半导体光电子学第2章_异质结.ppt

突变结 在交界面处 杂质浓度由NA p型 突变为ND n型 具有这种杂质分布的p n结称为突变结 缓变结 杂质浓度从p区到n区是逐渐变化的 通常称为缓变结 突变结 缓变结 按照过度区空间电荷分布情况及厚度的不同 前者厚度只有几个晶格常数大小 而后者可达几个载流子扩散长度 p n结的形成过程 当本征半导体的两边分别掺杂不同类型的杂质时 由于浓度差的作用 n区的多数载流子电子和p区的多数载流子空穴分别向p区和n区扩散 这样在p区和n区的分界面附近 n区由于电子扩散到p区而留下不能移动的正离子 p区由于空穴扩散到n区而留下不能移动的负离子 这些不能移动的正负离子在分界面附近形成一个电场E0 称为内置电场 内置电场的方向是从n区指向p区 阻碍着电子和空穴的扩散 它使n区的少数载流子空穴和p区的少数载流子电子分别向p区和n区作漂移运动 当扩散的载流子数等于漂移的载流子数时 达到了动态平衡 这时在分界面附近形成了稳定的正负离子区 即p n结 也称为空间电荷区 spacechargeregion 或耗散区 depletionregion 空间电荷空间电荷区 在整个半导体中 在耗散区存在由正离子区指向负离子区的电场 这就使得耗散区出现电势的变化 形成p区和n区之间的电势差V0 n区的电势大于p区的电势 因此 对空穴来说 n区的势能大于p区的势能 形成了一个势垒eV0 这使得空穴只能在p区 不能到达n区 对电子来说 p区的势能大于n区的势能 也形成了一个势垒eV0 使得电子只能在n区 不能到达p区 整个半导体的能带结构如图所示 这个能带图是以电子能量为参照的 内建电场电势差VD 平衡P N结的能带图 N型 P型半导体的能带图 图中EFn和EFp分别表示N型和P型半导体的费米能级 EFn高于EFp表明两种半导体中的电子填充能带的水平不同 当两块半导体结合形成P N结时 按照费米能级的意义 即电子在不同能态上的填充水平 电子将从费米能级高的N区流向费米能级低的P区 空穴则从P区流向N区 因而EFn不断下移 而EFp不断上移 直至EFn EFp 这时 P N结中有统一的费米能级EF P N结处于平衡状态 其能带图如图所示 能带相对移动的原因是P N结空间电荷区中存在内建电场的结果 由于整个半导体处于平衡状态 因此在半导体内各处的Fermi能级是一样的 可以看到 这时由于势垒的存在 电子和空穴也没有机会复合 如果一个半导体的两端加一个电压 由于电场的作用 使得能带整体沿着电场方向倾斜 电子和空穴的势能也发生变化 电子势能逆着电场方向降低 而空穴势能顺着电场方向降低 所以电子和空穴向两个相反方向移动 正向偏压 势垒区内载流子浓度很小 电阻很大 势垒区外的P区和N区中载流子浓度很大 电阻很小 所以外加正向偏压基本降落在势垒区 一 非平衡状态下的pn结1 外加电压下 pn结势垒的变化及载流子的运动 P N结加正向偏压V 即P区接电源正极 N区接负极 正向偏压在势垒区中产生了与内建电场方向相反的电场 因而减弱了势垒区中的电场强度 这就表明空间电荷相应减少 故势垒区的宽度也减小 同时势垒高度从qVD下降为q VD V 势垒区电场减弱 破坏了载流子的扩散运动和漂移运动之间的平衡 削弱了漂移运动 使扩散电流大于漂移电流 所以在加正向偏压时 产生了电子从N区向P区以及空穴从P区到N区的净扩散电流 由于pn结阻碍多数载流子的定向移动 因此从电路性质看 它是高阻区 如果在半导体两端有外加电压 那么电压基本上都施加在pn结上 现在在半导体加一个电压V p区结电源正极 n区接负极 形成正向偏置 外加电压基本上都施加在pn结上 这也等于在pn上施加一个外加电场E 外加电场的方向与内置电场E0的方向相反 总电场E0 E比原来的电场小了 这削弱了电子和空穴的势垒 由原来的eV0变为e V0 V 同时空间电荷区宽度变窄 由原来的w0变为w 这就使得n区的电子比较容易克服势垒而扩散到p区 同时p区的空穴也比较容易克服势垒而扩散到n区 这就使得电子和空穴有机会复合产生光子 当对半导体施加电压时 半导体处于非平衡状态 原则上讲 Fermi能级已无意义 但是 由于外加电压基本上施加在pn结上 p区和n区所受到的影响相对比较小 可以把它们看成处于局部平衡态 各自具有Fermi能级Efp和Efn 当半导体处于平衡状态时 Efp Efn Ef 当对半导体施加电压时 Efp和Efn不相等 可以证明 Efp Efn eV 不论是n型或p型半导体材料 若Fermi能级都处于禁带中 轻掺杂半导体 这时在外加电压作用下电子和空穴虽然也能复合产生光子 但是由于载流子浓度有限 形成不了粒子数反转和受激辐射 这种材料只能用于发光二极管 为了使半导体材料在外界作用下实现粒子数反转 必须对半导体进行重掺杂 使n型的Fermi能级处于导带中 p型的Fermi能级处于价带中 这时 p区有更多的载流子空穴 n区有更多的载流子电子 当半导体正向偏置时 可以证明 当Efp Efn eV Eg时 就可以实现粒子数反转 在以上介绍的pn结半导体激光器中 p区和n区是同一种材料 只是掺杂类型不同 因此整个半导体具有相同的禁带宽度 这种半导体激光器存在一个缺点 当半导体激光器正向偏置时 除了在pn结附近电子和空穴复合外 还有一部分电子越过pn结 经过p区扩散到电源正极 同样 还有相等一部分空穴越过pn结 经过n区扩散到电源负极 这部分电子和空穴没有复合产生光子 被浪费掉了 这就降低了半导体激光器的发光效率 双异质结激光器的两边仍然是相同的材料 只是进行了不同类型的重掺杂 它们的禁带宽度是相同的 但是在它们之间加了一个非常薄的不同半导体材料 0 2mm 它的禁带宽度要比两边材料小 一般是非掺杂或轻掺杂的 在这里是p型掺杂 这样在pn 结形成很大的势垒 使n 区的电子不能越过它到达中间的p区和左边的p 区 同时在p区和p 区的分界面附近 由于掺杂浓度的差别 使得p 区的价带顶高于p区的价带顶 即在p 区的空穴势能低于p区空穴的势能 这时空穴集中在p 区 即在p区和p 区的分界面附近也形成一个势垒 但这个势垒的高度比pn 结势垒高度小得多 当半导体激光器正向偏置时 pn 结附近的势垒大大降低 使得电子能够越过势垒进入p区 同时 p区和p 区分界面附近的势垒也有一定程度的降低 使得空穴进入p区 但是 由于p区和两边区域的材料不同 它们的禁带宽度不同 这就使得在p区和p 区分界处导带是不连续的 p 区的导带高于中间p区的导带 相当于在p区和p 区分界处存在一个势垒 Ec 使p区的电子不能越过势垒流过p 区到达电源正极 同时 在p区和n 区分界面处价带是不连续的 n 区的价带低于中间p区的价带 这也相当于在p区和n 区分界处存在一个势垒 Ev 使p区的空穴不能越过势垒流过n 区到达电源负极 这就把电子和空穴都限制在中间的p区 迫使他们全部地复合产生光子 这就提高了激光器的发光效率 这个限制电子和空穴的区域称为有源区 采用双异质结结构除了将电子和空穴都限制有源区外 还可以得到另外一个好处 就是可以把激光器发出的光束缚在有源区附近 非常幸运的是 禁带宽度小的材料往往折射率大 这样 半导体结构有源区的折射率要大于两边区域的折射率 光束就被束缚在有源区附近 即 双异质结又起着光波导的作用 有源区两边的区域也称为包层 这时仍然有一小部分光功率分布在包层中 采用双异质结还有一个好处 就是避免光子的吸收 由于有源区的带隙宽度要小于两边的带隙宽度 就使得有源区发出的光子能量也小于周围的禁带宽度 这样 在有源区两边传输的一部分光子不足以被吸收 因此 有源区周围对传播的光束是透明的 避免了吸收损耗 2 1异质结及其能带图 异质结 两种不同材料之间的界面 广义 半导体中是两种不同单晶半导体材料之间的晶体界面 也可以说是由两种基本物理参数不同的半导体单晶材料构成的晶体界面 不同的物理参数包括Eg 功函数 电子亲和势 介电常数 同质结 由同种材料构成的结 异型异质结 p N P N宽带隙材料 p n窄带隙材料 功函数 将一个电子从费米能级EF处转移到真空能级所需能量 电子亲和势 一个电子从导带底转移到真空能级所需的能量 真空能级 真空中静止电子的能量 功函数 电子亲和势 真空能级 一 p N异质结 作能带图的步骤是 以同一水平线的真空能级为参考能级 根据各自的 Eg值画出两种半导体材料的能带图 如图2 1 1所示 图2 1 1 两种材料形成异质结后应处于同一平衡系统中 因而各自的费米能级应相同 画出空间电荷区 由内建电势可求空间电荷区宽度 值在空间电荷区以外保持各自的值不变 真空能级连续与带边平行 弯曲总量为两边费米能级之差 每侧弯曲程度由费米能级与本征费米能级之差决定 由掺杂浓度决定 而各自的 Eg不变 原来两种材料导带 价带位置之间的关系在交界处不变 即 Ec Ev Eg Eg不变 Ev Ev2 Ev1 Eg2 2 Eg1 1 Eg Eg Ec Eg Ec Ev 可以看到 导带和价带在异质结界面处是不连续的 界面两边的导带出现明显的 尖峰 和 尖谷 1 Ev1 F1 2 Ec2 F2 VD 接触电势差 或内建电势差 扩散电势 VDp VDN 交界面两侧p型半导体和p型半导体中的内建电势差 eVD 1 2 F1 F2 e VDp VDN Ec 1 2 2 1 1 由泊松方程 电荷守恒 Q 势垒区中单位面积上的空间电荷 Cj 单位面积势垒电容 上面讲的是平衡结 无外界作用 的情况 当在结两边加上正向电压Va后 它在结两边空间电荷区上的压降分别为V1和V2 这时的势垒高度就由原来的eVD降低到e VD Va e VDp V1 VDN V2 只要用 VD Va VDp V1 VDN V2 分别代替VD VDp VDN 上面讲的公式仍然成立 如图9一10所示 半导体异质pN结界面导带连接处存在一势垒尖峰 根据尖峰高低的不同 可以有两种情况 图9一10 a 表示势垒尖峰顶低于p区导带底的情况 称为低势垒尖峰情形 在这种情形 由N区扩散向结处的电子流可以通过发射机制越过尖峰势垒进人p区 因此异质Pn结的电流主要由扩散机制决定 可以由扩散模型处理 图9一10 b 表示势垒尖峰顶较p区导带底高的情况 称为高势垒尖峰情形 对于这种情形 如势垒尖峰顶较p区导带底高得多 则由N区扩散向结处的电子 只有能量高于势垒尖峰的才能通过发射机制进入p区 故异质结电流主要由电子发射机制决定 计算异质pN结电流应采用发射模型 当异质结加正向偏压V时 通过异质结的总电流密度 以下主要讨论低势垒尖峰情形异质pN结的电流电压特性 Dn Ln p型区少数载流子电子的扩散系数 扩散长度Dp Lp n型区少数载流子空穴的扩散系数 扩散长度 其中 电子扩散电流密度 空穴扩散电流密度 低势垒尖峰情形时 异质结的电一子流主要由扩散机制决定 可用扩散模型处理 上两式中 若np0和pn0在同一数量级 则前面的系数也在同数量级 消去相同因式后 二式所不同的只是 对于由窄禁带p型半导体和宽禁带n型半导体形成的异质pN结 Ec和 Ev都是正值 一般其值较室温时的k值0 026eV大得多 故Jn Jp 表明通过结的电流主要由电子电流组成 空穴电流占比很小 这也可从图9 11中直接看出 由于导带阶 Ec的存在 N区电子面临的势垒高度由qVD下降至qVD Ec 而空穴所面临的势垒高度由qVD升高至qVD Ev 从而导致电子电流大大超过空穴电流 异质pN结的注入特性 1 异质pN结的高注入比特性 异质pN结电子电流与空穴电流之注入比为 E Ec Ev 在p区和n区杂质完全电离的情况 nn0和pp0分别等于n区的掺杂浓度ND和p区的掺杂浓度NA 上式中Dn与Dp及Ln与Lp相差不大 都在同一数量级 而exp E kT 可以远远大于1 由上式可看到 即使ND NA 仍可得到很大的注人比 以宽禁带n型Al0 3Ga0 7As和窄禁带p型GaAs组成的pN结为例 其禁带宽度之差 E 0 21eV 设p区掺杂浓度为2 1019cm 3 n区掺杂浓度为5 1017cm 3 则可得 这表明即使宽禁带n区掺杂浓度较p区低近两个数量级 但注人比仍可高达80左右 异质Pn结的这一高注人特性是区别于同质pn结主要特点之一 得到重要应用 2 异质pN结的超注入现象 超注入现象是指在异质pN结中由宽禁带半导体注入到窄禁带半导体中的少数载流子浓度可超过宽带半导体中多数载流子浓度 这一现象是首先在由宽禁带n型AlxGa1 xAs和窄禁带p型GaAs组成的异质pN结中观察到的 图9一14为这种pn结在加大的正向电压下的能带图 由图可看到 加正向电压时n区导带底相对p区导带底随所加电压的增加而上升 当电压足够大时 结势垒可被拉平 由于导带阶的存在 n区导带底甚至高于p区导带底 因为p区电子为少数载流子 其准费米能级随电子浓度的上升很快 在正向大电流稳态时 结两边电子的准费米能级EFn达到一致 在这种情况下 由于p区导带底较n区导带底更低 距EFn更近 故p区导带的电子浓度高于n区 以np和nn分别表示p区和n区的电子浓度 Ec1和EC2分别表示p区和n区导带底的能值 根据玻尔兹曼统计可得 式中Npc和Nnc分别表示p型GaAs和n型AlxGa1 xAs导带的有效状态密度 Npc和Nnc一般相差不大 可粗略认为两者相等 则由上两式可得 由于EC2 Ec1 故np nn大于l 即 np nn 因kT在常温下其值很小 只要n区导带底较p区导带底高的能值EC2 Ec1较kT大一倍 则由上式可得 np较nn大近一个数量级 超注人现象是异质结特有的另一重耍特性 在半导体异质结激光器中得到重要应用 应用这一效应 可使窄禁带区的注入少数载流子浓度达到1018cm 3以上 从而实现异质结激光器所要求的粒子数反转条件 异质结的电流 电压特性 在所讨论的pN异质结模型中 因为电子势垒比空穴势垒小得多 来自宽禁带N型的电子流支配着异质结的电流一电压特性 在正向电压为零时 由右至左越过势垒eVD2的电子流与反方向越过势垒 Ec eVD1的电子流相等 即 A1 A2为常数 分别取决于半导体1和半导体2的杂质浓度及有效质量 加上正向电压后 两个方向的电子流不相等 净的电子流密度为 同时考虑电子电流和空穴电流时 当异质结加正向偏压V时 通过异质结的总电流密度 A为系数 方括号中的第一项在正向偏压下起主要作用 在反向偏压下则第二项起主要作用 无论正向还是反向 其电流密度均随电压的增加而指数增加 这是与同质pn结不同的 异质nP结 二 突变同型异质结 和异型异质结不同 同型异质结nN和pP的性质是由多数载流子决定的 由于异质结两边材料的电子亲和势不同 使得同型异质结的空间电荷区是由宽禁带半导体一侧的固定空间电荷 电离施主或电离受主 和另一侧运动的电子或空穴所构成的电偶极层构成 或者说是由宽带隙一侧的耗尽层与窄带隙一侧载流子的积累层组成 由于载流子积累层的厚度小于其耗尽层的厚度 所以外加电压主要降落在耗尽层上 因而可以取宽禁带半导体作基准来考虑这种异质结的正向和反向电流一电压特性 因为在nN异质结中参与电流的载流子是电子 所以越过导带尖峰势垒而到达窄带半导体的电子浓度和速度分布可以由类似于热阴极的热电子发射来求出 从而可求出它的电流一电压特性 根据安德森的计算 在正向电压V V1 V2 下电流密度J由下式给出 因为V2 V1 0 2 2异质结在半导体光电子学器件中的作用 一 在半导体激光器中的作用 1 pN异型异质结处在正向电压时 异质结势垒高度降低 N区的电子可以越过势垒和隧穿势垒而注入窄带隙p区 这种异质结有助于载流子从宽带隙区向窄带隙区的注入 同时该异质结在价带上的势垒也阻碍着空穴由p区向N区的注入 2 同型异质结pP有一个较高的势垒以阻挡注入p区的电子漏出 3 由于窄带隙半导体的折射率比宽带隙高 因此有源区两边的同型和异型异质结都能产生光波导效应 从而限制有源区中的光子从该区向宽带隙限制层逸出而损失掉 n1n3 4 在实际激光器的结构中 需要生长一层与前一层掺杂类型相同但杂质浓度很高 1020 cm3 的盖帽层 或顶层 这种同型异质结可用来减少与相继的金属电极层之间的接触电阻 实现良好的欧姆接触 二 异质结在发光二极管 LED 中的作用 光信息领域中使用的LED和半导体激光器一样 也是采用多层异质结构 其作用同样是载流子限制 光子限制 减少内部损耗 在表面发射LED中 还可以在靠近有源区的表面生长一个能透明的同型异质结 它一方面用来钝化表面 减少注入有源区的载流子与表面态复合而造成损失 提高器件稳定性 同时还可以减少器件与空气界面的反射损失 从而增加输出 三 异质结在光电二极管探测器中的应用 作为光探测器 希望它有宽的光谱响应范围和高的光电转换效率 在包含有异质结的光电二极管中 宽带隙半导体成为窄带隙半导体的输入窗 利用这种窗口效应 可以使光电二极管的光谱响应范围加宽 如图2 2 1 a 异质结由Eg1和Eg2两种半导体组成 Eg1 Eg2 只要入射光子能量h Eg1 则光能透过1 透射谱线如图中虚线所示 透过半导体1的光子 如果能量满足h Eg2 则它被半导体2吸收 吸收谱线如图中实线 显然 图中阴影部分表示这种结构的光探测器能有效工作的范围 入射光子应满足Eg1 h Eg2 如图 b 中表示同质结的情况 可见这种结构半导体有效吸收的光子非常有限 第三节异质结中的晶格匹配 形成理想的异质结 要求两种半导体材料在晶体结构上应尽量相近或相同 晶格常数应尽量匹配 以前的异质结都是由晶体结构相同的半导体材料构成的 如GaAlAs GaAs InGaAsP InP都是具有闪锌矿结构 近年来由于光电子集成 OEIC OptoelectronicIntegratedCircuit 技术的迫切需要 并考虑到硅是一种常用来制造微电子学器件且制造与加工工艺均成熟的材料 因此在价格便宜的硅基体上用MBE和MOCVD技术生长GaAs而构成异质结的技术正不断发展 一般认为 构成异质结的两种不同半导体之间严格的晶格常数匹配是获取性能良好的异质结的重要条件 否则在异质结界面就会产生所谓悬挂键 这些悬挂键就构成所谓失配位错而使晶体承受内应力 由于存在于异质结界面失配位错的成核 增殖及其向晶体内部的传播 对半导体激光器的可靠性造成严重威胁 实践已证明 位错是GaAIAs GaAs半导体激光器失效的主要原因 此外 由悬挂键所造成的界面态 将起到载流子陷阱或复合中心的作用 使异质结器件的量子效率降低和其它特性变坏 悬挂键 晶格在表面的最外层的每个硅原子将有一个未配对的电子即有一个未饱和键 如图 这个键称为悬挂键 与之对应的电子能级就是表面态 复合中心 能够促进复合过程的杂质和缺陷 晶格常数 晶体学晶胞各个边的实际长度失配位错 两种材料晶格常数不相等 界面处形成位错 异质结界面上由悬挂键引起的界面态密度与半导体结构和晶面有关 不同晶面上界面态密度不同 在具有面心立方结构的金刚石和闪锌矿晶体中 100 110 111 晶面上生长的异质结中所包含悬挂键或界面态密度分别为 由表可以看出 即使在这些晶格匹配较好的异质结中 也存在着1012cm 2的界面态密度 在 111 面上生长异质结是较理想的 这一方面是因为在 111 面上的界面态比其它面要低很多 另一方面 在闪锌矿晶体结构中 111 面是滑移面 因此在该面上形成异质结的生长期间 悬挂键可以重新排列以尽可能调节晶格失配 遗憾的是 象闪锌矿类型的晶体自然解理面是 110 面 而半导体激光器正是用自然解理面来作光学谐振腔的 因此半导体激光器的晶体生长面是 110 面 二 表面态 1 从能带角度 当晶体存在表面 在垂直表面方向成了半无限周期势场 表面存在而产生的附加电子能级 表面能级 对应的电子能态 表面态 2 从化学键角度 表面是原子周期排列终止的地方 未饱和键 悬挂键 纯净表面的表面态密度为 实际表面的表面态密度 三 表面电场效应 1 表面电场 1 表面态与体内电子态之间交换电子 2 金属 半导体接触 3 MOS结构和MIS结构 2 空间电荷层及表面势 1 n型 P型 A 电子从体内转移到表面态 表面受主态 B 正空间电荷层 C 表面势为 D 空间电荷层能带弯曲 电子势垒 空穴势阱 n型 P型 A 电子从表面态转移到体内 表面施主态 B 负空间电荷层 C 表面势 D 电子势阱 空穴势垒 n型 P型 空穴势垒 电子势阱 2 n型 P型 3 空间电荷层内载流子浓度的变化 体内 在空间电荷层内 电势能变化 空间电荷层的载流子浓度与体内的关系 空间电荷层处于多子堆积状态 积累层 参考能级 4 表面空间电荷层的三种基本状态 1 积累层 能带从体内到表面上弯 以p型为例 反型层 耗尽层 3 反型层 n型导电性 反型层 耗尽层 2 耗尽层 能带从体内到表面下弯 空间电荷层处于多子耗尽状态 耗尽层 7 4异质结 导电类型相同的两种不同半导体材料所形成 由导电类型相反的同种半导体材料接触而构成 同质结 由两种不同的半导体材料接触而构成 异质结 1 同型异质结 p pGe GaAs n nGe GaAs 2 反型异质结 导电类型相反的两种不同半导体材料所形成 p nGe GaAs n pGe GaAs 禁带宽度较小的半导体材料写在前面 一 理想异质结的能带图 不考虑表面态 取决于禁带宽度 功函数 电子亲和能 1 突变反型异质结能带图 下标为 1 者为禁带宽度小的半导体材料的物理参数 下标为 2 者为禁带宽度大的半导体材料的物理参数 两种材料的过渡发生于几个原子间距 形成突变p n异质结之前的能带图 1 突变p n异质结 形成突变p n异质结之后的平衡能带图 电子从n型半导体流向p型 空穴的流动方向相反 直至两块半导体有统一的费米能级 交界面的两边形成空间电荷层 n型半导体一边为正空间电荷层 P型半导体一边为负空间电荷层 不考虑界面态 正负空间电荷数相等 空间电荷层内产生电场 能带发生弯曲 形成突变p n异质结之后的平衡能带图 能带总的弯曲量 异质结能带的特点 A 能带在交界面处不连续 有一个突变 导带底在交界面处的突变 价带顶在交界面处的突变 而且 对所有突变异质结都适用 分别称为导带阶和价带阶 重要的物理量 B n型半导体的导带底在界面处形成一向上的 尖峰 P型半导体的导带底在界面处形成一向下的 凹口 C 对于反型异质结 交界面两边都是耗尽层 2 突变n p异质结 形成突变n p异质结之前的能带图 形成突变n p异质结之后的平衡能带图 形成突变n n异质结之前的能带图 形成突变n n异质结之后的平衡能带图 禁带宽度小的n型半导体一边形成电子的积累层 禁带宽度大的n型半导体一边形成电子的耗尽层 2 突变p p异质结 一边是空穴积累层 一边是空穴耗尽层 2 突变同型异质结能带图 1 突变n n异质结 二 考虑界面态时的能带图 形成异质结的两种半导体材料的晶格失配引入界面态 在界面处 晶格常数小的半导体中出现了一部分不饱和键 悬挂键 晶格失配定义 晶格常数的相对变化量 即使两种材料的晶格常数在室温是相同的 由于热膨胀系数不同 在高温下 也将发生晶格失配 从而产生悬挂键 在交界面处引入界面态 巴丁极限 对于大多数半导体 表面态密度在 以上 不论n型半导体还是p型半导体与金属接触 形成阻挡层 n型 P型 p n异质结 n p异质结 p p异质结 界面呈施主型时 界面两侧形成空穴势垒 界面呈受主型时 界面两侧形成电子势垒 p n异质结 n p异质结 n n异质结 由于界面态的存在会对从宽带隙向窄带隙半导体的载流子注入与复合产生影响 使非辐射复合速率增加 从而使内量子效率降低 i 越过势垒的空穴在n区内复合 ii 超过势垒的空穴与界面态复合 iii 隧穿势垒的空穴在n区内复合 iv 隧穿势垒的空穴与界面态复合 实际的异质结中有四种复合过程引起复合电流 晶格失配率 尽管由异质结界面态引起的载流子复合损耗只占整个复合电流的一小部分 但当双异质结激光器的有源区特别薄时 这种复合的影响就变得突出 可以用界面复合速度来表征由于晶格失配所造成的载流于的非辐射损失 如果由宽带隙半导体向窄带隙半导体注入电子 单位能量间隔内的界面态密度为NIS 则由界面态对注入载流子的复合速度为 式中 n为电子的俘获截面 vth为电子的热运动速度 积分在所有可能的界面态能量范围内进行 考虑在 100 面上生长异质结 假设每一与位错有关的态形成一个非辐射复合中心 则晶格失配所造成的界面复合速度可近似丧示为 可以看到 由界面态引起的非辐射复合速度与晶格失配程度 a a0成正比 设vth 1017cm s n 10 15cm2 a0 5 6 相当于异质结GaAlAs GaAs的情况 则s 2 6 107 a a0 表2 3一3列举了几种能在0 8 0 9 m和1 0 1 7 m波段内产生光发射的有源介质与表中所对应的衬底材料形成异质结的晶格失配率 由表可见 目前光纤通信中短波长 0 82 0 85 m GaAlAs GaAs激光器或发光二极管其异质结晶格失配率很小 而所谓长波长 1 0 1 7 m InGaAsP InP激光器或发光管在一定条件下异质结的晶格失配率可达到零 双异质结激光器中若两个异质结之间的距离为d 当体内复合与界面态复合并存时 则注入载流子的有效复合寿命可表示为 内量子效率 内量子效率与晶格失配率成反比 r和 nr分别为体内的辐射和非辐射复合寿命 2s d表示在两个界面上界面态引起的非辐射复合速率 其中d的引入反映了有源层厚度对界面态复合速度的影响 在实际器件中 通常有 例如 若 r 2 5ns d 0 5 m 则为达到50 的内量子效率 就要求界面复合速度s 104cm s 即要求晶格失配率 a a0 10 3 2 3 8 实际半导体光电子器件的异质结都是在某一衬底材料上外延生长所形成的 外延层的质量取决于衬底材料本身结晶的完美性 外延层与衬底之间的晶格匹配 外延层的厚度以及合适的生长工艺等多种因素 为了保证晶格匹配 必须合理选择固溶体的组分 某一固溶体的晶格常数是与它的各组分含量有关的 例如GaAs的晶格常数aGaAs 5 653 这与AlAs的晶格常数aAlAs 5 611 所差甚微 因此能保证Ga1 xAlxAs与GaAs是晶格匹配的 对于四元化合物A1 xBxC1 yDy 可以按照弗伽 Vagard 定律计算出其晶格常数 0 x 1 0 y 1 临界厚度 对于半导体激光器 其有源层较薄 亚微米量级 初看起来只要实现衬底与外延层之间的晶格匹配 就不会在有源层内存在失配位错的影响 但实验表明 尽管InGaAsP外延层与InP衬底之间可以实现理想的晶格匹配 但外延层厚到某一程度以后同样出现失配位错 将这种开始出现位错的临界厚度hc表示为 超出这一厚度出现失配位错可归因于衬底与外延层之间热膨胀系数不同 在界面出现内应力而引起位错 因此 要生长出较厚但无失配位错的外延层 关键在于在生长温度下外延层与衬底要实现晶格匹配 晶格常数与温度的关系可表示为 T 和 0 分别表示为T 和0 时的晶格常数 GaInAsP的热膨胀系数 一般认为 晶格不匹配的异质结在性能上是不稳定的 但随着MBE MolecularBeamEpitaxy取向附生 MOCVD MetalOrganicChemicalVaporDeposition金属有机化学气相沉积 等外延技术的发展 可以生长出原子级薄层 只要外延层小于某一临界厚度 几十nm 则两种材料的晶格失配可由弹性应变的形式来弥补 而不产生影响器件性能的失配位错 利用这种原子层外延技术可以生长所谓应变异质结 有可能在Si上生长GeSi或GaAs外延层 这样将在光电子集成 OEIC optoelectronicintegratedcircuit 方面获得广泛的应用 9 4半导体应变异质结 应变异质结 在一种材料衬底上外延另一种晶格常数不匹配的材料时 只要两种材料的晶格常数常数相差不是太大 外延层的厚度不超过某个临界值时 仍可获得晶格匹配的异质结构 但生长的外延层发生了弹性应变 在平行于结方向产生张应变或压缩应变 使晶格常数改变为与衬底的晶格相匹配 同时在与结平面垂直的方向上也产生相应的应变 这种异质结称为应变异质结 在 a 中表示下面衬底的晶格常数小于上面将外延材料的晶格常数 b 表示外延生长后形成的应变异质结 c 表示驰豫后的异质结构 在界面处因晶格不匹配而产生缺陷 由于发生应变 同时伴有应力存在 这种力称为内应力 从图 b 中还可看到应变异质结界面晶格是匹配的 不存在因晶格不匹配而产生的界面缺陷 因此可很好地应用于器件制作 弛豫 当外延层的厚度超过临界厚度时 则外延层的应变消失 恢复原来的晶格常数 称为驰豫 赝晶生长 应变异质结的无界面失配应变层的生长模式 赝晶生长的临界厚度随生长温度的升高而减小 随赝晶组分的不同而改变 应变异质结的应用 扩展了异质结材料的种类 实现材料人工改性 2 4对激光器异质结材料的要求 一 从激射波长出发来选择半导体激光器材料 对Ga1 xAlxAs 其布里渊区原点 处的禁带宽度可表示为 半导体激光器的有源区材料应该是直接带隙跃迁的 其带隙的大小决定着半导体激光器的发射波长 而带隙或禁带宽度Eg是与材料的组分有关的 2 4 2 返回 在x 0 37时 Ga1 xAlxAs中的电子将由直接带隙变为间接带隙跃迁 因此不能用GaAlAs作有源材料制作发射波长 0 65 m的激光器 返回 为了限制注入有源区的载流子 应使有源层与相邻的限制层之间存在0 25 0 4eV的带隙台阶 Eg 如取 Eg 0 3eV 当有源层AlAs组分为0 18 对于波长0 87 0 75 m 则限制层中的AlAs含量应为20 25 四元化合物半导体GaxIn1 xAsyP1 y的能带结构要比三元化合物复杂得多 目前尚有争议 它不是几个二元或三元化合物半导体的简单组合 而有多个能童极小值相互交错 因此不同文献所报导的禁带宽度的表示式均有不同程度的近似 按弗伽定律的内插法将GaxIn1 xAsyP1 y的带隙表示为 选择材料时 还应考虑到掺杂和注入的载流子浓度对带隙大小产生的影响 这将造成激射波长的漂移 在半导体中 掺杂浓度与注入载流子浓度之间满足电中性条件 由式中可见 掺杂或载流子注入会引起带隙收缩 这将引起半导体激光器的激射波长红移 如果是p型半导体 电中性条件为 表示净的电离受主浓度 注入的少数载流子浓度增加时 多数载流子浓度也必须增大以维持电中性 对GaAs半导体 带隙与载流子浓度的关系为 二 从晶格匹配来考虑异质结激光器材料 GaAs和AlAs二者可形成结晶良好的固溶体Ga1 xAlxAs 因此在GaAs衬底上外延生长的Ga1 xAlxAs限制层 Ga1 xAlxAs有源层之间都有很好的晶格匹配 并由此可制成在0 70 0 90 m波段内性能良好的异质结激光器 图中波浪线所表示的是间接带隙材料所在的范围 越靠近该波浪区 Ga1 xAlxAs中参与间接带隙跃迁的比例就越大 这就是目前用Ga1 xAlxAs GaAs来制造可见光激光器的困难所在 二 从晶格匹配来考虑异质结激光器材料 以InP为衬底 并由它开始以平行于横轴的短划线所代表的InGaAsP区正是目前长波长光纤通信中半导体激光器和发光二极管的有源区材料 激射波长范围为1 0 1 7 m 二 从晶格匹配来考虑异质结激光器材料 图中另一多边形InGaAsSb是一个正在开发的 激射波长更长的光发射器件的有源区材料 目前以GaSb为衬底 以InGaAsSb为有源介质的激光器 已在1 9 2 0 m波段内实现了室温下连续工作 这为正在研究的低损耗红外光纤及其通信系统作了先行性工作 三 由异质结的光波导效应来选择半导体激光器材料 n 3 590 0 710 x 0 091x2 异质结半导体激光器或发光二极管对材料的另一重要要求是希望有源区材料的折射率比与之毗邻的限制层的折射率高 以便形成有效的光波导效应 这对降低激光器阈值电流 控制光束发散角与振荡模式等都将有积极的作用 一般要求相对折射率差 对Ga1 xAlxAs来说 为了形成所需的光波导效应 需要在异质结处形成一定高度的折射率台阶 如果固定窄带隙的组分 这相当于异质结激光器有一定的发射光子能量或激射彼长 则可通过改变宽带隙材料的组分来获得所需的 对Ga1 xAlxAs GaAs异质结 增加宽带隙材料中AlAs的含量 异质结的折射率台阶将增加 更一般说 如果异质结两边的AlAs含量之差为 x 则相应的折射率台阶 与 x之间的关系为 0 62 x 曲线A 克雷歇尔 kressal 曲线B 凯西 Casey 的实验数据 在半导体中 掺杂浓度 注入载流子浓度和温度都对拆射率产生影响 在双异质结激光器中 有源区一般不要求高的掺杂浓度 这一影响可以忽略 但在单异质结激光器中 在考虑光限制时应该注意到这一影响 图2 4 8表示掺杂对GaAs折射率的影响 尽管这种影响是有限的 但折射率随掺杂浓度的增高而降低 会减弱有源区的光波导效应 在图2 4 9 a 中 表示由于注入载流子引起吸收边的漂移 这时GaAs激光器由于载流子注入 引起陡峭的吸收边Ec产生0 03ev的移动 在图2 4 9 b 中 表示引起相应的折射率变化 这时产生 0 04的折射率的变化 注 在较高的载流子浓度注入下 导带底附近的状态也被电子填充 n型 或价带顶附近的状态也被空穴填充 p型 吸收光子时 电子只能从价带顶跃迁到导带底以上的能态 或只能从价带顶以下的能态跃迁到导带底 结果 跃迁的能量差增大 吸收边向短波方向移动 这时吸收最低能量大于由价带顶到导带底的跃迁能量差 半导体激光器的结温度变化也会引起折射率的变化 根据马普尔 MarPle 的数据 GaAs的折射率随温度的变化为 式中 T为温度的变化量 图2 4 10表示所测GaAs样品 电子浓度约为6 1018 cm3 在光子能量低于带隙能量时 这时无吸收 三种不同温度的拆射率 综上所述 选择折射率受光子能量 掺杂 注入载流子 温度等多种因素影响 为了获得合理的折射率台阶要多方考虑 这样才能提高半导体激光器的性能 四 衬底材料的考虑 异质结激光器 发光二极管以及其它光电子器件 都是在衬底上通过多次外延生长而成的 因此外延层的质量和光电子器件的性能在很大程度上取决于衬底的晶体质量和特点 因此对衬底的主要要求有 1 衬底应该与在其上外延生长的材料有很好的晶格匹配 要求晶格常数尽量相同 为此要求二者有尽可能多的相同原子构成 2 衬底本身的位错密度应尽可能小 有尽可能少的晶格缺陷 3 衬底与外延层在生长工艺上要相容 或者说 在生长条件下材料与衬底之间应有尽可能小的互作用 不造成彼此之间的分解 2 5异质结对载流子的限制 异质结限制载流子的能力与势垒高度 结温度等因素有关 由于受到晶格匹配的限制 不可能无限地增加势垒高度 从载流子能量统计分布的特点来看 部分载流子不可避免地越过势垒而泄漏 漏出的载流子以非辐射复合释放能量 将恶化器件的性能 下面分析异质结对载流子的限制 例如 由N型限制层注入p型有源层的电子将受到pP同型异质结势垒的限制 阻挡它们向P型限制层内扩散 同样 pN异型异质结的空穴势垒限制着p型有源层中的多数载流子 空穴向N型限制层的运动 异质结势垒是靠异质结两边半导体材料禁带宽度差 Eg分别在导带和价带形成的台阶 Ec和 Ev所形成的 外加电压对 Ec和 Ev也产生不同程度的影响 无论是突变还是渐变异质结 都能在一定程度上对载流子起到限制作用 以GaAs为例在GaAs有源区内产生粒子数反转需要注入的载流子浓度约为 1 1 3 1018 cm3 为达到激射阈值 需要注入的总电子浓度约为2 1018 cm3 所注入的载流子绝大部分处在直接带隙的 能谷中 但还有少部分电子处于的 L 能谷与 x 能谷内 这两个能谷与 能谷导带底相距分别为 各能谷中电子浓度表达式 Ec 为 谷抛物线导带底的能量 2 5 3 2 5 1 2 5 2 E 为L谷内电子能量 如令E E E 2 5 4 各能谷中电子浓度表达式 令直接带隙 谷内的电子浓度与总的电子浓度之比为 2 5 3 2 5 1 返回 2 5 4 即 总的电子浓度一旦确定了 Fermi能级也就确定了 图2 5 1表示当n 2 1018 cm3 T 24 和T 50 时 谷内电子所占总电子浓度的比率与AlAs组分x的关系 由图可见 x 0 3 将有半数以上的电子处在间接带隙能谷内 而对于x 0 则注入的电子基本上处在直接带隙的 谷内 因此对室温下的GaAs 当注入电子浓度为2 1018 cm3时 可以得到准费米能级在导带中的位置 即Fn Ec 0 079eV 则求出的导带电子浓度随能量的分布n E 如图2 5 2所示 当注入电子浓度为2 1018 cm3时 可以得到准费米能级在导带中的位置 即Fn Ec 0 079eV 则求出的导带电子浓度随能量的分布n E 如图