Содержание к диссертации
Введение
1. Общая характеристика типов полупроводниковых сверхрешеток с нарушенной периодичностью и проблем, поднимаемых в диссертации (Обзор литературы) 14
1.1. Сверхрешетки идеальных и неидеальных квантовых ям 14
1.2. Сверхрешетки со встроенной расширенной квантовой ямой 16
1.3. Сверхрешетки в электрическом поле. Апериодичные сверхрешетки 17
1.4. Квантовые ямы и сверхрешетки разбавленных магнитных полупроводников 20
1.4.1. Эффект гигантского зеемановского расщепления. Магнитная локализация носителей. Магнитный полярон 20
1.4.2. Спиновая инжекция в структурах РМП 24
1.5. Сверхрешетки материалов с большим рассогласованием параметров решетки. Упорядоченные и неупорядоченные массивы квантовых точек 29
1.6. Квантовые ямы и сверхрешетки полупроводниковых соединений, не содержащих общих атомов 35
1.6.1. Симметрийные свойства полупроводниковых интерфейсов и квантовых ям 35
1.6.2. Спектроскопия линейно-поляризованной люминесценции в полупроводниковых гетероструктурах 38
2. Апериодичные сверхрешетки в системе GaAs/AlGaAs: принципы конструирования, оптические и транспортные свойства 45
2.1. Спектр электронных состояний нерегулярных сверхрешеток в электрическом поле: сверхрешетка с выделенной квантовой ямой и апериодичная сверхрешетка ; 45
2.2. Экситонные состояния в апериодичных сверхрешетках 50
2.2.1. Вариационный расчет спектра экситонных состояний связанных квантовых ям в электрическом поле 50
2.2.2. Фотолюминесцентные исследования экситонов в GaAs/AlGaAs апериодичной сверхрешетке 54
2.3. GaAs/AlGaAs p-i-n диоды с электронными и дырочными апериодичными сверхрешетками 62
2.3.1. Электролюминесцентные исследования туннельно-транспортных характеристик апериодичных сверхрешеток 62
2.3.2. Бистабильность электролюминесценции и лазерной генерации в волноводной структуре с апериодичными сверхрешетками 68
Кинетика транспорта и релаксации носителей в сверхрешетках Cd(Mn)Se/Zn(Mn)Se 72
3.1. Фотолюминесцентные исследования процессов транспорта и локализации экситонов в одиночных слоях и сверхрешетках Cd(Mn)Se/Zn(Mn)Se с различной степенью разупорядоченности 72
3.1.1. Исследование экситонного спектра разупорядоченных сверхрешеток CdSe/ZnSe 72
3.1.2. Исследования динамики экситонов в сверхрешетках CdSe/ZnSe 85
3.1.3. Исследования кинетики рекомбинации экситонов в структурах Cd(Mn)Se/Zn(Mn)Se.. 98
3.2. Оптические исследования спиновой инжекции из полумагнитной сверхрешетки CdSe/ZnMnSe в немагнитную квантовую яму ZnCdSe 102
3.3. Фотолюминесцентные исследования спиновой релаксации в структурах CdSe/ZnMnSe 109
Оптическая спектроскопия экситонных магнитных поляронов в полумагнитных квантовых ямах типа II ZnMnSe/ZnSSe 121
4.1. Разрывы зон на гетероинтерфейсе ZnMnSe/ZnSSe 122
4.2. Кинетика магнитной и немагнитной локализации экситонов в множественных квантовых ямах ZnMnSe/ZnSSe 132
4.2.1. Фотолюминесцентные исследования при непрерывном возбуждении... 132
4.2.2. Фотолюминесцентные исследования с временным разрешением 139
Структурные и оптические свойства массивов квантовых точек типа II... 158
5.1. Квантовые ямы и квантовые точки GaAs в матрице GaSb: структурные и фотолюминесцентные исследования 158
5.2. Электролюминесценция и лазерная генерация в диодах с массивом GaAs/GaSb квантовых точек 172
5.3. Упорядоченные и разупорядоченные массивы квантовых точек типа II CdSe/BeTe 175
5.4. Спетроскопия линейно-поляризованной фотолюминесценции в массивах квантовых точек CdSe/BeTe 180
Заключение 192
Цитируемая литература
- Сверхрешетки в электрическом поле. Апериодичные сверхрешетки
- Экситонные состояния в апериодичных сверхрешетках
- Исследование экситонного спектра разупорядоченных сверхрешеток CdSe/ZnSe
- Кинетика магнитной и немагнитной локализации экситонов в множественных квантовых ямах ZnMnSe/ZnSSe
Введение к работе
Развитие физики полупроводниковых гетероструктур оказывает непосредственное влияние на нашу повседневную жизнь, поскольку функциональность практически всех современных оптоэлектронных приборов зависит от прогресса в этой области. Исследования свойств низкоразмерных гетероструктур: сверхрешеток, квантовых ям, проволок и точек, находятся на острие этой науки.
Одними из первых объектов такого типа, изготовленных методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ), были полупроводниковые сверхрешетки - структуры с искусственной периодической одномерной модуляцией свойств, производимой на шкале размеров, сравнимых с длиной волны де Бройля электрона [1*,2*,3*]. В настоящее время наибольший интерес привлекают композиционные сверхрешетки, включающие слои полупроводников с различной шириной запрещенной зоны [3*], легированные сверхрешетки, представляющие собой последовательность слоев n-, і- и р- типа [3*,4*] и спиновые сверхрешетки [5*], в которых чередуются слои разбавленных магнитных полупроводников, отличающиеся направлением спина носителей. В первом случае надо различать сверхрешетки типа І, в которых минимумы локализующего потенциала для электронов и дырок пространственно совпадают, и сверхрешетки типа II, в которых модуляция краев зоны проводимости и валентной зоны имеет один и тот же знак.
Основные электронные и оптические свойства регулярных полупроводниковых сверхрешеток к настоящему времени хорошо изучены, как экспериментально, так и теоретически (см., например, [6*]). Однако часто интерес представляет исследование свойств квази-сверхрешеточных структур, в которых строгая периодичность потенциала нарушена. Эти нарушения могут быть связаны с неконтролируемыми дефектами и неоднородностями экспериментальных образцов. В других случаях, специально сконструированные нерегулярные сверхрешетки демонстрируют особые свойства и полезные функциональные особенности.
К плохо контролируемым факторам относятся, в первую очередь, нарушения периодичности, связанные с наличием флуктуации толщин и составов слоев. При определенных условиях такие флуктуации приводят к образованию локализованных состояний, в отличие от протяженных минизонных состояний идеальной сверхрешетки. Эффекты такого рода были достаточно полно изучены и поняты еще в 1980-х (см., например, работу [7*]). Однако к моменту начала диссертационной работы (конец 1994 г.) в области физики нерегулярных сверхрешеток существовал ряд актуальных проблем не вполне изученных, или не исследованных вовсе.
Одной из актуальных задач было конструирование так называемых "апериодичных" сверхрешеток, т.е. многослойных структур, в которых протяженные "квази-минизонные" состояния выстраиваются при приложении вдоль оси роста структуры определенного однородного электрического поля, соответствующего максимуму туннельной прозрачности структуры. Особое развитие такие структуры получили в качестве протяженных туннельных инжекторов носителей, используемых, например, в каскадных лазерах [8*,9*]. В регулярных сверхрешетках максимум туннельной прозрачности соответствует нулевому внешнему электрическому полю. При заданных материалах геометрические параметры сверхрешетки (ширины ям и барьеров) однозначно определяются двумя параметрами - энергетической шириной и положением минизоны. Приложенное поле нарушает периодичность сверхрешетки, разрушая минизону и приводя к образованию лестницы "штарковских" состояний [10*]. В "апериодичной" сверхрешетке уровни в отдельных квантовых ямах выстраиваются по энергии при приложении внешнего электрического поля. Очевидно, что ширины всех ям и барьеров такой структуры должны быть разными и условие выстраивания уровней может быть достигнуто бесконечным числом способов. К моменту начала диссертационной работы не было опубликовано алгоритма, позволяющего однозначным образом конструировать апериодичные сверхрешетки с заданными характеристиками (положение и ширина квази-минизоны) и туннельной прозрачностью близкой к максимально возможной. Фактически отсутствовали данные о влиянии на выстраивание квази-минизоны кулоновского взаимодействия, связанного с образованием экситонных состояний и с аккумуляцией пространственного заряда.
Другой класс относительно мало исследованных нерегулярных сверхрешеток представлен многослойными структурами разбавленных магнитных полупроводников (РМП). Интерес к таким гетероструктурам связан в первую очередь с быстрым развитием концепции спиновой электроники ("спинтроники"), предполагающей использование в качестве носителя информации не электронного заряда, как в современной электронике, а спина электрона [11*]. Создание полупроводниковых "спинтронных" приборов требует реализации таких процессов как инжекция спин-поляризованных электронов, а также накопление электронных спинов и манипулирование ими. Была показана эффективность объемных слоев РМП группы А В в качестве модельных объектов для отработки принципов действия будущих спинтронных приборов [12*], однако сверхрешетки РМП (полумагнитные сверхрешетки) для этой цели ранее не использовались. Фактически отсутствовали данные о транспорте спин-поляризованных носителей и спиновой релаксации в таких объектах.
Одним из наиболее изученных типов искусственных нерегулярных сверхрешеток является сверхрешетка с одной нестандартной квантовой ямой. Как правило, это яма с увеличенной шириной. Ранее такие структуры широко и успешно использовались для оптических исследований особенностей транспорта носителей и экситонов вдоль оси роста сверхрешетки [13*]. Оптические исследования подобных структур, включающих сверхрешетку РМП и вставленную в нее более глубокую немагнитную квантовую яму, представляются особо перспективными для получения данных о транспорте спин-поляризованных носителей и спиновой релаксации в сверхрешетке РМП, а также инжекции спина из полумагнитной сверхрешетки в немагнитную яму.
Дополнительная возможность спонтанного нарушения порядка и снижения симметрии сверхрешеток и множественных квантовых ям РМП обусловлена процессами магнитной локализации носителей, в частности, образованием экситонного магнитного полярона. В последнем случае, в результате обменного взаимодействия носителя заряда с окружающими его магнитными ионами формируется локальная область ферромагнитного упорядочивания. Несмотря на интенсивные исследования свойств экситонных магнитных поляронов в структурах РМП, ведущиеся в течение последних 20 - 30 лет [14*], ряд вопросов, касающихся кинетики формирования и распада магнитных поляронов, так и не получил полного экспериментального прояснения. К ним можно отнести теоретически предсказанные эффекты нарушения симметрии в немагнитных квантовых ямах с магнитными барьерами вследствие бифуркации волновой функции носителей, образующих экситонный магнитный полярон [15*], автолокализации магнитного полярона в структурах с квантовыми ямами [16*], а также вопросы, связанные с конкуренцией магнитных и немагнитных механизмов экситонной локализации.
Еще один класс нерегулярных сверхрешеток, представляющий особый интерес, включает сверхрешетки полупроводниковых слоев, сильно различающихся по параметру решетки. К настоящему времени хорошо известно, что процессы самоорганизации во время эпитаксиального роста тонких напряженных слоев могут приводить к образованию "0-мерных" объектов - квантовых точек и дисков [17*]. В разных слоях многослойных структур такие объекты могут располагаться случайным образом, или формировать упорядоченные массивы, в зависимости от параметров структуры и условий роста [18*]. В принципе, изменяя номинальную толщину напряженных слоев, можно плавно менять их морфологию - от однородных квантовых ям к сильно разупорядоченным квантовым ямам и, наконец, к упорядоченным или не упорядоченным 3-мерным массивам квантовых точек, влияя, таким образом, на структуру и степень беспорядка составленной из них сверхрешетки.
Приборный интерес к таким структурам связывается сейчас в первую очередь с возможностью их использования в качестве активной области низкопороговых инжекционных лазеров [18*]. Наиболее полно исследованы оптические свойства массивов квантовых точек типа I, образующихся в многослойных структурах InAs/GaAs, излучающих свет в ближнем ИК диапазоне. Достаточно подробно исследованы также структурные и оптические свойства многослойных структур на основе решеточно-рассогласованной гетеропары CdSe/ZnSe [19*,20*]. Такие структуры были использованы в качестве активной области низкопороговых зеленых лазеров [21*]. Следует отметить, что практически все исследованные ранее многослойные гетероструктуры такого типа имели структуру зон типа I, а длина волны излучаемого ими света находилась в видимом или ближнем ИК диапазонах. Для перехода в область больших длин волн требовалась разработка и исследование новых систем материалов, в частности, обладающих структурой зон типа II.
Особый интерес представляют также многослойные структуры, составленные из соединений, не имеющих общих атомов. Как было ранее показано, оптическая спектроскопия линейно-поляризованного света в таких образцах, включающих сверхрешетки квантовых ям, позволяет получать данные о симметрийных свойствах состояний, участвующих в межзонной рекомбинации [22*,23*]. Подобные исследования в структурах с 0-мерными объектами (квантовыми дисками и точками) ранее не проводились.
Перечисленные проблемы, связанные со свойствами нерегулярных сверхрешеток, можно условно разделить на три группы. К первой группе относятся задачи зонной инженерии, т.е. конструирование и исследование систем связанных квантовых ям с заданными электронными свойствами, например, апериодичных сверхрешеток. Вторая группа объединяет случаи, когда специальное введение в сверхрешетку определенной нерегулярности, например, расширенной квантовой ямы, позволяет использовать такую структуру как инструмент исследования транспортных и оптических свойств самой сверхрешетки. К задачам третьей группы можно отнести исследования свойств сверхрешеток со специфичными, естественным образом возникающими нерегулярностями, как, например, магнитные поляроны в сверхрешетках РМП или квантовые диски и точки, образующиеся при росте структуры в результате процессов самоорганизации. Диссертационная работа представляет ряд актуальных исследований, имеющих отношение ко всем трем группам задач.
ЦЕЛИ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ
Цель диссертационной работы состояла в экспериментальном определении электронных и оптических свойств полупроводниковых гетероструктур с нерегулярными сверхрешетками, представляющих особый интерес, как с точки зрения фундаментальных исследований, так и для приборных применений. Список исследуемых структур включал: GaAs/AlGaAs апериодичные сверхрешетки, Zn(Mn)Se/Cd(Mn)Se сверхрешетки с различной степенью беспорядка, ZnMnSe/CdSe полумагнитные сверхрешетки с вставленной немагнитной квантовой ямой ZnCdSe, ZnMnSe/ZnSSe полумагнитные сверхрешетки и квантовые ямы типа И, структуры типа II с квантовыми ямами и точками GaAs в Ga(As)Sb и сверхрешетки типа II CdSe/BeTe с массивами квантовых дисков различной степени упорядоченности.
Для достижения указанной цели решались следующие задачи:
Развитие методов расчета электронного и экситонного спектра систем электронно связанных квантовых ям, разработка метода конструирования апериодичных сверхрешеток с заданными свойствами;
Экспериментальное определение экситонного спектра и особенностей процессов переноса возбуждений в специально сконструированных гетероструктурах с апериодичной сверхрешеткой, выполненной в системе GaAs/AlGaAs;
Экспериментальное наблюдение и теоретическая интерпретация эффектов пространственного накопления заряда в p-i-n лазерных диодах, включающих апериодичные сверхрешетки в качестве инжекторов электронов и дырок;
Изучение экситонного спектра и особенностей динамики экситонов в сверхрешетках CdSe/ZnSe в зависимости от степени беспорядка в слоях;
Определение методом оптической спектроскопии особенностей транспорта и релаксации спин-поляризованных носителей в гетероструктурах, включающих полумагнитные сверхрешетки Zn(Mn)Se с вставленной немагнитной квантовой ямой ZnCdSe;
Экспериментальное выяснение основных механизмов магнитной и немагнитной локализации носителей в полумагнитных сверхрешетках ZnMnSe/ZnSSe;
Определение связи между структурными и фотолюминесцентными свойствами гетероструктур с квантовыми ямами и точками типа II GaAs в матрице GaSb;
Наблюдение инфракрасной электролюминесценции и лазерной генерации в диодах с массивами квантовых точек типа II GaAs в матрице GaSb;
Определение интенсивности и линейной поляризации фотолюминесценции массива квантовых дисков CdSe/BeTe в зависимости от степени упорядочения элементов массива.
НАУЧНАЯ НОВИЗНА И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ
Впервые предложен метод, позволяющий однозначным образом рассчитывать конструкцию апериодичной сверхрешетки, обеспечивающей близкую к оптимальной туннельную прозрачность при заданных основных параметрах: величине внешнего электрического поля, а также ширине и положении квази-минизоны.
Впервые экспериментально и теоретически исследовано влияние кулоновского взаимодействия электрона и дырки, составляющих экситон, на выстраивание квази-минизоны апериодичной сверхрешетки, экспериментально продемонстрировано выстраивание и замешивание в электрическом поле множественных экситонных состояний.
Впервые апериодичные сверхрешетки использовались в качестве инжекторов электронов и дырок в биполярной диодной лазерной структуре. Наблюдаемая в таких структурах бистабильность электролюминесценции и лазерной генерации объяснена эффектами накопления и перераспределения заряда.
Впервые наблюдалась инжекция спин-поляризованных носителей из полумагнитной сверхрешетки (CdSe/ZnMnSe). Показано, что наблюдаемая эффективность инжекции (<30%) ограничивается быстрой спиновой релаксацией в немагнитной квантовой яме, используемой в качестве оптического детектора спиновой поляризации.
Впервые эффективность спиновой релаксации в полумагнитной сверхрешетке исследована в зависимости от величины спинового расщепления в области расщеплений, сравнимых с энергией возбуждения продольного оптического фонона. Обнаружен эффект порогового роста скорости спиновой релаксации при превышении спиновым расщеплением энергии возбуждения LO фонона.
Впервые кинетика образования экситонных магнитных поляронов исследована в сверхрешетках и множественных квантовых ямах типа II ZnMnSe/ZnSSe. Обнаружен эффект сосуществования в одной структуре экситонов, локализованных немагнитным образом, и экситонных магнитных поляронов. Эффект объяснен наличием
определенной статистики локализации электронов в немагнитных слоях ZnSSe и магнитной локализации тяжелых дырок в полумагнитных слоях ZnMnSe.
Впервые исследованы структурные и фотолюминесцентные свойства квантовых ям, квантовых точек и сверхрешеток типа II GaAs/Ga(As)Sb. Квантовые точки, сформированные в результате процессов самоорганизации при росте тонких упруго растянутых слоев GaAs в матрице Ga(As)Sb, демонстрируют яркую фотолюминесценцию вплоть до комнатной температуры в спектральной области 1.8 мкм - 2.5 мкм. В сверхрешетках обнаружена тенденция к пространственной корреляции положений квантовых точек в соседних слоях.
Впервые получены и исследованы электролюминесценция и лазерная генерация в диодах с короткопериоднои сверхрешеткой, включающей квантовые ямы и точки типа II GaAs/Ga(As)Sb.
Впервые исследованы структурные и фотолюминесцентные свойства массивов квантовых дисков со структурой зон типа II бинарного полупроводника (CdSe), не имеющего общих атомов с окружающей матрицей (ВеТе).
НА ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ
Теоретический и экспериментальный подход к исследованию полупроводниковых апериодичных сверхрешеток, позволивший сформулировать принципы конструирования систем связанных квантовых ям, обеспечивающих максимальную туннельную прозрачность для носителей заряда при приложении электрического поля, обосновать применимость оптической экситонной спектроскопии для определения свойств протяженных электронных состояний в таких системах и продемонстрировать возможность приборного применения апериодичных сверхрешеток в качестве эффективных инжекторов носителей заряда в биполярных диодных структурах.
Оптико-спектроскопическое исследование экситонных свойств сверхрешеток и квантовых ям на основе немагнитных и полумагнитных полупроводников группы А В , сделавшее возможным описание эволюции экситонного спектра сверхрешеток в зависимости от степени структурного беспорядка, выяснение особенностей кинетики энергетической релаксации и транспорта экситонов в немагнитных сверхрешетках CdSe/ZnSe, определение основных каналов потери спиновой поляризации в процессе инжекции спин-поляризованных носителей из полумагнитной сверхрешетки
ZnMnSe/CdSe в немагнитную квантовую яму ZnCdSe и реализацию оптического переключения знака спиновой поляризации.
Магнито-оптическое исследование процессов магнитной локализации носителей в полумагнитных сверхрешетках и квантовых ямах типа II, показавшее возможность сосуществования в квази-равновесии экситонных магнитных поляронов и экситонов, локализованных немагнитным образом, а также неэффективность автолокализации экситонного магнитного полярона в квантовых ямах на основе ZnMnSe.
Комплексное исследование оптических, электронных и структурных свойств гетероструктур, включающих сверхтонкие упруго напряженные вставки GaAs в матрице Ga(As)Sb, позволившее определить морфологию слоев GaAs в зависимости от их номинальной толщины, установить тип II зонной структуры вставок, идентифицировать стадию образования малодефектных оптически активных квантовых точек, показать тенденцию к вертикальным корреляциям в положении квантовых точек в разных слоях сверхрешеток GaAs/Ga(As)Sb и продемонстрировать перспективность использования таких сверхрешеток в качестве активной области лазерных диодов, работающих в ближней и средней ИК областях спектра.
Оптическое и структурное исследование сверхрешеток слоев CdSe и ВеТе - бинарных соединений, не содержащих общих атомов, показавшее определяющую роль интерфейсных химических связей в процессе самоорганизации квантовых дисков и их упорядочении в трехмерном шахматном порядке, а также продемонстрировавшее применимость спектроскопии линейно-поляризованнного света для определения симметрии электронных состояний в подобных наноструктурах.
Материалы диссертационной работы докладывались и обсуждались на 23-х Всероссийских и Международных конференциях и симпозиумах:
23-м Международном симпозиуме по полупроводниковым соединениям (Санкт-Петербург, Россия, 1996 г.)
2-й и 6-й Российских конференциях по физике полупроводников (Санкт-Петербург, 1996,2003 гг.)
9-й Международной конференции по сверхрешеткам и микроструктурам (Льеж, Бельгия, 1996 г.)
Зимних школах ФТИ (Санкт-Петербург, 1997,2001 гг.)
9-й, 10-й и 11-й Международных конференциях по соединениям А В (Киото, Япония, 1999 г.; Бремен, Германия, 2001 г.; Ниагара Фоллс, США, 2003 г., приглашенный доклад).
7-й Международной конференции по формированию полупроводниковых интерфейсов (Ґетеборг, Швеция, 1999 г.).
6-й Международной конференции по оптике экситонов в ограниченных системах (Аскона, Швейцария, 1999).
Международном семинаре по достижениям в росте и характеризации полупроводников группы II-VI (Вюрцбург, Германия, 1999).
25-й и 26-й Международных конференциях по физике полупроводников (Осака, Япония, 2000; Эдинбург, Великобритания, 2002 гг.).
2-й Международной конференции по сверхрешеткам, наноструктурам и наноприборам (Тулуза, Франция, 2002 г.).
Международных симпозиумах "Наноструктуры: Физика и Технология (Санкт-Петербург, 1996,2000,2001,2003 гг.).
1-й Международной конференции по физике и применениям спин-зависимых явлений в полупроводниках (Сендай, Япония, 2000 г.).
Международной конференции Общества исследования материалов (MRS) (Бостон, США, 2001 г.)
2-й Международной конференции по физике взаимодействия света с веществом в нитридах (Рефимнон, Греция, 2002, приглашенный доклад).
2-м Международном симпозиуме и летней школе "Нано- и Гига- задачи в микроэлектронике" (Краков, Польша, 2004, пленарный доклад).
Сверхрешетки в электрическом поле. Апериодичные сверхрешетки
При приложении вдоль оси роста полупроводниковой сверхрешетки достаточно сильного электрического поля, минизонный спектр, определяемый выражениями (1.1-1.3), сменяется набором эквидистантных уровней (штарковская лестница состояний), [10 ,40 ]: Ev=Ex+wFd, -N v +N. (1.4) В рассматриваемом ранее приближении сильной связи собственные функции даются выражением (1.1) с коэффициентами cnv=Jn_v(2IleFd). (1.5)
Здесь Jm представляет функцию Бесселя с целым индексом т, F- электрическое поле, d-период сверхрешетки, а I - модуль интеграла переноса волновых функций между соседними ямами невозмущенной сверхрешетки. В оптических спектрах разрушение электронных и дырочных минизон проявляется как сдвиг края поглощения в сторону больших энергий. Этот эффект наблюдался экспериментально и достаточно полно описан теоретически [41 ,42 ].
Спектр реальной структуры со сверхрешеткой конечных размеров отличается от спектра "штарковской лестницы" наличием краевых эффектов. Эти эффекты пренебрежимо малы для "протяженных" сверхрешеток, включающих десятки и сотни периодов, но могут вносить существенные искажения в спектр "коротких" сверхрешеток. Влияние краевых нерегулярностей на спектр состояний сверхрешетки исследовалось экспериментально в GaAs/AlGaAs сверхрешетке с одним "краевым" барьером, отличающимся от остальных барьеров сверхрешетки [43 ], а также в сверхрешетках GaAs/AlGaAs, заканчивающихся нестандартной, более широкой квантовой ямой [44 ,45 ]. Как и в случае нулевого электрического поля, использование сверхрешеток с расширенной ямой оказалось очень плодотворным для моделирования и исследования эффектов нарушения периодичности. В частности, было показано, что взаимодействие "протяженных" состояний сверхрешетки с "краевыми" состояниями, локализованными в нестандартной яме, приводит к появлению антипересечений экситонных уровней в электро-оптических спектрах.
Особое место в ряду сверхрешеток с нарушенной периодичностью занимают сверхрешетки с плавным изменением ширины запрещенной зоны. Предложенные впервые около 20 лет назад [46 ] сверхрешетки с варьируемой шириной запрещенной зоны использовались в различных приборных структурах, включая диоды Шоттки [47 ], вертикально-излучающие лазеры (брэгговские зеркала) [48 ], низко-пороговые инжекционные лазеры (оптические волноводы с градиентным изменением показателя преломления) [49 ], варизонные омические контакты [50 ] и каскадные лазеры [51 ]. В последнем случае непериодичная сверхрешетка использовалась для осуществления резонансной связи между каскадами лазера за счет формирования электронной квази-минизоны при приложении определенного электрического ПОЛЯ.
Несмотря на интуитивную очевидность идеи выстраивания квази-минизоны в электрическом поле и даже демонстрацию приборного применения этой концепции, к моменту начала диссертационной работы, фактически, была опубликована только одна статья, посвященная экспериментальным оптическим исследованиям эффекта [52 ]. В этой работе ширина запрещенной зоны сверхрешетки AlGaAs/AlGaAs менялась в результате согласованного изменения содержания А1 в ямах и барьерах. Основным фактором, затрудняющим как теоретические, так и экспериментальные работы в этой области была, вероятна, сложность . исследуемых структур, .приводящая к неопределенности в методе их конструирования, а также к трудностям в изготовлении, электрооптическом исследовании и интерпретации результатов. Действительно, основным методом, используемым для расчета спектра многоямных структур, было численное решение одномерного уравнения Шредингера для огибающих функций. Поэтому конструирование сверхрешетки с различными толщинами ям и барьеров, обеспечивающей выстраивание квази-минизоны в определенном электрическом поле, сводилось к относительно произвольному перебору вариантов. Сравнительно простая для расчета структура с композиционным градиентом и неизменными ширинами ям и барьеров [52 ] оказалась сложной с точки зрения технологического формирования бездефектных интерфейсов между тройными твердыми растворами с различными составами. Судя по опубликованным данным [52 , 53 ], качество экспериментального образца не позволило исследование фотолюминесцентных и экситонных свойств из-за большой плотности в образце дефектов и центров безызлучательной рекомбинации. Интерпретация электро-оптических спектров была сильно затруднена необходимостью учета экситонных эффектов в системе множественных связанных квантовых ям. Эта трудность возникает также при интерпретации электро-оптического эксперимента в более простой структуре - сверхрешетке с одной расширенной квантовой ямой [44 ]. К моменту начала работ были опубликованы лишь методы расчета экситонов в сдвоенных квантовых ямах [54 ] и регулярных сверхрешетках [55 ].
Решение части этих проблем было найдено в процессе выполнения диссертационной работы и описано во второй главе. В частности, метод сильной связи был развит для описания электронного спектра системы множественных квантовых ям [1]. В результате, были получены аналитические выражения, описывающие спектр электронов в полуограниченной сверхрешетке и сверхрешетке с расширенной "конечной" ямой в однородном электрическом поле, а также сформулированы критерии применимости используемой модели. Затем метод сильной связи был использован для описания относительно простой процедуры конструирования апериодичной сверхрешетки с выстраиванием квази-минизоны с определенными характеристиками (ширина и положение минизоны) при определенном электрическом поле [1,2]. При этом входные параметры процедуры (ширина одной из ям сверхрешетки, ширина квази-минизоны, величина поля выстраивания и параметры используемой системы материалов) позволяли однозначным образом задать ширины всех ям и барьеров структуры. Электрооптические свойства структуры, рассчитанной таким образом и выращенной методом МПЭ, были измерены экспериментально [2,4]. Для интерпретации полученных данных использовался вариационный метод расчета экситонов, специально адаптированный для систем множественных связанных квантовых ям [1,2]. Сравнение расчета экситонного спектра с экспериментальными данными подтвердило выстраивание электронной квази-минизоны в исследуемой структуре. С использованием полученных данных была рассчитана, изготовлена и исследована структура биполярного лазерного диода, включающего апериодичные сверхрешетки в качестве инжекторов электронов и дырок [3,5,6,7].
Экситонные состояния в апериодичных сверхрешетках
Термодинамический анализ специфики процессов самоорганизации в напряженных слоях полупроводников группы А2В6 (CdSe/ZnSe и CdTe/ZnTe), по сравнению с соединениями группы А В , был проведен в работе [112 ]. В используемой модели учитывались не только эффекты рассогласования параметров решетки, но и энергия формирования дислокаций и поверхностная энергия. Поведение системы определялось из условия минимизации свободной энергии. Оказалось, что при обычных параметрах роста в соединениях А2В6 переход, сопровождаемый пластической релаксацией, происходит при меньших толщинах, чем переход к формированию бездефектных точек по модели Странски-Крастанова. Этот вывод хорошо согласуется с экспериментальными данными о быстром гашении ФЛ при приближении толщины слоя к критическому (см., например, работы [105 ,20 ]). В менее пластичных соединениях А3В5 область пластической релаксации соответствует значительно большим номинальным толщинам слоев, что определяет устойчивость и повторяемость процессов самоорганизации бездислокационных квантовых точек.
Другая особенность МПЭ слоев CdSe в ZnSe заключается в значительной эффективности процессов сегрегации и Cd-Zn интердиффузии во время роста, приводящих к образованию твердого раствора ZnCdSe вместо чистого CdSe [104 , 90 ,19 ,110 ]. Упругие напряжения в тонких слоях твердого раствора могут приводить к распаду однородного слоя на пространственно-разделенные области с разной композицией [113 ]. Вероятно, именно процесс такого типа ответственен за формирование областей ZnCdSe, обогащенных Cd (ZnCdSe островов) в слоях ZnCdSe, образованных при напылении слоя CdSe в докритической области номинальных толщин. Наиболее прямым свидетельством реализации такой морфологии слоев являются изображения, полученные методом просвечивающей электронной микроскопии с высоким разрешением. Примеры изображений, представленных в работе [19 ], приведены на рис. 1.4. Именно островки такого типа ответственны за ряд своеобразных эффектов, наблюдаемых в структурах CdSe/ZnSe, включающих наблюдение узких линий 0-мерных экситонов [111 ], подавленный вертикальный транспорт экситонов в сверхрешетках CdSe/ZnSe [20 ] и глубокую локализацию носителей, приводящую к увеличению эффективности излучательной рекомбинации в лазерных структурах с CdSe/ZnSe активной областью [21 ]. Следует отметить, что образование слоев напряженных твердых растворов, приводящее к формированию островов в слоях с докритическими толщинами, наблюдалось также и при эпитаксии решеточно-рассогласованных соединений группы А3В5, например, в тонких вставках GaSb в матрице GaAs [114 ].
Таким образом, действие упругих напряжений в слоях материалов с большим рассогласованием параметра решетки может приводить к существенному отклонению морфологии слоев от планарной. Следствием этого является, как правило, усиление флуктуирующего потенциала, приводящего к латеральной локализации носителей в одиночных слоях и искажение структуры минизон сверхрешеток напряженных слоев. Однако при определенных обстоятельствах в таких структурах возможно возникновение дополнительного порядка во взаимном расположении островов, находящихся как в плоскости отдельных слоев, так и в различных слоях многослойной структуры. Эффекты латерального упорядочивания напряженных островов рассматривались в ряде теоретических работ в рамках кинетических моделей, учитывающих микроскопические процессы на поверхности кристалла во время роста [115 ,116 ]. Экспериментально, тенденция к латеральному упорядочиванию в квадратной [117 ] и гексагональной [118 ] решетках наблюдалась для плотных массивов квантовых точек In(Ga)As/GaAs.
В многослойных структурах деформационные эффекты -могут приводить к "вертикальным" корреляциям в расположении островов, расположенных в различных слоях. При заращивании слоя, содержащего острова, не слишком толстым слоем материала матрицы, захороненные острова обуславливают модуляцию деформационого поля, что модулирует также химический потенциал атомов на поверхности роста. В случае InAs квантовых точек в. матрице GaAs минимумы химического потенциала соответствуют максимумам деформаций растяжений, находящихся точно над зарощенными квантовыми точками. Атомы индия притягиваются к этим местам, обуславливая вертикальное выстраивание островов [119 ]. Согласно теории, развитой Терсоффом с соавторами [120 ], эффект преимущественного зарождения островов в местах с большей деформацией приводит не только к вертикальным корреляциям в расположении островов в многослойной структуре, но и к усилению их латерального упорядочивания по мере роста последующих слоев. Экспериментально, эффекты вертикального упорядочивания уверенно наблюдались в многослойных структурах Si/Ge [120 ] и InAs/GaAs [119 ,121 -123 ]. С точки зрения электронных свойств таких структур были отмечены две особенности по сравнению со свойствами одиночных слоев с квантовыми точками. Во-первых, эффекты упорядочивания в многослойных структурах приводят к унификации размеров и формы островов [120 ], что обуславливает уменьшение неоднородного уширения. В InAs/GaAs структурах этот эффект наблюдается при достаточно больших расстояниях между плоскостями напыления InAs, когда эффектами электронного связывания между островками можно пренебречь. В более короткопериодных структурах наблюдается длинноволновый сдвиг края поглощения, связанный с электронным взаимодействием состояний в квантовых точках [123 ]. К сожалению, детальные исследования электронных свойств таких структур затруднены эффектом изменения формы и размеров точек от слоя к слою, наблюдаемым в образцах с достаточно тонкими барьерами.
Во всех типах структур, обсуждаемых выше, причиной формирования квантовых точек и их пространственного упорядочения являлись деформации сжатия, т.к. постоянная решетки материала точек была больше постоянной решетки более широкозонного материала окружающей матрицы. В диссертационной работе исследуется ситуация, когда причиной процессов самоорганизации являются деформации растяжения, возникающие в слое GaAs, окруженном матрицей GaSb. Результаты исследований структурных и оптических свойств таких структур приведены в разделах 5.1 и 5.2 диссертации. В частности, показано, что знак деформации не является критическим фактором при самоорганизации квантовых точек и их вертикальном упорядочении в многослойных структурах, зафиксировано формирование массивов оптически-активных квантовых точек типа II GaAs/GaSb и продемонстрирована перспективность использования таких структур в оптоэлектронике среднего ИК диапазона.
Еще одна степень свободы, не используемая ранее при конструировании напряженных нано-структур, заключается в использовании гетеропар материалов, не содержащих общих атомов. В диссертационной работе исследуются свойства квантовых точек, полученных методами самоорганизации в системе CdSe/BeTe. В таких структурах на интерфейсах образуются специфичные химические связи \Cde и Be-Se, не встречающиеся в объеме составляющих слоев. Соответствующие этим связям соединения характеризуются гигантским рассогласованием параметра решетки с материалом матрицы ( 12% для пары CdTe - ВеТе), выступая как естественный стрессор, определяющий особенности процессов самоорганизации. Структурные и оптические свойства многослойных структур CdSe/BeTe обсуждаются в разделах 5.3 и 5.4 дисертации.
Исследование экситонного спектра разупорядоченных сверхрешеток CdSe/ZnSe
В этой секции приводятся результаты исследования ФЛ при непрерывном возбуждении в структурах со слоями CdSe/ZnSe различной степени разупорядоченности. Представленные результаты опубликованы в работах [10-13,15,16].
Как обсуждалось в главе 1 диссертации (секции 1.4 и 1.5), существенное влияние на оптические и транспортные свойства структур CdSe/ZnSe оказывает модуляция концентрации Cd, как вдоль оси роста, так и в плоскости слоя. Причинами вертикального размытия слоя служат явления сегрегации и интер-диффузии цинка и кадмия во время роста структуры, тогда как модуляции состава в плоскости слоя определяются эффектами упругих напряжений в системе с большим рассогласованием параметра решетки ( 6% между ZnSe и CdSe). В структурах с относительно малой концентрацией протяженных дефектов ( 1x10 см ) активное образование островков начинается в слоях с номинальной толщиной, превышающей 0.7 - 0.8 МС, что подтверждается как изображениями ПЭМ, так и наблюдением узких линий индивидуальных локализованных экситонов в спектрах катодолюминесценции, измеренных с большим пространственным разрешением [11].
Более детальные исследования показали, что эффективность образования островков и пространственные корреляции в их взаимном расположении зависят не только от номинальной толщины слоя, но и от концентрации протяженных дефектов [16]. Для определения этой зависимости исследовался набор образцов, включающих сверхрешетку CdSe/ZnSe, отличающихся плотностью дефектов упаковки, что, в свою очередь, определялось начальными фазами роста II-VI части образца на буфере арсенида галлия. На рис. 3.1 (а,Ь) показаны ПЭМ изображения поперечного сечения двух образцов (А и В), включающих сверхрешетки с практически одинаковыми периодами ( 4.2 нм) и номинальными толщинами слоев ( 0.75 МС), но с разными плотностями дефектов упаковки (0.8x10 см в образце А и 1.2x10 см в образце В). Плотность дефектов упаковки в образцах определялась анализом изображений катодолюминесценции, измеренных с поверхности [144 ]. Область образца А, приведенная на рис. 3.1 (а), фактически свободна от дефектов, а интерфейсы слоев сверхрешетки плоские и гладкие. Слои сверхрешетки в образце В (рис. 3.2 (Ь)), напротив, демонстрируют шероховатую поверхность и сильные флуктуации контраста изображения.
Более детальное изображение образца В на рис. 3.2 (с) показывает наличие дислокаций, связанных с дефектами упаковки, и плоских протяженных островков. Взаимное расположение островков лучше видно на изображении сверхрешетки с большим периодом (6 нм, см рис. 3.2 (d)). Просматривается тенденция к выстраиванию островков в различных слоях сверхрешетки в виде ступеней вдоль пересекающей слои дислокации, которая, очевидно, служит ядром зарождения островков. Пик ФЛ более дефектных сверхрешеток сдвинут в длинноволновую сторону на несколько десятков мэВ, что связано с добавочной локализацией экситонов в островках и, вероятно, с эффектом электронного связывания островков, пространственно упорядоченных вдоль дислокаций. Интересно, что стимуляция зарождения островков может быть осуществлена искусственным образом в относительно мало-дефектных структурах в результате напыления сверхтонкого (0.01 МС) слоя BeSe на поверхность ZnSe перед началом роста слоя CdSe [15]. Следует отметить, что в мало-дефектных образцах со сверхрешетками с периодом в диапазоне 3-7 нм не было обнаружено существенной корреляции в расположении островков из различных слоев.
Экситонный спектр короткопериодной (период 3 нм) мало-дефектной сверхрешетки CdSe/ZnSe исследовался в зависимости от номинальной толщины слоев CdSe методом спектроскопии возбуждения ФЛ (ВФЛ) [12,13]. Образцы включали 10-периодную сверхрешетку CdSe/ZnSe, ограниченную барьерами ZnSSe. Толщины слоев CdSe в исследуемых образцах находились в диапазоне 0.2-1.15 МС. В некоторых образцах сверхрешетка с одного конца заканчивалась расширенной квантовой ямой ZnCdSe. ПЭМ изображение профиля характерной структуры такого типа приведено на рис. 3.2 вместе со схематическим изображением. Использование структур с расширенной ямой в этих экспериментах позволило облегчить измерение спектров ВФЛ. при детектировании излучения из расширенной ямы и сканировании длины волны возбуждающего света в пределах экситонного спектра сверхрешетки (спектры (а), (Ь) и (е) на рис. 3.3). Все спектры измерялись при 5 К, в качестве возбуждающего излучения использовался свет галогенной лампы накаливания, диспергированный монохроматором.
В общем случае, спектр ВФЛ . не обязательно пропорционален спектру коэффициента поглощения, т.к. зависит также от процессов релаксации, транспорта и GaAs
Спектры ВФЛ, измеренные в образцах со сверхрешеткой CdSe/ZnSe, отличающихся номинальной толщиной CdSe вставок. локализации возбуждений. Для исследуемых сверхрешеток существует два основных механизма, которые могут приводить к различию спектров ВФЛ и поглощения. Первый механизм связан с сильным экситон-фононным взаимодействием в образцах на основе селенида цинка, что может приводить к появлению в спектре ВФЛ фононных реплик, мешающих идентификации экситонных особенностей. В структурах с расширенной ямой дополнительный канал релаксации экситонов в квантовой яме приводит к потере памяти о каскадном релаксационном процессе с участием LO фононов и вымыванию фононных реплик из спектра ВФЛ. Роль расширенной квантовой ямы могут также играть достаточно глубоко локализованные экситонные состояния. Действительно, детектирование спектров ВФЛ в области излучения "хвоста" локализованных состояний тоже позволяет избежать проявления отчетливых фононных реплик (спектры (с) и (d) на рис. 3.3). Однако интенсивность сигнала в этом случае во много раз меньше, что затрудняет измерения.
Второй механизм связан с процессом локализации экситонов. Действительно, экситоны, возбужденные резонансно ниже "края подвижности" излучаются в пределах сверхрешетки и не вносят вклада в детектируемое излучение из квантовой ямы. Этот эффект. может приводить к относительно небольшому (меньше полуширины пика) коротковолновому сдвигу нижнего экситонного пика в спектре ВФЛ по сравнению со спектром поглощения. Следует отметить, что вплоть до толщин слоев 0.6-0.7 МС интенсивность ФЛ из сверхрешетки в структурах с расширенной ямой оказывается пренебрежимо малой из-за большой эффективности транспорта экситонов вдоль оси роста сверхрешетки и эффективного захвата возбуждений в расширенной квантовой яме. В структурах с более разупорядоченными сверхрешетками слоев с большими номинальными толщинами интенсивность ФЛ становится существенной.
Спектры ВФЛ на рис. 3.3 демонстрируют в области поглощения сверхрешетки пики экситонов с тяжелой и легкой дырками. Увеличение номинальной толщины приводит к длинноволновому сдвигу пиков и их уширению. Кроме того, можно заметить перераспределение интегрального поглощения в пользу области -спектра с большими энергиями. Глубокий провал, наблюдаемый во всех спектрах в области 2.83-2.84 эВ, соответствует экситонному поглощению в верхнем барьерном слое ZnSSe.
Кинетика магнитной и немагнитной локализации экситонов в множественных квантовых ямах ZnMnSe/ZnSSe
Наиболее сложный спектр наблюдается, когда возбуждение находится в пределах коротковолнового крыла экситонного контура (третий спектр снизу на рис. 3.11). В отличии от возбуждения в пределах длинновонового крыла, изменение энергии возбуждения в этой области не приводит к сужению пика термализованной ФЛ, но обуславливает изменение ее формы: максимум широкого пика смещается в сторону больших энергий, когда энергия возбуждения начинает приближаться к максимуму экситонного резонанса в спектре ВФЛ. Аналогичные изменения наблюдаются, если на коротковолновом крыле экситонного контура оказывается фононная реплика возбуждения (нижний спектр на рис. 3.11). В обоих случаях изменение формы линии термолизованной ФЛ можно объяснить наложением на широкий контур неизменной формы новой линии ФЛ, чье положение, форма и интенсивность зависят от энергии возбуждения, так же как и пик, положение которого на рис. 3.8 показано штрих-пунктирной линией.
Для исследования природы этой линии, спектры ФЛ с временным разрешением были измерены в условиях возбуждения, соответствующих нижнему спектру на рис. 3.11, т.е. когда первая фононная реплика возбуждения находится на коротковолновом крыле вблизи максимума экситонного контура. Такие спектры приведены на рис. 3.12 для разных времен задержки. Непосредственно после возбуждения спектр состоит из узкого пика, находящегося на один LO фонон ZnSe ниже энергии возбуждения и примыкающей к нему линии с шириной порядка 10 мэВ. Сравнение с нижним спектром на рис. 3.11, полученным при непрерывном возбуждении, показывает, что именно эта линия ответственна за возникновение специфичного вклада, приводящего к визуальному эффекту коротковолнового сдвига широкого пика термолизованной ФЛ. Время нарастания сигнала в пределах узкого резонансного пика оказалось вне пределов временного разрешения используемой аппаратуры (меньше 15 пс). Время нарастания сигнала в пределах примыкающей к пику линии детектируемо (20-30 пс), хотя точность его определения тоже ограничена временным разрешением оборудования. Характерное время затухания в пределах узкого пика составляет 50 пс, причем в пределах первых 20-30 пс затухание сопровождается ростом интенсивности примыкающей линии. С дальнейшим увеличением задержки интенсивность этой линии тоже уменьшается, что сопровождается ее уширением и сдвигом абсолютного максимума в длинноволновую сторону. В определенном диапазоне задержок линия имеет сложную форму, так как первоначальный максимум сохраняется в виде коротковолнового плеча уширенного пика (см. точечные линии на рис. 3.12). При очень больших задержках ( 300 пс) форма линии совпадает с контуром термолизованной ФЛ, наблюдаемой при непрерывном нерезонансном возбуждении.
Можно предположить, что узкий пик, находящий точно на один LO фонон ниже энергии возбуждения имеет составную природу, включая вклад от резонансного рамановского рассеяния. Однако этот вклад должен затухать на шкале времен, находящихся за пределом временного разрешения "стрик камеры". Наличие достаточно долгоживущего вклада свидетельствует о бесфононной ФЛ экситонов локализованной природы. Появление и быстрый рост примыкающей к этому пику линии ФЛ говорит об относительно быстрой (15-30 пс) релаксации экситонов посредством испускания акустических фононов, что приводит к селективному заселению экситонных состояний вблизи экситонного резонанса. Эффективность этого процесса, вероятно, отражает большую плотность конечных состояний, как экситонных, так и фононных. Последующая релаксация предполагает заселение относительно редких и более глубоких состояний в хвосте зоны, что является более медленным процессом. Аналогичный процесс наблюдался при исследовании кинетики релаксации экситонов в ZnSe/ZnSSe квантовых ямах [156 ]. Однако в цитируемой работе наблюдение процесса было возможным только в спектре излучения, обусловленного испусканием оптического фонона, в пределах фононной реплики. В исследуемой сверхрешетке CdSe/ZnSe подобное наблюдение оказалось возможным в области спектра бесфононной ФЛ.
Резюмируя результаты этой секции, эксперименты по исследованию резонансной ФЛ позволили определить основные особенности энергетической релаксации и локализации экситонов в разупорядоченных сверхрешетках CdSe/ZnSe. Оказалось, что понятие экситонного края подвижности в этих структурах имеет ограниченное применение. Действительно, можно говорить об энергии, близкой к максимуму экситонного пика в спектре ВФЛ, ниже которой протяженные экситонные состояния фактически отсутствуют. Экситоны в этой области существенно локализованы, что подтверждается сужением линии ФЛ при резонансном возбуждении. В определенном смысле, эта энергия может называться экситонным порогом подвижности. Выше порога, значительная часть экситонных состояний может рассматриваться как протяженные, т.к. их заселение обуславливает эффективный транспорт вдоль оси роста сверхрешетки и допускает формирование контура термолизованной ФЛ в результате заполнения всего спектра локализованных состояний в хвосте зоны. Тем не менее, анализ резонансной ФЛ в этой области показывает, что, по крайней мере, часть экситонов в пределах всего коротковолнового крыла экситонного контура тоже имеет локализационную природу. По своим свойствам эти локализованные состояния отличаются от состояний хвоста экситонной зоны большим радиусом. локализации и, вероятно, определяются изменениями потенциала на "макроскопической" шкале длин, сравнимой с общей толщиной сверхрешетки. Ранее локализованные экситонные состояния с энергиями в области коротковолнового крыла экситонного контура в спектре ВФЛ детектировались методом микро-ФЛ в квантовых ямах GaAs/AlGaAs со специально разупорядоченными интерфейсами [154 ]. В результате численного моделирования экситонной кинетики, наблюдаемое размытие экситонного порога подвижности объяснялось наличием корреляций в шероховатостях интерфейсов на шкале размеров, сильно превышающих боровский радиус экситона. В CdSe/ZnSe сверхрешетке существование подобных корреляций представляется весьма вероятным, как в плокости слоев (из-за наличия протяженных плоских островков с повышенным содержанием Cd), так и в направлении роста (из-за возможности осуществления локальных вертикальных конфигураций, включающих несколько электронно-связанных островков).
