Au, ионно-синтезированные в оксидной матрице SiO (пластины плавленого кварца и пленки термически выращенного на Si диоксида кремния толщиной 300 нм). Имплантация положительно заряженных ионов Au производилась на установке «Радуга» в импульсном режиме при ускоряющем напряжении 80 кВ с дозой 1.1017 см-2, после чего образцы подвергались однократному отжигу на воздухе при температуре 900°С (1,5 ч.).

Облучение слоев SiO2 с НК Au с целью модификации свойств было выполнено ионами F+ и Ne+ с энергиями 26 и 27 кэВ, соответственно, с дозами в диапазоне 2,25·10 см-2. Последовательный отжиг после облучения проводился при температурах 300С в атмосфере N2 в течение 30 мин каждый. Структурные исследования слоев SiO2 с НК Au проводились с применением метода просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) на просвечивающем электронном микроскопе высокого разрешения JEOL JEMСпектры оптического пропускания, снимались на автоматизированном 2100F.

спектрофотометре Varian Cary 6000i. Также использовались методы электронографии и спектроскопической эллипсометрии.

Исследования методом ПЭМ показали, что в синтезированных слоях SiO2 с НК Au практически все кластеры золота имеют сферическую форму, причем их средние размеры убывают от поверхности в глубь образца, что подтверждается данными эллипсометрии. В результате ионного облучения часть крупных НК приобретает продолговатую форму, вытянутую в направлении нормали к поверхности образца. Одновременно возникает большое количество мелких НК. После облучения НК сохраняют кристаллическую структуру, но дифракция электронов от участков, включающих множество НК, характеризуется также присутствием рефлексов, которые не соответствуют структуре золота кристаллизации пленки SiO2.

Отжиг в инертной атмосфере при 900°С образцов, облученных Ne+, приводит к увеличению количества мелких НК за счет преципитации атомов Au, которые при облучении генерированные легкими ионами (Ne ), образуют большее число центров преципитации, чем тяжелые ионы (Au+). По-видимому, это обусловлено более «рыхлой» конфигурацией каскадов смещения (наличие субкаскадов). Установлено, что облучение ионами средних энергий позволяет управлять интенсивностью и частотой поверхностного плазмонного резонанса в системе НК Au за счет их контролируемого «растворения» в оксидной матрице и последующего восстановления при отжигах. При этом химическая природа внедряемого иона оказывает существенное влияние на указанные процессы: массы атомов Ne+ и F+ приблизительно одинаковы, а поведение спектров пропускания при отжиге различается. Это обусловлено химическим взаимодействием внедряемых атомов с атомами, входящими в состав наносистемы.

Работа выполнена при поддержке Министерства образования и науки Российской Федерации в рамках ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России».

Реконструкция ультразвукового изображения мягких тканей Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Одним из самых простейших, безопасных и информативных методов функциональной диагностики мягких тканей (кожи, мышечной ткани и подкожной клетчатки) является ультразвуковое исследование (УЗИ). В настоящее время в современных установках УЗИ, применяемых в медицинской практике, стали использовать цифровые технологии, заменяя аналоговые устройства приёмопередающего тракта цифровой обработкой сигналов.

Применение цифровых компонентов благодаря программному управлению, обеспечивает большую гибкость и функциональность, чем у аналоговые устройств. В связи с этим, становится актуальной разработка алгоритмов обработки цифровых сигналов собираемых датчиками УЗИ и в настоящей работе представлена реализация одного из алгоритмов реконструкции изображения двумерного среза исследуемой области, который в медицинской практике называется B-скан или B-режим.

В данной работе рассматривается цифровое формирование изображения при излучение линейным массивом приёмопередатчиков не сфокусированного зондирующего импульса, представляющего собой плоскую волну. После излучения массив элементов сразу переключается в режим приёма зондирующих сигналов, отражённых от неоднородностей исследуемой среды. Продискретизированные АЦП аналоговые эхо сигналы представляют двумерный массив отсчётов, в котором каждый столбец представляет выборку принятого эхо сигнала для каждого отдельного элемента из приёмного массива. В виду того, что оцифрованный сигнал необходимо передать на компьютер для цифровой обработки от системы сбора данных используется низкая частота дискретизации (четыре выборки на центральную длину волны передаваемого сигнала), что позволяет снизить накладные расходы на передачу и производить обработку в реальном времени. Однако низкая частота дискретизации уменьшает разрешающую способность восстановленного изображения и приводит к увеличению шума в нём, поэтому первым этапом обработки на компьютере является увеличение частоты дискретизации.

Для реконструкции изображения сначала необходимо решить прямую задачу, тесть найти поле на приёмопередающих элементах при заданном расположение отражателей. В матричном виде эта задача может быть записана следующим образом:

где – преобразованной в вектор массив значений отражённых эхосигналов, E – матрица преобразования (находится из предположения, что отражение происходит по принципу Гюйгенса – Френеля и учёта лишь однократного отражения), S – преобразованный в вектор массив отражательных способностей заданных отражателей. Для одной рассеивающей точки смоделированное отражённое поле представлено на рис. 1, а сама форма зондирующего сигнала на рис. 2.

псевдообратную матрицу преобразования и в процессе восстановления умножать матрично на неё вектор принятых эхосигналов, что в матричном виде записывается как:

где ’ и есть искомая оценка изображения. Полученные графические данные затем интерполируются с использование билинейной интерполяции, так как плотность пикселей экрана намного выше, чем разрешение полученного изображения. Результат симуляции работы алгоритма представлен на рис 3.

В лаборатории «МедЛаб» кафедры акустики ННГУ для этих целей имеется установка Verasonics (закупленная в рамках выполнения Мегагаранта для оснащения лаборатории), которая представляет собой универсальный ультразвуковой диагностический прибор, предназначенный для макетирования и отладки различных алгоритмов медицинской акустики и дефектоскопии. Основным достоинством системы является то, что форма передаваемого импульса создается пользователем программным образом, а принимаемый сигнал записывается и становится доступным пользователю в виде массивов числовых данных. Весь сценарий посылки импульсов, приема данных, обработки данных и построения изображения программируется пользователем на языке MATLAB. Система является многоканальной (допускает подключение до 256 каналов).

Работа выполнена при поддержке грантов Правительства РФ 11.G34.31.0066, Ведущей научной школы НШ-333.2012.2 и РФФИ 11-02-00774.

Диэлектрические кольца – новый структурный элемент метаматериалов Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Метаматериалы – искусственные композитные среды с необычными электрическими и магнитными характеристиками. В отличие от обычных сред структурными элементами метаматериалов являются не атомы и молекулы, а более крупные объекты – метаатомы, представляющие собой электромагнитные микрорезонаторы. Изменяя конструкцию метаатомов, можно создавать метаматериалы с требуемым откликом на электрическое и магнитное поля, в том числе, так называемые левые среды – с одновременно отрицательными значениями диэлектрической и магнитной проницаемостей.

В настоящее время основным структурным элементом метаматериалов, обеспечивающим отрицательные значения магнитной проницаемости (диамагнитный отклик), являются разрезные кольцевые резонаторы – планарные металлические кольца с разрезами [1]. Недавно, однако, был предложен новый тип диамагнитных метаатомов – диэлектрические кольца [2]. В отличие от металлических разрезных кольцевых резонаторов, даже сплошные (без разреза) диэлектрические кольца обладают как индуктивностью, так и емкостью и, таким образом, способны демонстрировать резонансный диамагнитный отклик на приложенное магнитное поле. В работе [2] исследовался отклик колец, сделанных из тонкого «диэлектрического провода». Такие кольца могут быть описаны с помощью сосредоточенных параметров – емкости, индуктивности и сопротивления. Наибольший практический интерес, однако, представляют широкие кольца, обладающие малым электрическим размером (отношением диаметра кольца к длине электромагнитной волны на частоте резонанса кольца). В широких кольцах распределение тока по радиусу является, вообще говоря, неоднородным, и описание с помощью эквивалентных схем становится неприменимым. В настоящей работе исследуется отклик планарного кольца произвольной ширины на гармоническое магнитное поле.

Геометрия задачи представлена на рис. 1а. Возбуждаемое в кольце магнитным полем самосогласованное распределение тока j() удовлетворяет интегральному уравнению Рис. 1. а) Геометрия задачи. б) Распределение тока j() в первых трех модах.

При B0 = 0 уравнение (1) определяет собственные моды кольца. Распределение тока в низших модах показано на рис. 1б. Частоты собственных мод уменьшаются с ростом ширины кольца, см. рис. 2а. Для основной (первой) моды распределение тока по радиусу практически однородно, у высших мод распределения знакопеременные. На рис. 2б диэлектрических колец. Резонансы соответствуют возбуждению собственных мод тока в кольце. Модель эквивалентной LCR-схемы (штриховая линия) хорошо описывает величину и форму основного резонанса.

Рис. 2. (а) Собственные частоты низших мод как функции a1/a2 при a2 =30 µm, l = 3 µm, = 100 – i.

(б) Магнитная проницаемость метаматериала из диэлектрических колец с a1/a2=0.6.

Список литературы 1. Pendry J.B., Holden A.J., Robbins D.J., Stewart W.J. // IEEE Trans. Microw. Theory Tech. 1999. V. 47. P. 2075–2084.

2. Jelinek L., Marques R. // J. Phys.: Condens. Matter. 2010. V. 22. P. 025902.

3. Maslov A.V., Bakunov M.I. // J. Phys.: Condens. Matter. 2013. V. 25. P. 056003.

Особенности безызлучательной оже-рекомбинации в нанокристаллах Физический факультет, Нижегородский государственный университет Экспериментально и теоретически показано [1], что легирование мелкими донорами приводит к увеличению скорости излучения кремниевых нанокристаллов, внедренных в широкозонные диэлектрические матрицы. Тем не менее, важной характеристикой остается соотношение между скоростями излучательной и безызлучательной рекомбинации, которая также претерпевает изменения в легированных кристаллитах. Одним из наиболее быстрых конкурирующих процессов является оже-рекомбинация. Исследование влияния легирования на скорость оже-процесса в кремниевых нанокристаллов является целью данной работы.

Электронная структура и скорости оже-рекомбинации в кремниевых нанокристаллах, легированных фосфором и литием, рассчитывались на основе методов теории функционала плотности. Оборванные связи на поверхности кристаллитов полагались пассивированными водородом. Наличие донора в нанокристалле, с одной стороны, модифицирует его электронную структуру, а, с другой стороны, обеспечивает присутствие «лишнего»

электрона в зоне проводимости. При этом фотовозбуждение даже хотя бы одной электроннодырочной пары делает возможным (благодаря уже существующему в зоне проводимости электрону) оже-процесс eeh типа. Как показало сравнение результатов, полученных для чистых нанокристаллов (в которые был искусственно введен один лишний электрон в зону проводимости) [2] и кристаллитов с донором, скорость оже-рекомбинации в последних заметно возрастает. При этом оказывается, что фосфор сильнее ускоряет оже-переход, нежели литий, что обусловлено потенциалом центральной ячейки иона фосфора.

Список литературы 1. Belyakov V.A. et al. Improvement of the photon generation efficiency in phosphorusdoped silicon nanocrystals: Г–X mixing of the confined electron states // J. Phys.: Condens. Matter.

2009. V. 21. No. 4. P. 045803 (5 pp).

2. Курова Н.В., Бурдов В.А. Резонансная структура скорости оже-рекомбинации в нанокристаллах кремния // ФТП. 2010. Т. 44. № 11. С. 1463–1465.

Ab initio расчет колебательно-вращательных уровней энергии молекулы Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Исследование спектров молекулы воды имеет большое практической значение как в задачах, связанных с корректным учетом поглощения излучения в атмосфере Земли, так и в широком классе астрофизических задач.

Решение уравнение Шредингера для задач с большим числом частиц является очень трудной задачей, существует два возможных метода решения: прямой и непрямой. Чаще всего для расчетов используют непрямой метод, но стоит отметить, что оба метода рассматривают волновую функцию как линейную комбинацию по базисным. Однако в непрямом методе выбор базисных функций определен некоторыми приближениями, которые могут упростить гамильтониан системы. Наиболее оптимальным приближением является приближение Борна – Оппенгеймера, которое позволяет разделить задачу на электронную и ядерную. При решении электронной задачи получают энергию основного состояния, которая вместе с ядер-ядерным отталкиванием дает поверхность потенциальной энергии (ППЭ).

Один из возможных способов решения электронной задачи это модель независимых частиц, где волновая функция основного состояния представляется как линейная комбинация молекулярных орбиталей. Для учета межэлектронных взаимодействий при решении уравнения Шредингера для электронной задачи используют метод самосогласованного поля (ССП, метод Хартри-Фока). В основе решения методом Хартри-Фока лежит вариационный принцип. Однако наиболее распространенным методом является метод конфигурационного взаимодействия (CI), основанный на ССП методе. CI позволяет учесть коррелированное (совместное) движение электронов. Были разработаны различные точные приближения к полному конфигурационному взаимодействию, в частности, то, которое используется в настоящей работе, называется мультиреференсным конфигурационном взаимодействием (multi reference conguration interaction (MRCI)) [1]. Полученная таким образом MRCI поверхность экстраполируется далее к полному базисному набору (complete basis set (CBS)), т. е. к базису, размерность которого n.

Для улучшения точности расчетов ППЭ вносят ряд поправок: релятивистская поправка (конечность скорости света) [2], квантово-электродинамическая поправка (одноэлектронный сдвиг Лэмба) [3] и также внесен ряд поправок в приближение БО:

диагональная поправка и учет ряда неадиабатических поправок. С учетом всех выше перечисленных поправок рассчитана ab initio ППЭ, на основе которой получены уровни энергии для молекулы воды.

На рисунке представлены величины отклонений рассчитанных уровней энергии от экспериментальных значений. Рассчитанные уровни даны для ab initio ППЭ с учетом адиабатики, неадиабатики и трех полуэмпирических параметров, которые являются поправочными поверхностями к приближению Борна-Оппенгеймера.

Так же рассчитаны уровни энергии для основного изотополога молекулы воды с вращательным квантовым числом J=0 с точностью 0.13 см-1, аналогичный расчет проведен для J=20. Получены колебательно – вращательные уровни энергии при J=0 и для других изотопологов молекулы воды.

1. Werner H.J., Knowles P.J., unpublished (2002).

2. Берестецкий Б.В., Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Курс теоретической физики.

Т. 4: Квантовая электродинамика / Наука, Москва, 1989. Гл. 9.

3. Pyykko P., Dyall K.G., Csazar A.G., Tarczay G., Polyansky O.L., Tennyson J. // Phys.

Rev. 2001. V. A63. P. 024502.

О когерентных свойствах многомодового сигнала в вертикальной Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет В акустике океана используются два основных способа описания акустического поля:

поле как совокупность лучей и поле как совокупность мод волновода. Известно, что максимальная дальность распространения звука в подводном звуковом канале (ПЗК) ограничена главным образом поглощением в морской воде, а для высоких частот поглощение весьма велико. Поэтому на больших расстояниях от источника удобно распространяющихся мод уменьшается.

гидроакустическом волноводе, а приёмная антенная решётка расположена на расстоянии r от источника вертикально (вдоль оси z), то выражение для сигнала на входе решетки можно записать следующим образом:

где модовые функции ПЗК.

Статистические свойства принимаемого на антенну сигнала описываются функцией пространственной когерентности (ФПК). Для i-го и j-го приемника в вертикальной антенной решетке ФПК с учетом (1) равна где am – модовые амплитуды сигнала, являющиеся случайными функциями времени.

имеющую размерность MM, где М – число мод дискретного спектра. Все элементы ММК определяются характером распространения сигнала в случайно-неоднородном волноводе [1], при этом её диагональные элементы имеют физический смысл интенсивностей мод, а недиагональные элементы описывают межмодовые корреляции.

Поскольку характерным свойством межмодовых корреляций является их уменьшение с ростом разницы номеров мод, для расчетов была выбрана следующая эвристическая модель ММК:

здесь параметр – некоторый характерный, зависящий от расстояния от источника, масштаб межмодовых корреляций. В работе [2] было показано малое влияние параметра на поведение ФПК при достаточно больших его значениях ( >>1).

Было также исследовано влияние на ФПК неравномерности спектра интенсивностей мод при условии, что наиболее энергнесущими являются моды с малыми номерами:

где параметр определяет характерную ширину модового спектра сигнала.

Рис. 1. Функция пространственной когерентности в вертикальной плоскости волновода при = 2 (точки); На рис.1 показан результат расчета ФПК при фиксированном расположении одного приемника на глубине 20 м в зависимости от изменения глубины второго приемника.

Вычисления проводились для 10 мод волновода глубиной 100 м, параметр варьировался от 2 до 10. Показано, что чем уже спектр интенсивности мод, тем больше масштаб пространственной когерентности.

Список литературы 1. Вировлянский А.Л., Костерин А.Г., Малахов A.Н. Флуктуации мод в каноническом подводном звуковом канале // Акустический журнал. 1989. Т. 35, № 2. C. 229-235.

2. Лабутина М.С., Малеханов А.И. Изучение когерентных свойств многомодового сигнала в вертикальной плоскости океанического волновода // Труды XVII научной конференции по радиофизике к 100-летию В.С.Троицкого. 2013 (в печати).

Особенности перестройки квантового каскадного лазера А.А. Ластовкин1,2), В.И. Гавриленко2), А.В. Антонов2), А.В. Иконников2), Ю.Г. Садофьев3) Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, Москва, Россия Перспективным инструментом для решения широкого круга задач терагерцовой (ТГц) газовой спектроскопии являются квантовые каскадные лазеры (ККЛ). В импульсных ТГц ККЛ происходит перестройка частоты в течение импульса генерации. При этом на поведение частоты оказывают влияние несколько факторов, в разных направлениях перестраивающих частоту лазера [1], конкуренцию которых необходимо учитывать при создании на основе ККЛ ТГц газоанализаторов и газодетекторов. Настоящая работа посвящена детальному исследованию спектров излучения ККЛ диапазона 3,2 ТГц методами Фурье-спектроскопии высокого разрешения при различной температуре, а также исследованию перестройки частоты лазера в течение импульса генерации.

Исследовался ККЛ диапазона 3,2 ТГц с диагональным дизайном активной области ([2] – подробное описание дизайна). Измерения проводились в импульсном режиме. Лазер размещался в вакууме на холодном пальце криостата замкнутого цикла Displex DE 202S.

Излучения лазера из криостата через полиэтиленовое окно по вакуумированным сверхразмерным волноводам заводилось в Фурье-спектрометр высокого (до 0.003 см-1) разрешения Bomem DA3.36. Излучение, прошедшее через спектрометр регистрировалось примесным Ge:Ga приёмником. Импульсный сигнал с приемника, пропорциональный интенсивности прошедшему через спектрометр излучению, усиливался прибором Unipan 232B с полосой усиления 150 кГц и детектировался строб-интегратором SRS.SR250 фирмы «Stanford Research Systems». Измерение сигнала происходило во временном окне, задаваемом длительностью строба. Положение строба отсчитывалось относительно импульса питания лазера. С выхода строб-интегратора сигнал поступал на аналого-цифровой преобразователь фурье-спектрометра. Скорость движения зеркала интерферометра интерферограммы укладывалось более 10 лазерных импульсов.

При измерении зависимости частоты лазера от температуры широкий строб длительностью 15 мкс устанавливался по центру импульса излучения (30 мкс). На рис. 1.

представлен результат измерения частоты излучения в широком интервале температур от до 60 К. Подобная параболическая зависимость частоты от температуры типичная для таких лазеров, она наблюдалась в других работах (например, [3]). Такое поведение объясняется изменением показателя преломления активной области лазера при разогреве.

Рис. 1. Зависимость частоты ККЛ диапазона 3,2 ТГц Рис. 2. Перестройка частоты ККЛ в течение импульса При исследовании перестройки частоты ККЛ в течение импульса генерации длительность строба выбиралась минимальной и равной 2 мкс. Большее внимание при исследовании перестройки частоты отдавалось начальному участку импульса генерации, где наблюдалось атипичное поведение частоты генерации (рис. 2). Сигнал, пропорциональный интенсивности излучения лазера, с выхода усилителя контролировался на экране цифрового осциллографа. Заметное появление сигнала наблюдалось, начиная с 1 мкс (задержка связана с наличием индуктивности в цепи питания лазера) относительно импульса питания.

Поэтому, учитывая длительность строба (2 мкс), положение строба х=0 позволяло «захватить» первую микросекунду излучения лазера. Следует отметить, что наблюдаемое немонотонное поведения частоты лазера не поддается объяснению при помощи разогрева лазерной структуры за время импульса генерации. При таком сценарии, исходя из вида зависимости, представленной на рис. 1, частота лазера должна монотонно убывать, что наблюдается в последующие моменты импульса генерации при х>3 мкс.

Список литературы 1. Иконников А.В. и др. // ФТП. — 2010. — Т. 44. — С. 1514—1518.

2. Иконников А.В. и др. // Известия вузов. Радиофизика. — 2009. — Т. LII, №7. — P.

550—556.

3. Ластовкин А.А. и др. // Известия вузов. Радиофизика. –– 2011. –– Т. LIV, №8-9. –– C. 676-683.

Исследование распределения примеси в поперечном срезе Н.В. Малехонова1), Д.А. Павлов1), А.И. Бобров1), В.Е. Дегтярев1), Н.В. Байдусь2) Физический факультет, Нижегородский государственный университет Научно-исследовательский физико-технический институт, Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, Н.Новгород, Россия Актуальность исследований периодических гетероструктур на основе GaAs обусловлена их широким применением в современной оптоэлектронике в качестве источников излучения в различных областях ИК диапазона. Принцип действия подобных излучающих структур с квантовыми ямами (КЯ) основан на межзонных и межподзонных переходах. Как известно, излучающие свойства и энергетические характеристики структуры во многом зависят от распределения элементного состава.

Одним из наиболее информативных методов оценки структурного совершенства многослойных эпитаксиальных объектов является метод высокоразрешающей энергодисперсионного анализа (ЭДС-анализ) позволяет строить профили распределения всех элементов, содержащихся в структуре, с латеральным разрешением 1 нм. Однако, в ряде случаев профилирования состава гетеронаноструктур такого разрешения недостаточно.

сканирующей просвечивающей электронной микроскопии (СПЭМ) в темнопольном режиме (Dark Field – DF). Профили распределения контраста на изображении в этом режиме связаны с относительным изменением концентрации примеси, с отличающимся от материала распределения примеси, уровень контраста можно связать с данными ЭДС анализа Таким методом, совмещения результатов исследования двух различных режимов работы просвечивающего электронного микроскопа, были получены профили распределения примеси четырех различных сверхрешеток (СР), были определены, реальная геометрия квантовых ям и квантовых барьеров, шероховатость гетерограниц, периодичность. СПЭМ снимки исследованных структур приведены на рис.1.

Рис. 1. СПЭМ Снимки СР а) с одной широкой и шестью узкими квантовыми ямами InGaAs/GaAs; б) с широкими квантовыми барьерами AlGaAs/GaAs; в) с узкими квантовыми барьерами AlGaAs/GaAs; г) с узкими квантовыми барьерами AlGaAs/GaAs, различающими на 1 монослой.

рассматриваемых объектов, значения которых хорошо соотнеслись с экспериментальными величинами. В работе Хазановой С.В. и др. [1] было подробно описано исследование сверхрешетки InGaAs/GaAs. Исследуемые сверхрешетки были выращены в лаборатории эпитаксиальных технологий НИФТИ ННГУ. Структуры AlGaAs/GaAs растились на установке AIXTRON (AIX 200RF, Германия) Бирюковым А.В. Гетероструктура InGaAs/GaAs была выращена Звонковым Б.Н.

Полученные образцы исследовались на просвечивающем электронном микроскопе JEM-2100F (JEOL, Япония) при ускоряющем напряжении 200 кэВ. ЭДС анализ был осуществлен с помощью энергодисперсионного спектрометра на основе безазотного детектора Х-Мах компании Oxford instruments, смонтированный на просвечивающем электронном микроскопе JEM-2100F.

Список литературы 1. Хазанова С.В., Байдусь Н.В., Звонков Б.Н., Малехонова Н.В., Павлов Д.А., Бобров А.И., Дегтярев В.Е., Смотрин Д.С. Туннельно-связанные квантовые ямы полупроводников. 2012. Т.46. № 12. С. 1510-1514; Grandejean N., Massies J., Leroux M. Monte Carlo simulation of In surface segregation during the growth of InxGa1-xAs on GaAs(001) // Phys.

Rev. B. 1996. V.53. Р. 998-1001.

И.В. Малышев1), М.Н. Торопов2), Н.И. Чхало2), Н.Н. Салащенко2) Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет В 2011 году в ИФМ РАН был разработан стенд нанолитографа-мультипликатора с рабочей длиной волны 13.5 нм и расчетным разрешением 30 нм, которое определяется проекционным объективом, позволяющим получить уменьшенное в 5 раз изображение маски. Подложки зеркал объектива корректировались методом ионно-пучкового травления.

Так как существующая на тот момент времени установка позволяла корректировать подложки не под оптимальными углами, то это привело к развитию шероховатостей, до r.m.s. порядка 2 нм, преимущество с латеральными размерами 0.2-3 мкм. Рассеянные на этих шероховатостях привело к размытию изображения и, соответственно, расчётное разрешение не было получено.

Другими проблемами объектива являются неудовлетворительные механическая жесткость и тепловая стабильность конструкции, и использование большого количества клея, с помощью которого зеркала устанавливались в оправы. Из-за высокого коэффициента теплового расширения клея объектив требовал постоянной подстройки в процессе работы, а пары клея приводили к загрязнению поверхности зеркал. Еще одним серьезным недостатком объектива, приводящим к дополнительным аберрациям прошедшего через него фронта, являлось использование корректоров волнового фронта при аттестации асферического зеркала М2 объектива, который вносил в результаты измерений собственные аберрации.

В рамках данной работы был разработан новый объектив, при изготовлении которого решены все отмеченные выше проблемы. Фотография объектива, установленного в интерферометре, приведена на рис. 1. Фотография, поясняющие способ установки зеркал в металлические оправы, приведена на рис. 2. Коррекция формы подложек будет производиться при оптимальных условиях (нормальное падение ионов на корректируемую поверхность, энергия ионов Ar 200 эВ), при которых не наблюдается развитие шероховатости [1].

Рис. 1. Объектив Шварцшильда в интерферометре Рис. 2. Крепление нижнего и верхнего зеркала В докладе будет подробно рассказано о методах решения этих проблем. Помимо основного результата – создание проекционного объектива с рабочей длиной волны 13,5 нм, одним из важнейших результатов работы стала новая методика аттестации формы поверхности асферических зеркал, которая позволяет изучать асферические поверхности с помощью интерферометра со сферической волной сравнения без использования корректоров волнового фронта. Эта методика существенно упростила и удешевила изготовление зеркал и повысила точность измерений. Результат применения этой методики – карты отклонений формы поверхностей зеркал М1 и М2 от расчетных, приведены на рис. 3.

Рис.3. Восстановленная поверхность верхнего (слева) и нижнего (справа) зеркала Статистическая погрешность восстановленных карт составляет +/– 10%, что типично для интерферометрического способа аттестации аберраций оптики. В настоящее время начата работа по коррекции зеркал.

Список литературы 1. Барышева М.М., Вайнер Ю.А., Грибков Б.А., Зорина М.В., Пестов А.Е., Салащенко Н.Н., Храмков Р.А., Чхало Н.И. Развитие шероховатости сверхгладких поверхностей при ионно-пучковом травлении. // Известия РАН. Серия физическая. 2012. Т. 76. №2. С. 190-195.

Исследование фликкерного шума полупроводниковых диодов при прямом Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Одним из направлений, активно развиваемых в последние годы, является использование 1/f (фликкерного) шумового анализа в качестве неразрушающего инструмента диагностики качества структуры полупроводниковых приборов. В 1/f флуктуациях, повидимому, находят свое отражение электронные и атомные процессы в веществе, характеризующие особенности микроструктуры твердых тел. В связи с этим актуальной задачей является разработка методики неразрушающего контроля полупроводниковых приборов на основе совместного анализа спектров электрических низкочастотных шумов и вольтамперных характеристик. В настоящей работе в рамках разработки данной методики приводятся результаты измерений фликкерного шума диодов с барьером Шоттки на основе GaAs.

Измерения низкочастотного шума диодов выполнялись для прямого и обратного напряжений смещения в области токов I от 10-6 до 10-3 А. Измерения НЧ шума проводились с помощью установки, описанной в [1]. Шумовое напряжение исследуемых диодов усиливалось, оцифровывалось и записывалось реализациями по 1 млн. отсчетов с частотой дискретизации 25 кГц. Затем осуществлялась спектральная обработка данных и строились токовые зависимости спектральной плотности мощности Su фликкерного шума на частоте Гц. В частности, токовые зависимости для прямого и обратного напряжений смещения для одного из диодов приводятся на рис. 1 и 2.

Su, В2/Гц Рис. 1. Токовая зависимость спектров 1/f шума диода Рис. 2. Токовая зависимость спектров 1/f шума диода на частоте анализа f =10 Гц при прямом смещении. на частоте анализа f =10 Гц при обратном смещении.

Для токовых зависимостей при прямом и обратном смещениях характерно наличие эффекта, связанного с максимизацией шума: после области возрастания шума следует снижение спектра шума в 10 раз. В качестве потенциальной модели генерации фликкерного шума в соответствии с [2] следует рассматривать относительные флуктуации тока утечки.

Исследования в рамках настоящей работы были выполнены при поддержке гранта по современными радиофизическими методами»

1. Шмелев Е.И. Мобильная установка для исследования низкочастотных шумов // Е.И. Шмелев, А.В. Клюев, А.В. Якимов // Вестник Нижегородского университета им. Н.И. Лобачевского. Серия Радиофизика. – 2009. – Вып.5. – С. 81-85.

2. Якимов А.В. Фликкерные шумы токов утечки в полупроводниковых диодах / А.В. Якимов // Известия ВУЗов. Радиофизика. – 1984. – Т.27. – №1. – С. 120–123.

Метод корреляционной стабильности в ОКТ-эластографии для случая суперпозиции спекл- и морфологической структур ОКТ-изображений Л.А. Матвеев1,2), В.Ю. Зайцев1,2), А.Л. Матвеев1), Г.В. Геликонов1), В.М. Геликонов1,2) MedLab / Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Оптическая Когерентная Томография (ОКТ) - техника визуализации структуры биоткани на глубинах до нескольких миллиметров на основе приема оптических волн, рассеиваемых биотканью в обратном направлении [1]. Рассеивающие свойства ткани непосредственно не связаны с её упругими свойствами. Как и в случае УЗИ эластографии, для визуализации упругих свойств в ОКТ необходимо прибегать к дополнительной обработке сигналов и изображений, полученных при разной степени деформации ткани [2-4].

Стандартный подход к построению эластограмм базируется на цифровой корреляционной обработке последовательности ОКТ-изображений [2]. При этом на первом этапе восстанавливается поле смещений и на его основе поле деформаций в ткани [2]. Однако, такой порядок восстановления поля деформаций оказывается очень чувствительным к шумам [3, 4] и его применимость сильно ограничена в условиях ОКТ. Вместо стандартного подхода прямого восстановления смещений (используя скользящее окно) и восстановления на их основе локальных деформаций [2], в работах [3, 4] нами было предложено использовать степень сохранения корреляции в качестве характеристики относительной жесткости участков биоткани. Данный подход получил название метода корреляционной стабильности [3, 4]. Действительно, при создании деформации зондом (его прижатии к исследуемой ткани), относительно более жесткие области ткани будут подвержены меньшим деформациям, чем мягкие. Необходимо заметить, что каждая группа рассеивателей, содержащаяся в биоткани, будет иметь как абсолютное смещение, так и искажение её конфигурации (формы). При этом более жесткие группы рассеивателей, даже имеющие очень сильные абсолютные смещения внутри мягких областей ткани, будут сохранять свою форму лучше, чем мягкие, следовательно, будут лучше сохранять корреляцию [3, 4].

ОКТ-изображения могут содержать как морфологическую структуру, так и спеклструктуру. В докладе рассматривается применимость метода корреляционной стабильности к случаю, когда обе эти структуры одновременно формируют ОКТ-изображения. На рисунке 1(а) продемонстрировано, что падение корреляции от величины деформации за счет искажения спекл-структуры наступает быстрее, чем падение корреляции за счет чисто чувствительная к деформациям спекл-структура дает возможность сформировать эластограмму даже при такой степени деформации образца, при которой морфологическая структура еще не искажена. На рисунке 1(б,в) приведены соответственно ОКТ-изображение и эластограмма реальной двухслойной среды, сформированной спеклами, у которой нижний слой в 3 раза жестче, чем верхний.

Рис. 1. Панель (а) – падение корреляции за счет искажения только морфологической структуры и за счет сочетания спекл- и морфологической структур. Панель (б) – одно из обрабатываемых ОКТ-изображений двухслойной среды. Нижний слой жестче верхнего в три раза. Панель (в) – эластограмма, соответствующая ОКТ-изображениям (б), полученная на основе метода корреляционной стабильности.

Благодарности. Работа выполнена при поддержке грантов Российского Фонда Фундаментальных Исследований (№ 13-02-00627-а и № 13-02-97131-р_поволжье_а), гранта Правительства РФ (№ 11.G34.31.0066) и гранта Президента РФ для молодых кандидатов наук (№ MK-4826.2013.2).

Список литературы 1. Геликонов В.М, Гладкова Н.Д. Десять лет оптической когерентной томографии в России. От эксперимента к клинической практике // Изв. вузов. Радиофизика. 2004. Т.47. № 10–11. С. 928–942.

2. Schmitt J. OCT elastography: imaging microscopic deformation and strain of tissue // Optics express. 1998. V. 3. I. 6. С. 199-211.

3. Matveev L.A., Zaitsev V.Yu., Matveyev A.L., Gelikonov G.V., Gelikonov V.M.

Correlation-stability approach in optical microelastography of tissues // Proceedings of SPIE. 2013.

V. 8699. 869904 (1-10).

4. Zaitsev V.Yu., Matveev L.A., Gelikonov G.V., Matveyev A.L., Gelikonov V.M. A correlation-stability approach to elasticity mapping in optical coherence tomography // Laser Physics Letters. 2013. V. 10. N. 6. 065601 (1-5).

Эффективные источники терагерцового излучения на основе оптического выпрямления ультракоротких лазерных импульсов Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Разработка эффективных методов генерации когерентного электромагнитного излучения в терагерцовом диапазоне частот – актуальная проблема современной прикладной физики. Острая потребность в решении этой проблемы вызвана перспективами широких практических приложений терагерцового излучения, среди которых важное место занимают терагерцовые методы биомедицинской диагностики, детектирование опасных веществ по их спектральным «отпечаткам пальцев», разработка систем неразрушающего контроля качества фармакологических препаратов и продуктов питания, интроскопия предметов искусства и археологических артефактов, управление химическими реакциями. Сложность проблемы связана с тем, что в терагерцовом диапазоне, расположенном между инфракрасным и СВЧ диапазонами, не применимы хорошо разработанные к настоящему времени принципы генерации оптического и СВЧ излучений.

В последние два десятилетия в результате развития фемтосекундной лазерной техники произошел существенный прогресс в области создания компактных источников терагерцового излучения. Распространенным методом терагерцовой генерации стало воздействие фемтосекундными лазерными импульсами на фотопроводящие антенны, полупроводниковые и электрооптические среды [1]. Огромное число работ направлено на поиск путей повышения эффективности оптико-терагерцового преобразования.

В настоящее время наиболее эффективными являются два метода нелинейнооптического преобразования ультракоротких лазерных импульсов в терагерцовое излучение – это черенковское излучение терагерцовых волн лазерным импульсом в сэндвич-структуре с тонкой сердцевиной из электрооптического кристалла LiNbO3, отражающей подложкой и призменным элементом вывода излучения, и оптическое выпрямление лазерных импульсов со скошенным фронтом интенсивности в специально вырезанных (в форме призмы) кристаллах LiNbO3. Общим для этих схем является неколлинеарность распространения лазерного импульса накачки и генерируемой терагерцовой волны, что позволяет обеспечить их синхронизм в кристаллах, типа LiNbO3, с сильно (более чем в 2 раза для LiNbO3) отличающимися значениями оптического группового индекса и показателя преломления терагерцовых волн.

В схеме с сэндвич-структурой лазерный импульс заводится в LiNbO3-сердцевину с торца и создает в ней движущуюся область нелинейной поляризации, которая и служит источником терагерцового черенковского излучения, выводимого через призму из материала (обычно кремния) с малым поглощением на терагерцовых частотах [2]. Волноводные свойства структуры препятствуют дифракционной расходимости импульса накачки, тем самым, увеличивая эффективную длину оптико-терагерцового взаимодействия. Тонкость LiNbO3-сердцевины позволяет устранить негативный фактор сильного поглощения в кристалле LiNbO3 на терагерцовых частотах.

В схеме со скошенным – под определенным углом по отношению к волновым фронтам – фронтом интенсивности [3] оптический импульс формируют путем отражения лазерного импульса от дифракционной решетки. Такой импульс распространяется в электрооптическом кристалле с групповой скоростью V вдоль нормали к волновым фронтам.

Проекция скорости V на перпендикулярное к фронту интенсивности направление равна Vcos и путём выбора угла может быть сделана равной фазовой скорости терагерцовой волны нужной частоты : Vcos = THz(). Таким образом, достигается фазовый синхронизм импульса накачки с квазиплоской терагерцовой волной частоты, распространяющейся в направлении нормали к фронту интенсивности. Также достоинством метода является возможность повышения генерируемой терагерцовой энергии путем одновременного увеличения энергии импульса накачки и его поперечного размера при сохранении напряженности оптического поля ниже порога пробоя кристалла.

Список литературы 1. Hoffmann M. C., Flp J. A. Intense ultrashort terahertz pulses: generation and applications // J. Phys. D: Appl. Phys. 2011. V. 44. P. 1–17.

2. Bodrov S. B., Bakunov M. I., Hangyo M. Efficient Cherenkov emission of broadband terahertz radiation from an ultrashort laser pulse in a sandwich structure with nonlinear core // J.

Appl. Phys. 2008. V. 104. P. 093105.

3. Hebling J., Almsi G., Kozma I. Z., Kuhl J. Velocity matching by pulse front tilting for large-area THz-pulse generation // Opt. Express. 2002. V. 10. P. 1161–1166.

Цифровая сканирующая голография в применении к исследованию живых Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Физический факультет, Нижегородский государственный университет На данный момент оптическая микроскопия занимает лидирующее место в исследованиях в области медицины и биологии. Пожалуй, одним из главных и неоспоримых преимуществ данного метода является неинвазивность по отношению к исследуемому образцу. Оптические микроскопы со времен Янсена претерпели множество изменений и теперь во многих лабораториях по всему миру используются лазерные сканирующие микроскопы, разительно отличающиеся от первого микроскопа. В них для освещения объекта используется не свет от обычной лампы накаливания, а лазерный луч, который сканирует объект по слоям. При последующей программной обработке, из отдельных слоев восстанавливается полное изображение объекта. В нашей исследовательской лаборатории установлен конфокальный лазерный сканирующий микроскоп LSM 510, с его помощью исследуют структуру и активность тонких срезов тканей мозга крыс и первичных планарных культур клеток гиппокампа (нейронов) мышей. Методом исследования является функциональный мультиклеточный кальциевый имиджинг. Предварительно окрашенную флуоресцентыми красителями культуру, освещают лазерным излучением определенной (зависящей от выбранного красителя) длины волны и записывают изменения интенсивности флуоресценции. Выбор красителя зависит от того, какие объекты изучаются. Например, специфичным красителем к живым нейронам и астроцитам является Oregon green.

Интенсивность флуоресценции зависит от уровня кальция в клетках, а выброс кальция из клетки свидетельствует о ее активности в ответ на различные стимулы. Во время такого исследования было бы неплохо отслеживать изменения трехмерной структуры исследуемого объекта. Для реализации поставленной задачи мы решили воспользоваться методом цифровой голографической интерферометрии. Для этого была произведена модернизация LSM 510, без серьезных конструктивных изменений нами был добавлен канал для опорного пучка, в результате чего появилась возможность в сканирующем режиме работы микроскопа записывать цифровые голограммы, параллельно проводя кальциевый имиджинг.

В ходе данной работы был проведен математический анализ возможности получения голограмм в сканирующем режиме работы микроскопа методом Фурье-оптики. Из-за присутствия сканирующего блока на голограмме возникали паразитные фазовые искажения.

При дальнейшем анализе, нами была разработана схема для записи голограмм, исключающая влияние искажений, вносимых сканирующим блоком. В результате, были записаны голограммы и восстановлены их фазовые портреты (для примера приведены восстановленные фазовые портреты нейрональной культуры после введения блокатора кальциевых каналов, рис.1 (а, б)). Динамика изменений фазовых портретов была сопоставлена с данными кальциевого имиджинга. В итоге, мы пришли к выводу, что характер кальциевых осцилляций напрямую связан со скоростью и видом изменения оптической толщины клеток. Например, при введении блокатора кальциевых каналов, скорость и интенсивность кальциевых осцилляций заметно уменьшается (по сравнению с поведением клеток в отсутствии внешнего воздействия на культуру), также оптическая толщина меняется более медленно и фазовый портрет становится более плавным. А в случае такого патологического процесса, как гипоксия (недостаточное снабжение кислородом) появляются длительные комплексные кальциевые осцилляции (порядка 100 с), а изменения оптической толщины ускоряются – период колебаний составляет 10-15 секунд.

Рис. 1 (а,б). Фазовые портреты нейрональной клеточной культуры после введения блокатора кальциевых Список литературы 1. Штейн Г.И. Руководство по конфокальной микроскопии. СПб: Изд-во Политехн.

ун-та, 2007. 77 с.

2. Jim Swoger, Manuel Martinez-Corral, Jan Huisken, and Ernst H.K. Stelzer. Optical scanning holography as a technique for high-resolution three-dimensional biological microscopy // J. Opt. Soc. Am. 2002. V.19, №9. P. 1910 –1918.

Вращательный спектр димера воды при атмосферных температурах:

Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Поглощение излучения димерами воды - одна из причин избыточного поглощения излучения в атмосфере, называемого континуумом. Для определения количества димеров в атмосфере необходимы лабораторные измерения спектров водяного пара в равновесных термодинамических условиях. Целью данной работы является построение модели вращательного спектра димера для обработки таких экспериментальных данных. Модель строилась на основе ab initio расчетов спектра димера водяного пара [1], выполненных для четырех температур и двух давлений. Расчет спектра [1] хотя и является на сегодня наиболее точным, дает лишь качественную картину спектра, и не может использоваться в качестве модельной функции для обработки экспериментальных данных.

Упрощенная модель для описания наблюдаемого спектра димера [2] составлялась на основе ab initio расчетов [1] как сумма двух функций. Первая является полиномом второго порядка по частоте и учитывает нерезонансную часть спектра димера. Вторая описывает пики спектра, соответствующие серии линий вращательных переходов J+1J, с различными значениями K между уровнями с симметрией E1 (далее переходы Е1 типа) димера воды.

Форма пика определяется неоднородным уширением спектра и для простоты модели описывалась профилем Лоренца. Положения димерных пиков в расчетном спектре, соответствующие вращательным переходам Е1 типа не совпадают с наблюдаемыми в низкотемпературных спектрах [3]. Поэтому при моделировании спектра в качестве центральных частот пиков использовались значения частот линий, рассчитанные по экспериментальным данным [3,4]. Варьируемые параметры модели - интенсивность и дополнительная ширина димерных пиков. Интенсивность определяется количеством димеров, или константой равновесия димеров.

С помощью предложенной модели проанализировано экспериментальное поглощение в водяном паре в диапазоне частот 100-150 ГГц при давлении 13 Торр и температуре 296 К.

Наилучшее согласие эксперимента и модели было получено при дополнительном уширении пиков на 1.5 ГГц и уменьшении амплитуды в 1.08 раз. Дополнительное уширение пиков объясняется тем, что расчет был выполнен в приближении симметричного волчка.

Асимметрия димера приводит к расщеплению линий и, следовательно, к дополнительному неоднородному уширению пиков. Подробности эксперимента, методик обработки спектров и результаты работы опубликованы в [2].

Зная реальную ширину пиков в спектре можно предсказать, как он будет выглядеть в широком частотном диапазоне. Для этого, пользуясь методом конволюции [5], уширяем расчетный спектр (рис. 1). При таком уширении наиболее оптимальным является наблюдение спектра димера воды в диапазоне 200-240 ГГц, который не содержит сильных линий мономера, и контраст димерных пиков в 10 раз больше, чем в диапазоне 100-150 ГГц.

Таким образом, при той же чувствительности спектрометра в этом диапазоне можно наблюдать спектр димера с более высоким отношением сигнала к шуму, что позволит уточнить константу равновесия и энергию диссоциации димера воды. Отметим, что модель позволяет с хорошей точностью рассчитывать спектр димера воды в широком диапазоне метеоусловий.

Рис. 1. Уширенный спектр димера воды в сравнении со спектром мономера воды.

Работа выполнена при частичной поддержке РАН и РФФИ.

Список литературы 1. Scribano Y., Leforestier C. // J. Chem. Phys. 2007. V.126, № 234301.

2. Tretyakov M.Yu., Serov E.A., Koshelev M.A., Parshin V.V., and Krupnov A.F. // Phys.

Rev. Lett. 2013. V.110, №93001.

3. Fraser G.T., Suenram R.D., Coudert L.H. // J. Chem. Phys. 1989. V.90, №11. P. 6077– 6085.

4. Крупнов А.Ф., Зобов Н.Ф. // Оптика атмосферы и океана. 2007. 20. № 9.

Pickett H.M. //Applied Optics. 1980. V. 19, № 18. P. 2745.

Численное моделирование эволюции интенсивных акустических волн в Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет При физическом и численном моделировании эволюции акустических волн в мягких биологических тканях в основном рассматривают регулярные воздействия. Это не всегда оправдано, т.к. современная медицинская ультразвуковая аппаратура вносит флуктуационные изменения, да и сама биологическая среда является неоднородной по своей структуре. В настоящее время активно исследуются процессы, протекающие при распространении шумовых линейных и нелинейных акустических волн в биологических тканях. С точки зрения акустики ткань представляет собой наследственную среду с частотнозависимыми диссипативными свойствами, поэтому рассмотрение эволюции спектральных характеристик представляет особый интерес для диагностических приложений медицинского ультразвука. Также в настоящее время большое значение придается способствовать изучению развития многочисленных заболеваний сердечно-сосудистой проанализировать основные характеристики кровотока с целью обнаружения ранних проявлений сосудистых патологий и сравнить с результатами численного моделирования.

Однако при математическом моделировании наряду с учетом основных свойств кровотока в артерии, приходится учитывать и динамику нелинейных пульсовых волн. Для построения нелинейных математических моделей используют эволюционные уравнения Бюргерса и Кортевега-де-Вриза, которые хорошо описывают распространения возмущений в кровеносном сосуде с учетом нелинейной вязкоэластичности материала стенки, что существенно для описания демпфирующей функции артерии и объяснения формы пульсовых волн давления.

В настоящей работе представлены результаты численного моделирования эволюции регулярных и случайных акустических волн, распространение которых описываеется эволюционным дифференциальным уравнением в безразмерных переменных где оператор G(U) описывает нелинейные свойства, оператор L(d/dt) определяется вязкоэластичными и дисперсионными свойства среды распространения волн. Например, при распространении интенсивных акустических волн в недиспергиющей среде с частотной зависимостью коэффициента затухания пропорционально квадрату частоты, т.е. G(U)= U2/ и L(d/dt)=µ dU2/dt2, получим традиционное эволюционное уравнение Бюргерса [2].

спектрально-частотную схему решения с привлечением аппарата быстрого преобразования Фурье, что приведет к следующему алгоритму вычисления спектральной плотности мощности C(,z) исследуемой акустической волны Ниже на Рис.1. представлены результаты численного моделирования эволюции случайных акустических волн (с гауссовой статистикой, нулевым средним и единичной дисперсией) для вида линейного оператора L( i ) = µ1 (1 + i ) µ 2 2 ; µ1 = 0.4, µ 2 = 0. и нелинейного оператора G(U)=U2/2.

Из приведенного выше рисунка хорошо видна регуляризация случайной волны на больших расстояниях (z=1.8) и смещения нуля волны, что характерно для сильно нелинейных сред с небольшой дисперсией (например, распространение пульсовых волн в вязкоэластичных трубках, моделирующих кровеносные артерии) Работа выполнена при поддержке гранта Правительства РФ 11.G34.31.0066.

Список литературы 1. Ультразвук в медицине. Физические основы применения. Ред. Хилл К., Бэмберг Дж., тер Хаар Г., пер. с англ. // М.ФИЗМАТЛИТ. 2008. 542 с.

2. Гурбатов С.Н., Руденко О.В., Саичев А.И. Волны и структуры в нелинейных средах без дисперсии // М.ФИЗМАТЛИТ. 2008. 468 с.

А.В. Пирогов, Д.А. Павлов, И.В. Гребенев, А.И. Бобров, Н.В. Малехонова Физический факультет, Нижегородский государственный университет материалов основываются на создании искусственных условий, приводящих к изменению структуры исходного материала. Исследование структуры осколка метеорита «Челябинск»

выполненное нами с применением метода высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии (ВРПЭМ) даёт основания предполагать, что воздействие, оказываемое на кристаллический материал метеороида при вхождении его в атмосферу (кратковременный разогрев, взрыв и резкое охлаждение) может привести к формированию нанокристаллической фазы [1].

микроскопе JEM-2100F (JEOL, Япония). Элементный анализ осуществлялся при помощи энергодисперсионного рентгеновского детектора X-Max (Oxford instruments, Великобритания), смонтированного на просвечивающем электронном микроскопе. Объектом исследования была выбрана сердцевина осколка метеорита, исходя из чего, и производилось его препарирование. Приготовление препарата было реализовано при помощи специальной оснастки (Gatan, США) по стандартной технологии.

метеоритной природы образца, показал наличие корреляции химического состава исследованного нами объекта с составом метеорита изученного в Новосибирском отделении РАН. Необходимо отметить, что состав метеорита неоднороден и соотношение элементов в значительной степени варьируется в зависимости от местоположения, в котором производятся наблюдения. Однако список основных химических элементов един для всех актов измерений, производимых при изучении этого объекта. Таким образом, исследованный нами осколок метеорита также можно отнести к классу «Обыкновенных хондритов» – LL (S4, W0).

Методами ВРПЭМ получены снимки высокого разрешения структуры метеорита. В результате в его структуре были обнаружены нанокристаллы размером от 3 до 15 нм в аморфной матрице (рис. 1). Элементный анализ показал, что химический состав в областях с нанокристаллической фазой соответствует химическому соединению, называемому оливином ((Mg,Fe)2[SiO4]). Также это соединение было найдено в кристаллической фазе.

Единственным выявленным нами различием в химическом составе этих двух фаз заключалось в наличии примеси меди и цинка (1.2±0.3 и 0.5±0.1 атомных % соответственно) в области с нанокристаллами. Можно предположить, что именно эти элементы в сочетании с мощным разогревом и взрывом в атмосфере Земли сыграли роль катализатора при формировании нанокристаллов.

Рис. 1. Область с нанокристаллами в аморфной матрице.

Индицирование электронограммы от кристаллического оливина помогло установить с высокой точностью его стехиометрический состав. Он описывается следующей химической формулой (Mg1.4Fe0.6)SiO4. Также на это стехиометрическое соотношение указывают результаты элементного анализа, проведённого при помощи энергодисперсионной спектроскопии.

Выражается благодарность Горшкову А.В. за предоставление осколка метеорита для проведения исследований.

Список литературы 1. Бобров А.И. Горшков А.В., Гребенев И.В. Малехонова Н.В. Павлов Д.А. Пирогов А.В. Челябинский метеорит: нанокристаллы из космоса? // Вестник ННГУ. 2013. №3.

С. 36–38.

Структурная модификация кремния на сапфире А.В. Пирогов, Д.А. Павлов, А.И. Бобров, П.А. Шиляев, Н.О. Кривулин Физический факультет, Нижегородский государственный университет Наиболее распространенной в земных условиях кристаллической формацией кремния является алмазная. Кроме неё также существует ряд аллотропных форм этого материала.

Среди них одной из наименее изученных является вюрцитная модификация. Одним из возможных путей получения вюрцитного кремния является применение ориентированных механических напряжений, оказываемых на атомную кристаллическую структуру классического алмазоподобного монокристалла [1]. До настоящего времени не ставилось задачи получения структурно модифицированного кремния, выращенного на сапфире, с подобным кристаллическим строением. При этом свойства такого материала (в том числе электрофизические и оптические) могут значительно отличаться от свойств обычного кремния.

сублимационной молекулярно-лучевой эпитаксии [2]. Создание структур КНС было реализовано на базе ВУП-4 (Вакуумный универсальный пост). Исследование выращенных таким образом КНС-слоев производилось на просвечивающем электронном микроскопе (JEOL, Япония). Приготовление поперечного среза структуры КНС было JEM-2100F реализовано при помощи специальной оснастки (Gatan, США) по стандартной технологии.

двойникования в слоях кремня на сапфире наблюдается при температуре роста 600°С. Таким образом, наиболее вероятно появление новой фазы кремния именно при данной температуре.

Детальные исследования методом высокоразрешающей просвечивающей электронной микроскопии таких слоев кремния на сапфире выявили наличие множественных областей скоплений дефектов двойникования. На рисунке 1а представлен снимок в атомном разрешении одной из таких областей (белыми стрелками указаны кристаллографические направления, соответствующие росту кремния в ориентации (110) на R-срезе сапфира).

Можно видеть, что дефекты двойникования идут непосредственно один за другим, образуя непрерывный массив областей интенсивного двойникования и скоплений дефектов упаковки, формирующих собственную кристаллическую структуру. Его структура, исходя из теоретических соображений, должна описываться в терминах двухслойной плотнейшей упаковкой, характерной для гексагональной структуры кремния. На рисунке 1б представлен обычный монокристаллический кремний с единичным двойником. Из представленных снимков, очевидно, что кристаллическая структура массивов дефектов двойникования отличается от структуры объемного монокристаллического материала.

Рис. 1. Детальный снимок слоя кремния на сапфире с множеством областей двойникования (а) и снимок области кремния с единичным микродвойниковым дефектом (б).

Для определения структурных особенностей этих включений был поставлен индицирования полученных электронограмм была подтверждена гипотеза о том, что структура кремния в области массива дефектов двойникования отлична от кремния в структурном типе алмаза.

Таким образом, исходя из теоретических предпосылок и микроскопических исследований, можно предположить, что в области массива дефектов двойникования образуется новая кристаллическая решётка кремния, отличная от окружающей матрицы. В дефектообразовании в данных структурах.

1. Шмытько И.М. Фазовые переходы в монокристаллах кремния, обусловленные ориентированной пластической деформацией / И.М. Шмытько, А.Н. Изотов, Н.С.

Афоникова, С. Виейра, Г. Рубио // Физика Твёрдого Тела. 1998. Т.40. №4. С. 746 – 749.

2. Шиляев П.А., Павлов Д.А., Коротков Е.В., Треушников М.В. Молекулярно-лучевое осаждение сверхтонких слоёв кремния на сапфире // Материалы электронной техники. 2008.

№2. С. 62 – 66.

Определение линейного и нелинейного модулей упругости по зависимости Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Для характеризации биологических тканей достаточно широко применяются различные модификации метода вдавливания штампа (Indentation testing) [1, 2].

Непосредственно измеряемыми величинами являются жесткость [1], наблюдаемая при деформационно-нагрузочная характеристика [2] (кривая «сила – вдавливание»). Целью данной работы являлось изучение возможностей определения набора объективных характеристик нелинейных упругих свойств биотканей в экспериментах по вдавливанию в них цилиндрического индентера с плоским основанием.

Проведены две серии измерений по регистрации силы реакции при вдавливании индентеров разных диаметров (d = 3, 4, 6 и 8 мм) в ткани бицепса плеча и в ткани тыльной поверхности предплечья в области разгибателя кисти. Процедура тестирования тканей состоит в медленном и плавном вдавливании/отведении индентора при удержании пробника в руке.

Регистрируемые кривые «сила – глубина вдавливания» не могут обеспечить определение объективных характеристик тканей, поскольку существенно зависят от условий эксперимента, в частности, от диаметра использованного индентора. На основе известных теоретических соотношений для вдавливания плоского круглого штампа в линейное изотропное полупространство может быть предложен способ преобразования кривых “сила – вдавливание” в кривые «напряжение – деформация». Связь глубины вдавливания (x) и приложенной силы (F) здесь имеет вид [3] где E и – модуль Юнга и коэффициент Пуассона.

Поделив левую и правую часть этого равенства на площадь основания индентора d2/4, принимая биоткани несжимаемыми ( = 0.5) и принимая в качестве номинального напряжения () и номинальной деформации () получим из (1) их связь в виде закона Гука Соотношения (2) будем использовать для нормировки экспериментально измеряемых величин. Соответствующие экспериментальные зависимости приведены на рис.1.

Рис. 1. Кривые “напряжение - деформация” бицепса (слева) и разгибателя кисти (справа).

По результатам вдавливания будет определяться кривая «напряжение – деформация»

вида где коэффициенты Е, А и В имеют смысл, соответственно, линейного и нелинейных модулей упругости. Информативность данных параметров для оценки состояния тканей будет предметом дальнейших исследований.

Работа выполнена при поддержке гранта Правительства РФ № 11.G34.31.0066.

Список литературы 1. Brown C.P., Crawford R.W., Oloyede A. Indentation stiffness does not discriminate between normal and degraded articular cartilage // Clinical Biomechanics. 2007. V. 22, Р. 843–848.

2. Cox M.A.J., Driessen N.J.B., Boerboom R.A., Bouten C.V.C., Baaijens F.P.T.

Mechanical characterization of anisotropic planar biological soft tissues using finite indentation:

Experimental feasibility // Journal of Biomechanics. 2008. V. 41, Р. 422–429.

3. Галин Л.А., Контактные задачи теории упругости и вязкоупругости. М.: Наука, 1980. 138 с.

Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет безъемкостных биквадратных R-звеньев. Активные R-фильтры позволяют обеспечить необходимую селекцию сигнала в частотной области при минимальных габаритах, весе и стоимости, что выгодно отличает их от активных RC-фильтров. Указанные достоинства особо проявляются при реализации R–фильтров в интегральных микросхемах.

Базовым элементом любого R-фильтра является т.н. активное биквадратное R-звено второго порядка с передаточной функцией вида Расчёт конкретной разновидности R-звена (ФНЧ, ФВЧ, ППФ), содержащего только операционные усилители и резисторы, сводится к нахождению коэффициентов передаточной функции (1) по заданной частоте среза и частоте первого полюса передаточной функции операционных усилителей (кривой Боде) [1]. При этом определяются жёсткие требования на соотношения резисторов в схеме, обеспечивающие реализацию заданного вида частотной селекции и устойчивость работы звена. Очевидно, более сложные R-фильтры наиболее реализация очень удобна в случае подстройки после расчета, поскольку каждое звено изолировано от других. Кроме того, при каскадной реализации обычно достигается меньшая чувствительность схемы по сравнению с другими реализациями. Однако, современные расчётные методологии проектирования многокаскадных активных R–фильтров высокого порядка практически отсутствуют. Поэтому многофункциональный синтез, т.е. синтез активного R-фильтра по совокупности требуемых характеристик (АЧХ, ФЧХ, ГВЗ и др.), возможен в настоящее время только на основе численных методов поисковой оптимизации..

Принципиальное отличие от классического расчёта здесь состоит в прямом поиске оптимальных параметров (резисторов) фильтра на множестве D допустимых решений.

Критерием поиска является соответствие совокупного текущего функционирования фильтра его требуемому функционированию. Формально критерий поиска определяется значением функции качества фильтра F(X), которую при синтезе фильтра необходимо минимизировать.

Здесь X - вектор искомых параметров R-фильтра.

В общем виде экстремальную задачу синтеза многокаскадного R-фильтра можно записать так:

Таким образом, минимизация целевого функционала (2) осуществляется на -мерном пространстве параметров (резисторов) в допустимой области (3). Сам целевой функционал наиболее удобно формировать в аддитивной форме:

где частотные целевые функции fi(X) определяют требования по характеристикам R-фильтра [2].

Решение тестовой задачи синтеза двухкаскадного R-фильтра нижних частот осуществлялось с помощью программы BARC 2.0 по двум характеристикам – АЧХ и линейной ФЧХ. Поисковое итеративное решение экстремальной задачи (2) в заданном пространстве параметров осуществлял программный алгоритмический комплекс нелинейной минимизации многомерных полимодальных целевых функций, обращаясь к модельному блоку программы для расчёта текущих функциональных характеристик фильтра методом узловых потенциалов. Вектор XО, минимизирующий скалярную целевую функцию F(X) на параметрического синтеза R-фильтра. При этом время решения задачи на ЭВМ не превышало 5 минут.

Практическая реализация синтезированного R-фильтра на операционных усилителях MAX4254 вполне подтвердило соответствие экспериментальных и теоретических (по синтезу) характеристик фильтра. Авторы выражают благодарность Бугрову В.Н. за помощь и поддержку в ходе научно-исследовательской работы.

Список литературы 1. Лем Г. Аналоговые и цифровые фильтры. М.: Мир, 1982. С. 407-416.

2. Воинов Б.С., Бугров В.Н. Информационные технологии и системы: поиск оптимальных, оригинальных и рациональных решений. М.: Наука, 2007. С. 41-43.

Исследование радиационной стойкости квантового компьютера Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Одним из важнейших применений квантового компьютера является решение задач криптоанализа систем шифрования с открытым ключом. Основу алгоритма взлома данных систем составляет процесс разложения больших чисел на простые множители. Наиболее эффективные алгоритмы для заданного процесса написаны для квантового компьютера (алгоритм Шора). Но для применения данного устройства в системах военной техники необходимым условием является высокий уровень радиационной стойкости данного устройства.

В работе была построена модель нейтронного поражения схемы, выполняющей унитарные преобразования в квантовом компьютере. В качестве анализируемого объекта были выбраны кубиты на паре асимметричных Si-Ge квантовых точек. Ввиду отсутствия данных о стойкости столь малоразмерных объектов, основой для построения модели послужили спектры фотолюминесценции квантовых островков германия в структуре кремния [1]. На основании данных спектров были сделаны предположения о процессе поражения квантовых точек при радиационном облучении и построена соответствующая математическая модель. Учитывались процессы изменения размеров квантовой точки.

Принимался во внимание «выброс» электрона из квантовой точки при ее разогреве, связанном с возникновением кластера радиационных дефектов в непосредственной близости от точки. Учитывалась ионизация полупроводника при радиационном воздействии.

работоспособности, порогового уровня радиационного воздействия, при котором прибор еще будет сохранять работоспособность. Результаты расчетов показывают, что квантовый компьютер имеет низкий «уровень сбоя», т.е. теряет информацию при низких уровнях облучения по сравнению с обычным компьютером. Однако уровень отказа, т.е. такой уровень импульсного радиационного облучения после которого работоспособность квантового компьютера не восстанавливается, может быть значительно больше, чем у обычных компьютеров. Последнее обусловлено использованием квантовых точек в качестве активной области квантовых кубитов.

Для анализа перспективных конструкций радиационно-стойких квантовых компьютеров требуется проведение дополнительных расчетов и экспериментов.

Список литературы 1. Новиков А.В., Яблонский А.Н., Платонов В.В., Оболенский С.В., Лобанов Д.Н., Красильник З.Ф. Влияние радиационного воздействия на люминесцентные свойства низкоразмерных гетероструктур SiGe/Si(001). Физика и техника полупроводников 2010, Т.

44, Вып. 3.

Разогрев электронного газа в тонкой базе биполярного транзистора на основе Si и GaAs при воздействии стационарного потока квантов высоких Радиофизический факультет, Нижегородский государственный университет Традиционная аналитическая оценка реакции биполярных транзисторов на воздействие потока квантов высоких энергий заключается в анализе переноса неосновных носителей заряда в базе в диффузионном приближении с граничными условиями Шокли [1].

Такая модель не может учесть баллистических эффектов переноса носителей заряда в коротких структурах, существенно влияющих на величину плотности ионизационного тока [2].