半导体超晶格
高等半导体物理Chapter 3 半导体超晶格物理
第三章半导体超晶格物理§3.1 超晶格的定义与分类32§3.2 超晶格的子能带§应变超晶格3.3§3.4 掺杂超晶格§3.5 超晶格结构的伏安特性§3.6 应变硅结构器件§3.7 超晶格结构的器件应用37第三章半导体超晶格物理§3.1 超晶格的定义与分类32§3.2 超晶格的子能带§应变超晶格3.3§3.4 掺杂超晶格§3.5 超晶格结构的伏安特性§3.6 应变硅结构器件§3.7 超晶格结构的器件应用37§3.1 超晶格的定义与分类3.1.1超晶格结构的提出3113.1.2超晶格结构的定义3.1.3超晶格结构的分类3.1.1超晶格结构的提出¾1970年，日本科学家江崎和华裔科学家朱兆祥在寻找具有微分电阻的新器件时，提出了一个全新的革命性概念：半导体超晶格。
他们设想，如果器件时提出了个全新的革命性概念他们设想如果用两种晶格匹配很好的半导体材料A和B交替生长周期性的半导体结构，则子沿长轴方向的连续能带将分裂成几个子带在波矢空间中子沿布电子沿生长轴方向的连续能带将分裂成几个子带，在波矢空间中电子沿布里渊区边缘运动，出现负阻。
这种运动在实空间中表现为来回振荡，这将大大提高器件的工作能力。
¾与此同时，分子束外延技术也在美国贝尔实验室和IBM公司开发成功．新Ga1-x As/GaAs 思想和新技术的巧妙结合，制成了第一类晶格匹配的组分型Alx 超晶格，标志着半导体材料的发展开始进入人工设计的新时代．分子束外延是目前薄膜生长技术中最先进的技术这种技术利用定¾分子束外延是目前薄膜生长技术中最先进的技术。
这种技术利用定向分子束流在单晶衬底上淀积，所以能够精确地控制薄层的厚度，其精度可以达到单原子层的程度。
半导体超晶格结构的优点¾半导体中的自由电子局限在一个平面内运动，成为准二维电子气。
半导体材料第10讲-超晶格
量子阱的应用
量子阱红外探测器 阱材料的子带中有两个子能带，即基态E1和第一激发态E2 ，在 材料生长过程中利用掺杂型半导体．使子带阱中基态上具有一定的二 维电子密度， 当入射辐射光子能量为hω照射到器件接收面上时，E1 上的电子将被光子激发到E2态，并隧穿势阱壁形成热电子，以致形成 与入射光强度成正比的电信号。 这种新型、快速、灵敏的红外探测器具有灵活性大、响应速度快、 量子效率高、结构简明等优点。量子阱红外探测器还具有材料均匀性 好稳定性好，重复性好及质高价廉等优点，其发展速度特别快。这种 新型量子阱探测器的问世，大大促进了大规模集成、光学逻辑电路、 红外成像技术的发展量子阱红外探测器对红外物理、红外光电子学及 其应用领域带来了革命性的发展。
半导体材料
第八章 III－V族多元合物半导体
四探针法原理 请参考 陈治明，王建农，《半导体器件的材料 物理学基础》，科学出版社，1999年5月第 一版，p: 249-268
8-1 异质结
异质结：两种不同晶体接触处所形成的结。由两种半导体单晶联
结起来构成。可分为同型(NN+，PP +)和异型(PN)两种
超晶格量子阱的一些重要现象和性质即可用二维电子气的态密度 来描述。 通过对二维电子气的态密度的计算，发现二维电子气的态 密度与能级无关。正是这种特性，给超晶格带来了许多方面的应用。
可参考：阎明，”半导体超晶格及其量子阱的原理”，上海海运 学院学报，V0l_21 No．1 Mar．2000，p=102-107
度，从而减少了复合区宽度。
异型异质结可利用改变两侧禁带宽度的相对大小来提高电子或空 穴的注入效率。
同型和异型异质结都能提供一个折射率阶跃，形成光波导的界面
半导体物理第九章2
§9.3 异质结在光电子器件中的应用(略，第十章半导体激光器后自学) §9.4 半导体量子阱和超晶格一、基本概念量子阱和超晶格都是利用禁带宽度不同的两种材料对电子的运动形成低维约束，以使其能量状态产生新的量子化。
半导体超晶格的概念是IBM 的日裔科学家江崎和华裔科学家朱兆祥为了开发新的负阻器件于1968年提出，并于1970年首先用砷化镓实现的。
他们认为，如果用两种晶格非常匹配但禁带宽度不同的材料A 和B ，以薄层的形式周期性地交替生长在一起，则其中的电子沿薄层生长方z 的连续能带将会分裂为一些子能带，如图9－13所示。
设两种材料薄层的厚度分别为d 1和d 2，总厚度d ＝d 1＋d 2即为超晶格周期。
由于d 是构成材料晶格常数a 的倍数，构成材料在z 方向上由(±n π/a)所决定的布里渊区将被分裂为若干个小布里渊区，其E z —k z 关系曲线将在这些布里渊区的边界处间断。
例如，若超晶格的周期d 为晶格常数a 的10倍，那么，构成材料的每个布里渊区都将被分割为10个微小的布里渊区。
在每一个微小布里渊区中，超晶格材料的电子能量E z 与波矢k z 的关系是连续变化的函数关系，形成一个能带，称为子能带。
通常把正常晶体的能带变为许多子能带的情况称为布里渊区的折叠。
图中的虚线表示按近自由电子近似得到的一个布里渊区中的抛物线型能带，而实线所代表的超晶格能带明显地为非抛物线型能带。
由连续能带分裂而成的第n 个子能带的E (k ) 关系可表示为kd t E k E cos 2)(n n0-=式中，k 是电子沿z 方向的波矢，限制在布里渊区(-π/d ，π/d )之中；d 是两个薄层的总厚度，即超晶格的重复周期，或称超晶格常数；t n 是能带宽度的量度，2t n 即为该子能带的宽度。
在k 空间，电子的运动要满足上式。
如果沿z 方向加一个外加电场E ，按照半经典理论，电子运动应满足下列方程qE dtdkhπ2-= 在这个电场的作用下，子能带中的电子将作定向运动，并在两次散射之间从电场获取并积累能量。
1-4 电子功能与元器件半导体超晶格材料
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超晶格概念的提出
GaAs
AlGaAs GaAs AlGaAs
GaAs
超晶格定义：超晶格材料是由两种或两种以上性质不同 的薄膜相互交替生长并而形成的多层结构的晶体，在这 种超晶格材料中，由于人们可以任意改变薄膜的厚度， 控制它的周期长度。一般来说，超晶格材料的周期长度 比各薄膜单晶的晶格常数大几倍或更长，因而取名“超 晶格” 。
1.在超晶格结构中应用非晶态的理由是为了改善其结构的柔软性。 2.在非晶态的情况下，由于结构的自由度大，晶格不匹配得到缓和。 3.由于容易改变非晶态材料本身的物理性质,使器件设计上的自由度更大. 4.在较低温度上生长以及容易形成大面积.
是一种物理沉积单 晶薄膜方法。在超 高真空腔内，源材 料通过高温蒸发、 辉光放电离子化、 气体裂解，电子束 加热蒸发等方法， 产生分子束流。入 射分子束与衬底交 换能量后，经表面 吸附、迁移、成核、 生长成膜。
1-4-1 超晶格及其基本性质
分子束外延 （ MBE ： Molecular Beam Epitaxy ）
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（h1、h2为各层厚度）
利用同一种材料生长薄膜晶体时， 可以利用改变膜的厚度来控制新 的晶格常数及禁带宽度。
1-4-2 应变超晶格
2.禁带宽度
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受应变的影响，不仅 应变超晶格材料的能 带结构发生变化，同 时原成分材料的禁带 宽度也要发生变化。
能带折叠效应：间接 跃迁→直接跃迁
1-4-2 应变超晶格
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多种监控设备，可对生长过程中衬底温度，生长速度，膜厚等进行瞬时测量分 析。对表面凹凸、起伏、原子覆盖度、黏附系数、蒸发系数及表面扩散距离等 生长细节进行精确监控。由于MBE 的生长环境洁净、温度低、具有精确的原位 实时监测系统、晶体完整性好、组分与厚度均匀准确，是良好的光电薄膜，半 导体薄膜生长工具。
半导体超晶格与多量子阱
• 生长 InGaAs/InP 超晶格通常使用含有 In 、 Ga 的 金属有机物做为Ⅲ族源，PH3和AsH3为Ⅴ族源。 • InxGa1-xAs与衬底InP在x=0.53时两者晶格匹配，偏 离这一点将产生失配。偏离越大，失配越大。 x>0.53时产生压缩应变，x<0.53时产生伸张应变。 为 了 生 长 无 失 配 的 InGaAs/InP 界 面 ， 必 须 严 格 控 制 x=0.53。 • 生长速率是由反应物输入总量决定 ，一般生长 InP 和 InGaAs 分别控制在 0.1~0.3nm/s 和 0.2~0.5nm/s 为宜。
HgTe Ec1 Ev1 Λ
CdTe Ev2
EF Γ B
一、 组分超晶格的制备
制备组分超晶格时应满足如下的要求：
（1）组分超晶格是超薄层异质周期排列结构，因此制备 时生长速率应能精确地控制，以保证各层厚度的重复性；
（2）异质界面应该平坦，粗糙度低，组分变化陡峭。这 就要求生长时源的变化要快，且在保证晶体质量的条件 下，生长温度尽可能的低，以防层间组分的互扩散；
半导体超晶格与多量子阱
半导体超晶格是由两种或两种以上性质不同的超薄层材料 交替生长而成的多层结构晶体。相邻两层不同材料的厚度 的和称为超晶格的周期长度。 一般来说这个周期长度比各层单晶的晶格常数大几倍或更 长，因此这种结构获得了“超晶格”的名称。 各超薄层的厚度要与电子的de Brog1ie波长相当。设半导体 中电子的有效质量m*约为自由电子质量的l／10，能量E约 为0.1eV，则电子的de Broglie波长大致为
生长时应控制在层状生长，防止岛状生长并且采取合适 中断生长工艺，以防止界面处组分的互掺等。
界面的特性可利用PL谱和X射线双晶衍射技术来研究。
7.8 半导体超晶格
图7.8.5 横向超晶格器件
7.8.4 二维电子气的能态密度与量子霍尔效应 １. 二维电子气能态密度 如前所述，超晶格半导体附加的周期性引 起电子能谱的附加量子化，即在 z 方向形成一 系列量子能级 E1 ( z), E2 ( z), ，由式（7.8.1）可知， 由于[ 2 /(2m* )](k x2 k y2 ) 形成准连续谱，则相应 z 方 向的每一个能级 E ( z) ，电子的二维运动形成一 个子能带。子能带的态密度可由第4章的方法 求得，只不过这里是二维问题。由在 k// (kx , ky ) 空 间Ｋ标度下单位体积的态密度为1/(2π)2 可知， 以 k k k 为半径的 k// 空间圆内所包含的允许 的 k// 的数目为 :
图 7.8.3 超晶格中E-k 关系
图 7.8.4 在周期性晶体场中外加直流 电场以后电子的行为
由此可见，由于在超晶格晶体中引入了附加的一维 周期势场，其中电子的能量将呈现新的量子化现象， 原来晶格周期势场中的能带分裂成一系列子能带。
7.8.3 超晶格的负阻效应及其应用
这种附加量子化效应使得超晶格晶体产生了许许 多多新的物理现象和物理性质，如量子霍尔效应、 负阻效应等。下面简单介绍负阻效应极其应用。 研究表明，当在不同的温度下测量超晶格晶体的 电阻时，将会发现样品的电阻随外加电压变化而变 化。当外加电压增加到某一阀值时，微分电阻的数 值将会发生突变，在某些温度下会出现负阻现象。 过了突变值以后，随着外加电压的增加，电阻的数 值会出现忽大忽小的变化。电阻的这种异常变化是 块状 GaAs、AlAs 的单晶样品所没有的。关于超晶格 晶体的负阻效应可作如下的定性讨论。 图７.８.４给出了电子在直流电场中受到加速作 用以后运动的情况。假定无外电场时，电子处于Ａ
高等半导体物理Chapter 3 半导体超晶格物理
§3.1 超晶格的定义与分类 §3.2 超晶格的子能带 §3.3 应变超晶格 §3.4 掺杂超晶格 §3.5 超晶格结构的伏安特性 §3.6 应变硅结构器件 §3.7 超晶格结构的器件应用
第三章 半导体超晶格物理
§3.1 超晶格的定义与分类 §3.2 超晶格的子能带 §3.3 应变超晶格 §3.4 掺杂超晶格 §3.5 超晶格结构的伏安特性 §3.6 应变硅结构器件 §3.7 超晶格结构的器件应用
AlSb、InAs和GaSb的禁带的相对位置和组成超晶格以后的能带结构
Байду номын сангаас
3.1.3 超晶格结构的分类
¾ 不同的排列方式构成不同的异质结构，从而提供了更多地选择结构的自由度。
多元超晶格的排列方式
3.1.3 超晶格结构的分类
多维超晶格
¾ 一维超晶格与体单晶相比具有很多新奇的性质，不论在物理内涵上还是 在器件应用上都有许多令人感兴趣的问题，这些特点的来源就在于它把电子 和空穴限制在二维平面内从而产生量子力学效应的结果。 ¾ 我们发展这种思想，把载流子在维度上进一步地进行限制，可以实现二维 超晶格（即电子或空穴的运动在两个方向上被材料的尺寸所限制，电子或空 穴只能在另外的一个方向上自由运动，或称为量子线超晶格）和三维超晶格 （即电子和空穴在三个方向上的运动都被材料的尺寸所限制，或称为量子点 超晶格）。
¾ 如果窄带材料（势阱层）的宽度很小，可以和电子的德布罗意波长相比， 而宽度材料（势垒层） 的宽度也很小，即势垒的厚度也很小，从而使相邻势 阱中的电子波函数可以互相耦合，扩展成子能带，则这种结构就是超晶格结 构。 ¾ 因此，多量子阱和超晶格结构的唯一区别就是垒层的厚度的大小是否能使
相邻势阱中的波函数发生耦合。
超晶格第四章半导体超晶格
3�电学方法�C-V法�
当有外加电压Va存在时�势垒的宽度和高度的关系为�
( x0
−
x1 )
=
[
2ε1ε 2N D
qN A (ε1N A + ε 2N D
)
(VD
− Va
)]1/ 2
( x2
−
x0 )
=
[
2ε1ε 2N A
qN D (ε1N A + ε 2N D )
?异质结不同能隙材料形成的结如族族族等?主要特点能隙宽度介电常数及电子亲和势均不同?不仅是超晶格的基本组成部份其材料与结构的不同也为器件设计带来许多自由度及独特的性质21理想突变异质结能带图理想突变异质结的模型是两种材料一直到边界都保持其体内的特性在边界上才突变成另一种材料
第四章 半导体超晶格
§1 引言 §2 异质结 §3 超晶格量子阱中的新现象 §4 超晶格电子态理论 §5 超晶格晶格振动 §6 超晶格量子阱的光学性质 §7 超晶格量子阱的垂直输运性质 §8 超晶格量子阱应用例举 §9 量子Hall效应 *§10 低维超晶格和微结构
3�应变超晶格
一般认为�晶格常数的失配度<0.5%为晶格匹配� 失配度>0.5%为晶格失配。在晶格常数失配度<7% 的范围内�其中的一种或两种材料内存在应变�以 补偿晶格常数的失配�界面不产生位错与缺陷。
如�Si/Ge, GaP/InP
§2
异质结 - 超晶格的基本单元
“半导体异质结物理”, 虞丽生,科学出版社.
当势阱的宽度和载流子的有效质量已知时�可用和 实验数据相拟合的办法求出相应势阱的深度�即导 带带阶和价带带阶。
电子的跃迁满足选择定则 Δn = 0�即位于第n个重 �或轻�空图穴5 量能子级阱只中的能量跃子能迁级到和第光跃n迁个电子能级。
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半导体超晶格
材料的制造、设计是以固体能带结构的量子力学理论为基础的，也
就是说，人为地改变晶体的周期势，做出具有新功能的人工超晶格
结构材料。
半导体超晶格材料具有一般半导体材料不能实现的许
多新现象，可以说是超薄膜晶体制备技术，量子物理和材料设计理
论相结合而出现的第三种类的半导体材料。
利用这种材料，不仅可
以显著提高场效应晶体管和半导体激光器等的性能，也可以制备
至今还没有的功能更优异的新器件和发现更多的新物理现象，使
半导体器件的设计和制造由原来的“杂质工程”发展到“能带工
程”。
因此，半导体超晶格是属于高科技范畴的新型功能材料。
电子亲和势是指元素的气态原子得到一个电子时放出的能量，叫做电子亲和势。
（曾用名：电子亲和能EA）单位是kJ/mol或eV。
电子亲和势的常用符号恰好同热力学惯用符号相反。
热力学上把放出能量取为负值，例如，氟原子F（g）+e→F-（g），△H=-322kJ/mol。
而氟的电子亲和势（EA）被定义为322kJ/mol。
为此，有人建议元素的电子亲和势是指从它的气态阴离子分离出一个电子所吸收的能量。
于是，氟离子F-（g）-e→F（g），△H＝322kJ/mol。
两者所用符号就趋于统一。
可以认为，原子的电子亲和势在数值上跟它的阴离子的电离能相同。
根据电子亲和势数据可以判断原子得失电子的难易。
非金属元素一般具有较大的电子亲合势，它比金属元素容易得到电子。
电子亲和势由实验测定，但目前还不能精确地测得大多数元素的电子亲和势。
元素的电子亲和势变化的一般规律是：在同一周期中，随着原子序数的增大，元素的电子亲和势一般趋于增大，即原子结合电子的倾向增强，或它的阴离子失去电子的能力减弱。
在同一族中，元素的电子亲合势没有明显的变化规律。
当元素原子的电子排布呈现稳定的s2、p3、p6构型时，EA值趋于减小，甚至ⅡA族和零族元素的EA都是负值，这表明它们结合电子十分困难。
在常见氧化物和硫化物中含有-2价阴离子。
从O-（g）或S-（g）结合第二个电子而变成O2-（g）或S2-（g）时，要受到明显的斥力，所以这类变化是吸热的。
即O-（g）+e→O2-（g），△H＝780kJ/mol；S-（g）+e→S2-（g），△H＝590kJ/mol。
这些能量能从形成氧化物或硫化物晶体时放出的晶格能得到补偿。
电子亲和势与原子失去电子需消耗一定的能量正好相反，电子亲和势是指原子获得电子所放出的能量。
元素的一个气态原子在基态时获得一个电子成为气态的负一价离子所放出的能量，称为该元素的第一电子亲和势(First electron affinity)。
与此类推，也可得到第二、第三电子亲和
势。
第一电子亲和势用符号“E”表示，单位为kJ·mol·L，如：
Cl(g) +e → Cl(g)E= +348.7 kJ·mol·L
大多数元素的第一电子亲和势都是正值（放出能量），也有的元素为负值（吸收能量）。
这说明这种元素的原子获得电子成为负离子时比较困难，如：
O(g) +e → O(g)E= +141 kJ·mol·L
O(g) +e → O(g)E= -780 kJ·mol·L
这是因为，负离子获得电子是一个强制过程，很困难须消耗很大能量。
应该注意的是，超晶格和多量子阱都是周期排列的超薄层异
质结构，人们有时将它们混为一谈，但由于它们的势垒高度和厚度不同，其物理特性还是有区别的，当势垒足够厚(如>2}nm)和高}}};>}}* }e)时，相邻阱中的电子波函数不发生交叠，则这种结
构材料中的电子行为如同单个阱中电子行为的简单的总和，这种材料通常称之为多量子阱材料。
这种材料适于制作低阈值，窄谱线的发光器件。
如果势垒比较薄高度比较低时，由于隧道共振效应，使阱中的龟子隧穿势垒，势阱中的分立的电于能级形成了具有一定宽度的子能带，这种材料称为超晶格，它适于制备大功率的发光器件。