Die Bandlückenstudien von kurzzeitigen CdO/MgO-Übergittern

Einführung

Halbleiter mit großer Bandlücke wie Oxide und Nitride stellen eine Halbleiterfamilie von entscheidender Bedeutung für die moderne Optoelektronik dar, die in kurzwelligen Leuchtdioden, Laserdioden und optischen Detektoren sowie in Hochleistungs-, Hochtemperatur- und frequenzelektronische Geräte wie Feldeffekttransistoren [1]. Die Energiebandlücke ist ein Schlüsselfaktor in vielen Wissenschaftsgebieten wie der Photovoltaik und der Optoelektronik. Ternäre Legierungen können als zufällige Kristalle oder Quasi-Kristalle mit kurzen Periodenübergittern erhalten werden [2,3,4,5]. Bei zufälligen Kristallen besteht in einigen Systemen ein erhebliches Problem darin, Materialien im gesamten Zusammensetzungsbereich ohne Phasen- und Konzentrationstrennung zu erhalten. Diese Art von Problem wurde im Fall von ZnMgO- und ZnCdO-[6]-Oxidsystemen beschrieben, insbesondere weil ZnO normalerweise in einer Wurtzit-Struktur kristallisiert, während sowohl CdO als auch MgO in einer kubischen Steinsalzstruktur kristallisieren [7]. Daher hat sich bei diesen Werkstoffen die Erzielung homogener Legierungen ohne Kristallphasenseigerung im mittleren Zusammensetzungsbereich als Herausforderung erwiesen. Dies betrifft nicht nur Oxide; ein ähnliches Problem wurde auch berichtet, beispielsweise im Fall von InGaN [8].

CdO mit einer Steinsalz-Kristallstruktur gehört zu den transparenten leitfähigen Oxiden (TCO). Einer der größten Nachteile von CdO ist seine relativ kleine intrinsische direkte Bandlücke von nur 2,2 eV. Auch wenn der durch freie Ladungsträger im Leitungsband verursachte Burstein-Moss-Effekt die Absorptionskante in höchstdotiertem CdO auf etwa 3 eV verschieben kann [9, 10], reicht dies für Photovoltaikanwendungen, die den UV-Anteil von das Sonnenspektrum. Somit wird die Öffnung der Bandlücke von CdO die Aussichten für Solarzellentechnologien verbessern. Die Grenzarbeitswellenlänge von sonnenblinden UV-Detektoren sollte kürzer als 280 nm sein, was einem Bandabstandswert von 4,5 eV [11] entspricht, der viel größer ist als beispielsweise der Bandabstand von reinem CdO und ZnO (3,37 eV .). ). Daher ist die Öffnung der CdO-Bandlücke auch für dieses Feld entscheidend.

Die Verwendung von Übergittern kann eine viel genauere Kontrolle der Zusammensetzung ermöglichen, und in vielen Halbleitersystemen können ternäre Legierungen guter Qualität in einem breiten Zusammensetzungsbereich erhalten werden [2, 5, 12, 13]. Das für das Design optoelektronischer Bauelemente entscheidende Bandgap-Engineering kann in SLs durch Variation der Schichtdicken realisiert werden [3, 14]. Für CdO wurde eine direkte Bandlücke von 2,5 eV berichtet, während im Fall von MgO eine Energielücke von 7,8 eV in einer Steinsalzstruktur beobachtet wurde [15]. Theoretisch ist die kubische Struktur des Steinsalzes über alle (Mg,Cd)O-Zusammensetzungen stabil, wie von den Präferenzen der binären Oxide erwartet [16]. Normalerweise wachsen CdO-Schichten jedoch bei viel niedrigeren Temperaturen als MgO; daher ist es ein Problem, über den gesamten Zusammensetzungsbereich homogene Mischkristalle zu erhalten. Aus diesem Grund ist die Zahl der Berichte über CdMgO-Legierungen sehr begrenzt, und eine Erhöhung der Cd-Menge kann zur Anwesenheit von zwei Zusammensetzungen führen, wie dies im Fall von CdMgO beschrieben wurde, das durch metallorganische chemische Gasphasenabscheidung (MOCVD) gewachsen wurde [17 ]. CdMgO-Legierungsdünnfilme mit einer Gesamt-Mg-Konzentration von bis zu 44% wurden durch Magnetron-Sputtern erhalten [18]. Im Fall von Schichten, die durch die gepulste Laserabscheidungstechnik erhalten wurden, wurde die Energiebandlücke von CdMgO auf 3,4 eV verschoben [19], während bei polykristallinen In-dotierten CdMgO-Filmen der maximale Wert der Energielücke mit etwa 5 eV angegeben wurde [ 20]. Am entgegengesetzten Ende des Zusammensetzungsbereichs wurden undotierte und 1 %, 2 % und 3 % Cd-dotierte MgO-Nanostrukturen durch das Verfahren der sukzessiven Ionenschichtadsorption und -reaktion (SILAR) gezüchtet [21]. Im gesamten Zusammensetzungsbereich wurden nur Nanopartikel erhalten, aber immer noch in einem Bereich des Mg-Gehalts von 0,34 ≤ x ≤ 0.84 die Koexistenz von zwei Phasen von Cd-reichem und Mg-reichem Cd_1−x Mg_x O wird berichtet [22].

Die neuesten theoretischen Arbeiten basieren auf Dichtefunktionalrechnungen und widmen sich hauptsächlich den Eigenschaften binärer Verbindungen von CdO und MgO, einschließlich der Untersuchung struktureller [23,24,25], elektronischer [26], spektroskopischer [27], optischer [ 28,29,30], magnetische [31,32,33,34,35] oder andere Eigenschaften von dotierten Verbindungen [36,37,38], Gorczyca et al. [13, 14] haben Bandgap-Engineering-Untersuchungen von ZnO/MgO SL durchgeführt. In der Literatur wurde über keine theoretische Untersuchung von CdO/MgO-Übergittern berichtet, und diese Tatsache motivierte uns, sie zu untersuchen.

In unserer früheren Arbeit haben wir die Möglichkeit gezeigt, {CdO/MgO}-SLs durch Molecular Beam Epitaxy (MBE) zu erhalten [39]. In dieser Studie untersuchen wir experimentell und theoretisch Methoden zur Modulation der Transparenz von CdO-basierten TCOs durch Legieren dieses Materials mit MgO, einem Metalloxid mit größerer Bandlücke und gleicher (Steinsalz-)Kristallstruktur. Wir haben {CdO/MgO}-Übergitter-(SL)-Quasilegierungen durch MBE im gesamten Zusammensetzungsbereich gezüchtet und gezeigt, dass die Energielücke von 2,2 auf 6 eV erhöht werden kann, indem die CdO-Untergitterdicke in diesen Übergittern geändert wird.

Methoden

Kurzperiodische {CdO/MgO}-SLs wurden durch plasmaunterstützte MBE (Compact 21 Riber) auf unterschiedlich orientierten Saphirsubstraten gezüchtet:auf c - und r -Al₂ O₃ . Vor dem Wachstum ist das Al₂ O₃ Substrate wurden chemisch gereinigt und in einer Pufferkammer bei 700 °C entgast. Die Substrate wurden dann in eine Wachstumskammer überführt und bei 700 °C in Sauerstoff getempert (Flussrate 3 ml/min). Alle mehrschichtigen Strukturen wurden bei 360 °C gezüchtet. Dünne Schichten aus CdO und MgO wurden nacheinander abgeschieden, und ihre Dicken wurden auf der Grundlage der Wachstumsbedingungen geschätzt (die Anzahl der Perioden in den einzelnen Proben wurde berechnet, um die gleiche Enddicke der Proben zu erhalten). In der vorgestellten Probenserie ist die Dicke der MgO-Unterschichten festgelegt, und wir variieren die Dicke der CdO-Schichten von ~ 1 bis  ~ 12 Monolagen (ML).

Ein Panalytical X’Pert Pro MRD-Diffraktometer wurde verwendet, um eine Röntgenbeugungsanalyse (XRD) der Proben durchzuführen. Das Gerät ist mit einem hybriden Zwei-Bounce-Ge (220)-Monochromator, einem Dreifach-Bounce-Ge (220)-Analysator und zwei Detektoren ausgestattet:Proportional- und Pixcel-Detektoren. Es wurden zwei Arten von Messungen durchgeführt:θ /2θ Scans mit niedriger Auflösung in einem Weitwinkelbereich und Schaukelkurven, 2/ω Scans und reziproke XRD-Raumkarten mit hochauflösenden Einstellungen.

Optische Transmissionsspektren wurden bei Raumtemperatur unter Verwendung eines Varian Cary 5000 Spektrophotometers in einem Bereich von 200 bis 700 nm erhalten. Für Transmissionsmessungen des untersuchten Films wurde eine Zweikanal-Messtechnik verwendet. SL-Proben wurden in den Messkanal des Spektralphotometers gelegt und das Substrat (r - oder c -orientierter Saphir) wurde im Vergleichskanal platziert.

Ergebnisse und Diskussion

Experimentelle Studie

Übergitterstrukturen mit 4 ML MgO und mit CdO-Untergitterdicken von 1 bis 12 ML wurden analysiert. Abbildung 1a, b zeigen die Vollbereichs-XRD-Scans für ausgewählte {CdO/MgO}-SLs. Die θ /2θ Muster zeigten zwei kristallographische Orientierungen des Substrats:[01-12] und [0001] (r -Orientierung und c -Orientierung). Wir haben auch eine kubische Phase der {CdO/MgO}-Übergitter-SLs aufgezeichnet. Für die Proben, die auf r . angebaut wurden -plane-Saphir-Substrat erhielten wir [100] {CdO/MgO}-SLs-Orientierung und für die auf c . gewachsenen Strukturen -ebenes Saphirsubstrat erhielten wir [111] {CdO/MgO}-SLs-Orientierung. Wir beobachten keine anderen kristallographischen Phasen von {CdO/MgO}-Materialien.

Theta-2Theta-XRD-Scans der {CdO(12,5 ML)/MgO(4 ML)}-Übergitter auf a r -Al₂ O₃ und b c -Al₂ O₃

Für eine gründliche Analyse von {CdO/MgO}-SLs wird das 2 Theta-Omega (2θ /ω ) Scans im hochauflösenden Modus wurden gemessen. Für die SLs-Strukturen, die auf r . gewachsen sind -Saphir untersuchten wir 200{CdO/MgO}-Röntgenbeugungsreflexion (Abb. 2a) und für die auf c . gewachsenen SLs-Strukturen -Saphir untersuchten wir 111 {CdO/MgO}-Röntgenbeugungsreflexion (Abb. 2b). Die durchgezogenen Linien in Abb. 2 zeigen die Messergebnisse. Übergitterbezogene Satellitenpeaks werden in beiden Ausrichtungen deutlich beobachtet, was die gute Periodizität und Glätte der Grenzflächen bestätigt. Peaks nullter Ordnung, die durchschnittliche Parameter von SLs beschreiben, sind als S . markiert ₀ . Position von S ₀ Peak hängt von der Dicke der CdO-Unterschichten ab. Satellitenspitzen (S ₁ , S ₂ ) sind in beiden Proben gut definiert. 2θ /ω XRD-Scans zeigen, dass der Hauptpeak von SL (S ₀ Ordnungspeak) wird mit zunehmender Cd-Konzentration zu kleineren Winkeln verschoben. Es weist darauf hin, dass die Gitterparameter mit höherem Cd-Gehalt steigen.

2Theta-Omega von 200 {CdO/MgO} auf r-Al₂ O₃ (a ) und 111 {CdO/MgO} auf c-Al₂ O₃ (b ) XRD-Peaks der Serie von SLs mit unterschiedlichen CdO-Schichtdicken. Durchgezogene Linien sind die 2θ /ω XRD-Scan-Messergebnisse und gestrichelte Linien sind 2θ /ω XRD-Scan-Simulationen. Auf der Legende markieren wir die Menge der CdO-Monoschichten (ML)

Für jeden gemessenen 2θ /ω scannen berechnen wir die 2θ /ω Profile unter Verwendung des in [40] beschriebenen Anpassungsverfahrens. In Abb. 2 zeigen wir 2θ /ω XRD-Scan-Simulationen durch gestrichelte Linien. Das Simulationsverfahren basiert auf der dynamischen Theorie der Röntgenbeugung von Takagi und Taupin [41,42,43]. Wir verwenden die X'Pert Epitaxy-Software der Firma Malvern Panalytical, um unsere 2θ . zu simulieren /ω Kurven. Die Ergebnisse der simulierten Daten haben wir in Tabelle 1 gesammelt.

Der wichtigste Parameter, den wir aus XRD-Simulationen erhalten haben, ist die Dicke der einzelnen MgO- und CdO-Schichten in der SL-Struktur (Tabelle 1). Es ist deutlich zu erkennen, dass die Dicke der MgO-Schicht für jede Probe 2 nm beträgt, wie sie während des MBE-Wachstumsprozesses angenommen wurde. Bei der Dicke der CdO-Schichten beobachten wir einige Unterschiede zu den angenommenen Parametern. Die in Tabelle 1 enthaltenen Daten zeigen die neu berechnete Dicke einzelner CdO- und MgO-Schichten in SLs (aus XRD-Simulationen), ausgedrückt durch die Menge an MLs.

Die {CdO/MgO}-Quasilegierungsfilme wurden mit einem UV-Vis-Infrarot-Spektrometer analysiert, um ihre Energiebandlücken zu untersuchen. Abbildung 3 zeigt Transmissionsspektren, die bei Raumtemperatur gemessen wurden. Der Cutoff für die Transmission wird mit abnehmender Dicke der CdO-Unterschicht kontinuierlich zu kürzeren Wellenlängen verschoben. Die Abnahme der Transmission im NIR-Bereich kann mit der Absorption freier Träger und der Plasmareflexion zusammenhängen [44]. CdO ist bekanntlich im Gegensatz zu MgO sehr gut leitfähig. Wenn die relative Dicke von CdO in Bezug auf MgO zunimmt, nimmt höchstwahrscheinlich der spezifische Widerstand der Proben aufgrund der größeren Dicke der CdO-Unterschichten zu. Interessanterweise hängt der Transmissionsabfall von der Ausrichtung der SLs ab, was weiterer Forschung bedarf. Die Werte der Energiebandlücke (E _g ) von SLs werden durch Extrapolation des Graphen von α . abgeleitet ² gegen hν bei direkten Übergängen (Abb. 4a, b) und bei α ^1/2 gegen hν bei indirekten Übergängen, wobei α ist der Absorptionskoeffizient und ν ist die Photonenfrequenz nach der Arbeit von Tauc [45]. In Proben mit einer höheren CdO-Dicke und damit einer relativ höheren Cd-Konzentration in der CdMgO-Legierung können wir zwei indirekte Bandlücken mit zwei linearen Bereichen extrahieren, wie in Abb. 4c, d gezeigt. Abbildung 4 zeigt, dass die Bandlücken von CdMgO zusammen mit der CdO-Dicke abnehmen. Die optischen Transmissionsmessungen zeigen, dass die direkte Energiebandlücke von {CdO/MgO}-Quasilegierungen in einem Bereich von 2,6 bis 6 eV variiert werden kann.

Übertragung von {CdO/MgO} SLs Filmen auf (a ) r -Saphir und (b ) c -Saphir

(α hν ) ² und (αhν ) ^1/2 als Funktion der Photonenenergie (hν ) für die {CdO/MgO} SLs-Filme auf c - oder r -Saphir

Berechnungsmethode

Das Vienna ab Initio Simulation Package (VASP), basierend auf dem Quantendichte-Funktional-Formalismus, wurde nach früheren Untersuchungen in allen hier berichteten Berechnungen verwendet [46,47,48]. Die Optimierung der Ionenpositionen wurde in zwei Stufen durchgeführt, wobei verschiedene Generalized Gradient Approximation (GGA)-Funktionale für die Austausch-Korrelations-Energie verwendet wurden. Es wurde ein standardmäßiger funktionaler Basissatz für ebene Wellen mit einem Energiegrenzwert von 605 eV verwendet. Zur effizienten Integration im k-Raum wurde das Monkhorst-Pack-Gitter (5 × 5 × 5) verwendet [49]. Projector-Augmented Wave (PAW) Pseudopotentiale mit Perdew, Burke und Ernzerhof (PBE) Austausch-Korrelations-Funktionalen wurden bei der Behandlung von Cd-, Mg- und O-Atomen verwendet [50,51,52]. Eine elektronische selbstkonsistente (SCF) Schleife wurde bei einer relativen Energieänderung unter 10 ^–7 . beendet . Die Ab-initio-Gitterparameter für Bulk-Oxide waren wie folgt:a _CdO = 4.783 Å, a _MgO = 4,236 Å. Diese Gitterparameter stimmen gut mit den durch Röntgenmessungen ermittelten Werten überein:a _CdO = 4.695 Å, a _MgO = 4,21 Å [15, 53]. Die Positionen der Atome wurden entspannt, bis die Kraft, die auf ein einzelnes Atom einwirkte, unter 0,005 eV/Å lag.

Das PBE-Dichtefunktional liefert falsche Werte für Bandlücken von Halbleitern. Um diesen Mangel zu beheben, wurden verschiedene Methoden verwendet, wie die (GW)-Approximation [54], Hybridfunktionale mit Hartree-Fock-Korrektur [55] oder die generalisierte Gradienten-Approximation (GGA-1/2) [56] . In der beschriebenen Rechnung haben wir das effizienteste letztgenannte Schema verwendet, das von Ferreira et al. vorgeschlagen wurde. [56]. Spin-Bahn-Effekte wurden bei diesen Rechnungen vernachlässigt, da die hochliegenden Valenzzustände und tiefliegenden Leitungszustände zu einer kleinen Aufspaltung (in der Größenordnung von 10 meV) führen. Die berechneten Bandlücken von Bulk-MgO und CdO waren E _Γ (MgO) = 7,1 eV und E _Γ,L (CdO) = 2,55 bzw. 1,23 eV. Somit wurde eine zufriedenstellende Übereinstimmung mit experimentellen Bandlücken bei niedrigen Temperaturen erhalten:E _g (MgO) = 7,83 eV [15] und E _{Γ, L} (CdO) =  ~ 2.5, 0.8–1.12 eV [57, 58]. Damit ist die oben erwähnte zweite Stufe abgeschlossen, in der die endgültigen Ergebnisse durch Anwendung der modifizierten GGA-1/2-Korrekturmethode auf Strukturen erhalten werden, in denen die Positionen von Atomen und eine periodische Zellgröße in der ersten Stufe unter Verwendung der PBE-Näherung bestimmt wurden . Die Bandstrukturen von Bulk-MgO und CdO für PBE- und GGA-1/2-Näherungen sind in Abb. 5 dargestellt. Es ist ersichtlich, dass PBE den Wert der Energielücke unterschätzt, während er in GGA-1/2 korrekt berechnet wird. Nach der Korrektur lag die Fermi-Energie zwischen dem Valenzbandmaximum (VBM) und dem Leitungsbandminimum (CBM). Die Bandlücke von CdO stimmt mit den experimentellen Messungen von Refs. [58] und [57], während die Energielücke von MgO mit Lit. übereinstimmt. [fünfzehn]. Die Position des Fermi-Niveaus in CdO ist die gleiche wie in einem theoretischen Modell basierend auf dem GW-Ansatz [59].

(Farbe online) Bandstruktur von VAPS für PBE (blau) Austausch-Korrelationsfunktional und GGA-1/2 (rot) Korrektur für MgO (links) und CdO (rechts)

Bei der theoretischen Analyse kohärenter CdO/MgO-Multiquantenquellen verwendeten wir Strukturen, die in [001]-Richtung gewachsen sind. CdO- und MgO-Schichten waren vollständig gespannt, d. h. es gab einzelne gemeinsame Gitterkonstanten für die gesamte Struktur, und wir nahmen an, dass es keine Versetzungen oder Defekte an den Grenzflächen zwischen den beiden Materialien gab. Die Struktur wurde unter Verwendung eines konjuganten Gradienten(CG)-Algorithmus zur Kraftminimierung entspannt. Die Fermi-Energie war für die gesamte Struktur gleich, und da sie sich in der Nähe der CBM befand, wurde die Ladungsträgerkonzentration auf 10 ²⁰ . eingestellt cm ³ . Wir haben gemeinsame Gitterkonstanten für Strukturen berechnet, die aus 4 ML MgO- und CdO-Schichten im Bereich von 2 bis 12 ML bestehen. Für diese Strukturen haben wir Energielücken zwischen verschiedenen Punkten in der Brillouin-Zone mit der GGA-1/2-Korrekturmethode berechnet. Abbildung 6 zeigt Unterschiede zwischen dem Minimum des Leitungsbandes und den Maxima im Valenzband am X , L Punkte und ein Maximum in der Nähe des X Punkt, aber leicht zum X verschoben Punkt, den wir markiert haben ~ X .

Berechnete Bandstrukturen von kubischen {CdO/MgO}-SLs für verschiedene Anzahlen von CdO-Monoschichten und für vier Monoschichten von MgO mit der GGA-1/2-Methode

Es ist offensichtlich, dass die Dehnung die berechnete Bandstruktur beeinflusst, in Abb. 7 zeichnen wir die in unseren Strukturen realisierten Dehnungsbedingungen. Aus den Diagrammen geht hervor, dass die CdO-Schichten in Wachstumsebenen durch MgO-Schichten komprimiert werden, wodurch sich das Material in Wachstumsrichtung dehnt (Abb. 7a). Andererseits erwarten wir die Zugspannung in der Ebene und die Druckspannung außerhalb der Ebene der MgO-Schicht (Abb. 7b).

Berechnete Dehnungsbedingungen für 4 ml MgO und verschiedene Anzahlen von CdO-Monoschichtstrukturen:(a ) In-Plane-(Epsilon xx) und Out-of-Plane-(Epsilon zz)-Stämme in CdO; (b ) Spannungen in der Ebene und außerhalb der Ebene in MgO

Vergleich von Experiment und Theorie

In Abb. 8 werden die erhaltenen Bandlückenenergien als Funktion der CdO-Schichtdicke mit den Ergebnissen unserer Berechnungen verglichen. Unsere Experimentierpunkte sind für die 100er als voll markiert und für die 111er Orientierung offen. Durchgezogene schwarze, rote und blaue Linien repräsentieren theoretisch erhaltene Werte der direkten und indirekten Bandlücken in Γ, X und ~ M Punkte. Die experimentellen Daten sind etwas verstreut, spiegeln aber den theoretischen Trend wider. Die experimentellen Werte der Energielücken sind höher als die theoretisch vorhergesagten. Zu beachten ist, dass bei CdO-basierten Schichten mit einem Cd-reichen Bereich die Elektronenkonzentration in der Regel hoch ist [57, 60]. Es ist bekannt, dass eine Erhöhung der Ladungsträgerdichte zur Auffüllung von Zuständen im Band führt, wodurch der Absorptionsbeginn zu höheren Energien verschoben wird. Dieser Effekt wurde 1954 unabhängig von Moss [61] und Burstein [62] entdeckt und wird als Burstein-Moss-Shift (BMS) bezeichnet. Daher sollte bei CdO-basierten Materialien die Bandlückenrenormierung bis zu einer Elektronendichte von etwa 9 × 10 ¹⁸ . berücksichtigt werden cm ⁻³ . Wir erwarten, dass die BMS für SL-Strukturen mit einer größeren Dicke der CdO-Schichten höher sein wird. Ebenso kann die Spannung in SL-Schichten die gemessenen Bandlückenenergien beeinflussen; wie wir wissen, kann bei dickeren MgO- und CdO-Unterschichten die Struktur teilweise relaxiert sein, während die Berechnungen für voll verspannte SLs durchgeführt wurden, dh für die gesamte Struktur wurden einzelne Gitterkonstanten verwendet und wir nahmen an, dass keine Versetzungen oder Defekte an den Grenzflächen zwischen den beiden Untergittermaterialien. Die Fermi-Energie war für die gesamte Struktur gleich und lag in der Mitte der Energielücke, sodass die Konzentration der freien Ladungsträger auf Null gesetzt wurde. Berechnete Werte von B -M Verschiebung in reinem CdO für ein Elektronenkonzentrationsniveau von 2 × 10 ²⁰ cm ⁻³ liegen bei etwa 300 meV, und daher sollten wir für Cd-reiche Strukturen bestimmte Werte (< 300 meV) von der gemessenen Energiebandlücke abziehen.

Vergleich der theoretischen Bandlücken (durchgezogene Linien) in Γ, X Punkte und ein Maximum in der Nähe von M Punkt- und experimentelle Daten (Symbole) aus Transmissionsdaten erhalten

Im Fall der Röntgenbeugung haben wir auch durchschnittliche Gitterkonstanten für gemessene SL abgezogen. Die gemessenen Gitterkonstanten nehmen mit der Dicke der CdO-Unterschicht zu. Die erhaltenen Daten werden mit den theoretischen Berechnungen in Abb. 9 verglichen. Die experimentellen Werte sind kleiner als die berechneten Werte, aber die experimentellen Daten geben den theoretischen Trend wieder.

Vergleich der theoretischen Gitterkonstante (durchgezogene Linie) und experimentellen Daten (Symbole:offen für Proben, die in Richtung 111 gewachsen sind, voll für Proben, die in Richtung 001 gewachsen sind) für Serien von SLs mit unterschiedlichen Dicken von CdO-Unterschichten

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend wurden {CdO/MgO}-Quasilegierungen mit der MBE-Methode in zwei kristallographischen Orientierungen synthetisiert. Ihre Energiebandlücke und Gitterkonstanteneigenschaften wurden experimentell untersucht und theoretisch berechnet. Die Energiebandlücke von {CdO/MgO}-Quasilegierungen kann durch Veränderung der Dicke der CdO-Untergitter in einem weiten Bereich von 2,6 bis 6 eV stufenlos moduliert werden. Dementsprechend variierten die gemessenen durchschnittlichen Gitterkonstanten für {CdO/MgO} von 4,23 bis 4,61 Å, wenn die MgO-Dicke konstant gehalten und die CdO-Dicke von 1 auf 12 ML erhöht wurde. Die erhaltenen Werte der Gitterkonstanten stimmen gut mit theoretischen Berechnungen überein, sind aber etwas kleiner als die berechneten Werte, während die gemessenen Energielücken höher sind als die ab initio berechneten für voll verspannte Strukturen. Die Ergebnisse zeigen, dass die Energiebandlücke von CdO durch Verwendung von {CdO/MgO}-Quasilegierungen auf höhere Werte abgestimmt werden kann und die Energielücke über einen weiten Bereich konstruiert werden kann. Diese Arbeit hat gezeigt, dass {CdO/MgO}-Heterostrukturen bei der Entwicklung neuer optoelektronischer Geräte wie Detektoren für den sichtbaren, UV A-, UV B- und UV C-Bereich nützlich sein können.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Nicht zutreffend.