导带价带禁带.docx

导带价带禁带【半导体】（1） 导带 conduction bandA解释导带是由自由电子形成的能量空间即固体结构内自由运动的电子所具 有的能量范围对于金属，所有价电子所处的能带就是导带对于半导体，所有价电子所处的能带是所谓价带，比价带能量更高的能 带是导带在绝对零度温度下，半导体的价带（valence band）是满带（见能 带理论）,受到光电注入或热激发后，价带中的部分电子会越过禁带 （forbidden band/band gap）进入能量较高的空带，空带中存在电子后即成 为导电的能带——导带B 导带的涵义：导带是半导体最外面（能量最高）的一个能带，是由许多准连续的能级 组成的；是半导体的一种载流子――自由电子（简称为电子）所处的能量范 围导带中往往只有少量的电子，大多数状态（能级）是空着的，则在外加 作用下能够发生状态的改变，故导带中的电子能够导电，即为载流子导带底是导带的最低能级，可看成是电子的势能，通常，电子就处于导 带底附近；离开导带底的能量高度，则可看成是电子的 动能当有外场作用 到半导体两端时，电子的势能即发生变化，从而在能带图上就表现出导带底 发生倾斜；反过来，凡是能带发生倾斜的区域，就必然存在电场（外电场或 者内建电场）。

导带底到真空中自由电子能级的间距，称为半导体的 亲和能，即是把一 个电子载流子从半导体内部拿到真空中去所需要的能量这是半导体的一个 特征参量2）价带与禁带价带（vale nee band）或称价电带，通常是指半导体或绝缘体中，在0K 时能被电子占满的最高能带对半导体而言，此能带中的能级基本上是连续 的全充满的能带中的电子不能在固体中自由运动但若该电子受到光照，它 可吸收足够能量而跳入下一个容许的最高能区，从而使价带变成部分充填，此 时价带中留下的电子可在固体中自由运动价带中电子的自由运动对于与晶体 管有关的现象是很重要的 被价电子占据的允带（低温下通常被价电子占 满）禁带，英文名为：Forbidden Ba nd在能带结构中能态密度［1］为零的能量 区间常用来表示价带和导带之间的能态密度为零的能量区间禁带宽度的大 小决定了材料是具有半导体性质还是具有绝缘体性质半导体的禁带宽度较 小，当温度升高时，电子可以被激发传到导带，从而使材料具有导电性绝缘 体的禁带宽度很大，即使在较高的温度下，仍是电的不良导体3）导带与价带的关系：对于未掺杂的本征半导体，导带中的电子是由它下面的一个能带（即价带） 中的电子（价电子）跃迁上来而形成的，这种产生电子（同时也产生 空穴一 —半导体的另外一种载流子）的过程，称为 本征激发。

在本征激发过程中， 电子和空穴是成对产生的，则总是有“电子浓度二空穴浓度”这实际上就 是本征半导体的特征，因此可以说，凡是两种载流子浓度相等的半导体，就 是本征半导体这就意味着，不仅未掺杂的半导体是本征半导体，就是掺杂 的半导体，在一定条件下（例如高温下）也可以转变为本征半导体价带的能量低于导带，它也是由许多准连续的能级组成的但是价带中 的许多电子（价电子）并不能导电，而少量的价电子空位一一 空穴才能导 电，故称空穴是载流子空穴的最低能量一一势能，也就是价带顶，通常空 穴就处于价带顶附近价带顶与导带底之间的能量差，就是所谓半导体的禁带宽度这就是产 生本征激发所需要的最小平均能量这是半导体最重要的一个特征参量对于掺杂半导体，电子和空穴大多数是由杂质来提供的能够提供电子 的杂质称为施主；能够提供空穴的杂质称为受主施主的能级处在靠近导带 底的禁带中；受主的能级处在靠近价带顶的禁带中能隙能隙（Bandgap energy gap ）或译作能带隙，在固态物理学中泛指半导体或 是绝缘体的价带（valence band ）顶端至传导带（conduction band ）底端 的能量差距能带理论是研究固体中电子运动规律的一种近似理论。

固体由原子 组成，原子又包括原子实和最外层电子，它们均处于不断的运动状态为使 问题简化，首先假定固体中的原子实固定不动，并按一定规律作周期性排 列，然后进一步认为每个电子都是在固定的原子实周期势场及其他电子的平 均势场中运动，这就把整个问题简化成单电子问题能带理论就属这种单电 子近似理论，它首先由F.布洛赫和L.-N.布里渊在解决金属的导电性问题时 提出理论应用对一个本征半导体(intrinsic semiconductor )而言，其导电性与能隙的 大小有关，只有获得足够能量的电子才能从价带被激发，跨过能隙并跃迁至 传导带利用费米-狄拉克统计(Fermi-Dirac Stat is tics )可以得到电子 占据某个能阶(energy state)E0的机率又假设E0 > > EF，EF是所谓 的费米能阶(Fermi level )，电子占据E0的机率可以利用波兹曼近似简化 为：在上式中，Eg是能隙的宽度、k是波兹曼常数(Boltzmann'sConstant )，而T则是温度半导体材料的能隙可以利用一些工程手法加以调整，特别是在化合物半 导体中，例如控制砷化镓铝( AlGaAs )或砷化镓铟( InGaAs )各种元素间的 比例，或是利用如分子束磊晶(Molecular Beam Epitaxy, MBE )成长出多 层的磊晶材料。

这类半导体材料在高速半导体元件或是光电元件，如异质接 面双载子晶体管(Heterojunction Bipolar Transistor, HBT )、雷射二 极管，或是太阳能电池上已经成为主流固体的能带固体的导电性能由其能带结构决定对一价金属，价带是未满带，故能 导电对二价金属，价带是满带，但禁带宽度为零，价带与较高的空带相交 叠，满带中的电子能占据空带，因而也能导电，绝缘体和半导体的能带结构 相似，价带为满带，价带与空带间存在禁带无机半导体的禁带宽度从 0.1〜2.0eV，n-n共轭聚合物的能带隙大致在1.4〜4.2eV,绝缘体的禁带宽度 大于4.5eV在任何温度下，由于热运动，满带中的电子总会有一些具有足 够的能量激发到空带中，使之成为导带由于绝缘体的禁带宽度较大，常温 下从满带激发到空带的电子数微不足道，宏观上表现为导电性能差半导体 的禁带宽度较小，满带中的电子只需较小能量就能激发到空带中，宏观上表 现为有较大的电导率 能带理论在阐明电子在晶格中的运动规律、固体的导 电机构、合金的某些性质和金属的结合能等方面取得了重大成就，但它毕竟 是一种近似理论，存在一定的局限性例如某些晶体的导电性不能用能带理 论解释，即电子共有化模型和单电子近似不适用于这些晶体。

多电子理论建 立后，单电子能带论的结果常作为多电子理论的起点，在解决现代复杂问题 时，两种理论是相辅相成的。