9750利用CASTEP模拟计算实例1

1、利用CASTEP模拟计算实例一，计算本征半导体硅的能带结构和状态密度等性质计算过程分为三个步骤：首先是建立硅的晶体结构计算模型，这个可以在MS物质结构数据库中调用即可。在计算时为了节省时间，减少计算量将硅的普通的晶体转化为原胞结构，一个原胞中包含9个原子。节下来是对晶体原胞结构进行几何结构优化，当然其中也含盖了对体系总能量的最小化。结构优化 过程中的两个图表文档分别表示了优化步骤中体系能量的变化和收敛精度，判断收敛是否成功就要查看 最终完成计算后，能量的收敛精度是否达到了事前的设定值。最后是计算性质，在计算状态密度时可以 计算不同原子各个轨道按照角动量分布的偏态密度（PDOS），当体系是自旋极

2、化时，偏态密度（ PDOS）中包含了体系多数自旋 （majority spin）和少数自旋（minority spin）的偏态密度（PDOS ）。光学性质的计 算是模拟中的一个难点，从目前发表的文献来看，影响光学性质计算的因素很多（见光学计算原理部分， 对此有详细描述），在研究体系有充足实验数据的条件下，可以对能带采用“剪刀”的工具对能带带隙进 行刚性的调整，获得与实验结果符合较好的结论。但对于初学者而言，这个工具一般是不推荐使用的。作者对于硅的计算完全按照上述方案完成。详细的计算结果和计算方法见本文所附带的专门文章。二，搀杂半导体InP性质计算第三主族和第五主族元素之间形成的半导体，目前越来

3、越受到的重视，在纳米材料中，各种纳米电子器件如场效应晶体管，半导体纳米量子阱，纳米量子点激光器等均广泛采用了诸如AlAS InP等材料，本文对InP能带结构、状态密度以及光学性质进行了计算。计算步骤与前文描述相同。详细结果见文章三，FeS2性质计算二硫化亚铁是一种受到广泛研究的窄带隙的半导体，其能带带隙为0.95eV。肖奇等人也采用CASTEP对二硫化亚铁整体状态密度和（100）晶面双层超结构状态密度的计算结果进行了对比，发现了表面态对状态密度峰的分裂。作者也首先建立了二硫化亚铁的晶体结构，对优化后的结构也进行了计算，得到能 带带隙的较准确结果，但在能带的顶层出现了文献中未出现的新结构，因此还

4、需要其他文献进行证实。作者也建立了双层的二硫化亚铁（100）晶面的超晶胞结构，但限于计算能力，只对结构进行了分子力场 的初步结构优化。详细结果见文章三。四，三氧化二铝性质计算三氧化二铝是广泛用于复合材料中的一种附加材料，在电子工业中用于衬底材料。作为陶瓷原料更是普遍。三氧化二铝有多种晶体类型，目前广泛得到研究的是a-三氧化二铝，作者计算了它的能带结构和状态密度分布以及电子密度分布情况，计算结果与实验结果相比较是可靠的，电子密度分布揭示了化学 键的性质。详细结果见文章四。五，其他几种半导体材料能带结构的计算作者也计算了几种目前普遍使用的半导体材料的能带结构，晶体结构在计算前是经过了结构优化的，某

5、 些计算的能带带隙并不理想，与实验数值相比较，差距较大。但发现了能带结构和计算晶体结构特别是U 2 斗 右 B 1U141 右 la 2022 £斗 圧derwlty af State* (eJeelrerii/sV)burn化学键类型间的关系是密切的。通过对于几种类型的半导体能带结构和状态密度的计算表明他们与原子轨道杂化类型，原子间成键类型等均有关系，计算几种半导体分别是：本征半导体Si,离子型窄带隙半导体ZnO and Cu 2O ,搀杂n型半导体BN。从杂化轨道类型来看，硅为sp3杂化，BN为sp2杂化。其余两种是离子型晶体，化学键主要成分是离子键。从能带结构分析，离子型半导体

6、费米能级以下的部分能 带形状平滑，而共价键杂化类型的半导体在费米能级以下部分为抛物线型。在费米能级以上的部分两者差别不大，均为抛物线型。状态密度(DOS)图来看，ZnO and Cu 2O型半导体各个分波区分是很明显的，杂化型半导体状态密度各个分波区分并不明显，一般为连续型，原子轨道混合在这些半导体中是很明显的。六，MnN和MnAs自旋状态密度分布与晶体结构常数间的关系R. de Paival, J. L. A. Alves 等人文献中，研究了闪锌矿结构的MnN 和MnAs自旋密度分布随晶体结构常数变化的关系，上述两种物质的闪锌矿结构并不是它们的稳定结构，但在这种结构中Mn以四面体配位性质在许

7、多二元磁性材料均有体现，人们相信，正是锰元素这种配位环境形成了独特的磁性质。文献作者 采用第一性原理的DFT理论分别用GGA和LDA分别计算了随着晶体尺寸变化，自旋密度分布的变化情况， 他们发现上面两种物质自旋密度状态分布结构与晶体尺寸密切相关，当MnN尺寸大于0.49Onm,MnAs 大于 0.571 nm延伸闪锌矿结构是半金属型的，即多数自旋(majority spin)密度分布在费米面处是连续的，少数自旋(min ority spi n)密度则在费米面处是绝缘体型的。他们计算中晶体平衡尺寸分别是：MnN : ao = 4.19 A ° (LDA), and 4.30 A

8、76; (GGA);MnAs : the magnetic moments are 2:5 1B and 4 :01B respectively at the equilibrium latticeparameters ao = 5 :32 ° A(LDA) and 5.71°A (GGA).作者计算均采用 GGA，MnN : 0.425nm ; MnAs : 0.5977nm。自旋密度分布和能带结构基本与文献结 果一致，在 MnN中，自旋密度在费米能级附近随着尺寸变化是很明显的，但MnAs中则与文献结果不一致。现将文献结果与作者结果列图如下：从多数自旋(majority

9、spin)密度和少数自旋(minorityspin)密度图中可以明显的得到体系电子电导的单自旋极化现象，半金属特性是Figrire- N. Elcctroiiicrtujros fox zinc-blcJOLclc T.JnIM C'toip) pizd-fsxA. ftscrtcMHi) nr tHe?A tota.1tixiiTitiTiLir 11。工口=1 3O5A_-ZvfriZNT attnH =5.71 A. -KliiAs) - Tlieon tike left anid oil tliencrlit c orrtpondl to the h>3jiicd sti

10、nic.tujrie for tlie- ：niijnLO：rit3r专pin 諷ixd lusg oiity -iespheicfivel5F- Tlie fiuies m rlie ixudklle conreiclto tlie- dun吕區0 of states. Tlie liorioixtal line- reforEh to tlic- pos丄t-an o£ line Fei'iin leel.FDOSDenifty af EteBs (derli an ri,i'i4MbN 01吗 m-30-tO &CO割IM 北5仍（同-2D-100对Er

11、iTQy册2D 百已才白d l»t&il.hi F 1M"明显的。但MnAs计算结果与文献差别较大，特别是自旋密度与晶体随尺寸变化的关系不明显，作者计了在0.571 nm,0.569nm and 0.550nm的情况下的状态密度情况，仍然没有发现自旋密度分布在费米面处明显的变化。特别是文献中提到的少数自旋(mi nority spi n)密度在晶体尺寸小于0.571 nm时会在费米面处产生能隙。EnergtrfeErwqu eU id B|la5umdStir husBodffrKUfeiiiGCSirZiQBneijfi 農ItKiy 輛吨犢 Bjndtructueand* I叽咋M 两阴J