会计学1半导体超晶格半导体超晶格(jīnɡ ɡé)和多量子阱和多量子阱第一页，共64页 10.1 超晶格和多量子超晶格和多量子(liàngzǐ)阱的一般描述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(bù tónɡ)组分或不同(bù tónɡ)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 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期势场的影响，而其xy平面内的运动不受影响 AB 在xy平面内电子的动能是连续的， z方向(fāngxiàng)附加周期势场使电子的能量分裂为一系列子能带2第1页/共63页第二页，共64页 10.1 超晶格和多量子超晶格和多量子(liàngzǐ)阱的一般描述阱的一般描述超晶格多量子(liàngzǐ)阱能带结构示意图多量子(liàngzǐ)阱能带图E2E1超晶格能带图EcAEvAEcBEvBEgBEgA∆Ec∆EvE2E1 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。
3第2页/共63页第三页，共64页 10.1 超晶格和多量子超晶格和多量子(liàngzǐ)阱的一般描述阱的一般描述（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(jièmiàn)处将发生能带的不连续4第3页/共63页第四页，共64页 10.1 超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)和多量子阱的一般描述和多量子阱的一般描述 按异质结中两种材料 (cáiliào)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(cáiliào)的禁带完全落在宽带材料 (cáiliào)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 (cáiliào)都是势阱，宽带材料 (cáiliào)都是势垒，即电子和空穴被约束在同一材料 (cáiliào)中载流子复合发生在窄带材料 (cáiliào)一侧GaAlAs/GaAs和InGaAsP/InP都属于这一种5第4页/共63页第五页，共64页 10.1 超晶格和多量子超晶格和多量子(liàngzǐ)阱的一般描述阱的一般描述Ⅱ型异质结（ΔEc和ΔEv的符号相同），分两种：*ⅡA类超晶格(jīnɡ ɡé)：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(jīnɡ ɡé)6第5页/共63页第六页，共64页 10.1 超晶格和多量子阱的一般超晶格和多量子阱的一般(yībān)描述描述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(kuān dài)材料的价带中，有金属化现象，如 InAs/GaSb 超晶格7第6页/共63页第七页，共64页 10.1 超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)和多量子阱的一般描述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 (gǎibiàn)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第7页/共63页第八页，共64页 10.2 10.2 10.2 10.2 超晶格超晶格超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)的能带的能带的能带的能带 n n10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格n n10.2.2 InAs-GaSb超晶格n n10.2.3 HgTe-CdTe超晶格n n10.2.4 应变(yìngbiàn)层超晶格n n10.2.5 掺杂超晶格9第8页/共63页第九页，共64页。
10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格(jīnɡ ɡé) 对界面是突变异质(yì zhì)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第9页/共63页第十页，共64页 10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格(jīnɡ ɡé) 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(zhōuqī)a 是单晶周期(zhōuqī)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，由于势垒的作用形成了分立的能带11第10页/共63页第十一页，共64页 10.2.1 GaAs-AlxGa1-xAs超晶格(jīnɡ ɡé) 在超晶格中电子(diànzǐ)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(diànzǐ)气的台阶状在两个台阶相衔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(diànzǐ)能量不再是分立的能级，而扩展成能带了。
12第11页/共63页第十二页，共64页 10.2.2 InAs-GaSb超晶格(jīnɡ ɡé) II型超晶格，如图10. 12所示GaSb价带中的电子可以(kěyǐ)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 )13第12页/共63页第十三页，共64页 10.2.2 InAs-GaSb超晶格(jīnɡ ɡé) Sai-Halas:等人计算出了InAs-GaSb 超晶格的子带结构(jiégòu)，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14第13页/共63页第十四页，共64页 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，则称之为简并能级，属于同一能级的不同(bù tónɡ)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(bù tónɡ)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第14页/共63页第十五页，共64页 10.2.2 InAs-GaSb超晶格(jīnɡ ɡé) 计算(jì suàn)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16第15页/共63页第十六页，共64页 10.2.2 InAs-GaSb超晶格(jīnɡ ɡé)因为(yīn wèi)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17第16页/共63页第十七页，共64页 10.2.3 HgTe-CdTe超晶格(jīnɡ ɡé) 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(qīngzhòng) 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和空穴的最高子带HH1在d2≈50Å 时相交18第17页/共63页第十八页，共64页 10.2.3 HgTe-CdTe超晶格(jīnɡ ɡé) 图是取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(jùyǒu)半导体特性，当周期大于这个数值时超晶格将具有(jùyǒu)半金属特性19第18页/共63页第十九页，共64页 10.2.4 应变(yìngbiàn)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(zuòyòng)，超晶格两层材料的平行于界面方向的晶格常数都要改变，趋于一个共同的晶格常数a// a//将由下式决定20第19页/共63页第二十页，共64页 10.2.4 应变(yìngbiàn)层超晶格 图10. 19是用有效质量近似法计算得到(dé dào)的GaAsxP1-x-GaP 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21第20页/共63页第二十一页，共64页 10.2.5 掺杂(chān zá)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(fāngxiàng) 上的能量将分裂成一系列的子带22第21页/共63页第二十二页，共64页 10.2.5 掺杂(chān zá)超晶格假设n型层和P型层掺杂量相等(xiāngděng) 且厚度相等(xiāngděng) ，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(zúgòu)高，就可以使超晶格的等效禁带宽度从负值一直变到Eg23第22页/共63页第二十三页，共64页 10.3 垂直于超晶格方向的电子(diànzǐ)输运 在一维双势垒量子阱结构中，只有当势垒左侧(zuǒ cè)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(zuǒ cè)，而其他能量的电子将被反射回来而不能通过。
这种现象称为共振隧道效应 图10. 23是隧穿概率和电子能量的关系24第23页/共63页第二十四页，共64页 10.3 垂直于超晶格方向(fāngxiàng)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(fèi mǐ)能级为EF25第24页/共63页第二十五页，共64页 10.3 垂直于超晶格方向的电子(diànzǐ)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(néngjí)和第一个子带底对齐的情形26第25页/共63页第二十六页，共64页 10.3 垂直于超晶格方向(fāngxiàng)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(guān xì)，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27第26页/共63页第二十七页，共64页。
负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器 28第27页/共63页第二十八页，共64页 负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器 29第28页/共63页第二十九页，共64页 负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器 30第29页/共63页第三十页，共64页 负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器 n n负阻的概念负阻的概念n n 对于对于(duìyú)(duìyú)负载：负载：n n 对于对于(duìyú)(duìyú)电源：电源：n n 可见，电源在回路中等效为负电阻，其值等于回路中的负可见，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消耗功率者说具有负阻特性的电路可以提供负载消耗功率电源(diànyuán)R+v-iivo1/R-1/R31第30页/共63页第三十一页，共64页 负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器负阻振荡器 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(diànlù)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(diànlù)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32第31页/共63页第三十二页，共64页 10.3 垂直于超晶格方向(fāngxiàng)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(diànyā)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(diànyā)下两侧的势垒不等高，但势阱底是平的33第32页/共63页第三十三页，共64页 10.3 垂直于超晶格方向(fāngxiàng)的电子输运34第33页/共63页第三十四页，共64页 10.3 垂直于超晶格(jīnɡ ɡé)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(fēnɡ zhí)向低能方向移动35第34页/共63页第三十五页，共64页 10.4 10.4 10.4 10.4 超晶格超晶格超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)的光谱特性的光谱特性的光谱特性的光谱特性 n n10.4.1 吸收光谱实验n n10.4.2 激子光谱n n10.4.3 激子的饱和吸收n n10.4.4 室温(shì wēn)荧光特性n n10.4.5 其他光谱特性36第35页/共63页第三十六页，共64页。
10.4 10.4 10.4 10.4 超晶格超晶格超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)的光谱特性的光谱特性的光谱特性的光谱特性 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(zhàoshè)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光强度。
37第36页/共63页第三十七页，共64页 10.4.1 10.4.1 吸收光谱吸收光谱(xī shōu ɡuānɡ pǔ)(xī shōu ɡuānɡ pǔ)实验实验 早在1975 年Dingle就用光吸收(xīshōu)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(xīshōu)光谱吸收(xīshōu)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38第37页/共63页第三十八页，共64页 10.4.1 10.4.1 吸收光谱吸收光谱(xī shōu ɡuānɡ pǔ)(xī shōu ɡuānɡ pǔ)实验实验 图10. 39(b)是六个周期的双量子(liàngzǐ)阱的GaAs-AlGa 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 图10. 39(c)则是三个势阱的吸收光谱。
39第38页/共63页第三十九页，共64页 10.4.2 10.4.2 激子激子(jī zǐ)(jī zǐ)光谱光谱 和体材料相比，量子阱的激子光谱有以下几个明显不同的特征:（1）在低温下量子阱的光谱中自由激子的吸收和荧光占主导地位，图10. 40是GaAs-AlGa As多量子阱结构(jiégòu)的低温( 1. 8K)激发光谱、吸收光谱和荧光光谱的测量结果40第39页/共63页第四十页，共64页 10.4.2 10.4.2 激子激子(jī zǐ)(jī zǐ)光谱光谱 在吸收光谱和激发光谱上的两个很锐的峰相当于n=1的e-hh和e-lh子带间的自由激子的跃迁在荧光光谱相当的位置上的两个峰则是自由激子复合产生的荧光 造成量子(liàngzǐ)阱中自由激子的吸收和荧光占主导地位的原因主要是激子的二维性41第40页/共63页第四十一页，共64页 10.4.2 10.4.2 激子激子(jī zǐ)(jī zǐ)光谱光谱 在带间跃迁过程中要遵守∆ni=0的选择定则，在量子阱的光谱中出现某些∆ni≠0的激子跃迁图中，在1e- 1lh和2e-2hh 激子峰之间看到一个禁戒(jìn jiè)的跃迁。
进一步的实验还表明，能看到1e-3hh ，2e-4hh ，3e-1hh 和4e-2hh 的禁戒(jìn jiè)跃迁42第41页/共63页第四十二页，共64页 10.4.2 10.4.2 激子激子(jī zǐ)(jī zǐ)光谱光谱43第42页/共63页第四十三页，共64页 10.4.2 10.4.2 激子激子(jī zǐ)(jī zǐ)光谱光谱44第43页/共63页第四十四页，共64页 10.4.2 10.4.2 激子激子(jī zǐ)(jī zǐ)光谱光谱 (4)在一般(yībān)体材料中只能在极低温度下看到激子吸收峰但是，室温下在量子阱吸收光谱中也能看到很强和很锐的激子吸收峰图10. 42是GaAs-AlGaAs 量子阱的室温吸收光谱，两个峰相当于重空穴和轻空穴的自由激子吸收出现这一特点的原因是量子阱中激子的束缚能较大，离带边吸收较远，温度升高光学声子散射会使激子峰展宽，但展宽的程度和体材料中相应的展宽相差不多，因而仍能使激子峰明显地表现出来45第44页/共63页第四十五页，共64页 10.4.3 10.4.3 激子激子(jī zǐ)(jī zǐ)的饱和吸收的饱和吸收 当光强比较小的时候，一般物体的光吸收系数和光强无关，称之为线性光学吸收。
当光强较大的时候，吸收系数可能随着光强的增加而减小，出现了光吸收的饱和现象，称为非线性光学吸收产生饱和吸收的原因有多种 在两能级系统中强光激发引起低能级电子的耗尽会造成吸收的饱和，半导体的带间跃迁也会产生类似的饱和吸收，但这些非线性光吸收将在光强很高时才发生(fāshēng) 在量子阱结构中，在光强比体材料中小几个量级时就可观察到自由激子吸收线的饱和46第45页/共63页第四十六页，共64页 10.4.4 10.4.4 室温荧光室温荧光(yíngguāng)(yíngguāng)特性特性 图10. 44是GaAs (5 5 Å) –Al GaAs (170Å)量子阱的荧光谱对荧光峰的本质有两种不同的意见一种认为室温下量子阱中的复合也是以自由激子的复合为主，两个(liǎnɡ ɡè)荧光峰值相应于轻重空穴激子的复合依据是这两个(liǎnɡ ɡè)峰值的位置与激发光谱上看到的两个(liǎnɡ ɡè)激子吸收峰((1. 534和1. 512eV)符合得很好47第46页/共63页第四十七页，共64页 10.4.4 10.4.4 室温荧光室温荧光(yíngguāng)(yíngguāng)特性特性 另一种意见(yì jiàn)则认为，室温下的光荧光不是激子复合而主要是子带间自由载流子复合产生的。
48第47页/共63页第四十八页，共64页 10.4.5 10.4.5 其他光谱其他光谱(guāngpǔ)(guāngpǔ)特性特性 垂直方向的电场对量子阱的荧光光谱的影响也是一个有兴趣的研究方向主要表现在随电场的增加，荧光峰位置移动，并且强度减弱，甚至淬灭，如图10. 47所示初步研究表明，造成这一现象的原因(yuányīn)可能有两个，一是电场使量子阱中的电子和空穴向不同的方向偏离，改变了激子的束缚能，并且减少了电子和空穴在空间的覆盖区域而降低了激子的跃迁概率49第48页/共63页第四十九页，共64页 10.4.5 10.4.5 其他光谱其他光谱(guāngpǔ)(guāngpǔ)特性特性 另一个是电场对量子阱势场的影响增加(zēngjiā)了载流子以隧道方式穿出阱外的概率，从而使荧光淬灭电场对量子阱的激子吸收光谱也有类似的影响50第49页/共63页第五十页，共64页 10.5 10.5 超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)和量子阱器件和量子阱器件 超晶格和量子阱结构的发展不仅在物理研究上开拓了一个新的领域，而且在新器件设计(shèjì)和应用上也具有重大的意义，已经陆续出现了一些超晶格和量子阱的新型器件。
光学双稳态器件可能成为全光逻辑和计算机中的关键元件发展半导体光学双稳态器件的目标是小型化(约lμm)、快速(约1ns)、低功率(约1 μW)和高温(300K)工作51第50页/共63页第五十一页，共64页 10.5 10.5 超晶格和量子超晶格和量子(liàngzǐ)(liàngzǐ)阱器件阱器件 D. A. B. Miller等人提出了一种新型(xīnxíng)的混合的光双稳态开关器件，它可在更小的光功率下工作，称为自电光效应器件(SEED)将这种器件按图所示联在外电路中将成为很好的双稳态开关52第51页/共63页第五十二页，共64页 10.5 10.5 超晶格和量子超晶格和量子(liàngzǐ)(liàngzǐ)阱器件阱器件工作原理如下:选取入射光的波长在量子阱室温激子吸收线附近，外加电路为反偏压当入射光强很小时SEED中光电流很小，外电路电压都集中在器件(qìjiàn)上，在量子阱上有一个较大的电场，因而激子吸收线离开入射光的波长向低能方向移动所以，整个器件(qìjiàn)的光吸收并不强，有较大的光功率从输出端射出53第52页/共63页第五十三页，共64页。
10.5 10.5 超晶格和量子超晶格和量子(liàngzǐ)(liàngzǐ)阱器件阱器件逐渐增加人射光功率，器件上的光电流也在逐步(zhúbù)增加，光电流的增加使器件上的阻抗相对于串联电阻R降低，而使电压降主要落到R上，因而量子阱中外加电场的下降使激子吸收线返回到它原来的位置，立刻造成了人射光的较强的吸收，使输出端光功率迅速降低，器件关断54第53页/共63页第五十四页，共64页 10.6 10.6 10.6 10.6 量子阱和超晶格的近期量子阱和超晶格的近期量子阱和超晶格的近期量子阱和超晶格的近期(jìn qī)(jìn qī)(jìn qī)(jìn qī)发发发发展展展展 n n10.6.1 量子限制斯塔克效应（QCSE）n n10.6.2 超晶格(jīnɡ ɡé)子能带的电学研究n n10.6.3 量子阱超晶格(jīnɡ ɡé)光电接收器n n10.6.4 Wannier-Stark效应n n10.6.5 超晶格(jīnɡ ɡé)红外级联激光器55第54页/共63页第五十五页，共64页。
10.6.1 10.6.1 量子量子(liàngzǐ)(liàngzǐ)限制斯塔克效应（限制斯塔克效应（QCSEQCSE）） 在量子阱上加偏压时，量子阱的能带图会倾斜导带势阱中的电子和价带势阱中的空穴会各自偏向一边，如图10. 55所示虽然电子和空穴各自偏向势阱的一边，但它们的波函数在空间上仍然重叠此时吸收系数的带边能量E比不加电场时的带边能量，也就是禁带宽度Eg要小，有一个红移这一红移的多少随外加(wàijiā)电场的大小而变化这就是量子限制斯塔克效应(QCSE)这一效应在研制量子阱的光电调制器时被广泛地应用56第55页/共63页第五十六页，共64页 10.6.2 10.6.2 超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)子能带的电学研究子能带的电学研究 Rauch等人发展的用隧道热电子晶体管三端器件(qìjiàn)研究超晶格子能带的方法57第56页/共63页第五十七页，共64页 10.6.2 10.6.2 超晶格超晶格(jīnɡ ɡé)(jīnɡ ɡé)子能带的电学研究子能带的电学研究 测量时，采取共基极线路如图所示，而发射极对基极加负电压。
电子注人时的能量由外加电压来调节，电子隧穿过势垒实验表明，75%以上的注入电子是以弹射(ballistic)的方式越过的基区，穿过漂移区后到达超晶格凡是能量和超晶格子能带相匹配的电子就能隧穿过去到达集电极，形成集电极电流(diànliú)而能量不能和超晶格子能带相匹配的电子就不能到达集电极因而，测量IC/IE就能看到超晶格子能带的信息58第57页/共63页第五十八页，共64页 10.6.3 10.6.3 量子量子(liàngzǐ)(liàngzǐ)阱超晶格光电接收器阱超晶格光电接收器 传统带间光吸收指电子吸收光子后，从价带跃迁到导带，从而产生一个光生电子空穴对，这些光生载流子在外加偏压的作用下，被收集形成光电流，这是传统基于带间吸收半导体光电探测器的基本原理这种吸收要求光子的能量(néngliàng) 大于材料的禁带宽度，因此对于红外光来讲，需要材料具有很小的禁带宽度才能发生这种光吸收比如要探测10μm波长的红外辐射，需要材料的禁带宽度小于因此基于传统带间吸收的红外探测器一般采用具有窄带隙的HgCdTe材料59第58页/共63页第五十九页，共64页 10.6.3 10.6.3 量子量子(liàngzǐ)(liàngzǐ)阱超晶格光电接收器阱超晶格光电接收器 对于“宽”带隙材料构成的多量子阱结构(jiégòu)，通过量子阱结构(jiégòu)与掺杂的设计，在量子阱内形成特定的子能级，这样在红外光的作用下，可以发生量子阱内子能级之间或者子能级到连续态之间的跃迁，这些受激发的载流子在偏压作用下被收集形成光电流。
这就是量子阱红外探测器（QWIP）的基本原理60第59页/共63页第六十页，共64页 10.6.4 Wannier-Stark10.6.4 Wannier-Stark效应效应(xiàoyìng)(xiàoyìng) 当多量子阱的势垒厚度变薄，势阱中的电子可以隧穿的方式进人相邻的阱中而形成了超晶格的子能带超晶格的子能带的宽度△E是很窄的，大约是几十个毫电子伏而它的周期长度d却比较大，有数个毫微米当外加电场满足qFd≈ △ E条件时，因为能带的倾斜使势阱中的子能级位置互相错开，本来已经联合成子能带的能级就会分裂，电子态会重新局域化这就是所谓(suǒwèi)的Wannier-Stark效应61第60页/共63页第六十一页，共64页 10.6.4 Wannier-Stark10.6.4 Wannier-Stark效应效应(xiàoyìng)(xiàoyìng) 图10. 62是GaAs-AlxGa1-xAs 超晶格在小电场(a)，中电场(b)和大电场(c)下的能带图从图中可以清楚地看出，在小电场下电子是由价带的子带向导带的子带的跃迁在大电场下，电子和空穴(kōnɡ xué)的波函数已经完全局域化了，和量子阱的情况相似。
62第61页/共63页第六十二页，共64页 10.6.4 Wannier-Stark10.6.4 Wannier-Stark效应效应(xiàoyìng)(xiàoyìng) 只有在中等电场的情况下，子带已经有分裂了，空穴的波函数已完全局域化了，而电子波函数还能覆盖(fùgài)相邻的几个阱，可以向这几个阱中已分裂的能级上跃迁，在荧光光谱和光电流光谱中就会表现出一系列的峰值这些峰值之间的能量间隔会随电场的增大而增加.这就是所谓的Wannier-Stark阶梯63第62页/共63页第六十三页，共64页 内容(nèiróng)总结会计学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：Ⅱ型异质结（ΔEc和ΔEv的符号相同），分两种：假设n型层和P型层掺杂量相等且厚度相等，则有激子峰展宽，但展宽的程度和体材凡是能量和超晶格(jīnɡ ɡé)子能带相匹配的电子就能隧穿过去到达集电极，形成集电极电流63第六十四页，共64页。