GaAsAlGaAs多量子阱室温光电流谱
GaAs_InGaAs量子点_量子阱光电二极管的光存储特性读出(精)
〈材料与器件〉GaAs/InGaAs量子点-量子阱光电二极管的光存储特性读出肖云钞,郭方敏(华东师范大学信息科学技术学院极化材料与器件教育部重点实验室,上海200241摘要:通过对特殊设计的GaAs/InGaAs 量子点-量子阱光电二极管的I-V和C-V 特性测试,验证了器件的光子存储特性,在器件的读出设计中引入了特殊设计的带倒空信号的基于电容反馈互导放大器和相关双采样(CTIA-CDS型读出电路。
在633nm辐照下,分别改变照度和积分时间进行了非倒空和倒空测试的对比研究,并计算给出了对应的存储电荷变化量,进一步证明了光电器件的光子存储特性。
关键词:GaAs/InGaAs;量子点-量子阱光电二极管;光子存储;CTIA读出电路;倒空信号中图分类号:TN215 文献标识码:A 文章编号:1001-8891(201105-0281-03 Optical Charge Memory of the GaAs/InGaAs Quantum Dot Well DiodeXIAO Yun-Chao,GUO Fang-Min(Key Laboratory of Polar Materials and Devices, Ministry of Education,School of Information Sciences and Technology, East China Normal University, Shanghai 200241, ChinaAbstract:Through testing I-V characteristics and C-V characteristics of specially designed GaAs/InGaAs quantum dot-quantum well device, the optical memory effect is analyzed and verified, , and the CTIA-CDS readout circuit with the dumping signal is introduced.. By comparing respectively the results of non-dumping and dumping test in adifferent light intensity and integration time, the stored charge change is obtained , and the feasibility optical memory of device is further explained.Key words:GaAs/InGaAs,quantum dot in well,optical storage,CTIA readout circuit; dumping引言近年来,低维结构在光电探测器、电荷转移器件和光子存储器方面的研究成为了一个热点。
GaAIAs／GaAs非均匀阱宽多量子阱超辐射发光管材料制备及表征
ｎ ｍ辐射波长的 Ｇ Ａ Ａ ／ ａ ｓ ａ １ｓ Ｇ Ａ 非均匀 阱宽多 量子 阱超辐射 发光二 极管结 构 ，采用分 子束外延 （ Ｅ） 法进 ＭＢ 方 行 了材料制备。同时利用 ｘ射线双晶衍射 ， 变温（ ０～ ０ 光致发光 （ Ｌ 等方法检测分析 了外延薄膜 的结 １ ３ ０Ｋ） Ｐ） 构 和光 电特性 。在光致发光谱 线中我们 得到 了发射波长 ８０ ｒ ５ ｍ的谱 峰 ， ｉ 谱峰 范围跨跃 ８０～ ８ ｍ ， 晶回 ０ ８ ０ｒ 双 ｉ 摆 曲线结果显示 了设计 的结 构得 到实现。在注入 电流 １０ｍＡ时 ， ４ 器件输 出光谱的半峰全宽可 以达 到 ２ ｍ， ６ｒ ｉ 室 温下连续输 出功率 达到 ６ｍ ｗ。 关 键 词 ：超辐射发光二极管 ； 均匀阱宽多量子阱 ； 非 光致发 光
Ｇ ＡＡ ／ ａ ｓ ａ ＩｓＧ Ａ 非均 匀阱宽 多量子阱超辐 射 发 光管材 料制备及表征
李 梅 ， 李 辉 ，王 玉 霞 ，刘 国军 ，曲 轶
（ 长春理工大学 高功率半导体激光 国家重点实验室 ，吉林 长 春 １０ ２ ） ３０ ２
摘要 ： 超辐射发光二极管（Ｌ ） Ｓ Ｄ 具有不同于半导体激光器和普通发光二极管的优异性能。为了制备高功率
Ｅ ｍ ｉ ｉ ｉ４ ｌ ３ ｃｒ ，Ｔ ｌ ０ ３ ） ５ ０ ２ ２ － ａｌ ｍｅ ＠ ６ ． ｏ ：ｌ ５ ｎ ｅ ：（ ４ １ ８ ３ ３ ８
维普资讯
Ｐ Ｃ： ２０ ７ ５ ＡＣ ３５ Ｆ； ８ ５ 文献标识码 ： Ａ
中 图分 类 号 ：０ ８ ． １ ４ ２ ３
ｌ 引
GaAsAlAs超晶格室温下的输运机制及自维持场畴振荡
第19卷第10期 半 导 体 学 报 V o l.19,N o.10 1998年10月 CH I N ESE JOU RNAL O F SE M I CONDU CTOR S O ct.,1998 GaA s A lA s超晶格室温下的输运机制及自维持场畴振荡武建青 江德生 孙宝权(超晶格国家重点实验室 中国科学院半导体研究所 北京 10083)摘要 在GaA s A l A s(10nm 2nm)弱耦合掺杂超晶格I2V曲线的第一个平台上,我们首先观测到了直流偏压下的室温微波振荡.观测到的最高振荡频率可达142M H z.这种由级联隧穿引起的振荡在测试温度范围14～300K内始终存在.经分析发现:由于垒层仅有2nm,电子隧穿通过垒层的几率很高,相比之下,电子越过势垒而产生的热离子发射电流要小得多.在温度低于300K时,超晶格内的纵向输运机制是级联共振隧穿和声子辅助隧穿.这是室温仍然能观测到自维持振荡的主要原因.由于实现振荡所施加的偏压比较低(在室温下偏压范围大约为015～2V),有利于抑制室温下通过X谷的热离子发射电流.PACC:7320,7220H,7340G自从E sak i和T su提出半导体超晶格(SL)概念以来[1],超晶格内的纵向输运得到了广泛的研究[2～5].其中,GaA s A l A s超晶格的场畴及自维持振荡是最受人们关注的一个研究领域.超晶格内的微波振荡依其机制可以分为三种:B loch振荡,扩展耿氏振荡及场畴振荡.前两种属于微带输运.当电子受外场加速在k空间从k=0向布里渊区边界运动时,如果中途不发生散射,电子将发生布喇格反射,从而导致B loch振荡产生.B loch振荡的频率在TH z范围.如果电子在到达布里渊区边界前受到散射,但是已经通过布里渊区内色散曲线的拐点,由于有效质量变负,从而导致负阻和振荡的产生.这种振荡叫作扩展耿氏振荡.其频率与器件的载流子浓度(n)和长度(L)之积有关,可达60GH z[6].第三种振荡机制来自于弱耦合超晶格的级联共振隧穿现象.当一外加偏压加到超晶格上时,基态上的电子会隧穿到邻阱的激发态上去,这将导致场畴的形成和负阻的产生[2].当超晶格内的掺杂浓度相当高,能在畴边界产生电荷积累并能屏蔽高场畴区与低场畴区之间的电场之差时,将形成稳定的场畴.高低场畴之间将会形成稳定的畴边界.如果掺杂浓度不是足够高,畴边界将会不稳定并导致自维持电流振荡[7].众所周知,在低温下(比如77K)这种振荡很容易观测到.然而,实用化的器件通常要在室温下工作,因此室温下的输运性质具有非常重要的意义.目前还很少有武建青 男,博士生,从事超晶格输运和光学性质的研究江德生 男,研究员,博士生导师,从事低维结构的电学及光学性质研究1998202224收到本文文章[2]专门进行这方面的探讨,大概是因为较难观测到GaA s A l A s 掺杂弱耦合超晶格在室温下的振荡.室温下,超晶格二极管的热激发背景电流很高,很容易掩盖隧穿电流.在这篇文章中,我们研究了具有较窄垒宽的GaA s A l A s 超晶格二极管I 2V 特性的温度依赖关系,并首先观测到了在I 2V 曲线的第一平台上的室温微波振荡.同时分析了温度对GaA s A l A s 超晶格纵向输运的影响.实验所用样品是M B E 生长的30周期的掺杂弱耦合GaA s A l A s 超晶格二极管.其生长程序如下:首先在n +(100)GaA s 衬底上生长一层450nm 的GaA s (1×1018c m -3),之后是100nm 厚的GaA s (1×1017c m -3)层.接下去为30周期的GaA s A l A s (10nm2nm )超晶格,GaA s 阱的中心7nm 掺硅至4×1017c m -3.在超晶格上面是三个薄层:100nm GaA s (1×1017c m -3),400nm GaA s (1×1018c m -3)和50nm GaA s (4×1018c m -3).生长完成后,将衬底减薄至011mm ,再将两个表面蒸发上A uGeN i 形成欧姆接触.通过解理的方法将样品解理成011×011mm 2的管芯,用铟将管芯焊至铜热沉上便可得到实验所用二极管.热沉作为一个电极,另一电极用键合方法引出.在I 2V 测量中,用H P 8112脉冲发生器作三角波发生器,其输出经一放大器加到样品上.I 2V 曲线由T ek tron ix TH S 720示波器记录.低温由HC 22A PD 氦循环恒温器实现.图1为依K ron ig 2Penney 模型计算出的10nm 2nm GaA s A l A s 超晶格的能级图.对#谷来说,该结构的基态微带宽度∃E #1仅为113m eV ,表明相邻阱之间的耦合比较弱.我们选图1 GaA s A l A s 超晶格中的能级实线为#谷能级,虚线为6谷能级.取的掺杂浓度比较低,以便获得直流偏压下的自维持振荡.阱的宽度选取的比较宽,这样可使基态能级∃E #1较低,子能级间的带隙较窄,∃E #1较小.子能级间的带隙较窄可使I 2V 曲线的第一平台在较小的电压范围产生.邻阱间较小的电压降会使E #1与E 61(A l A s 层中6阱的基态能级)之间的间距保持较大,从而有利于抑制电子从E #1子带越过E 61的热离子发射.另外,窄A l A s 垒层将非常有助于电子的隧穿并将提高自维持振荡的频率[8～12].从能带图中可以看到,对于6能谷而言,GaA s 层为势垒,而A l A s 层为势阱.A l A s 层越薄,其中的束缚6子能带将越高,子带数也越少.对于2nm 厚的A l A s 层来说,基态6能级E 61高于A l A s 6导带边45m eV .较高的#26势垒以及较少的6子能带都将降低电子的热离子发射效率.图2为超晶格二极管在295K 和70K 两个温度由TH S 720示波器记录下的I 2V 特性曲线.曲线上出现平台,标志场畴已经形成.第一个平台是由E #1到邻阱E #2共振隧穿形成的.在图2中,由于采样速率较振荡频率低,平台自维持振荡区域呈现无规则的上下波动.如果采样频率更低,平台将变得非常平滑.从图中可以看出,在两个相反方向的平台上都有振荡产生.295K 曲线中的平台大约从018V 开始到2V 结束,整个平台区都很平.另外,曲线的正负部分不相对称,这表明二极管结构存在着非有意引入的由于接触或掺杂等导致的不对称性.在负偏压部分,从室温到15K ,I 2V 曲线在小偏压区呈现近似欧姆特性,而正偏压部分在温度降低时呈现整流特性.当温度低于100K 时,在负偏压方向低于-114V 的平台区出现98710期 武建青等: GaA s A l A s 超晶格室温下的输运机制及自维持场畴振荡 了稳定场畴的鳃状分支,而在正偏压方向整个平台区都存在有振荡,如图2中的70K 曲线所示.图3为偏压112V 和019V 时的室温振荡波形.其频率分别为142M H z 和102M H z .实验结果显示,自维持振荡的频率和振幅都与偏压有关,这与分离2漂移模型的模拟结果相符合[2,7].图2 超晶格二极管在295K与70K 温度下的I 2V特性图3 两个不同偏压下的室温振荡波形曲线a :f =142M H z ,V b =1.2V ;曲线b :f =102M H z ,V b =0.9V.图4 在六个固定偏压下超晶格二极管的A rrhen iu s 曲线为了分析超晶格二极管的纵向输运机制,我们测量了负偏压方向在小偏压条件下二极管直流电流对温度的依赖关系.这时尚未形成场畴,电压基本上均匀地分布在超晶格上.图4为从-50mV 到-500mV 共六个固定偏压下的I ～1 T 对数曲线.可以看到,当T <30K 时,电流基本不随温度变化.之后,随温度升高而快速增加,120K 时的电流值约是30K 时的十倍.温度继续升高时,电流增长变缓.必须注意的是,对于某一固定偏压(比如100mV ),超晶格内的电场近似为215kV ・c m -1,是局域化电场强度(111kV ・c m -1)的两倍多,因此不会发生微带输运.流过超晶格的电流可以分为两部分:电子能量高于垒高的热离子发射部分(I th )和电子能量低于垒高通过隧穿传导的部分[13～15].隧穿电流部分又可细分为级联共振隧穿电流(I st ),声子辅助隧穿电流(I p t )和热辅助杂质隧穿电流等.最后一部分电流仅在宽垒情况起作用,在此可以忽略[16].Kazarinov 和Su ris [17]对超晶格中的级联共振隧穿进行了研究.I st 在低温区几乎不随温度变化[13].在图4中,我们将低于30K 的电流归于级联共振隧穿引起的电流.温度升高后,声子辅助隧穿和热离子发射效应有可能增强.当电子经历一个大角散射并将其在阱平面内的能量转换到其隧穿方向时,便发生了声子辅助隧穿,详细情况可参阅文献[18097 半 导 体 学 报 19卷～21].由于温度升高将提高声子的数量,因此声子辅助隧穿产生的电流将随温度升高而升高.当温度从100K 升至300K 时,文献[20,21]预言这部分电流将增大4倍.我们所测结果与此结论相近,因此在该温度区间我们样品的主导输运机制可能是声子辅助隧穿.另一方面,掺杂弱耦合超晶格中的热离子发射电流可用如下解析式表达[13]:I th =e 2m 3A ∂2L ΠΜD t V exp [-(H -E 1-E F ) k B T ](1)其中 m 3为GaA s 的有效质量;ΜD 是垒顶处的漂移速度;t 是接近垒顶处电子的量子透射系数;H 是垒高;E 1是基态能量;A 是二极管的面积;L 是超晶格的周期;V 是每个超晶格周期上的平均压降.必须注意,对于GaA s A l A s 超晶格,电子越过的垒高H 不是A l A s 层#顶的高度,而是与A l A s 层内的最低6能级有关[12].因此,在作A rrhen iu s 曲线的分析时要注意这一点.如图4所示,在高温区半对数坐标I ～1 T 曲线可画出六条直线来拟合实验数据.所有直线基本上具有相同的斜率,据此所得电流热激活能为11～13m eV .该值与从能带图对热离子发射所预期的理论垒高值130m eV 相去甚远.因此,我们认为在100～300K 温度范围内热离子发射机制不起主要作用.实际上,隧穿机制起主要作用是非常容易理解的:薄的A l A s 垒层非常有助于电子隧穿,高的A l A s 垒高又将抑制电子的热离子发射.如果考虑到能级的展宽,共振隧穿不仅发生在E #12E #1严格对齐时,而且只要偏离共振的能量失谐(E =eF d )小于由于声子散射造成的能级展宽,E #12E #1共振隧穿仍可发生.这样,声子辅助共振隧穿实际上也可以包含到E #12E #1共振隧穿过程范围之内.因此,对于我们的样品结构,其输运机制直到室温下都可用E #12E #1隧穿来描述.从而I 2V 曲线上将存在共振透射峰,峰值过后是负微分电导区,就可出现清晰的平台区.值得注意的是,室温下在I 2V 曲线中出现电子共振隧穿引出的电流峰和平台区只是产生自维持振荡的必要条件,但还不是充分条件.如果有效掺杂浓度不满足振荡条件,在第一个平台区将观察不到振荡.文献[2]中曾报道过室温微波振荡,其GaA s A l A s 超晶格样品结构与我们的样品结构相类似,只是其振荡发生在第二个平台,其原因大概是其掺杂浓度较高之故.另外,欧姆接触的质量以及界面缺陷将影响微波振荡的产生.总之,我们首先在GaA s A l A s 超晶格二极管的第一平台区观测到了室温微波振荡.对超晶格二极管电流的温度依赖关系进行了测量并对其输运机制进行了分析.这是一个令人鼓舞的结果.它将有利于超晶格振荡器的实用化.致谢 作者对何礼熊教授和罗克俭先生提供的帮助及有益的讨论表示感谢.参考文献[1] L .E sak i ,R .T su ,I BM J .R es .D ev .,1970,14:61.[2] J .Kastrup ,R .H ey and K .P loog ,Phys .R ev .B ,1997,55:2427.[3] Boquan Sun ,D .S .J iang ,Z .X .L iu et al .,A pp l .Phys .L ett .,1996,69:520.[4] M .Ho soda ,K .Tom inaga ,N .O h tani et al .,A pp l.Phys .L ett .,1997,70:1581.[5] S .H.Kwok,T. 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E.M endez,W.I.W ang,E.Calleja et a l.,A pp l.Phys.L ett.,1987,50:1263.[11] E.E.M endez,L.L.Chang,Surface Science,1990,229:173.[12] E.E.M endez,E.Calleja,W.I.W ang,Phys.R ev.B,1986,34:6026.[13] K.K.Cho i,B.F.L evine,C.G.Bethea et al.,A pp l.Phys.L ett.,1987,50:1814.[14] M.D utta,K.K.Cho i,P.G.N ewm an,A pp l.Phys.L ett.,1989,55:2429.[15] K.K.Cho i,B.F.L evine,R.J.M alik et a l.,Phys.R ev.B,1987,35:4172.[16] K.K.Cho i,“T he Physics of Q uantum W ell Infrared Pho todetecto rs”,W o rld Scientific P ress(1997),P258～278.[17] R.F.Kazarinov,R.A.Suris,Sov.Phys.Sem icond.,1972,6:120.[18] E.Pelve,F.Beltram,C.G.Bethea et al.,J.A pp l.Phys.,1989,66(11):5656.[19] R.T su and G.Doh ler,Phys.R ev.B,1976,12:680.[20] D.Caleck i,J.F.Pal m ier and A.Chom ette,J.Phys.C:So lid State Phys.,1984,17:5017.[21] J.F.Pal m ier,H.L.Person et a l.,Superlatt.and M icro struct.,1985,1:67.Room Tem pera ture GaA s A lA s S L Vertica l Tran sport andSelf-Susta i ned F ield D oma i n O sc illa tionW u J ianqing,J iang D esheng,Sun B aoquan(N a tional L aboratory f or S up erla ttices and M icrostructu res,Institu te of S e m icond uctors,T he Ch inese A cad e my of S cirnce,B eij ing 100083)R eceived24Febuary1998Abstract T he tem p eratu re dep endence of cu rren ts of the SL di ode at six b iases are m ea2 su red and u sed to analyse the vertical tran spo rt m echan is m in A l A s GaA s SL.T he room tem p eratu re m icrow ave(MW)o scillati on s are ob served in GaA s A l A s(10nm 2nm) dop ed w eak ly coup led sup erlattices(SL s)in the first p lateau of the I2V cu rve.T he se2 quen tial tunneling induced o scillati on s are detected in the tem p eratu re range from15K to 300K by app lying DC b ias on SL.It is found that up to300K the dom inan t tran spo rt m echan is m s in the SL di ode are sequen tial resonance tunneling and p honon2assisted tun2 neling.T he low b ias vo ltage conditi on under w h ich the o scillati on s are realized is help fu l to restrain therm al i on ic em issi on th rough X valley in the room tem p eratu re tran spo rt.PACC:7320,7220H,7340G。
GaAs_AlGaAs多量子阱中载流子动力学的实验研究
2. 实
验
实验采用美国 Coherent 公司生产的锁模掺钛蓝 宝石脉冲 激 光 器 作 为 光 源， 其输出的脉冲宽度为
* 国家自然科学基金（ 批准号： 10774183 ， 10911130356 ） ， 国家重点科学研究发展计划（ 批准号： 2009CB930500 ） 和财政部、 中国科学院支 持项目资助的课题. 通讯联系人. Email： blliu@ aphy. iphy. ac. cn
［ 16 ］
流子散射只在载流子之间交换动量， 系统总动量还 因此这种散射不会影响双极扩散过 是保持守恒的， 程， 从而导致在我们实验的激发条件下双极扩散系 数不变.
图3
量子阱中双极扩散系数和载流子寿命
k B 是玻尔兹曼常数， q 是元电荷常数， 这里， μe （ μh ） T 是载流子的温度. 半导体 是电子（ 空穴 ） 迁移率， * / m* ， 〈 中载流子的迁移率 μ = q〈 τ〉 τ〉 和 m 分别 是载流子的平均自由时间和有效质量. 对于 GaAs 样品， 由于 空 穴 的 有 效 质 量 远 大 于 电 子 的 有 效 质 量， 所以 D a ≈ 2 k B Tμ h / q. 结合爱因斯坦关系 qD = μk B T， 近似得到样品的空穴扩散系数 D h ≈ 1 / 2 D a ， Dh τR . 通 进一步可以得到空穴的扩散长度 L h = 槡 过测得的双极扩散系数和载流子寿命可求得 D h =
2 L h = 1. 1 μm. 我们测量 6. 5 cm2 / s， μ h = 250 cm / Vs，
图4
双极扩散系数随载流子浓度的变化
4. 结
论
的双极扩散常数和空穴迁移率和已有的实验结果 ［ 15 ］ GaAs 量子阱材料 是一致的 . 从得到的结果上看， 中的双极扩散系数、 空穴扩散系数和空穴迁移率均 ［ 8］ ［ 9］ 大于 CdTe 晶体 和 GaN 体材料 中相应的参数， 实验结果为以后在理论上深入研究 GaAs 量子阱材 料的性质提供了实验参数依据. 进一步测量了双极扩散系数与光激发的载流 子浓度（ n ex ） 的关系， 如图 4 所示. 发现在 n ex ≤1. 2 × 10 11 / cm2 的条件下， 样品的双极扩散系数与光激
GaAs-AlGaAs量子阱材料微观结构与器件特性分析研究
GaAs-AlGaAs量子阱材料微观结构与器件特性分析研究GaAs/AlGaAs量子阱材料微观结构与器件特性分析研究摘要：量子阱材料作为半导体器件中的重要组成部分，其微观结构和器件特性对于提高器件性能具有重要意义。
本文通过分析GaAs/AlGaAs量子阱材料的微观结构和器件特性，探讨了其在半导体器件中的应用潜力和挑战。
关键词：GaAs/AlGaAs，量子阱，微观结构，器件特性，应用潜力，挑战引言量子阱材料由两种或多种材料交替堆砌而成，形成细小的沟槽结构，其等效质量和带隙能量可以通过调整材料的层厚和组分比例来精确控制。
因此，量子阱材料在半导体器件中具有广泛应用的潜力。
而GaAs/AlGaAs量子阱材料由于其优良的电子结构和适应性，成为研究和应用较为广泛的一种量子阱材料。
一、理论背景1. 量子力学基础量子力学是研究微观粒子行为的物理学分支，量子阱材料研究的基础正是量子力学的原理。
根据量子力学的原理，微观粒子的运动具有一个测不准原理，即位置和动量无法同时精确测定；而且微观粒子也具有波粒二象性，既可以看作是粒子，也可以看作是波动。
2. GaAs/AlGaAs材料特性GaAs/AlGaAs材料具有良好的晶体生长性质和优异的电子特性，AlGaAs可以调节材料的带隙能量，GaAs可以提供高移动性的载流子，因此在量子阱材料中常用GaAs/AlGaAs。
二、 GaAs/AlGaAs量子阱材料微观结构与特性分析1. 微观结构GaAs/AlGaAs量子阱材料的微观结构主要包括多个量子阱层和外围材料层，其中量子阱层由GaAs和AlGaAs交替排列形成，外围材料层用于保护量子阱层结构免受外界环境的损害。
2. 带隙结构量子阱材料的带隙结构是其性能的重要指标之一，可以通过调节量子阱材料的组分比例和层厚来控制。
带隙结构的宽度决定了能带的宽度，对于光电器件而言，带隙结构主要影响其光响应性能。
3. 载流子性质GaAs/AlGaAs量子阱材料中的载流子主要是电子和空穴，其中电子受限于量子阱的二维结构，而空穴则受限于三维的束缚态。
GaAs_AlGaAs双量子阱结构的子带光学吸收
GaAs/AlGaAs双量子阱结构的子带光学吸收伍滨和*,曹俊诚,夏冠群(中国科学院上海微系统与信息技术研究所信息功能材料国家重点实验室,上海200050)摘要:利用微观运动方程计算了超快红外泵浦光引起的半导体双量子阱结构的子带间极化。
基于自洽场理论,可以求出瞬态探测光吸收系数。
这一方法没有采用稳态假设。
计算了不同泵浦强度和泵浦探测延时的吸收系数。
利用这一模型可以计算半导体微结构中的相干载流子的控制问题。
关键词:双量子阱;子带跃迁;光学吸收中图分类号:O472+ 3;O481 3 文献标识码:A 文章编号:0258-7076(2004)03-0577-02纳米尺度上的半导体结构的相干效应具有许多新颖的电学和光电子效应,比如Bloch振荡,相干载流子控制等[1]。
这些低维半导体结构具有的独特性质来源于对电子运动的量子限制。
在量子阱结构中,阱的导带在延着生长方向将会分离为数个子带。
近年来,无论是从理论还是应用的角度,子带间跃迁都引起了极大的兴趣。
多子带情形下的泵浦探测吸收问题往往采用稳态模型简化描述。
包含两个导带子带的飞秒泵浦探测瞬态子带吸收实验结果已有报道。
对于超快的过程,稳态假设并不适用。
包含多子带的瞬态电子动力学研究十分必要。
本文中,我们利用3个子带中电子的运动方程计算吸收谱。
多电子的相互作用利用随机位相近似(random phase approximation)来处理。
吸收谱可以通过Fourier变换得到。
1 计算结果我们考虑一个n型掺杂的双量子阱结构,两个GaAs量子阱被宽度为1.13nm的AlGa As势垒隔开。
两阱宽度分别是7.0和3.5nm。
这一非对称设计是为了破坏对称性。
使从第一子带到第三子带的跃迁满足对称性要求。
本征能量和波函数可以在有效质量假设下,自洽求解Schrodinger方程和Poisson方程来得到。
计算的最低的3个子带和半导体双量子阱结构如图1所示。
电子在半导体中的Hamilton量包括动能项和Coulomb相互作用项。
128×160元GaAsAlGaAs多量子阱长波红外焦平面阵列
第26卷 第10期2005年10月半 导 体 学 报CHIN ESE J OURNAL OF SEMICONDUCTORSVol.26 No.10Oct.,20053国家高技术研究发展计划资助项目(批准号:2002AA313100) 2005207211收到ν2005中国电子学会128×160元G aAs/Al G aAs 多量子阱长波红外焦平面阵列3苏艳梅1 种 明1 张艳冰2 胡小燕2 孙永伟1 赵 伟3 陈良惠1(1中国科学院半导体研究所纳米光电子实验室,北京 100083)(2中国电子科技集团第十一研究所(华北光电所),北京 100015)(3中科光电有限公司,北京 100083)摘要:研制了128×160元G aAs/Al GaAs 多量子阱红外焦平面阵列,它是目前国内报道的最大像元数的量子阱红外焦平面阵列.77K 时,器件的平均黑体响应率R v =2181×107V/W ,平均峰值探测率D 3λ=1128×1010cm ・W -1・Hz 1/2,峰值波长λp =811μm ,器件的盲元率为1122%.关键词:红外探测器;量子阱;焦平面阵列PACC :0762;7240中图分类号:TN215 文献标识码:A 文章编号:025324177(2005)10220442041 引言红外探测技术在通讯、气象、地球资源探测、工业探伤、医学等民用部门有广泛的应用,同时还在战略预警、战术报警、夜视、制导等军事方面有重要应用.HgCd Te 是目前应用比较广泛的材料,通过调整组分可以改变其响应波长.目前HgCd Te 红外探测器已经被成功地应用到气象勘测、夜视、预警探测等各个方面.但是HgCd Te 红外探测器的研究也遇到了一些困难,例如材料制备困难、成本高、均匀性差等.近年来,人们对Ⅲ2Ⅴ族材料制成的量子阱红外探测器进行了深入的研究[1～4].Ⅲ2Ⅴ族材料生长及器件制作工艺已十分成熟,材料的均匀性好,成本较低,材料组分容易控制,这为基于Ⅲ2Ⅴ族材料的大面阵量子阱红外探测器提供了技术基础.自上世纪80年代以来,量子阱红外探测器的研究取得了很大的进展.2003年,报道了640×512元的四色量子阱红外焦平面阵列[5].2005年,美国的Gunapala 等人又成功地研制了1024×1024元的长波和中波量子阱红外焦平面阵列[6].国内方面,中科院上海技术物理所已报道了他们研制的128×1元的GaAs/Al GaAs 多量子阱扫描型红外焦平面[7]以及64×64元的GaAs/Al GaAs 长波红外焦平面[8].本文报道在国内率先研制的128×160元GaAs/Al 2GaAs 量子阱红外焦平面阵列.在77K 时,器件的平均黑体响应率R v =2181×107V/W ,平均峰值探测率D 3λ=1128×1010cm ・W -1・Hz 1/2,峰值波长λp=811μm ,器件盲元率为1122%.2 器件的材料生长结构在半绝缘的GaAs (100)衬底上生长110μm 的下接触层.然后生长50个周期的GaAs/Al 0.3Ga 0.72As 多量子阱,其中阱宽为415nm ,垒宽为50nm.为了提供激发跃迁的光电子,阱区进行n 型掺杂.阱中的Si 掺杂浓度为5×1017cm -3.最后生长017μm 的上接触层,上下接触层的掺杂浓度均为1×1018cm -3.3 128×160元面阵的制作在上接触层上用光刻和干法刻蚀的方法制备二维光栅,光栅周期为3μm.然后在上接触层处真空第10期苏艳梅等: 128×160元G aAs/Al G aAs 多量子阱长波红外焦平面阵列蒸镀Au GeNi/Au 作为上电极层和反射层.再用干法刻蚀的方法刻蚀材料,穿过GaAs/Al 0.3Ga 0.7As 多量子阱层,直到重掺杂的下接触层,形成面阵.在下接触层上真空蒸镀Au GeNi/Au 作为下电极层.生长钝化层后,腐蚀出倒装焊用的引线孔.将探测器光敏元设计成128×160元的两维面阵结构,单元面积为30μm ×30μm ,光敏元的中心距为60μm.我们在一个50mm 的GaAs 片上制作了16个128×160元的面阵,如图1所示.图1 一个50mm GaAs 片上的16个128×160元量子阱焦平面阵列Fig.1 Sixteen 128×160pixels QWIP focal plane ar 2rays on a 50mm GaAs wafer通过复杂的互连技术将面阵与读出电路相连,图2为互连示意图.通过In 柱把Si 读出电路与面阵相连.为了保证互连的可靠性,在工艺上要求生长的In 柱具有合适的高度和适当的形状,高度均匀并无氧化.图2 探测器面阵的一个像元与Si 读出电路互连示意图Fig.2 Schematic diagram of a pixel connecting with a Si multiplexer互连后进行背面减薄,抛光到约20μm.最后把芯片装入77K 杜瓦中进行测试.加冷屏以抑制背景辐射,杜瓦中的芯片如图3所示.图3 与读出电路倒装连接之后的128×160元量子阱红外探测器焦平面阵列Fig.3 Picture of a 128×160pixels QWIP focal plane array integrated with a readout circuit4 器件性能测试及结果分析采用双面源黑体对封装在77K 杜瓦瓶中的焦平面探测器进行测试,采集器件的响应电压,根据以下定义计算出平均黑体探测率:D 3b=1n∑ni =1V s (i )V N (i )ΔI PFBB FOV (i )A dA d Δf其中ΔI PFBB =1πσ(ε2T 42-ε1T 41)其中 ΔI PFBB 为面源黑体在低温T 1(20℃)和高温T 2(35℃)时辐射功率变化量;ε1,ε2分别为对应的低温面源黑体和高温面源黑体的黑体辐射率;σ=5167×10-12W ・cm -2・K -4;FOV (i )为探测器所张的立体角;n 为有效像元个数;A d 为探测器接收面积;Δf 为带宽.得出器件的平均黑体探测率D 3b =0195×109cm ・W -1・Hz 1/2.平均黑体响应率为R v =2181×107V/W ,所测面阵的盲元率为1122%.以上测试中,器件本身并未加增透膜.用红外光谱仪对GaAs/Al GaAs 多量子阱红外焦平面进行相对光谱响应测试,器件的光谱如图4所示.器件的响应峰值波长为λp =811μm ,截止波长为λc =8147μm.通过光谱可计算出平均峰值探测率D 3λ与平均黑体探测率D 3b 之间的转换因子,进而可得出平均峰值探测率.我们的器件平均峰值探测率D 3λ=1128×1010cm ・W -1・Hz 1/2.从测试结果看出,我们的器件的响应波段位于长波红外大气窗口,而且具有很好的整体均匀性和良好的性能.同时还对衬底厚度分别为100μm 和20μm 的面阵性能进行了测试,发现把衬底厚度从100μm 减薄到20μm ,器件的性能大大改善,黑体平均探测率5402半 导 体 学 报第26卷图4 焦平面阵列在77K下的相对光谱响应Fig.4 Normalized spectral responsivity of the focal plane array at77KD3b从013×109cm・W-1・Hz1/2提高到0195×109cm・W-1・Hz1/2,这主要是由于衬底减薄后, GaAs和空气的折射率差形成波导的缘故[9].5 结论所研制的128×160元GaAs/Al GaAs多量子阱红外焦平面阵列,是国内目前报道的最大像元数的量子阱红外焦平面阵列.这是在突破了很多关键技术的基础上取得的.包括大面积低缺陷密度的材料生长工艺;周期3μm的光栅制作工艺;大面积光敏元与耦合光栅的均匀刻蚀;高质量In柱的生长互联工艺;背面减薄工艺等.此焦平面阵列在77K时,器件的平均黑体响应率为R V=2181×107V/W,平均峰值探测率为D3λ=1128×1010cm・W-1・Hz1/2,峰值波长为λp=811μm,器件的盲元率达到了1122%.这一低盲元率充分体现了GaAs/Al2 GaAs材料在制作大面阵量子阱红外探测器方面的优势和潜力.随着材料生长、制作工艺、测试电路等方面的改进,探测器性能将会有进一步的提高,逐步向实用化迈进.致谢 感谢中国电子科技集团第十一所的老师们在器件研制过程中给予的积极合作和帮助,感谢中科光电在器件制作过程中给予的大力支持.参考文献[1] Levine B F.Quantum2well infrared photodetectors.J ApplPhys,1993,74(8):R1[2] Gunapala S D,Bandara S V.Quantum well infrared photode2tector(QWIP)focal plane arrays.Semiconductors and Semi2metals,1999,62:197[3] Gunapala S D,Bandara S V,Liu J K,et al.Quant um well in2frared photodetector research and development at J et Propul2sion Laboratory.Infrared Physics and Technology,2001,42:267[4] Cui Liqiu,Jiang Desheng,Zhang Yaohui,et al.Photovoltaicresponse under varied bias in3～5μm double barrier quantumwell intersubband photodetectors.Chinese Journal of Semi2conductors,1996,17(7):557(in Chinese)[崔丽秋,江德生,张耀辉,等.3～5μm双势垒量子阱红外探测器结构在不同偏压下的光伏响应.半导体学报,1996,17(7):557][5] Bandara S V,Gunapala S D,Liu J K,et al.Four2band quan2tum well infrared photodetector array.Infrared Physics andTechnology,2003,44:369[6] Gunapala S D,Bandara S V,Liu J K,et al.1024×1024pixelmid2wavelengt h and long2wavelengt h infrared QWIP focalplane arrays for imaging applications.Semiconductor Scienceand Technology,2005,20:473[7] Wan Mingfang,Ou Haijiang,Lu Wei,et al.Infrared imagingby128×1GaAs/Al GaAs MQW infrared FPAs.Journal ofInfrared and Millimeter Waves,1998,17(1):76(in Chinese)[万明芳,欧海疆,陆卫,等.128×1元GaAs/Al GaAs多量子阱扫描型红外焦平面的红外成像.红外与毫米波学报,1998,17(1):76][8] Li Ning,Li Na,Lu Wei,et al.Development of64×64GaAs/Al GaAs MQW long2wave infrared FPAs.Journal of Infraredand Millimeter Waves,1999,18(6):127(in Chinese)[李宁,李娜,陆卫,等.64×64元GaAs/Al GaAs多量子阱长波红外焦平面研制.红外与毫米波学报,1999,18(6):127][9] Sarusi G,Levine B F,Pearton S J,et al.Improved perform2ance of quantum well infrared photodetectors using randomscattering optical coupling.Appl Phys Lett,1994,68(8):9606402第10期苏艳梅等: 128×160元G aAs/Al G aAs多量子阱长波红外焦平面阵列7402A128×160Pixel G aAs/Al G aAs Multi2Q uantum Well Long2W avelengthInfrared Photodetector Focal Plane Array3Su Yanmei1,Cho ng Ming1,Zhang Yanbing2,Hu Xiaoyan2,Sun Y ongwei1,Zhao Wei3,and Chen Lianghui1(1N ano2Optoelect ronics L aboratory,I nstit ute of S emiconductors,Chinese A cadem y of Sciences,Bei j i ng 100083,China)(2N ort h China Research I nstit ute of Elect ro2Optics,B ei j ing 100015,Chi na)(3E2O N ational Co1L t d,Bei j ing 100083,China)Abstract:A128×160long2wavelength G aAs/Al GaAs quantum well inf rared photodetector(QWIP)focal plane array(FPA) was developed.It is the biggest FPA reported in China.At77K,the average blackbody responsivity R V=2181×107V/W is ob2 tained with the peak wavelengthλp=811μm.The average peak detectivity is D3λ=1128×1010cm・W-1・Hz1/2.The ratio of dead pixels is1122%.K ey w ords:inf rared photodetectors;quantum well;focal plane arraysPACC:0762;7240Article ID:025324177(2005)10220442043Project supported by t he National High Technology Research and Development Program of China(No.2002AA313100) Received11J uly2005 ν2005Chinese Institute of Electronics。
GaAs和AlGaAs半导体材料的制备及其电学性能研究
GaAs和AlGaAs半导体材料的制备及其电学性能研究GaAs 和 AlGaAs 半导体材料是当前广泛应用于光电子与微电子领域的重要半导体材料。
本文将介绍这两种材料的制备方法及其电学性能研究。
一、GaAs半导体材料制备方法1.分子束外延法（MBE）分子束外延法是目前制备GaAs薄膜的主要方法之一。
该方法的步骤如下：首先，在高真空条件下，将Ga和As分子通过热源加热并喷射到基片表面上，形成一个薄膜。
在此过程中，基片表面会先被As覆盖，然后再加入Ga原子，使其与As原子反应生成GaAs晶体。
此外，在该过程中，可以通过控制加热器的温度和压强来调节Ga和As的流速和比例，从而得到不同形态和组成的薄膜。
2.金属有机气相沉积法（MOCVD）金属有机气相沉积法也是制备GaAs半导体材料的主要方法之一。
该方法的步骤与MBE法类似，但是使用的是金属有机化合物和气态源材料。
在此过程中，液态有机金属化合物通过加热分解生成金属原子和有机气态物质。
Ga和As源材料也以气态形式加入，控制金属源和As源的蒸发速率，使它们分子间相遇反应生成GaAs晶体。
3.分别生长法分别生长法是指先在基片上生长一层厚度较大的相应衬底层，然后在衬底层上沉积半导体薄膜。
衬底层可以选择Si、Ge等单晶材料，以保证晶体与基片的匹配度和质量。
GaAs的制备中，一般采用Ge衬底，因为GaAs的晶格参数与Ge较接近，容易获得高质量的GaAs晶体。
二、AlGaAs半导体材料制备方法AlGaAs的制备方法基本上和GaAs相同，只是在加入As源材料的同时，还加入Al原子和As原子的混合源材料。
Al和Ga原子相互掺杂，生成含有不同Al含量的AlGaAs晶体。
三、 GaAs和AlGaAs半导体材料的电学性能研究1.电性能特点GaAs半导体材料具有较高的电子迁移率、较快的载流子寿命和较小的激子激子复合系数等特点，从而表现出良好的高频性能和高速性能。
AlGaAs半导体材料中，Al含量的增加可以降低禁带宽度，从而改变电学性能。
室温工作的AlGaAsSb_InGaAsSb2_m多量子阱脊(精)
室温工作的Al G aAsSb/InG aAsSb 2μm 多量子阱脊波导半导体激光器①张雄, 李爱珍3, 张永刚, 郑燕兰, 徐刚毅, 齐鸣(中国科学院上海微系统与信息技术研究所信息功能材料国家重点实验室, 上海200050摘要:报道了可在室温下脉冲工作的AlG aAsSb/InG aAsSb 2μm 多量子阱脊波导半导体激光器。
器件材料生长采用固态源分子束外延的方法, 器件有源层采用应变补偿量子阱结构, 激光器结构中引入了加宽波导的设计。
制备的多量子阱激光器最高工作温度可达60℃, 激射波长2108μm 。
室温下阈值电流为350mA , 20～50℃范围内特征温度为88K 。
关键词:半导体激光器; 分子束外延中图分类号:T N248. 4; T N365文献标识码:A文章编号:0258-7076(2004 03-0574-03由于2～5μm 中红外波段包括了许多重要的分子特征谱线, 并且是重要的大气窗口, 因此工作于该波段的半导体激光器应用领域非常广泛, 可以用来进行污染物和有毒气体的监测、检测、激光雷达、的首选材料。
G与G aSb 并且与G aSb 衬底晶格匹配的G aInAsSb 的禁带宽度可以覆盖从1. 7～4. 4μm 的波段, 而AlG aAsSb 具有较大的禁带宽度和较低的折射率, 可以用于限制层。
但是对锑化物材料的研究也存在相当大的困难。
首先锑化物三元系、四元系材料存在很大的不互溶隙, 在材料的生长过程中容易发生分凝现象, 导致材料的质量下降。
其次锑化物器件工艺也很不成熟, 有待进一步完善。
再次, 中红外器件始终存在载流子吸收和俄歇复合等较大的问题, 要制备室温工作器件有相当的难度。
十世纪九十年代以来, 锑化物材料的重要性越来越受到广泛的重视, 取得了一系列令人瞩目的突破性进展。
其中, 最重要的成果是用分子束外延(M BE 这种非热力学平衡条件下的生长方法成功地克服了不互溶隙对材料生长的限制, 生长出高质量的锑化物微结构材料, 并充分发挥了锑化物材料在能带工程上的优势, 诞生了一批高性能的新型电子、光电子器件。
AlGaAs／GaAs多量子阱光电压的真空敏感特性
a
/Ga As 多
量子阱光 电 压 谱 的变 化
1
分析 表 面 吸 附对 光 电压的影 响
实验 样 品 与 测 量装 置
实验样品是 用分 子束 外 延技术
1 9 9 6 一 0 7 一 18 收 稿 日期 . 福 建省 自然 I A
G
a
A
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/Ga A
〕
。
光 电 压 谱不 仅 反 映 了量子 阱光谱 响应 的能力
,
是 量子 阱 光 电子应 用 的基础
。
而且还
,
能提 供量子 阱 导 带子 带与 价带 子带 间光 跃迁 电压 谱 成 为 研 究 量 子 阱光 吸 收 工具 对于 I A
j[ 迅速 增大 7
。 。 、
、
光 生 载 流子 输 运及 复合 的信 息
,
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外 延层和 多
P 型的
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s / G a A 多量子阱的光 电压 对
真 空 度很敏感
,
在
1
个大气压的气氛 中
《有外电场时GaAs-AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收》范文
《有外电场时GaAs-AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收》篇一有外电场时GaAs-AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收摘要：本文针对有外电场存在时，GaAs/AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收现象进行了深入的研究。
通过对该系统的能级结构、电子跃迁机制以及光吸收特性的详细分析，为理解和优化光电器件性能提供了理论依据。
一、引言GaAs/AlGaAs多量子阱是一种重要的半导体材料结构，其具有独特的光电性能和在光电器件中的应用潜力。
当有外电场作用于该结构时，电子的子带间跃迁和光吸收特性将发生变化，这为研究其光电性能提供了新的视角。
本文旨在探讨有外电场时，GaAs/AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收的机制和特性。
二、GaAs/AlGaAs多量子阱结构与能级GaAs/AlGaAs多量子阱由交替排列的GaAs和AlGaAs薄层构成，具有分立的能级结构和电子态。
在外电场的作用下，能级结构将发生变化，影响电子的跃迁和光吸收特性。
三、电子子带间跃迁理论电子子带间跃迁是指电子在不同能级之间的跃迁。
在无外电场时，电子在GaAs/AlGaAs多量子阱中的跃迁遵循选择定则。
当有外电场作用时，跃迁机制将发生变化，影响光吸收特性。
四、外电场对光吸收的影响外电场作用于GaAs/AlGaAs多量子阱时，将改变能级结构和电子态，从而影响电子的跃迁和光吸收。
本文通过实验和理论分析，研究了外电场对光吸收的影响机制和规律。
实验结果表明，外电场可以改变光吸收的强度和波长范围。
五、实验方法与结果分析采用光谱技术对GaAs/AlGaAs多量子阱的光吸收特性进行了实验研究。
通过改变外电场的强度和方向，观察光吸收的变化。
实验结果表明，外电场可以显著影响光吸收的强度和波长范围。
通过理论分析，得出外电场通过改变能级结构和电子态来影响光吸收的结论。
六、结论本文研究了有外电场时，GaAs/AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收的机制和特性。
《有外电场时GaAs-AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收》范文
《有外电场时GaAs-AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收》篇一有外电场时GaAs-AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收一、引言在当代半导体物理中，GaAs/AlGaAs多量子阱（MQW）因其独特的电子性质和光学特性，被广泛应用于光电子器件和微电子器件的制造中。
当外电场作用于这些多量子阱时，电子子带间的跃迁光吸收现象引起了广泛关注。
本文将深入探讨有外电场存在时，GaAs/AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收的特性与机理。
二、GaAs/AlGaAs多量子阱结构及电子能带特性GaAs/AlGaAs多量子阱是由交替生长的砷化镓（GaAs）和铝镓砷（AlGaAs）超薄层组成。
这些层在原子尺度上周期性排列，形成了特定的电子能带结构。
其中，能级被分裂成若干个离散的子带，这为电子子带间跃迁提供了可能。
三、外电场对电子子带间跃迁的影响当外电场作用于GaAs/AlGaAs多量子阱时，电子在能带间的跃迁行为将发生改变。
外电场会改变能级的分布和间距，进而影响电子跃迁的概率和能量。
同时，外电场的存在也可能引发电子在垂直于界面的方向上的移动，使得子带间跃迁的过程更加复杂。
四、电子子带间跃迁光吸收的特性与机理在外电场的作用下，电子在两个不同子带之间的跃迁将产生光吸收现象。
这一过程是通过吸收光子的能量实现的，而光子的能量决定了跃迁的难易程度。
此外，外电场对能级的影响也将进一步影响光吸收的强度和光谱分布。
这种光吸收现象不仅与半导体材料的物理性质有关，还与光的波长、强度和偏振状态等参数密切相关。
五、实验方法与结果分析为了研究有外电场时GaAs/AlGaAs多量子阱中电子子带间跃迁光吸收的特性，我们采用了多种实验方法。
包括光谱测量技术、光电效应测量等。
通过这些实验方法，我们得到了在不同外电场强度下，光吸收的强度和光谱分布的详细数据。
根据实验结果，我们发现外电场对电子子带间跃迁光吸收的影响显著。
随着外电场强度的增加，光吸收的强度和光谱分布都会发生变化。
《GaAs-AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁光吸收》范文
《GaAs-AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁光吸收》篇一GaAs-AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁光吸收一、引言在当今的半导体光电子学领域，Ⅲ-Ⅴ族化合物，特别是GaAs和AlGaAs，因其在光电转换和光子生成中的独特性能而备受关注。
当这些材料形成量子阱结构时，其电子能级形成离散的子带结构，从而使得电子的跃迁行为呈现出独特的特性。
本文将重点研究GaAs/AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁的光吸收现象。
二、GaAs/AlGaAs量子阱结构GaAs/AlGaAs量子阱由两种材料交替生长而成，形成周期性的层状结构。
在这种结构中，由于量子限制效应，电子和空穴的能级被离散化，形成一系列子带。
这种结构在光电子器件如激光器、光电探测器等中有着广泛的应用。
三、电子子带跃迁理论在量子阱中，电子可以在不同的子带之间发生跃迁。
这种跃迁可以通过吸收光子的能量来实现。
子带间跃迁的能量与光子的能量相匹配时，光子被吸收，导致电子从低能级子带跃迁到高能级子带。
这种跃迁机制对于理解量子阱的光电性能至关重要。
四、双抛物量子阱中的电子子带跃迁光吸收在GaAs/AlGaAs耦合双抛物量子阱中，电子的子带跃迁行为尤为复杂。
由于双抛物势的影响，电子在不同子带间的能量差异以及跃迁几率有所不同。
这种差异将影响光吸收的特性，包括吸收峰的位置和强度。
我们通过计算和分析这些参数，可以更好地理解双抛物量子阱中的电子子带跃迁光吸收现象。
五、实验方法与结果分析我们采用先进的分子束外延技术生长了GaAs/AlGaAs耦合双抛物量子阱样品，并利用光谱技术测量了其光吸收特性。
实验结果表明，在特定的光子能量下，量子阱表现出明显的光吸收峰，这表明电子在子带间发生了有效的跃迁。
通过分析实验数据，我们得出了不同子带间跃迁的能量差和跃迁几率等关键参数。
六、讨论与结论通过对GaAs/AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁光吸收的研究，我们深入理解了这种结构的光电性能。
《直角棱柱型GaAs-AlGaAs核壳结构纳米线中的电子态及光吸收》范文
《直角棱柱型GaAs-AlGaAs核壳结构纳米线中的电子态及光吸收》篇一直角棱柱型GaAs-AlGaAs核壳结构纳米线中的电子态及光吸收一、引言随着纳米科技的快速发展，纳米材料因其独特的物理和化学性质在光电子器件、传感器和太阳能电池等领域展现出巨大的应用潜力。
其中，GaAs/AlGaAs核壳结构纳米线因其在电子态和光吸收方面的独特性质，成为了当前研究的热点。
本文将重点探讨直角棱柱型GaAs/AlGaAs核壳结构纳米线中的电子态及光吸收特性。
二、GaAs/AlGaAs核壳结构纳米线的电子态2.1 结构特点直角棱柱型GaAs/AlGaAs核壳结构纳米线具有明确的几何形状，其核心部分由GaAs组成，而外部则包裹着AlGaAs材料。
这种特殊的结构使得纳米线在电子态方面表现出独特的性质。
2.2 电子态分析在核壳结构中，由于GaAs和AlGaAs的能级差异，电子在两种材料之间的分布和运动受到限制和影响。
通过理论计算和实验观测，我们可以分析出纳米线中的电子态分布及能级结构。
此外，纳米线的尺寸、形状以及掺杂浓度等因素也会对电子态产生影响。
三、光吸收特性3.1 光学性质由于GaAs和AlGaAs的能带结构和光学性质存在差异，这种核壳结构在光吸收方面表现出独特的特点。
当光照射到纳米线上时，光子与电子之间的相互作用导致光被吸收、散射或透射。
通过分析不同波长光下的光吸收强度，可以了解纳米线的光学性质。
3.2 光吸收机制在直角棱柱型GaAs/AlGaAs核壳结构纳米线中，光吸收机制主要涉及到光子与电子之间的相互作用。
当光子的能量与电子的能级差相匹配时，光子被吸收并激发电子跃迁到更高的能级。
此外，由于核壳结构的特殊性，光子在纳米线内部的多重反射和散射也会对光吸收产生影响。
四、实验与讨论为了研究直角棱柱型GaAs/AlGaAs核壳结构纳米线的电子态及光吸收特性，我们进行了相关实验。
通过制备不同尺寸、形状和掺杂浓度的纳米线样品，我们观察了其电子态分布和光吸收特性。
《GaAs-AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁光吸收》范文
《GaAs-AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁光吸收》篇一GaAs-AlGaAs耦合双抛物量子阱中电子子带跃迁光吸收一、引言随着半导体技术的发展，GaAs/AlGaAs材料因其独特的电子和光学特性，在光电子器件和微电子器件中得到了广泛的应用。
其中，双抛物量子阱（DPQW）结构因其能级分布的特殊性，成为光电子学研究领域的一个重要课题。
本篇论文将着重研究在GaAs/AlGaAs耦合双抛物量子阱中，电子子带跃迁的光吸收现象。
二、GaAs/AlGaAs材料与双抛物量子阱结构GaAs/AlGaAs是一种重要的半导体材料，具有优异的电子和光学性能。
双抛物量子阱（DPQW）是由交替的GaAs和AlGaAs 层构成，其能级分布呈现出抛物线形状。
这种结构使得电子在量子阱中的运动具有特定的规律性，为研究电子子带跃迁提供了理想的实验环境。
三、电子子带跃迁的基本理论电子子带跃迁是半导体材料中电子在能级之间的跃迁过程。
当光子的能量与电子在两个能级之间的能量差相匹配时，电子会从低能级跃迁到高能级。
这种跃迁过程对光吸收、发光等光学性质有着重要的影响。
在双抛物量子阱中，由于能级的特殊分布，电子子带跃迁的规律具有独特的特征。
四、实验方法与数据采集本实验采用光吸收谱技术，通过测量不同波长光照射下GaAs/AlGaAs耦合双抛物量子阱的光吸收强度，分析电子子带跃迁的规律。
实验中，我们使用高精度的光谱仪和光源系统，确保了实验数据的准确性和可靠性。
通过分析实验数据，我们可以得到光吸收系数与光子能量的关系曲线，进而研究电子子带跃迁的能级结构和光吸收特性。
五、实验结果与分析通过分析实验数据，我们得到了光吸收系数与光子能量的关系曲线。
结果表明，在特定波长的光照射下，电子子带之间发生明显的跃迁现象，导致光吸收强度的显著变化。
这表明了双抛物量子阱中电子子带跃迁的存在。
此外，我们还发现不同能级之间的跃迁对光吸收的影响程度不同，这为进一步研究电子子带跃迁的能级结构和光吸收特性提供了重要的信息。
AlGaAsGaAs耦合量子阱中空间非局域光学响应特性研究的开题报告
AlGaAsGaAs耦合量子阱中空间非局域光学响应特
性研究的开题报告
本研究旨在探究AlGaAs/GaAs耦合量子阱中空间非局域光学响应特性，以增加对该材料的理解并为其进一步应用提供有力支撑。
具体研究
内容和目标如下：
一、研究背景
AlGaAs/GaAs耦合量子阱是一种具有重要应用前景的半导体材料，
在太阳能电池、光电探测器等领域有广泛应用。
AlGaAs/GaAs耦合量子
阱具有空间非局域性，即其电子和空穴密度分布受到相邻量子阱影响。
研究其空间非局域光学响应特性对于深入了解该材料的光电物理特性、
优化其性能具有重要意义。
二、研究内容
本研究将探究AlGaAs/GaAs耦合量子阱中空间非局域光学响应特性，具体研究内容包括：
1. 基于密度泛函理论计算AlGaAs/GaAs耦合量子阱的能带结构和电荷密度分布；
2. 分别在一维、二维和三维情况下计算其空间非局域响应特性，并
分析响应强度和影响因素；
3. 对比分析不同空间维度下的响应特性，探究其异同点。
三、研究目标
本研究目标如下：
1. 深入了解AlGaAs/GaAs耦合量子阱的光电物理特性，为其进一步应用提供理论支持；
2. 探究该材料空间非局域光学响应特性，揭示其在实际应用中存在的优势和问题；
3. 为AlGaAs/GaAs耦合量子阱在太阳能电池、光电探测器等领域的优化性能提供参考。
GaAs量子阱光致发光谱研究的开题报告
InGaAs/GaAs量子阱光致发光谱研究的开题报告题目：InGaAs/GaAs量子阱光致发光谱研究一、研究背景InGaAs/GaAs量子阱是一种新型材料，在光电子学、半导体器件等领域有广泛的应用。
光致发光谱是探究这种材料的光学性质的重要方法之一。
通过光致发光谱可以了解材料的激子能级结构、缺陷能级和电子输运性质等信息。
因此，研究InGaAs/GaAs量子阱的光致发光谱对于深入了解材料性质、指导器件设计具有重要意义。
二、研究目的本研究旨在采用光致发光谱技术，探究InGaAs/GaAs量子阱的光学性质。
具体包括：1. 研究InGaAs/GaAs量子阱的激子能级结构及与外界环境的相互作用；2. 研究InGaAs/GaAs量子阱的缺陷能级和电子输运性质；3. 探究InGaAs/GaAs量子阱的各种光学性质变化规律。
三、研究内容1. 收集InGaAs/GaAs量子阱样品并制备光致发光样品；2. 使用激光器进行光致激发，并对光致发光谱的光强、峰位等进行测量分析；3. 基于样品特性分析光致发光谱的谱形，提取有关信息并分析探讨；4. 结合实验结果，深入研究InGaAs/GaAs量子阱的光学性质。
四、研究意义1. 通过研究InGaAs/GaAs量子阱的光致发光谱，可以探索该材料的基本光学特性；2. 研究结果可以为InGaAs/GaAs量子阱的应用和器件设计提供重要的指导意义；3. 该研究可以为深入理解量子点、量子线等其他量子结构的光学性质提供参考。
五、研究方案1. 收集InGaAs/GaAs量子阱样品并制备样品；2. 使用光谱仪测量光致发光谱；3. 对测量结果进行数据处理和分析；4. 结合实验结果深入研究InGaAs/GaAs量子阱的光学性质。
六、预期成果完成该研究后，预期可以获取InGaAs/GaAs量子阱的光致发光谱，并且可以分析谱形和谱峰等参数，探究材料的激子能级结构、缺陷能级和电子输运性质等信息。
同时，可以为材料的应用和器件设计提供新的指导意义。
具有宽带响应的GaAs／AlGaAs多量子阱红外探测器
具有宽带响应的GaAs／AlGaAs多量子阱红外探测器
李晋闽;郑海群
【期刊名称】《红外与毫米波学报》
【年(卷),期】1994(013)005
【摘要】报道具有宽带响应的130元线列GaAs/AlGaAs多量子阱红外探测器的研究进展.通过表面光栅耦合,采用垂直入射的工作模式,在T=80K时测得器件探测率的光谱响应曲线的半峰宽为4.3μm.在λ_p=9.5μm时的峰值探测率为
4.89×10~9cmHz^(1/2)/W,电压响应率为2.89×10~4V/W.
【总页数】4页(P377-380)
【作者】李晋闽;郑海群
【作者单位】不详;不详
【正文语种】中文
【中图分类】TN215
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GaAs／Al_（0．4）Ga_（0．6）As多量子阱红外探测器光吸收计算
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