В результате выполнения проекта получены следующие основные результаты.
1. За период выполнения проекта, 2019-2022 гг., в РЦ «Нанофотоника »было выращено 80 гетероструктур (Т808 – Т888) с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs/InGaAs методом молекулярной пучковой эпитаксии. Каждая структура была охарактеризована оптическими и микроскопическими методами с целью оценки качества структуры и определения ее ростовых параметров. По результатам характеризации в ростовую программу для выращивания следующей структуры вносились необходимые изменения. Плодотворное сотрудничество с технологами этого РЦ позволило достичь рекордного качества структур. В последний год выполнения проекта развитая технология выращивания структур была использована для решения сложной технологической задачи по выращиванию гетероструктур с высокодобротным микрорезонатором, состоящим из брэгговских отражателей AlGaAs/AlAs и набора квантовых ям GaAs/AlGaAs в межзеркальном промежутке. Целью этой технологической задачи являлось получить сильную связь между светом и экситонами в квантовых ямах. Была создана компьютерная программа, позволяющая моделировать требуемые оптические характеристики гетероструктуры и, тем самым, разрабатывать ее дизайн. Для тестирования программы были смоделированы спектры отражения «пустых» (без квантовых ям) структур с микрорезонатором, ранее выращенных в РЦ «Нанофотоника». Выращена гетероструктура Т888 с набором квантовых ям GaAs/AlGaAs в межзеркальном промежутке шириной 3λ/2. Достигнутая добротность резонатора в этой структуре составляет около 5000. Расщепление Раби между поляритонными ветвями в этой структуре достигает 7 meV. Для изучения нелинейных свойств этой структуры были изучены мощностные зависимости интенсивности люминесценции с нижней поляритонной ветви. Установлено, что при импульсном возбуждении с мощностью P > 15 mW наблюдается возгорание интенсивной лазерной моды на 1.5 meV выше нижней поляритонной ветви. Данной моде соответствует Бозе-стимулированное излучение (поляритонный лазер). Полученный результат открывает широкие перспективы дальнейших исследований в этом направлении.
2. В работе [1] авторами проекта предложена идея использовать экситон как зонд качества структуры. Анализ спектров отражения в модели нелокального диэлектрического отклика позволяет получить 4 параметра для каждого экситонного резонанса: радиационное уширение, нерадиационное уширение, энергия экситонного перехода, фаза резонанса ϕ. Каждый из этих параметров имеет ясный физический смысл и может быть использован для оценки качества структуры. Энергия экситонного перехода определяется с погрешностью в несколько десятков мкэВ, что позволяет определить реальную толщину слоя квантовой ямы в исследуемой точке образца, используя результаты квантово-механических расчетов экситонных состояний. Сравнение результатов для разных точек образца позволяет определить градиент слоев структуры. Аналогичные результаты получены в работе [10], где определены зависимости энергии нескольких размерно-квантованных экситонных уровней легких и тяжелых экситонов от ширины квантовой ямы для двух типов структур GaAs/AlGaAs с различным содержанием алюминия. Показано, что теоретические и экспериментальные результаты согласуются между собой с точностью несколько десятков мкэВ. Предложены формулы для аппроксимации этих зависимостей, параметры которых приведены в таблицах. Полученные результаты имеют важное практическое применение для интерпретации спектральных особенностей, наблюдаемых экспериментально.
Фаза экситонного резонанса в спектре отражения содержит важную информацию о набеге фазы световой волны от поверхности образца до центра квантовой ямы. Это позволяет с хорошей точностью порядка 2 нм определить глубину залегания слоя квантовой ямы, как это продемонстрировано в работе [1]. Для экспериментальных исследований были выращены структуры, в которых толщина верхних слоев была кратна четверти волны экситонного излучения. В этом случае экситонные резонансы выглядят как пики или провалы в спектре отражения. Получены формулы для связи ширины резонансов на полувысоте с величиной радиационного и нерадиационного уширения [1]. Для гетероструктур с широкими квантовыми ямами в спектрах отражения, измеренных под углом Брюстера, обнаружено множество размерно-квантованных состояний экситонов, наблюдаемых в виде пиков и провалов отражения [1]. Установлено, что наблюдение этих состояний говорит о высоком качестве интерфейсов квантовой ямы.
3. Радиационное уширение ћГ0 экситонных резонансов определяется из спектров отражения с высокой точностью в единицы мкэВ. В работе [10] экспериментально изучено свето-экситонное взаимодействие легких (Xlh) и тяжелых (Xhh) экситонов в квантовых ямах различной ширины. Установлено, что отношение констант ћГ0(Xhh)/ ћГ0(Xlh) < 3, т.е., меньше значения, ожидаемого для оптических переходов между состояний свободных электронов и дырок. Квантово-механический анализ этого отношения позволил найти причину такого эффекта. Он связан с различием огибающих волновых функции Xhh и Xlh, обусловленным различием их эффективных масс и анизотропии этих масс. Константа свето-экситонного взаимодействия полезна для оценки качества структуры. В частности, если качество высокое, радиационное уширение составляет значительную часть полного уширения экситонных резонансов. Радиационные константы для высокоэнергетических экситонных состояний в широких квантовых ямах характеризуют качество интерфейса квантовой ямы. Если качество недостаточно высокое, полученные из эксперимента константы существенно меньше теоретических значений. В низкокачественных структурах возбужденные экситонные состояния становятся ненаблюдаемыми.
4. Нерадиационное уширение экситонных резонансов было использовано для изучения взаимодействия экситонов с другими квазичастицами, такие как фононы, свободные носители заряда, неизлучающие экситоны. В работе [9] исследована гетероструктура с квантовой ямой GaAs/AlGaAs шириной 14 нм. Измерены спектры отражения при низкой температуре (Т = 5 К) и непрерывном возбуждении с различной мощностью в резонансы легкого и тяжелого экситонов. Спектры анализировались в рамках теории нелокального диэлектрического отклика, и из эксперимента извлекались все параметры для каждого экситонного резонанса. В результате обнаружена сильная сублинейная зависимость нерадиационного уширения от мощности возбуждения. Установлено, что за нелинейный отклик отвечает взаимодействие светлых экситонов с темными экситонами с большим волновым вектором, формирующими долгоживущий резервуар. Резервуар пополняется за счет выбрасывания фоторожденных экситонов из светового конуса. С ростом мощности накачки скорость выбрасывания в резервуар падает из-за просветления экситонного перехода. Населенность резервуара корневым образом зависит от количества рассеянных в резервуар экситонов из-за особенностей процессов его опустошения. Основным механизмом опустошения резервуара, как установлено, является рассеяние темных экситонов обратно в световой конус за счет их взаимодействия со свободными носителями заряда.
5. Более подробная информация о динамических процессах в исследуемой гетероструктуре была получена из серии экспериментов «накачка-зондирование» со спектральным разрешением [12]. Экситоны возбуждались импульсами накачки длительностью 2 пикосекунды в резонанс тяжелого или легкого экситонов. На каждом шаге задержки между накачивающим и пробным импульсами измерялся спектр отражения в области резонансов тяжелого (Xhh) и легкого (Xlh) экситонов с помощью детектирования отраженного спектрально широкого пробного луча. Серия спектров отражения анализировалась с помощью модели нелокального диэлектрического отклика. В результате получались зависимости всех параметров резонансов Xhh и Xlh от величины задержки между импульсами. Обнаружено, что фотоиндуцированное уширение экситонных резонансов наблюдается длительное время после каждого импульса возбуждения, так что оно не спадает до нуля к приходу следующего импульса. Об этом свидетельствует ненулевой уровень сигнала при «отрицательных» задержках. С ростом мощности накачки средняя величина уширения растет, но много медленнее, что мощность накачки (сублинейный рост). Это коррелирует с сублинейным ростом уширения при непрерывном возбуждении. Для моделирования динамики была разработана упрощенная модель, рассматривающая всего несколько процессов. Предполагается, что оптическое возбуждение рождает как холодные, так и горячие экситоны. Горячие экситоны, в свою очередь, диссоциируют на электроны и дырки. По мере охлаждения резервуара горячих носителей они снова связываются в экситоны. Опустошение резервуара экситонов в рамках модели происходит только вследствие выброса их в световой конус за счет рассеяния на свободных носителях. Модель содержит 4 свободных параметра. Определены мощностные зависимости этих параметров при возбуждении в экситонные резонансы Xhh и Xlh, а также в различные спектральные точки выше этих резонансов. Установлено, что наиболее медленным процессом является выброс экситонов из резервуара в световой конус. Вследствие этого время жизни экситонов в резервуаре составляет десятки наносекунд в структурах высокого качества. Основным механизмом рассеяния в световой конус является взаимодействие с облаком свободных электронов, образованным распадом горячих экситонов на свободные носители заряда. По мере остывания резервуара количество свободных электронов уменьшается, и скорость выбрасывания темных экситонов в световой конус падает. Это объясняет сильную нелинейную зависимость концентрации экситонов в резервуаре от задержки между импульсами. Развитая модель была подтверждена прямыми измерениями кинетики люминесценции с пикосекундным временным разрешением. С ростом температуры в исследуемом образце с неглубоким потенциалом квантовой ямы активируется безызлучательный процесс выброса свободных носителей заряда в барьерные слои. Этот процесс ускоряет динамику релаксации темных экситонов, что наблюдается в эксперименте как быстрое уменьшение фотоиндуцированного нерадиационного уширения экситонных резонансов. Более того, с ростом температуры наблюдается выравнивание уширения резонансов легких и тяжелых экситонов. Это обусловлено особенностями обменного взаимодействия экситонов резервуара со светлыми экситонами. Развитая модель была проверена с помощью измерения температурной зависимости квантового выхода люминесценции исследуемого образца. Установлено, что эта зависимость хорошо описывается моделью без свободных параметров. Аналогичные исследования проведены для гетероструктуры с квантовой ямой CdTe/CdznTe, полученной исполнителями проекта в рамках научного сотрудничества из университета г. Монпелье (Франция). Результаты будут представлены на XXVII Симпозиуме «Нанофизика и наноэлектроника» в марте следующего года в работе: А. В. Михайлов, E. C. Храмцов, А. С. Курдюбов, Б. Ф. Грибакин, Regis Andre, И. В. Игнатьев «Низкотемпературная экситонная динамика в квантовой яме CdTe/CdZnTe».
6. Важным направлением исследований в проекте являлось изучение когерентной экситонной динамики. В работе [3] изучена долгоживущая спиновая поляризация темных экситонов в гетероструктуре с 14-нм квантовой ямой GaAs/AlGaAs в поперечном магнитном поле. Методом накачка-зондирование со спектральным разрешением подробно исследована осциллирующая во времени компонента сдвига резонанса тяжелого экситона в этой квантовой яме. Фаза осцилляций сдвига противоположна при детектировании спектров в ко- и кросс-поляризациях по отношению к поляризации накачки. Экспериментально установлено, что частота осцилляций линейно зависит от приложенного магнитного поля с известным из литературы g-фактором свободного электрона в квантовой яме такой ширины. Поскольку свободных электронов в квантовой яме нет, требовалось установить природу этого эффекта. Спины электронов, связанных с дырками в неизлучающих экситонах, испытывают обменное взаимодействие с дырочными спинами, что в общем случае приводит к сильному отклонению частотной зависимости осцилляций от линейной. Было установлено, что благодаря быстрой релаксации дырочных спинов в ансамбле неизлучающих экситонов спины электронов не чувствуют обменного взаимодействия с дырками на масштабах времен в десятки и сотни пикосекунд и свободно прецессируют во внешнем магнитном поле, которое на порядки меньше эффективного поля обменного взаимодействия с дырками. Светлые экситоны взаимодействуют с экситонами резервуара через обмен поляризованными электронами, в результате чего их энергия испытывает осциллирующий сдвиг из-за прецессии электронных спинов в магнитном поле.
7. Аналогичный эффект наблюдался в этой структуре при когерентном возбуждении легкого и тяжелого экситонов спектрально широкими фемтосекундными импульсами. Обнаружены осциллирующий сдвиг спектрального положения экситонных линий отражения, а также биения амплитуд линий в зависимости от задержки между импульсами. Частота осцилляций энергетического сдвига и биения амплитуд соответствует величине расщепления между тяжелым и легким экситонами. Для теоретического описания предложена пятиуровневая модель, в которой есть одно основное (вакуумное) состояние системы и четыре состояния экситонов с легкими и тяжелыми дырками, разделенных по спину. Действие импульсов света на систему описывалось оптическими уравнениями Блоха. Установлено, что осциллирующую компоненту радиационного уширения экситонных резонансов в различных поляризационных конфигурациях эксперимента можно интерпретировать как проявление квантовых биений состояний экситонов с легкой и тяжелой дырками. Однако энергетический сдвиг экситонных линий удается описать только при учете обменного взаимодействия между экситонами с разными волновыми векторами. В нашей модели обменное взаимодействие между экситонами, рожденными накачкой, и экситонами пробного пучка обобщено для пятиуровневой энергетической схемы. Результаты были представлены на XXVI Симпозиуме «Нанофизика и наноэлектроника» [13].
8. Исследования экситонных состояний в электрических и магнитных полях играют важную роль как в понимании фундаментальных свойств экситонов, так и в управлении их свето-экситонным и экситон-экситонным взаимодействиями. В работе [4] для 120-нм квантовой ямы GaAs нами был обнаружен и исследован эффект инвертирования фазы экситонных резонансов, наблюдаемых как множественные осцилляции в спектрах электро-отражения. При приложении отрицательного напряжения к поверхности образца наблюдалось уменьшение амплитуды спектральных осцилляций, а дальнейшее увеличение напряжения приводило к восстановлению осцилляций, но уже с инвертированной фазой. В работе [4] построена теория этого эффекта. Согласно теории, причиной инверсии фазы осцилляций является возникновение члена в экситонном гамильтониане, линейного по волновому вектору движения экситона К, за счет небольшое компоненты поля, направленной поперек ростовой оси структуры. При расчете волновой функции экситонов в электрическом поле использован переход к параболическим координатам с учетом граничных условий, предполагающих, что максимальное расстояние между электроном и дыркой не может превышать ширину квантовой ямы. Для проверки допустимости использованных приближений результаты расчета волновой функции были сопоставлены с результатами прямого численного решения трехмерного уравнения Шредингера методом. Вычисленные волновые функции позволили определить величины матричного элемента линейного по К члена экситонного Гамильтониана для каждого значения внешнего поля. Полученные результаты были использованы для расчета спектров экситонного электро-отражения. Они продемонстрировали хорошее согласие с экспериментальными данными, что явилось убедительным подтверждением правильности физической интерпретации обнаруженного эффекта. В работе [8] было теоретически предсказано, что дальнейшее увеличение электрического поля должно приводить к множественным переполюсовкам спектральных осцилляций. Экспериментального подтверждения этого эффекта пока нет.
9. Теоретическое моделирование экситонных состояний, вместе с технологией молекулярной пучковой эпитаксии, являлось той базой, на которой строилась исследовательская работа по проекту. В серии работ [2, 5, 11] выполнены квантово-механические расчеты электронных и экситонных состояний для различных квантовых ям. В работе [2] был разработан метод расчета высоко возбужденных квази-связанных (резонансных) состояний электрона и дырки на фоне сплошного спектра их свободного движения вдоль слоя квантовой ямы. В этом методе, называемом методом комплексного скейлинга, переменные трехмерного уравнения Шредингера умножаются на комплексные параметры, что ведет к неэрмитовой матрице с физически осмысленными комплексными собственными значениям вида E-ihГ/2. Вещественная часть E определяет энергию, а ihГ/2 - нерадиционную полуширину уровня. В работе были вычислены не только энергии уровней резонансных состояний, но и нерадиационные ширины. Вычисление узких нерадиационных уширений уровней предъявляет повышенные требования к точности расчета. Для этой цели был разработан метод конечных разностей для сетки с переменным шагом. Разработанный подход позволяет варьировать плотность точек на сетке, сокращая количество точек и ускоряя расчет. Результаты показали, что такой подход позволяет сократить размер матрицы приблизительно в 10 раз при сохранении точности вычислений. В работе [5] был проведен микроскопический расчет энергий и скоростей радиационного затухания 13 нижайших экситонных состояний в квантовых ямах на основе GaAs различной ширины, вплоть до 200 нм. Получена параметрическая зависимость уровней энергий от ширины квантовой ямы. Сравнение результатов расчета с предсказаниями модели квантования экситона как целого показало, что данная теоретическая модель дает хорошие результаты только при искусственном введении так называемого мертвого слоя, описывающего влияние барьеров на волновую функцию. Установлено, что величина мертвого слоя, необходимая для согласия предсказаний модели с результатами численных расчетов, зависит от ширины квантовой ямы L и для L > 100 nm составляет 10 нм. Наряду с энергиями, были вычислены скорости радиационного затухания нескольких нижайших состояний. Показано, что в широких квантовых ямах наибольшая скорость радиационного затухания обнаруживается у первого возбужденного квантово-размерного состояния, а не у основного состояния. Методом комплексного скейлинга расcчитаны энергии уровней резонансов и их нерадиационные ширины для квантовых ям на основе GaAs с 30% алюминия в барьере. Вычисления были проведены для толщин квантовых ям от 10 нм до 100 нм. Установлено, что комплексные собственные значения, отвечающие резонансам, как функции угла поворота описывают эллиптическую кривую, центр которой определяет параметры резонанса (энергию и нерадиационную ширину) с высокой точностью. В работе [11] были проведены теоретические расчеты ширины уровней и величины энергетических сдвигов резонансных состояний примесного электрона в квантовых ямах GaAs с бесконечными барьерами. Вычислительная схема была основана на разработанном конечно-разностном алгоритме в сочетании с методом комплексного скейлинга. Была исследована зависимость ширины уровней и энергетических сдвигов от толщины слоя квантовой ямы для примеси, локализованной в центре ямы. Результаты расчетов существенно улучшают теоретические оценки этих величин, сделанные другими авторами. В частности, установлено, что резонансные состояния, относящиеся ко второй подзоне размерного квантования, имеют пренебрежимо малые ширины уровней. Напротив, расчеты ширины уровней резонансных состояний для третьей подзоны размерного квантования показывают, что ранее открытый степенной скейлинг уширений имеет место только для очень узких квантовых ям, когда их ширина много меньше боровского радиуса примесного электрона. Показано, что, для квантовых ям шириной порядка боровского радиуса примесного электрона, зависимость ширины уровней от толщины слоя квантовой ямы оказывается линейной. При дальнейшем увеличении толщины ямы, линейный рост замедляется, ширина резонансов достигает своего максимума для ям толщиной около 100 нм и затем постепенно убывает. Выполненные исследования впервые дают возможность пронаблюдать довольно сложный характер зависимости уширения линий уровней резонансных состояний в режимах, недоступных для применения строгой теории резонансов Фано. Результаты исследования открывают возможность оценки уширений резонансных состояний электрон-дырочных пар в полупроводниковых квантовых ямах.
10. В работах [6, 7] выполнено микроскопическое моделирование взаимодействия экситонов между собой, а также со свободными электронами и дырками. Экситонные волновые функции были рассчитаны в приближении эффективной массы при помощи конечно-разностного метода решения уравнения Шредингера. Расчеты проведены без учета смешивания легких и тяжелых дырок. Глубина потенциальных ям для электронов и дырок была выбрана характерной для гетероструктур GaAs/Al0.3Ga0.7As. Расчеты были проведены для большого количества квантовых ям различной ширины в диапазоне от 5 нм до 150 нм. Волновые функции свободных носителей заряда в квантовой яме были получены аналитически в рамках модели частицы в квантовой яме конечной глубины. Интегралы экситон-экситонного (X-X), экситон-электронного (X-e) и экситон-дырочного (X-h) фермионного обменного взаимодействия (обмен одним фермионом) были рассчитаны на последовательностях экситонных волновых функций с уменьшающимся шагом. При этом конечные значения обменных констант были получены при помощи экстраполяции последовательности до нулевого шага. Установлено, что взаимодействие экситонов с другими экситонами и со свободными носителями заряда характеризуются близкими по величине константами. Вычислена зависимость этих констант от ширины квантовой ямы. Были рассчитаны спин-зависимые матричные элементы экситон-экситонного, экситон-электронного, а также экситон-дырочного рассеяния, на основании которых далее было рассчитано нерадиационное уширение экситонного резонанса. В этих расчетах учтен как фермионный обмен, так и прямое кулоновское взаимодействие. В экситон-экситонном случае дополнительно учтен одновременный обмен электроном и дыркой между двумя экситонами. Кроме того, при расчете уширения было рассмотрено два предельных случая спиновой поляризации: (1) случай нулевой спиновой поляризации, когда все спиновые состояния равно населены, и (2) случай полной спиновой поляризации частиц, когда все частицы находятся в одном из своих спиновых состояний. Вычислены зависимости столкновительного уширения резонанса тяжелого экситона от ширины квантовой ямы для экситон-экситонного, экситон-электронного и экситон-дырочного взаимодействий.

Список публикаций по проекту.
[1] P. Yu. Shapochkin, S. A. Eliseev, V. A. Lovtcius, and Yu. P. Efimov, P. S. Grigoryev, E. S. Khramtsov, and I. V. Ignatiev, Excitonic probe for quantum-state engineering by MBE technology, Phys. Rev. Applied 12, 034034 (2019).
[2] P. A. Belov, An Estimate for the Nonradiative Linewidths of the Quasibound Electron-Hole Pairs in Narrow Quantum Wells, Semiconductors, Semiconductors 53 (16), 2049 (2019).
[3] А. В. Трифонов, И. В. Игнатьев, К. В. Кавокин, А. В. Кавокин, П. Ю. Шапочкин, Ю. П. Ефимов, С. А. Елисеев, В. А. Ловцюс, Подавление электронно-дырочного обменного взаимодействия в резервуаре неизлучающих экситонов, ФТП, том 53, вып. 9, 1195 (сентябрь 2019) [A.V. Trifonov, I.V. Ignatiev, K.V. Kavokin, A.V. Kavokin, P.Yu. Shapochkin, Yu.P. Efimov, S.A. Eliseev, V.A. Lovtcius, On the Suppression of Electron-Hole Exchange Interaction in a Reservoir of Nonradiative Excitons, Semiconductors 53(9), 1170-1174 (September 4, 2019)].
[4] D. R. Loginov, P. A. Belov , V. G. Davydov , I. Ya. Gerlovin, I. V. Ignatiev , A. V. Kavokin , and Y. Masumoto, Exciton-polariton interference controlled by electric field, Phys. Rev. Research 2, 033510 (2020).
[5] P. A. Belov, Optically active energy states of the exciton in quantum wells of various widths, J. Phys.: Conf. Series 1482, 012018 (2020).
[6] E.S. Khramtsov, B.F. Gribakin, A.V. Trifonov, and I.V. Ignatiev, Modeling of exciton exchange interaction in GaAs/AlGaAs quantum wells, Semiconductors 54, 1503–1505 (2020).
[7] B. F. Gribakin, E. S. Kramtsov, A.V. Trifonov, I.V. Ignatiev, Exciton-exciton and exciton-carrier scattering and their effect on the exciton linewidth, Phys. Rev. B 104(20), 205302 (2021).
[8] D. K. Loginov, and A. V. Donets, Dependence of the Exciton-Light Coupling on the Quantum Well Width in an External Uniform Electric Field, Physics of the Solid State, 63(4), 548-555 (2021).
[9] D.F. Mursalimov, A.V. Mikhailov, A.S. Kurdyubov, A.V. Trifonov, I.V. Ignatiev, Non-trivial dependence of spectral characteristics of excitons in quantum wells on the resonant optical excitation power, Semiconductors, Vol. 56, No. 13, P. 723 (2022).
[10] M. N. Bataev , M. A. Chukeev , M. M. Sharipova, P. A. Belov , P. S. Grigoryev , E. S. Khramtsov, I. V. Ignatiev, S. A. Eliseev, V. A. Lovtcius , and Yu. P. Efimov, Heavy-hole–light-hole exciton system in GaAs/AlGaAs quantum wells, Phys. Rev. B 106, 085407 (2022).
[11] Pavel A. Belov, Linewidths and energy shifts of electron-impurity resonant states in quantum wells with infinite barriers, Phys. Rev. B 105, 155417 (2022).
[12] A. S. Kurdyubov, A. V. Trifonov, A. V. Mikhailov, Yu. P. Efimov, S. A. Eliseev, V. A. Lovtcius, and I. V. Ignatiev, Nonlinear behaviour of the nonradiative exciton reservoir in quantum wells (submitted to PRB on September 17, 2022) (Positive reports of Referees); http://arxiv.org/abs/2212.01107
[13] А.В. Михайлов, А.В. Трифонов, О.С. Султанов, И.Ю. Югова, И.В. Игнатьев, Квантовые биения экситонов с легкими и тяжелыми дырками в спектрах отражения
в квантовой яме GaAs/AlGaAs. Материалы XXVI Международного симпозиума «Нанофизика и наноэлектроника». T. 2, c. 918 (2022).