超晶格(GaAs)_n(InAs)_1(001)的光学性质
gaas gap晶格常数 -回复
gaas gap晶格常数-回复GaAs晶格常数（lattice constant）是指GaAs晶体中两个相邻原子之间的距离。
GaAs是一种半导体材料，由镓（Ga）和砷（As）元素组成。
它具有重要的电子和光学性质，在半导体器件和光电子学领域有广泛应用。
本文将介绍GaAs的晶体结构、晶格常数的定义和计算方法，以及影响GaAs晶格常数的因素。
首先，我们将介绍GaAs的晶体结构。
GaAs晶体属于锌刚石（Zinc-blende）结构，是一种六方晶系的晶体结构。
它由两种不同的原子组成，即镓和砷。
在GaAs晶体中，每个镓原子都与四个砷原子形成共价键。
同时，每个砷原子也与四个镓原子形成共价键。
这种结构使得GaAs晶体具有高度有序的排列，从而具备了半导体的特性。
接下来，我们来定义GaAs的晶格常数。
晶格常数通常用a表示，表示的是两个相邻原子之间的距离。
由于GaAs晶体是立方晶系，所以它的晶格常数a表示晶体中的立方晶胞的边长。
晶体中的每个原子都位于一个晶胞的角落或中心位置。
对于GaAs晶体，晶格常数一般是以埃（Angstrom）为单位表示，即1埃=10^{-10}米。
计算GaAs晶格常数的方法有多种。
一种常用的方法是通过X射线衍射实验测定晶体中的衍射峰位置，然后利用布拉格方程计算晶格常数。
布拉格方程表示为：nλ= 2d sinθ其中，n为衍射阶次（通常取1），λ为X射线的波长，d为晶格常数，θ为衍射角。
通过测量衍射峰的位置和已知的X射线波长，可以反推出晶格常数。
另一种计算晶格常数的方法是通过理论模拟。
由于GaAs晶体的结构相对简单，可以利用计算机程序进行模拟，通过优化方法寻找最稳定的晶体结构。
在模拟过程中，可以得到晶胞的尺寸和原子位置信息，从而计算出晶格常数。
影响GaAs晶格常数的因素有多个。
首先，GaAs晶格常数受温度的影响。
温度升高会导致晶格常数增大，原子之间的距离相应增加。
其次，GaAs 晶格常数还会受到晶体的应力影响。
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
半导体材料第10讲-超晶格
在器件，特别是光电器件的设计和制做中常利用异质结的以下特性：
➢
要想使两种晶格常数不同的材料在原子尺寸范围内达到相互近似匹 配，只有在晶格处于弹性应变状态，即在两种晶格交界面附件的每个 原子偏离其正常位置时才能实现。当这种应变较大时，即存储在晶体 中的应变能量足够大时，将通过在界面处形成位错而释放，所形成的 位错称为失配位错。实验表明，在异质结外延层中，晶格失配引起的 位错密度可达107-108/cm2，甚至达到1010/cm2。如果发光器件的有 源区中有如此高密度的位错，其发光效率将大大降低。
若材料B的价带顶也高于A的价带顶，则该结构同时也是 材料A为空穴势垒，B为空穴势阱的量子阱
由于两种材料的禁带宽度 不同而引起的沿薄层交替生长 方向（z方向）的附加周期势分 布中的势阱称为量子阱。
量子阱中电子与块状晶体 中电子具有完全不同的性质， 即表现出量子尺寸效应，量子 阱阱壁能起到有效的限制作用， 使阱中的载流子失去了垂直于 阱壁方向（z方向）的自由度， 只在平行于阱壁平面（xy面） 内有两个自由度，故常称此量 子系统为二维电子气。
能带突变的应用
能带突变的应用是多方面的： 1、可以产生热电子 2、可形成使电子反射的势垒 3、提供一定厚度和高度的势垒，当势垒很薄时， 电子可以隧穿，势垒较厚时，只有那些能量比势 垒高度大的电子才能越过。 4、造成一定浓度和宽度的势阱，束缚电子于其中， 当势阱宽度小于电子的de broglie波长时，阱中的 电子将处于一系列量子化能级上（即量子势阱）
凝聚态物理学中的超晶格和超晶体现象
凝聚态物理学中的超晶格和超晶体现象随着科学技术的不断发展，凝聚态物理学逐渐成为研究物质行为和性质的重要领域之一。
在这个领域里，超晶格和超晶体的研究引起了广泛的关注和兴趣。
本文将介绍超晶格和超晶体现象的一些基本概念和研究成果，以及其在实际应用中的潜力。
超晶格是指一种由多个晶体周期性重复堆叠而成的结构，在这种结构中，晶格常数比单个晶体的晶格常数大。
超晶格可以通过不同原子或分子的交替排列形成，也可以通过晶体表面的周期性重复来实现。
在超晶格中，不同晶体之间的相干性被保留，这使得超晶格不仅具有传统晶体的性质，还具有一些额外的特性。
例如，超晶格具有更广的能带结构，能够产生新的电子和光学性质。
超晶体是超晶格的一种特殊形式，它是由原子或分子按照一定规律组装而成的具有周期性结构的固体。
与传统晶体不同的是，超晶体的周期可以远远大于原子或分子的尺寸。
超晶体的形成常常依赖于自组装技术，通过调控原子或分子间的相互作用力，使它们自发地组装成具有超晶体性质的结构。
超晶体不仅具有传统晶体的物理性质，还具有一些特殊的性质，如负折射、负能带等。
超晶格和超晶体的研究对于理解和探索新型材料的性质和行为具有重要意义。
例如，研究超晶格结构可以帮助我们深入了解材料的电子结构、声子结构和光学性质等。
通过调整超晶格的结构和性质，我们可以开发出具有特殊功能和性能的材料，如磁性材料、光学材料和电子材料等。
同时，超晶体的研究也有助于我们揭示自然界中的一些奇特现象和物理规律。
在实际应用中，超晶格和超晶体的潜力已经开始得到广泛的认可。
例如，在光学领域，超晶格可以用于制备纳米光学器件，如光子晶体光纤和超晶格波导等。
这些器件不仅可以用于光信号的传输和处理，还可以在纳米尺度上实现光的定向和波长选择性的调控。
另外，超晶格的声子性质也引起了人们的兴趣。
通过调制声子晶体的结构和参数，人们可以控制声子的传播和散射，从而实现声学波的调控和操控。
除了光学和声学领域，超晶格和超晶体的研究还涉及到许多其他领域。
超晶格材料及其在电子器件中的应用
超晶格材料及其在电子器件中的应用随着科技的发展，电子器件在我们的生活中扮演着越来越重要的角色。
而超晶格材料的出现，为电子器件的研究和应用带来了新的可能性。
本文将从以下几个方面介绍超晶格材料及其在电子器件中的应用。
一、什么是超晶格材料超晶格材料是一种周期性结构的纳米材料，其特点是具有晶格常数远小于常规微米晶体的尺寸范围（一般小于100纳米）以及产生可调控的物理和化学性质。
超晶格材料通常是由两种或多种材料构成的，可以通过压缩、拉伸或通过其他无需移除原子的方法来控制晶格常数。
这种材料的特性极为优越，有着广泛的应用前景。
二、超晶格材料在电子器件中的应用1. 传感器超晶格材料在传感器中的应用是一个热点研究领域。
超晶格材料的晶格常数和表面形态的特殊性质使其能够作为传感器的敏感层。
其灵敏度高、分辨率高、稳定性好，可以用于检测多种物质，如气体、液体、生物分子等。
2. 器件控制超晶格材料可以用于制造具有特殊性质的器件。
例如，通过控制超晶格材料的晶格常数，可以调节其电学性质，使其在电场作用下表现出特殊的电学响应。
这种响应可应用于制造电子器件中的门电流控制场效应晶体管（MOSFET），将其性能提高到一个新的高度。
3. 电池超晶格材料还可以用于制造高性能电池。
改变材料的晶格常数可以调节电子的传导、离子扩散速度和储存容量，最终提高电池的性能。
4. 激光超晶格材料中电子传导的能隙大小和布拉格衍射条件对激光的谐波产生有重要的影响。
利用这一特性，可以通过控制超晶格材料的晶格常数，调节激光的谐波输出，制造用于光通信与激光制造的高效激光器件。
5. 纳米微结构材料超晶格材料的制造方法也可以应用于制造其他纳米微结构材料。
例如，在光子晶体和表面等离激元中应用超晶格材料的技术，可以制造出具有特殊传输性质的光子晶体耦合器、分束器等。
三、超晶格材料面临的挑战虽然超晶格材料在电子器件中的应用前景广阔，但是也面临着许多挑战。
首先，超晶格材料的制备难度较大，目前几乎没有能够大规模制备的技术路线。
gaas晶格常数
gaas晶格常数
GaAs（氮化镓砷化合物）是一种半导体材料，该材料具有极佳的电学特性，由于其具有优异的光学性能和尖端的电子特性，因此GaAs 材料受到了应用于制造高性能的半导体器件的广泛关注。
GaAs的晶格常数是控制GaAs晶体结构的基本参量，它也确定了其他物理性质，如能带结构，导电率，导热率等。
因此，研究GaAs晶格常数是非常重要的。
本文就GaAs晶格常数的研究进行了详细讨论。
GaAs晶格常数是GaAs晶体结构的核心参数，它描述了GaAs晶体结构中单元格的尺寸和形状。
一般来说，GaAs晶格常数包括晶格横向常数（a），晶格纵向常数（b），晶格厚度常数（c）和α、β、γ三个晶体晶体角。
晶格常数的数值非常重要，它直接影响着GaAs 晶体的物理性质，可用于计算GaAs晶体结构的其他参数，如GaAs晶体方向和空位密度等。
GaAs晶格常数的研究方法包括理论和实验两种，研究者们经常利用一系列的理论方法，如简化的Broyden算法、模型基础方法、精确计算等，来研究GaAs晶格常数。
研究者们也经常利用量子化学计算，来研究GaAs晶体的结构参数。
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【国家自然科学基金】_inas量子点_基金支持热词逐年推荐_【万方软件创新助手】_20140802
科研热词 量子点 量子环 量子点超晶格 量子点激光器 透射电子显微镜 自组织 液滴外延 浸润层 气态源分子束外延 束缚能 有效质量近似模型 有效质量 微扰法 形态和生长 多纵模 外延生长 图形衬底}量子点 动力学蒙特卡罗模拟 分布规律 分子束外延 光致发光光谱 光致发光 sk生长模式 inas/gaas(001) inas 量子点 ge/si(001) algaas薄膜
2014年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
2014年 科研热词 量子点 长波 金岛膜纳米结构 荧光增强 应力 多层 分子束外延 二维电子气 inas单量子点 inas 推荐指数 2 1 1 1 1 1 1 1 1 1
2012年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28
科研热词 推荐指数 量子点 3 镜面外腔 1 量子线 1 超辐射 1 超发光二极管 1 自组装 1 电场调谐 1 生长停顿 1 激子精细结构劈裂 1 注入电流 1 模式压缩 1 材料 1 弯曲波导 1 应变补偿 1 外腔调制 1 外延生长 1 双层堆垛 1 原子集体运动 1 单双激子 1 分子束外延 1 光致发光 1 亚单层 1 quantum dot, submonolayer, self-assembled, 1 superl inas量子点 1 inas/inp量子点激光器 1 inas/gaas(001) 1 inas 1 gaas 1
2013年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27
铁电超晶格
铁电超晶格
引言：
铁电超晶格是一种新型的材料，它具有独特的物理和化学性质，因此
在材料科学领域引起了广泛的关注。
本文将从铁电超晶格的定义、结构、性质和应用等方面进行介绍。
一、定义
铁电超晶格是一种由铁电晶体和非铁电晶体交替排列而成的复合材料。
它的结构类似于一种超晶格，其中铁电晶体和非铁电晶体的排列方式
可以是周期性的，也可以是随机的。
二、结构
铁电超晶格的结构可以分为两种类型：一种是周期性的，另一种是随
机的。
周期性的铁电超晶格结构中，铁电晶体和非铁电晶体的排列方
式是有规律的，可以形成一定的周期性结构。
而随机的铁电超晶格结
构中，铁电晶体和非铁电晶体的排列方式是无规律的，形成的结构是
不规则的。
三、性质
铁电超晶格具有许多独特的物理和化学性质。
首先，它具有铁电性质，
即在外电场的作用下会产生电极化现象。
其次，它具有光学性质，可以用于制造光学器件。
此外，铁电超晶格还具有磁性、导电性和热稳定性等特点。
四、应用
铁电超晶格在材料科学领域有着广泛的应用前景。
首先，它可以用于制造光学器件，如光学滤波器、光学波导器等。
其次，它可以用于制造电子器件，如场效应晶体管、电容器等。
此外，铁电超晶格还可以用于制造传感器、储能器等。
结论：
总之，铁电超晶格是一种具有独特性质和广泛应用前景的新型材料。
随着科技的不断发展，铁电超晶格的研究和应用将会越来越广泛，为人类的生产和生活带来更多的便利和创新。
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第20卷第10期半 导 体 学 报V o l.20,N o.10 1999年10月CH I N ESE JOU RNAL O F SE M I CONDU CTOR S O ct.,1999超晶格(GaA s)n (I nA s)1(001)的光学性质3李开航 黄美纯 张志鹏 朱梓忠(厦门大学物理系 厦门 361005)摘要 采用L inearized2M uffin2T in2O rb ital(LM TO)能带方法对应变超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)进行自洽计算.在得到较准确能带结构和本征波函数的基础上,计算该超晶格的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)、折射率和吸收系数.结果表明,该超晶格表现出的光学性质和GaA s体材料不相同,在115～215eV能量范围的吸收系数增大,且该超晶格在较宽的能量范围内有较好的光谱响应.PACC:7865,7360,7125T1 引言近年来人们对嵌入InA s单分子层的超晶格(GaA s)n (InA s)1的研究兴趣日趋浓厚,并且随着各种外延生长技术的不断发展,生长具有突变界面的高质量超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)成为可能[1～3].嵌入的InA s单分子层能够有效地限制量子阱中电子和空穴的运动.从实验上能够观察到2K温度下超晶格产生很强且尖锐的光致发光(PL)谱峰,PL谱峰能量位置比GaA s体材料低40m eV,并且谱峰的强度比GaA s体材料的谱峰强度高[1～3].超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)属于 型异质结系统,有利于其在高速和光电器件中的开发应用.因此从理论和实验上探索该超晶格的各种物理特性具有实际意义,特别是了解和掌握半导体材料的折射率和吸收系数对于设计和分析异质结量子阱激光器及光波导器件来说是十分重要的.因此,本文从第一原理出发,用LM TO2A SA能带方法[4]计算超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)的能带结构,在得到能量本征值和本征波函数的基础上计算该超晶格的光学介电函数Ε(Ξ),折射率n和吸收系数,为该超晶格的开发应用提供理论参数.2 计算方法在计算超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)能带结构之前,我们先要确定其原胞结构.在GaA s衬底上外延生长(GaA s)n (InA s)1(001)短周期超晶格时,由于InA s和GaA s的晶格 3国家高技术(863)新材料领域(8632715210)课题资助李开航 男,1967年出生,博士,现任讲师,目前主要从事半导体超晶格材料的光学性质研究工作黄美纯 男,1937年出生,教授,博士生导师,目前主要从事低维半导体材料和半导体光电子器件的教学与研究1998205203收到,1998211224定稿常数分别为016058nm 和015653nm ,失配率达712%,超晶格中的InA s 分子层将发生弹性形变,应变后InA s 的晶格常数仍然可以用宏观弹性应变原理确定出,即使在生长单分子层的极限下也照样成立[5,6].根据弹性应变原理,InA s 层在平行界面方向上的晶格常数与GaA s 的晶格常数相同,而在垂直界面上的晶格常数由弹性模量给出:a ⊥(InA s )=a (InA s )-2(a (InA s )-a (GaA s ))C 12C 11(1)其中 C 12,C 11为InA s 体材料弹性模量张量元,这里采用C 12,C 11实验值[7]C 12=4.53×106N c m 2,C 11=8.33×106N c m 2,相应的a ⊥(InA s )=016498nm .图1给出(GaA s )1 (InA s )1(001)的原胞结构.上述原胞具有空间四角对称,每个原子最近邻只有4个原子,属于开结构.本文采用LM TO 2A SA 能带方法对超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)进行自洽计图1 (GaA s )1 (InA s )1(001)的原胞结构算.为了减小原子球近似带来的误差,需要在间隙区添加空原子球,空原子球的位置也在原胞中示意出.在计算中,首先要根据原胞结构确定各原子球和空球的半径,算好结构常数,并通过原子程序造好各个原子球的电荷密度作为输入准备,初步确定出LM TO 方法的势参数,然后进行自洽计算,达到体系的总能自洽.该方法中,合适的势参数是自洽的关键.我们知道,用在局域密度泛函近似(LDA )框架下的能带方法来计算半导体的能带结构时,得到的带隙值往往偏小,需要作带隙修正,才能得到较准确的能带结构.本文采用添加调整势的方法进行带隙修正[8],从而得到较准确的能带结构.介电函数Ε(E )=Ε1(E )+i Ε2(E )能够描述均匀介质中声子能量E =h Ξ的光谱响应.在得到较准确的能量本征值和本征波函数的基础上,计算该超晶格系统的光学介电函数虚部Ε2(Ξ).半导体的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)理论计算公式为[7]Ε2(Ξ)=4Π2e 2m 2Ξ2∑n ,n ′∫2d k _(2Π)3e _ P _nn ′(k _)2∆(E n ′(k _)-E n (k _)-h Ξ)(2)其中e _P _nn (k _)=〈7k n e _ p _7k n 〉(3)为偶极子跃迁矩阵元,与波函数和能量本征值有关.在LM TO 2A SA 能带方法中计算偶极子跃迁矩阵元的具体公式可参见文献[9,10].在Ε2(Ξ)的计算过程中还涉及到动量空间的求和,这里采用四面体方法[11]进行求和,即通过在简约布里渊区中取均匀网格点,知道了每个小四面体的贡献,所有小四面体的贡献相加即为所求.每个小四面体中的偶极子跃迁矩阵元取小四面体四个顶点的平均值.有了Ε2(Ξ)之后,介电函数实部Ε1(Ξ)可以通过K ram ers 2K ron ig 变换得到.实折射率n (E )和消光系数k (E )可以通过下列关系得到n (E )=[Ε1(E )2+Ε2(E )2]1 2+Ε1(E )21 2(4)和k (E )=[Ε1(E )2+Ε2(E )2]1 2-Ε1(E )21 2(5)258半 导 体 学 报20卷于是吸收系数a (E )可写为a (E )=4ΠΚk (E )(6)3 结果和讨论图2给出体材料GaA s 的LM TO 能带结构,其中实线是添加调整势的结果,虚线是未加添加调整势的结果,从图2中可以看出,添加调整势自洽之后,对最高三个价带的影响很小,但对导带有明显的影响,调整势能够改善导带结构,使#、X 和L 点上的带隙值和实验基本一致,并且保持加入调整势前后#、X 和L 点上的导带底的能量本征值高低次序不变.用LM TO 方法得到的(GaA s )5(InA s )1(001)的能带结构如图3所示,这是经过带隙修正并且自洽的结果.从图3中可以看出,该超晶格的价带顶和导带底都在#点,是直接带隙材料,带隙值为1130eV .对于(GaA s )7(InA s )1(001)超晶格,我们得到它的带隙值为1135eV ,并且观察到带隙值随层厚的增加而增加,即发生蓝移.图3 (GaA s )5(InA s )1(001)的能带结构图2 GaA s 的LM TO 能带结构 有了能带结构和本征函数之后,根据(2)式,就可以计算该超晶格的Ε2(Ξ).为了能和两种体材料的光学性能相比较,我们还计算了GaA s 和InA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ).图4和图5分别给出GaA s 和InA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ),图中实线是理论计算结果,虚部是实验结果[12].从图中可以看出,理论计算得到的GaA s 的E 1和E 2的能量位置分别为3106eV 和4178eV ,与实验值的3110eV 和4180eV 基本一致,峰的形状和大小也基本一致.对于InA s 体材料来说,理论计算得到的InA s 的E 1和E 2的能量位置分别为2165eV 和4144eV ,与实验值的2150eV 和4140eV 基本一致,峰的形状和大小也基本一致.这说明用LM TO 方法得到的能带结构和波函数来计算Ε2(Ξ),结果还是可靠的.图6和图7分别给出GaA s 的折射率n (E )和吸收系数Α(E ),从图中可以看出GaA s 在3101eV 和4175eV 能量处存在明显的吸收峰,其中3101eV 处的吸收峰主要来源于+轴上的电子从最高价带到最低导带的竖直跃迁的贡献,而4175eV 处的吸收峰主要来源于X 点的电子从最高价带到最35810期李开航等: 超晶格(GaA s )n (InA s )1(001)的光学性质低导带的竖直跃迁的贡献.图4 GaA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)图5 InA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)图6 GaA s 的折射率n (E)图7 GaA s 的吸收系数Α(E)图8 (GaA s )n(InA s )1(001)的光学介电函数虚部Εz 2(Ξ)图9 (GaA s )n (InA s ) -1(001)的吸收系数Α(E ) 图8和图9分别给出超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)沿Z 方向偏振的光学介电函数虚部Εz 2(Ξ)和吸收系数Α(E ),其中实线是n 等于5的结果,虚线是n 等于7的结果.从图中可以看出,(GaA s )n (InA s )1(001)超晶格在2129、3143、4158和4190eV 存在主要吸收峰,吸458半 导 体 学 报20卷收峰的形状不同于GaA s 和InA s 体材料吸收峰的形状,而是结合了两种体材料吸收峰的特点,超晶格的2129eV 和4158eV 峰和InA s 的E 1和E 2峰相对应,超晶格的3143eV 和4190eV 峰和GaA s 的E 1和E 2峰相对应.随着超晶格层数的增加,在2129eV 处的峰值强度减弱,而在419eV 处的峰值强度增强.图9给出超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)的吸收系数,图10 (GaA s )n (InA s ) -1(001)的折射射n (E )其中实线是n 等于5的结果,虚线是n 等于7的结果.从图中可以看出,在声子能量2120、4150和510eV 处存在三个明显的吸收峰,第一和第二明显吸收峰主要来源于#2Z 轴上的电子从价带到导带的跃迁,而第三明显吸收峰主要来源于M 点的电子从价带到导带的跃迁结果.(GaA s )n(InA s )1(001)超晶格的吸收峰跟体材料GaA s 的吸收峰相比较还可以发现,超晶格在115～215eV 能量范围内的吸收系数明显大得多,这可以从图7和图9的比较中看出.图10给出超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)的折射率n (E ),其中实线代表n =5的情况,虚线代表n =7的情况,从图中可以看出,折射率n (E )随层数n 的变化不明显.以上计算结果表明,(GaA s )n(InA s )1(001)超晶格在较宽的能量范围有较好的光谱响应,结合体材料GaA s 和InA s 光学性质的特点,将会有很大的应用潜力.参考文献[1] M .Sato and Y .Ho riko sh i ,J .A pp l.Phys .,1989,66:851.[2] M .Sato and Y .Ho riko sh i ,J .A pp l.Phys .,1991,69:7697.[3] M .Sato and Y .Ho riko sh i ,Surf .Sci.,1992,267:195.[4] O .K .A ndersen ,Phys .R ev .,1975,B 12:3060.[5] J .E .Bernard and A .Zunger ,A pp l .Phys .L ett .,1994,65:165～167.[6] J .G .W o icik et al .,Phys .R ev .,1995,B 52:R 2281.[7] M adelung O .et al .,L 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resu lts of relatively accu rate eignvalue and eignfuncti on fo r SL’s.T he calcu lated resu lts show that the op tical p rop erties of(GaA s)n (InA s)1(001)SL’s are differen t from the of bu lk GaA s. T he ab so rp ti on coeffecien t fo r the(GaA s)n (InA s)1(001)sup erlattices is h igher than that of bu lk GaA s in the energy range from1.5eV to2.5eV.T he sup erlattices also have rather good sp ectra respon se over a w ide range of energy.PACC:7865,7360,7125T。