半导体能带工程.docx

半导体能带工程自二十世纪 70 年代以来，随着科学技术进步，对半导体的能带工程的研究逐渐成为 了热门话题通过一些方法制造出人工晶体材料或结构，对材料的能带结构进行合理的 剪裁，使这些材料具有以前材料所不同的物理化学性能，比如材料的能带结构，载流子 迁移率，对光的折射率，热导率等，来满足各种实际应用的需要经过五十多年的发展， 半导体理论和技术的发展进入了一个新的历史时期1、半导体固溶体两种或两种以上同一类型的半导体材料组成的合金可看成是两种或两种以上的材 料通过互溶方式形成硅锗合金，各种III-V族化合物固溶体，各种11-^族化合物固溶 体GaAs P : GaAs, GaPIn Ga N： InN, GaNIn Ga As P : InP, GaP, InAs, GaAsx 1-x x 1-x x 1-x Y 1-y2、 固溶体的基本特征其物理性质一般会随组份比的变化而连续变化能带结构,载流子迁移率,折射率 等(1)晶格常数服从Vegard关系：两种化合物组成：a 二xa +(l-x)a .GaAsxP1-x GaAs GaP四种化合物 a =xya +x(1-y) a +(1-x)ya +(1-x)(1-y) aInxGa1-xAs yP1-y InAs InP GaAs GaP通过对固溶体晶格常数的测定,可以确定固溶体的组分等。

2)能带结构是其组分的函数： 某些固溶体的直接带隙可表示为组分比的线性函数：EgAB=xEgA+( 1-x) EgB大多数固溶体的带隙随组分变化偏离上述线性规律,可用以下模型统一表示：Eg=a+bx+cx2 GaInP：1.351+0.643x+0.786 x2三种或三种以上的情况更为复杂,各种材料的带隙随组分变化的规律的表示式不 尽相同裁剪材料的能带结构,同时对特定固溶体禁带宽度随组分的变化关系研究3、 固溶体的禁带展宽与跃迁类型的转变同类型的半导体材料的禁带宽度随组成元素的平均原子序数的增加而减小EgInN

这在红外探测上应用广泛中，远红外的探测器：禁带宽度小于O.leV但是现有的半导体材料中找不到禁 带宽度这么小的材料尽管II-W族化合物半导体材料的禁带宽度较宽HgTe, HgSe禁带宽度为0或略小于 0，半金属材料 CdxHgl-xTe半导体量子阱和超晶格半导体量子阱和超晶格是二十世纪70年代开始出现的人工晶体材也是目前半 导体科学与技术中最重要，最有成就和挑战性的前沿领域之一量子力学中，能够对电子的运动产生某种约束并使其能量量子化的势场，就是 量子阱比如，原子、分子的势场就是一种量子阱，在这种量子阱中的电子具有分 立的能级1、量子阱和超晶格定义单量子阱：两种禁带宽度不同的材料A和B构成的背靠背异质结B/A/B其中， B的禁带宽度大于A在材料A的厚度小于电子的平均自由程时（小于lOOnm）,电 子被约束在材料 A 中，构成量子阱B：势垒层，A：势阱层多量子阱：将禁带宽度不同的两种薄层材料周期性的交叠在一起，即连续地重复生长 多个单量子阱势垒层的厚度必须保证势阱中的电子不能穿透势垒层进入另一个势 阱也就是保证相邻的势阱中的电子波函数之间没有重叠半导体超晶格：将禁带宽度不同的两种薄层材料周期性的交叠在一起，即连续地重复生长 多个单量子阱。

势垒B的厚度较薄，也就是要使相邻的势阱中的电子波函数之间能 够互相重叠L= Lw+LB2、量子阱和超晶格分类（1）晶格匹配量子阱与超晶格，应变量子阱与超晶格：按材料的晶格匹配程度来 分晶格失配度：a A-a B/a b晶格匹配：两种材料失配度小于 0.5% 晶格失配：失配度大于 0.5%应变量子阱与超晶格：通过薄层双方或一方的晶格常数的有限改变来补偿晶格失配的应力一般应变层的厚度十分有限临界厚度：应变量子阱与超晶格的厚度超过一定值时，在界面处产生失配位错，晶 体质量变差对特定材料的应变情况研究，应变对量子阱或超晶格性能的影响研究（2）固定组分量子阱与超晶格、组分渐变量子阱与超晶格，以及调制掺杂量子阱与超 晶格调制掺杂量子阱与超晶格：用同一种材料，通过使用不同的掺杂来调制其能带结构， 形成量子阱和超晶格电子和空穴被束缚在不同导电类型的薄层内3）根据组成材料在结合处的能带匹配情况：第1类量子阱与超晶格：电子和空穴均被束缚在统一薄层中对电子和空穴，材料A 都是势阱，材料 B 都是势垒第 2 类量子阱与超晶格：两种材料分别是一种载流子的势阱和势垒交错型，错位型「厂广」—厂—厂厂厂厂□ □ □ □ U LI~~l_lLJ3、 量子阱与超晶格中的电子状态A Ec= QA Eg； A Ev=（1- Q） A EgA Eg =A Ec+A Ev量子阱： Exy = h2/2m*（k 2+k 2） k= n/L k= n/L （0, ±1 , ±2, ）x y x x y y每一个布里渊区中有 N 个 k 值，与每一个 k 值相对应了一个能级，由于 k 是分 立的，布里渊区的能级是准连续的，每一个能带中有N个能级，N为晶体的固体物 理学原胞数。

EZ=h2/2m* （nn /Lw） 2 n 为量子数（1, 2， 3…） E=Ez+Exy= h2/2m*（n/Lw）2+ h2/2m*（kx2+ky2）量子化能级的间距反比于量子阱宽度Lw的平方，量子阱越窄，量子化效应越明显, 当Lw宽一定程度时（约几十nm），量子效应消失E3E2E1超晶格：量子阱中的量子化能级扩展成能带，同时态密度曲线呈台阶状分布也就是在 原来的导带中形成许多子带，子带之间形成禁带基态对应的子带最窄，越往 上子带越宽，子带的能量间隔越大理解（半导体物理学P13对于自由电子，其能量对于波矢是连续变化的，表示自由电子 的能量从零到无穷大的所有能量值都是允许的，对于半导体中的电子，设半导体的晶格 常数为a，由于在半导体中形成周期为a的势场，从而电子的能量对于波矢是不连续的， 在n/2a处（从而得到在k空间中布里渊区边界是土n/2a）从而形成一系列能带对于 多量子阱与超晶格，由于增加了一个人工周期性势场，周期为L=L +LB；（在k空间形 wB成边界为土n/2L的微布里渊区，因为L大于a,这些微布里渊区包含在晶格势场形成的 布里渊区内在将半导体体材料的能带分裂成一系列的子能带。

特点：1、块状半导体的连续的能带变成了量子化能级或被子禁带隔开的一些子能 带这些量子化能级或子能带的间距反比于量子阱宽 Lw 的平方，随势垒层变薄，量 子化能级或子能带间距增大，子能带的宽度也增大2、由于量子化能级或子能带的基态离开了导带底和价带顶，半导体的有效 禁带宽度增大，而且随Lw减小，有效宽度变大3、 半导体能带中的粒子只能集中到几个量子化能级或子能带中4、 势阱中自由电子和空穴的激子束缚能增大，激子跃迁强度增加（激子的二维特性以及由此导致的激子波函数的扩展范围缩小）激子束缚能约是体材料中激子束缚能的 4倍，强度增加可达 30-40 倍自由激子：Eex= 口㈣/跳严o2 h2n2 =1/ n2XR*量子阱中的激子：Eex= m*q 量子阱超晶格的发光光谱1、 发光峰的能量随Lw减小而向高能量方向移动：由于量子阱、超晶格能带的基态 离开了导带底和价带顶，有效禁带宽度比体材料大固体光电子学P275）2、 发光峰半高宽变窄，发光强度增大： 量子阱的限制作用，量子阱中台阶状态密 度分布使电子的分布集中在较窄的能量范围3、 易观察到自由激子峰重空穴自由激子，轻空穴自由激子）图P634,半导体光学性质） 量子阱超晶格的吸收谱GaAs/GaAlAs多量子阱的吸收光谱图P627,（半导体光学性质）吸收光谱具有明显的台阶形特征，台阶之间的距离随阱层厚度的减小而加宽。

并且每一台阶处都有一峰值，对应为相应的激子吸收峰第n个台阶对应于第n支 价带子带到第n支导带子带跃迁的开始，而其峰则对应于这一对价带-导带相联系的 激子效应，在阱层厚度教小时，还可观察到激子吸收峰的亚结构，比如在 n=1 处， 分别属于重空穴态和第一轻空穴态相联系的激子效应）/8£ 2£ 2 h2 （n-1/2） 2=1/ （n-1/2） 2XR*r r 06、 光电流谱 用光照射半导体材料可以将价带中的电子激发到导带，成为自由电子，同时价 带中留下自由空穴，两者在外电场作用下定向运动，产生了电流，这一电流被称为 光电流光电流谱是光照引起的流过半导体的电流响应与入射光子能量的关系曲线 它在研究量子阱与超晶格方面有着特殊的应用，能反映丰富的信息测试示意图：体材料半导体的光电流谱图（半导体光学性质 P630） 光谱分布曲线在长波限陡峭增大，这是由于能量小的 光子不能是价带电子跃迁到导带，因而不能引起光电流 因此根据长波吸收限可以用来确定半导体的禁带宽度曲 线的下降并不是戍直的，一般选定峰值的1/2 的波长为长波限，杂质光电流已经成为研 究杂质能级的重要方法） 量子阱或超晶格的光电流谱：（半导体光学性质 P630）量子阱与超晶格中，导带和价带被分割成一些子能带，（由于越低的子能带越窄， Z 方向的导电性能越差，所以光电流的大小与激发光子的能量有关，电子被激发到更高的 能带，沿 Z 方向的光电流就越强）样品 A GaAs/AlGaAs 3.513.5 100 周期样品 B GaAs/AlGaAs 5.0/5.0 80 周期样品 C GaAs/AlGaAs 11.0/11.0 50周期样品 C 的子能带最窄，能带间距最小，光电流峰值对应的光子能量最小，半峰宽最 小，光电流最小。

样品A的子能带最宽，能带间距最大，光电流峰值对应的光子能量最大，半峰宽最 大，光电流最大。