氮化铟p型掺杂的第一性原理研究
氮化银结构特性的第一性原理研究
Ｖ０． ． 】２１ＮＯ ４
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ห้องสมุดไป่ตู้
氮化 银 结 构 特 性 的第 一 性 原 理 研 究
于海 林 ，
（． １常熟理工学院 物理与电子科学系， 江苏 常熟 ２５０ ； １５０ ２ 江苏省新型功能材料重点建设实验室 ， ． 江苏 常熟 ２５０ ） １５ ０
摘 要 ：用第一性 原理研 究 了氮化 银 的几 种 可 能的 结构 。发 现 反 Ｒ Ｏ ｅ ３结 构 的 Ａ ３ 闪锌 矿 结 构 ｇＮ、
的 Ａ Ｎ和 萤石 结构 的 Ａ Ｎ 满足 力 学稳 定性 的要 求 ， ｇ ｇ２ 并且 给 出了其 结 构特 性 。 关 键词 ：第一性原 理 ； 结构 ； 氮化银
中图分 类号 ：０ ８ ４ 文献标 识码 ：Ａ 文 章编 号 ：１０ ２ ９ （ ０ ７ ０ ０ ３ ０ ０ ８— ７ ４ ２ ０ ）４— ０ ３— ５
收稿 日期 ：０７— ３—０ ２０ ０ ６
作者简介 ： 于海林 （９ ７ ）男 ， １７ 一 ， 湖南绥宁人 ， 常熟理工学院物理与 电子科学 系助 教 ， 硕士 。
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第 ４期
于 海林 ： 氮化 银结 构特 性 的第 一性 原理研 究
渡金属 ， Ａ ，ｕ Ｐ 等所谓 的贵金属 ， 像 ｇＡ ，ｔ 一般认 为是 较 难形 成二 元氮 化物 的 。令 人鼓 舞 的是 实验 上报 道 了这 类 金属氮化物的合成，ｌＩ ： ＯＮ ＿ 。Ｃ 、 ｇＮ Ａ ， ＿ ３ ３ ：Ｎ 、 ｓ：ｌ、 ｕＮ Ａ ３ 、 ｕＮ ｌ ］ ￣ ｒ ｌ 。 卜１均在实验上 已制备成功。更有意义的是氮化铂
也在我们的研究工作 中。另外 ， 最近还报道了一种 萤石结构的 Ａ Ｎ 是稳定 的 ， ＰＮ比较 ， ｇ 和 ｔ 我们发现闪
氮化铟(0001)表面结构的第一原理研究
氮化铟(0001)表面结构的第一原理研究作者：吴新华伊厚会来源：《赤峰学院学报·自然科学版》 2012年第7期吴新华1,2，伊厚会1,2（1.滨州学院物理与电子科学系；2.滨州学院理论物理研究所，山东滨州 256603）摘要：本文利用第一原理方法研究了生长环境对极性（0001）面的表面形态的影响.计算结果表明，在(0001)面，富In的环境下2×2 的N空位结构是最低能量结构，而富N的环境下比2×2的N吸附在T4位是最稳定的结构.关键词：第一原理；InN；再构；形成能中图分类号：O641.12；O614.372 文献标识码：A 文章编号：1673-260X（2012）04-0009-021 引言近年来,Ⅲ族氮化物半导体如GaN、AlN和InN以及它们的合金由于在光电子和微电子器件上的广阔应用前景,引起了人们极大的兴趣[1,2].和GaN所受到的广泛研究相比，InN研究的却很少，这主要薄膜生长过程中存在着InN分解温度低、氮的高平衡气压力以及没有合适的衬底材料等问题，很难生长高质量的InN薄膜.随着氮化铟薄膜生长技术的提高，已经能够利用许多方法很容易的获得高质量二维单晶氮化铟薄膜[1~6].在此基础上，氮化铟的许多性质特别是光学性质已经得到广泛的研究[7,8].在薄膜的生长过程中，实验观察到N/In比值对于薄膜的结构和形态产生很大的影响[5,6].由于材料薄膜和异质结构制作决定着材料在设备中的应用，因此对薄膜生长过程的深刻理解对提高薄膜的质量非常重要，特别是对在不同的生长环境下表面离子结构的理解.但是，到现在为止这很少的被研究.在本文中，利用第一原理总能量计算研究了InN(0001)面，试图揭示在不同的生长情况下该极性面的最稳定结构.2 理论模型为了研究问题的方便，我们采用不同的模型分别对InN(0001)极性面进行了研究.在研究中我们仅考虑了高对称点的In和N原子吸附结构，即吸附原子在Top、H3和T4位置（如图1所示）.对于In和N在1×1上的吸附，超原胞模型选择十个双原子层模拟基底，再加上N或In吸附原子；而在做３×３和2×2结构的计算时，由于受到计算的限制，超原胞只包括六个双原子层，再加上N或In吸附原子.对于所有的结构，衬底层背面In原子的悬挂键用赝氢（1.25e）来饱和.同时超原胞还包含14.2?魡厚度（相当于五个双层厚度）的真空层.计算中应用第一原理的Vienna Ab-initio Simulation Package(VASP)[13,14],平面波的截断能量为25.57Ry，采用局域密度近似.In4d电子被作为价电子，价电子与离子实的相互作用采用Ultra-soft Vanderbilt赝势[15]处理，使用共轭梯度方法对总能量进行了最小化.3 结果与讨论首先计算了体材料InN半导体的晶格常数，从表1可以发现计算值和实验值的误差在2％以内，说明计算得到的晶格常数是合理的.在以后所有计算中都是利用的计算得到的晶格常数值.InN（0001）面性质不同于（0001）表面的性质，所有研究的In吸附和N吸附结构的形成能都比较低.在三种In的1×1吸附结构中，In在Top位的吸附有最低的形成能.In在H3和T4吸附比在Top位吸附分别高0.22和0.29eV/atom.1×1的N吸附结构中N吸附在T4比吸附在H3位置形成能低1.1eV，这可能是N吸附原子与下面的In原子相互作用的结果.2×2In吸附结构中In原子在Top位置吸附的形成能要比在H3和T4高得多，而在H3位吸附要比T4位吸附的形成能低0.08eV/(2×2).2×2氮吸附中N吸附在H3位形成能要比吸附在T4位低0.66/(2×2).图2总结了六种相对稳定结构的形成能随In的化学势的变化关系,能量是参照1×1干净驰豫结构得到的，In最大的化学势等于In体材料的化学势.在富In的环境下，最低能量结构是2×2空位结构，在富氮的情况下，最低能量结构2×2的N吸附结构是最稳定的结构，吸附位置在T4.4 结论用基于密度泛函理论的从头算赝势总能量计算方法研究了InN（0001）面的可能的再构，2×2的N空位结构在富In的环境下是最稳定的结构，但是在富N的情况下2×2的N吸附在T4是最稳定的结构.参考文献：〔1〕Strite S, Morkoc H. J. Vac. Sci. Technol. B, 1992,10(4):1237～1266.〔2〕Jain S C, Willander M, Narayan J, et al. J. Appl. Phys. 2000, 87 (3) : 965～1006.〔3〕A. G. Bhuiyan, T. Tanaka, A. Yamamoto, and A.Hashimoto, Phys. StatusSolidi A , 2002, 194 (2): 502.〔4〕K. Xu, W.Terashima, T. Hata, N. Hashimoto, Y. Ishitani, and A.Yoshikawa, Phys. Status Solidi C , 2002, 0: 377.〔5〕I. J. Lee, J. W. Kim, T.-B. Hur, Y.-H. Hwang, and H.-K. Kim, Appl. Phys. Lett., 2002, 81: 475.〔6〕Singh M, Singh J., J. Appl. Phys. 2003, 94 (4): 2498.〔7〕Guo Q X, Okada A, Kidera H, et al. J. Crystal Growth , 2002 , 237-239: 1032.〔8〕Aderhold J, Davydov V Yu, Fedler F, et al. J. Crystal Growth, 2001, 222: 701.〔9〕G. Kresse and J. Hafner, Phys. Rev. B, 1993, 47: 558.〔10〕G. Kresse and J. Furthmuller. Phys. Rev. B, 1996, 54: 11169.〔11〕D. Vanderbilt. Phys. Rev. B, 1990, 41: 7892.。
N掺杂p-型ZnO的第一性原理计算
算 、分析了 Ｎ掺杂 一 Ｚ Ｏ晶体的电子结构和 Ｈ 型 ｎ 原子 、 ２ 子对 Ｎ 掺杂 一 Ｚ Ｏ 的影 响． Ｎ分 型 ｎ
１ 模 型构 建与计 算方法
１１ 模 型构 建 ．
理 想 Ｚ Ｏ是 六 方 纤 锌 矿 结构 ， 于 Ｐ ３ｍ ｎ 属 ６ ／ｃ空
中， 会产生 Ｏ空位和 ｚ 间隙原子， ｎ 这些本征缺陷使
对 Ｐ型 掺 杂 Ｚ Ｏ 的影 响． － ｎ
关键词 ： 密度泛 函理论； 第一性原理； 超软赝势方法； Ｎ掺杂纤锌 矿 Ｚ Ｏ ｎ
中图 分类 号 ： Ｏ６ １ ０６９ ０ ７ ４； ４ ； ４１
Ｆｉ ｓ － ｉ ｃ ｐｌ ｌ ｕ ａ ｉ ｎ ｏ ｔ ｏ ｅ － ｐ ｄｐ－ ｐｅ ＺｎＯ ｒ ｔＰｒ ｎ ｉ ｅ Ｃａ ｃ ｌ ｔｏ ｆＮｉｒ ｇ ｎ Ｄｏ ｅ Ｔｙ
ｓ ｆ ｅ ｄｏ ｐｏ ｅ ｔａ ｐ ｏ ｃ ｆｔ ｌｎｅ ｗａ ａ ｅ ｐｏ ｈ ｎｓｔ ｆ ｏ ｐｓ ｕ － ｔ ｎ ｉｌａ ｐｒ ａ ｈ ｏ ｈｅ ｐ ａ ｖｅ ｂ ｓ ｄ ｕ ｎ ｔ ｅ ｄｅ ｉ ｕｎｃｉ ｎａ ｈｅ ｒ ｔ ｙ ｔｏ ｌｔ ｏ ｙ，ａ ｈ ｔｕ ｔ ｒ ｈａ ｅ ｎｄ ｔ ｅ ｓｒ ｃ ｕ ｅ ｃ ｎｇ ， ｂａ ｄｓｒ ｍｒ ｎ ｔｕｃ ｅ，ｄｅ ｉｙ ｏｆ ｓａｅ，ｔ ｅ ｄ ｆｅ ｅ ｃ ｈ ｒ ｎｓｔ ｎｓｔ ｔｔ ｈ ｉｆ ｒ ｎ ｅ ｃ ａ ｇｅ ｄｅ ｉ ｙ，ａ ｄ ｈｅ ｉ ｆｕｅ ｃ ｔｐｅ ＺｎＯ ｙ ｎ ｔ ｎ ｌ ｎ ｅ ｏｆＰ—ｙ ｂ Ｈ ｔ ａｏｍ ｎｄ Ｎ２ ａ ｍ ｏｌｃ ｌ ｒ ｔ ｄｉｄ． ｅ ｕ ｅｗｅ ｅ ｓｕ ｅ
ＣＨＥＮ ｎ Ｋｕ ＦＡＮ Ｇｕａ ｇ— ｎ ｎ Ｈａ ＺＨＡ Ｎ Ｇ ｎ Ｙｏ ｇ ＤＩ Ｇ ａ — ｎ Ｎ Ｓｈ ｏ Ｆｅ ｇ
半导体氮化铟(InN)的电学性质
第24卷 第2期物 理 学 进 展Vol.24,No.2 2004年6月PRO GRESS IN PHYSICS J un.,2004文章编号:1000Ο0542(2004)02Ο0195Ο21半导体氮化铟(InN)的电学性质潘 葳,沈文忠3(上海交通大学物理系,凝聚态光谱与光电子物理实验室上海市华山路1954号,上海 200030)小川博司,郭其新(佐贺大学理工学部电气与电子工程系,佐贺840Ο8502,日本)摘 要: 本文总结了近年来半导体InN薄膜材料(主要是六方纤锌矿结构的InN及异质结构)的电学性质研究进展,重点内容为InN的载流子浓度和迁移率,造成InN中高电子浓度现象的施主分析、载流子输运特性及表面、界面特性等。
同时也涉及了部分立方闪锌矿结构InN的电学特性和InN在器件(主要是高电子迁移率晶体管器件)上的潜在应用。
关键词: 氮化铟(InN);电学性质;综述;载流子浓度;迁移率;输运中图分类号: O47 文献标识码: A0 引 言近年来,Ⅲ族氮化物半导体如G aN、AlN和InN以及它们的合金由于在光电子和微电子器件上的广阔应用前景,引起了人们极大的兴趣[1,2]。
InN被认为是低损耗高效电池、光学掩膜及多种传感器的优选材料[1]。
InN、G aN和AlN的合金带隙对应于可见-近紫外光波段,因而使制造In G aAlN基的半导体短波激光二极管成为可能[3,4]。
最近的研究表明,InN在太赫兹(THz)辐射中有很好的应用前景[5～7],在热光伏系统中则可作为等离子体滤波器材料[8]等。
理论计算表明,相对于G aAs、AlN和G aN,InN具有优越的稳态和瞬态电子输运特性,其迁移率、峰值速率、饱和漂移速率和尖峰(overshoot)速率较高,其中低场迁移率可以达到3200cm2/V·s,峰值漂移速率可达4.3×107cm/s[9,10],且这些电子输运特性不受温度改变的影响,可以预计InN场效应晶体管(FET)的截止频率可高于400GHz[9],这些特性使InN在高频厘米和毫米波器件应用上具有独特的优势[9,10]。
p-型ZnO第一性原理计算的开题报告
p-型ZnO第一性原理计算的开题报告一、研究背景及意义：氧化锌（ZnO）是一种重要的II-VI族半导体材料，具有广泛的应用前景，例如透明导电膜、紫外探测、光电器件等。
但是由于ZnO的自由载流子的浓度非常低，因此其电学性能是有限的。
为了改善ZnO的电学性能，通常需要通过掺杂来调节其电学性能。
其中，P型掺杂通常是非常关键的一步。
传统上，钙钛矿结构的氧化物（例如氧化锌）通过外部掺杂，如锌和氧羟基（OH）掺杂来实现p型掺杂. 但是，该方法通常存在粉化和炸裂等问题。
因此，我们有必要寻找其他的P型掺杂方法。
其中，理论计算指导的掺杂方法是一个非常有前景的方法。
本文主要研究p-type ZnO半导体材料的第一性原理计算研究，将探索一种有效的p型掺杂方法，通过计算稀地元元素掺杂ZnO 材料的电学性质，以期从理论上为ZnO半导体材料的性能改良提供一个新的思路。
二、研究内容及步骤：研究内容主要包括以下几个方面：1. 通过实验等手段得到p型ZnO半导体材料的性质和特点。
2. 建立含稀土元素的P型ZnO材料的模型，对其结构性质和电学性质进行第一性原理计算研究。
3. 探索含稀土元素的P型ZnO材料的理论掺杂机理，提出一种有前途的掺杂方法，并对其进行计算模拟。
4. 对掺杂后的材料进行结构优化并计算其电学性质，探索其p型半导体特性。
研究步骤如下：1. 基于VASP软件平台第一性原理计算的理论框架，构建含掺杂的ZnO体系模型，并优化控制变量；2. 采用VASP软件计算计算其结构性质、电学性质、热力学性质，并借助第一性原理计算方法分析原子掺杂对其性质的影响。
3. 为了评估所设计掺杂剂的有效性和稳定性，我们将使用VASP软件模拟和分析所提出的P型掺杂方法，并与当前已有的P型掺杂方法进行比较。
4. 最后，将探讨掺杂策略对ZnO 材料电化学性能的影响以及对其应用的前景进行预测，提出有助于提高其应用价值的改进建议。
三、研究计划及时间节点：本文的研究时间约为6个月，具体研究计划及时间节点如下：第一阶段（1个月）：资料查阅，研究背景及意义，确定研究目标和研究内容。
SiC材料P型掺杂的第一性原理研究的开题报告
SiC材料P型掺杂的第一性原理研究的开题报告一、研究背景SiC材料是一种具有广阔应用前景的半导体材料，其具有高硬度、高热稳定性、高电子迁移率等特点，是目前用于高功率、高频率器件制作的材料之一。
P型掺杂在SiC材料中是非常重要的一项技术，其可以用于制备p-n结、MOSFET器件等。
目前对SiC材料P型掺杂的研究主要集中在实验测量、理论分析等方面，但是由于传统实验方法的限制，不同条件下实验测量结果存在一定的误差，而理论分析方法并不能完全解释P 型掺杂过程的内在机制。
因此，开发一种新的理论分析方法，深入研究SiC材料P型掺杂机制，对于指导实验设计和优化器件性能等方面具有重要意义。
二、研究内容本研究拟采用第一性原理计算方法，通过VASP软件对SiC材料P型掺杂机制进行深入研究。
具体研究内容如下：1.构建SiC晶体结构模型，并确定计算的方法。
2.优化晶格结构，计算晶体的基本物理性质，如晶格常数、能带结构等。
3.确定P型杂质原子的掺杂位置及浓度，并计算其电子结构、轨道分布等信息。
4.分析杂质原子掺入后，晶体的电子结构和能带结构的变化，并评估其导电性能与光学性能。
三、研究意义1.通过第一性原理计算方法研究SiC材料P型掺杂过程的内在机制，对指导实验设计和优化器件性能等方面具有重要意义。
2.深入研究SiC晶体的基本物理性质，可为SiC材料的相关应用提供更加准确的理论基础。
3.对推动半导体材料在电力电子、微电子学等高科技领域的应用，具有积极意义。
四、研究方法本研究采用第一性原理计算方法，通过VASP软件对SiC材料P型掺杂机制进行研究。
五、论文结构安排第一章：绪论1.1 研究背景与意义1.2 国内外研究现状1.3 研究内容及方法第二章：基础理论知识2.1 半导体材料的基本理论知识2.2 SiC材料的基本性质2.3 第一性原理计算方法的基本原理第三章：SiC材料P型掺杂的第一性原理计算3.1 SiC材料的建模和计算方法3.2 杂质原子掺入SiC晶体后的电子结构分析3.3 杂质原子掺入SiC晶体后的导电性能和光学性能分析第四章：结论4.1 研究结果及分析4.2 研究成果的意义与展望参考文献。
GaN材料P型掺杂机理及方法的研究的开题报告
GaN材料P型掺杂机理及方法的研究的开题报告
开题报告
一、研究背景
氮化镓（GaN）是一种重要的半导体材料，具有广泛的应用前景。
GaN材料因其电子迁移率高、饱和电子漂移速度快、硬度高、稳定性好等特点，已经被广泛应用于高功率、高频率、高温度和高光亮度电子器件中。
目前，GaN材料的P型掺杂成为制约其应用的关键瓶颈之一。
二、研究目的
本研究旨在探究GaN材料中P型掺杂的机理及方法，以解决目前GaN材料P型掺杂存在的问题，提高半导体材料的性能，推动GaN材料在电子器件中的应用。
三、研究内容及步骤
本研究将从以下三个方面展开：
1. P型掺杂机理的研究
通过理论模拟、材料电学性能测试等手段，探究GaN材料中P型掺杂的机理，揭示其内在的物理和化学本质，为进一步的研究提供理论基础。
2. P型掺杂方法的研究
选取合适的掺杂元素，开展掺杂剂浓度优化及掺杂条件的研究，探究不同掺杂方法对GaN材料P型掺杂的影响，并对其掺杂效果进行测试和分析。
3. 电子器件的制备与测试
在掺杂剂浓度和掺杂条件达到一定的条件下，制备GaN材料的电子器件，进行性能测试，分析其电学特性及稳定性，探究GaN材料在电子器件中的应用前景。
四、研究意义
本研究通过探究GaN材料中P型掺杂的机理及方法，为其在电子器件中的应用提供了新的途径和思路，推动了半导体材料在电子器件中的应用进程，具有重要的科学研究和应用价值。
以上就是本研究的开题报告，希望能够得到大家的支持和帮助。
N掺杂p-型ZnO的第一性原理计算
稍大于与锥面三个原子的键长. 因此晶体中 O2-配位 即作用在每个原子上的力不大于0.5 eV·nm-1, 内应
多面体为 Zn鄄O4 四面体. 1.2 计算方法
力不大于0.1 GPa, Brillouin区的积分计算采用8伊8伊6 Monkorst鄄Park[16,17] 特殊k点对全Brillouin区求和. 能
Key Words： Density functional theory; First鄄principle; Ultrasoft pseudopotential method; N鄄doped wurtzite ZnO
ZnO 是一种新型的 II鄄VI 族直接带隙宽禁带氧 化物半导体材料, 室温下禁带宽度(Eg=3.2 eV[1])与GaN 等其他光电子材料相比, 具有低介电常量、大光电耦 合率、高化学稳定性以及优良的压电、光电特性. 并 且 ZnO 的激子结合能高达 60 meV , 是一种在紫外 和蓝光发射方面很有发展前景的新型光电子材料, 在太阳能电池[2]、液晶显示器[3]、气体传感器[4]、紫外半 导体激光器[5]以及透明导电薄膜[6-8]等方面具有广泛 的应用前景. 此外, ZnO 薄膜的外延生长温度很低, 有利于降低设备成本, 提高成膜质量和易于掺杂. ZnO 薄膜的性能随着掺杂组分和制备条件的不同 而表现出很大的差异. 通常在 ZnO 薄膜的形成过程 中, 会产生 O 空位和 Zn 间隙原子, 这些本征缺陷使 得 ZnO 呈现 n鄄型导电性, 所以对 ZnO 的 n鄄型掺杂
eV,与实验值 3.6 eV[19]很接近. 用晶格参数的实验值
我们先计算了N掺杂ZnO与本征ZnO在祝点处晶 进行几何结构优化后, 计算了理想 ZnO 晶体的能带
表 1 N 掺杂 ZnO 与本征 ZnO 在 祝 点处晶格常数、自由能、带宽、上价带宽度随平面波截断能量(Ecut)增加的变化关系 Table 1 Lattice parameter, final free energy, band gap, width of top valence band at the 祝 pointence band 6.247(5.746)
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本文的计算工作是由基于密度泛函理论 (DFT) 的从头算量子力学程序 CASTEP[15] 完成的. 在晶体 周期性势场中 ,采用三维周期性边界条件 ,将多电子 体系用平面波函数展开表示 ,为尽量减少平面波基 个数 ,我们采用超软赝势[16] 来描述离子实与价电子 之间的相互作用 ,选取 In ,N ,Mg ,Zn ,Cd 的价电子组 态分别为 In :4d10 5s2 5p1 ,N :2s2 2p3 ,Mg :2p6 3s2 ,Zn :3d10 4s2 ,Cd :4d10 5s2 . 在倒易的 k 空间中 ,平面波截止能 ( Ecut ) 选取为 310 eV ,交换2关联能采用 GGA2PBE 近 似法[17] . 系统总能量和电荷密度在 Brillouin 区的积 分计算使用 Monkhorst2Pack[18] 方案来选择 k 网格点 为 4 ×4 ×2 ,以保证体系能量和构型在准完备平面 波基水平上的收敛. 在自洽场运算中 ,采用了 Pulay 密度混合法 ,自洽场设为 2 ×10 - 6 eVΠatom. 在对模型 的结构优化中 ,采用了 BFGS[19] 算法 ,优化参数有四 个 (括号内为优化体相晶胞时的参数) :原子间的相 互作用力的收敛标准设为 0105 eVΠ! (0101 eVΠ! ) ;单 原子能量的收敛标准设为 2 ×10 - 5 eVΠatom (510 × 10 - 6Πatom) ; 晶 体 内 应 力 的 收 敛 标 准 设 为 011 GPa (0105 Gpa) ;原子最大位移收敛标准设为 2 ×10 - 4 nm (5 ×10 - 5 nm) . 程序对四个参数同时进行优化 ,结构 优化完成的标志是四个参数均达到或优于收敛标
3121 晶体结构
图 3 (a) InN 的分波态密度 ; (b) InN 中 N 分波态密度 ; (c) InN 中 In 的分波态密度图
构成 ,还有少量的 N2s ,导带的态密度比较弥散. 从 分波态密度也可以看出 , InN 整个结构离子键性质 比较明显. 尽管采用了 GGA 近似 ,但计算的带隙宽
图 2 InN 的能带结构
对比分波态密度 ( PDOS) 图可以看出 :上价带主 要是由 N2p 和 In5s5p 组成 ,还有少量的 N2s ,价带顶 主要由 N2p 组成. 下价带主要是由 In4d 以及 N2s 态 构成 ,其中 In4d 在 - 13 eV 处形成了很强的局域态 , 远远大于 N2s 态的强度. 导带计算结果令人满意.
31 计算结果与讨论
3111In N 体相电子结构 为了便于分析和比较掺杂对 InN 体相电子结构
的影响 ,我们首先计算了体相 InN 的电子结构 ,包括 能带结构 、分波态密度. 计算结果如图 2 和图 3 所 示. 从图 3 中的能带结构图可以看出 ,InN 的价带由 - 15 eV 到 - 11 eV 的下价带和 - 6 eV 到 0 eV 的上价 带组成. 价带顶出现三个子带 ,分别是简并的重空 穴 、轻空穴和自旋2轨道耦合所分裂出来的劈裂带 (距带顶 012 eV) . 此特征与其他 Ⅲ2 Ⅴ族氮化物的能 带结构特征类似.
4064
物 理 学 报
56 卷
度还是很小 ,在 Γ 点带隙为 0 ,不过这优于 Stampfl 等人[20] 计算的负值. 这主要是由于理论本身高估了 价电子 In4d 与 N 的 2s 和 2p 之间存在排斥作用 ,因 此引起这些能带的升高 ,从而使得带隙减小. 计算 结果也表明 InN 本身的带隙是比较小的 ,而在其他 k 点 ,带隙较大 ,显示出半导体特征. 能带图中价带 顶和导带底都位于 Brillouin 区的 Γ 点处 ,说明 InN 是直接带隙半导体 ,价带顶部能带变化较导带底的 变化比较缓慢 ,但差别不大 ,可以预测 InN 空穴的有 效质量也不会很大.
21 理论模型和计算方法
2111 理论模型
InN 是六方纤锌矿结构 ,属于 P63mc 空间群 ,对 称性为 C6v24 ,晶格常数 a = b = 31544 ! , c = 51718 ! ,
3 国家自然科学基金 (批准号 :50602018) ,广东省自然科学基金 (批准号 :06025083) ,广东省科技攻关计划 (批准号 :2006A10802001) ,广州市 科技攻关重大项目 (批准号 :2005Z12D0071) 资助的课题. E2mail :dsf006 @1261com E2mail : gfan @scnu. edu. cn
7期
丁少锋等 : 氮化铟 p 型掺杂的第一性原理研究
4063
图 1 (a) InN 超晶胞 ; (b) 掺杂 InN 超晶胞
其中 cΠa 为 11613[14] . 其晶胞是由 N 的六角密堆积 和 In 的六角密堆积反向套构而成. 文中所有的计 算模型都是基于超晶胞模型 ,如图 1 所示. 从图中 可以看出 ,InN 中的配位体是一个三角锥 ,它的棱长 小于底面边长 ,中心原子与锥顶原子的键长稍大于 与锥面一个原子的键长. 另外 ,各种掺杂取代的超 晶胞晶体结构模型如图 1 (b) 所示.
—
cΠa
实验值
计算值
11613
— — — — —
11618 11615 11617 11622 11622 11624
—
结合能ΠeV —
- 2051218 —
- 2051115 - 2071678 - 2021469 - 2011552 - 1981284
7期
丁少锋等 : 氮化铟 p 型掺杂的第一性原理研究
Jones 等人[8] 利用 MBE 技术在 GaN 缓冲层上生长了 Mg 掺杂 InN 薄膜 ,成功研制了 p 型 InN 薄膜. 然而 结果并不理想 ,在 InN 的表面还呈现出很强的 n 型 反型层. 这需要理论和实验的进一步研究.
第一性原理赝势计算法已经广泛应用于材料模 拟 . [9 —12] 文献[ 13 ]对 InN 的本征缺陷和杂质做了第 一性原理研究 ,但针对 InN p 型掺杂的第一性原理 研究还未见报道. 本文采用基于密度泛函理论的平 面波赝势法 ( PWP) 对 Mg ,Zn ,Cd 掺杂 InN 的 32 原子 超原胞体系进行了几何结构优化 ,从理论上给出了 掺杂和非掺杂体系的晶格参数. 计算了掺杂 InN 晶 体的结合能 ,总体态密度 ,集居数 ,差分电荷密度 ,并 对此做了细致的分析. 计算结果表明 ,相对于 Zn 和 Cd ,Mg 在 InN 中的溶解度会更大 ,并能提供更多的 空穴态.
从计算得出的结合能看 ,Mg 掺杂的体系结合能 最小 ,所以 MgIn缺陷可以在 InN 中稳定存在 ,并具有
一定的溶解度. 实验研究表明[8] InN 中 Mg 掺杂浓度 可以达到 2 ×1020 到 2 ×1021 cm- 3 . Zn 和 Cd 掺杂使得 体系能量略有升高 ,所以其掺杂不如 Mg 那么容易.
第 56 卷 第 7 期 2007 年 7 月 100023290Π2007Π56 (07)Π4062206
物 理 学 报
ACTA PHYSICA SINICA
Vol. 56 ,No. 7 ,July ,2007 ν 2007 Chin. Phys. Soc.
氮化铟 p 型掺杂的第一性原理研究 3
丁少锋1) 范广涵1) 李述体1) 肖 冰2)
1) (华南师范大学光电子材料与技术研究所 , 广州 510631) 2) (西安交通大学材料学院 , 西安 710049)
(2006 年 11 月 8 日收到 ;2006 年 12 月 7 日收到修改稿)
采用基于密度泛函理论 (DFT) 的总体能量平面波超软赝势法 ,对 Mg ,Zn ,Cd 掺杂 InN 的 32 原子超原胞体系进 行了几何结构优化 ,从理论上给出了掺杂和非掺杂体系的晶体结构参数 ,其中非掺杂体系的理论值与实验值符合 很好. 计算了掺杂 InN 晶体的结合能 ,总体态密度 、集居数 ,差分电荷密度 ,并对此做了细致的分析. 计算结果表 明 ,相对于 Zn 和 Cd ,MgIn在 InN 中的溶解度会更大 ,并能提供更多的空穴态 ,非常有利于 InN 的 p 型掺杂.
首先对理想 InN 和掺杂 InN 模型进行了晶格优 化. 优化后的晶胞参数如表 1 所示. 其中一切参数 都是抛开实验值的 ,关联能取 GGA 近似时计算出的 晶格常数 a 与实验值[14] 相差 11185 % , c 与实验值 相差 11469 % ;取 LDA 近似时计算得到的晶格常数 a 与 实 验 值 相 差 - 01310 % , c 与 实 验 值 相 差 - 01192 %. 一般说来 GGA 在计算晶格常数方面会 偏大一点 ,不如 LDA 的精确 ,但作为对 LDA 近似的 一种改进 ,其在总能 、电离能 、电子亲和力等方面要 优于 LDA 近似[20] . 本文得出的结果比文献 [ 20 ,21 ] 中的更接近实验值 ,这充分说明了此方法模拟的可 靠性. 在计算掺杂的超原胞体系时 ,由于计算能力 的限制 ,减小了计算精度 ,得出的晶格常数值有点偏 大 ,但能量差别不大. 我们在同样的精度下计算了 非掺杂体系的晶格常数 ,这样更具可比性. 模拟结 果如表 1 所示 ,Mg 和 Zn 掺杂使得超晶胞晶格常数 略有减小 ,这主要是因为 Mg 的电负性较弱 ,在置换 In 原子后与 N 形成了较强的离子键 ,大部分电子局 域在 N 原子上. 而 Mg+ 的离子半径只有 0182 ! , Mg2 + 的离子半径只有 0166 ! ,远小于 In 的共价半径 (1144 ! ) 和三价离子半径 (0181 ! ) ,这样 Mg 与 Zn 所
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成的键长度就小于 In 与 N 的 ,从而减小了晶格常 数. Zn 的电负性较强 ,在置换 In 原子后与 N 形成强 极性共价键 ,其共价半径 (1125 ! ) 小于 In 的 ,所以掺 杂后体积也略有减小. 而 Cd 由于共价半径 (1148 ! ) 大于 In 的 ,并且离子半径 (1114 ! ) 也比较大 ,与 N 形成的强极性共价键使得晶胞体积增大 ,特别是沿 c 轴方向 ,有明显的膨胀.