автореферат диссертации по информатике, вычислительной технике и управлению, 05.13.06, диссертация на тему:Разработка методики автоматизированной настройки устройств записи полиграфического изображения

Кулик Леонид Викторович

ИССЛЕДОВАНИЕ КОЛЛЕКТИВНЫХ ВОЗБУЖДЕНИЙ В ДВУМЕРНЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ СИСТЕМАХ МЕТОДОМ НЕУПРУГОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА

Специальность 01.04.07. — физика конденсированного состояния

Автореферат диссертации на соискание учёной степени доктора физико-математических наук

Черноголовка 2006

Работа выполнена в Институте физики твердого тела РАН.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук Сибельдин Николай Николаевич, доктор физико-математических наук Волков Владимир Александрович, • доктор физико-математических наук Сапега Виктор Федорович.

Ведущая организация: Институт спектроскопии РАН (Троицк).

Защита состоится " 4^3006 года в ^& часов

на заседании диссертационного совета Д 003^100.01 в Институте физики твердого тела РАН по адресу: 142432, г. Черноголовка, Московская область, ИФТТ РАН, Институтский пр. 15.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИФТТ РАН.

. 2006.

Автореферат разослан '

Ученый секретарь диссертационного совет; доктор физико-математических нау:

Зверев В.Н.

Общая характеристика работы

Актуальность проблемы. Исследование полупроводниковых низкоразмерных электронных систем в течение последних десятилетий является одним из наиболее актуальных и интенсивно развивающихся направлений в физике твердого тела. В первую очередь, это связано с открытием принципиально новых фундаментальных физических явлений - целочисленного и дробного квантового эффекта Холла [1, 2]. Кроме того, достигнутый прогресс в области технологии приготовления образцов позволил уменьшить характерные размеры элементов полупроводниковых структур до масштаба, сравнимого с межатомным расстоянием, а число электронов, участвующих в работе полупроводниковых устройств, достигло нескольких десятков и даже единиц. Поэтому внедрение технологии столь высокого уровня оказалось тесно связано с развитием квантомеханической теории низкоразмерных электронных систем. Специфика такого рода объектов заключается в том, что из-за пространственного ограничения роль кулоновских корреляций между электронами в них существенно возрастает.

Для описания сильно взаимодействующих многоэлектронных систем обычно используется представление об элементарных возбуждениях, как квазичастицах, предложенное Ландау еще в 1941 году [3]. В рамках теории квазичастиц электроны или квазиэлектроны заполняют в р-про-странстве такой же объем с радиусом рр, как и свободные электроны, а возбужденные состояния описываются слабо взаимодействующими квазичастицами с зарядами —е и +е, спином 1/2, соответствующими эффективными массами и временами жизни. Концепция квазичастиц позволила свести сложную динамику системы сильно взаимодействующих частиц к более простой динамике совокупности квазинезависимых объектов. Практически проблема сведена к рассмотрению газоподобной системы, что позволяет описывать равновесные и неравновесные свойства систем с сильным взаимодействием с помощью относительно простых методов статистической термодинамики и кинетики газов.

Концепция квазичастиц успешно применяется и для описания пространственно-анизотропных многоэлектронн&х систем на базе электронов на поверхности жидкого гелия, кремниевых МДП структур и полупроводниковых гетероструктур с квантовыми ямами. В результате ограничения движения в одном из пространственных направлений энергетический спектр таких систем разбивается на совокупность подзон размерного квантования. Если энергетические масштабы, связанные с поперечным квантованием, превышают все другие характерные энергии (энергию Ферми и тепловую энергию) электронная система становится двумерной (2Д), а ее плотность состояний - константой, зависящей только от эффективной массы электронов. Спектр возбуждений 2Д-электронной системы обладает рядом уникальных особенностей. По-

являются новые ветви возбуждений: внутри нижайшей размернокван-тованной подзоны (внутриподзонные или собственно двумерные) и с изменением индекса подзоны (межподзонные).

В последнее время в исследовании 2Д-систем возникло новое направление - электронные системы с пространственным разделением заряда или двойные электронные слои. Физической реализацией двойных слоев является полупроводниковая гетероструктура с двумя симметрично легированными квантовыми ямами (ДКЯ), разделенными узким потенциальным барьером. Наличие двух слоев в ДКЯ приводит к появлению дополнительной степени свободы - псевдоспина, связанной с возможностью электронов изменять слоевой индекс. По физическим свойствам двойные слои можно разбить на две группы: с кулоновской связью и с туннельной связью между слоями. Двойные слои с кулоновской связью интересны для фундаментальных исследований. Кулоновские корреляции между электронами разных ям могут приводить к таким физическим явлениям как кулоновское увлечение, ферромагнетизм, сверхпроводимость и Вигнеровская кристаллизация. В свою очередь, двойные слои с туннельной связью представляют значительный интерес для технических приложений. ДКЯ с пространственно модулированной туннельной связью являются наиболее вероятными кандидатами для создания базовых элементов квантовых компьютеров - кубитов и квантовых логических гэйтов, интегрируемых в стандартные электронные цепи. Варьируя число и распределение поверхностных затворов к ДКЯ можно организовать любое квантовое вычисление [4].

Несмотря на обширную теоретическую литературу, посвященную возбуждениям в одиночных и двойным электронных слоях, экспериментальные работы сводятся, по существу, к магнетотранспортным исследованиям основного состояния. Это связано с тем, что большинство возбуждений неактивны в процессах поглощения электромагнитного излучения и не детектируются стандартными методами ИК-спектро-скопии. Поэтому все большую актуальность приобретают исследования двумерных систем методом неупругого рассеяния света. В отличие от активационного транспорта, дающего информацию о структуре состояний вблизи уровня Ферми, неупругое рассеяние света является наиболее точным методом для исследования всего энергетического спектра двумерных электронных систем. Более того, это - прямой метод исследования дисперсии электронных возбуждений.

Целью диссертационной работы является описание спектра и дисперсии коллективных возбуждений и магнетовозбуждений в одиночных и двойных электронных слоях.

Методы исследований. Разработан новый многосветоводный метод, позволяющий измерять сигнал рассеяния света с большим импульсом передачи в сильном магнитном поле (до 20 Т) и при низких температурах (до 30 мК).

Научную новизну работы составляют следующие результаты, выносимые на защиту:

1. Измерены энергии комбинированных возбуждений в двумерных! электронных системах, связанных с одновременным изменением орбитального и спинового квантового числа. Обнаружено новое возбуждение спиново-зарядового типа. Измерены обменные поправки к энергиям комбинированных возбуждений в ультраквантовом пределе и в состояниях четного и нечетного целочисленного квантового эффекта Холла. Показано, что комбинированные возбуждения в состояниях четного целочисленного квантового эффекта Холла являются нижайшими по энергии.

2. Исследована модификация спектра межподзонных возбуждений магнитным полем. Экспериментально проверен аналог теоремы Кона для межподзонных возбуждений. Обнаружены новые ветви межподзонных магнетовозбуждений, связанные с многокомпонентной природой основного состояния электронной системы с несколькими заполненными уровнями Ландау. Измерены дисперсионные зависимости межподзонных возбуждений, и получена информация о коллективных свойствах двумерных электронных систем, ¿^взаимодействии коллективных мод разной природы и о взаимодействии электронных и фононных подсистем.

3. Исследовано влияние параллельного магнитного поля на энергии межподзонных возбуждений и магнетовозбуждений. Показано, что форма дисперсионной зависимости межподзонных возбуждений при произвольной ориентации магнитного поля определяется только перпендикулярной компонентой магнитного поля. Параллельная же компонента сдвигает дисперсионную зависимость в импульсном пространстве. Используя параллельное магнитное поле измерена дисперсия межподзонных магнетовозбуждений в области импульсов, недостижимых в стандартных экспериментах по неупругому рассеянию света.

4. Обнаружен новый класс одночастичных возбуждений в двойных электронных слоях с туннельной связью между слоями. Измерен закон дисперсии и зависимость энергий данных возбуждений от степени разбалансировки слоев. Предложен новый спектроскопический метод определения степени разбалансировки двойных слоев. Измерены щели в спектре коллективных и одночастичных возбуждений, связанные с туннельным расщеплением.

5. Исследованы плазменные моды в симметричном и асимметричном состояниях двойных слоев, а также модификация этих мод при переходе от симметричного к асимметричному состоянию. Обнаружена и исследовала новая коллективная мода ^ туннельный

плазмон. Измерен закон дисперсии туннельного и акустического плазмонов, зависимость их энергии от электронной плотности, расстояния между ямами и степени пространственной асимметрии двойных слоев.

6. В перпендикулярном магнитном поле обнаружена гибридизация акустического и оптического плазмонов с циклотронной модой и исследованы свойства гибридных магнитоплазменных возбуждений в двойных электронных слоях. Изучен спектр коллективных магнетовозбуждений в двойных электронных слоях с туннельной связью. Обнаружены магнетовозбуждения, соответствующие электронным переходам с одновременным изменением номеров уровней Ландау и индексов туннельных подзон - туннельные бернштейновские моды.

Научная и практическая ценность работы определяется полученными новыми экспериментальными результатами, дающими информацию об энергетическом спектре двумерных электронных систем в одиночных и двойных квантовых ямах, роли кулоновского взаимодействия в таких системах. Эти результаты важны не только для более глубокого понимания фундаментальных вопросов физики низкоразмерных структур, но и с точки зрения практических применений при разработке каскадных лазеров, фотодетекторов, СВЧ генераторов и приемников, а также других оптоэлектронных приборов.

Апробация работы. Результаты представленных в диссертации исследований докладывались на 25-й Международной конференции по физике полупроводников (Осака 2000 г.), на 14-й Международной конференции по электронным свойствам 2Д-систем (Прага 2001 г.), на VI Российской конференции по физике полупроводников (Санкт-Петербург 2003 г.), на VII Российской конференции по физике полупроводников (Звенигород 2005 г.), а также на научных семинарах в ИФТТ РАН и МР1-РКЁ (Штуттгарт, Германия).

Личный вклад автора состоял в постановке задач, разработке методик, проведении экспериментов, обработке и интерпретации результатов, написании научных статей.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка цитированной литературы. Общий объем диссертации составляет_страниц, включая_рисунков.

Содержание диссертации

Во введении объясняется выбор темы диссертации, обосновывается ее актуальность, сформулированы цели и результаты, выносимые на защиту. Описана структура диссертации и ее содержание.

Глава первая представляет собой обзор основных результатов исследований двумерных электронных систем. Рассмотрены наиболее интересные квантовые явления, наблюдающиеся в таких системах - целочисленный и дробный квантовый эффекты Холла. Описаны особенности спектра возбуждений в одиночных и двойных электронных слоях.

Во второй главе дано описание оригинальной экспериментальной методики для измерения спектров неупругого рассеяния света в перпендикулярном и наклонном магнитном поле, технологии приготовления образцов и используемой измерительной аппаратуры.

Для исследования неупругого рассеяния света была разработана мно-госветоводная методика, позволяющая измерять спектры 2Д-электрон-ных систем при сверхнизких температурах в произвольно ориентированном внешнем магнитном поле. Посредством первого световода осуществляется оптическое возбуждение электронной системы, а второй световод служит для детектирования сигнала неупругого рассеяния света. Детектирующий световод является эффективным гп-вйи предмоно-хроматором, отфильтровывающим лазерное излучение, отраженное от поверхности образца, и весь сигнал собственного неупругого рассеяния света возбуждающего световода. Поскольку 2Д-система обладает трансляционной симметрией только в плоскости квантовой ямы, в процессах неупругого рассеяния света сохраняется продольная компонента импульса излучения. Это открывает уникальную возможность исследовать дисперсию двумерных возбуждений, не перестраивая длину волны возбуждающего излучения. Величина импульса определяется ориентацией световодов относительно поверхности исследуемого образца, а максимальный импульс ограничен длиной волны возбуждающего фотона. Световоды и исследуемый образец жестко закрепляются на вращающемся держателе, причем образец располагается под произвольным углом к оси держателя. Держатель помещается в криостат со сверхпроводящим соленоидом, поле в котором направлено либо горизонтально либо вертикально. Вращая держатель в соленоиде с горизонтальным магнитным полем можно непрерывно изменять угол между направлениями магнитного поля, импульса и нормали к 2Д-системе. Горизонтальная ориентация поля позволяет проводить эксперименты в геометрии Фойгта, а вертикальная - в геометрии Фарадея. При исследовании неупругого рассеяния света световодная методика свободна от таких недостатков стандартной методики с оптическим окном как загрязнение оптического тракта и разъюстировка оптической схемы вследствие развертки магнитного поля. Она позволяет проводить измерения в параллельной и перпендикулярной конфигурациях векторов поляризации возбуждающего и рассеянного фотонов. Анализ поляризации света осуществляется линейными поляризаторами и фазово-вращающими пластинами, размещенными в жидком гелии непосредственно перед образцом.

Исследования проводились на серии высококачественных гетеро-структур, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Ге-тероструктуры представляли собой асимметричные, селективно-легированные А^вах-гАз/СаАз (х = 0.3 4- 1) одиночные квантовые ямы ширинами 120 450 А, и двойные симметричные квантовые ямы ширинами 120 4- 250 А, разделенные изолирующими барьерами ширинами 25 4- 50 А. Электронные плотности были 14- 7 х 1011 см-2, подвижности - на уровне 14-10 х 10б см2/(Вс). Плотность электронов в исследуемых структурах изменялась с помощью методики фотообеднения [5]. Также фотообеднение использовалось для балансировки двойных квантовых ям.

В третьей главе обсуждаются комбинированные циклотронные возбуждения в одиночных квантовых ямах, связанные с одновременным изменением номера уровня Ландау и спинового квантового числа. Комбинированные возбуждения существенно отличаются от возбуждений, активных в поглощении электромагнитного излучения - магне-топлазмонов и магнонов. Энергии последних удовлетворяют теоремам Кона и Лармора. Теорема Кона запрещает вклады в энергию магнето-плазмона от электрон-электронного взаимодействия в пространственно однородной системе, а теорема Лармора вклады в энергию магнона в системе инвариантной к вращениям в спиновом пространстве. Подобных ограничений на энергию комбинированных возбуждений не существует, а их экспериментальное наблюдение открывает уникальную возможность исследовать электрон-электронное взаимодействие в двумерных системах.

В первой части главы рассмотрены комбинированные возбуждения в ультраквантовом пределе, когда фактор заполнения электронов на нижайшем уровне Ландау V < 1/2. Во второй части изучается поведение комбинированных возбуждений в состоянии холловского ферромагнетика V = 1. В третей части обсуждается новое комбинированное возбуждение - циклотронная спиновая волна в области факторов заполнений от 1 до 2. В последней части будет рассмотрен специальный случай четных целочисленных факторов заполнения.

3.1 Комбинированные возбуждения в ультраквантовом пределе. В ультраквантовом пределе V ~ 1/10 фактор заполнения нижайшего уровня Ландау) роль кулоновских корреляций мала, и почти все электроны образуют связанные комплексы с положительно заряженными примесями в барьере квантовой ямы. В области исследуемых магнитных полей нижайшим по энергии является синглетное состояние локализованного триона (£>~-центра) - трехчастичного комплекса, в котором два электрона с разными спинами в квантовой яме связаны с заряженной примесью в барьере. Поэтому, спиновое квантовое число основного состояния равно нулю, а возбуждения делятся на синглет-ные и триплетные. Спектр неупругого рассеяния света состоит из че-

тырех линий, причем две из них совпадают и имеют энергию равную циклотронной, а две другие отщеплены на зеемановскую энергию. Совпадающие линии соответствуют магнетоплазмону (т — 1, Б — = 0) и спиновой волне (тп = 1,5 = 1,5* = 0), а отщепленные - спин-флип модам (т = 1,5 = 1,5г = ±1) (Рис. 1). Здесь т-орбитальное квантовое число, 5-спин, а 5г-проекция спина на ось магнитного поля.

С увеличением фактора заполнения обменное взаимодействие между электронами на нулевом уровне Ландау усиливает эффективный д-фактор электронов. Как следствие,, электронная система поляризуется' по спину, что сопровождается исчезновением линий спиновой волны и низкоэнергетической спин-флип моды. При этом энергия второй спин-флип моды вырастает. Разница в энергиях высокоэнергетической спин-флип моды и маг-нетоплазмона дает величину об-менно-корреляционной энергии, которая теряется электроном при переходе с нулевого на первый уровень Ландау (Д).

Сравнение эксперимента и теории показывает что учет только обменного взаимодействия, дает двукратное превышение теоретического значения этой величины над экспериментальным. За столь масштабное расхождение теории и эксперимента ответственна корреляция электронов на частично заполненном уровне Ландау, которую можно учесть в рамках одномодо-вого приближения [6]. Энергии возбуждений определяются как

14 15 16 17 18

Рамановский сдвиг (мэВ)

> |-1> |0> | 0> |+1>

V /*/'

Рис. 1; спектры неупругого рассеяния света квантовой ямы в области циклотронной энергии при разных факторах заполнения электронов. Внизу показана классификация спектральных линий (энергия отложена от циклотронной энергии).

£?(к) = Г(к)/5(к), где 5(А) = /¿ге-(кг[з(г) - 1] - статический структурный фактор, д(г) - парная корреляционная функция, а Р(к) - сила осциллятора. При произвольном факторе заполнения парная корреляционная функция не известна, но ее численная аппроксимация для ряда Лафлиновских состояний дробного КЭХ может быть получена методом Монте-Карло. Учет корреляций в основном и возбужденном состояниях существенно понижают энергию спин-флип моды, которая находится в

полном согласии с экспериментом.

Заметим, что спин-флип мода, в отличие от магнетоплазмона является распадным возбуждением, поскольку в электронной системе могут быть пары возбужденных состояний с той же энергией, суммарным обобщенным импульсом и спиновым квантовым числом, состоящие из спинового экситона (т — 0,63 = 1,<55г = +1) и магнетоплазмона (т = 1, = 0, бБг = 0). Плотность состояний таких пар растет с увеличением энергии спин-флип моды. Действительно, в эксперименте наблюдается значительное увеличение ширины линии или обратного времени жизни спин-флип моды при изменении фактора заполнения от V = 1/10 до V — 1/2, а на факторе заполнения и = 1/2 линия спин-флип моды не детектируется из-за слишком короткого времени жизни последней. В области V —► 1 линия спин-флип моды опять сужается, что может быть связано с уменьшением числа каналов распада в дело-численном состоянии КЭХ.

■ 3.2 Комбинированные возбуждения в состоянии холловско-го ферромагнетика. Основным состоянием двумерной электронной системы при и = 1 является холловский ферромагнетик, свойства которого полностью определяются многочастичным обменным взаимодействием. Нижайшими по энергии возбуждениями в длинноволновом пределе (<71в << 1) являются голдстоуновские магноны (спиновые экси-тоиы) с энергией равной объемной зеемановской энергии исследуемых структур. Здесь q - двумерный обобщенный импульс, а 1в - магнитная длина. Спиновой экситон является коллективным возбуждением в длинноволновом пределе и становится существенно одночастичным в коротковолновом пределе. В этом случае данное возбуждение представляет собой пару заря.женных частиц, состоящую из возбужденного электрона и дырки в основном состоянии, разделенными на бесконечное расстояние в реальном пространстве. Прямым методом измерения энергии образования такой пары является активационный транспорт, при этом активационная энергия может быть выражена в виде д*цВ, где §* -"обменно-усиленный'^-фактор электронов, а //-магнетон Бора.

Измерение энергии комбинированной спин-флип моды дает альтернативный метод исследования обменного взаимодействия в холловском ферромагнетике. Кулоновский вклад в энергию комбинированного возбуждения можно выразить в виде суммы двух членов, описывающих кулоновское притяжение между возбужденным электроном и дыркой и обменное взаимодействие между электронами на нижнем уровне Ландау. При возбуждении спин-флип моды с заполненного спинового подуровня теряется обменная энергия, т.к. обменного взаимодействия между электронами с противоположными спинами нет. Эта энергия частично компенсируется кулоновским притяжением между электроном и дыркой. При этом полной компенсации двух кулоновских членов, как

в случае длинноволнового магнона, не происходит из-за различных орбитальных компонент волновых функций электронов на 0 и 1-м уровнях Ландау. Из энергии циклотронной спин-флип моды при V = 1 получена оценка обменно-усиленного §-фактора электронов. Оказалось, что эта величина достигает огромных значений д* = 50 (Рис.2). Более того ¿("-фактор расходится с уменьшением электронной концентрации.

Магнитное поле (Тл) 2 4 6 8 10

0.5 1.0 1.5 П (х10" см"2)

Рис. 2: Д(0, В) для квантовой ямы шириной 25 нм, эксперимент (точки) и расчет в приближении Хартри-Фока. Штриховой линией показан расчет в двумерном случае. Внизу показана зависимость обменно-усиленного д-фактора при и = 1 от электронной концентрации. Штрих-пунктирной линией показано усредненное значение д-фактора, полученное в магнитотранспортных экспериментах.

3.3. Циклотронная спиновая волна. Заполнение второго спинового подуровня Ландау (и > 1) сопровождается появлением нового коллективного возбуждения зарядо-во-спинового типа - циклотронной спиновой волны. Магнетоплазмон и циклотронная спиновая волна -это синфазное и противофазное колебания спиновых подсистем 2Д-электронной системы с циклотронной частотой. При нулевом обобщенном импульсе циклотронная спиновая волна является возбуждением спинового типа, а в коротковолновом пределе (<з!д -> оо) становится возбуждением зарядового типа. В длинноволновом пределе циклотронная спиновая волна бездес-персионна, а ее энергия равна циклотронной и не зависит от распределения электронов по двум спиновым подуровням Ландау. По этой причине энергия спиновой волны может служить мерой циклотронной массы электронов, причем более точной чем энергия циклотронного резонанса. Известно, что в двумерных системах длинноволновые флуктуации случайного потенциала от слоя ионизованных доноров сдвигают энергию циклотронного резонанса к энергии магнетоплаз-мона с импульсом равным обрат-

ной длине флуктуаций, а сама энергия отличается в образцах с различным распределением примесного потенциала. Энергия циклотронной спиновой волны устойчива к флукту-ациям случайного потенциала, а наклон ее магнитополевой зависимости

позволяет определить циклотронную массу электронов с высокой точностью.

3.4. Спин-триплетные возбуждения в четных целочисленных состояниях КЭХ. Специальным случаем для комбинированных циклотронных возбуждений является фактор заполнения V = 2, при котором основное состояние 2Д-электронной системы не поляризовано по спину (5 = 0), а возбужденные состояния можно классифицировать как синглетное и триплетное. Считается, что состояние и 2 эквивалентно рассмотренному ранее состоянию V —> 0, так как свойства электронной системы на почти пустом уровне Ландау эквивалентны свойствам дырочной системы на почти полностью заполненном уровне Ландау (электрон-дырочная симметрия). Что касается возбуждений при д = 0, то их энергии в первом порядке малости по параметру гс = (е2/б/в)/и>с (отношения кулоновской энергии к циклотронной) совпадают при V = 2 и1/ -> 0 [7].

Можно показать, что и в остальных порядках теории возмущений кулоновские поправки в энергию спин-синглетного возбуждения зану-ляются. Однако обменные поправки в энергию спин-триплетного возбуждения не зануляются уже во втором порядке. Обменное взаимодей-' ствие понижают энергию спин-триплетного возбуждения относительно энергии циклотронного резонанса, причем обменный вклад (ДЕх) не зависит от величины магнитного поля (шс 4- ДЕх, а АЕХ ос — (Рис. 4). Такое поведение обменной энергии приводит к нетривиальному физическому результату: для того чтобы перевести электрон с нулевого на первый уровень Ландау и при этом перевернуть его спин нужна энергия меньше циклотронной, а поскольку поправки второго порядка 'работают' в сравнительно малых полях, то обменный вклад составляет значительную часть от циклотронной энергии (» 1/Зшс в 0.5 Тл). При этом зеемановская энергия может быть сколь угодно малой.

Суммирование всех обменных поправок во втором порядке теории возмущений дает следующую величину АЕХ

00 1 — 21-п п—2 4 '

где ^

пи о

в единицах « 11.34мэВ. В идеальной двумерной системе Яп = 1 и ДЕх = (1п2 — 1)/2 = —0.1534.... В реальной 2Д-электронной системе нелокальность волновых функций электронов в направлении роста квантовой ямы смягчает кулоновское взаимодействие, при этом двумерное выражение для = 1/д необходимо заменить на У(д) = Е(д)/д,

где Р(д) - форм-фактор, зависящий от ширины квантовой ямы и электронной плотности. С учетом форм-фактора величина обменного вклада находится в хорошем согласии с экспериментом. Отметим, что обменные поправки второго порядка понижают энергии спин-триплетных возбуждений не только при и = 2, но и во всех остальных четных целочисленных состояниях КЭХ. Величина обменного вклада при этом уменьшается вследствие 'расширения' волновых функций магнетоэк-ситонов. Например, отрицательный обменный вклад в энергию спин-триплетного магнетоэкситона при и — 4 в два раза меньше чем в рас-

В четвертой главе обсуждается модификация спектра межпод-зонных возбуждений в двумерных электронных системах магнитным полем. Подобно комбинированным циклотронным возбуждениям, большинство межподзонных возбуждений неактивны в поглощении электромагнитного излучения, а единственным методом их исследования является неупругое рассеяние света. В первой части главы экспериментально проверяется аналог теоремы Кона для межподзонных возбуждений. Также рассмотрены новые ветви межподзонных магнето-возбуждений, связанные с многокомпонентной природой основного состояния электронной системы с несколькими заполненными уровнями Ландау. Во второй части изучены дисперсионные зависимости межподзонных возбуждений, и получена информация о коллективных свойствах двумерных электронных систем, о взаимодействии коллективных мод разной природы и о взаимодействии электронных и фононных подсистем квантовых ям. В третьей части будет показано влияние параллельного магнитного поля на энергии межподзонных возбуждений и магнетовозбуждений.

4.1 Межподзониые магнетовозбуждения с нулевым обобщенным импульсом. Спектр межподзонных возбуждений в нулевом поле состоит из двух коллективных мод экситонного типа, которые можно рассматривать, как синглетное и триплетное состояния экситона, образованного электроном в возбужденной подзоне и дыркой под уровнем

смотренном случае V = 2. 5п

1 2

Магнитное поле (Тл)

Рис. 3: магнитополевая зависимость энергии спин-триплетного магнетоэкситона при факторе заполнения электронов V — 2. Штриховой линией показана циклотронная энергия. На вставке показан характерный спектр неупругого рассеяния света.

Ферми электронов в основной [8]. При <7 —» 0 энергия триплетного экси-тона меньше одночастичной энергии межподзонного расщепления, что обусловлено кулоновским взаимодействием электрона и дырки (экси-тонный сдвиг). Энергия синглетного экситона может быть как больше, так и меньше одночастичной энергии. Помимо экситонного сдвига, в нее входит энергия макроскопической поляризации электронной системы (деполяризационный сдвиг).

Спектр неупругого рассеяния света состоит из двух узких линий коллективных возбуждений экситонного типа, а также широкой полосы континуума одночастичных возбуждений. В магнитном поле, перпендикулярном плоскости квантовой ямы, происходит расщепление континуума одночастичных возбуждений на ряд индивидуальных спектральных компонент, соответствующих межподзонным бернштейнов-ским модам - коллективным возбуждениям с одновременным изменением номера уровня Ландау и индекса размерноквантованной подзоны (Рис. 4). Энергии межподзон-ных бернштейновских мод формируют отрицательный и положительный 'веера' уровней Ландау, выходящие из энергии межподзонного расщепления с наклоном, определяемым эффективной массой электронов в полупроводнике квантовой ямы

1 2 3 4 5 6 Магнитное поле (Тл)

Рис. 4: слева - спектры неупругого рассеяния света квантовой ямы с шириной 250 А , измеренные с шагом 0.1 Т в диапазоне 0.7-2.4 Т при 9 = 0.4 х 105 см-1. Для сравнения приведен спектр в нулевом магнитном поле. Справа - энергии межподзонных магне-товозбуждений {эксперимент - точки и теория - пунктирные линии).

Ев±п = ± ПШС|,

(2)

|п| > 1, П - одночастичная энергия межподзонного расщепления. Фундаментальное выражение (2) является аналогом теоремы Кона для межподзонных возбуждений: энергии межподзонных бернштейновских мод при нулевом импульсе не зависят от электрон-электронного взаимодействия [9]. Замечательно то, что выражение (2) не содержит вкладов, отражающих особенности ограничивающего потенциала квантовой ямы (формы, ширины и высоты), а единственной величиной, характеризующей поперечное движение электронов, является одночастичная энергия.

В отличие от случая бернштейновских мод, энергии синглетного и триплетного экситонов не зависят от величины магнитного поля. Эти

возбуждения трансформируются в магнетоэкситоны, связанные с электронными переходами с сохранением номера уровня Ландау. Пренебрегая непараболичностью зоны проводимости в интервале энергий меж-подзонного расщепления, энергии всех таких переходов равны между собой и не зависят от величины магнитного поля.

Если в основном состоянии 2Д-электронной системы заполнено больше одного уровня Ландау, появляются дополнительные ветви возбуждений с сохранением номера уровня Ландау. Это противофазные колебания электронов с разных уровней Ландау. В спектре неупругого рассеяния света они представлены резонансом Ьо. Когда в основном состоянии заполнено п уровней Ландау существуют 2п коллективных межподзон-ных ветвей, объединенных в пары, причем каждая пара включает возбуждения зарядовой и спиновой плотности. Энергии одной пары не зависят от величины магнитного поля. Это синфазные ветви (синглетный и триплетный межподзонные магнетоэкситоны). Энергии всех других (противофазных) ветвей уменьшаются с увеличением магнитного поля, а при В 0 сходятся к энергии одночастичного межподзонного расщепления. Синфазные ветви расщеплены на величину деполяризацион-ного сдвига. Энергии противофазных ветвей совпадают внутри каждой пары, а отличие в энергиях разных пар мало.

Рассмотренные ветви, в некотором смысле, аналогичны фононам в кристаллах. В электронной системе элементарной ячейке кристалла можно соотнести квант магнитного потока. Аналогом акустической ветви являются синфазные межподзонные ветви. Их энергии определяются полной плотностью электронов в 2Д-системе. Аналогом оптических ветвей являются все остальные противофазные ветви. Их число для возбуждений каждого типа (зарядовой или спиновой плотности) равно п-1, при этом противофазные ветви не наблюдаются при V < 2, когда только по одному электрону каждого спина приходиться на квант магнитного потока. Естественно, что аналогия между фононами и коллективными магнетовозбуждениями достаточно условна. Например, фактор заполнения электронов является непрерывной функцией магнитного поля, тогда как число атомов в элементарной ячейке изменяется дискретно. Это приводит к тому, что энергии противофазных ветвей монотонно меняются с изменением фактора заполнения электронов.

4.2 Дисперсия межподзонных магнетовозбуждений в длинноволновом пределе. Соотношение (2) описывает поведение межподзонных бернштейновских мод при г^в —> 0. С увеличением импульса, их энергии отклоняются от линейных зависимостей в области энергетического резонанса с межподзонными магнетоэкситонами. Кулоновское взаимодействие гибридизует коллективные возбуждения с изменением и без изменения номеров уровней Ландау, при этом гибридные щели пропорциональны (д/д)'"', где л-номер бернштейновской моды. Величины гибридных щелей, и характер их дисперсионных зависимостей

согласуются с теоретическими расчетами в рамках приближения Локальной Плотности (Рис. 6) [9].

Из-за динамического экранирования кулоновского взаимодействия оптическими фононами зависимости от плотности электронов гибридных щелей не монотонны. Вследствие изгиба зон полупроводника квантовой ямы увеличение электронной плотности неизбежно приводит к увеличению энергии межподзонного расщепления. При этом энергия синглетного межпйдзонного эксйтона растет, а при некоторой величине электронной плотности синглетный экситон попадает в резонанс с продольным оптическим фононом. Поле макроскопической поляризации смешивает электронные и фононные моды, а в спектре неупругого рассеяния света наблюдаются две гибридные моды. В свою очередь, гибридные модн взаимодействуют с межподзонными бернштейновскими модами с образованием тройных мод. При этом сами бернштейновские моды не взаимодействуют с модой оптического фонона, по крайней мере в длинноволновом пределе, а взаимодействуют только с электронной компонентой гибридных мод. Если изменять параметры квантовых ям таким образом, что синглетный экситон выходит из резонанса с оптическим фононом, взаимодействие бернштейновских мод с электронной компонентой гибридной моды усиливается, а с фононной ослабевает.

4.3 Межподзонные возбуждения и магнетовозбуждения в параллельном магнитном поле. Необычными свойствами обладают межподзонные возбуждения в параллельном и наклонном магнитном поле. Вследствие нелокальности волновых функций электронов в направлении роста квантовых ям, электроны и дырки межподзонных возбуждений движутся в двух пространственно разделенных плоскостях. Они представляют собой диполи с дипольным моментом

. d = -е | zoo ~ zn | n, • (3)

где п нормаль к плоскости ямы, zoo — ¿u — f dzipo(z)zifio(z)~ f dzxpl(z)zipi(z) - среднее расстояние между электроном и дыркой, а ipi(z) — компонента электронной волновой функции в направлении роста квантовой ямы в размерноквантованной подзоне с индексом i. Во внешнем магнитном поле, ориентированном вдоль плоскости ямы, вектор

Р = П + -d х В (4)

с

играет роль обобщенного импульса межподзонных возбуждений, сохраняющегося в процессах рассеяния (Р = q), где П-кинематический импульс в плоскости ямы [10]. Кинетическая энергия межподзонных возбуждений является функцией кинематического импульса

2?(П) = S(|P - U х В|), ' (5)

т.е. помимо обобщенного импульса в энергию входит калибровочный член х В. Таким образом, можно исследовать дисперсию межпод-зонных возбуждений, прилагая ориентированное определенным образом магнитное поле. Если выполнено условие:

р = -а х в,

с

(б)

кинематический импульс, и, соответственно, кинетическая энергия обращаются в нуль, причем ни обобщенный импульс, ни калибровочный член не равны нулю по отдельности.

Влияние калибровочного члена на энергии межподзонных возбуждений показано на примере меж-подзонного синглетного экситона. Когда импульс равен нулю, его энергия зависит квадратично от магнитного поля (Рис. 5). При увеличении продольного импульса вдоль вектора с! х В магнитополевая зависимость сдвигается вдоль оси абсцисс на величину импульса.. Таким ' образом можно отождествить маг-нитополевую зависимость энергии возбуждения с дисперсионной зависимостью. При изменении относительной ориентации q и d х В с сохранением их абсолютных величин кинетическая энергия демонстрирует вращательную анизотропию, а ее угловая зависимость с хорошей точностью описывается выражением (5)

с!В (хЮ см"')

Рис. 5: экспериментальная зависимость кинетической энергии синглетного межподзонного экситона от величины с~1с1В для двух значений импульса неупругого рассеяния света, д = О (белые точки) и д = 1 • 105 см-1 (черные точки). Вектор (1хВ направлен вдоль Я. Штрих-пунктирными линиями показан расчет дисперсии синглетного экситона в рамках приближения локальной плотности. Та же дисперсионная кривая, сдвинутая вдоль оси абцисс на 1-105 см-1, показана сплошной линией.

(7)

где т* - эффективная масса возбуждения. Несмотря на то, что различные межподзонные возбуждения отличаются квантовыми числами внутренних и спиновых степеней свободы, они обладают одинаковым дипольным моментом, и их дисперсионные зависимости ведут себя аналогично. Специальный

случай представляют одночастичные возбуждения, которые не являются связанными комплексами с собственной дисперсионной зависимостью. Энергии одночастичных и коллективных возбуждений имеют различные зависимости от угла между обобщенным импульсом и магнитным полем.

По существу, параллельное поле дает мощный экспериментальный инструмент, позволяющий отличить коллективные возбуждения от од- -ночастичных, что является серьезной экспериментальной проблемой в физике возбуждений низкоразмерных систем. Соотношения (5,6) можно также использовать с целью определения количественной меры асимметрии ограничивающего потенциала квантовой ямы — дипольного момента межподзонного перехода. Зная дипольный момент можно установить направление и величину градиента потенциала, а поскольку анизотропная часть энергии возбуждений является линейной функцией магнитного поля, измерения могут быть выполнены в малых маг-нитйых полях. При произвольной ориентации магнитного поля форма дисперсионной зависимости межподзонных; возбуждений определяется только перпендикулярной компонентой магнитного поля. Параллельная же компонента сдвигает дисперсионную зависимость в импульсном пространстве на величину калибровочного члена. Используя параллельное магнитное поле, можно измерить дисперсию межподзонных магнетовозбуждений в области импульсов, недостижимых в стандартных экспериментах по неупругому рассеянию света.

В пятой главе рассмотрены возбуждения и магнетовозбуждения в двойных квантовых ямах. Межподзонные (межслоевые) возбуждения в двойных квантовых ямах имеют много общего с межподзонными возбуждениями в одиночных. Ранее считалось, что основным физическим параметром, характеризующим свойства основного и возбужденных состояний в ДКЯ, является отношение туннельной энергии (Д^лз) к энергии Ферми электронов (Ер)- В настоящей главе показано, что бо-

Магнитное поле (Тл)

Рис. 6: изменение спектра межподзонных возбуждений ДКЯ при переходе от асимметричного состояния к симметричному. Темные области соответствуют возбуждениям из первой во вторую квантовую подзону (Л-ветвь), светлые области обозначают возбуждения из второй в первую подзону (Л-ветвь) без учета туннелирования. Экспериментальные точки показаны белыми кружками.

лее важной характеристикой является степень пространственной асимметрии. Это связано с тем, что отношение туннельной и фермиевской энергий невозможно сделать сколь угодно малым, сохраняя при этом симметрию электронной системы. При некоторой величине этого отношения происходит нарушение симметрии основного состояния, причем параметры перехода определяются не только туннельной и фермиевской энергиями, но также ширинами ям и распределением случайного потенциала примесей. Определение степени асимметрии ДКЯ является важнейшей экспериментальной задачей, которой посвящена первая часть пятой главы. Влияние асимметрии на плазменные возбуждения обсуждаются во второй части, а на магнетовозбуждения в третьей.

5.1 Одночастичные возбуждения в двойных квантовых ямах в параллельном магнитном поле. В пределе слабого туннелиро-вания (Asas' « Ер) волновые функции одночастичных состояний в асимметричном состоянии ДКЯ локализованы в отдельных слоях. Для каждого значения импульса существует континуум одночастичных возбуждений из-под поверхности Ферми электронов первой размернокван-тованной подзоны в пустые состояния над поверхностью Ферми.второй. В асимметричной ДКЯ данные возбуждения являются межслревыми. Граничные энергии континуума П — qvp и íí + qvj? достигаются для возбуждений, импульс которых либо параллелен, либо антипараллелен " импульсу Ферми электронов в первой подзоне, при этом с увеличением импульса граничные энергии изменяются разнонаправленно. Из-за заполнения фазового пространства второй подзоны плотность состояний для резонансов неупругого рассеяния света с граничными энергиями значительно выше, чем для остальной части континуума, поэтому спектр состоит из двух линий с граничными энергиями континуума. Аппроксимация этих энергий в q — 0 дает величину межподзонного расщепления Г2, а наклон линейных зависимостей - скорость Ферми электронов в первой размерноквантованной подзоне. Согласно (5) энергии возбуждений на. границах континуума зависят линейно от магнитного поля, ориентированного вдоль плоскости ДКЯ, П ± qvp^ 4- ^dBvpl, если . q и В - параллельны, и П ± |q — i[d х B]|ufi, e&nHq и В перпендикулярны. Здесь скорость Ферми в первой (второй) подзоне.

При переходе ДКЯ из асимметричного к симметричному состоянию (Рис. 6) энергия межподзонного расщепления, а следовательно и энергии возбуждений, уменьшаются. При этом критическое магнитное поле, при котором выполняется условие (б), не изменяется, так как диполь-ный момент постоянен. Нетривиальный случай возникает, когда член |q — х В]|ир2 превышает энергию межподзонного расщепления. В спектре появляются две ветви одночастичных возбуждений, соответствующие прямым переходам электронов из слоя с большей плотностью в слой с меньшей плотностью (A-ветвь), [0 — |q — х В]|ир,, fl + |q — ^[d xB]|ufi], и обратным переходам (В-ветвь), [0,П + |q - ^ [d х В] |uF2].

Возбуждения обеих ветвей имеют равные по модулю, но противоположно направленные дипольные моменты, поэтому возрастание энергии одной ветви в магнитном поле сопровождается уменьшением энергии другой, и наоборот. При определенном значении параметров системы Г2 < 1/2(|с1 — ¿-[с! х — £[<! х В]!«^), верхняя граница В-ветви

превышает таковую для А-ветви, что приводит к симметризации спектра возбуждений (Рис. 6).

Таким образом, чтобы перевести ДКЯ в симметричное состояние, необходимо передать конечный импульс одночастичным электронным возбуждениям и балансировать систему до тех пор, пока энергии возбуждений не будут сохраняться при инверсии магнитного поля. Точность такого метода определяется соотношением между ширинами линий неупругого рассеяния сцета и величиной туннельной энергии. Экспериментальные оценки показывают, что можно балансировать ДКЯ с туннельной энергией вплоть до 0.1 мэВ.

5.2 Плазменные возбуждения в двойных квантовых ямах. С помощью описанного метода балансировки были исследованы плазменные моды в симметричном и асимметричном состояниях ДКЯ, а также модификация этих мод при переходе от симметричного к асимметричному состоянию. Характерной особенностью симметричного состояния является отсутствие в спектре бесщелевой плазменной моды с линейным законом дисперсии -акустическогоплазмона, который является противофазным колебанием плотности заряда в симметричной и антисимметричной подзонах. Энергия акустического плазмона определяется разностью в кулонов-ском взаимодействии электронов в одной и в разных подзонах. Электронная плотность в двух подзонах симметричной ДКЯ распределена почти одинаково,, поэтому мода акустического плазмона смягчается и попадает в континуум одно-частичных возбуждений.

Место акустического плазмона занимает туннельный плазмон, который в длинноволновом пределе дав ^ 1 является щелевой модой с

Ч (хЮ'см1)

Рис. 7: экспериментальные (точки) и вычисленные в приближении Хаотических Фаз (сплошная линия) дисперсионная зависимость туннельного (ТР) плазмона. Заштрихованными областями показаны внутри- и межподзонные континуумы одночастичных возбуждений. На вставке показан профиль потенциала двойных квантовых ям с огибающими волновых функций в симметричной и антисимметричной' подзонах размерного квантования.

линейной дисперсией. Линейный наклон близок к наклону акустического плазмона в асимметричной ДКЯ с теми же параметрами (полной электронной плотностью и расстоянием между ямами). Действительно, две совершенно различные по природе плазменные моды туннельная и акустическая обладают линейными дисперсионными зависимостями, причем наклоны этих зависимостей уравниваются с уменьшением туннельной связи. При этом поперечное сечение неупругого рассеяния света от туннельного плазмона в симметричном состоянии и акустического плазмона в асимметричном состоянии также совпадают. Поскольку поперечное сечение пропорционально динамическому структурному фактору, то можно заключить, что туннельный плазмон - это противофазное колебание электронной плотности в двух слоях ДКЯ. С увеличением туннельной щели (Дгдз ~ Ч^р) поперечное сечение рассеяния для туннельного плазмона уменьшается, а длинноволновая дисперсия выпо-лаживается. В этом пределе энергия поперечных колебаний электронов превышает кинетическую энергию в плоскости, а туннельный плазмон становится коллективной модой экситонного типа. Помимо туннельного плазмона в спектрах неупругого рассеяния света присутствует оптический плазмон, с энергией слабо зависящей от величины туннельной связи.

Переход от симметричного к асимметричному состоянию сопровождается уменьшением поперечного сечения рассеяния туннельного плазмона, причем сам туннельный плазмон затухает на межподзон'ных одно-частичных возбуждениях. Напротив, энергия акустического плазмона увеличивается, а при некотором параметре перекоса ДКЯ она превышает граничную энергию одночастичного континуума. Таким образом, в ДКЯ с туннельной связью существует перекос, при котором в спектре присутствуют две противофазные слабозатухающие плазменные моды. Если устремить туннельную связь к нулю, то переход из симметричного в асимметричное состояние - фазовый, туннельный плазмон существует, только в симметричной фазе, а акустический плазмон в асимметричной, причем двух плазменных мод одновременно быть не может.

5.3 Магнетоплазменные возбуждения в двойных квантовых ямах. Рассмотрим как модифицируется спектр межподзонных возбуждений в ДКЯ в перпендикулярном магнитном поле. Наиболее простым является случай асимметричных ДКЯ, коллективными возбуждениями в которых являются акустический и оптический плазмоны. Магнитным полем акустический и оптический плазмоны трансформируются в гибридные магнетоакустические и магнетооптические плазменные моды, в которых электроны участвуют одновременно в плазменных и циклотронных колебаниях. В рамках классической электродинамики их энергии выражаются как

ш2{к)=и2с+ы2АРОР(Ч), (8)

где и;\popil) _ плазменные частоты акустического и оптического ллаз-монов без магнитного поля с величиной импульса q = к. Это выражение хорошо согласуется с экспериментом (Рис. 8). Обе магнетоплазменные моды взаимодействуют с внутризонными бернштейновскими модами, причем в эксперименте наблюдаются два типа бернштейновских мод. Бернштейновские моды с одним и тем же индексом могут взаимодействовать либо с оптическим либо с акустическим плазмоном, причем энергии соответствующих гибридных плазменно-бернштейновских мод расталкиваются (антипересекаются). Вне области резонансов энергии двух бернштейновских мод совпадают.

Вследствие сходства физических свойств акустического и туннельного плазмонов, спектры неупругого рассеяния света в магнитном поле симметричных и асимметричных ДКЯ в пределе слабого тун-нелирования почти совпадают. Место магнетоакустического плазмо-на занимает магнетотуннельный плазмон, связанный с электронными переходами с верхнего заполненного уровня Ландау симметричной размерноквантованной подзоны с номером п на незаполненный уровень Ландау с номером п+1 антисимметричной подзоны. Разница в энергиях "магнетоакустического и магнетотуннельного плазмона определяется туннельной щелью, кото-рал в пределе слабого туннелиро-вания мала. Также в спектре магнетовозбуждений присутствует мода экситонного типа с энергией превышающей туннельную щель на величину деполяризационного сдвига. Данная мода аналогична межпод-зонному синглетному магнетоэкситону в одиночных квантовых ямах, а ее энергия не зависит от величины магнитного поля. В пределе сильного туннелирования (Asas ~ ер) спектр магнетовозбуждений ДКЯ аналогичен спектру межподзонных магнетовозбуждений одиночных квантовых ям, а в спектрах неупругого рассеяния света доминирует мода экситонного типа.

В заключении сформулированы основные-результаты полученные в диссертационной работе:

1. Исследованы комбинированные возбуждения в двумерных электронных системах, связанные с одновременным изменением орби-

Е(мэВ)

Рис. 8: магнитополевые зависимости энергий магнетоакустического (АР) и магнетооптического (ОР) плазмонов. Сплошными линиями показаны кратные циклотронные энергии. Пунктирными линиями показаны зависимости ш(к) — ^ш* <+- шар,орМ- вставках показаны характерные спектры неупругого рассеяния света при В — 0 и 7 Тл.

тального и спинового квантового числа. Измерены их энергии и длинноволновые дисперсионные свойства.

2. Измерены кулоновские поправки к энергиям комбинированных возбуждений в ультраквантовом пределе.

3. Измерено время затухания этих возбуждений в зависимости от фактора заполнения электронов на 0-м уровне Ландау.

4. Измерена магнитополевая зависимость эффективного р-фактора электронов в холловском ферромагнитном состоянии.

5. Впервые экспериментально наблюдалась циклотронная спиновая волна, которая является противофазным колебанием спиновых подсистем двумерной электронной системы с циклотронной частотой.

6. Измерены поправки второго порядка малости (по отношению ку-лоновской энергии к циклотронной) к энергии комбинированных возбуждений в состояниях четного целочисленного эффекта Холла. Показано, что комбинированные возбуждения являются нижайшими по энергии в этих состояниях.

7. Исследована модификация спектра межподзонных возбуждений магнитным полем. Экспериментально проверен аналог теоремы Кона для межподзонных возбуждений.

8. Обнаружены новые ветви межподзонных магнетовозбуждений, которые являются противофазным колебанием электронных подсистем на разных уровнях Ландау.

9. Измерены дисперсионные свойства межподзонных возбуждений. Исследовано взаимодействие электронных возбуждений разной природы и взаимодействие электронных и фононных возбуждений.

10. Исследовано влияние параллельного магнитного поля на дисперсионные свойства двумерных диполей. Предложен новый метод исследования дисперсионных зависимостей межподзонных возбуждений.

11. Обнаружен новый класс одиочастичных возбуждений в двойных электронных слоях с туннельной связью между слоями. Предложен спектроскопический метод определения степени разбаланси-ровки двойных слоев, на основе поведения энергий одночастичных возбуждений в параллельном магнитном поле.

12. Исследованы плазменные моды в двойных электронных слоях с туннельной связью между слоями. Измерены дисперсионные зависимости плазменных возбуждений в состояниях с различной пространственной симметрией.

13. Измерены дисперсионные зависимости гибридных магнетоакусти-ческого и магнетооптического плазмонов в асимметричных двойных электронных слоях.

14. Исследовано взаимодействие гибридных плазменных мод с различными типами бернштейновских мод.

15. Изучен спектр коллективных магнетовозбуждений в двойных электронных слоях с сильной туннельной связью. Обнаружены магне-товозбуждения, соответствующие электронным переходам с одновременным изменением номеров уровней Ландау и индексов туннельных подзон.

Список публикаций

По теме диссертационной работы опубликовано 19 работ в ведущих отечественных и зарубежных журналах. Основные результаты представлены в следующих отечественных изданиях: ЖЭТФ, Письма в ЖЭТФ, УФН.

1. V. Е. Kirpichev, L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, К. v. Klitzing, К. Eberl, W. Wegscheider, "Direct observation of the intersubband Bernstein modes. Many-body coupling with spin and charge density excitations.", Phys. Rev. В 59, R12751-12754 (1999).

2. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, V. E. Kirpichev, K. v. Klitzing, K. Eberl, "Magnetic-field-induced dispersion anisotropy of intersubband excitations in an asymmetrical quasi-two-dimensional electron system", Phys. Rev. В 61, 1712-1715 (2000).

3. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, V. E. Kirpichev, K. v. Klitzing and K. Eberl, "Interaction between intersubband Bernstein modes and coupled plasmon-phonon modes", Phys. Rev. В 61, 12717-12720 (2000).

4. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, V. E. Kirpichev, K. v. Klitzing and K. Eberl, "Modification of the intersubband excitation spectrum in a two-dimensional electron system under perpendicular magnetic field", Phys. Rev. Lett. 86, 1837-1840 (2001).

5. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, V. E. Kirpichev, J. H. Smet, K. v. Klitzing and W. Wegscheider, "Cyclotron spin-flip excitations in the extreme quantum limit", Phys. Rev. В 63, 201402-1-4(R) (2001).

6. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, V. E. Kirpichev, J. H. Smet, K. v. Klitzing, V. Umansky, and W. Wegscheider, "Cyclotron Spin-Wave in the 2D Electron System", Письма в ЖЭТФ том 74, вып. 5, 300-303 (2001).

7. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, V. E. Kirpichev, J. H. Smet, K. v. Klitzing, V. Umansky, and W. Wegscheider, "Cyclotron spin-flip excitations in the 2D-electron system", Physica E 12, 574-576 (2002).

8. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, V. E. Kirpichev, D. V. Kulakovskii, K. v. Klitzing, and K. Eberl, "Pseudomomentum of a dipole in a two-dimensional system", Phys. Rev. В 66, 073306-1-4 (2002).

9. Л. В. Кулик, И. В. Кукушкин, В. Е. Кирпичев, С. В. Товстоног В. Е. Би-сти К. ф. Клитцинг и К. Эберл, "Межподзонные коллективные возбуждения квазидвумерной электронной системы во внешнем магнитном поле", ЖЭТФ том 122, вып. 5(11), стр. 1-15 (2002).

10. С. В. Товстоног, И. В. Кукушкин, Л. В. Кулик, В. Е. Кирпичев, "Акустические магнитоплазменные возбуждения в двойных электронных слоях", Письма в ЖЭТФ том 76 вып. (8), стр. 511-515 (2002).

11. S. V. Tovstonog, L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, A. V. Chaplik, J. H. Smet, К. V. Klitzing, D. Schuh, and G. Abstreiter "Acoustical and optical magnetoplasma excitations in a bilayer electron system", Phys. Rev. В 66, 241308-1-4(R) (2002).

12. С. В. Товстоног, Л. В. Кулик, В. Е. Кирпичев, И. В. Кукушкин, В. Дит-че, К. фон Клитцинг, "Элементарные возбуждения в двойных электронных слоях с туннельной связью", Письма в ЖЭТФ том 78 вып. (10) стр. 1151-1155 (2003).

13. С. В. Товстоног, Л. В. Кулик, В. Е. Кирпичев, И. В. Кукушкин, В. Дит-че, К. фон Клитцинг, "Коллективные возбуждения в двойных квантовых ямах с сильной туннельной связью", Письма в ЖЭТФ том 79 вып. (1) стр. 54-58 (2004).

14. L. V. Kulik, S. V. Tovstonog, V. Е. Kirpichev, I. V. Kukushkin, W. Dietsche, M. Häuser, and K. v. Klitzing, "Symmetry driven plasmon transformations in a bilayer electron system", Phys. Rev. В 70, 033304-1-4 (2004).

15. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, S. V. Tovstonog, V. E. Kirpichev, V. E. Bisti, W. Dietsche, M. Hauser, and K. v. Klitzing, "Dipole excitations in a bilayer electron system in a parallel magnetic field", Phys. Rev. В 71, 165303-1-4 (2005).

16. L. V. Kulik, I. V. Kukushkin, S. Dickmann, V. E. Kirpichev, A. B. Van'kov, A. L. Parakhonsky, J. H. Smet, K. v. Klitzing, and W. Wegscheider, "Cyclotron spin-flip mode as the lowest-energy excitation of unpolarized integer quantum Hall states", Phys. Rev. В 72, 073304-1-4 (2005).

17. Л. В. Кулик, И. В. Кукушкин, В. Е. Кирпичев, С. В. Товстоног, В. Е. Би-сти," Межподзонные возбуждения однослойных и двуслойных электронных систем в параллельном магнитном поле", ЖЭТФ том 128, вып. 4, стр.831-843 (2005).

18. В. Е. Бисти, В. Е. Кирпичев, Л. В. Кулик, И. В. Кукушкин, "Дисперсионные свойства плазменных возбуждений в туннельно связанных двухслойных электронных системах", Письма в ЖЭТФ том 83 вып. (6) стр.300-304 (2006).

19. Л. В. Кулик, В. Е. Кирпичев, "Спектроскопия неупругого рассеяния света электронных систем р одиночных и двойных квантовых ямах", УФН 176, стр.365-382 (2006).

Список литературы

[1] К. von Klizing, G. Dorda, and M. Pepper, Phys.Rev.Lett. 45, 494 (1980).

[2] D.C. "Esui, H.L. Stormer, and A.C. Gossard, Phys.Rev.Lett. 48, 1559 (1982).

[3] Л.Д. Ландау, ЖЭТФ 11, 581 (1941).

[4] A. Bertoni, P. Bordone, R. Brunetti, C. Jacoboni, S. Reggiani, Phys. Rev. Lett. 84, 5912 (2000).

[5] I. V. Kukushkin and V. B. Timofeev, Advances in Physics 45, 147 (1996).

[6] R.P. Feynman Statistical Mechanics (Benjamin Reading Mass, 1972) Chap. 11.

[7J C. Kallin, and В. I. Halperin, Phys. Rev. В 30, 5655 (1984).

[8] A. Pinczuk, S. Schmitt-Rink, G. Danan, J. P. Valladares, L. N. Pfeiffer, and K. W. West, Phys. Rev. Lett. 63, 1633 (1989).

[9] T. Ando, Phys. Rev. В 19, 2106 (1979).

[10] J.E. Avron, I.W. Herbst, В. Simon, Ann. Phys. 114, 431 (1978).

Кулик Леонид Викторович Исследование коллективных возбуждений в двумерных электронных системах методом неупругого рассеяния света

Сдано в набор 17.05.06. Подписано в печать 18.05.06. Формат 60x90/16. Печать офсетная. Гарнитура «Тайме». Объем 1.5 пл. Заказ 136. Тираж 100.

Подготовлено и отпечатано в типографии ИПХФ РАН. 142432, г. Черноголовка, Моск. обл., пр-т академика Семенова, 5.

Введение.

Глава 1. Анализ основных факторов, влияющих на точность воспроизведения изображения в лазерных записывающих устройствах.

1.1. Обзор научно-исследовательских работ по тематике формирования полиграфического изображения.

1.2. Основные этапы формирования изображения в лазерных записывающих устройствах.

1.2.1. Формирование изображения в фотовыводном устройстве.

1.2.2. Формирование изображения в формовыводном устройстве.

1.2.3. Формирование изображения посредством технологии «компьютер - печатная машина».

1.3. Основные типы лазерных записывающих устройств и схемы их построения.

1.3.1. Лазерные записывающие устройства плоскостного типа.

1.3.2. Лазерные записывающие устройства с внутренним барабаном.

1.3.3. Лазерные записывающие устройства с внешним барабаном.

1.4. Общая характеристика основных этапов формирования изображений.

1.4.1. Этапы формирования изображения при получении фотоформы.

1.4.2. Этапы формирования изображения при получении печатной формы.

1.5. Описание основных факторов, влияющих на точность воспроизведения изображений в лазерных записывающих устройствах.

1.5.1. Факторы, влияющие на точность получения фотоформ.

1.5.2. Факторы, влияющие на точность получения печатных форм.

1.6. Оценка факторов, влияющих на точность воспроизведения изображений, по экспериментальным данным.

Глава 2. Методика автоматизированной настройки комплекса оборудования для получения фотоформ.

2.1. Методика автоматизированной настройки фотовыводных устройств с применением математического моделирования.

2.1.1. Описание процесса изготовления фотоформ.

2.1.2. Методика калибровки фотовыводного устройства.

2.1.3. Описание процесса математического моделирования.

2.1.4. Применение математической модели для настройки процессов получения фотоформы.

2.1.5. Линеаризация градационной характеристики фотовыводного устройства.

2.1.6. Оптимизация тест-объекта для линеаризации выводного устройства.

2.1.7. Методика вычисления значений компенсационной кривой.

2.1.8. Моделирование системы автоматизированной настройки фотовыводного устройства.

2.2. Построение математической модели и синтез системы термостати-рования проявочной секции по экспериментальным данным.

2.2.1. Описание основных методов получения математической модели по экспериментальным данным.

2.2.2. Анализ структуры проявочной секции.

2.2.3. Параметрическая идентификация проявочной секции.

2.2.4. Синтез системы термостатирования проявочной секции.

Глава 3. Методика автоматизированной настройки формовыводных устройств.

3.1. Анализ требований, предъявляемых к настройке оборудования различными типами изображений.

3.1.1. Методика расчета чувствительности растровых структур к искажению пятна лазера.

3.1.2. Математический анализ основных растровых структур.

3.2. Описание автоматизированного способа настройки формовыводных устройств.

3.2.1. Анализ тест-объекта для автоматизированной настройки формовыводного устройства.

3.2.2. Описание алгоритма автоматизированной настройки формовыводных устройств.

Глава 4. Реализация методики автоматической настройки устройств записи полиграфического изображения.

4.1. Оценка методики анализа растровых структур по экспериментальным данным.

4.1.1. Экспериментальный анализ растровых структур, воспроизведенных на фотоформе.

4.1.2. Экспериментальный анализ растровых структур, воспроизведенных на офсетной форме.

4.2. Реализация методики автоматического регулирования фотовыводных и формовыводных устройств.

4.3. Общая структура методики автоматизированной настройки цифровых печатных машин.

4.3.1. Основные этапы формирования изображения электрографическим способом.

4.3.2. Анализ существующих методов автоматизированной настройки цифровых печатных машин.

4.3.3. Методика автоматизированной настройки цифровых печатных машин.

Независимо от того, какой тип полиграфических услуг оказывается той или иной типографией производство упаковки, журнальной продукции или книжных изданий, требования к качеству и сокращению временных затрат на выполнение заказа постоянно растут. Высокое качество и короткое время выполнение заказа при одинаковой цене обеспечивают успех в конкурентной борьбе на рынке полиграфии.

Скорость выполнения заказа и высокое качество печатной продукции формируют требования ко всему комплексу оборудования, обеспечивающего выпуск продукции. Тенденции в современной полиграфии таковы, что необходимо, но недостаточно иметь высококачественное оборудование на всех этапах полиграфического производства (допечатная подготовка, печать и по-слепечатная обработка), и также важно обеспечить связь между допечатным, печатным и послепечатным процессами. Современные компьютерные технологии позволяют хранить и передавать большие массивы информации. Это делает возможным организацию единого рабочего потока при выпуске продукции.

Организация единой связи на всех этапах выпуска печатной продукции позволяет сделать прохождение заказа максимально прозрачным, исключить простой оборудования, сократить время выполнения заказа и повысить качество. Для обеспечения высоких качественных показателей при изготовлении заказа необходимо учитывать его технологические особенности. В зависимости от того, каким способом будет происходить печать, на каких материалах, подготовка заказа и параметры настройки оборудования будут меняться.

Дорогое высококлассное оборудование для записи полиграфического изображения требует настройки в соответствии с условиями его функционирования, и исходя из специфики материалов, используемых при выполнении заказа. Только так могут быть получены наилучшие результаты по его использованию. Следовательно, для быстрого и качественного выпуска различной печатной продукции необходима как первичная настройка, так и настройка оборудования в процессе его работы, также необходимо постоянно контролировать параметры его функционирования, чтобы обеспечить максимальное качество и повторяемость процессов.

Требования постоянного контроля параметров функционирования оборудования в полиграфическом производстве и необходимость их корректировки обусловливают наличие методик, контрольно-измерительного комплекса оборудования и алгоритмов его функционирования. В последнее время ведущие фирмы-производители полиграфического оборудования активно внедряют системы автоматизированной настройки и контроля процессов функционирования полиграфического оборудования: например, такие как система автоматизированного контроля оптической плотности краски в офсетной печати (система CCI фирмы MAN ROLAND) или система автокалибровки в цифровой печати (Intelligent-Toner Reproduction Auto Correction System) и т.д.

В связи с вышеизложенным, целью диссертационной работы является исследование и разработка методов автоматизированной настройки устройств записи полиграфического изображения.

Для достижения сформулированной цели были решены следующие задачи:

- проведен анализ основных факторов, влияющих на точность воспроизведения полиграфического изображения в лазерных записывающих устройствах, с выделением общих факторов для формовыводных и фотовыводных устройств;

- разработана методика автоматизированной настройки комплексов оборудования для изготовления фотоформ (фотовыводное устройство и проявочная машина), и печатных форм;

- разработан алгоритм построения математической модели проявочной секции и проведен синтез системы термостатирования в проявочной машине по экспериментальным данным;

- разработаны требования к настройке оборудования, учитывающие особенности воспроизведения различных типов растровых структур;

- осуществлена экспериментальная проверка реализации разработанной методики и проведен анализ возможности ее применения в других областях, например, в цифровой печати.

Методы исследования. Для решения поставленных задач, на основании комплексного анализа основных процессов, влияющих на точность воспроизведения полиграфического изображения, был использован регрессионный анализ. Применены методы идентификации (расчет математической модели по экспериментальным данным). Использован программный пакет Mat-lab.

При вычислении математических моделей по экспериментальным данным необходимо иметь информацию на входе исследуемого объекта и на его выходе (реакцию на входное воздействие). Для этого в ряде типографий проводились эксперименты по сбору данных об объекте управления.

Проведены экспериментальные проверки адекватности полученных моделей и методик.

Основные положения, выносимые на защиту.

1. Алгоритм автоматизированной настройки комплекса оборудования для получения фотоформы.

2. Методика построения математической модели и синтеза алгоритма управления системой термостатирования в проявочной секции проявочной машины по экспериментальным данным.

3. Алгоритм автоматизированной настройки формовыводного устройства.

4. Требования к точности настройки лазерных записывающих устройств, учитывающие особенности различных растровых структур, и методика их оценки.

Научная новизна результатов диссертационной работы заключается в том, что были выделены основные факторы, влияющие на точность воспроизведения полиграфического изображения на фотоформе, и в том числе те из них, по которым целесообразно осуществлять управление при синтезе системы автоматического управления. Разработан алгоритм автоматизированной настройки оборудования для получения фотоформ.

Определены требования к точности настройки оборудования для его работы при том или ином типе растрирования. Разработана методика анализа чувствительности относительной площади растровых элементов различных растровых структур в зависимости от изменения размера пятна лазера, а также алгоритм автоматизированной настройки формовыводных устройств.

Сформулированы общие положения методики автоматизированной настройки лазерных записывающих устройств и обоснована возможность применения данной методики к настройке цифровых печатных машин.

Практическая ценность. В работе предложены методики, которые могут быть использованы при реализации системы автоматического управления устройствами записи полиграфического изображения. Методика получения математической модели, характеризующей денситометрические показатели фотоформы и полученной в результате проведения многофакторного эксперимента, может быть использована при вычислении оптимальных параметров функционирования оборудования. Методика построения математической модели проявочной секции и синтеза регулятора по экспериментальным данным может быть использована при подборе алгоритма управления температурным режимом проявочной машины как на стадии ее изготовления, так и при корректировке алгоритма управления в конкретных условиях функционирования устройства. Разработанные требования к точности настройки оборудования могут быть использованы как в типографиях при выборе типа работ, так и фирмой-изготовителем лазерных записывающих устройств при оценке возможностей выводного оборудования. Методика анализа чувствительности относительной площади растровых структур при изменении размера элементарной точки может быть использована для анализа растровых структур и при создании новых типов растров.

Общая структура и методика автоматизированной настройки устройств записи полиграфического изображения может быть реализована не только в фотовыводных и формовыводных устройствах, но и в цифровых печатных машинах.

Апробация работы. Положения диссертационной работы докладывались на научно-технических конференциях Московского государственного университета печати (58-я научно-техническая конференция МГУГТ, 2004 г., юбилейная научно-техническая конференция молодых ученых МГУГТ, 2005 г.).

Результаты диссертации используются в учебном процессе для курсового проектирования по дисциплине «Технические средства переработки текстовой и иллюстрационной информации». На кафедре автоматизации полиграфического производства подготовлено соответствующее методическое пособие [1].

Диссертант в 2005 г. являлся ответственным исполнителем по договору между Московским государственным университетом печати и ООО «Диамант» о выполнении научно-исследовательских работ по теме: «Анализ характеристик функционирования фото- и формовыводных устройств и разработка методики их калибровки». Работа принята заказчиком с хорошей оценкой, что подтверждено наличием акта приемки-сдачи работ.

В кандидатской диссертации рассматриваются задачи автоматизированной настройки устройств записи полиграфического оборудования. Методы автоматизированной настройки оборудования предназначены для решения задач настройки, калибровки или подстройки оборудования в процессе его функционирования.

Стадия допечатной подготовки включает в себя множество операций, в результате которых получается готовая печатная форма. К печатной форме и, следовательно, к допечатному оборудованию предъявляются очень высокие требования. Технологические операции на допечатном оборудовании должны выполняться с большой производительностью и точностью воспроизведения. При формировании иллюстраций требования к работе оборудования еще выше, так, например, минимальный размер растровых элементов может составлять 10 мкм.

В диссертационной работе основное внимание уделяется комплексу оборудования для прямого экспонирования форм и комплексу оборудования для изготовления фотоформ по принципу «компьютер-фотоформа». Выделяются основные факторы, влияющие на запись изображения, и анализируется степень их воздействия. На основании экспериментальных данных формируются критерии для настройки оборудования. Приводятся общие методики и алгоритмы для реализации автоматизированной настройки устройств записи полиграфического изображения.

В первой главе диссертационной работы рассмотрены основные принципы формирования изображения в лазерных записывающих устройствах, типы устройств. Дана общая характеристика этапов формирования изображения, описаны основные факторы, влияющие на запись изображения в этих устройствах. Приводятся оценки факторов, (по экспериментальным данным), влияющих на точность изображения.

Вторая глава посвящена описанию методики автоматизированной настройки комплекса оборудования для получения фотоформ. Приводится методика автоматизированной настройки фотовыводных устройств с применением математического моделирования, а также построение математической модели системы термостатирования проявочной секции по экспериментальным данным.

В третьей главе рассмотрена методика автоматизированной настройки формовыводных устройств. Анализируются требования, предъявляемые к настройке оборудования различными типами изображений. На основании анализа даны рекомендации по формированию тест-объекта.

В четвертой главе формулируются основные положения методики автоматизированной настройки устройств записи полиграфического изображения. Описывается реализация данной методики и по экспериментальным данным подтверждается достоверность разработанного метода.

Выводы по главе

1. Подтверждена адекватность разработанных методик настройки записывающих устройств по экспериментальным данным. Произведены выводы растровых структур и тестовых шкал на фотовыводном и формовыводном устройствах, результаты измерения которых соответствуют теоретическим расчетам.

При проведении эксперимента на фотонаборном автомате (Image maker фирмы ESKOgraphics) была дана оценка точности его функционирования. В соответствии с предложенной методикой была уменьшена мощность лазера выводного устройства, что позволило улучшить градационные характеристики всех типов исследуемых растров. Значительное улучшение произошло с градационной характеристикой, стохастического растрирования точкой 10 мкм (до 13%).

2. Описана реализация систем автоматического регулирования посредством современного серверного оборудования и контрольно-измерительных комплексов.

3. Проведен анализ возможности применения разработанной методики в других областях на примере цифровой печати. Это обосновано идентичностью факторов, по которым осуществляется управление точностью воспроизведения изображения. Особенность при настройке машин цифровой печати заключается в том, что необходимо обеспечить точное цветовоспроизведение. Для этого в работе предложена методика настройки с использованием шкал баланса по серому.

141

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В результате проведенной научно-исследовательской работы по разработке методики автоматизированной настройки устройств записи полиграфического изображения получены следующие результаты:

1. Анализ процессов, протекающих при получении фотоформы, позволил выделить основные факторы, оказывающие влияние на точность воспроизведения изображения. К данным факторам относятся: количество энергии, передаваемое на формный материал (мощность лазера), время проявления и температура проявителя. Разработана методика получения математической модели оптической плотности фотоформы от данных факторов по экспериментальным данным.

Данная математическая модель имеет вид D(P,t,T), где Р - количество энергии передаваемой на фотоматериал (или мощность лазера), t - время проявления, Т- температура проявителя, и позволяет получать заданные значения оптической плотности D, варьируя мощность лазера Р, при этом также учитываются режимы проявления.

С применением данной методики получена математическая модель для фотовыводного устройства Quazar, проявочной машины MultiLine Classic 550/720 фирмы GLUNZ&JENSEN, типа пленки Kodak Gen5 Fast Process Sp 829 и проявитель SRA. Данная математическая модель позволяет оптимизировать параметры температуры и времени проявления в зависимости от количества энергии, передаваемой на фотоматериал. Что и было сделано: уменьшено время проявления, увеличена температура проявителя при сохранении качественных показателей фотоформы (оптической плотности, линейной градационной характеристики). Получение данной математической модели позволяет реализовать возможность автоматического расчета параметров для получения заданного значения оптической плотности.

2. В комплексе оборудования, по получению фотоформ, для реализации возможности управления оптической плотностью по средствам варьирования количества энергии, переданной на фотоматериал, необходимо обеспечить достаточно стабильную температуру проявления. Данная задача была решена с помощью методики построения математической модели по экспериментальным данным (идентификации), и автоматизированного синтеза алгоритма управления посредством современных программных систем расчета (МАТЬАВ 6.0). Построение математической модели проявочной секции по экспериментальным данным позволяет учитывать условия функционирования проявочной машины при синтезе алгоритма управления.

Реализация данной методики позволила получить точность поддержания температуры в рамках коридора допустимых отклонений, равного 0.3 °С, и автоматизировать данный процесс.

Применяя методы автоматизированного расчета и поддержания параметров функционирования оборудования для получения фотоформ, в работе разработан алгоритм автоматизированной настройки данного комплекса оборудования (фотовыводное устройство и проявочная машина).

3. В результате исследования различных технологий формовыводных устройств и анализа способов формирования изображения на формной пластине разработан алгоритм автоматизированной настройки данных устройств.

Использование данного алгоритма не требует существенных конструктивных изменений формовыводных устройств. Принцип функционирования заключается в том, что по результатам измерения тест-объекта, формируется управляющее воздействие, которое увеличивает или уменьшает количество энергии, переданное на формный материал.

4. Разработаны требования, предъявляемые к точности настройки записывающего оборудования различными растровыми структурами. Данные требования определяют необходимую точность воспроизведения элементарной точки на форме для основных типов растрирования (растрирование круглой точкой, растрирование квадратной точкой, растрирование эллиптической точкой и стохастическое растрирование). Например, увеличение элементарной точки на 5 мкм при разрешении вывода 2540 dpi относительная площадь растровой структуры, полученной в результате стохастического растрирования, увеличивается на 40%.

5. Предложен алгоритм, позволяющий проводить расчет чувствительности относительной площади растровых элементов в зависимости от изменения размера элементарной точки. Данный алгоритм основан на анализе битовой карты изображения, что дает возможность исследовать любые типы растров.

6. Подтверждена адекватность разработанных методик настройки записывающих устройств по экспериментальным данным. Произведены выводы растровых структур и тестовых шкал на фотовыводном и формовыводном устройствах, результаты измерения которых соответствуют теоретическим расчетам.

7. Проведен анализ возможности применения разработанной методики в других областях на примере цифровой печати (электрографии). Это обосновано идентичностью факторов, по которым осуществляется управление точностью воспроизведения изображения.

1. Алифанов О.М. Вабищевич П.Н. и др. Основы идентификации и проектирования тепловых процессов и систем: Учебник М.: Изд-во "Логос", 2001 -400 с.

2. Андреев Ю.С., Горшенин М.И. Выбор светочувствительного материала для лазерной записи изображений // Автоматизация полиграфического производства: Межвед. сб. науч. трудов. М.: Изд-во МПИ, 1989. - С. 92-101.

3. Битюрина Т. Технология Computer-to-Plate в России // Полиграфия.-1998.-№ 1.-С. 28-29.

4. Битюрина Т., Филин В. Формные материалы для СТР-технологии // Полиграфия. 1999. - № 1. - С. 32-35.

5. Брейтман И.И. Разработка систем термостатирования полиграфических проявочных установок: Автореф. канд. техн. наук. М., 1989. - 22 с.

6. Брудный А.Я., Мельников JT.A. Электронная обработка черно-белых и цветных иллюстраций в комплексе с лазерным выводным устройством ФЛП300 // Современная полиграфия. 1994. - № 3. - С. 69.

7. Ванеев В.В., Самарин Ю.Н. Оптимизация программных и аппаратных средств в издательских системах // Тез. 37-й науч. конф. МГУП. М.: Изд-во МГУП, 1997. - С. 7-8.

8. Вартанян С.П. Оптоэлектронные приборы и устройства в полиграфии. М.: Изд-во МГУП, 2000.

9. Вендровский К.В., Вейцман А.И. Фотографическая структомет-рия. М.: Искусство, 1982. - 270 с.

10. Винокур А.И., Белоусов A.A. Технология копирования архивных фотоматериалов. М.: НИКФИ, 2003. - 179 с.

11. Винокуров П.Д., Самарин Ю.Н. Методы и средства автоматизации набора. Сложные виды набора. М., 1990. - 13 с. Деп. в ЦНИИТЭИтяж-маш, № 619-тм90.

12. Головачёв И., Савченко В. Оценка характеристик фотонаборного автомата.// Publish. 2001. - №7.

13. Горелова Г.В., Кацко И.А. Теория вероятностей и математическая статистика в примерах и задачах с применением Excel: Учебное пособие для вузов. Ростов н/Д: Феникс, 2005. - 480 е., ил.

14. Горячев А. Выбираем пластину для СТР // Полиграфия. 2002. -№5.-С. 36-38.

15. Грибков А.В., Самарин Ю.Н., Ткачук Ю.Н. Основы проектирования и расчета полиграфического оборудования. Проектирование и расчет наборного и формного оборудования: Учебное пособие. М.: МПИ 1998. -97 е.: ил.

16. Десятник Э.С. Технология "компьютер-печатная форма" с использованием автомата "ГРАНАТ-530" // Тез. 37-й науч. конф. МГУП. М.: Изд-во МГУП, 1997.-С. 19-21.

17. Дреер М. Разработка и исследование автоматизированных методов оценки и прогнозирования качества печати: Автореф. канд. техн. наук. -М., 2006.- 18 с.

18. Дубовик А.С. Фотографическая регистрация быстропротекающих процессов. -М.: Наука, 1984. 320 с.

19. Дьяков В., Круглов В. MATLAB Анализ, идентификация и моделирование систем: Специальный справочник М. Изд-во Питер, 2002. - 448 с.

20. Дюрчек АЛ., Самарин Ю.Н. Исследование факторов влияющих на точность ФНА капстанового типа // Матер, юбилейной науч.-техн. конф. "70 лет МПИ-МГАП-МГУП". М.: Изд-во МГУП, 2000. - С. 17-18.

21. Ефимов М.В., Толстой Г.Д. Автоматизация технологическихпроцессов полиграфии. М.: Книга. 1989. - 512 с.

22. Забалотская М. С. Разработка методов контроля и допусков на цветовоспроизведение для получения психологически точных полиграфических репродукций: Дис. . канд. техн. наук. -М., 1998.

23. Зенкин С.С. Исследование и разработка лазерных устройств формирования изображений текстово-иллюстрационных полос в фотонаборных машинах: Дис. канд. техн. наук. -М, 1988.

24. Иванов А.П., Лойко В.А. Оптика фотографического слоя. -Минск: Наука и техника, 1983. 304 с.

25. Каныгин Н.И. Моделирование процессов постадийного преобразования цветных изображений в современных репродукционных полиграфических системах: Дис. докт. техн. Наук М., 1996.

26. Касьянова З.К. Разработка метода и устройства градационной коррекции полиграфических изображений: Автореф. канд. техн. наук. М., 1987.-24 с.

27. Каталог фирмы Терем, электронный www.terem.ru/catalog.asp

28. Ким Чан Се. Разработка методов стабилизации градационной характеристики растрового изображения при многолучевом методе электронного растрирования: Дис. канд. техн. наук. М., 1997

29. Ковешников А. И. Исследование и разработка основных параметров оборудования для обработки фототехнических пленок в полиграфических процессах: Дис. канд. техн. наук М., - 1982.

30. Кувшинов М. Краткий комментарий к статье о выборе фотонаборного оборудования.// Publish. 2001. - №9. - С. 98 - 102.

31. Кузнецов Ю.В. Растровая полиграфическая репродукция: Дис. . докт. техн. Наук М., 2000.

32. Луцко В.В. Расчет влияния преобразований в звеньях репродукционной системы на цветовые параметры оттиска: Дис. . канд. техн. наук -М.,- 1999.

33. Льюнг Л. Идентификация систем. Теория для пользователя.: пер. с англ./Под ред. Я.З. Цыганенко. М.: Наука. 1991. - 432 с

34. Макеева Т.А. Четкость в полиграфической растровой репродукции формирование и управление: Дис. канд. техн. наук М., - 2005.

35. Мартынов М. Карташева О. Исследование репродуционно-графических свойств серебросодержащих пластин для CtP. // Вестник технологий. 2004. - № 1.-С. 42-43.

36. Мачулка Г.А. Лазеры в печати. М.: Машиностроение, 1989.224 с.

37. Метьюз, Д.Г. Финк К.Д. Численные методы. Использование MATLAB, 3-е издание : Пер. с англ. М.: Издательский дом "Вильяме", 2001.-720 с.

38. Паперно И.М., Вдовин В.Г., Десятник Э.С., Самарин Ю.Н. Электронные системы переработки текстовой и иллюстрационной информации // Оборудование для полиграфической промышленности. М.: ЦНИИТЭИлег-пищемаш, 1981. - 64 с.

39. Пат. 2041828 Россия, МПК В 41 С 1/02. Лазерная гравировальная машина / А.К. Фаннибо, В.В. Никонов, В.А. Плесков, Э.С. Десятник. № 93048217/12; Заявлено 19.10.93; Опубл. 20.08.95, Бюл. № 23. -4 е.: ил.

40. Погорелый В. Современные системы СТР // КомпьюПринт. -2000,-№5.-С. 18-29.

41. Пыльский А. Сартаков М. Баланс по серому в триадной офсетной печати. // Publish. 2005. - № 3. - С. 33-39.

42. Розанова С.О., Самарин А.Ю. Методика комплексации полиграфического предприятия // Аппаратно-программное обеспечение полиграфического оборудования: Межвед. сб. науч. трудов. М.: Изд-во, 2001. - С. 1923.

43. Самарин Ю.Н. База данных полиграфического оборудования // Полиграфист и издатель. 1998. - Март. - С. 96.

44. Самарин Ю.Н. Допечатное оборудование. Конструкции и расчет: Учебник для вузов / Моск. гос. ун-т печати. М.: МГУП, 2002 - 555 с.

45. Самарин Ю.Н. Достоинства и проблемы технологии «компьютер-печатная форма» // Технология, исследование, контроль полиграфических процессов: Межвед. сб. науч. трудов. М.: Изд-во МГУП, 2001. - С. 5-13.

46. Самарин Ю.Н. Конструирование и расчет формного оборудования: Ч. 1. Конструирование и расчет оптико-механических систем формного оборудования: Учеб. пособие. М.: Изд-во МГУП "Мир книги", 1998. - 160 с.

47. Самарин Ю.Н. Светоэнергетический расчет лазерных устройств анализа полиграфических изображений. М., 1987. - 14 с. Деп. в ЦНИИ-ТЭИТяжмаш, N 35 - тм 88.

48. Самарин Ю.Н., Синяк М.А. Технико-экономическая оценка и выбор фотонаборных автоматов для полиграфического производства. М.: МГУП, 2001.- 166 с.

49. Самарин Ю.Н., Снежко Е.В. Анализ чувствительности растровых структур к изменению размеров пятна лазера записывающего устройства // КомпьюАрт. 2005. - №9. - С. 73-76.

50. Сидоров A.C. Электронные устройства полиграфического оборудования: Ч. 2. Лазеры в полиграфии: Учебное пособие / Моск. гос. ун-т печати. М.: МГУП, 2001. - 284 с.

51. Снежко E.B. Методика калибровки фотовыводных устройств с применением математического моделирования // Вестник МГУ П. 2005. - №12. -С. 170-176.

52. Снежко Е.В. Разработка алгоритма ввода и подготовки экспериментальных данных для идентификации // Вестник МГУ П. 2004. - №1. - С. 6267.

53. Снежко Е. В. Определение математической модели проявочной секции в проявочной машине // Вестник МГУП. 2005. - №3. - С. 78-85.

54. Снежко Е. В. Сравнительный анализ изменения основных растровых структур при искажении пятна лазера аналитически и по экспериментальным данным // Вестник МГУП. 2006. - №9. - С. 80-87.

55. Снежко Е. В. Анализ влияния размера пятна лазера на точностные характеристики записи изображения // Проблемы полиграфии и издательского дела. 2006. - №3 - С. -30-40.

56. Снежко Е. В. Оценка чувствительности основных растровых структур к искажению пята лазера записывающего устройства // Проблемы полиграфии и издательского дела. 2006. - №4 - С. -25-33.

57. Сорокин В.А., Самарин Ю.Н. Анализ развития оборудования и технологий допечатных процессов // Тез. 36-й науч. конф. МГАП. М.: МГАП, 1996.-С. 37-38.

58. Спиридонов A.A. Планирование эксперимента при исследовании технологических процессов. М.: Машиностроение, 1981. 184 е., ил.

59. Сысуев И. А. Метод изготовления контактных растров с нерегулярной структурой: Дис. канд. техн. Наук. 1993.

60. Уманский С.Д. Цифровые печатные машины // Интерпринт. -1994.-Окт,-С. 20-25.

61. Хомякова К. В. Разработка методики оценки качества цифровойпечати: Дис. канд. техн. наук М., - 2006.

62. Шашлов Б. А. Теория фотографического процесса. М.: Книга,1971.-340 с.

63. Шашлов Б. А Цвет и цветовоспроизведение. Изд. 2-е доп.: Учебник. М.: МГАП, 1995. - 316 е.: ил.