半导体超晶格和多量子阱

消耗功率。
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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。
10.4.5 其他光谱特性
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10.4
超晶格的光谱特性
光谱特性是研究半导体材料(包括体材料和量子阱材料)中电 子能带结构的有力工具。 吸收光谱是改变入射光的波长测量样品的透过率，由吸收峰 的位置和强度探测电子能级的位置和相对的密度；
荧光光谱是用一种能量较大的固定波长的光（hʋ>Eg）照射样
品，并测量所发出的荧光的光谱，稳态的荧光光谱反映了带边或 者杂质能级的分布情况，时间分辨的荧光光谱还可以反映出载流 子的弛豫过程； 激发光谱则是改变激发光的波长，而测量某一固定波长的荧
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10.3 垂直于超晶格方向的电子输运
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10.3 垂直于超晶格方向的电子输运
从这些图上可以看到，外加电压增加时，隧穿概率的峰值
向低能方向移动。
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10.4
超晶格的光谱特性
10.4.1 吸收光谱实验 10.4.2 激子光谱 10.4.3 激子的饱和吸收
10.4.4 室温荧光特性
称之为简并能级，属于同一能级的不同状态的数目称为 该能级的简并度）。由于能带简并，Si和Ge分别具有有 效质量不同的两种空穴，有效质量较大的称为重空穴， 有效质量较小的称为轻空穴。 对Si和Ge性质起作用的
主要是重空穴和轻空穴。
15
10.2.2 InAs-GaSb超晶格
计算表明，超晶格的子
带结构和超晶格的周期有很 大的关系。如图10. 14所示 ，当周期加大时超晶格的禁 带会逐渐变小，当周期达到 170Å时超晶格由半导体性质 变为半金属性质。
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。
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。
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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。
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负阻振荡器
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负阻振荡器
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负阻振荡器
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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
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a是单晶周期a的n倍，所以它在z方向的第一布里渊
区比单晶的缩小了n倍。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Байду номын сангаас的作用形成了分立的能带。
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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
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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
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10.3 垂直于超晶格方向的电子输运
在以上的伏安特性计算中都忽略了GaAs和AlGaAs中电 子有效质量的差别。事实上这一差别对势阱中子带底的位置
有较明显的影响。计入了GaAs和AlxGa1-xAs的电子的m’的差
别，并对外加电压下势垒形状的改变假设了两种模型，一种 是倾斜势垒模型，如图10. 30中的插图所示。另一种模型是平 底模型，如图10. 32所示，在外加电压下两侧的势垒不等高， 但势阱底是平的。
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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
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
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。
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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
称为共振隧道效应。
图10. 23是隧穿概率和电子 能量的关系。
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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。
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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。
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。
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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。
第9章 半导体超晶格和多量子阱
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述 10.2 超晶格的能带 10.3 垂直于超晶格方向的电子输运 10.4 超晶格的光谱特性
10.5 超晶格和量子阱器件
10.6 量子阱和超晶格的近期发展
1
10.1 超晶格和多量子阱的一般描述
超晶格: Esaki和Tsu（江崎和朱兆祥）在1969年提出了超晶 格概念，设想将两种不同组分或不同掺杂的半导体超薄层 A 和 B 交替叠合生长在衬底上，使在外延生长方向形成附加的 晶格周期性。
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
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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。
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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 。
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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 )。
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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。
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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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
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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。
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10.2.2 InAs-GaSb超晶格
Sai-Halas:等人计算出了InAs-GaSb超晶格的子带结构，
如图10. 13所示图。图中E1，E2是电子的子带，HH1-HH4是重 空穴的子带，LH1和LH2则是轻空穴的子带。
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Si和Ge价带顶位于布里渊区中心k＝0处，并且价
带是简并的（若一个能级与一种以上的状态相对应，则