半导体物理第九章1.pdf

半导体物理教案－29 1 第 9 章半导体异质结构第 6 章讨论的是由同一种半导体材料构成的p-n 结，结两侧禁带宽度相同，通常称之为同质结本章介绍异质结，即两种不同半导体单晶材料的结合虽然早在1951 年就已经提出了异质结的概念，并进行了一定的理论分析工作，但是由于工艺水平的限制，一直没有实际制成直到气相外延生长技术开发成功，异质结才在1960 年得以实现 1969 年发表了第一个用异质结制成激光二极管的报告之后，半导体异质结的研究和应用才日益广泛起来§ 9.1 异质结及其能带图一、半导体异质结异质结是由两种不同的半导体单晶材料结合而成的，在结合部保持晶格的连续性，因而这两种材料至少要在结合面上具有相近的晶格结构根据这两种半导体单晶材料的导电类型，异质结分为以下两类：(1)反型异质结反型异质结是指由导电类型相反的两种不同的半导体单晶材料所形成的异质结例如由p 型Ge 与 n 型 Si 构成的结即为反型异质结，并记为 pn-Ge/Si 或记为 p-Ge/n-Si如果异质结由n 型 Ge与 p 型 Si 形成，则记为np-Ge/Si 或记为n-Ge/p-Si已经研究过许多反型异质结，如pn-Ge/Si；pn-Si/GaAs ；pn-Si/ZnS；pn-GaAs/GaP；np-Ge/GaAs；np-Si/GaP 等等。

2)同型异质结同型异质结是指由导电类型相同的两种不同的半导体单晶材料所形成的异质结在以上所用的符号中，一般都是把禁带宽度较小的材料名称写在前面二、异质结的能带结构异质结的能带结构取决于形成异质结的两种半导体的电子亲和能、禁带宽度、导电类型、掺杂浓度和界面态等多种因素，因此不能像同质结那样直接从费米能级推断其能带结构的特征1、理想异质结的能带图界面态使异质结的能带结构有一定的不确定性，但一个良好的异质结应有较低的界面态密度，因此在讨论异质结的能带图时先不考虑界面态的影响1) 突变反型异质结能带图图 9-1(a)表示禁带宽度分别为Eg1和Eg2的 p 型半导体和n 型半导体在形成异质pn 结前的热平衡能带图，Eg1Eg2图中， δ1为费米能级EF1和价带顶 EV1的能量差； δ2为费米能级EF2与导带底 EC2的能量差； W1、W2分别是两种材料的功函数；χ1、 χ2分别是两种材料的电子亲和能总之，用下标“1”和“2”分别表示窄禁带和宽禁带材料的物理参数当二者紧密接触时，跟同质 pn 结一样，电子从n 型半导体流向p 型半导体， 空穴从图 9-1 形成突变 pn 异质结之前和之后的平衡能带图半导体物理教案－29 2 p 型半导体流向n 型半导体，直至两块半导体的费米能级相等时为止。

这时两块半导体有统一的费米能级，并在交界面的两边形成空间电荷区由于不考虑界面态，空间电荷区中正、负电荷数相等正、负空间电荷之间产生电场，称为内建电场因为存在电场，电子在空间电荷区中各点有不同的附加电势能，即能带弯曲， 其总弯曲量仍等于二者费米能级之差这些都跟同质pn 结一样，所不同的，一是因为两种半导体材料的介电常数不同．内建电场在交界面处不连续；二是因为两种材料的禁带宽度不同，能带弯曲出现新的特征对于图9-1 所示窄禁带材料的禁带包含于宽禁带材料的禁带之中的情况，禁带宽度不同使能带弯曲出现如图9-l(b) 所示的两个特征：1） 界面处导带在n 型侧翘起一个“尖峰” ，在 p 型侧凹下一个“凹口” 2） 导带和价带在界面处都有突变导带底在界面处的突变就是两种材料电子亲和能之差：21CE而价带顶的突变自然就是禁带宽度之差的剩余部分，即)()(2121ggVEEE以上二式对所有突变异质结普遍适用△EC和△ EV分别称为导带阶和价带阶，是很重要的物理量，在实际中常用图 9-2 为实际的p-n-Ge-GaAs 异质结的能带图表 9-1为实验测定的一种p 型 Ge与一种 n型 GaAs 的有关常数值。

对 pn-Ge/GaAs 异质结，△ Ec＝0.07eV；而△ Ev＝0.69eV图 9-3 为 n 型窄禁带材料与p 型宽禁带材料构成的突变异质结的能带图，情况与上述类似，读者可自行讨论表 9-1 p 型 Ge 与 n 型 GaAs 有关常数值材料Eg (eV) (eV) 净杂质浓度 (cm-3) 1或2(eV) 晶格常数 (nm) 相对介电常数p-Ge 0.67 4.13 3 1016 0.14 0.56575 16 n-GaAs 1.43 4.06 1 10160.1 0.56531 10.9 图 9-3 np 异质结的平衡能带图(2) 突变同型异质结的能带图图 9-4(a)和 (b)分别为都是n 型的两种不同禁带宽度半导体形成异质结前、后的平衡能带图当这两种半导体材料紧密接触形成异质结时，由于宽禁带材料比窄禁带材料的费米能级高，所以图 9-2 pn-Ge/GaAs 异质结的平衡能带图半导体物理教案－29 3 电子将从前者流向后者结果在禁带窄的一边形成电子的积累层，而另一边形成耗尽层这种情况和反型异质结不同对于反型异质结，两种半导体材料的交界面两边都成为耗尽层而在同型异质结中， 一般必有一边成为积累层。

在这种异质结中的导带阶和价带阶与上述反型异质结相同图 9-5 为 pp 异质结在热平衡状态时的能带图其情况与nn 异质结类似图 9-4 nn 异质结的平衡能带图9-5 为 pp 异质结平衡能带图2 界面态对异质结能带结构的影响1) 晶格失配界面态的一个主要生成原因是形成异质结的两种半导体材料的晶格失配晶格失配定义为两种材料的晶格常数之差与其平均晶格常数之比表9-2 中列出了若干半导体异质结的晶格失配表 9-2 几种半导体异质结的晶格失配表中 (W) 表示该半导体材料为纤维锌矿型结构；(c)表示六方晶系的c 轴上的晶格常数2） 界面态密度晶格失配在异质结中不可避免由晶格失配而在界面产生的悬挂键就会引入界面态，界面态密度即悬挂键密度突变异质结界面的悬挂键密度△NS为两种材料在界面上的键密度之差即21SSSNNNNS1、 NS2为两种半导体材料在交界面处的键密度，由构成材料的晶格常数及界面的晶向决定下面举一个例子，计算具有金刚石型结构的两块半导体所形成的异质结的悬挂键密度、如图9－ 6(a)所示，取 (111)晶面制造异质结在晶胞中画出的(111)晶面为正三角形(图中划斜线部分)，它的面积是 (3a2)/2，a 为晶格常数。

包含在这个面中的键数为2（6 个正三角形共有一个顶角原子，2 个正三角形共有一个腰心原子），如图 9－6(b)所示 所以晶面 (111)的键密度是4/(3a2)因此，对晶格常数分别为a1和 a2（a1＜ a2)的两块半导体形成的异质结，其(111)面的悬挂键密度为22 2122 1243saaNa a同理，对 (110)和 (100)晶面，悬挂键密度分别为图 9－6 金刚石型结构 (111)面内的键数半导体物理教案－29 4 22 2122 1242saaNa a；22 2122 124saaNa a应用上述公式，计算得Ge-GaAs 及 Ge-Si 异质结的悬挂键密度如表9-3 所示根据表面能级理论计算求得，当具有金刚石结构的晶体的表面能级密度在1×1013m-2以上时，表面费米能级位于 EV之上 1/3 禁带宽度处， 如图 9－7 所示 跟前面讨论表面态对金－半接触的影响类似，这时整个系统的费米能级被“钉扎”在表面费米能级处对于n 型半导体，悬挂键起受主作用，使表面附近能带向上弯曲对于p 型半导体，悬挂键起施主作用，表面附近能带向下弯曲对异质结而言，当悬挂键起施主作用时，则pn、np、pp 异质结的能带图如图9－ 8 中(a)、(b)、(c)所示；当悬挂键起受主作用时，则pn、np、nn 异质结的能带图如图9－8 中(d)、(e)、(f)所示。

热膨胀系数不同也会在高温下引起晶格失配，从而产生悬挂键，引入界面态 除了晶格失配，化合物异质结中还会因成分元素的互扩散引人界面态因此，实际异质结都会受界面态的影响图 9－7 表面能级密度大的半导体能带图图 9－8 计入界面态影响时异质结的能带示意图三、异质结的接触电势差、势垒区宽度与势垒电容（略，自学）§ 9.2 异质结的电流半导体异质结的电流电压关系比同质结复杂的得多迄今已针对不同情况提出了多种模型如扩散模型、发射模型、发射—复合模型、隧道模型和隧道—复合模型等，以下根据实际应用的需要，主要以扩散—发射模型说明半导体突变异反结的电流电压特性及注入特性如图 9-9 所示，半导体异质pn结界面导带连接处存在一个尖峰势垒，根据尖峰高低的不同，可有图(a)和(b)所示的两种情况：(a)宽禁带n 区势垒尖峰的顶低于窄禁带p 区导带的底，称为负反向势垒（低势垒尖峰）； (b) n 区势垒尖峰的顶高于p 区导带的底，称为高势垒尖峰表 9-3 异质结的悬挂键密度异质结晶格常数 (nm) 悬挂键密度 (cm-2) Ge/GaAs 0.56575/0.56531 (111)面 1.2 1012 (110)面 1.4 1012(100)面 2.0 1012Ge/Si 0.56575/0.54307 (111)面 6.2 1013 (110)面 7.5 1013(100)面 1.1 1014图 9-9 半导体异质pn 结两种势垒： (a)负反向势垒 (b)正反向势垒半导体物理教案－29 5 一、异质pn 结的电流—电压特性1、负反向势垒（低势垒尖峰）图 9-10(a)和(b)分别表示负反向势垒异质结在零偏压和正偏压情况下的能带图。

这种结与同质结的基本情况类似，在正偏压下载流子主要通过扩散运动的方式越过势垒，不同的是结两侧多数载流子面临的势垒高度不同热平衡时，电子势垒和空穴势垒为q(VD1+VD2)－ EC=qVD－ECq(VD1+VD2)＋EV =qVD＋EV加正向偏压U 时，电子势垒和空穴势垒变分别变为q(VD－ U)－ECq(VD－ U)＋EV二者相差很大按求解同质pn 结电流方程式的相同方法和过程，求得正偏压下电子和空穴的扩散电流密度分别为] 1)[exp(exp1201 kTqU kTEqV LnqDJCDnn n] 1)[exp(exp2102 kTqU kTEqV LpqDJCDppp以上两式中， 若两侧材料的多子密度n20和 p10在同一数量级， 则指数前面的系数也在同一数量级，消去相同因式后，二者最大的不同在于)exp(kTEJC n；)exp(kTEJV p对于由窄禁带p 型半导体和宽禁带n 型半导体形成的异质pn 结，△ EC和△ Ev都是正值，一般其值较室温时的kT 值大得多，故Jn>>Jp，表明通过异质pn 结的电流主要是电子电流，空穴电流比例很小，正向电流密度可近似为Jn，其值随电压指数增大。

2、正反向势垒（高势垒尖峰）对于图 9-9(b)所示的正反向势垒情况，通过异质结的电流主要受发射机构的控制图9-11 表示正反向势垒加正向电压时的能带图，设U1和 U2分别为所加电压U 在 p 区和 n 区的降落利用讨论肖特基势垒电流的热电子发射模型，计算出在正偏压下由n 区注入 p 区的电子电流密度为kTUVqmkTqnJD)(exp2222/12202从 p 区注人 n 区的电子流密度为kTUVq mkTqnJD)(exp2122/11201（以上两式利用了)exp(2010kTEqVnnCD的关系）图 9-10 负反向势垒能带图图 9-11 正反向势垒加正偏压的能带图半导体物理教案－29 6 于是，总电子电流密度为)exp()exp(exp*21222/12012kTqUkTqUkTqVmkTqnJJJD式中m*＝m1*＝m2*由于异质结情况的复杂性，由热电子发射模型推出的这个结论也只得到了部分异质结实验结果的证实对正偏压， 式中第二项可以略去，即由 p 区注入 n 区的电子流很小，正向电流主要由从n 区注入 p 区的电子流形成，这时上式。