1.2.2. 1. Композиционные сверхрешетки — Отчет «Создание баз данных в области наноэлектроники как элементов информационной…

1.2.2. 1. Композиционные сверхрешетки
Расположение в энергетическом пространстве краев зон различных полупроводников обычно сравнивают, используя в качестве единого начала отсчета уровень вакуума [134]. Подобное сопоставление можно проводить, характеризуя каждый из рассматриваемых полупроводников величиной электронного сродства θ.
Электронное сродство определяет энергию, требуемую для переноса электрона со дна зоны проводимости полупроводника на уровень вакуума. Поэтому в полупроводнике с большим значением θ край зоны проводимости лежит ниже по энергии, чем в полупроводнике с меньшим θ. Отсчитывая энергию от уровня вакуума, можно разделить композиционные сверхрешетки на три различных типа (рис. 4).
В сверхрешетке типа I (рис. 4, a) разрывы в зоне проводимости ∆Ес и в валентной зоне ∆EV имеют противоположные знаки, и запрещенные зоны Egi полностью перекрываются. Подобные сверхрешетки иногда называют «контравариантными» композиционными сверхрешетками [135].
В сверхрешетке типа II (рис. 4, б) модуляция краев зоны проводимости и валентной зоны имеет один и тот же знак, и запрещенные зоны перекрываются лишь частично, либо не перекрываются вообще («ковариантная» сверхрешетка [135]).
Рис. 4. Расположение краев зоны проводимости и валентной зоны относительно вакуумного уровня (штриховая линия) в отдельных неконтактирующих веществах (слева) и в композиционных сверхрешетках различных типов (справа): в—сверхрешетка типа I; б—сверхрешетка типа II; в—политипная сверхрешетка. По оси абсцисс отложена пространственная координата, по оси ординат—энергия.
Наконец, политипная сверхрешетка (рис. 4, в) представляет собой трехкомпонентную систему, где слои, образующие сверхрешетку типа II, дополняются широкозонным полупроводником, создающим потенциальные барьеры как для электронов, так и для дырок.

Первая композиционная сверхрешетка такого типа была выращена в системе GaAs—AlxGa1-xAs. На рис. 5 показаны последовательность слоев в такой сверхрешетке и ее энергетический профиль в реальном пространстве. Разрывы зон на гетерограницах служат потенциальными барьерами для электронов и дырок и тем самым создают периодический сверхрешеточный
Энергия, Е
Рис. 5. Схема расположения последовательности слоев (слева) и зонная диаграмма в зависимости от координат (справа) для сверхрешетки GaAs—AlxGa1-xAs. Стрелка на левом рисунке показывает направление роста слоев; 1—дырочные подзоны в валентной зоне; 2—электронные подзоны в зоне проводимости.
потенциал в зоне проводимости и в валентной зоне. Характерной чертой такой сверхрешетки является то, что узкозонный слой, зажатый между двумя широкозонными полупроводниками, образует две прямоугольные квантовые ямы — одну для электронов и одну для дырок. Глубины этих потенциальных ям зависят от того, какая часть разности ширин запрещенной зоны ∆Eg = EgAiGaAs — EgGaAs приходится на разрыв в зоне проводимости ∆Ес, а какая — на разрыв в валентной зоне ∆Еу.
Результаты первых экспериментальных исследований различных эффектов в прямоугольных квантовых, ямах GaAs [110] согласуются со значениями ∆Ес = (0,85 ± 0,03)·∆Еg и ∆EV = (0,15 ± 0,03)·∆Еg. Но исследования параболических квантовых ям, выращенных в системе GaAs— GaAs—AlxGa1-xAs [136], привели к выводу о том, что разрыв ∆Eg делится почти поровну между зоной проводимости и валентной зоной. Объяснение этого противоречия дано в работе [137], где показано, что экспериментальные данные как для прямоугольных, так и для параболических квантовых ям на основе GaAs можно согласовать, если положить, что разрыв в зоне проводимости ∆Ес равен 0,57 ∆Eg (∆Еу = 0,43 ∆Eg), а носители в квантовых ямах характеризуются эффективными массами
m*e = 0,0665 m0 для электронов,
mh*h = 0,34 m0 для тяжелых дырок и
mI*h = 0,094 т0 для легких дырок.
Указанные значения разрывов зон были позднее подтверждены независимыми экспериментальными данными по явлениям переноса [138]. Согласно другим экспериментальным результатам [139—144], наиболее правдоподобные значения разрывов зон в гетеропереходе GaAs—AlxGa1-xAs составляют ∆Ес = 0,6∆Eg и ∆EV=0,4∆Eg независимо от молярной доли А1 в тройном соединении.
Другой класс сверхрешеток типа I составляют так называемые сверхрешетки с напряженными слоями (CHC) [145—147]. Это высококачественные сверхрешетки из материалов с несовпадающими постоянными решетки. Слои в этих структурах делаются такими тонкими, чтобы согласование решеток обеспечивалось исключительно за счет напряжений в слоях без образования дефектов несоответствия.
Свойствами СНС можно управлять путем должного выбора материалов и геометрических параметров. При величине рассогласования решеток в несколько процентов для слоев с толщинами порядка 10 нм может быть достигнуто высокое качество эпитаксии [148—150]. При этом вся сверхрешетка характеризуется постоянным параметром решетки в направлении, параллельном границам. Рассогласование между сверхрешеткой в целом и подложкой также может компенсироваться упругими напряжениями до тех пор, пока толщина сверхрешетки не превышает некоторого критического значения [149].
К настоящему времени для выращивания СНС использовались пять полупроводниковых систем: GaAs—InxGa1-xAs [149, 151], GaAs—GaAsxP1-x [145, 152], GaP—GaAsxP1-x [153], ZnS—ZnSe [154] и GaSb—AlSb [155]. Следует отметить, однако, что возможно создание и новых СНС из весьма широкого класса материалов с несогласующимися решетками.
Среди сверхрешеток типа I существуют также сверхрешетки вида полуметалл — полупроводник, обладающие интересными свойствами. Типичным их представителем является сверхрешетка HgTe—CdTe.
Такая сверхрешетка представляет собой предельный случай многослойной гетероструктуры Hg1-xCdxTe—CdTe при х = 0 [156]. Например, она может состоять из отдельных чередующихся слоев HgTe (полуметалл с отрицательной запрещенной зоной) толщиной 18 нм и CdTe (широкозонный полупроводник с Eg=1,49 эВ при 300 К) толщиной 4 нм. Согласно «правилу общего аниона» [157], которое утверждает, что потенциалы ионизации полупроводниковых соединений определяются исключительно анионной компонентой, разрывы в валентной зоне сверхрешетки HgTe—CdTe близки к нулю. Поэтому в данной сверхрешетке вся разность запрещенных зон ∆Eg, равная ширине запрещенной зоны CdTe, сосредоточена в зоне проводимости. Это приводит к достаточно редкому соотношению для разрыва в зоне проводимости: ∆Ес = ∆Eg = EgCdTe.
Семейство сверхрешеток типа I завершают сверхрешетки на основе кремния. Рамки кремниевой технологии (исключающей полупроводниковые соединения типов AIIIBV, AIIBVI и AIVBVI) сильно ограничивают число возможных структур.
Что касается обычных слоистых структур, то здесь примером кремниевой сверхрешетки является система Si—Si1-xGex [158]. Помимо этой кристаллической системы кремниевая технология предлагает и некоторые другие новые возможности. Одна из них — это аморфные сверхрешетки из гидрогенизированного аморфного кремния (a-Si:H) и гидрогенизирован-ного аморфного германия (a-Ge:H) (либо нитрида кремния (a-SiNx:H) или карбида кремния (a- Si1-xCx:H), которые не являются ни решеточно-согласованными, ни эпитаксиальными, хотя имеют гетерограницы в основном бездефектные и почти атомно-гладкие [159, 160]. Вторая возможность — это МОП-структуры (металл — оксид — кремний) с сеточным электродом, представляющим совокупность тонких параллельных металлических нитей, однородно нанесенных на поверхность оксида [158, 161]. Предполагается, что в этой системе дополнительный периодический потенциал будет глубже проникать в кремний, если в сетке чередовать нити с различными приложенными напряжениями. Третья возможная кремниевая сверхрешеточная структура представляет собой легированную сверхрешетку [126], но она здесь не будет обсуждаться.
Характерные черты композиционных сверхрешеток типа II определяются взаимным расположением краев зон исходных полупроводников на гетерогранице. Зона проводимости одного из материалов здесь близка к валентной зоне другого. Это вызывает пространственное разделение носителей, локализованных в квантовых ямах. Электроны сосредоточены в квантовых ямах, образованных первым полупроводником, а дырки — в квантовых ямах, образованных вторым полупроводником. Таким образом, в этих многослойных структурах мы имеем дело с «непрямой в реальном пространстве запрещенной зоной» (в отличие от непрямой запрещенной зоны в пространстве импульсов, реализующейся в ряде объемных полупроводников).
До сих пор лишь одну полупроводниковую систему можно с уверенностью считать образующей сверхрешетку типа II. Это система, основанная на тройных соединениях In1-xGaxAs и GaSb1-yAsy, где предельный случай х = 0, у = 0 отвечает сверхрешетке InAs—GaSb [119].
Согласно имеющимся данным по электронному сродству и запрещенной зоне обоих бинарных соединений, край зоны проводимости InAs лежит на 0,14 эВ ниже края валентной зоны GaSb [120]. Для тройных соединений запрещенные зоны частично перекрываются, стремясь в пределе х= 1, у = 1 к полному перекрытию (отвечающему запрещенной зоне GaAs).
Если выбор тройных соединений In1-xGaxAs и GaSb1-yAsy удовлетворяет условию у = 0,918x: + 0,082, то на гетерограницах в сверхрешетке имеется идеальное согласие постоянных решетки [120]. На рис. 6 показаны зависимости энергий краев зон от состава соединений, а также схематические энергетические диаграммы сверхрешеток типа II, выполненных из этих материалов.
Рис. 6. Зависимость положения краев зон (отсчитанных от вакуумного уровня) в твердых растворах In1-xGaxAs и GaSb1-yAsy от состава последних (a) и схематические зонные диаграммы сверхрешеток InAs—GaSb (б) и In1-xGaxAs—GaSb1-yAsy (в) [119]. Заштрихованные области отвечают энергиям подзон и тем участкам пространства, где концентрируются носители. На рис. б и в по оси абсцисс отложена пространственная координата.
Опубликованные экспериментальные результаты [162] привлекли внимание к другой системе, предположительно также образующей сверхрешетки типа II. Это система РbТе—Pb1-xSnxTe. Электронная зонная структура и характер сверхрешеток РbТе—Pb1-xSnxTe еще не достаточно исследованы [163—165], хотя их энергетическая схема, использующая зависимость от х (молярной доли олова) энергий краев зон, отсчитанных от уровня Ферми в легированном In (~ 1%) объемном Pb1-xSnxTe (где уровень Ферми зафиксирован амфотерной примесью In), позволяет предположить [162], что сверхрешетки из этих соединений принадлежат к типу II. Но это явно противоречит данным магнитооптических экспериментов [163, 165], согласно которым сверхрешетки РbТе—Pb1-xSnxTe принадлежат к семейству сверхрешеток типа I.

Как говорилось выше, политипные сверхрешетки могут быть созданы, если дополнить систему InAs—GaSb третьим веществом — AlSb (рис. 4, в). На рис. 7, а показаны энергии краев зон AlSb по отношению к зонам GaSb и InAs. Минимум зоны проводимости в AlSb расположен в точке X импульсного пространства в отличие от GaSb и InAs, где он находится в точке Г. Тем не менее благодаря относительно широкой запрещенной зоне AlSb (1,6 эВ), перекрывающей запрещенные зоны GaSb и InAs, слои AlSb в сверхрешетках и гетероструктурах служат потенциальными барьерами как для электронов, так и для дырок. Следует отметить, что близость постоянных решеток AlSb (6,136 A), GaSb (6,095 А) и InAs (6,058 А) [133] способствует гетероэпитаксии. Поэтому указанные полупроводники, существенно различные по параметрам зон, состав-ляют уникальную комбинацию среди всего класса соединений типа AIII BV.Рассматриваемые политипные сверхрешетки конструируются из базовых многопереходных элементов типа ВАС, АВСА, АСВСА и т. д. (рис. 7, б), где А означает AlSb, В —GaSb, а С —InAs.
Гетеропереходы между отдельными составляющими политипной сверхрешетки сами по себе обладают интересными характеристиками [133]. Гетеропереходы GaSb—AlSb, например, имеют очень интересную зонную картину. В соответствии с правилом общего аниона [157, 166] разрыв в валентной зоне ∆ЕV для них должен быть очень малым, в то время как разрыв в зоне проводимости ∆Ес весьма велик. Поэтому квантовые ямы в зоне проводимости сверхрешеток GaSb—AlSb столь глубоки, что энергии квантовых уровней не зависят от точного значения ∆Ес. Кроме того, не слишком малая разность постоянных решетки GaSb и AlSb (∆а0/а0= 0,65% [155]) позволяет изучать влияние напряжений несоответствия на свойства сверхрешетки.
Рис. 7. Энергии краев зон AlSb по отношению к GaSb и InAs (а) и энергетические диаграммы двух типов политипных сверхрешеток (б) [133] Заштрихованные области отвечают запрещенным зонам.
Очевидно, что все характеристики гетеропереходов между отдельными компонентами определяют и свойства политипной сверхрешетки в целом.

Оцените статью
Добавить комментарий