GaSb 위에 성장한 이축 인장 변형 게르마늄 나노와이어의 이론적 분석

초록

본 연구에서는 GaSb 기판 위에 측면으로 성장한 고인장 변형 Ge 나노와이어를 유한 요소법(FEM)을 이용해 이론적으로 조사했습니다. Ge 증착 전후의 잔류 탄성 변형, 변형 에너지, 표면 에너지, 모서리 에너지를 포함한 총 에너지 증분을 다양한 상황에서 계산했습니다. 그 결과, Ge 나노와이어는 두 상황 모두에서 〈110〉 방향보다 〈100〉 방향으로 성장하는 경향이 있으며, 소량의 Ge가 증착된 경우에는 {105} 면이 노출되지만, Ge 양이 임계값을 초과하면 {110} 면이 노출되는 것으로 나타났습니다. 또한, 두 상황 모두에서 Γ-밸리의 전도대 최솟값이 L-밸리보다 낮아 Ge 나노와이어에서 직접 천이 밴드갭이 형성됩니다. 원자가대의 경우, Γ-포인트에서의 경공 밴드 최댓값이 중공 밴드 최댓값보다 높으며, 정수압 변형이 약 5.0%를 초과하면 전도대 최솟값보다도 높아져 음의 밴드갭이 발생합니다. 더불어, 높은 인장 변형 하에서 유효 질량이 감소함에 따라 전자와 정공의 이동도 모두 향상될 수 있습니다. 이러한 결과는 이축 인장 변형 Ge 나노와이어가 소자 응용 분야에서 유망한 특성을 가짐을 시사합니다.

배경

14족 원소인 게르마늄(Ge)은 광전자공학과 전자공학 모두에서 우수성을 가지며 실리콘(Si) 포토닉스와 높은 호환성을 보입니다. Ge의 본질적 특성은 300 K에서 직접 밴드갭이 약 0.8 eV(1.55 μm)라는 점입니다. Ge에서 전자와 정공의 이동도는 Si보다 훨씬 높아 현재 Si 기반 집적회로에서 고속 소자에 활용되고 있습니다[1, 2]. 더 흥미로운 점은 인장 변형된 Ge가 이러한 특성을 최적화한다는 것입니다. Ge는 L-밸리와 Γ-밸리 사이의 에너지 차이가 136 meV에 불과한 간접 밴드갭 반도체입니다[3]. 이론적으로 〈111〉 방향의 약 4.0% 단축 인장 변형[4] 또는 약 1.6~2.0%의 이축 인장 변형[5, 6]이 Γ-밸리를 L-밸리 아래로 낮춰 Ge를 직접 밴드갭 물질로 전환할 수 있다고 예측되며, 이는 14족 물질로부터 발광을 구현하는 새로운 길을 엽니다. 또 다른 중요한 점은 인장 변형된 Ge가 캐리어 이동도를 크게 향상시켜[7, 8] 고속 상보성 금속 산화막 반도체(CMOS) 소자 구현에 기여한다는 것입니다.

나노와이어(NW)는 큰 표면적 대 부피 비율과 2차원에서 캐리어와 광자의 구속으로 인해 매력적인 전자적, 광학적 특성을 나타냅니다[9]. 그동안 Si 위에 성장한 Ge NW(GeNW)[10]나 Ge/Si 코어/쉘 NW[11]가 Si 마이크로일렉트로닉스를 위한 금속 산화막 반도체 전계효과 트랜지스터(MOSFET) 잠재력 때문에 광범위하게 연구되어 왔습니다. 스케일된 트랜스컨덕턴스와 온 전류가 기존 Si p-MOSFET에 비해 3~4배 향상되었습니다[12]. 따라서 측면 GeNW를 Si 위에 직접 에피택셜 성장시켜 고성능 MOSFET을 제작하려는 시도가 기대되어 왔습니다. Zhang 등은 초박막 GeNW가 Si (001) 위에서 {105} 면으로 노출된다고 보고했습니다[13], 이는 예측된 가장 낮은 표면 에너지를 가집니다[14]. 또한, SiGe 가상 기판 위의 변형 Ge MOSFET이 정공 이동도를 향상시킨다는 것이 입증되었습니다[1]. 압축 변형을 가진 Si 위의 측면 GeNW가 캐리어 수송에 상당한 개선을 보일 수 있지만, 직접 밴드갭으로 전환되지는 못합니다. GeNW에 인장 변형을 도입하기 위해서는 Ge보다 큰 격자 상수를 가진 GeSn 합금[15]이나 III-Sb 화합물[16]이 필요합니다. 기계적 방법이 단축 변형 GeNW 제작에 적용되었으나[17, 18], 이 제작 기술의 복잡성으로 인해 Si 기반 포토닉스 및 전자공학에서의 모놀리식 통합에는 거의 적합하지 않습니다. 또한, 자유롭게 서 있는 NW에서는 변형이 쉽게 해제되는 반면, 측면 GeNW는 매우 높은 변형을 스스로 수용할 수 있습니다. 따라서 높은 이축 인장 변형을 가진 에피택셜 성장 측면 GeNW가 직접 밴드갭 천이와 캐리어 이동도 향상을 달성하는 데 필수적입니다.

지금까지 전위 없는 고이축 인장 변형 Ge 양자점이 InP (001) 위에서 직접 밴드갭 발광 잠재력을 보여 FEM으로 시뮬레이션되었습니다[19]. 이와 유사하게, 본 연구에서는 AlSb 완충층을 이용해 Si 위에 직접 성장시킬 수 있는 완화된 GaSb 템플릿 위의 이축 인장 변형 GeNW의 노출 표면 형태와 성장 방향을 이론적으로 예측합니다[16, 20]. 측면 GeNW의 노출 표면으로 {110}, {105}, {111}을 선정하고 정상 상태 시스템에서 총 에너지 변화를 비교했습니다. 단순화를 위해 이 고변형 시스템에서 전위와 파단[21]의 영향은 무시했습니다. FEM 기반 시뮬레이션 결과, 임계 Ge 양이 존재함을 밝혀냈습니다. 임계값 이하에서는 GeNW가 {105} 면으로 노출되고, 초과하면 {110} 면으로 노출됩니다. 거의 모든 GeNW 영역이 직접 밴드갭으로 전환될 수 있는데, 이는 Γ-포인트에서의 전도대 최솟값과 경공 밴드 최댓값의 차이입니다. 또한, Γ-포인트에서의 변형 의존성 캐리어 유효 질량 변화를 정성적으로 분석하여 고인장 변형 GeNW에서 전자와 정공 이동도 향상을 간접적으로 예측했습니다.

연구 방법

측면 NW는 일반적으로 삼각형 단면 형태를 나타냅니다[22, 23]. 그림 1a와 같이 NW의 1차원적 특성 덕분에, Zhang 등이 보충 자료[13]에서 사용한 유한 NW 모델을 양 끝면이 고정된 상태(그림 1b)로 시뮬레이션에 적절히 활용할 수 있습니다. 경계 효과 때문에 NW의 중앙 부분만 논의하며, 이 부분의 단면이 무한히 긴 NW의 상황을 대표한다고 간주합니다. FEM을 사용해 GaSb에 대해 7.7% 격자 불일치를 가진 GeNW의 인장 변형 분포를 시뮬레이션했습니다. 정상 상태에서 동일한 양의 Ge를 증착한 후 세 가지 상황에서 총 시스템 에너지 증분을 계산했습니다: (i) [100] 성장 방향에 {110} 면이 노출된 경우(상황 A), (ii) [100] 성장 방향이나 {105} 면이 노출된 경우(상황 B), (iii) [110] 성장 방향에 {111} 면이 노출된 경우(상황 C). 이 세 상황의 단면은 그림 1c에 나와 있습니다. 단면적은 동일하게 유지되어 동일한 Ge 양을 나타냅니다.

단위 길이당 총 시스템 에너지 변화(J/nm)는 정상 상태 시스템의 변형 에너지, 표면 에너지, 모서리 에너지[24]의 전체 차이를 포함하며 다음과 같이 표현됩니다:

$$ \Delta{{E}_{\text{total}}}=\Delta{{E}_{\text{strain}}}+\Delta{{E}_{\text{surface}}}+\Delta{{E}_{\text{edge}}}. $$ (1)

첫 번째 항 $\Delta E_{\text{strain}}$은 Ge 증착 전후 정상 시스템의 변형 에너지 차이를 단위 부피로 표현한 것입니다:

$$ \Delta{u}=\frac{1}{2Y}\sum\limits_{i=j}^{{}}{\tau_{ij}^{2}}-\frac{\nu }{Y}\sum\limits_{i

여기서 $\tau_{ij}=C_{ij}\varepsilon_{ij}$ ($i, j=1, 2, 3$)는 응력 텐서, $C_{ij}$와 $\varepsilon_{ij}$는 각각 탄성 상수와 변형 텐서, $Y$와 $G$는 등가 영률과 등가 전단률, $\nu$는 등가 푸아송 비입니다. 고려된 2차원 단면에서 총 변형 에너지 변화는 모든 점의 $\Delta u$ 값으로 면적 적분하여 얻을 수 있습니다. 두 번째 항 $\Delta E_{\text{surface}}$는 Ge 증착 전후 표면 에너지 차이와 관련됩니다. 우리 상황의 단면에서 표면 에너지는 다음과 같이 다시 쓸 수 있습니다[23]:

$$ {{\gamma}_{i}}=\frac{2h}{\sin{{\theta}_{i}}}({{\sigma}_{i}}-{{\sigma}_{{(001)}}}\cos{{\theta}_{i}}) $$ (3)

여기서 $h$는 GeNW 단면의 높이, $\sigma_i$ ($i$=A, B, C)는 단위 면적당 노출 면의 평균 표면 에너지, $\theta_i$는 NW 면과 계면 사이의 각도입니다(그림 1c 참조). 표면 에너지의 변형은 Ref. [25]의 처리처럼 미미한 영향으로 무시할 수 있습니다. 표 1은 문헌의 표면 에너지 값을 보여줍니다. 모서리 에너지 변화라 불리는 마지막 항은 날카로운 모서리 형성에 대한 에너지 비용 변화를 나타내며 다음과 같습니다:

$$ \Delta{{E}_{\text{edge}}}=3\varGamma $$ (4)

여기서 $3\Gamma$는 상단과 두 바닥 면 교차점을 포함하는 총 모서리 에너지입니다. $3\Gamma$ 추정값은 실험적 피팅으로 3.7 eV/nm이며[26], 모서리 에너지의 영향은 값이 거의 변하지 않아 무시할 수 있습니다[25]. 따라서 $\Delta E_{\text{total}}-3\Gamma$의 에너지 증분 계산이 타당합니다.

변형 분포를 알면, 양자 효과를 무시하고 Γ-밸리와 L-밸리에서의 변형 의존성 전도대 감소를 계산할 수 있습니다. Γ-밸리의 전도대는 정수압 변형에 의해서만 낮아집니다:

$$ \Delta E_{c}^{\Gamma}={{a}_{c}}({{\varepsilon}_{xx}}+{{\varepsilon}_{yy}}+{{\varepsilon}_{zz}}) $$ (5)

여기서 $a_c$는 Γ-포인트에서 -8.24 eV 값의 정수압 변형 포텐셜[27]을 나타내며, $\varepsilon_{xx}$, $\varepsilon_{yy}$, $\varepsilon_{zz}$는 물질 좌표계에서 x, y, z 방향의 변형입니다. 그러나 L-포인트에서의 전도대 이동은 정수압 변형과 전단 변형 모두의 영향을 받습니다[19]:

$$ \Delta{E_{c}^{\mathrm{L}}}=\left({{\Xi}_{d}}+\frac{1}{3}{{\Xi}_{u}}\right)({{\varepsilon}_{xx}}+{{\varepsilon}_{yy}}+{{\varepsilon}_{zz}})-\frac{2}{3}{{\Xi}_{u}}\left(|{{\varepsilon}_{xy}}|+|{{\varepsilon}_{yz}}|+|{{\varepsilon}_{xz}}|\right) $$ (6)

여기서 $\Xi_d$와 $\Xi_u$는 L-밸리에서의 팽창 변형 포텐셜(-6.97 eV)과 단축 변형 포텐셜(16.3 eV)입니다. Ge를 직접 밴드갭 물질로 전환하려면 Γ-밸리가 L-밸리보다 낮아야 하므로, $\Delta {E_{c}^{\Gamma, \text{L}}}=\Delta E_{c}^{\Gamma }-\Delta {E_{c}^{\mathrm{L}}}<-0.136$ eV여야 합니다. 우리는 $\Delta {E_{\text{DT}}}=\Delta E_{c}^{\Gamma, \text{L}}+0.136$으로 Γ-포인트와 L-포인트의 차이를 나타냅니다. Γ-포인트가 L-포인트 아래로 내려가면 $\Delta E_{\text{DT}}$는 음수가 됩니다. 다양한 크기의 인장 변형 GeNW 시리즈를 시뮬레이션하여 직접 밴드갭 천이를 보였습니다.

또한, GeNW의 높은 인장 변형으로 인해 Γ-밸리가 L-밸리 아래에 위치하면서 경공 밴드 최댓값이 원자가대 최댓값이 됩니다[28]. 따라서 이러한 고인장 변형 GeNW의 밴드갭은 Γ-포인트에서의 Γ-밸리와 경공 밴드 최댓값의 차이가 됩니다. 이에 따라 공간적으로 분포된 밴드갭과 $\mathbf{k}=0$에서의 Γ-포인트 밴드 가장자리 에너지(전도대, 중공 밴드, 경공 밴드)를 8-밴드 $\mathbf{k\cdot p}$ 이론[29]으로 계산했습니다. 우리 GeNW 모델이 40 nm 바닥 너비를 가져 양자 효과가 매우 약하므로 이를 무시했습니다. 결과는 인장 변형 GeNW에서 전자-정공 재결합 연구와 이동도 향상 메커니즘 연구에 적용될 수 있습니다. 일반적으로 전자 또는 정공 이동도는 $\mu=e\tau/m^*$로 주어지며, $m^*$은 캐리어 유효 질량, $\tau$는 전자-포논 산란 시간입니다. Γ-밸리와 L-밸리에 대한 포물선 근사 모델과 등방성 산란에서 산란 시간은 $m_{DOS}^{*-3/2}$에 비례하므로, Γ-밸리가 L-밸리 아래로 이동하고 전자-포논 산란 시간과 전자 유효 질량이 변형에 불변이면 이동도 비율은 $\mu_{\Gamma}/\mu_L=182$에 도달합니다[30]. 그러나 우리 NW 모델에서 이방성 산란과 변형 의존성 유효 질량 계산의 복잡성을 고려해, Γ-포인트에서 전자와 정공 유효 질량 감소를 통해 고인장 변형 GeNW에서 전자와 정공 이동도 향상을 정성적으로만 분석했습니다.

결과 및 논의

Ge와 GaSb 사이의 7.7% 큰 격자 불일치로 인해 시스템이 초기에 완전 인장 변형 상태에 있다고 가정합니다. 그림 2는 바닥 너비 $w$ = 40 nm인 상황 A의 예로, 완화 후 정상 상태에서의 2차원 잔류 변형 분포(면내 변형 $\varepsilon_{xx}$, 전단 변형 $\varepsilon_{xy}$, 수직 변형 $\varepsilon_{zz}$)를 보여줍니다. 여기서 변형 정의는 $(a_{\text{Ges}}-a_{\text{Ge}})/a_{\text{Ge}}$이며, $a_{\text{Ges}}$와 $a_{\text{Ge}}$는 각각 변형된 Ge와 완화된 Ge의 격자 상수입니다. 그림 2a에서 $\varepsilon_{xx}$는 두 바닥 모서리에서 약 15.4%의 최대값을 가지며 이는 초기 변형보다 훨씬 크지만, 모서리에서 중심으로 급격히 감소해 약 3.3%의 최솟값을 보입니다. GeNW 바닥에서 상단으로 z-방향으로 $\varepsilon_{xx}$도 GeNW 완화로 인해 감소합니다. $\varepsilon_{zz}$ 분포는 그림 2b에서 $\varepsilon_{xx}$와 유사한 특성을 보입니다. Ge 박막의 이축 변형과 달리, 그림 2c는 GeNW의 비대칭적으로 분포된 전단 변형 성분이 직접 밴드갭 천이에 중요한 역할을 함을 보여줍니다. 세 상황 모두에서 변형 분포는 매우 유사하지만, 모양에 따른 다양한 너비-높이 비($W/H$) 때문에 변형 성분 값은 다릅니다. {105} 면이 노출된 상황 B는 $W/H$가 10으로 가장 커서 Ge 박막과 유사한 높은 변형을 보입니다. {111} 면이 노출된 상황 C는 [110] 방향 NW 성장이 불변의 변형 값을 유지해 $\varepsilon_{xx}$와 $\varepsilon_{yy}$를 동시에 증가시키므로 면내 변형이 거의 완화되지 않습니다.

변형 분포에 따라 변형 에너지 증분을 얻을 수 있습니다. 앞서 논의한 대로 상황 B가 가장 높은 변형 에너지 증분을, 상황 A가 가장 낮은 증분을 가집니다. 그러나 표면 에너지 변화에서는 상황 B가 단면적 증가에 따라 감소하는 음의 값을 보이는 반면, 다른 두 상황은 동일한 면적에서 매우 가까운 양의 값을 보입니다. 모서리 에너지 변화를 제외한 총 에너지 증분은 그림 3a에 나와 있습니다. 결과는 상황 C에서 에너지 증분이 결코 최소가 아니므로 GeNW가 형성될 가능성이 낮음을 보여줍니다. 면적 증가에 따라 에너지 증분은 두 가지 다른 결과를 보이며, 수직 점선은 임계 면적 값 $A_c=136.2\text{nm}^2$을 표시하는데, 이는 Ge의 양을 의미합니다. 면적이 136.2 nm² 미만일 때 GeNW는 상황 B의 형태를 취하는 경향이 있지만, 더 많은 Ge가 증착되면 상황 A의 형태를 취합니다. 계산 결과는 인장 변형 GeNW가 GaSb 위에서 소량의 Ge가 증착되면 단면에서 높은 $W/H$ 삼각형 형태를 선호하지만, 임계값을 초과하면 낮은 $W/H$ 형태를 취함을 예측합니다. 그림 3b~e는 임계 면적에서 상황 A와 B의 정수압 변형 분포와 전단 변형 성분 절대값의 합($|\varepsilon_{xy}|+|\varepsilon_{yz}|+|\varepsilon_{xz}|$)을 보여줍니다. 상황 A와 B를 비교하면, 상황 A가 정수압 변형과 전단 변형 합의 더 큰 최대값을 가지지만, 상황 B는 더 큰 평균 정수압 변형과 더 작은 평균 전단 변형 합을 가집니다. 또한 상황 B는 정수압 변형과 전단 변형 합의 공간 분포에서 작은 차이를 보입니다. 이러한 특성은 높은 $W/H$ 값으로 인해 Ge 박막과 매우 유사합니다. 결과적으로 식 (5)와 (6)을 참조하면, 상황 B가 상황 A보다 더 작은 $\Delta E_{\text{DT}}$ 값을 보여 Ge가 직접 밴드갭 물질로 전환될 가능성이 높습니다.

GeNW의 높은 인장 변형으로 인해 거의 모든 GeNW 영역이 직접 밴드갭으로 전환될 수 있습니다. 그림 4a는 GeNW 크기 증가에 따른 $\Delta E_{\text{DT}}$ 분포를 보여줍니다. $\Delta E_{\text{DT}}$ 값은 GeNW 상단에서 하단으로 감소합니다. 흥미롭게도, 상황 B에서 임계 면적 이하일 때 $\Delta E_{\text{DT}}$의 최솟값은 단면의 바닥 모서리에 위치하지만, 상황 A에서는 바닥 중앙에 위치합니다. 이 다른 분포의 이유는 상황 A에서 바닥 모서리의 상당한 전단 변형이 상황 B보다 $\Delta E_{c}^{\mathrm{L}}$에 더 크게 기여하기 때문입니다. 임계 면적 이하의 상황 B GeNW에서 평균 $\Delta E_{\text{DT}}$는 임계 면적 이상의 상황 A보다 훨씬 낮습니다(그림 4b). 임계점에서 평균 $\Delta E_{\text{DT}}$는 -0.308 eV에서 -0.137 eV로 갑자기 상승합니다. 또한, 동일한 형태에서는 $\Delta E_{\text{DT}}$의 분포와 평균이 기본적으로 유사하며 크기와 뚜렷한 관계가 없습니다. GeNW의 변형과의 본질적 관계를 찾기 위해, 그림 5에 GeNW 바닥의 정수압 변형 성분을 바닥 너비에 따라 플롯했습니다. 주변 영역의 차이를 제외하면, 다른 크기의 GeNW에서 바닥의 상대적 위치에 따른 정수압 변형 성분 곡선은 거의 겹칩니다. $\varepsilon_{xx}$와 전단 변형 성분 절대값의 합에서도 일관된 결과가 나옵니다. 따라서 변형 유도 $\Delta E_{\text{DT}}$ 값은 동일한 모양의 GeNW에서 동일한 분포를 가집니다.

더 나아가, 40 nm 너비 GeNW 단면에서의 변형 유도 밴드갭 매핑을 시뮬레이션했습니다(그림 6a). 공간적 밴드갭 분포는 Γ-포인트에서의 변형 의존성 밴드 가장자리 에너지의 가변 값에서 유도됩니다. 그림 6b는 GeNW의 z-방향을 따른 Γ-포인트에서의 밴드 가장자리 에너지를 보여줍니다. 전도대와 원자가대 가장자리(경공 밴드, 중공 밴드) 모두 처음 15 nm에서 크게 변하고 이후에는 약간만 변합니다. 인장 변형이 증가함에 따라 경공 밴드와 중공 밴드 최댓값이 분리되어 반대 방향으로 이동하는 경향이 있습니다. 그림 6a, b에서 밴드갭은 처음 15 nm에서 약 0.30 eV까지 크게 증가한 후, 대부분의 GeNW 영역에서 약 0.24 eV 값 주변에서 약간 변합니다. GeNW에서 Γ-포인트에서의 경공 밴드 최댓값이 중공 밴드 최댓값보다 높으므로, 원자가대의 정공은 경공 밴드 최댓값에 위치하려 합니다. 따라서 공간 의존적 전자 및 정공 파동 함수의 중첩을 무시하면, 전자-정공 재결합은 Γ-포인트에서 전도대 최솟값과 경공 밴드 최댓값 사이에서 발생합니다. 흥미롭게도, 정수압 변형이 약 5.0%를 초과하는 NW 바닥 영역(그림 6a의 검은 곡선)에서 경공 밴드 최댓값이 전도대 최솟값보다 높아집니다. 우리가 고인장 변형 하에서 계산한 음의 밴드갭은 반금속적[31] 또는 반전된[32] 밴드 구조와 같은 복잡한 결과를 초래할 수 있습니다.

마지막으로, GeNW의 이러한 높은 인장 변형 하에서 전자와 정공의 이동도가 향상될 것입니다. 완화된 Ge에서 전자 수송은 주로 L-밸리에 있는 전자들이 기여합니다. 그림 3a와 같이 인장 변형으로 Γ-밸리가 L-밸리 아래로 내려가면, 전자 수송의 주된 기여는 Γ-밸리에서 옵니다. 반면, 높은 인장 변형 하에서는 Γ-포인트에서의 경공 밴드가 원자가대 최댓값이 되어 정공 수송의 주된 참여가 경공 밴드에서 오며, 완화된 경우에는 중공 밴드가 원자가대 최댓값을 차지합니다. Γ-포인트에서의 전자 유효 질량이 L-포인트보다 훨씬 작고, 중공 밴드 최댓값에서 경공 밴드 최댓값으로 유효 질량이 감소함에 따라, 전자뿐만 아니라 정공의 이동도도 향상될 수 있습니다. 인장 변형이 양자점 모델에서 Γ-포인트의 전자와 정공 유효 질량을 이론적으로 감소시킬 수 있다고 Califano와 Harrison이 예측했습니다[29]. 우리 NW 모델에는 정량적 계산 방법이 부적합하지만, Γ-포인트 근처에서 작은 $\mathbf{k}$에 대한 분산 관계의 곡률을 증가시켜 $\mathbf{k}=0$에서의 유효 질량을 변형이 수정할 수 있다고 정성적으로 가정합니다. 따라서 인장 변형 GeNW에서 전자와 정공의 이동도 모두 향상될 수 있습니다. 분리된 원자가대는 강한 전자-포논 결합과 밴드 내 산란을 유도해[33], 정공 이동도가 전자 이동도보다 낮게 제한합니다.

결론

요약하자면, 우리는 GaSb 위의 인장 변형 GeNW를 제안하고, Ge 증착 전후 총 에너지 변화를 통해 세 가지 다른 상황을 비교했습니다. 결과는 GeNW가 임계 양 이전에는 〈100〉 성장 방향을 따라 {105} 면을 형성하는 경향이 있으며, 임계 양 이후에는 {110} 면으로 노출됨을 보여줍니다. 잔류 변형장과 밴드갭 분석은 동일한 모양이 크기에 관계없이 변형과 $\Delta E_{\text{DT}}$에서 유사한 분포를 가짐을 보여주었습니다. 또한, 모든 상황에서 면내 변형과 정수압 변형은 모서리에서 중심으로, 바닥에서 상단으로 감소합니다. 높은 인장 변형으로 인해 두 가능한 상황 모두에서 GaSb 위의 GeNW 거의 전체가 직접 밴드갭 물질로 전환될 수 있습니다. 또한, 높은 인장 변형에서 경공 밴드 최댓값이 원자가대 최댓값이 되므로, 경공이 주로 Γ-포인트에서 전자-정공 재결합과 전하 수송에 참여합니다. 인장 변형에 의해 결정되는 Γ-포인트에서의 캐리어 유효 질량 감소로 인해 전자뿐만 아니라 정공의 이동도도 향상될 수 있습니다. 이론적으로 예측된 매력적인 성능은 인장 변형 GeNW가 Si 포토닉스와 전자공학에서 각각 광원과 고속 소자에 적용될 수 있음을 시사합니다.