掺杂磷化镓之光学特性分析
掺杂微晶硅中磷的有效掺杂浓度
掺杂微晶硅中磷的有效掺杂浓度
从材料制备角度来看，磷掺杂的有效浓度受到制备工艺的影响。
通常情况下，通过离子注入、扩散等工艺将磷引入微晶硅中，掺杂
浓度可以通过掺杂源的浓度、注入能量、退火温度和时间等工艺参
数来控制。
从材料性能角度来看，磷的有效掺杂浓度直接影响着微晶硅的
载流子浓度和迁移率。
当磷的有效掺杂浓度增加时，微晶硅的导电
性能会得到提高，但过高的掺杂浓度可能会导致材料的电学性能下降，甚至出现能带扭曲等问题。
从应用角度来看，磷掺杂的有效浓度需要根据具体的应用需求
来确定。
在太阳能电池等器件中，需要根据光伏材料的要求来选择
合适的掺杂浓度，以实现最佳的光电转换效率。
综上所述，磷掺杂微晶硅的有效掺杂浓度是一个复杂而重要的
参数，需要综合考虑材料制备、性能和应用需求来确定最佳的数值。
第一性原理研究稀土掺杂ZnO结构的光电性质_李泓霖
第一性原理研究稀土掺杂ZnO结构的光电性质*李泓霖1)张仲1)†吕英波2)黄金昭1)张英1)刘如喜1)1)(济南大学物理科学与技术学院,济南250022)2)(山东大学威海分校空间科学与物理学院,威海264209)(2012年5月9日收到;2012年9月26日收到修改稿)基于密度泛函理论的第一性原理平面波超软赝势方法,运用Castep计算分析了Er,Gd两种稀土元素掺杂的ZnO结构,对本征ZnO和掺杂晶体的能带结构、态密度以及光学性质进行了分析对比.由掺杂前后的结果分析发现,稀土掺杂的ZnO结构引入了由稀土原子贡献的导电载流子,增强了体系的电导率,费米能级上移进入导带.研究表明由于稀土元素的掺入,ZnO结构在费米能级附近出现了杂质能带,这是由稀土的4f态电子所形成.同时,纯净ZnO与Er-ZnO,Gd-ZnO和(Er,Gd)-ZnO的介电函数虚部有明显的差异.在光学性质上,掺杂ZnO在可见光区的吸收系数和反射率都比纯净ZnO高,能量损失峰出现红移现象.关键词:ZnO,稀土,掺杂,第一性原理PACS:71.15.Ap,78.40.Fy,71.20.Nr DOI:10.7498/aps.62.0471011引言ZnO是II-VI族直接宽带隙氧化物半导体材料,室温下能隙宽度为3.37eV,具有高达60meV的激子束缚能、稳定的化学性质以及优良的光电特性等优点,在太阳能电池、平板显示器、半导体激光器以及透明导电薄膜等方面有着广阔的应用前景,已成为继GaN之后在短波长半导体材料研究领域的新热点[1−3].目前,人们主要以ZnO薄膜光电器件方面的研究为重点,主要采用的研究方法是通过掺杂不同类型的元素对其进行光电改性.例如, ZnO是本征n型半导体,掺入H或N等受主元素则可得到导电性能较好的p型ZnO材料[4−7];掺杂Fe,Co,Ni,Mn等过渡族金属元素的ZnO则转换为良好的稀磁半导体(diluted magnetic semicon-ductors,DMS)材料,可用于制作电子自旋或场发射方面的器件[8];而Cu掺杂ZnO后其电子结构和铁磁稳定性发生了显著的变化[9];进一步通过对ZnO 单掺Ni,共掺(Ni,Al)或(Ni,Li)等杂质的计算结果表明,Ni掺杂的位置影响着ZnO铁磁性和反铁磁性的相对变化,在共掺的情况下,其铁磁性显著增强[10].因此,对ZnO掺杂各种类型元素的理论及实验研究已成为该领域的一个研究热点,并且通过掺杂这种方式能够使人们对ZnO掺杂结构的光电性质的变化机理有一个新的认识[11−15].由于镧系稀土元素具有独特的最外层电子结构,现已被广泛运用于电磁器件和发光材料的生产中,是ZnO掺杂体系研究的新热点.Lang等[16]通过ZnO薄膜共掺稀土Eu,Er发现掺杂体系的光致发光谱出现了明显的变化,其蓝光发射峰的强度随着Er含量的增加而增加;Minami等[17]利用实验方法研究了稀土元素(Sc,Y)掺杂ZnO,发现其为n型掺杂,掺杂后电阻率减小,导电性增强; Kaur等[18]通过实验方法研究了Y掺杂ZnO的光电学特性.Gd具有独特的闪光特性,可用于荧光薄膜或者其他发光材料的制备中.在稀土共掺Gd的情况下,Gd可作为敏化剂,增大吸收截面而提高激活剂的发光强度[19−22].此外,在近红外光谱区,Er 是常见的掺杂元素之一,这是因为其4I15/2→4I11/2和4F7/2→4I11/2的跃迁易被半导体激光二极管所激发.因此我们选择Er和Gd作为掺杂的两种元素*山东省科技发展计划(批准号:2009GG2003028)和国家自然科学基金青年科学基金(批准号:11104114)资助的课题.†通讯作者.E-mail:ss zhangz@c⃝2013中国物理学会Chinese Physical Society 具有实际的应用价值.本文以ZnO 作为基体,稀土元素Er 和Gd 作为掺杂原子,利用第一性原理超软赝势方法(USP),对稀土Er,Gd 掺杂ZnO 前后晶体的能带、电子态密度和光学性质进行了对比研究,初步揭示了通过ZnO 掺杂稀土元素改变光电性质的内在原因,为实验工作提供了理论参考.2模型构建及计算方法ZnO 晶体结构在热力学稳定时是六方纤锌矿型,其空间群为C 46v(P 63mc ),晶格常数a =b =0.3249nm,c =0.5206nm,c /a =1.602,比理想的六角柱密堆积结构的1.633稍小,α=β=90◦,γ=120◦.C 轴方向的Zn—O 键长为0.1992nm,其余轴向为0.1973nm,ZnO 晶胞是由氧和锌的六角密堆积结构互相反向套构而成.本次计算是基于本征ZnO 原胞沿a ,b 和c 基矢扩展一个单位得到的2×2×2超晶胞,共含16个Zn 和16个O 原子[23].本文对稀土掺杂ZnO 使用原子替代法.单掺杂时,在图1(a)ZnO 超晶胞模型中的X 处用Er 原子或Gd 原子替代一个Zn 原子,形成浓度为6.25%的掺杂ZnO 结构.对于双元素共掺的(Er,Gd)-ZnO,基于Er 和Gd 之间可能存在着相互作用,为降低两元素之间的互作用力,在图1(b)的X ,Y 处分别用两个稀土原子替代Zn 原子,形成浓度为12.5%的共掺杂ZnO 结构.图1(a)单掺Er 或Gd 时稀土元素所在的位置;(b)共掺(Er,Gd)时稀土元素所在的位置文中所有的计算工作都是由Materials Studio 软件中的Castep (cambridge serial total energy pack-age)软件包完成[23].Castep 是利用第一性原理,以密度泛函理论(DFT)和分子动力学理论为基础的软件包,适宜于计算具有周期性结构的材料.电子-电子相互作用的交换和相关势由局域密度近似(LDA)或广义梯度近似(GGA)进行校正[24,25].本文采用周期性边界条件,用GGA 的Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE)来处理电子间的交换关联能.先对所建立的模型进行几何优化,使其得到最优的几何结构后再进行相关结构和光学特性的计算.采用超软赝势来描述离子实与价电子之间的相互作用势.选取Zn,O,Er 和Gd 原子的价电子组态分别为:Zn 3d 104s 2,O 2s 22p 4,Er 4f 125s 25p 66s 2,Gd 4f 75s 25p 65d 16s 2.截断能为340eV ,自洽收敛能的精度平均每个原子为1.0×10−5eV ,K 点取值为4×4×2,计算都在倒易空间中进行.3计算结果及分析3.1能带结构和态密度分析图2是未掺ZnO 和稀土元素掺杂后的能带结构.通常关注的是由掺杂所引起的费米能级附近发生的变化,因为结构的性质主要由这部分所决定.所以为了清楚起见,图2只给出了−8—8eV 部分的能带结构,并以费米能级作为能量零点.从图2(a)中未掺ZnO 的能带图可以看出,价带顶和导带底都位于G 点处,说明ZnO 是直接带隙半导体,带隙为0.73eV .这一计算结果与关丽等[26]得到的计算结果(0.72eV)十分接近,但是与ZnO 的实验禁带值3.37eV 差距明显,这是因为采用密度泛函理论计算晶体的结构时,禁带普遍偏低.对于本文的本征ZnO结构而言,由于Zn3d态的能量被过高估计,使得其与O2p态之间的互作用增强,价带带宽增大,因此带隙偏低.但理论计算与实验之间带隙的偏差并不影响对ZnO电子结构及相关性质的理论分析.由图2可以看出,掺杂稀土原子后导带部分的结构比较相似,与本征ZnO相比导带变化趋于平缓,掺杂ZnO的费米能级E F上移进入导带内,显然这是由于稀土元素的掺入使得导电载流子数目增多所引起,导带底附近的量子态基本已被电子所占据,发生载流子的简并化,形成简并半导体.这表明稀土Er,Gd掺杂ZnO是一种n型掺杂,掺杂后导带附近有额外的电子形成施主缺陷.另外从能带结构图中可以看出,稀土掺杂后ZnO结构的带隙变宽,图2(b),(c)和(d)的带隙分别达到1.16,1.18和1.21eV.实验方面,Chen等[12]利用溶胶-凝胶法制备了稀土La掺杂的ZnO薄膜,证实了随着La掺入ZnO晶格含量的增加其带隙随之增大的趋势[27].图2稀土掺杂前后ZnO的能带结构(a)ZnO;(b)Er-ZnO;(c)Gd-ZnO;(d)(Er,Gd)-ZnO图3为掺杂前后ZnO的总态密度(TDOS)以及分态密度图(PDOS).从图3(a)可以看出,纯净ZnO的价带由三部分组成:−4.5—0eV的上价带,这一部分主要由O2p态和少量的Zn3d态耦合而成;其次,在−6.0—−4.5eV范围内的能带,这一部分主要由Zn3d态和部分O2p态形成;最后,在价带下方−18—−16eV范围内还存在一部分孤立能带,这是由O2s态形成的.对于导带部分,其主要由Zn4s态和O2p态形成,这和ZnO的总态密度相符合.图3(b)—(d)是稀土元素掺杂后ZnO的态密度图.总体而言,掺杂后费米能级上移并进入导带内,显示n型导电性,这是由于稀土元素的掺入使得导电载流子增多所引起的.从图3(b)可以看出,掺Er后在费米能级附近出现了杂质能级,这些杂质能级是由Er的4f态所形成.另外,在上导带部分(3—7eV)和下价带部分(−17—−24eV)的能带结构与纯净ZnO的相比出现展宽,局域性减弱,这是由于掺杂稀土后Er的5p态影响所致.这些由掺杂原子所引入的新能带与其他能带之间的相互作用很微弱,对掺杂材料的整体性能影响很小.图3(c)为掺Gd后的ZnO态密度图,可以看出这和Er 掺杂结构有两点不同:首先,费米能级附近出现了两处杂质能带,分别位于−1.0—0.7eV和0.7—2.2 eV,这是由Gd的4f态形成,其密度小于掺Er后ZnO在费米能级附近的杂质能带;另外,Gd的5d 态还显示出了对ZnO上导带3.3—6.8eV的部分贡献.图3(d)为Er和Gd共掺时的态密度图,可以看到费米能级附近依然存在杂质能带而强度有所不同.Er和Gd的s轨道电子态密度对ZnO晶体的价带与导带都只有很小的贡献,并且只在更深能级处(<−40eV)有作用,所以在此可忽略不计.通过以上分析,稀土原子Er,Gd替位Zn掺杂ZnO后能带数目增多,并且其4f电子态对ZnO掺杂结构的性质起着主要的影响.实验上Bai等[15]通过对ZnO 掺Er纳米晶进行近红外(976nm)激发,发现掺杂样品出现了上转换发光现象,其光致发光谱由绿光(520—570nm)和红光(650—690nm)组成,这正是由ZnO基体中Er3+的4f跃迁引起.未掺ZnO的费米能级位于价带顶;掺杂稀土后,电子态发生简并而费米能级上移进入到导带.掺Er后费米能级与导带底相差约1.41eV;掺Gd后相差约1.69eV;共掺时相差约1.96eV.这表明稀土掺杂ZnO后体系呈现金属性,掺Gd比掺Er表现出更强的金属性,共掺时达到最大.图3稀土掺杂前后ZnO的态密度图(a)ZnO;(b)Er-ZnO;(c)Gd-ZnO;(d)(Er,Gd)-ZnO3.2稀土掺杂前后ZnO 光学性质的研究固体的宏观光学响应函数在线性响应范围内一般可由光的复介电常数ε(ω)=ε1(ω)+i ε2(ω)来描述.其中ε1=n 2−k 2,ε2=2nk 分别为介电函数的实部和虚部.根据Kramers-Kronig 色散关系和直接跃迁概率的定义可以推导出晶体介电函数的实部ε1,虚部ε2,吸收系数I (ε),反射系数R (ε)和能量损失L (ε)等.在这里直接给出相关的结果[28]:ε1=1+C 2∑V ,C ∫BZd 3K22π|e ·M CV (K )|2[E C (K )−E V (K )]ׯh 3[E C (K )−E V (K )]2−¯h 2ω2,(1)ε2=C 1ω2∑V ,C ∫BZ d 3K22π|e ·M CV (K )|2×δ[E C (K )−E V (K )−¯h ω],(2)I (ω)=√ω)[√ε1(ω)2−ε2(ω)2−ε1(ω)]12,(3)R (ω)=(n −1)2+k 2(n +1)2+k 2,(4)L (ω)=ε2(ω)[ε21(ω)+ε22(ω)],(5)其中,C 和V 分别表示导带和价带,BZ 是第一布里渊区,¯h 为狄拉克常量,K 为倒格矢,ω为角频率,|e ·M CV (K )|2为动量矩阵元.以上各式是理论分析晶体能带结构和光学性质的依据,反映了因电子跃迁产生光谱的发光机理.这种分析方法不仅能够用以表征材料的物理结构特性,而且更易于与物理作用过程的微观电子结构和微观模型相联系.图4(a)是纯净ZnO 和稀土掺杂后的介电函数虚部ε2和实部ε1.纯净ZnO 的虚部ε2有三个主要峰,分别出现在0.85,6.33和10.31eV 处.0.85eV 处的峰主要由价带顶的O 2p 态和导带低处的Zn 4s 态之间的光学跃迁引起.6.33eV 处的峰主要是由Zn 3d 态和O 2p 态之间的跃迁引起.10.31eV 处的峰则是由Zn 3d 态和O 2s 态之间的跃迁所致[29,30].稀土掺杂后,存在三个峰,分别位于0.5,2.5,8.0eV 附近,共掺杂情况下的介电函数虚部ε2相比单掺体系略微向低能方向移动,并且其值在低能部分整体上大于纯净和单掺Er 或Gd 的ZnO.在0—2eV 范围内掺杂晶体的ε2变化明显,并且在0.5eV 附近出现第一个峰.对于实部ε1,峰位变化与虚部相似,强度有所区别.共掺ZnO 在2—12eV 区域之间取值最低,其余部分最高.总体而言,纯净和掺杂ZnO 体系的介电函数在低能部分差别较大,当能量大于10eV 后变化趋于一致,这主要归因于Zn 和O 之间的光学跃迁,包括O 2p 和Zn 3d 态之间或者O 的孤立态2s 和Zn 3d 态之间的跃迁,这可以从图3中的ZnO 的分态密度图看出.图4(b),(c)和(d)为掺杂前后ZnO 的光学性质谱.其中图4(b)为光学吸收谱,纯ZnO 的吸收谱有三个主要的峰,分别位于5.1,8.2和11.4eV 处.纯净ZnO 的光吸收边约为0.7eV ,对应于图2中所计算的带隙,即价带顶电子跃迁到导带底所需的能量.稀土掺杂后光吸收边向高能方向移动,出现蓝移现象,这与实验结果相一致[31],主要是由于Burstein-Moss 效应所引起[32].我们知道ZnO 是一种天然n 型半导体材料,当其掺入稀土元素后,导带附近将会形成额外的载流子—–电子而使ZnO 的费米能级上移进入导带.由于导带底到费米能级处都会被电子填充,所以跃迁过程将会在价带和导带中的费米能级以上发生而不是导带底.这使得吸收边朝着高能方向移动,进而产生蓝移.掺杂ZnO 的吸收跨度要比纯净ZnO 大,但是吸收主峰明显小于纯净的ZnO.吸收峰主要来源于激发态的价带电子向导带跃迁的过程,而吸收峰的减弱则表明了由于稀土元素的掺入使得这种跃迁过程的减少.当能量高于18eV 后,纯净ZnO 几乎不再吸收能量,而掺杂体系还存在着不同程度的吸收,这主要是由于稀土元素丰富的能级结构使得掺杂后ZnO 的吸收得到显著的改善.未掺杂ZnO 的吸收系数主峰在11.4eV 处,掺杂稀土元素Er,Gd 后的吸收系数峰值有不同程度的减小.掺Er 时,其21.3和28.8eV 处的两个峰值是由Er 原子的5p 态电子跃迁到导带底形成的;掺Gd 时,其20.8和24.6和27.9eV 处的峰同样是由Gd 原子的5p 电子跃迁到导带底所形成.图4(c)为掺杂前后ZnO 反射率的变化.在可见光区,共掺的吸收系数和反射系数都较高.纯净ZnO 的反射率主峰在15eV 左右,掺杂后主峰的位置都有向低能方向移动的现象,共掺条件下幅度最大,高能区域的变化趋势相似.掺入稀土原子后高能区域的反射率和吸收率都不同程度地小于纯净的ZnO,这说明掺入稀土原子后紫外光区的透过率增加.能量损失谱是描述电子在通过均匀的电介质时能量的损失情况的物理量[29].从图4(d)可以看出,纯ZnO 的能量损失峰在15.2eV 附近,接近于实验值18.8eV [33].掺杂情况下,能量损失谱出现红移,共掺红移的程度最大,而且能量损失峰与反射谱的急剧下降相对应.图4掺杂前后ZnO的(a)介电函数;(b)吸收谱;(c)反射率谱;(d)能量损失谱4结论运用第一性原理研究了稀土元素Er,Gd掺杂ZnO的能带结构与光学性质,讨论了掺杂稀土元素Er和Gd对ZnO体系的能带结构和光学性质的影响.计算结果表明掺杂后费米能级附近出现了由掺杂原子贡献的自由载流子,费米能级进入导带,明显提高了掺杂体系的电导率.对光学性质的计算显示出ZnO与Er-ZnO,Gd-ZnO和(Er,Gd)-ZnO的介电函数虚部有明显的差异,共掺条件下的介电虚部在低能部分比纯净和单掺的大;由于Burstein-Moss 效应,使得掺杂体系的吸收边出现蓝移现象,并且掺杂ZnO在可见光区的吸收系数和反射率都比纯净ZnO高,而能量损失谱则出现红移现象.[1]Zhou Z,Komori T,Ayukawa T,Yukawa H,Morinaga M,Koizumi A,Takeda Y2005Appl.Phys.Lett.87091109[2]Lang J,Han Q,Yang J,Li C2010J.Appl.Phys.107074302[3]Tang Z K,Wong G K L,Yu P1998Appl.Phys.Lett.723270[4]Zhang J K,Deng S H,Jin H,Liu Y L2007Acta Phys.Sin.565371(inChinese)[张金奎,邓胜华,金慧,刘悦林2007物理学报565371][5]Mujdat C,Yasein C,Saliha I2007Phys.Stat.Sol.C41337[6]Deng B,Sun H Q,Guo Z Y,Gao X Q2010Acta Phys.Sin.591212(in Chinese)[邓贝,孙慧卿,郭志友,高小奇2010物理学报591212] [7]Zhou C J,Kang J Y2006Chin.J.Lumin.27917(in Chinese)[周昌杰,康俊勇2006发光学报27917][8]Xia C H,Zhou M,Han X Y,Yin P F2011Mater.Rev.2511[9]Huang L M,Rosa A L,Ahuja R2006Phys.Rev.B7575206[10]Pei G Q,Xia C T,Wu B,Wang T2008Comput.Mater.Sci.43489[11]Liu Y,Tian T,Wang B2008J.Appl.Phys.103056104[12]Chen J T,Wang J,Zhang F,Zhang G A,Wu Z G,Yan P X2008J.Cryst.Growth3102627[13]Liu H,Yang J,Hua Z,Zhang,Yang L,Xiao L2010Appl.Surf.Sci.2564162[14]Jang Y R,Yoo K H,Ahn J S,Kim C,Park S M2011Appl.Surf.Sci.2572822[15]Bai Y F,Wang Y X,Yang K,Zhang X R,Song Y L,Wang C H2008mun.2185448[16]Lang J H,Li X,Yang J H,Yang L L2011Appl.Surf.Sci.2579574[17]Minami T,Yamamoto T,Miyata T2000Thin Solid Films36663[18]Kaur R,Singh A V,Mehra R M2004Mater.Sci.Poland22201[19]Liu L,Yu P Y,Ma Z,Mao S S2008Phys.Rev.Lett.100127203[20]Seo S Y,Lee S,Park H D,Shin N,Sohn K S2002J.Appl.Phys.925248[21]Bae J S,Jeong J H,Yi S S,Park J C2003Appl.Phys.Lett.823629[22]Garcia-Murillo A,Luyer C L,Garapon C2002Opt.Mater.19161[23]Keiji W,Masatoshi S,Hideaki T1999J.Electroanal Chem.473250[24]Vanderbilt D1990Phys.Rev.B417892[25]Perdew J P,Burke K,Ernzerhof M1996Phys.Rev.Lett.773865[26]Guan L,Li Q,Zhao Q X,Guo J X,Zhou Y2009Acta Phys.Sin.585634(in Chinese)[关丽,李强,赵庆勋,郭建新,周阳2009物理学报585634][27]Deng S H,Duan M Y,Xu M,He L2011Physica B4062314[28]Shen X C1992The Optical Properties of Semiconductor(Beijing:Sci-ence Press)p24(in Chinese)[沈学础1992半导体光学性质(北京:科学出版社)第24页][29]Duan M Y,Xu M,Zhou H P,Shen Y B,Chen Q Y,Ding Y C,Zhu WJ2007Acta Phys.Sin.565359(in Chinese)[段满益,徐明,周海平,沈益斌,陈青云,丁迎春,祝文军2007物理学报565359][30]Zhang X D,Guo M L,Li W X,Liu C L2008J.Appl.Phys.103063721[31]Lan W,Liu Y P,Zhang M,Wang B,Yan H,Wang Y Y2007Mater.Lett.612262[32]Anomalous E B1954Phys.Rev.93632[33]Lu J G,Fujita S,Kawaharamura T,Nishinaka H,Kamada Y,OhshimaT,Ye Z Z,Zeng Y J,Zhang Y Z,Zhu L P,He H P,Zhao B H2007J.Appl.Phys.101083705First principles study on the electronic and optical properties of ZnO doped with rare earth∗Li Hong-Lin1)Zhang Zhong1)†L¨u Ying-Bo2)Huang Jin-Zhao1)Zhang Ying1)Liu Ru-Xi1)1)(School of Physics and Technology,University of Jinan,Jinan250022,China)2)(School of Space Science and Physics,Shandong University at Weihai,Weihai264209,China)(Received9May2012;revised manuscript received26September2012)AbstractIn this paper we usefirst-principles full potential linearized augmented plane wave method to investigate the band structure, density of states as well as the optical properties of ZnO,intrinsic and doped separately with Er and Gd.Wefind that dut to the carriers contributed by the introduced impurity atoms of rare earth(RE),the electrical conductivity of the system is improved and the Fermi level has an upward shift to the conduction band.The data show that due to the doping of RE,there appear the new electron occupied states around the Fermi level.This is formed by the states of Er-4f and Gd-4f.Meanwhile,intrinsic ZnO and doped structures are obviously different.For the optical properties,the absorption coefficient and reflectivity of rare earth doped ZnO are higher than those of intrinsic ZnO in visible region and the energy loss spectra of RE doped ZnO structure present red-shift.Keywords:ZnO,rare earth,doping,first principlesPACS:71.15.Ap,78.40.Fy,71.20.Nr DOI:10.7498/aps.62.047101 *Project supported by the Development of Science and Technology Project in Shandong Province,China(Grant No.2009GG2003028)and the YoungScientists Fund of the National Natural Science Foundation of China(Grant No.11104114).†Corresponding author.E-mail:ss zhangz@。
Mg杂质能带工程调控AlGaN材料发光偏振特性
Mg杂质调控高Al组分AlGaN光学偏振特性郑同场，林伟*，蔡端俊，李金钗，李书平，康俊勇*（厦门大学物理与机电工程学院，福建省半导体材料及应用重点实验室，福建厦门361005）摘要：高Al组分AlGaN带边发光以e光为主的发光特性，从根本上限制了沿c面生长器件的正面出光，成为光电器件发光效率急剧下降的主要原因。
第一性原理模拟计算表明Al x Ga1-x N混晶的晶格常数比c/a偏离理想值程度随Al组分的增大而增大，导致晶体场分裂能∆cr从GaN的40 meV逐渐减小;当组分达到0.5时呈现0值，Al组分继续提升，∆cr进一步下降，价带顶排列顺序翻转，直至AlN达到最低值-197 meV。
通过Mg掺杂应变AlGaN量子结构能带工程调控高Al组分AlGaN的价带结构，反转价带顶能带排序，实现光发射o光占主导，从根本上克服高Al组分AlGaN发光器件正面出光难的问题。
关键词：高Al组分AlGaN；发光偏振特性；Mg杂质；能带工程中图分类号：O 781；O 469 文献标识码：A高Al组分AlGaN基紫外发光器件在杀菌消毒、环境净化、防伪识别、以及生化检测等诸多领域有着越来越广泛的应用和市场需要，引起人们强烈的关注[1-3]。
1998年，美国Sandia 国家实验室J. Han 等利用AlGa0.8N/GaN多量子阱0.2结构，研制出第一只波长短于GaN带隙（365 nm）的353.6 nm的紫外发光二极管（Light emitting diode, LED）[4]。
此后，波长更短的紫外发光二极管和激光二极管（Laser diode, LD）相继问世，AlGaN紫外发光器件研制取得了长足的进步[3,5-]。
然而，相比于传统InGaN基蓝、绿光发光器件，AlGaN基紫外光电器件的发光效率始终有限，且随着Al组分的增加而急剧下降[2]。
起初，人们普遍将效率下降归因于AlGaN晶体质量不高，内量子效率低下[7]；p型AlGaN掺杂困难[8-11]，载流子注入效率低；衬底等材料具有强烈的紫外吸收等。
p型gan 紫外 吸光
p型gan 紫外吸光P型GaN 紫外吸光GaN材料是一种重要的半导体材料，其在电子学领域具有广泛的应用。
在过去的几十年里，研究人员一直致力于改进GaN材料的特性，以满足不同领域的需求。
其中，p型GaN材料的研究受到了广泛的关注。
本文将介绍p型GaN材料及其在紫外吸光方面的应用。
一、p型GaN材料概述p型GaN是一种通过掺杂准粒子或缺陷引入电子空穴对材料进行控制的半导体材料。
与n型GaN不同，p型GaN材料中的空穴浓度大于电子浓度。
这种材料的形成主要是通过在GaN晶格中引入杂质原子，如镁（Mg）或锌（Zn）等。
p型GaN材料具有一些独特的特性，例如能隙宽度较宽，能够吸收紫外光的特性。
这使得p型GaN材料在紫外吸光领域具有广泛的应用前景。
二、p型GaN材料的制备方法p型GaN的制备方法有许多种，但其中最常用的方法是金属有机化学气相沉积（MOCVD）方法。
MOCVD方法通过在GaN晶格中引入Mg原子或其它杂质，来改变材料的电子结构，从而使其具有p型导电性。
在MOCVD方法中，气相的金属有机化合物、氨气和载气被分别输入到反应室中，经过一系列的化学反应，最终形成p型GaN材料。
这种方法具有工艺简单、控制性好等优点，因此得到了广泛的应用。
三、p型GaN材料在紫外吸光领域的应用p型GaN材料的紫外吸光特性使其在许多领域具有重要的应用价值。
1. 光电子学p型GaN材料具有很高的紫外吸收能力，因此被广泛应用于紫外光电子器件的制造。
例如，在紫外光传感器、太阳能电池和紫外光通信等领域，p型GaN材料能够吸收并转换紫外光信号，从而实现能量转化和信息传输。
2. 光催化由于p型GaN材料在紫外光区域具有很高的吸收能力，因此可以用于光催化反应。
光催化技术是一种利用紫外光激发材料表面的化学反应，从而实现有机物降解、水分解等过程。
p型GaN材料的高吸光性能可以提高光催化反应的效率和稳定性。
3. 生物医学应用在生物医学领域，紫外光常常被用于光疗和荧光成像等应用。
半导体的光学性质
9.5 PN结的光生伏打效应
IL的方向在PN结内部是从N到P，ID是从P到N。因此光电流即流过负载的电流为
即 (9.5-2)
PN结正向电流ID叫做暗电流。
9.3 激 子 吸 收
9.3 激 子 吸 收
图9.8 激子能级和激子吸收光谱
01
02
教学要求
了解几种光吸收的机理和特点。
9.4 其他光吸收过程
9.4.1 自由载流子吸收
图9.10 Ge的价带子带间跃迁
子带间跃迁是自由载流子跃迁的另一种类型。吸收谱有明显精细结构。P型半导体，价带顶被空穴占据时，可以引起三种光吸收的过程。图中V1为重空穴带，V2为轻空穴带，V3为自旋劈裂带。过程a为V2→V1的跃迁，过程b为V3→V1的跃迁，过程c为V3→V2的跃迁。
在实际的发光器件中，通过缺陷能级实现的俄歇过程也是相当重要的。
各种俄歇过程
各种俄歇过程
图9.19(g)的过程与激子复合的过程有些相似，但在这里，多余能量是传输给一个自由载流子，而不是产生一个光子。对GaP:Zn-O红色发光的研究说明了这种俄歇过程，并且当受主浓度增加到1018cm-3以上时观察到了发光效率的降低。
教学要求
9.2 本 征 吸 收
光学区域的电磁波谱图
人眼只能检测波长范围大致在0.4～0.7μm的光。 紫外区的波长范围为0.01～0.4μm。 红外区的波长范围为0.7～1000μm。
9.2 本 征 吸 收
9.2 本 征 吸 收
半导体材料吸收光子能量使电子从能量较低的状态跃迁到能量较高的状态。这些跃迁可以发生在： (a)不同能带的状态之间； (b)、(c)、(e)禁带中分立能级和能带的状态之间； (d)禁带中分立能级的不同状态之间； (f)同一能带的不同状态之间； ……它们引起不同的光吸收过程。
有机-无机杂化金属卤化物,室温磷光
有机-无机杂化金属卤化物,室温磷光随着科学技术的不断发展，材料科学领域也在不断地取得新的突破和进展。
有机-无机杂化金属卤化物作为一种新型的材料，正逐渐受到人们的关注。
室温磷光作为一种重要的发光性能，在材料科学领域也备受研究者的关注。
那么，有机-无机杂化金属卤化物在室温磷光的应用又是怎样的呢？本文将从几个方面深入探讨这一问题。
一、有机-无机杂化金属卤化物的基本特性1. 结构特点有机-无机杂化金属卤化物是由金属离子和有机阳离子构成的结晶材料。
其结构特点主要有晶格构造的有序性和离子之间的相互作用。
2. 光电性能有机-无机杂化金属卤化物具有优良的光学和电学性能，具有优异的光学吸收特性和发光特性，而且还具有载流子迁移特性和载流子寿命。
二、室温磷光的基本原理室温磷光是指材料在室温下发出的磷光，其发光的机制是由于材料中含有活性中心，而这些活性中心处于受激激发状态，通过复合过程从而释放能量。
室温磷光在材料的稳定性和光谱调控方面具有广阔的应用前景。
三、有机-无机杂化金属卤化物在室温磷光领域的应用1. 室温磷光发射有机-无机杂化金属卤化物与传统的发光材料相比，在室温下具有更好的磷光发射性能，通过调控材料结构和成分，可以使其在室温下呈现出更长的发光寿命。
2. 光学传感器有机-无机杂化金属卤化物在光学传感器领域也具有广泛的应用前景，其优异的磷光发射性能使其成为一种理想的材料。
3. 白光LED有机-无机杂化金属卤化物在LED领域的应用也备受关注，其磷光发射性能使其在白光LED的制备中具有良好的应用前景。
四、有机-无机杂化金属卤化物在室温磷光领域的挑战和展望1. 挑战有机-无机杂化金属卤化物在室温磷光的研究中还存在着一些挑战，如材料的制备工艺、发光性能的稳定性等方面还需要进一步解决。
2. 展望有机-无机杂化金属卤化物在室温磷光领域的研究仍然具有广阔的应用前景，研究者们可以通过调控材料结构和成分，进一步提高其在室温下的磷光发射性能，推动其在光学传感器、白光LED等领域的应用。
n型氮化镓和p型氮化镓费米能级
n型氮化镓和p型氮化镓费米能级引言：氮化镓（GaN）是一种具有广泛应用前景的半导体材料。
它具有优异的电学性能和良好的热稳定性，因此被广泛用于光电子器件、高功率电子器件和光电集成电路等领域。
n型氮化镓和p型氮化镓是氮化镓材料中的两种重要类型，其费米能级的特点对材料的电学性质和应用起着关键作用。
本文将分别介绍n型氮化镓和p型氮化镓费米能级的特点和影响因素。
一、n型氮化镓费米能级的特点：n型氮化镓是指在氮化镓材料中，掺杂了n型杂质的样品。
n型杂质通常是五族元素，如硅（Si）或硫（S）。
在n型氮化镓中，n型杂质的掺杂使得材料中存在过剩的电子，这些电子成为主要的载流子。
n型氮化镓的费米能级（EF-n）处于导带底部附近，且高于价带顶部能级。
n型氮化镓的费米能级位置的确定主要受到两个因素的影响：掺杂浓度和温度。
掺杂浓度越高，费米能级越接近导带底部；温度越高，费米能级越接近导带底部。
二、p型氮化镓费米能级的特点：p型氮化镓是指在氮化镓材料中，掺杂了p型杂质的样品。
p型杂质通常是三族元素，如镁（Mg）或锌（Zn）。
在p型氮化镓中，p型杂质的掺杂使得材料中存在过剩的空穴，这些空穴成为主要的载流子。
p型氮化镓的费米能级（EF-p）处于导带底部附近，且低于导带底部能级。
与n型氮化镓相似，p型氮化镓的费米能级位置也受到掺杂浓度和温度的影响。
掺杂浓度越高，费米能级越接近导带底部；温度越高，费米能级越接近导带底部。
三、n型和p型氮化镓费米能级的影响因素：除了掺杂浓度和温度，n型和p型氮化镓的费米能级还受到其他因素的影响，如材料的能带结构和晶格缺陷等。
能带结构的差异会导致n型和p型氮化镓的费米能级位置有所不同。
晶格缺陷则会影响载流子的寿命和迁移率，从而影响费米能级的位置。
四、n型和p型氮化镓费米能级的应用：n型和p型氮化镓费米能级的特点决定了它们在不同应用中的作用。
n型氮化镓常用于光电子器件中的电子注入层，例如LED（发光二极管）。
氧化镓光导器件
氧化镓光导器件氧化镓光导器件是一种基于半导体材料氧化镓(Ga2O3)的光电器件，具有高光电转换效率、低驱动电压、长寿命等优点。
在光通信、光电子学等领域有着广泛的应用前景。
本文将对氧化镓光导器件的原理、结构、性能及其应用进行详细介绍。
1. 原理氧化镓光导器件的工作原理是基于半导体材料的能带结构和内建电场效应。
当光线照射到氧化镓表面时，光子被吸收并激发为电子-空穴对。
由于氧化镓具有较高的载流子浓度和较低的禁带宽度，因此电子-空穴对可以迅速分离并形成电流。
同时，由于内建电场的存在，电子和空穴分别向不同方向运动，从而实现了光电转换。
2. 结构氧化镓光导器件的结构主要包括衬底、n型层、p型层和电极。
衬底通常采用高纯度的硅或蓝宝石等材料，以保证器件的稳定性和可靠性。
n型层和p型层是构成p-n结的关键部分，它们分别掺杂有n 型杂质和p型杂质，以实现电子和空穴的分离。
电极用于收集电子和空穴，并将其转换为电流信号。
3. 性能氧化镓光导器件具有以下优点：(1)高光电转换效率：由于氧化镓具有较高的载流子浓度和较低的禁带宽度，因此其光电转换效率远高于传统的硅基光导器件。
(2)低驱动电压：由于内建电场的存在，氧化镓光导器件可以实现低驱动电压下的高效光电转换。
(3)长寿命：氧化镓光导器件具有较高的热稳定性和化学稳定性，因此在高温、高湿等恶劣环境下仍能保持良好的性能。
4. 应用氧化镓光导器件在光通信、光电子学等领域有着广泛的应用前景：(1)光通信：氧化镓光导器件可以作为高速光纤通信系统中的光探测器、光源等关键部件，提高系统的传输速率和性能。
(2)光电子学：氧化镓光导器件可以应用于太阳能电池、光电二极管等领域，实现高效的光电转换和能量利用。
(3)生物医学：氧化镓光导器件可以作为生物传感器的关键部件，实现对生物分子的高灵敏度检测和分析。
总之，氧化镓光导器件作为一种高性能的光电转换器件，具有广泛的应用前景。
随着材料科学和微电子技术的发展，相信未来氧化镓光导器件将在更多领域发挥重要作用。
砷化镓导电原理
砷化镓导电原理砷化镓（GaAs）是一种半导体材料，具有优越的电学和光学特性，被广泛应用于通信、光电子和微电子等领域，特别适用于高频率和高速度的应用。
砷化镓具有高电子迁移率和低噪声特性，相比于硅材料而言，其导电原理也有所不同。
在砷化镓中，电子和空穴是分离的，并且电子具有高迁移率，因此，砷化镓是一种直接带隙半导体材料。
当砷化镓中存在掺杂剂时，它可以形成n-型或p-型半导体。
其中，n-型半导体是通过将一些杂质元素（如硅、硫等）引入到砷化镓中制成的，这些杂质元素会释放出自由电子，形成一个电子过剩的区域。
相反，p-型半导体是通过在砷化镓中引入其他类型的杂质元素（如锌、镉等）制成的，这些杂质元素会释放出亏电子，形成一个电子不足的区域。
当n-型和p-型半导体接触时，由于其电子和空穴是相反的，因此会形成一个pn结。
在该结中，电子会从n型区域向p型区域移动，同时空穴也会从p型区域向n型区域移动。
当电子和空穴相遇时，它们会结合成为一个中性原子，并释放出能量，这种现象称为复合。
在pn结中，n型区域弱化了电子的控制力，而p型区域降低了空穴的控制力，因此，在这种情况下，电子和空穴会聚集在pn结的边缘，形成一个空间电荷区，该区域内的电场很强，这种现象称为耗散。
利用砷化镓的导电原理，人们可以制造出晶体管、二极管、变阻器、光电传感器等各种电子器件。
在通信领域，利用砷化镓制造的器件具有快速、高频率、低噪声等优点，可以实现数据信号的高速传递和处理。
在光电子领域，利用砷化镓的半导体特性，可以制造出高效的光电传感器和激光器，实现信息的光传输和激光照射。
总之，砷化镓的导电原理是制造各种电子器件的基础，具有广泛的应用前景。
未来，随着半导体技术的不断发展，砷化镓将成为一种更为重要的材料，应用范围也将进一步拓展，为人们的生活和工作带来更大的便利。
p型氮化镓掺杂浓度
p型氮化镓掺杂浓度p型氮化镓掺杂浓度是半导体材料中重要的指标之一。
因为掺杂可以改变半导体的电性质，从而影响器件的性能。
在这篇文章中，我们将分步骤阐述p型氮化镓掺杂浓度的相关内容。
1. 什么是p型氮化镓p型氮化镓是一种半导体材料，它能够通过在晶格中添加杂质掺杂来改变其电性。
在掺杂之前，氮化镓是一种n型半导体，这意味着它的导电性质取决于负电荷载流子：电子。
但如果加入p型杂质，如镓或锌，会将n型材料转变成p型材料。
在p型材料中，正电荷载流子：空穴，比电子更为重要。
2. 什么是掺杂浓度掺杂浓度是指溶液或晶体中掺杂物的数量。
对于半导体材料来讲，掺杂浓度越高，其电性质就越显著。
通常用单位立方厘米中摩尔数来表示。
对于p型氮化镓来说，掺杂浓度越高，其电导率也就越高，从而使器件的性能得到提升。
3. 如何确定p型氮化镓掺杂浓度p型氮化镓的掺杂浓度可以通过不同方法进行确定，其中主要包括：（1）光反射法：简单来说，这种方法通过测量溅射金属光谱，因为掺杂的p型杂质会影响光谱的谐波，可以确定p型氮化镓杂质的浓度。
（2）可见光反射法：这种方法使用与光反射法相似，只是使用光学分光计代替离子轰击，以使实验更加准确。
（3）霍尔效应法：这种方法是通过测量半导体的电场和磁场，从而确定掺杂浓度。
可以通过计算载流子浓度得出掺杂浓度的量级。
4. p型氮化镓掺杂浓度的应用p型氮化镓掺杂浓度在半导体器件中具有广泛应用。
例如，这些器件包括LED灯、激光二极管和高功率MOSFET。
这些器件在生产过程中需要控制p型氮化镓的掺杂浓度，以确保器件的性能达到预期。
总的来说，p型氮化镓掺杂浓度在半导体材料中是一个重要的指标。
只有在定义了掺杂浓度的基础上，在生产半导体器件时才能保证器件的性能达到预期。
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■ 352 ■掺氮磷化镓之光学特性分析张郁妮+、黄旭晴+、郭艳光*、苏永司**(+研究生，*助理教授) 国立彰化师范大学物理研究所 **国联光电科技股份有限公司 e-mail: ykuo@.tw摘要本文将对掺氮的磷化镓做回顾性的介绍，并且以光激荧光法做光学特性的量测与分析，探讨氮在磷化镓中所造成的效应。
一、简介就光电半导体材料而言，如果我们以电子跃迁的特性来区分，可以概分为两大类，第一类为直接能隙(Direct Bandgap)材料，发光的效率较高，另一类为间接能隙(Indirect Bandgap)材料，发光的效率较差，而磷化镓(GaP)属于间接能隙的III-V 光电半导体材料，电子在导电带的15Γ点与价电带的1X 点之间跃迁时具有最小的能带间隙(Energy Bandgap) 2.26eV [1]，其对应的特性波长为550nm 左右的绿光，发光的效率并不高。
同样是III-V 光电半导体材料，氮化镓(GaN)为一直接能隙的半导体，其发光效率比磷化镓来的好，而且氮与磷皆为周期表中第V 族的元素，所以如果将氮掺杂到磷化镓中，氮将会取代磷，如此便可视为是磷化镓与氮化镓的组合，称为氮磷化镓，其一般的表示法为GaP 1-x N x 。
然而在氮的比例很低的情况下，氮将被视为杂质，GaP 1-x N x 三元化合物的特性就不会显现，这种以同族元素做掺杂的方式，称作均电性掺杂(Isoelectronic Doping)，被掺入的氮称为均电性杂质(Isoelectronic Impurity)。
均电性的杂质普遍有吸引Exciton 的特性，就掺有氮的磷化镓而言，由于氮的电负度比较大，会造成一些短范围的浅层能阶而吸引电子，电子再经由库伦作用力而吸引电洞，此时便形成了Exciton [2]，这些 Exciton 分别被命名为NN 1、NN 2、NN 3…NN A 0，右下角所标的数字愈大，表示氮与氮之间的距离愈远，NN 1代表被同一个镓相邻的两个氮原子所束缚的Exciton ，其对应的能量为2.18eV [3]，NN 2是由距离稍远的两个氮所束缚的Exciton ，其对应的能量为2.19eV [4]，依此类推，NN 3为2.26eV ，NN 4为2.29eV [3]，而NN A 0则为被孤立的N 所束缚的Exciton ，其能量约为2.315eV [4]。
另外，在掺氮的磷化镓中也会有许多因晶格振荡所产生的声子能阶，TA 、LA 、LO 分别代表不同的声子，其能量分别约为13.3±0.2meV 、26.7eV ±0.4meV [5]、与50.1meV [1]，这些声子会与Exciton 的能阶产生交互作用而造成除了NN i (i = 1、2、3、…)以外的新能阶，如NN1-TA、NN1-LA、NN1-LO-TA[6]等，其中减号表示放出能量给声子，所以属于这些能阶对应的发光波长会比属于NN i的稍长。
这些以NN i为主的Exciton在低温时主宰了掺氮的磷化镓的发光机制，而且发光的效率很高[7]。
在氮的掺杂浓度小于1.0×1020cm-3时，发光强度随氮的浓度而增强；但是在氮的浓度超过2.5×1020cm-3(1%)之后，发光强度反而随氮浓度的增加而下降。
另外，几乎在任何掺杂浓度下，整个发光频谱都会随氮浓度的增加而有红位移的现象。
就晶格常数而言，磷化镓与氮化镓是不匹配的(相差约20%)，所以若掺杂的氮过多，将会形成晶体内的缺陷，因此会降低发光效率[7]。
一般而言，三元化合物如氮化铟镓(InGaN)的能带间隙将会介于氮化铟(InN)与氮化镓(GaN)之间，实际能带间隙的大小视混合的比例而定。
然而，掺氮的磷化镓属于少数在混合后的能带间隙会比任一被用来混合的材料都小的其中一种[8]，亦即，掺氮的磷化镓的能带间隙将小于磷化镓与氮化镓各别的能带间隙。
GaP1-x N x的直接能带间隙与间接能带间隙可以用以下的公式表示[7]：EΓ(x)=2.780+0.660x-14.103x(1-x)(1)E X(x)=2.268+1.732x-14.103x(1-x) (2)由上述公式可知，GaP1-x N x在x小于0.48时属于间接能隙型材料(EΓ>E X)，在x大于0.48时属于直接能隙型材料(EΓ<E X)。
值得一提的是，在x很小的时候(亦即，在氮的掺杂浓度很低的时候)，GaP1-x N x的间接能带间隙会比公式(2)所算出来的小一些[7]，亦即，GaP1-x N x 的发光波长相较于公式(2)的预测值会有些许的红位移。
此外，掺氮的磷化镓的发光频谱也会因为氮的掺杂比例不同而有很大的变化。
研究结果显示[3]，在6K时如果氮的掺杂比例在0.13%左右，NN3的强度会大于NN1；在氮的掺杂比例几乎低到0%的情况下，NN A0的强度甚至会大于NN3，而NN1将会消失；当氮的掺杂比例大于0.75%后，掺杂的特性将不再显现，发光频谱将会反应出GaP1-x N x三元化合物的特性。
以下我们将以实验的方式来探讨以氮做均电性掺杂的磷化镓的发光特性，主要的目的在了解发光特性与温度以及激发功率之间的关系。
二、光激荧光法的量测结果与分析我们所使用的半导体结构是将掺有氮的磷化镓长在磷化镓基板上，总厚度约为255μm，结构相当单纯，没有p、n 极的设计，以减少其它不必要的特性干扰。
另外，氮的掺杂浓度约为17101⨯cm-3 (x≈0.0004%)，掺杂的浓度相当低，目的是为了确保其均电性掺杂的特性。
我们所使用的测量方法是光激荧光法(Photoluminescence，简称PL)，以氩离子雷射做为激发光源，雷射输出波长为488.0nm。
在做变温实验时，雷射打在样品上的功率固定在35mW，做变化功率的实验时，功率由1.4mW渐变至35mW。
另一方面，我们使用闭循环式的氦冷却系统与一组加热系统来控制半导体芯片的温度。
图一至图六分别为掺氮的磷化镓在300K、250K、200K、150K、100K、50K的发光频谱，图七为50K的局部放大图，图八与图九分别为30K与14K 的发光频谱。
显然地，发光频谱随温度有很大的变化。
如图一所示，在300K时组件的发光强度很弱，而且只有一个主要的宽带带发光频谱，中心波长约■353 ■在565nm左右，其对应的光子能量为2.195eV，比磷化镓在300K时的间接能带间隙2.268eV来得小，这是因为如上一节所述，GaP1-x N x 属于少数在混合后的能带间隙会比任一被用来混合的材料都小的其中一种。
如图二所示，当温度降至250K时，发光频谱的顶端分裂成两个小峰，它们的中心波长分别为553nm 与562nm，右半部的发光强度相较于300K也有增强的趋势。
如图三所示，当温度降至200K时，发光频谱右方产生了一个新的波峰，标示为C，此波峰是由浅层能阶所造成的，这些浅层能阶包含了NN1及其与声子交互作用后的相关能阶如NN1-TA、NN1-LA、NN1-LO-TA等，只是在此温度之下这些能阶还无法区分开来。
因为此浅层能阶与导电带相当接近，因此其对应的发光频谱会随温度的下降而逐渐增强。
如图四所示，在150K时右方波峰的强度已超越左方波峰，而且在上方产生许多由于声子所造成的窄频光谱，同时也出现一个如上文所述的NN1(572.9nm)与NN3 (552.9nm)。
如图五所示，在100K时所有因声子而产生的的窄频光谱与NN1以及NN3均变为更加明显，这些光谱的峰值分别为: NN1-TA (2.164eV)、NN1-LA (2.150eV)、NN1-LO (2.129eV)、NN1-LO-TA (2.116eV)、NN3-LO (2.206eV)。
如图六所示，在50K时NN3的强度已超越了NN1。
图七是图六在530至600nm波长范围的放大图，如果我们比较图五与图七，会发现图七多出了NN3-TA (2.250eV)、NN3-LA (2.238eV)、NN3-LO-TA (2.202eV)、NN4 (2.288eV)、NN5 (2.294eV)等波峰。
如图八所示，在30K时，NN4是最强的一个波峰，其强度已超越NN3与NN1。
如图九所示，在14K时NN5超越其它波峰，成为最强的一个波峰。
综合以上所述，在温度愈低的时候，主宰的NN i 波峰其i值会愈大，在低温时可以明确分辨的波峰数目比高温时多，而且由声子所产生的波峰也比高温时明显。
此外，整个发光频谱与所有的波峰都会随温度降低而产生蓝位移的现象，NN4与NN5在相当低温时才显现，因此蓝位移的现象比较不容易观察。
图十所表示的是NN1与NN3的发光强度随温度的变化情形，NN1的发光强度在50K以上会随温度下降而上升，在50K时有最大值，随后又随温度的降低而下降，大约在75K时NN3的发光强度超越NN1，而且在40K时NN3的发光强度达到最大值，其对温度的整体变化与NN1类似。
一般而言，半导体的能带间隙E g与温度T之间的关系可以用以下的公式来表示：T)β(Tγ(0)EE2gg+⨯-=(eV) (3)其中E g(0)是0K时的能带间隙，ϒ与β是两个与材料特性相关的常数。
图十一与图十二为NN1与NN3的波峰所对应的能量随温度的变化情形，如果我们使用公式(3)来做最佳的回归分析，就NN1而言，E g(0)、ϒ与β的值分别为2.186、0.756、8.1638⨯105，另一方面，就NN3而言，E g(0)、ϒ与β的值分别为2.264、2.553⨯1015、2.706⨯1021。
图十三是在300K、200K、100K、14K时，整个发光频谱的总发光强度与激发功率之间的关系，为了方便在同一图中显示，300K、200K、与100K的发光强度分别被放大了3、2、与1.5倍。
实验结果显示，在高温时非辐射结合(Non-radiative Recombination)的机制扮演着不可忽略的角色[9]，而在低温时发光强度随着激发功率的增加呈现逐渐饱和的现象。
图十四与图十五分别为NN1与NN3的尖峰发光强度与激发功率之间的关系，实验结果显示，NN1自从在160K明显■354 ■出现之后，在150K、100K、50K、14K时，尖峰发光强度随着激发功率的增加呈现逐渐饱和的现象。
另一方面，NN3的尖峰发光强度只有在14K与50K时随着激发功率的增加呈现逐渐饱和的现象，在100K与150K时大致上呈线性变化的关系。
图十六为14K时NN5的尖峰发光强度与激发功率之间的关系，实验结果显示其尖峰发光强度随着激发功率的增加同样呈现逐渐饱和的现象。
图十七至图二十一是当激发功率为7、21、与35mW时，掺氮的磷化镓半导体芯片在不同温度下的发光频谱图。