半导体超晶格和多量子阱
多量子阱的作用
多量子阱的作用多量子阱是一种特殊的半导体结构，由多个狭缝状势垒分隔而成，每个势垒中含有一个或多个原子尺寸的量子阱。
多量子阱的引入在半导体器件中起到了重要的作用，本文将从多量子阱的物理特性、应用以及未来发展等方面进行探讨。
多量子阱的物理特性主要源于其特殊的势能分布。
在势垒中形成的量子阱可以限制电子和空穴在三个空间维度上的运动，从而形成二维电子气。
这种限制使得电子和空穴的能级变得离散化，只能取到特定的能量值，形成能带结构。
这种能带结构的离散化特性使得多量子阱在光电子器件中具有独特的优势。
多量子阱的应用十分广泛。
其中最重要的应用之一是激光器。
多量子阱激光器通过在量子阱中注入载流子，使得载流子在多量子阱中发生跃迁，产生光子放大和受激辐射，从而实现激光的输出。
与传统的激光器相比，多量子阱激光器具有更低的阈值电流、更高的发光效率和更宽的波长调谐范围。
这使得多量子阱激光器在通信、医疗、材料加工等领域得到了广泛应用。
多量子阱也被应用于太阳能电池和光电探测器等光电子器件中。
通过在多量子阱中选择合适的材料和尺寸，可以调控器件的光谱响应范围和光电转换效率。
多量子阱结构的引入可以增加光电子器件的效率，并且可以实现宽波段的光谱响应，从而扩展了器件的应用范围。
在未来的发展中，多量子阱将继续发挥重要作用。
一方面，随着纳米技术的发展，人们可以制备出更加精细的多量子阱结构，进一步调控器件的性能。
例如，可以通过控制量子阱的尺寸和形状来调节电子和空穴的限制效果，实现更高效的载流子传输和更低的载流子损失。
另一方面，多量子阱也可以与其他纳米材料结合，形成复合结构，进一步拓展器件的功能。
例如，与纳米线或二维材料结合，可以实现更高的光电子转换效率和更快的响应速度。
多量子阱作为一种特殊的半导体结构，在光电子器件中具有重要作用。
通过调控多量子阱的结构和材料，可以实现更高效、更宽波段的光电转换。
随着纳米技术的发展和多量子阱与其他纳米材料的结合，多量子阱在未来的应用前景将更加广阔。
多量子阱的作用
多量子阱的作用多量子阱是一种用于制造半导体器件的重要结构，具有广泛的应用前景。
本文将从多量子阱的概念、制备方法、物理特性以及应用等方面进行介绍。
一、多量子阱的概念多量子阱是指一种由两种或多种材料交替排列形成的薄膜结构。
其中，每一层材料的厚度约为几纳米到几十纳米，远小于光波长。
多量子阱的形成使得电子和空穴被限制在特定的空间范围内，形成三维量子限制结构。
二、多量子阱的制备方法多量子阱的制备方法主要包括分子束外延、金属有机化学气相沉积和金属有机化学液相沉积等。
其中，分子束外延是最常用的方法之一。
该方法通过在真空环境下，将材料分子逐层沉积在衬底上，形成多层薄膜结构。
三、多量子阱的物理特性多量子阱的物理特性主要包括能带结构、量子限制效应和激子效应等。
由于多量子阱中的电子和空穴受到空间限制，其能带结构发生了变化，导致能带间隙变宽。
同时，多量子阱中的载流子受到量子限制效应的限制，使得其运动受到限制，具有较长的寿命。
此外，多量子阱中的载流子可以形成激子，增强了光与物质的相互作用。
四、多量子阱的应用多量子阱具有许多优良的物理特性，因此在各种器件中得到了广泛的应用。
其中，最典型的应用是在激光器中。
多量子阱激光器由于其能带结构的特殊性，可以实现高效的电-光转换，具有较低的阈值电流和较高的发光效率。
此外，多量子阱也用于太阳能电池、光电探测器、光调制器等光电器件中，以提高器件性能。
除了光电器件，多量子阱还被广泛应用于传感器领域。
由于多量子阱中载流子的寿命较长，因此可以用于制造高灵敏度的传感器。
例如，利用多量子阱制备的红外探测器可以实现对红外光的高灵敏度检测，广泛应用于军事、安防和医疗等领域。
多量子阱还可以用于制备高效的电子器件。
例如，利用多量子阱制备的高速场效应晶体管可以实现高速信号放大和开关，广泛应用于通信和计算机领域。
同时，多量子阱也可以用于制备高效的太阳能电池，提高光电转换效率。
总结：多量子阱作为一种重要的半导体器件结构，具有许多优异的物理特性和广泛的应用前景。
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。
第9章 低维发光材料
• 主峰1.513eV 主峰1.513eV • 高能侧的小峰1.532eV 高能侧的小峰1.532eV
激发光谱在1.512eV和 激发光谱在1.512eV和 1.534eV处有两个谱峰 1.534eV处有两个谱峰 激发峰与发射峰能量十分接 近，说明发射峰都起因于自 由激子辐射复合发光
半导体超晶格和量子阱的光谱
对于标准的组分超晶格GaAs对于标准的组分超晶格GaAsAlxGa1-xAs，假设势垒足够厚， As，假设势垒足够厚， 各个势阱间的偶合可以忽略不 计，电子（或）空穴在Z 计，电子（或）空穴在Z方向 的运动被限制在势阱中，这时 的组分超晶格相当于多个单量 子阱 电子在无限深势阱（单量子阱） 中的能量状态可以表示为
光电化学法
• 在电化学制备时辅以光照
电化学腐蚀法
腐蚀槽：聚四氟乙烯 阳极：单晶硅片 阴极：铂片或硅片 电解液：HF或HF+乙醇 电解液：HF或HF+乙醇 多孔硅生长与许多因素有关 硅片型号、取向、电阻率、溶液成分、浓度、电 流密度、环境温度、光照等 化学反应过程复杂，至今尚不完全清楚。但一些 基本过程已有较一致的看法
二、量子阱、量子线、量子点的制备 量子阱和超晶格是一种多层结构，是由两 种或两种以上的薄层（<20nm），或有不 种或两种以上的薄层（<20nm），或有不 同掺杂的一种材料交替外延生长在衬底上 所组成 外延技术
• 分子束外延（MBE）、有机金属气相外延 分子束外延（MBE） （MOCVD）、化学束外延（CBE）、有机金 MOCVD） 化学束外延（CBE）、有机金 属分子束外延（MOMBE） 属分子束外延（MOMBE）
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。
8.3 异质结量子阱及超晶格结构
第八讲8.3半导体异质结量子阱及超晶格结构量子阱：能够对电子（空穴）的运动产生某种约束，使其能量量子化的势场。
如量子力学中的一维方势阱、有限势阱。
量子阱中的电子在垂直异质结界面方向上其能量是量子化的，而在与异质结界面平行的二维平面内作自由电子运动。
因此，把量子阱中的电子称为二维电子气（2DEG）。
（a）双异质结单量子阱（a）i-GaAs n-Al X Ga3-X As2--DEGE2E FE1△E C（b）调制掺杂异质结界面量子阱E GA E GB（一）双异质结间的单量子阱结构双异质结结构： Alx Ga1-xAs/GaAs /AlxGa1-xAs，要求GaAs层足够薄。
1、导带量子阱中的电子能态设势阱的宽度为l ，取垂直于界面的方向为z 轴，势阱中间点为原点，求解薛定谔方程，可得到如下结论：（一）双异质结间的单量子阱结构（1）势阱中电子沿 z 轴方向运动受限，在平行于结面的运动是自由的，形成了二维电子气；（2）势阱中电子态的能值分裂为一些分立能级E1，E2…，E i…，对应于电子的束缚态，如图3所示；图3 双异质结单量子阱中的能级分布（3）E z<ΔE c 时，电子的波函数在势阱内为 z 的正弦或余弦函数,如图 4 所示；（4）不管 ΔE c 值的大小，至少有一个解存在；（5）势阱深度 ΔE c 越大，阱内的束缚态越多；（6）势阱中的状态密度变为台阶状分布，如图 5 所示。
图 4 束缚态能级与波函数图 5 电子态密度分布2、价带量子阱中的空穴能态在Al x Ga1-x As/GaAs/Al x Ga1-x As 双异质结量子阱中，空穴处于价带量子阱中，也在与结面平行的面内形成二维空穴气。
势阱中空穴态的能值分裂为一些分立能级，形成空穴的束缚态能级。
由于轻、重空穴有效质量的不同，形成轻重空穴能级混合交叉的分立束缚态能级。
如图 6 所示。
（二）调制掺杂异质结界面量子阱1、调制掺杂异质结的能带结构：图7 异质结界面处的能带及势阱n +-AlGaAs 与本征GaAs 构成异质结时，电子将从n +-AlGaAs 注入到本征GaAs 中，平衡时结两边具有统一的费米能级，在异质结界面处GaAs 一侧形成了一个三角形的势阱。
多量子阱的作用
多量子阱的作用多量子阱（Multiple Quantum Wells, MQWs）是一种用于制备半导体材料的结构，它在纳米尺度上形成了多个量子阱。
这种结构在光电子学和光通信等领域有着广泛的应用。
多量子阱的作用主要体现在以下几个方面：1. 能带调控：通过调节多量子阱的宽度和材料的组成，可以精确控制材料的能带结构。
多量子阱中的限制空间使得电子和空穴的运动受到限制，从而改变了材料的光学和电学性质。
通过调整量子阱的厚度和组分，可以实现对能带结构的调控，从而实现光电子器件的性能优化。
2. 量子受限效应：多量子阱中的限制空间导致了一维量子受限效应的出现。
在量子阱中，电子和空穴被限制在垂直方向上的量子态中，形成离散的能级。
这些量子态之间的电子和空穴跃迁产生了特殊的光学和电学性质，如量子阱激光器中的发射光谱具有窄的线宽和高的单模行为。
3. 增强光电子效应：由于多量子阱中有多个能级，电子和空穴在这些能级之间的跃迁会导致强烈的光吸收和发射。
这使得多量子阱在光电子器件中具有很高的增益和灵敏度，例如在光通信中用于光放大器和光探测器。
4. 良好的材料匹配：多量子阱结构可以通过选择合适的材料来实现不同的能带结构。
通过在不同的材料之间形成量子阱，可以实现材料的匹配，从而减小界面缺陷和晶格失配带来的影响。
这有助于提高器件的性能和稳定性。
5. 增强载流子限制效应：多量子阱中的限制空间可以增强载流子的限制效应。
电子和空穴被限制在空间上，减小了载流子的散射和损耗，从而提高了载流子的寿命和迁移率。
这对于光电子器件的性能至关重要，特别是在高速光通信中的应用。
多量子阱作为一种重要的半导体结构，在光电子学和光通信等领域发挥着重要作用。
通过调控多量子阱的能带结构、量子受限效应和载流子限制效应，可以实现光电子器件的性能优化和功能拓展。
未来，随着材料科学和器件制备技术的不断发展，多量子阱结构将会有更广泛的应用前景。
半导体量子阱半导体量子阱的形成和结构
半导体量子阱半导体量子阱的形成和结构电子层光的吸收和激发光的发射量子网格和点量子有限的结构固体的光性质不是总依赖于他们的尺寸，红宝石对于非常笑的晶体，光学性质确实是取决于他们的尺寸参杂半导体的玻璃在非常笑的晶体中光学性质取决于大小是量子限制效应的结果量子限制效应海申堡的不确定原理告诉我们如果我们把粒子限制在 x的长度，相应的动量由上部分蓝色公式给出如果粒子是自由的且有质量m，在x方向上的限制给他额外的能量，如上部分蓝色公式所示这部分能量只有在大于或者于粒子的动能kT有可比性的时候才有意义由第一个公式推导出量子尺寸的影响是重要的当（第二个公式所示）Delt x的值必须和德布罗意波长是一个量子的，为的是获得更明显的量子效应对于一个电子在典型的半导体质量为0.1m0.室温下，delt x必须是约等于5nm，才能获得量子限制效应，非常薄的一层三种基本类型的量子限制结构量子阱限制一维量子线限制二维量子点限制三维体积（正货）三维晶体量子阱二维晶体量子线一维晶体量子点零维晶体制备技巧量子阱先进的外延晶体生长量子线平版印刷技术或者外延生长量子点平版印刷技术或者自然生长技术半导体量子阱的形成和结构外延晶体生长技术分子束外延和金属有机物化学气相沉积D的选择要接近于第一个公式量子化的运动在z方向在xy平面上是自由移动由于能量带的不连续能带结构电子和小孔被困在砷化镓层并联量子阱有更大的数值绝缘的超晶格有更细的？？耦合的和新的外延形式在z方向上形成额外的性能参数分离电子和孔在量子阱中在xy方向上是自由的在z方向是被限制的这就允许我们写出如下式子见第一个公式在xy平面上的自由移动可以用波矢k来描述见公式二和三Z方向上量子化的能量用量子数n来表示见公式四和五所以电子或小孔第n层的总能量由公式六表示无限深势阱薛定谔公式见第一个公式边界条件见第二个公式波函数见第三个公式在势阱中波动函数被描述成驻波其形式见第四个公式相对应的第n层的能量见第五个公式能级的能量反比于有效质量和井的宽度的平方电子重的空穴轻的空穴有不同的量子化能量在价带上重的空穴在大多数情况下占主导地位因为他们形成了基态波函数可以由节点的数量确定第n能级有n-1个节点奇数n的情形有偶宇称性反之亦然见公式三有限深势阱真正的量子阱是有限的边界的粒子可以像过隧道一样穿过障碍在一定程度上这就允许波函数传播到更远因此减少限制的能量无限深势阱模型过高的评价了量子化的能量空穴的量子化能量比电子的更笑（更小的质量）选择规则无限深势阱中的选择原则是delt n =0 费米黄金法则见第二个公式在有限深势阱中稍微违背上面的选择性原则Delt n不能与0 过渡非常的微弱如果deltn是奇数的话过渡被严格禁止因为反宇称性要求重叠部分的能力是0两个维度上的吸收从价带的基态（n=1的重空穴层）到最低导电态（n=1的电子层）的临界值见公式1二维的量子阱的吸收限相对于成块的半导体有蓝移不同井宽的吸收限的频率不同由于在xy平面上的自由移动电子和空穴的总能量和导电带价带的关系如第一式所示能量过渡由图示的垂直箭头展示Miu是电子和空穴减少的有效质量二维连接态的强度不受能量的支配有第二个公式给出量子阱的吸收系数有一个阶梯状的结构由于能量的限制吸收限蓝移很明显QW吸收光谱的阶梯结构第n层过渡的临界能量由第三式给出测量吸收光谱像阶梯一样的行为每一步边缘的强峰激子的影响箭头所指的弱峰是delt n 不等于0造成的量子井中的激子由于量子限制效应量子阱中激子会被放大在室温下位于量子阱中的激子任然是稳定的光的发射电子和空穴像电或光一样喷射很快放松到能带的底端电子和空穴被允许的最低层是相对于n=1的限制状态在能量（公式所示的能量）时发冷光的光谱由光谱宽度为KT的峰组成反射峰有比块状更多的能量量子阱提供三大比疏松物质更多的优点选择不同的井宽由于能力的限制造成的冷光峰的蓝移有所不同量子阱中在电子和空穴中的重叠部分的增加意味着发射的可能性更高辐射的时间更短能效更高。
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当取垂直衬底表面方向(垂直方向)为Z轴，超
晶格中的电子沿z方向运动将受到超晶格附加的周 A B
期势场的影响，而其xy平面内的运动不受影响。
在xy平面内电子的动能是连续的，z方向附加 周期势场使电子的能量分裂为一系列子能带。
2
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述
超晶格多量子阱能带结构示意图
多量子阱和超晶格的本质差别在于势垒的宽度：当 势垒很宽时电子不能从一个量子阱隧穿到相邻的量子阱 ，即量子阱之间没有相互耦合，此为多量子阱的情况； 当势垒足够薄使得电子能从一个量子阱隧穿到相邻的量 子阱，即量子阱相互耦合，原来在多量子阱中分立的能 量En扩展成能带，此为超晶格的情况。 EcA E2 E2 ∆Ec E1 E1 EgA EcB
EgB
EvA
EvB 多量子阱能带图
∆Ev 超晶格能带图
3
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述
（1）组分调制超晶格
在超晶格结构中，如果超晶格的重复单元是由不同半导
体材料的薄膜堆垛而成，则称为组分超晶格。在组分超晶格 中，由于构成超晶格的材料具有不同的禁带宽度，在异质界 面处将发生能带的不连续。
4
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述
5
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述
Ⅱ型异质结（ΔEc和ΔEv的符号相同），分两种： *ⅡA类超晶格：材料1的导带和价带都比材料2的低，禁带是
错开的。材料1是电子的势阱，材料2是空穴的势阱。电子和
空穴分别约束在两材料中,如GaAs/AlAs超晶格。
6
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述
ⅡB类超晶格：禁带错开更大，窄带材料的导带底和价带顶 都位于宽带材料的价带中，有金属化现象，如 InAs/GaSb 超晶格。
19
10.2.4 应变层超晶格
如果异质结对的晶格匹配不好，界面上将出现位错而严重
影响量子阱的性质。但是，如果超晶格的每层的厚度足够薄，
虽然晶格存在着一定程度的失配，只要失配不超过7%~9%， 界面上的应力就可以把两侧的晶格扭在一起而不产生缺陷。这 种超晶格称为应变层超晶格。由于应力的作用，超晶格两层材 料的平行于界面方向的晶格常数都要改变，趋于一个共同的晶
38
10.4.1 吸收光谱实验
图10. 39(b)是六个周期的双 量子阱的GaAs-Al0.19Ga0.81 As结
构的吸收光谱。从图上可以明显
看出两个势阱之间电子能级的藕 合。n=1的电子和空穴能级都产 生了分裂，在吸收光谱上看到了 四个峰。
按异质结中两种材料导带和价带的对准情况，异质结分为 两类：
Ⅰ型异质结 : 窄带材料的禁带完全落在宽带材料的禁带中，
ΔEc和ΔEv的符号相反。不论对电子还是空穴，窄带材料都是 势阱，宽带材料都是势垒，即电子和空穴被约束在同一材料中 。载流子复合发生在窄带材料一侧。 GaAlAs/GaAs和InGaAsP/InP都属于这一种。
能量和波矢的关系将如图10. 7所示。由于超晶格在z方向
上的周期超晶格的能带可以看成是原来GaAs能 带的折叠而成的，由于势垒的作用形成了分立的能带。
11
10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格
在超晶格中电子的态密度和能量的关系既不同于三维晶体 中的抛物形，也不同于二维电子气的台阶状。在两个台阶相衔
16
10.2.2 InAs-GaSb超晶格
因为InAs的导带和GaSb的价带相互
交错，InAs-GaSb异质结本来就应
该具有半金属特性，但由于周期减 少形成超晶格后电子的子带能量离 开导带底而上升，空穴的子带能量 也离开价带顶而下降，互相之间不
再交错，因而出现了半导体性质一
旦这个系统变成了半金属后，由于 GaSb价带中的电子向InAs导带转移 ，将产生很强烈的能带弯曲。
消耗功率。
31
负阻振荡器
负阻振荡器：利用负阻器件抵消回路中的正阻损耗，
产生自激振荡的振荡器。由于负阻器件与回路仅有两端
连接，故负阻振荡器又称为“二端振荡器”。 正功率表 示能量的消耗，负功率表示能量的产生，即负阻器件在 一定条件下，不但不消耗交流能量，反而向外部电路提 供交流能量，当然该交流能量并不存在于负阻器件内部， 而是利用其能量变换特性，从保证电路工作的直流能量 中取得。所以负阻振荡器同样是一个能量变换器。
9
10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格
对界面是突变异质结的GaAs-AlxGa1-xAs超晶格的导带和价 带都是一系列的方形势阱。假设势垒和势阱的宽度相同，均为 d。当势垒宽度d逐渐变小时，能级从高到低依次扩展成能带。
这种情形和原子组成晶体的过程相似。
10
10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格
接的地方不是突变而是缓变过渡，如图10. 8所示。缓变说明垂
直于结方向上的电子能量不再是分立的能级，而扩展成能带了 。
12
10.2.2 InAs-GaSb超晶格
II型超晶格，如图10. 12所示。GaSb价带中的电子可以
进人InAs的导带，在边界上形成能带的弯曲。界面两边积累 的电子和空穴在界面上将形成较强的偶极层(图10. 12 )。
27
负阻振荡器
28
负阻振荡器
29
负阻振荡器
30
负阻振荡器
i i
1/R -1/R
负阻的概念
v 对于负载： R i v 对于电源： i R
o
v
电源
+ v -
R
可见，电源在回路中等效为负电阻，其值等于回路 中的负载电阻。物理实质是，负载消耗的功率等于电源
提供的功率。或者说具有负阻特性的电路可以提供负载
17
10.2.3 HgTe-CdTe超晶格
HgTe的禁带宽度接近于0，而
CdTe和HgTe能带相互之间的位置 使∆E≈0，图10. 15是用有效质量近 似法计算出的CdTe-HgTe超晶格4K 下的k//=0时的电子和轻重空穴子带 的能量和CdTe层厚度d2的关系。当 d2逐渐加大时电子的最低子带E1和
称为共振隧道效应。
图10. 23是隧穿概率和电子 能量的关系。
24
10.3 垂直于超晶格方向的电子输运
如图10. 25所示，在两端有两个高掺杂GaAs层作电极，其
中电子的费米能级为EF。
25
10.3 垂直于超晶格方向的电子输运
对于双势垒和三个势垒系
统的计算结果如图10. 26所示
。伏安特性上是一系列的峰值 ，第一个峰值的位置相当于电 极上的费米能级和第一个子带 底对齐的情形。
26
10.3 垂直于超晶格方向的电子输运
在图10. 27中的双势垒结构 上，势垒左侧和右侧都分别相对 于量子阱加偏压，各为VEB和VCB 。图10. 27给出了电流和VEB的关 系，而将VCB作为参数。以上的
计算都表明，在超晶格结构的伏
安特性曲线上存在着负阻区，势 垒的高度和厚度愈大负阻愈大。 这种结构可以用来做振荡器。
7
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述
（2）掺杂调制超晶格
在同一种半导体中，用交替地改变掺杂类型的方法做成的
新型人造周期性半导体结构的材料。
8
10.2
超晶格的能带
10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格
10.2.2 InAs-GaSb超晶格 10.2.3 HgTe-CdTe超晶格 10.2.4 应变层超晶格 10.2.5 掺杂超晶格
37
光强度。
10.4.1 吸收光谱实验
早在1975年Dingle就用光吸收实验清晰地演示了由多量子阱 向超晶格的过渡过程。图10. 39(a)为8个单量子阱结构的吸收光谱 。吸收光谱上在1. 615和1. 637eV处出现的两个峰正好相当于量子 阱中n=1的重空穴和轻空穴子带分别向n=1的电子的子带的跃迁。 图的下方标出的黑白两个长方条是理论计算出的峰值位置，黑色 代表重空穴，白色代表轻空穴。
假设n型层和P型层掺杂量相等且厚度相等，则有
根据式(10. 7)可以用调节掺杂浓度和层厚来改变等效禁带宽度 。只要掺杂浓度足够高，就可以使超晶格的等效禁带宽度从负值一 直变到Eg。
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10.3 垂直于超晶格方向的电子输运
在一维双势垒量子阱结构中，只有当势垒左侧的电子的能 量和量子阱中允许的分立的能级一致时，电子才能几乎无反射 地隧道穿透整个结构而进人势垒 的左侧，而其他能量的电子将被 反射回来而不能通过。这种现象
空穴的最高子带HH1在d2≈50Å时
相交。
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10.2.3 HgTe-CdTe超晶格
图10.16是取d1 =2d2 , d2和d2/2时的计算结果，纵坐标用超
晶格的禁带宽度Eg=E1-HHl表示看得更为清楚。这两个图说明
，只有当超晶格的周期小于某个一定的数值时，CdTe-HgTe超 晶格才具有半导体特性， 当周期大于这个数值时 超晶格将具有半金属特性。
10.2.5 掺杂超晶格
掺杂超晶格不是异质结超晶格
，它是由掺杂周期性变化的同一种
材料形成的。在n型层中浓度为ND 的施主全电离带正电，在P型层中 浓度为NA的受主全电离带负电，在 导带和价带分别形成电子和空穴的
势阱。在这些势阱中电子在垂直于
层的方向上的能量将分裂成一系列 的子带。
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10.2.5 掺杂超晶格
格常数a//。 a//将由下式决定
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10.2.4 应变层超晶格
图10. 19是用有效质量近
似法计算得到的GaAsxP1-xGaP应变层超晶格的禁带宽度 和GaP层厚度及GaAsxP1-x三元 合金的晶格常数的关系(晶格 常数正比于组分)。在每一种
组分下改变GaP层的厚度可改
变超晶格的禁带宽度。
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第9章 半导体超晶格和多量子阱