Создание баз данных в области наноэлектроники как элементов информационной составляющей инфрастр (стр. 9 из 19)

Первоначальные структуры состояли из нескольких сотен нелегированных слоев GaAs и Al_xGa_1-xAs (0,15 <x<0,35) с периодами, имеющими в различных образцах значения от 5 до 20 нм. Первые эксперименты на сверхрешетках GaAs— Al_xGa_1-xAs проводились для изучения особенностей переноса носителей [109] и для демонстрации квантовых свойств электронов в прямоугольных ямах, образованных краями зон в этих сверхрешетках [110].

С тех пор достигнут значительный прогресс в таких вопросах, как доказательство двумерного характера подзон в опытах по резонансному комбинационному рассеянию [111] и осцилляциям Шубникова — де Гааза [112], создание сверхрешеток со сверхтонкими слоями [113] и использованию сверхрешеточных эмиттеров в инжекционных лазерах [114].

В дальнейшем использование модулированного легирования в сверхрешет-ках GaAs-Al_xGa_1-xAs [115] обогатило установившуюся было картину прямо-угольных ям и расширило круг изучаемых физических явлений, включив в него новые фундаментальные эффекты, такие как квантовый эффект Холла [116], состояние с близким к нулю сопротивлением [117] и локализация электронов двумерного электронного газа (2-МЭГ) в сильных магнитных полях [118].

Обнаружение уникального взаимного расположения краев зон на гетерогранице InAs — GaSb [119] привело к открытию нового типа композиционных сверхрешеток [120], примером которых является комбинация материалов Ga_xIn_1-xAs и GaAs_ySb_1-y [121]. В этой системе край валентной зоны GaSb лежит выше по энергии, чем край зоны проводимости InAs, — ситуация, весьма необычная для бинарных соединений с близкими постоянными решетки. Изменяя независимо состав тройных соединений Ga_xIn_1-xAs и GaAs_ySb_1-y,можно менять указанное взаимное расположение зон, создавая или ликвидируя их перекрытие. Одновременно возможно обеспечить точное согласие постоянных решетки. Эти особенности привели к появлению сверхрешеток с новыми свойствами, недостижимыми в системе GaAs—Al_xGa_1-xAs. Поскольку состояния зоны проводимости в слоях Ga_xIn_1-xAs сосуществуют с состояниями валентной зоны в соседних слоях GaAs_ySb_1-y, возможен переход электронов из вторых слоев в первые при достаточно малой их толщине. Это приводит к переходу полупроводник — полуметалл в сверхрешетках [122, 123] и к возможности обратного перехода при наложении магнитного поля [124].

После большой предварительной работы по повышению до атомного уровня точности контроля за распределением примесей при МЛЭ вдоль оси роста стало возможным создание первых легированных сверхрешеток [125]. Исходные образцы таких новых искусственных полупроводниковых структур состояли из тонких (5 нм < d<300 нм) слоев GaAs, легированных Si (n) и Be(p), в некоторых случаях разделенных тонкими прослойками с собственной проводимостью (i-GaAs). Многие особенности электронных свойств легированных сверхрешеток GaAs, предсказанные в работе [126], были продемонстрированы в детальных экспериментах [127].

На основе полумагнитных полупроводников [128] был предложен принципиально новый тип сверхрешеток — так называемые «спиновые сверхрешетки» [129]. В них эффективный сверхрешеточный потенциал приблизительно прямоугольной формы может меняться от нуля до некоторого предельного значения, зависящего от внешнего магнитного поля, температуры и уровня «спинового легирования» материала.

Спиновое легирование легко осуществляется путем замены малой доли компонент кристалла на парамагнитные ионы. Поэтому для создания спиновой сверхрешетки надо периодически легировать исходный кристалл парамагнитными ионами так, чтобы изменять лишь эффективный g-фактор электронов проводимости. Было предложено создать подобные спиновые сверхрешетки в системе

Hg_0,99Mn_0,01Se—Hg_0,976Cd_0,024Se. Роль парамагнитного элемента («спиновой примеси») здесь играет Mn, а концентрация немагнитной добавки Cd выбрана так, чтобы вещества имели одинаковую ширину запрещенной зоны.

Первые спиновые сверхрешетки, называемые также сверхрешетками из разбавленных магнитных полупроводников [130], были выращены в системе Cd_1-xMn_xTe—Cd_1-yMn_yTe [131, 132]. Они обнаружили даже больше интерес-ных свойств, чем ожидалось на основании теоретических предсказаний [129].

Добавление к двум полупроводникам, составляющим сверхрешетку, третьего, например включение в систему InAs—GaSb слоев AlSb, создает новую степень свободы по сравнению с обсуждавшимися выше сверхрешетками [133]. Подобные трехкомпонентные системы, называемые также политипными сверхрешетками, обладают рядом характеристик, недостижимых в двухкомпонентных системах. Очевидно поэтому, такие системы существенно расширяют перспективы применения искусственных сверхрешеток.

Существующее разнообразие полупроводниковых сверхрешеток требует классификации. Такая классификация должна подчеркивать характерные черты конкретных сверхрешеток и помогать в выборе материалов для создания желаемых сверхрешеточных структур.

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 ∆Е_си в валентной зоне ∆E_Vимеют противоположные знаки, и запрещенные зоны E_giполностью 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]).

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.

1.2.2. 1.1. Композиционные сверхрешетки типа I

Первая композиционная сверхрешетка такого типа была выращена в системе GaAs—Al_xGa_1-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—Al_xGa_1-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 ∆E_g = E_gAiGaAs- E_gGaAsприходится на разрыв в зоне проводимости ∆Е_с, а какая - на разрыв в валентной зоне ∆Е_у.

Результаты первых экспериментальных исследований различных эффектов в прямоугольных квантовых, ямах GaAs [110] согласуются со значениями ∆Е_с= (0,85 ± 0,03)·∆Е_gи ∆E_V = (0,15 ± 0,03)·∆Е_g. Но исследования параболических квантовых ям, выращенных в системе GaAs—GaAs—Al_xGa_1-xAs [136], привели к выводу о том, что разрыв ∆E_gделится 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 ∆Е_сравен 0,57 ∆E_g(∆Е_у= 0,43 ∆E_g), а носители в квантовых ямах характеризуются эффективными массами

m^*_e= 0,0665 m₀ для электронов,

m_h^*_h= 0,34 m₀ для тяжелых дырок и

m_I^*_h= 0,094 т₀для 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—Al_xGa_1-xAs составляют ∆Е_с = 0,6∆E_gи ∆E_V=0,4∆E_gнезависимо от молярной доли А1 в тройном соединении.