超晶格(GaAs)_n(InAs)_1(001)的光学性质
gaas gap晶格常数 -回复
gaas gap晶格常数-回复GaAs晶格常数（lattice constant）是指GaAs晶体中两个相邻原子之间的距离。
GaAs是一种半导体材料，由镓（Ga）和砷（As）元素组成。
它具有重要的电子和光学性质，在半导体器件和光电子学领域有广泛应用。
本文将介绍GaAs的晶体结构、晶格常数的定义和计算方法，以及影响GaAs晶格常数的因素。
首先，我们将介绍GaAs的晶体结构。
GaAs晶体属于锌刚石（Zinc-blende）结构，是一种六方晶系的晶体结构。
它由两种不同的原子组成，即镓和砷。
在GaAs晶体中，每个镓原子都与四个砷原子形成共价键。
同时，每个砷原子也与四个镓原子形成共价键。
这种结构使得GaAs晶体具有高度有序的排列，从而具备了半导体的特性。
接下来，我们来定义GaAs的晶格常数。
晶格常数通常用a表示，表示的是两个相邻原子之间的距离。
由于GaAs晶体是立方晶系，所以它的晶格常数a表示晶体中的立方晶胞的边长。
晶体中的每个原子都位于一个晶胞的角落或中心位置。
对于GaAs晶体，晶格常数一般是以埃（Angstrom）为单位表示，即1埃=10^{-10}米。
计算GaAs晶格常数的方法有多种。
一种常用的方法是通过X射线衍射实验测定晶体中的衍射峰位置，然后利用布拉格方程计算晶格常数。
布拉格方程表示为：nλ= 2d sinθ其中，n为衍射阶次（通常取1），λ为X射线的波长，d为晶格常数，θ为衍射角。
通过测量衍射峰的位置和已知的X射线波长，可以反推出晶格常数。
另一种计算晶格常数的方法是通过理论模拟。
由于GaAs晶体的结构相对简单，可以利用计算机程序进行模拟，通过优化方法寻找最稳定的晶体结构。
在模拟过程中，可以得到晶胞的尺寸和原子位置信息，从而计算出晶格常数。
影响GaAs晶格常数的因素有多个。
首先，GaAs晶格常数受温度的影响。
温度升高会导致晶格常数增大，原子之间的距离相应增加。
其次，GaAs 晶格常数还会受到晶体的应力影响。
半导体材料第10讲-超晶格
量子阱的应用
量子阱红外探测器 阱材料的子带中有两个子能带，即基态E1和第一激发态E2 ，在 材料生长过程中利用掺杂型半导体．使子带阱中基态上具有一定的二 维电子密度， 当入射辐射光子能量为hω照射到器件接收面上时，E1 上的电子将被光子激发到E2态，并隧穿势阱壁形成热电子，以致形成 与入射光强度成正比的电信号。 这种新型、快速、灵敏的红外探测器具有灵活性大、响应速度快、 量子效率高、结构简明等优点。量子阱红外探测器还具有材料均匀性 好稳定性好，重复性好及质高价廉等优点，其发展速度特别快。这种 新型量子阱探测器的问世，大大促进了大规模集成、光学逻辑电路、 红外成像技术的发展量子阱红外探测器对红外物理、红外光电子学及 其应用领域带来了革命性的发展。
半导体材料
第八章 III－V族多元合物半导体
四探针法原理 请参考 陈治明，王建农，《半导体器件的材料 物理学基础》，科学出版社，1999年5月第 一版，p: 249-268
8-1 异质结
异质结：两种不同晶体接触处所形成的结。由两种半导体单晶联
结起来构成。可分为同型(NN+，PP +)和异型(PN)两种
超晶格量子阱的一些重要现象和性质即可用二维电子气的态密度 来描述。 通过对二维电子气的态密度的计算，发现二维电子气的态 密度与能级无关。正是这种特性，给超晶格带来了许多方面的应用。
可参考：阎明，”半导体超晶格及其量子阱的原理”，上海海运 学院学报，V0l_21 No．1 Mar．2000，p=102-107
度，从而减少了复合区宽度。
异型异质结可利用改变两侧禁带宽度的相对大小来提高电子或空 穴的注入效率。
同型和异型异质结都能提供一个折射率阶跃，形成光波导的界面
半导体材料第10讲-超晶格
在器件，特别是光电器件的设计和制做中常利用异质结的以下特性：
➢
要想使两种晶格常数不同的材料在原子尺寸范围内达到相互近似匹 配，只有在晶格处于弹性应变状态，即在两种晶格交界面附件的每个 原子偏离其正常位置时才能实现。当这种应变较大时，即存储在晶体 中的应变能量足够大时，将通过在界面处形成位错而释放，所形成的 位错称为失配位错。实验表明，在异质结外延层中，晶格失配引起的 位错密度可达107-108/cm2，甚至达到1010/cm2。如果发光器件的有 源区中有如此高密度的位错，其发光效率将大大降低。
若材料B的价带顶也高于A的价带顶，则该结构同时也是 材料A为空穴势垒，B为空穴势阱的量子阱
由于两种材料的禁带宽度 不同而引起的沿薄层交替生长 方向（z方向）的附加周期势分 布中的势阱称为量子阱。
量子阱中电子与块状晶体 中电子具有完全不同的性质， 即表现出量子尺寸效应，量子 阱阱壁能起到有效的限制作用， 使阱中的载流子失去了垂直于 阱壁方向（z方向）的自由度， 只在平行于阱壁平面（xy面） 内有两个自由度，故常称此量 子系统为二维电子气。
能带突变的应用
能带突变的应用是多方面的： 1、可以产生热电子 2、可形成使电子反射的势垒 3、提供一定厚度和高度的势垒，当势垒很薄时， 电子可以隧穿，势垒较厚时，只有那些能量比势 垒高度大的电子才能越过。 4、造成一定浓度和宽度的势阱，束缚电子于其中， 当势阱宽度小于电子的de broglie波长时，阱中的 电子将处于一系列量子化能级上（即量子势阱）
凝聚态物理学中的超晶格和超晶体现象
凝聚态物理学中的超晶格和超晶体现象随着科学技术的不断发展，凝聚态物理学逐渐成为研究物质行为和性质的重要领域之一。
在这个领域里，超晶格和超晶体的研究引起了广泛的关注和兴趣。
本文将介绍超晶格和超晶体现象的一些基本概念和研究成果，以及其在实际应用中的潜力。
超晶格是指一种由多个晶体周期性重复堆叠而成的结构，在这种结构中，晶格常数比单个晶体的晶格常数大。
超晶格可以通过不同原子或分子的交替排列形成，也可以通过晶体表面的周期性重复来实现。
在超晶格中，不同晶体之间的相干性被保留，这使得超晶格不仅具有传统晶体的性质，还具有一些额外的特性。
例如，超晶格具有更广的能带结构，能够产生新的电子和光学性质。
超晶体是超晶格的一种特殊形式，它是由原子或分子按照一定规律组装而成的具有周期性结构的固体。
与传统晶体不同的是，超晶体的周期可以远远大于原子或分子的尺寸。
超晶体的形成常常依赖于自组装技术，通过调控原子或分子间的相互作用力，使它们自发地组装成具有超晶体性质的结构。
超晶体不仅具有传统晶体的物理性质，还具有一些特殊的性质，如负折射、负能带等。
超晶格和超晶体的研究对于理解和探索新型材料的性质和行为具有重要意义。
例如，研究超晶格结构可以帮助我们深入了解材料的电子结构、声子结构和光学性质等。
通过调整超晶格的结构和性质，我们可以开发出具有特殊功能和性能的材料，如磁性材料、光学材料和电子材料等。
同时，超晶体的研究也有助于我们揭示自然界中的一些奇特现象和物理规律。
在实际应用中，超晶格和超晶体的潜力已经开始得到广泛的认可。
例如，在光学领域，超晶格可以用于制备纳米光学器件，如光子晶体光纤和超晶格波导等。
这些器件不仅可以用于光信号的传输和处理，还可以在纳米尺度上实现光的定向和波长选择性的调控。
另外，超晶格的声子性质也引起了人们的兴趣。
通过调制声子晶体的结构和参数，人们可以控制声子的传播和散射，从而实现声学波的调控和操控。
除了光学和声学领域，超晶格和超晶体的研究还涉及到许多其他领域。
超晶格材料及其在电子器件中的应用
超晶格材料及其在电子器件中的应用随着科技的发展，电子器件在我们的生活中扮演着越来越重要的角色。
而超晶格材料的出现，为电子器件的研究和应用带来了新的可能性。
本文将从以下几个方面介绍超晶格材料及其在电子器件中的应用。
一、什么是超晶格材料超晶格材料是一种周期性结构的纳米材料，其特点是具有晶格常数远小于常规微米晶体的尺寸范围（一般小于100纳米）以及产生可调控的物理和化学性质。
超晶格材料通常是由两种或多种材料构成的，可以通过压缩、拉伸或通过其他无需移除原子的方法来控制晶格常数。
这种材料的特性极为优越，有着广泛的应用前景。
二、超晶格材料在电子器件中的应用1. 传感器超晶格材料在传感器中的应用是一个热点研究领域。
超晶格材料的晶格常数和表面形态的特殊性质使其能够作为传感器的敏感层。
其灵敏度高、分辨率高、稳定性好，可以用于检测多种物质，如气体、液体、生物分子等。
2. 器件控制超晶格材料可以用于制造具有特殊性质的器件。
例如，通过控制超晶格材料的晶格常数，可以调节其电学性质，使其在电场作用下表现出特殊的电学响应。
这种响应可应用于制造电子器件中的门电流控制场效应晶体管（MOSFET），将其性能提高到一个新的高度。
3. 电池超晶格材料还可以用于制造高性能电池。
改变材料的晶格常数可以调节电子的传导、离子扩散速度和储存容量，最终提高电池的性能。
4. 激光超晶格材料中电子传导的能隙大小和布拉格衍射条件对激光的谐波产生有重要的影响。
利用这一特性，可以通过控制超晶格材料的晶格常数，调节激光的谐波输出，制造用于光通信与激光制造的高效激光器件。
5. 纳米微结构材料超晶格材料的制造方法也可以应用于制造其他纳米微结构材料。
例如，在光子晶体和表面等离激元中应用超晶格材料的技术，可以制造出具有特殊传输性质的光子晶体耦合器、分束器等。
三、超晶格材料面临的挑战虽然超晶格材料在电子器件中的应用前景广阔，但是也面临着许多挑战。
首先，超晶格材料的制备难度较大，目前几乎没有能够大规模制备的技术路线。
gaas晶格常数
gaas晶格常数
GaAs（氮化镓砷化合物）是一种半导体材料，该材料具有极佳的电学特性，由于其具有优异的光学性能和尖端的电子特性，因此GaAs 材料受到了应用于制造高性能的半导体器件的广泛关注。
GaAs的晶格常数是控制GaAs晶体结构的基本参量，它也确定了其他物理性质，如能带结构，导电率，导热率等。
因此，研究GaAs晶格常数是非常重要的。
本文就GaAs晶格常数的研究进行了详细讨论。
GaAs晶格常数是GaAs晶体结构的核心参数，它描述了GaAs晶体结构中单元格的尺寸和形状。
一般来说，GaAs晶格常数包括晶格横向常数（a），晶格纵向常数（b），晶格厚度常数（c）和α、β、γ三个晶体晶体角。
晶格常数的数值非常重要，它直接影响着GaAs 晶体的物理性质，可用于计算GaAs晶体结构的其他参数，如GaAs晶体方向和空位密度等。
GaAs晶格常数的研究方法包括理论和实验两种，研究者们经常利用一系列的理论方法，如简化的Broyden算法、模型基础方法、精确计算等，来研究GaAs晶格常数。
研究者们也经常利用量子化学计算，来研究GaAs晶体的结构参数。
- 1 -。
【国家自然科学基金】_inas量子点_基金支持热词逐年推荐_【万方软件创新助手】_20140802
科研热词 量子点 量子环 量子点超晶格 量子点激光器 透射电子显微镜 自组织 液滴外延 浸润层 气态源分子束外延 束缚能 有效质量近似模型 有效质量 微扰法 形态和生长 多纵模 外延生长 图形衬底}量子点 动力学蒙特卡罗模拟 分布规律 分子束外延 光致发光光谱 光致发光 sk生长模式 inas/gaas(001) inas 量子点 ge/si(001) algaas薄膜
2014年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
2014年 科研热词 量子点 长波 金岛膜纳米结构 荧光增强 应力 多层 分子束外延 二维电子气 inas单量子点 inas 推荐指数 2 1 1 1 1 1 1 1 1 1
2012年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28
科研热词 推荐指数 量子点 3 镜面外腔 1 量子线 1 超辐射 1 超发光二极管 1 自组装 1 电场调谐 1 生长停顿 1 激子精细结构劈裂 1 注入电流 1 模式压缩 1 材料 1 弯曲波导 1 应变补偿 1 外腔调制 1 外延生长 1 双层堆垛 1 原子集体运动 1 单双激子 1 分子束外延 1 光致发光 1 亚单层 1 quantum dot, submonolayer, self-assembled, 1 superl inas量子点 1 inas/inp量子点激光器 1 inas/gaas(001) 1 inas 1 gaas 1
2013年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27
铁电超晶格
铁电超晶格
引言：
铁电超晶格是一种新型的材料，它具有独特的物理和化学性质，因此
在材料科学领域引起了广泛的关注。
本文将从铁电超晶格的定义、结构、性质和应用等方面进行介绍。
一、定义
铁电超晶格是一种由铁电晶体和非铁电晶体交替排列而成的复合材料。
它的结构类似于一种超晶格，其中铁电晶体和非铁电晶体的排列方式
可以是周期性的，也可以是随机的。
二、结构
铁电超晶格的结构可以分为两种类型：一种是周期性的，另一种是随
机的。
周期性的铁电超晶格结构中，铁电晶体和非铁电晶体的排列方
式是有规律的，可以形成一定的周期性结构。
而随机的铁电超晶格结
构中，铁电晶体和非铁电晶体的排列方式是无规律的，形成的结构是
不规则的。
三、性质
铁电超晶格具有许多独特的物理和化学性质。
首先，它具有铁电性质，
即在外电场的作用下会产生电极化现象。
其次，它具有光学性质，可以用于制造光学器件。
此外，铁电超晶格还具有磁性、导电性和热稳定性等特点。
四、应用
铁电超晶格在材料科学领域有着广泛的应用前景。
首先，它可以用于制造光学器件，如光学滤波器、光学波导器等。
其次，它可以用于制造电子器件，如场效应晶体管、电容器等。
此外，铁电超晶格还可以用于制造传感器、储能器等。
结论：
总之，铁电超晶格是一种具有独特性质和广泛应用前景的新型材料。
随着科技的不断发展，铁电超晶格的研究和应用将会越来越广泛，为人类的生产和生活带来更多的便利和创新。
半导体超晶格的光学性质
半导体超晶格的光学性质半导体超晶格是一种由多个单晶体相互重叠而形成的一种特殊晶体结构，其结构可用于制备纳米尺度下具有特定光学性质的材料。
在此文中，将重点介绍半导体超晶格的光学性质，包括其吸收、荧光和折射等方面。
一、吸收半导体超晶格中的光吸收是一种复杂的现象，通常需要用到量子力学和计算机模拟等方法来解释其微观机制。
大多数半导体超晶格对可见光谱范围都表现出一定的吸收特征，其中包括从紫外光到红光的连续吸收带。
这些吸收带的宽度和位置通常与超晶格的结构和材料参数有关。
例如，对于由InAs和GaAs单晶体交替组成的InAs/GaAs超晶格，其吸收谱在900~1200nm范围内表现出显著的带状结构，这与超晶格的周期和厚度有关。
二、荧光半导体超晶格的荧光性质是其在光学应用中的重要特征之一。
荧光是半导体超晶格在受到光激发后发出的可见光，其波长通常取决于材料的能隙。
对于由GaAs和AlAs交替组成的超晶格，在晶格匹配度良好时，其荧光光谱呈现出尖锐的峰形结构。
这些峰的位置和强度可能会受到超晶格周期、结构界面的缺陷等因素的影响。
三、折射半导体超晶格的折射率是其光学性质中的一个重要参数，它直接决定了超晶格材料在光学器件中的应用效果。
在正常入射情况下，半导体超晶格的折射率与其周期和材料参数有关。
对于某些特殊的超晶格结构，如由氧化锌和硫化锌交替组成的ZnO/ZnS超晶格，其折射率不仅与周期和材料参数有关，还受到光激发和外加电场的影响。
这些性质使得ZnO/ZnS超晶格在光电器件中具有广泛的应用前景。
总的来说，半导体超晶格的光学性质是其在光电器件中应用的关键因素之一。
对其吸收、荧光和折射等特性的深入研究，可以为制备具有特定光学性质的材料和开发高性能光电器件提供有力支持。
纳米粒子超晶格
纳米粒子超晶格
纳米粒子超晶格是一种纳米材料结构，其中纳米粒子以有序的方式排列，形成了超晶格结构。
这种超晶格结构通常涉及纳米粒子的排列和间距，以创建新的物性和性质。
以下是一些关于纳米粒子超晶格的信息：
1. 超晶格定义：超晶格是一种由纳米颗粒排列而成的有序结构，类似于晶格，但通常具有较大的间隔。
这些纳米粒子可以是同一种物质的，也可以是不同种物质的。
2. 超晶格性质：纳米粒子超晶格具有独特的电子、光学和磁性性质，这些性质与纳米颗粒之间的相互作用和排列方式有关。
超晶格结构的粒子排列可以引发量子效应和局域表面等效应。
3. 应用：纳米粒子超晶格在各种应用中都具有重要意义。
例如，在光学领域，它们可以用于制备光子晶体，这些晶体具有特定波长的光子带隙，可用于制备激光、光纤通信和传感器。
此外，纳米粒子超晶格还在磁性存储、催化剂、能源存储和传感领域有广泛应用。
4. 制备方法：制备纳米粒子超晶格通常需要使用自组装技术，如溶液自组装、气相自组装或固体自组装。
这些技术可以控制纳米粒子之间的间距和排列方式。
5. 研究领域：纳米粒子超晶格是纳米材料研究的一个活跃领域，涉及材料科学、纳米科学和纳米工程等多个领域。
科研人员致力于探索超晶格的性质和应用，以开发新的纳米材料和技术。
总之，纳米粒子超晶格是一种有序排列的纳米粒子结构，具有独特的性质和广泛的应用潜力。
它们在纳米技术和材料科学中具有重要地位，对于开发新型材料和解决各种应用问题具有重要意义。
超晶格第四章半导体超晶格
3�电学方法�C-V法�
当有外加电压Va存在时�势垒的宽度和高度的关系为�
( x0
−
x1 )
=
[
2ε1ε 2N D
qN A (ε1N A + ε 2N D
)
(VD
− Va
)]1/ 2
( x2
−
x0 )
=
[
2ε1ε 2N A
qN D (ε1N A + ε 2N D )
?异质结不同能隙材料形成的结如族族族等?主要特点能隙宽度介电常数及电子亲和势均不同?不仅是超晶格的基本组成部份其材料与结构的不同也为器件设计带来许多自由度及独特的性质21理想突变异质结能带图理想突变异质结的模型是两种材料一直到边界都保持其体内的特性在边界上才突变成另一种材料
第四章 半导体超晶格
§1 引言 §2 异质结 §3 超晶格量子阱中的新现象 §4 超晶格电子态理论 §5 超晶格晶格振动 §6 超晶格量子阱的光学性质 §7 超晶格量子阱的垂直输运性质 §8 超晶格量子阱应用例举 §9 量子Hall效应 *§10 低维超晶格和微结构
3�应变超晶格
一般认为�晶格常数的失配度<0.5%为晶格匹配� 失配度>0.5%为晶格失配。在晶格常数失配度<7% 的范围内�其中的一种或两种材料内存在应变�以 补偿晶格常数的失配�界面不产生位错与缺陷。
如�Si/Ge, GaP/InP
§2
异质结 - 超晶格的基本单元
“半导体异质结物理”, 虞丽生,科学出版社.
当势阱的宽度和载流子的有效质量已知时�可用和 实验数据相拟合的办法求出相应势阱的深度�即导 带带阶和价带带阶。
电子的跃迁满足选择定则 Δn = 0�即位于第n个重 �或轻�空图穴5 量能子级阱只中的能量跃子能迁级到和第光跃n迁个电子能级。
9.4 半导体超晶格
两种材料的禁带宽度之差为 Eg Eg2 Eg1 1.247x
bc Ec
GaAs Ga1-xAlxAs
Ev 图9-28 Ga1-xAlxAs/GaAs的能带图
其中波函数 x, y, z满足
(x, y, z) ei(kx xky y)U (z)
(9-85) (9-86)
其中U(z)代表与z有关的波函数，满足：
2
2m
d 2U (z) dz 2
V (z)U (z)
EzU (z)
（9-87）
垂直于z方向的xy平面内：电子波函数为平面波。kx、ky分别为 电子在x、y方向上的波矢，相应的能量Exy为连续谱。
图9-29中的虚线表示近自由电子的抛物线型能带，而实线所 代表的超晶格能带明显地为非抛物线型。
超晶格结构的负阻现象：如果沿z方向加一电场，则子带中的电
子可以无碰撞的达到微小布里渊区的边界，Ez~kz关系曲线的曲
率由正变负，因而电子的有效质量
m
h2
2E k 2
1
由正变负，
其导电特性将会出现负阻现象。
Ez En
n 1, 2,3,...
势阱无限深时：
En
2
2m*
n
c
2
电子的总能量E：
（9-88）
2
E
En
Exy
En
2m
(k
2 x
k
2 y
)
（9-89）
（9-89）式中，对应于一个En值，Exy可取任意正值，这时，总
能量可以取En至∞的任意正值，相当于能级En展宽成为能带，称
第三章半导体超晶格
第3章 半导体超晶格3.1 半导体超晶格基本结构3.2 超晶格的应用举例3.1 半导体超晶格基本结构所谓的超晶格，是由几种成分不同或掺杂不同的超薄层周期性地堆叠起来而构成地一种特殊晶体。
超薄层堆叠地周期（称为超晶格地周期）要小于电子的平均自由程，各超薄层的宽度要与电子的德布罗意波长相当。
其特点为在晶体原来的周期性势场之上又附加了一个可以人为控制的超晶格周期势场，是一种新型的人造晶体。
超晶格的分类（一）复合超晶格利用异质结构，重复单元是由组分不同的半导体薄膜形成的超晶格称为复合超晶格，又称为组分超晶格。
按照能带不连续结构的特点可将这个类型超晶格分为四类：第Ⅰ类超晶格、第Ⅱ类错开超晶格、第Ⅱ类倒转型超晶格和第Ⅲ类超晶格。
（1） 第Ⅰ类超晶格(GaAs/AlGaAs)GaAs 材料的见地完全包含在AlGaAs 的能隙之中，电子和空穴都位于窄带隙材料的势阱中v c g E E E ∆+∆=∆x 247.1E g ＝∆，与Al 的组分x 成正比。
（2） 第Ⅱ类 —— 错开型超晶格（GaSbAs/InGaAs ）两个带隙互相错开，一个价带底在另一个价带底的下面。
电子和空穴分别处于两个不同的材料中形成了真实空间的间接带隙半导体（3） 第Ⅱ类 —— 倒转型超晶格（InAs/GaSb ）一个导带底下降到另一个价带底之下。
电子和空穴可能并存于同一个能区中，形成电子－空穴系统Ec1与Ec2能量相差一个Es ，前者的导带与后者的价带部分重叠，从而可能发生从半导体到金属的转变（4） 第Ⅲ类超晶格(HgTe/CdTe)宽带隙半导体CdTe 和零带隙半导体HgTe 构成的超晶格。
只有当超晶格的周期小于某一定值时才具有半导体特性，否则具有半金属特性。
超晶格能隙差由最低导带子能带和价带子能带的间距决定，价带能量不连续值近似为零，导带能量不连续值近似等于两种材料能隙之差。
（二）掺杂超晶格利用超薄层材料外延技术（MBE 或MOCVD ）生长具有量子尺寸效应的同一种半导体材料时，交替地改变掺杂类型的方法（即一层掺入N 型杂质，一层掺入P 型杂质），即可得到掺杂超晶格，又称为调制惨杂超晶格。
超晶格定义
超晶格定义引言超晶格是指由两个或多个不同晶格构成的晶体结构，具有比单个晶格更大的周期性结构。
超晶格的形成使得材料具有非常特殊的物理性质，因此引起了广泛的研究兴趣。
本文将全面、详细、完整地探讨超晶格的定义、结构、制备方法以及相关应用。
定义超晶格是由两个或多个不同的晶格周期性地排列在一起形成的结构。
其中，每个晶格由原子、离子或分子构成，它们以一定的规则排列。
当这些晶格互相重叠或错位时，就形成了超晶格。
超晶格的周期性结构可以通过周期性的重复单元来描述，这些单元是由不同晶格的子结构堆叠而成的。
结构超晶格的结构可以通过几何装配的方式来描述。
最简单的超晶格结构是由两个相同的晶格组成的，其中每个晶格都是一个二维结构。
这种结构被称为二维超晶格。
另外，还有一维和三维超晶格，它们分别是由两个相同的一维晶格和三维晶格组成的。
无论是几维超晶格，其结构都可以由一组重复单元来描述，这些单元通过平移或旋转操作重复排列。
在超晶格中，晶格的间距和原子的排列方式会发生改变。
这种改变可以影响到材料的电子结构、力学性能和热传导等物理特性。
因此，超晶格通常表现出与单个晶格不同的性质和行为。
制备方法制备超晶格的方法有多种，下面将介绍几种常用的方法：1.蒸发沉积法：将两种或多种不同材料的薄膜沉积在衬底上。
薄膜的结构由沉积时的温度、沉积速度和组分比例等因素决定。
2.分子束外延法：使用分子束外延装置在晶体表面逐层生长超晶格结构。
该方法可以精确控制材料的组成和厚度。
3.化学合成法：通过溶液中的化学反应合成超晶格结构。
可以根据溶液中不同物质的浓度来控制超晶格的组成和结构。
4.模板合成法：利用模板材料引导晶体的生长，从而形成超晶格结构。
模板可以是纳米颗粒、有序多孔材料或者生物组织等。
这些制备方法各有优缺点，选择适合的方法取决于材料的性质和目标应用。
应用超晶格在多个领域都具有广泛的应用前景，下面列举了几个常见的应用领域：1.光学：超晶格可以用于调控光的传播和散射，从而制备具有特殊光学性质的材料。
半导体光学12应变层超晶格
式中 l x
2
Lx
1
2
sl Eym Ezn,
式中
E xl
2 2
2m*e
nx2 L2x
,l
1,2 ,3 ,
E ym与Ezn 类似.)
单个量子点的能量是量子化的.
当量子点为边长为a的正方体时,
En
2 2
2m*e
n2 a2
,n2
l2
m2
n2
● p型半导体：主要靠空穴带电. ●受主电离能 A E A Ev .
Ⅲ族原子在Ge 和Si中 A 0.02 0.2eV
与室温下 kBT 可比,因此, 室温下受主杂质 绝大部分是电离的.掺入少量受主杂质可 使空穴浓度大大增加. ③浅能级杂质
●带电中心形成附加（短程）势场,有可能
使载流使子束缚在杂质或缺陷周围,产生 局域态,其能级位于能隙中. ●●类氢模型 严格理论可以证明：只要晶体中附加势 场变化足够缓慢,导带中电子在该势场中 的运动就可以由有效质量加以描述.电子 围绕正电中心的运动与围绕氢原子核的 运动完全相似,只是库仑势场的作用大大
削弱,
F
e2 4 0 r
, r
10.
Ge r 16, Si r 12.
束缚能为
EbD ,A
me ,h H
m0
2 r
me ,h 1
m0
2 r
Ry nB2
.
其中 Ry 13.6eV 为氢原子里德堡能量，
nB 为主量子数，ε为介电常数.
5meV EbD 50meV , 20meV EbA 200meV .
▲与应变结果（压缩、拉伸）有关的能 带分裂可以增加或部分抵消因量子化产 生的能带分裂。 5. 量子阱界面的起伏
初识超晶格
1.何谓超晶格
• 超晶格又称人造晶格，1970年L.Esaki和R.Tsu 最早提出了超晶格的概念，它和多量子阱 一样是周期型结构。超晶格材料是两种不 同组元以几个纳米到几十个纳米的薄层交 替生长并保持严格周期性的多层膜，事实 上就是特定形式的层状精细复合材料。超 晶格的生长长度比各层薄膜中单晶的晶格 常数要大几倍以上，因而取名为“超晶 格”。
超晶格与多量子阱的唯一区别
• 超晶格相邻势阱中的电子相互耦合，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，此为超晶 格的情况。
2.超晶格的制备方法
• 分子束外延技术MBE（Molecular Beam Epitaxy) • 金属有机化合物汽相沉积技术MOCVD(Matal organic compound chemical vapor deposition)
3.半导体超晶格结构的优点
• 半导体中的自由电子局限在一个平面内运动，成为准二维电子 气。 • 电子迁移率远大于体材料。 • 可以进行能带设计。由于量子计具有不同近代宽度和光学 性质的量子阱和超晶格结构，制作新型的光电器件 ，这称为 “能带剪裁工具”。 • 阈值电流密度低。由半导体超晶格结构制成的半导体激光器的 阈值电流密度大，大概是普通半导体激光器的三分之一，所以 功耗大大降低。而且可以从材料、组分和厚度对交替生长的超 晶格结构进行控制，这样就可以发射不同的光波长，满足应用 时对不同波长的要求。 • 因此，量子阱和超晶格在光双稳态器件、红外探测器以及共振 隧道器件等方面也有许多新的应用。
一型超晶格和二型超晶格
一型超晶格和二型超晶格超晶格，是一种具有特殊结构和性质的晶体结构，与普通的晶体结构不同。
超晶格有许多种类，其中最常见的是一型超晶格和二型超晶格。
一型超晶格是由一种物质的晶体结构在某个方向上周期性重复而构成的。
它通常由两种物质的晶体结构组成，简单地将这两个晶体结构沿某个方向打破后，再按照这个方向将它们排列在一起，就得到了一型超晶格。
它具有许多重要的特性，不仅可以用于催化、光学、电子学等领域，还可以用于制造各种纳米器件。
因为它的结构特殊，所以具有许多普通晶体结构所不具备的性质。
例如，在晶体学领域，一种在普通晶体结构中无法实现的点对称性，可以在一型超晶格中实现。
二型超晶格是由两种或以上的物质的晶体结构在某个方向上周期性重复而构成的。
它通常由不同种类的晶体结构分别在两个或以上的方向上打破，再将它们排列在一起，就得到了二型超晶格。
二型超晶格具有一型超晶格的一些特性，但比一型超晶格更为复杂。
它具有更多的点对称性，可以在更广泛的领域应用。
一型超晶格和二型超晶格在科学研究和应用上都具有很大的潜力。
在催化领域，一型超晶格可以作为催化剂的载体，并且它的特殊结构可以提高反应效率和选择性。
在电子学领域，一型超晶格具有优异的电子传输特性，可以制造出高性能的电子器件。
在生物医药领域，一型超晶格可以作为药物的载体，并且可以控制药物的释放，从而提高治疗效果。
二型超晶格在电子学领域也有广泛应用。
它可以制造出各种纳米器件，并且可以调控器件的电子属性。
例如，在光电转化领域，二型超晶格可以用于制造高效的太阳能电池。
在材料学领域，二型超晶格具有特殊的光学和磁学性质，可以制造出各种新型材料。
总之，一型超晶格和二型超晶格都是非常重要的超晶格结构，它们具有丰富的结构和性质，可以应用于许多领域。
随着科学技术的不断发展，超晶格结构的应用前景将会越来越广泛。
半导体量子点及其应用
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第20卷第10期半 导 体 学 报V o l.20,N o.10 1999年10月CH I N ESE JOU RNAL O F SE M I CONDU CTOR S O ct.,1999超晶格(GaA s)n (I nA s)1(001)的光学性质3李开航 黄美纯 张志鹏 朱梓忠(厦门大学物理系 厦门 361005)摘要 采用L inearized2M uffin2T in2O rb ital(LM TO)能带方法对应变超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)进行自洽计算.在得到较准确能带结构和本征波函数的基础上,计算该超晶格的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)、折射率和吸收系数.结果表明,该超晶格表现出的光学性质和GaA s体材料不相同,在115～215eV能量范围的吸收系数增大,且该超晶格在较宽的能量范围内有较好的光谱响应.PACC:7865,7360,7125T1 引言近年来人们对嵌入InA s单分子层的超晶格(GaA s)n (InA s)1的研究兴趣日趋浓厚,并且随着各种外延生长技术的不断发展,生长具有突变界面的高质量超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)成为可能[1～3].嵌入的InA s单分子层能够有效地限制量子阱中电子和空穴的运动.从实验上能够观察到2K温度下超晶格产生很强且尖锐的光致发光(PL)谱峰,PL谱峰能量位置比GaA s体材料低40m eV,并且谱峰的强度比GaA s体材料的谱峰强度高[1～3].超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)属于 型异质结系统,有利于其在高速和光电器件中的开发应用.因此从理论和实验上探索该超晶格的各种物理特性具有实际意义,特别是了解和掌握半导体材料的折射率和吸收系数对于设计和分析异质结量子阱激光器及光波导器件来说是十分重要的.因此,本文从第一原理出发,用LM TO2A SA能带方法[4]计算超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)的能带结构,在得到能量本征值和本征波函数的基础上计算该超晶格的光学介电函数Ε(Ξ),折射率n和吸收系数,为该超晶格的开发应用提供理论参数.2 计算方法在计算超晶格(GaA s)n (InA s)1(001)能带结构之前,我们先要确定其原胞结构.在GaA s衬底上外延生长(GaA s)n (InA s)1(001)短周期超晶格时,由于InA s和GaA s的晶格 3国家高技术(863)新材料领域(8632715210)课题资助李开航 男,1967年出生,博士,现任讲师,目前主要从事半导体超晶格材料的光学性质研究工作黄美纯 男,1937年出生,教授,博士生导师,目前主要从事低维半导体材料和半导体光电子器件的教学与研究1998205203收到,1998211224定稿常数分别为016058nm 和015653nm ,失配率达712%,超晶格中的InA s 分子层将发生弹性形变,应变后InA s 的晶格常数仍然可以用宏观弹性应变原理确定出,即使在生长单分子层的极限下也照样成立[5,6].根据弹性应变原理,InA s 层在平行界面方向上的晶格常数与GaA s 的晶格常数相同,而在垂直界面上的晶格常数由弹性模量给出:a ⊥(InA s )=a (InA s )-2(a (InA s )-a (GaA s ))C 12C 11(1)其中 C 12,C 11为InA s 体材料弹性模量张量元,这里采用C 12,C 11实验值[7]C 12=4.53×106N c m 2,C 11=8.33×106N c m 2,相应的a ⊥(InA s )=016498nm .图1给出(GaA s )1 (InA s )1(001)的原胞结构.上述原胞具有空间四角对称,每个原子最近邻只有4个原子,属于开结构.本文采用LM TO 2A SA 能带方法对超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)进行自洽计图1 (GaA s )1 (InA s )1(001)的原胞结构算.为了减小原子球近似带来的误差,需要在间隙区添加空原子球,空原子球的位置也在原胞中示意出.在计算中,首先要根据原胞结构确定各原子球和空球的半径,算好结构常数,并通过原子程序造好各个原子球的电荷密度作为输入准备,初步确定出LM TO 方法的势参数,然后进行自洽计算,达到体系的总能自洽.该方法中,合适的势参数是自洽的关键.我们知道,用在局域密度泛函近似(LDA )框架下的能带方法来计算半导体的能带结构时,得到的带隙值往往偏小,需要作带隙修正,才能得到较准确的能带结构.本文采用添加调整势的方法进行带隙修正[8],从而得到较准确的能带结构.介电函数Ε(E )=Ε1(E )+i Ε2(E )能够描述均匀介质中声子能量E =h Ξ的光谱响应.在得到较准确的能量本征值和本征波函数的基础上,计算该超晶格系统的光学介电函数虚部Ε2(Ξ).半导体的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)理论计算公式为[7]Ε2(Ξ)=4Π2e 2m 2Ξ2∑n ,n ′∫2d k _(2Π)3e _ P _nn ′(k _)2∆(E n ′(k _)-E n (k _)-h Ξ)(2)其中e _P _nn (k _)=〈7k n e _ p _7k n 〉(3)为偶极子跃迁矩阵元,与波函数和能量本征值有关.在LM TO 2A SA 能带方法中计算偶极子跃迁矩阵元的具体公式可参见文献[9,10].在Ε2(Ξ)的计算过程中还涉及到动量空间的求和,这里采用四面体方法[11]进行求和,即通过在简约布里渊区中取均匀网格点,知道了每个小四面体的贡献,所有小四面体的贡献相加即为所求.每个小四面体中的偶极子跃迁矩阵元取小四面体四个顶点的平均值.有了Ε2(Ξ)之后,介电函数实部Ε1(Ξ)可以通过K ram ers 2K ron ig 变换得到.实折射率n (E )和消光系数k (E )可以通过下列关系得到n (E )=[Ε1(E )2+Ε2(E )2]1 2+Ε1(E )21 2(4)和k (E )=[Ε1(E )2+Ε2(E )2]1 2-Ε1(E )21 2(5)258半 导 体 学 报20卷于是吸收系数a (E )可写为a (E )=4ΠΚk (E )(6)3 结果和讨论图2给出体材料GaA s 的LM TO 能带结构,其中实线是添加调整势的结果,虚线是未加添加调整势的结果,从图2中可以看出,添加调整势自洽之后,对最高三个价带的影响很小,但对导带有明显的影响,调整势能够改善导带结构,使#、X 和L 点上的带隙值和实验基本一致,并且保持加入调整势前后#、X 和L 点上的导带底的能量本征值高低次序不变.用LM TO 方法得到的(GaA s )5(InA s )1(001)的能带结构如图3所示,这是经过带隙修正并且自洽的结果.从图3中可以看出,该超晶格的价带顶和导带底都在#点,是直接带隙材料,带隙值为1130eV .对于(GaA s )7(InA s )1(001)超晶格,我们得到它的带隙值为1135eV ,并且观察到带隙值随层厚的增加而增加,即发生蓝移.图3 (GaA s )5(InA s )1(001)的能带结构图2 GaA s 的LM TO 能带结构 有了能带结构和本征函数之后,根据(2)式,就可以计算该超晶格的Ε2(Ξ).为了能和两种体材料的光学性能相比较,我们还计算了GaA s 和InA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ).图4和图5分别给出GaA s 和InA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ),图中实线是理论计算结果,虚部是实验结果[12].从图中可以看出,理论计算得到的GaA s 的E 1和E 2的能量位置分别为3106eV 和4178eV ,与实验值的3110eV 和4180eV 基本一致,峰的形状和大小也基本一致.对于InA s 体材料来说,理论计算得到的InA s 的E 1和E 2的能量位置分别为2165eV 和4144eV ,与实验值的2150eV 和4140eV 基本一致,峰的形状和大小也基本一致.这说明用LM TO 方法得到的能带结构和波函数来计算Ε2(Ξ),结果还是可靠的.图6和图7分别给出GaA s 的折射率n (E )和吸收系数Α(E ),从图中可以看出GaA s 在3101eV 和4175eV 能量处存在明显的吸收峰,其中3101eV 处的吸收峰主要来源于+轴上的电子从最高价带到最低导带的竖直跃迁的贡献,而4175eV 处的吸收峰主要来源于X 点的电子从最高价带到最35810期李开航等: 超晶格(GaA s )n (InA s )1(001)的光学性质低导带的竖直跃迁的贡献.图4 GaA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)图5 InA s 的光学介电函数虚部Ε2(Ξ)图6 GaA s 的折射率n (E)图7 GaA s 的吸收系数Α(E)图8 (GaA s )n(InA s )1(001)的光学介电函数虚部Εz 2(Ξ)图9 (GaA s )n (InA s ) -1(001)的吸收系数Α(E ) 图8和图9分别给出超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)沿Z 方向偏振的光学介电函数虚部Εz 2(Ξ)和吸收系数Α(E ),其中实线是n 等于5的结果,虚线是n 等于7的结果.从图中可以看出,(GaA s )n (InA s )1(001)超晶格在2129、3143、4158和4190eV 存在主要吸收峰,吸458半 导 体 学 报20卷收峰的形状不同于GaA s 和InA s 体材料吸收峰的形状,而是结合了两种体材料吸收峰的特点,超晶格的2129eV 和4158eV 峰和InA s 的E 1和E 2峰相对应,超晶格的3143eV 和4190eV 峰和GaA s 的E 1和E 2峰相对应.随着超晶格层数的增加,在2129eV 处的峰值强度减弱,而在419eV 处的峰值强度增强.图9给出超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)的吸收系数,图10 (GaA s )n (InA s ) -1(001)的折射射n (E )其中实线是n 等于5的结果,虚线是n 等于7的结果.从图中可以看出,在声子能量2120、4150和510eV 处存在三个明显的吸收峰,第一和第二明显吸收峰主要来源于#2Z 轴上的电子从价带到导带的跃迁,而第三明显吸收峰主要来源于M 点的电子从价带到导带的跃迁结果.(GaA s )n(InA s )1(001)超晶格的吸收峰跟体材料GaA s 的吸收峰相比较还可以发现,超晶格在115～215eV 能量范围内的吸收系数明显大得多,这可以从图7和图9的比较中看出.图10给出超晶格(GaA s )n(InA s )1(001)的折射率n (E ),其中实线代表n =5的情况,虚线代表n =7的情况,从图中可以看出,折射率n (E )随层数n 的变化不明显.以上计算结果表明,(GaA s )n(InA s )1(001)超晶格在较宽的能量范围有较好的光谱响应,结合体材料GaA s 和InA s 光学性质的特点,将会有很大的应用潜力.参考文献[1] M .Sato and Y .Ho riko sh i ,J .A pp l.Phys .,1989,66:851.[2] M .Sato and Y .Ho riko sh i ,J .A pp l.Phys .,1991,69:7697.[3] M .Sato and Y .Ho riko sh i ,Surf .Sci.,1992,267:195.[4] O .K .A ndersen ,Phys .R ev .,1975,B 12:3060.[5] J .E .Bernard and A .Zunger ,A pp l .Phys .L ett .,1994,65:165～167.[6] J .G .W o icik et al .,Phys .R ev .,1995,B 52:R 2281.[7] M adelung O .et al .,L ando lt 2Bo rnstein .N ew Series ,Berling :Sp ringer ,1982.[8] 李开航,黄美纯,物理学报,1997,46:2065.[9] M .A louani et al .,J .Phys .E .,1986,16:473.[10] C .Konig and M .A .Khan ,Phys .R ev .,1983,B 27:6192.[11] O .Jep sen and O .K .A ndersen ,So lid .State .Comm un .,1971,9:1763.[12] D.E.A spnes and A.A.Studm a,Phys .R ev .,1983,B27:985.55810期李开航等: 超晶格(GaA s )n (InA s )1(001)的光学性质658半 导 体 学 报20卷Optica l Properties of(GaA s)n (I nA s)1(001)Superla tticesL i Kaihang,H uang M eichun,Zhang Zh i p eng,Zhu Zizhong(P hy sics D ep art m ent X iam en U niversity,X iam en 361005)R eceived3M ay1998,revised m anuscri p t received24N ovem ber1998Abstract W e p erfo rm self2con sisten t band calcu lati on of(GaA s)n (InA s)1(001)sup erlat2 tices(SL’s)by m ean s of L inerized2M uffin2T in2O rb ital(LM TO)m ethod.T he i m aginary p art of the dielectric functi on s,the refractive index and the ab so rp ti on coeffecien t fo r the (GaA s)n (InA s)1(001)SL’s have been calcu lated on the basis of the availab le resu lts of relatively accu rate eignvalue and eignfuncti on fo r SL’s.T he calcu lated resu lts show that the op tical p rop erties of(GaA s)n (InA s)1(001)SL’s are differen t from the of bu lk GaA s. T he ab so rp ti on coeffecien t fo r the(GaA s)n (InA s)1(001)sup erlattices is h igher than that of bu lk GaA s in the energy range from1.5eV to2.5eV.T he sup erlattices also have rather good sp ectra respon se over a w ide range of energy.PACC:7865,7360,7125T。