Зонная структура композиционных сверхрешеток типа CdxHg1-xTe-CdyHg1-yTe тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ

На правах рукописи

ДАЛЛА САЛЬМАН

ЗОННАЯ СТРУКТУРА КОМПОЗИЦИОННЫХ СВЕРХРЕШЕТОК ТИПА Сс^.Д-С^/^Те

Специальность 01.04.10 - финика полупроводникоз

к диэлектриков

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Санкт-Петербург 1992

Работа выполнена в Санкт-Петербургском Государственном Техническом Университете.

Научный руководитель Официальные оппоненты

Ведущая организация

доктор физико-матемаигческих наук, профессор Субашиев A.B.

доктор физико-математических наук, Алтухов П.Д.

кандидат физико-математических наук, Бококин C.B.

Электротехнический институт им.В.И.Ульянова (Ленина)

"9 -dW^Lг. в

Защита состоится " у "С?! Г 1992 г. в ' 1 часов

на заседании специализированного совета К 063.38.16 в Санкт-Петербургском Государственном Техническом Унивзрситете по адресу: 195251, г.Санкт-Петербург, Политехническая ул., 29

С диссертацией можно ознакомиться в фундаментальной библиотеке технического университета. *

Автореферат разослан _^_ 1992 г.

Ученый секретарь специализированного совета

Подсвиров O.A. о ;

СКАЙ ДА ГС ГЕННАЯ

ГвЛИОТЕКА 0КГ,АЯ Р'-ОТ.-;

>3 I Актуальность то?":. Твердотелт-гп-'Э структур;!, содег?.а;;;-,:е ода-' ¡-."йЗ^иыэ квантовые многокмнш структур*! яэлупргзэдмаяовко

свЗрхресстки находят псе болютг пржзнеяне для создания лазеров видимого диапазона, чувствптольн:гс йотоприсмпикоз, з ::а"Остг.а конструкционного матзриала современной м,'проолектрск::::и. Золь'-ие успехи в использовании гетеростру::тур связан!:, п основном, с г-оз-можностью получать, варьируя состав геометрические паргметри гетероструктуры, полупроводниковый материал со свойствами, близкими к оптимальным для рэ-лзния поставленной тзхитееской задачи, а именно, с необходимой скрниоД оаарк;гк:юй зека, плотностью электронных и дырочных состс/гк;:;!, концентрацией и подвкзгестьо носителей. В зависимости о? взаимного распэяоуоная зон в области гетз-рограницы, моуно выделить три типа, езэрхрегатек. 3 касторе/, работа ограничимся рассмотренном сворхро-'зтс:: С типа, у готорых в качестве одного из слоев используется ЙесцелевоЯ полупроводник с инверсной осиной структурой. ¡^пользование евзрхрез-зтег. С типа позволяет изменять зирину запрещенной сопи з широких лродел.яг, что вгсяо для создания фотоприемникоа, чувствитслк-ых я диапазоне длин волн.

Целью работм является теоретическое исследование эволюции энергетического спектра короткопериодкч^ск;:?: с~ерхрзисток П типа и сверхрешеток типа Сс/Х ^^./^-С^-у^-уТе. с пэре:«!гни:; составом барьеров и ям, при изменении параметров материале^ и параметров структуры.

Задачи исследования:

- выяснение зависимости пирюш запрещенной зоны и оффэктив-ных масс носителей о? состава слоев и от сирины барьеров и ям;

- выяснение возможностей оптимального выбора параметров С? для создания фотоприемников;

- изучение особенностей перестройки спектра при ее переходе от СР Ш типа к СР I типа.

Объект исследования:

Полупроводниковые композиционные сверхрепетки на основе пи-рокозонного полупроводникового материала Сс£ Те я бесщелевого полупроводника \iq~te

Глуу '.'т нпя:пн.п,. В работе впервш:

1. Игучеиа оеолйция спзгстра композиционных сверхрешеток при изменен;:;: ям и барьеров.

2. бучено изменение аффективных масс носителей при изменении параметров С?.

3. Теоретически исследовано изменение спектра СР при изменении состаза барьеров и ям.

4. Выполнен комплекс численных расчетов спектров композиционных свергрсшсток с разным соотношением толщин слоев, подтверздаз-щих теоретический анализ.

5. Теоретически проанализировано изменение спектра при переходе сверхрепетки из С типа в СР I типа при изменении состава материала ям.

Пподставляекка к защите научные положения..

1. Показано, что в короткопориодических сверхрешетках вследствие сильной дисперсии минизон по импульсу движения вдоль оси СР.интервал переходов, в котором спектр СР соответствует полу-мэталлическсму состоянию, оказывается очень широким.

2. Массы пересекающихся минизон легких и тяжелых дырок

и в точке их пересечения А = /?0 ( 0 - импульс вдоль оси СР) обращаются в нуль, а вдали от Оо имеют противоположные знаки. При некотором значении 0 = Од масса минизоны йа меняет знак, проходя через бесконечность. Прохояадению массы минизоны ¿¡а ,через бесконечность соответствует пик в плотности состояний.

3. Установлено, что поскольку вид спектра при

( с1^ - ширина ямы, - ширина ямы, при которой пересекаются нижний край минизоны Б1 и верхний край минизоны Л/ ) не зависит от (11 , СЕерхрешетка долгота оставаться полуметаллической и с учетом неодкородностей структуры.

4. Установлено, что при уменьшении X (К - молярная доля Сс1 Те в материале барьера) переход в полуыеталлическую фазу > смещается в область малых ширин ям. Малая дисперсия минизон тяжелых частиц по 0 сохраняется и при значительном уменьшении скачка валентной зоны (при X в 0.5).

5. При увеличении У { У - молярная доля Сс1 То в материале ямы) переход СР в полуметаллическую фазу смещается в область больших значений тарин ям, а при 0.16 СР становится СР 1-го типа, В СР с у »0.16 ширина запрещенной зоны сверхрешет-

;>• Ед(с11) становится существенно более плавно Я, что позволяет реализовать малка значения при достаточно больших толщи-

нах слоев.

6. Использование структуры С<{х Мд^* Те - Сс/уМр^Тё с оптимальным составом слоев ям и барьеров позволяет заметно смягчить требования к толщине и качеству материала слоев, поскольку в такой С? малые значения и достаточная ширина минизон могут быть

реализовали при толщинах слоев -100 X ,<2^ « 50 А , когда относительные флуктуации параметров слоев становятся менее существенными.

Приоритет результатов. Представляемые к защита основные результаты и связанные сними положения получены впервые.

Практическая значимость результатов.

Представленные в работе результаты могут быть использованы при разработке фотоприемников на основе композиционных сворхросе-ток Сс1„ Нд,^ Те - Сс1уНд1_уТе .

Доклады и публикации.

Материалы диссертации докладывались на П Всесоюзной конференции по фотоэлектрическим явлениям, Ашхабад, 1991 г. и на научных семинарах Ш им.А.З.Коффе и СП6Г7У.

По Теме диссертации опубликовано 3 работы.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, приложения и списка цитированной литературы из 73 наименований. Работа содержит 105 страниц, 28 рисунков и I таблицу.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении отражена актуальность работы, поставлена цель диссертации, обоснованы основные положения, выносимые на загулу, и изложено краткое содержание диссертационной работы.

В первой главе приведен обзор литературных данных, где коротко рассмотрены поведение электрона в периодическом пола, а также особенности закона дисперсии реальных полупроводниковых кристаллов.

Изложены особенности структуры энергетических зон С ¿Те и НфТе .В кристаллах Со! Те валентная зона Гц расположена ниже зоны проводимости (Г^). Зоны легких и тяжелых дырок принадлежат

о,г;ю:7 и то;.г/ :::о неприводимому представлении Гц. При инверсной ооннсй структуре, реализугщейся □ Ид Те , зона проводимости^ расположена нк:.о валентной зоны Гд и имеет отрицательную кривизну. В результате инверсии кривизна одной из зон Гд оказывается положительно;'!, а другой - отрицательной. В такой структуре энергетический зазор Ед ме;%цу окстрецумами зон Гд и Гд в инверсной модели отрицателен.

Далее рассматривается применение метода огибающих к расчету зонной струпу;/-! С? 21 типа, образованной сирокозонньм полупроводником Си Те 1! бесщелевшл полупроводником Нд Те . Использование этого метода позволяет учесть Езаишые превращения носителей разных типов при отражении от гетерограницы, например, превращения легкого носителя в тяжелый.

Во ятогой главе рассмотрена зонная структура короткопериоди-чееккх сверхреиоток Ш типа. Зонная структура СР, содержащей слой полупроводника с инверсией зон, например, С<1 Те - Ид Те , имеет дополнительную специфику, связанную с существованием пограничного состояния на изолированной гетерогранице таких материалов в интервале анергий . где <£ - энергия состояния носителя в С?, £^,£(¿2 « положение краев валентной зоны в материале I, соответствующем потенциальной яме ( Нд 7« ) и в материале 2, соответствующем барьеру ( С<± Та ). В СР положение таких уровней энергии сильно зависит от параметров структуры с/, и с12 ( с1/ и d¿ - ширина слоев I и 2 материала), что влечет за собой существенную перестройку энергетического спектра при изменении параметров рверхреаетки.

В короткопариодической СР малая' ширина и большая проницаемость приводят к сильной дисперсии минизон по импульсу движения вдоль оси СР ( £? ). Кроме того, изменяется порядок следования минизон в области £ 3 результате интервал периодов, в котором СР оказывается в полуметаллическом состоянии, становится очень широким. В полуметаллической фазе спектр верхней дырочно^ и нижней электронной ютнизон сильно отличен от параболического, а масса поперечного движения сильно зависит от импульса продольного движе-' ния. Это приводит к существенному перераспределению плотности состояний в полуметаллической фазе. Основные свойства спектра следуют из качественного анализа дисперсионного уравнения, полученного методом огибающих'.

Порядок следования минизон СР, а тятз их ширина, соответствующая дисперсии спектра по Q , устанавливается из решения уравнений, определяющих положенно краев минизон при К * О, Q = О ,

x/d-

± +

Q-0: (J^-)ctq MÉL - _f Jik Äkck (л

где знак (+) соответствует четным мшнзонам в слоях , а эна::

(-) - нечетным мннизснам легких (. J * ¿ ) и тяжелых ( ¡) = h ) носителей; /{^j - волновой вектор носителя сорта ¡1 « ¡f , /г в материалах I и 2, соответственно. Величины (вещественные или мнимыэ) находятся по законам дисперсии носител'ей n объемных материалах. Существенно, что в случае CP L! типа уравнения (I) и (2) для i) =» £ имеат дополнительные решения S ¡ (нечетное при О. ■» ■= 0) и (четное при Q "0), которым могут состиетствопатъ чисто мнимые значения , Кц2 .

Положение минизон Sy сильно изменяется при изменен::'". толщин слоев|, многократно пересекая минизоны тягяелкх дырок. При ¡.- гсиро-ванном значении Q и К = 0 пересечение с кинизеной hп происходит при некотором значении dt = d/t п (Q).

При увеличении d< минизона Sí пересекает минизону h впервые при /? ■= 0 (соответствующие значения C¿/ обозначим с1/<, ). Второе пересечение минизон и hi происходит при ß = Q0¿ О при больших значениях d( . причем точка пересечения с ростом й{ смещается в область больших Q .

Для СР с малым отношением масс легких и тяжелых носителей ¡r)t[mh <<■ I и высокой прозрачностью барьеров | \ = djh

<< I смещение точки Q0 может быть найдено из соотношения

б

Сильное расталкивание пересекающихся минизон легких и тяжелых дырок приводит к тому, что в точке С * 0о (0<0о< ) массы поперечного движения обращаются в нуль, а вдали от имеют противоположные знаки. Значение О - *!й достигается при пересечении минизон /?/ и верхнего края верхней минизоны пограничных состояний . Соответствующее значение ширины квантовых ям с/, обозначим через . Таким образом, во всем интервале ^ спектр СР соответствует бесщелевому состоянию.

В СР с узкими барьерами, вследствие значительной дисперсии по. 5 минизоны пограничных состояний, ширина интервала (!*< <Доказывается большой. Действительно, значения величин и

в СР с р « Ше/п^ << I близки к точкам пересечения ао-ны с краем зоны

где X = Д. При высокой прозрачности барьеров Я<< I

. /ЯД X*

Кроме того, в короткопериодической СР нижний край верхней зоны пограничных состояний Б/ с ростом с/< резко опускается, пересекая вслед за зоной Л/ , верхний край нижней зоны пограничных состояний при с1{ ш с1/ » ЛИл^.

Для вычисления эффективных масс носителей /7)^ вблизи краев минизон » 0, «г/с/ при их движении вдоль слоев следует использовать общее дисперсионное уравнение, полученное методом огибащих, разлагая последнее по степеням К . В частности, для интервала при 5 ■ 0 получим *

Согласно (4) возможно обращение ГП&цЛ бесконечность.

О

(4)

В последнем параграф представлена розулчтагк численного расчета спектра шгпггон корэткопсраоддаюскоЛ С? т«па -Нд~0 . Зависимости положений краев м;:::и:зон £ (с{л ¿М 07 ны потенциальных г,м с(^ г.ск&заии на рис»I. Просс-дс1:!! результаты численного реяення длгспсрсконного урагнсння для спектра соорхро-шетки для = 20 Л и 0.175 »3 ( 0 = 0 - слло-лже линия,

= ^¡(У - пунктирные лини;:). (Начало отсчета анергии соответствует £ ^ = 0).

На рис.2 приведено изменение спектра минное:! СР при усэлпчо-кии толщин слоев с1г (яма1. Толщина барьера с/, = 20 Л , Ух у = = 0.175 аЗ; ао- = 20 Л , б - О/ = 30 А , о - сД ■= 40 X , Г - С[, = 50 А .

Зависимость масс минносн ЛЧ/^ и х от импульса продольного движения для С? с с/< » <0 А' и с/ = 20 Д показана на рне.З,

Кз рис.3 вид,но, что масси пересекающихся минисен легких и тяжелых дырок 11 л 3 "°Ч1!е и:< пересечения Ой п

я 0.5 (1/сО (см.рио.2в) обращаются в нуль, а гдалп ст =

= 0.5 (Ш), { 0< 00< 3/с1) киеэт прогпзопс.-.-гны* гкпки. При

* 0.2 (1ДУ) масса мпнлзоны /72 ¡.:онлзг знак, проходя чемэ бесконечность, что обусловлено ее отталнипапи;;.! от состоя:«-/.'! А/ и .

Третья глава посвящена исследо^анио влияния состав:! слоев на зонный спектр композиционных сгзерчротато:: типа Сс/Х ^ " С({уМ<}<-у Та

•известно, что о сворхрслетках С типа (т.е. ссдср »щ:« слой бесщелевого полупроводника, например,(Сёх^.цТе-С^Цд^у Та ) , . при увеличении толщиш слоев бвещелевого полупроводника Йд 7е (яма) происходит быстрое ууеньаенна ширины зопрещзнной зоны с последующей трансформацией спектра типа полупрозодник - полуметалл - непрямой полупроводник. Такое поведение существенно осложняет перспективы использования сверхрегеток типа Сс1 Те -. ' ИдТв в качестве фоточувствительиого материала для ИК-областя, так как при необходимости создания С? с заданной малой иирпной Еу требования к пераметрам структуры С? оказываются достаточно жесткими. Дополнительные возможности для создания структур с требуемым зонным спектром дает использование СР типа ~

С с/у Та с оптимальным составом слоев, однако ввиду больного числа параметров, определяющих спектр таких СР, анализ шве-

<

дснил их спектра требует особого рассмотрения.

Ро ртоглм п."Г)-'Гоч.'<; качественный анализ зонной структуры ком-г.оинцнонной С? U типа в зав:; с jijo ста от состава барьеров { X ), Дся анализа поведения спектра С? в зависимости от состава гетеро-слоез и их толщ:":'-: использовалось общее дисперсионное уравнение, полученное методом огиба::с(их. При отом мы не учитывали гофрировки сони тгколых дкрок и, кроме того, считали, что массы тяжелых дырок ТП ^ и ксГ.ковские ме:::зоннь:е матричные элементы Р не меняются при изменении состава раствора Cáx Те и, таким образом, одинаковы в сСоих слоях C?.

Зависимость энергетической цели £у (х) между Г^ и Гд в растворе Cd^q^^Te от молярной доли Ccl Те установлена-экспериментально и хорошо описывается соотношением

E9(j<) = -0,302 +1,95*-0,8ЮЛ2+0 8Ъ2Х*, ЭЬ (5) .

Для нахождения скачка валентной зоны на гетерогранице Шк^^Тв-Cdy'hf.y7с использовать интерполяционное соотношение

Л„(Х,У) = 0,550(Х-У), ЭЪ . (6) -

С увеличением cL нижний край минизон S/ (при К = Q "0) пересекает верхний край минизон тяжелых дырок h{ при

m¿Av 2.

(7)

в результате чего сирина запрещенной зоны. £ д. обращается в нуль. Края минизон (при Ц » 0, з]с{ , К ■ 0) достаточно плавно смещаются при уменьшении X , т.о. доли СЖ Те в барьерах. Эти изменения связаны как с уменьшением £д3 = £д (х), так и с уменьшением Л „ (X, У) , однако первый фактор оказывается более существенным. Поэтому с уменьшением X величина уменьшается ^переход СР в полумзталлическую фазу смещается в область малых толщин ям. Соответственно, скорость изменения величины Еу с изменением О^ и X вблизи перехода в полуметаллическую фазу оказывается большой, что затрудняет выращивание СР типа Сс/х Те - 'Уу с за~

данной величиной Еу ^ 0.1 эВ, ' .

В третьем параграфа рассматривается качественный ан.ад::;'. зонной структуры композиционной СР Сс1хМд1.хТе-Сс1уМдг_уТе о зависимости от состава ям (У). Спектр СР существенно перестраивается при изменении состава материала ям, поскольку с ростом (У ) величина быстро уменьшается и обращается в нуль при У = 0.16. При У > 0 материал квантовой ямы становится узпозониыы полупроводником с > 0, а сверхрешетка становится СР I типа. Для описания изменения спектра при этом переходе рассмотрим подробнее спектр СР типа вПри У -» 0.16 масса ГГ1(4 обращается в нуль, а точка пзрехода СР в полуметаллическую фазу смещается на бесконечность, так как с1{\ неограниченно растет. Поэтому в СР с конечными значениями ¿V и с/а состояние ву остается нидней электронной минизоной, а - верхней минизоной легких дырок. Зависимости положения краев минизон в/ и Б^ от а!у и Дд следуют из решения уравнений (I) и (2) с \) ш £ • Учитывая, что в материале I легкие носители имеют линейный закон дисперсии £ ■ £ , для наиболее интересной области энергий £ - «£дл из (I) и (2) получим

где (+) и (-) соответствуют значениям 0 * 0 и ф - Поло-

жение краев 5г получается из (8) заменой Р на - Р . Зависимость положения электронных уровней от с11 в СР типа Сс1х Те --Сс/уЩ(„уТв оказывается более плавной, чем в СР

типа С4хНд(_хЪ-НдТв и Ед - ¿б/" ¿Л/ при К » <3 - 0. Масса нижней электронной минизоны оказывается меньше

т^ ъ Ну Те

где а.4 ширина ямы, соответствутоая точке пересечения минизон % и Б2 (при - 0), X = . Пользуясь выраже-

нием (9), можно показать, чтоЯиалса'^^^оказывается пропорци-

опальной ширине запрещенной зоны СР и при ПХ^«равна " , что соответствует результату КР-теории возмущений.'

Ь последнем параграф представлены результаты численного расчета спектра минизон композиционной СР типа Те

Сс1уНд,_уТё в зависимости от состава барьеров и ям.

Для рассмотрения эволюций спектра СР в зависимости от состава барьеров (X ) были выполнены расчеты спектра с помощью дисперсионного уравнения. В качестве примера зависимости положений краев минизон от ширины потенциальных ям с[( при

фиксированном значении ширины потенциальных барьеров с/5 для СР Сс1х11д,,хТв -НфТе. при разных значениях X ( X ■ I, X « 0.75, X » 0.5) (результаты численных расчетов) показаны на рис.1, 4, 5 ( О. * 0 - сплошные линии, = Л/с/ - пунктирные линии). Приведены результаты для <2^ = 20 %. и А в 0.35 зВ, значения параметров сплава О/х-х Те получены по формулам (5) и (б) (начало отсчета онергии соответствует £^ =0). Из рис.4, 5, а также I следует, что при X = I нижний край минизоны 5/ пересекает ( п К в 0) верхний край минизоны при с1< = = 54 А (см. рис.4), а при Л с 0.75, * = 38 К (см. рис. 5) и щти У ш 0.5 это происходит при ширине ямы с// = с/« » 27,5 А (см. рис.1). Из отих результатов следует, что при уменьшении X величина (1<<-а уменьшается. Одновременно с уменьшением X и увеличением (1{ Беличина быстро уменьшается. В результате СР типа Ос1х Те - //у Те с шириной запрещенной зоны 0.1 зВ должна иметь толщину слоев ям < 35 А . Спектр мииизон СР с разным составом барьеров показан на рис.6, 7, 8 ( X -I, ёг « 20 А , « 75 I , X » 0.75, с4» 20 А , с({ * 80 А , X =0.5, ¿4 => 20 £ , » 50 А , соответственно).

На рис.9 показана зависимость положений краев минизон от с/< (яма) для СР типа Сс1а5 Те -Cclo.iefyo.vJ~e ( с1, - 50 1 , Л у ■ 0.12 эВ, ■ 0 - сплошные линии, ■ Ж/с( - пунктирные линии). Из рис. следует, что ширина запрещенной зоны £о ■

у О Г

■ 0.1 эВ при ■ 100 А . 0 .

На рис.10 представлен спектр минизон СР ( С^ ■ 100 А , с4 " 50 А ) в зависимости от импульсов $ и К . .

Таким образом, использование для создания СР чувствительной

структуры типа Сс/х Ид^.хТе -Сс^уНд^.уТо с оптимальным соста-

«

д

о ж Р-.

/

вой слоев ям и барьеров позволяет заметно смягчить требования а толщина и качеству материала слоев, поскольку в такой СР малые значения и достаточная ширина минизон могут быть реализовали при толщинах слоев с/, ■ 100 А , с12 в $О А , когда относительные флуктуации параметров слоев становятся менее существенными.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. Показано, что вследствие сильной дисперсии минизон по импульсу движения вдоль оси СР, ¿3 интервал периодов, в котором спектр короткопериодической сверхрешетки соответствует полуметалл ическому состоянию, оказывается очень широким.

2. Установлено, что массы пересекающихся минизон легких и тяжелых дырок и /72 в точке их пересечения О » 00 обращаются в нуль, а вдали от Оо имеют противоположные знаки. При 0< <0о масса минизоны исняет знак, проходя через бесконечность. Прохождению ГЧс^ ± через бесконечность соответствует пик в плотности состояний.

3. Установлено, что при увеличении ширины ямы С// минизоны Б/ и Л/ впервые пересекаются в точке с/^ » (¿(д при 0 * О,

соответствующей фиксированному отношению ширин барьеров и ям.

4. Поскольку вид спектра при ¿1 не зависит от ширины ямы (У/ , сверхрешетка должна оставаться полуметаллической и с учетом неоднородной структуры.

5. Трансформация спектра при изменении параметров сверхрешетки связана с изменением относительного положения краев минизон при нулевом импульсе поперечного движения. Поэтому в некотором интервале периодов увеличения ширины ям и уменьшения ширины барьеров приводит к одинаковым переменам в спектре минизон.

6. Сильная дисперсия масс поперечного движения электронной и дырочной минизон в полуметаллической фазе должна проявляться, например, в опытах ш циклотронному резонансу.

7. Установлено, что в СР типа Ы>Ид(.хТе-Сс!уНд^у7«

при уменьшении X переход в полуметаллическую фазу смещается в область малых ширин ям с(/ .

8. Малаядисперсия минизон тяжелых частиц по 0 сохраняется и при значительном уменьшении скачка валентной зоны А. (хК при

X • 0.5). - "

9. При увеличении У точка перехода СР в полуметаллическу* фазу смещается в область бесконечно больших ширин ямы и СР становится СР 1-го типа.

10. В СР с у я 0.16 зависимость Eg(df) становится существенно более плавной, что позволяет получить малые значения Bf при достаточно больших толщинах слоев.

11. Использование для создания СР чувствительной в далекой Щ-области структуры типа Cd у H^j Те с оптимальным составом слоев ям и барьеров позволяет заметно смягчить требования к толщине и качеству материала слоев, поскольку в такой СР малке значения. Ед и достаточная ширина минизон могут быть реализованы при толщинах слоев с/, ■ 100 А , d2 * 50 А , когда относительные флуктуации параметров слоев становятся менее существенными.

Основные результаты диссертации опубликованы а работах:

1. Герчихов Л.Г., Субашиев A.B., Двяда Сальман. Зонная структура короткопериодических сверхрешеток Ш типа//ФТП. 1992. Т.26. В.5. С.882-887.

2. Герчиков Л.Г., Субашиев A.B., Даша Сальман. Влияние состава на вонный спектр'сверхрешетоп типаС^Н?, CdyHii у Те ^ МП. 1992. Т.26. B.I0. С.

3. Зонная структура короткопериодических сверхрешеток типа UxfyhXlö -CdyHfh-yic • Тезисы П Всесоюзной конференции по фотоэлектрическим явлениям, Ашхабад, 1991 г., с.94.

\

«Подписано к печати I2.ce.i2. Тира* 100 экз.

Заказ ф/б. Бесплатно

Отпечатано на ротапринте СПбПУ, I9525I, Санкт-Петербург,' Политехническая ул., 29.

19

9