На основе физико-математической модели исследован процесс обрыва тока в мощных полупроводниковых прерывателях при различных профилях легирования p+-p-n-n+-структуры. Модель учитывает реальный профиль легирования структуры, диффузию и дрейф носителей тока в сильных электрических полях, рекомбинацию на глубоких примесях и оже-рекомбинацию, а также ударную ионизацию в плотной плазме. Расчет электрической схемы накачки прерывателя основан на решении уравнений Кирхгофа. Показано, что в режиме наносекундного обрыва сверхплотных токов при плотности обрываемого тока в единицы и десятки kA/cm2 определяющее влияние на процесс обрыва тока оказывает ширина p-области исходного профиля легирования структуры. Увеличение ширины p-области от 100 до 200 mum приводит к возрастанию скорости движения фронта избыточной плазмы вдоль p-области на стадии обратной накачки в 5--7 раз. Более высокая скорость движения фронта плазмы обусловливает увеличение жесткости процесса отключения тока, что выражается в сокращении времени обрыва тока и увеличении перенапряжения на прерывателе.

Предложен достаточно гибкий и простой в реализации метод вычисления потенциала и поля многополюсной линзы, сочетающий технику конформных отображений с численными подходами. Описана использующая этот метод процедура последовательной оптимизации геометрической формы полюса, направленная на улучшение характеристик линзы. Приведены примеры.

Исследованы различные сценарии пространственной и временной эволюции параметров диффузионного распада импульсной плазмы электроотрицательных газов в отсутствие плазмохимических процессов. Показано, что нелинейная диффузия в плазме с отрицательными ионами происходит в несколько этапов. Распад концентрации электронов обостряется во времени, и к началу второй стадии практически все электроны уходят из рязрядного объема. В то же время ионный профиль концентраций расплывается благодаря ион-ионной амбиполярной диффузии, причем на первой стадии распада поток отрицательных ионов на стенку отсутствует. Эволюция ион-ионной (безэлектронной) плазмы на второй стадии начинается с установления основной диффузионной моды, а затем происходит по обычному экспоненциальному закону с характерным временем ион-ионной амбиполярной диффузии.

Предложен метод формирования пучков ускоренных ионов с энергетическим спектром, отвечающим условию образования в облучаемых образцах заданного профиля внедренных атомов и радиационных дефектов. Проведен строгий математический расчет профилей пленочных поглотителей энергии, формирующих пучки легких и тяжелых ионов с необходимым энергетическим спектром из моноэнергетических ускоренных пучков.

Изложены результаты исследований влияния несимметричности профиля, чисел Рейнольдса, углов отклонения механизации на топологию границ области гистерезиса в зависимостях статических аэродинамических сил и моментов от установочных углов атаки, полученных в испытаниях в аэродинамических трубах двух моделей прямоугольных крыльев, имеющих отклоняемые закрылки, расположенные по всему размаху вдоль задней кромки крыльев, имеющих равные толщины и различную кривизну.

С помощью кинетических методов получены уравнения переноса, уравнение вириала, условие динамического равновесия и уравнение огибающей аксиально-симметричного параксиального релятивистского электронного пучка, распространяющегося в рассеивающей газоплазменной среде при наличии обратного плазменного тока, радиальный профиль плотности которого отличается от соответствующего профиля пучка. Найденные уравнения включают дополнительные члены, учитывающие указанное отличие.

Моделирование профилей распределения ионов Cu+, Ag+ и Au+ при имплантации в аморфные диэлектрики SiO2, Al2O3 и сода-натриевое силикатное стекло проведено при помощи программы DYNA, алгоритм которой основан на эффектах парных столкновений внедряемых ионов с атомами подложки, приводящих к динамическому изменению фазового состава приповерхностного слоя облучаемого материала, а также с учетом явления поверхностного распыления. Рассмотрены случаи ионной имплантации дозами =< 1016 cm-2 при низких энергиях 30, 60 и 100 keV. Проведено сравнение полученных результатов по динамическому изменению профилей распределения концентрации имплантированных ионов в зависимости от дозы со стандартным статическим распределением, рассчитаным по TRIM-алгоритму. Работа поддержана Российским фондом фундаментальных исследований (N 99-02-17767).

Рассмотрен вопрос о тепловом и магнитном разрушении критического состояния в жестких сверхпроводниках. Предполагается, что начальное распределение температуры и электрического поля является существенно неоднородным. В квазистационарном приближении определена граница возникновения термомагнитной неустойчивости в сверхпроводнике. Показано, что в отличие от аналогичного критерия для однородного температурного профиля полученный интегральный критерий учитывает влияние каждого участка сверхпроводника на порог возникновения неустойчивости критического состояния.

Теоретически исследован закон дисперсии электронов, движущихся вдоль зеркально отражающей границы двумерного электронного газа в присутствии приграничной потенциальной ямы и слабого магнитного поля. Численным моделированием найден ряд особенностей в плотности краевых магнитных состояний, которые могут быть обнаружены магнитотранспортными и магнитооптическими измерениями. Обсуждаются способы реализации структур для изучения таких состояний. Продемонстрирована возможность создания кристаллически совершенных межтеррасных границ двумерного электронного газа в результате введения наклонных плоскостей скольжения в гетероструктуры.

На основе численного моделирования проанализированы погрешности различных методов восстановления распределения легирующей примеси в полупроводниках по данным вольт-фарадных измерений в электрохимической ячейке. Показано, что предложенные ранее авторами два простых метода не только позволяют определить профиль легирования непосредственно на поверхности структуры, но и потенциально являются более точными, чем традиционно используемый подход. Однако эти методы предъявляют более высокие требования к точности измеряемых данных. Для их успешного применения относительная погрешность измерений должна быть не хуже 5· 10-4, что примерно на порядок выше обычного экспериментального уровня.