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1、用光电流谱研究锗硅低维结构及多孔硅多层膜结构的光电特性 复旦大学硕士学位论文用光电流谱研究锗硅低维结构及多孔硅多层膜结构的光电特性姓名:熊卫华申请学位级别:硕士专业:凝聚态物理指导教师:陆?2001.5.23艿援旦大学摘 要用光电流谱研究锗硅低维结构及多孔硅多层膜结构的光电特性分别以锁相放大器和傅立叶红外光谱仪搭建两套光电流测试系统。利用这这两套系统对锗硅低维量子结构和多孔硅多层膜结构的光电特性进行了研究。、测量了不同偏压下的量子阱样品的光电流谱,观察到两个光电流峰、厂五。和五。:随偏压的变化情况,光电流峰随着正偏压的.增大发生蓝移,把这两个光电流峰和量子阱内的子能带的跃迁相联系,建立能带模型
2、,对光电流峰的产生和随偏压的变化给出了很好的解释;研究了量子阱样品在带边附近低能端的光电流信号随温度的变化,根据能带机构,这部分光电流信号的变化是由电子从硅的价带向导带量子阱阱底的跃迁引起的;同时利用构建的系统测量得到量子点样品的光电流谱随偏压的变化情况,并从光电流谱上观察到量子点中的库仑荷电效应。/、铡量得到多孔硅微腔和单层多孔硅的光电流谱,二者有非常明显的差异,.后者的吸收峰是一个很宽的大峰半高宽约,而前者可以在一的范围内实现单波长的吸收其吸收峰的半高宽为,通过调节微腔的中心发光层的光学厚度可以改变这个吸收峰的峰位,利用量子盒模型、对多孔硅微腔的吸收谱进行了计算,理论计算和实验结果符合的非
3、常好。多孔硅微腔的吸收特性灵敏于有机分子如油分子在其孔表面的吸附,通过光电流谱的测试发现多孔硅微腔表面吸附大量的油分子会造成其吸收峰峰位的红移,这将是多孔硅微腔成为新一代高性能的光电器件材料的势垒;同时对“量子阱”多孔硅多层膜结构的反射谱和光电流谱进行研究,观察到此结构的光子禁带中的分立光子态的存在,并利用光子晶体的能带结构模型和传输矩阵方法计算了“量子阱”多孔硅多层膜结构的反射谱,理论计算结果和实验结果符合的比较好。关键词:量子阱、量子点、光电流、多孔硅微腔、光子晶体。分类号:.,.,.熊卜华,复口大学表面物理国家重点实验室:,。,棋旦大孽。, ?,. ,/?:./. . ,/; ,/. .
4、,. ;.; ? ., .,.: , ,.,.,.熊毕.复旦大学表面物理国家重点实验室第一章,光电。研究钳硅量子阱。量子点的光电特。 楹箩大学。第一章用光电流谱研究/量子阱及子点的光电特性. 言半个世纪以来,半导体材料的研究在当代物理学和高技术的发展中都占有突出的地位。年,江琦和朱兆祥在寻找具有负微分电阻的新器件时,提出了一个全新的革命性概念:半导体超晶格?。他们设想把两种晶格匹配的材料交替成层就可以得到周期变化的导带和价带边。年卓以和首先用分子束外延的方法成功生长出/,。.半导体超晶格【,从而半导体领域发生了革命性的变化。量子阱在一个方向限制了电子的运动,人们用各种方法在其它的两个方向上也限
5、制电子的运动,使之产生更强的量子约束效应,于是产生了量子线和量子点等多种低维量子体系,在这些低维量子体系中发现了许多新的物理现象,如量子限制效应,共振隧穿,二维电子气效应等,同时为了解释这些新的现象,新的理论也不断诞生【。硅是当代大规模和超大规模集成电路的基石,而锗硅低维量子结构的良好的电学、光学和光电特性使之吸引了大量的研究目光。由于考虑到材料的晶格相匹配,最早的低维量子结构主要集中在/材料上慨,目前/材料也被广泛的应用于研制各种性能优良的光电子器件。随着生长工艺的日益完善,可以得到高质量的锗硅低维量子结构口,于是研究重点开始转移到锗硅低维量子结构上来,许多基于锗硅低维量子结构的光电器件也应
6、运而生。近年来,半导体量子点成为当今物理学研究的热点之一。因为半导体量子点在单电子器件、存储器以及各种光电子器件等方面具有极为广泛的应用前景。量子点由有限数目的原子组成,尺寸大小在纳米量级,其物理行为很像单个原子,因此也称为“人工原子”,电子在其中的能量状态是类原子的分立能级结构。而且,由于电子或者空穴被束缚在一个相对小的区域内,电子或者空穴之间的库仑相互作用是显著的,填充一个电子或者空穴就要克服量子点中已有电子或者空穴的排斥作用,将量子点看作一个尺寸仅为纳米量级的导体,其自电容仅为。的量级,当其中填充的电荷改变一个电子电量时,熊华,复旦大学表面物理国家重点实验室第一章。楮。子。量子点。光电特
7、。握旦大孽。电势能的变化为/,可能会达到几十个,这相对于它的量子化能量来说已是一个不可忽略的值?。量子点的这些特殊的物理特性为新一代的高性能的器件丌辟了新的方向。是由于锗硅低维量子结构的良好的物理特性,人们也对其进行了广泛的研究。利用导纳谱、深能级瞬态谱?“、?法 和电导法。等电学方法对基量子点的量子能级结构和库仑荷电效应、载流子俘获过程和量子阱的能带偏移等电学特性进行了研究;同时也利用光致发光谱等方法对锗硅低维量子结构的光学特性进行了研究慨?。而锗硅低维量子结构的光电特性也有非常好的应用前景”“”,我们利用光电流谱的方法对不同偏压和温度下的锗硅低维量子结构的光电特性进行研究,尤其是光吸收特性
8、。对于量子点样品,我们改变偏压让费米能级扫过量子点中的束缚能级,从光电流谱峰中观察到同一能级上的库仑荷电效应;对量子阱样品,我们观察到红外部分的光电流峰的存在.并研究了光电流峰随偏压的变化情况,结合量子阱的能带结构模型,我们对光电流随偏压的变化给出了较好的解释,并估算出量子阱中基态和第一激发态的能量间隔。理.原当光通过半导体材料时,由于光与半导体中的电子、激子及杂质和缺陷等的相互作用而产生光的吸收,研究光的吸收可直接地获得半导体中的电子状态.?.能带结构及其它各种激发态的信息。晶体的光学性质可用复介电函数:或复折射指数描写,其中。、:分别称为介电函数的实部和虚部,”和分别成为折射指数和消光系数
9、。占和之间有式一所示关系:?吸收系数见式?:?一旦.在晶体中传播的光波可以用矢势描写,见式?:?,爿。“.熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室,一章,光。漶。究。量。盈.。的。 棋要大季。文其中为光偏振方向的单位矢量,厅是光的波矢,.代表是前一项的复共轭,代表光的强度。光场的平均能量密度为式?:“:鱼竺昭光在晶体中以速度/传播,因此单位时间内在单位体积被介质吸收的能量,也就是吸收系数,见式:.口珊:?、/小其中为单位时间、单位体积内由频率彩的光引起的跃迁几率。因此,已知,就可以求吸收系数。当电子由高能级向低能级跃迁并发射光子时,有两种过程,一种是自发跃迁,一种是受激跃迁。自发跃迁是没有外场干
10、扰下产生的跃迁,受激跃迁是在外加电磁场作用下产生的。由爱因斯坦理论,不论对吸收过程,还是对发射过程,受激跃迁的概率相等。假设%和矿,分别代表初态和末态的波函数,则根据量子力学,受激跃迁概率为式.:脚等凳跏忪:其中、虿。分别为光场的强度和偏振方向单位矢量,卢为动量算符。先考虑体材料的价带和导带之间的跃迁,跃迁矩阵元见式:?肘。,妒,云悟。?芦。其中帆、虬分别为价带和导带波函数。由于波函数的平移对称性,只有当妒,、虬都具有相同的波矢丘时。,才不等于零,这就是光跃迁的动量守恒定律光子波矢与电子波矢相比很小,可忽略。设半导体的价带顶和导带底都在七处布里渊区的点,由于我们关心的是吸收边附近的光跃迁,也就
11、是只考虑云附近态之间的跃迁,所以,可将。云对云展开,得式:。,七。,?,后熊华,复旦大学表面物理国家重点实验室。:,光。;.子。量子点的光电特性撬多大学。,取零级项,带八,就得到式:帅:。筹邺。云,云国其中对的积分表示对布里渊区中不同石态跃迁的求和,厦前的因子是对自旋分量的求和。式捌的积分正是导带和价带的联合态密度,。假设导带和价带都是抛物带,分别具有有效质量:和:,则有式一:去秒其中是:和:的折合质量。在直接带隙半导体中,观察到的吸收光谱在带隙附近与能量的关系就如同式?,结合,可以在带边附近得到以下的关系:.对直接带隙半导体有:一。对间接能隙半导体,如锗、硅,其导带最低能量状态的值和价带最高
12、能量状态的的值不相同,由于光子不能使电子的动量发生改变,所以为了满足动量守恒定律,必须要有声子的参与才能实现间接跃迁。在间接跃迁中,价带中每一个被电子占据的态,能够和导带中全部空着的态相联系。能量为;的初态的态密度为:剐赤一”“能量为,的末态的态密度为:.,赤“:为满足能量守恒定律有:.?,其中。为声予能量,把?带入?得到:.郴沪丽%?秽由公式可知跃迁几率。,正比于初态的态密度和末态的态密度的乘积,熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室,。光电。究。硅量子。子。的。握箩大孽。文吸收系数也比于初态的态密度和术态的态密度的乘积,即:?“?,?以,。,分别对应发射声子和吸收声子的阈值能量。在抛物带的
13、假设下,我们可以得到对间接带隙半导体有:?对或者口珊谱进行拟合就可以得到半导体的禁带宽度。在某些情况下,由于外来的微扰或者一些特殊的结构,导致在体材料的能带边附近形成一些新的量子态,如浅施主态,浅受主态和量子阱超晶格中的子能级。与这类态有关的跃迁有:施主态.受主态、量子阱电子子带和空穴子带的跃迁和带内各子能级之间的跃迁,对于量子阱电子子带和空穴子带之间的带间跃迁,它的波函数是带边波函数与包络函数的乘积,见式?:尹,矗尹因此。其跃迁跃迁矩阵元如式:,。?,。,矗尹。磊一也就是等于带边跃迁矩阵元乘以微扰量子态包络函数的重叠积分。由这些重叠积分可以得到跃迁选择定则。对于带内各子能级之间的跃迁,在零级
14、近似下,跃迁矩阵元为式.:鼻弧羽睁托弧印?剖而对于这类带内的跃迁,只考虑零级近似是不够的,我们必须考虑一级近似,因此,在加上一级近似的情况下,其跃迁矩阵元为式?:吖,薏骶%矧如胁%矗秒与零级近似下的跃迁矩阵元相比,前面多了一个系数/二半导体的电子有效质量一般很小,因此这个系数比较大,所以我们必须考虑一级近似。对我们的量子阱结构,如果我们采用一维无穷势阱模型,则束缚态波函数为式?:熊华.复旦大学表面物理国家重点实验室植旦史磬。,一章,光。.麓。究。阱。一。电特。盹知等,一,?其中是阱宽。则由?可以得到阱中基态和第一激发态的跃迁矩阵元为式:。: .鼻:昙:?了。 从而得到带内跃迁的吸收系数为,见式
15、:泣。,删豢忐莩等陋葛驴?。一。一一石】只有当印。一的时候吸收系数才不为零,如果采取一维方势阱模型可得到阱内的分立能级满足.:.?五,/当光子能量等于阱内分立能级间隔时,就能发生阱内子能级之间的跃迁,而作为带内的跃迁,必须有自由电子,而在费米能级以上的能级态是没有电子占据的,所以只有费米能级下的能级上的电子可以产生跃迁,光生载流子的输运过程大致和入射光波长无关,光电流谱与吸收光谱非常相似,在测试样品的厚度远小于口。的情况下,我们可以认为吸收系数是和光电流成正比【】,因此,我们通过对光电流谱进行研究,可以对低维结构的能级结构进行研究。验.实.实验系统图一和图?是两套实验系统示意图。图.以碘钨灯为
16、光源,光经单色仪分光后,出射的单色光经过两个透镜聚焦照射到样品上,光电流信号通过探针引进锁相放大器,通过计算机对单色仪和锁相放大器进行控制和数据收集控制程序和界面见附录一,此系统可以对样品加比较大的偏压,可以测量低温下的样品光电特性,但是它的噪声比较大,扫描速度比较慢,容易受到外来干扰电信号的影响,因此主要用来测量量子点和多孔硅这类电阻率比较大的样品。熊华,复旦大学表面物理国家重点实验室二?苎兰苎竺兰竺兰三苎兰皇竺兰兰竺丝墨查垦 竺兰兰苎、图实验系统图二熊华,复旦大学表面物理国家重点实验室 ,一幸。光电。量子。.。的光电。 棋多大孽。论;图主要以傅立叶红外光谱仪构造系统,红外傅立叶光谱仪的主要
17、技术就是傅立叶变换解谱,光源包含有各个波长的光照到样品上,通过光电探测器把通过样品后的总的光信号转换为电信号输入到电脑,然后通过软件进行傅立叶变换解谱得到各个光子能量对应的信号谱。我们以红外傅立叶光谱仪为基础,构造了我们自己的光电流测试系统,我们使用一个取样电路把光电流信号变成电压信号送进傅立叶红外光谱仪,利用计算机对傅立叶红外光谱仪进行控制并对数据进行处理,这套系统的主要特点是精度比较高,测量速度快,受外界的干扰信号比较小,但是不能加很高的偏压,而且没有低温样品室,主是用于量子阱样品的测量。.样品制备图.为三种样品样品的结构示意图。量子阱样品是在电阻率为.的型衬底上采用分子束外延方法生长的,
18、先在衬底上生长厚度为的缓冲层,然后交替生长个周期的约厚的量子阱层,。;和的间隔层,最后覆盖一层的;量子阱样品则在衬底上生长厚度为的缓冲层,然后生长厚的量子阱层。,。,最后覆盖一层的;量子点样品是在电阻率为.的型单晶衬底上用分子束外延的方法生长的,首先在衬底温度为。图三种样品的结构示意图熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室第一。,。.。光。棋旦大孽。文时生长一层厚度为的缓冲层,然后交替生长三个周期的量子点层和的间隔层,最后覆盖一层约的。.实验结果和分析为了扣除光强分布不均匀对我们结果的影响,图一给出了我们所用的光源的光强分布在我们所测量的波长范围内,并对其进行多项式拟合得到光强随光子能量的分布
19、公式为式黑米光子能量图.的光强分布图和模拟曲线分布图。实线为测量得到的光强分布。虚线为拟合得到的光强分布。.?. 所有的光电流谱通过以上的光强分布公式进行归一化处理。.纯硅的光电流谱分析图.为用系统一测量得到的单质硅的光电流谱。图?为归一化后的硅的光电流谱,图中的拐点是硅的间接跃迁向直接跃迁的过渡阱】,这是典型的间接跃迁。根据公式在带边附近口国与应该有线形关系。图为依据公式.对硅的带边图.中处进行拟合得到的曲线,其中方块点为实验曲线,而两条实线分别为拟合曲线,在图中非常明显的可以在熊。卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室:用光电遣谱研究钳硅量。弊量子点的光电特性攫旦大学。文一避忸装光子能量图.
20、纯的光电流谱.一嫱申米崾.县.鲫. .光子能量图归一化后的的光电流谱。熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室第一。,。究。.子。光。植旦大磬。论。碍黼堪纂恹睁墨籁帐基登光子能量图利用石?。对的带边图中处进行拟合得到的曲线,方块点为实验内曲线,两条实线为拟合曲线盆:舟颁粤恹;卜蓬餐光子能量图?利用口。对的带边图中处进行拟合得到的曲线,方块点为实验曲线,实线为拟合曲线熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室,一章。光电漶。究特。量子阱。子点的光电特性梗旦爻攀。.附近观察到两部分线形非常好的部分,这两部分分别对应为吸收声子和发射声子的过程,对间接带隙半导体有:。,因此我们拟合得到。.,对应于硅的禁带宽
21、度。而在高能部分图?中的处应该对应于硅的直接跃迁,我们利用?”对这部分曲线进行拟合得到图.,其中方块点为实验曲线,实线为拟合曲线,从拟合曲线的斜率可以得到.的能量间隔。由于光源在高能量附近的强度已经非常小了,而且光强的拟合曲线在边缘与实际的光强分布也有一定的出入,因此在高能附近的数据可能不太精确。.量子阱的光电司謦分析图为量子阱样品的能带结构示意图。为了确定在不同偏压情况下阱中载流子的填充情况,在室温下对样品做了电容.电压特性的测试,测试频率为,图?给出了该样品的.曲线,而图.给出了由厂?万得到的空穴浓度随偏压变化的曲线图,图表明当偏压确一舅在.左右最里面的量子阱层在外电场的作用下开始填充电子
22、,在负偏压的时候阱中的空穴被全部抽空,因此从.逐渐向负偏压变化的范围可以使费米能级扫过最里面量子阱中的束缚能级,从而使阱中某些低束缚能态在费米能级以上而充满空穴,而高束缚能态在束缚能级以下而充满电子,在偏压小于以后,阱中所有的束缚能级将填充满电子,而这些能态上填充了足够的电子才能观察到阱中的电子向导带跃迁,当偏压合适的时候,低能态上大量的空穴也可以从量子阱中的低能态向硅的价带上跃迁,因此我们在.这个偏压范围选择合适的偏压来研究最靠近体内的量子阱中的光电流。对量子阱样品的光电流测量使用系统二。图、和一为量子阱样品在一.的偏压范围内,不同偏压下的光电流谱。从图.、和.中可以观察到两个光电流峰和,在
23、负偏压的时候只能观察到光电流峰,其峰位大约在左右,当偏压达到的时候开始出现光电流峰,熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室第一章。光电。究。于。.。光。棋旦火孽。图量子阱样品在零偏压下的价带图种删电压图?量子阱样品的?曲线电压图样品的载流子浓度与偏压的关系熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室梗箩大孽。第一幸,。,。,。的光。特。光电流峰的峰位大约在左右,随着正偏压的继续增大,光电流峰逐渐增强,峰位逐渐向高能端移动峰位随偏压的变化如表;当光电流达到.以后,随着偏压的增大,光电流峰依然增强,但是峰位的变化已经不大。光电流峰应该对应于量子阱中的束缚能级向硅的价带中的跃迁,而光电流峰则由阱中的第一激
24、发态到硅的导带中的跃迁引起的。表. 光电流蜂的峰位髓偏压的变化当样品两端外加负偏压的时候,费米能级处在所有的束缚能级以上图.,这样量子阱中的所有的束缚能级上都充满大量的电子,因而电子吸收光子就能从量子阱中的这些束缚能级跃迁到硅的导带图. 和,从而形成高能端的光电流峰,这时由于基态上没有空穴,因此观察不到量子阱中基态上的空穴向硅的价带的跃迁图中的,也就观察不到光电流峰:当负偏压减小,肖脱基势垒高度减小,费米能级下移,当达到时,锗量子阱中的基态已经开始高于费米能级,基态上开始填充大量的空穴,空穴可以吸收光子从量子阱中基态向硅的价带的跃迁图.中的,形成光电流峰,当正偏压继续增大,光生载流子的运动加快
25、,光电流响应的也增大,而且势垒高度随着正偏压的增大逐渐减小,量子阱的倾斜度也减小,量子阱中基态距硅的价带的能量将有微小的增大,所以光电流峰的峰位随着正偏压的增大会向高能端方向移动;当偏压达到.,量子阱几乎已经拉平图,当继续增加正偏压到.,量子阱的形状变化不大,基态到硅的价带的能量也变化不大,所以光电流峰的峰位的变化也不大。而在.的正偏压范围内,费米能级依然高于阱中的第一激发态,所以第一激发态上仍然充满大量电子,因此电子可以吸收光子从锗量子阱中的第一激发态向硅的导带跃迁图中的,因此光电流峰依然能够观察到,在.的时候,量子阱基本拉平,这时两个光电流峰的峰位分别为。,。结合前面得到的硅的禁带宽度。.
26、,可以估算出锗量子阱中第一激发态和基态之间的能量间隔为,而采用一维方势阱模型得到的分立能级公式可以得到这个能量间隔为,这和实验结果符合的非常的好。熊华,复旦大学表面物理国家重点实验室月究量子量十光&第一章棋旦克謦。.士。文曰褂伯出蛇逛嫣审米们光子能量图一.的偏压范围内,量子阱样品的光电流谱随偏压的变化.斟伯出一即妲炼廿米. . . . . .光子能量啪图一.的偏压范围内,量子阱样品的光电流谱随偏压的变化熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室梗要大孽。,一章,光。点。曰瓣粕出心妲煺删米光子能量.的偏压范围内,量子阱样品的光电流谱随偏压的变化图嗣川二.,.一:不同偏压下,阱中束缚能级随量:.的偏压
27、范围内量负偏压下量子子阱的能带形状变化示意图子阱的能带结构示意图阱的能带结构量子阱样品在不同偏压下的能带结构示意图图,实心圈代表电子,空一圈代表空穴熊华,复旦大学表面物理国家重点实验室第一。,光。究。量子。量子.的光电特性棋旦史磬。.量子阱样品在硅带边附近的光电流谱随温度的变化半导体材料的能带随温度的变化会发生变化,这将直接影响到半导体材料的吸收特性,利用系统一我们对量子阱样品在硅带边附近的光电流谱进行了研究。图一为不同温度下样品在硅带边附近的光电流谱,其中在室温下出现两个光电流峰和,随着温度的降低,两个光电流峰都减小,但是的相对强度增大,当温度足够低时,光电流峰消失,而依然存在,随着温度的降
28、低,光电流峰的起峰位置向高能方向移动,我们认为光电流峰对应于硅的带边吸收,而则对应与硅的价带上的电子向导带量子阱中的跃迁引起。对峰的起峰的线形部分拟合得到导带量子阱阱底到硅的价带的能量值与温度的关系如图.,从图.中可以明显看到随温度的降低这个能量值逐渐增大,并且在温度足够低的时候趋向一个恒定值。随着温度的逐渐降低,硅和锗的禁带宽度都将增大,因此光电流峰也将向高能方向移动,所以随着温度的降低硅的带边跃迁引起的光电流峰向高能方向移动,逐渐超出了我们的测量范围光源在高能范围几乎没有响应,所以在温度足够低的时候光电流谱中已经看不到光电流峰,而硅的价带上的电子向导带锗量子阱中的跃迁依然在测量范围内,故光
29、电流峰依然存在,当温度足够低的时候硅锗的禁带宽度将趋向于一个恒定值,因此导带量子阱阱底到硅的价带的能量值也将趋向一个恒定值。.量子点样品的光电流谱分析图.为量子点样品的光电流谱。所有的量子点的光电流谱线皆使用系统一测量得到,在量子点的光电流测量过程中,锁相放大器的频率为,温度是室温,并且测量时我们分别取了三个偏压:、.、.样品正面的电极上接外加偏压的负端,由于量子点样品的电阻率非常大,故其光电流非常的小,对图.进行微分得到图一,在微分谱中,随着负偏压的的增大,逐渐出现三个明显的峰,对其进行理论拟合分别得到对应的能量为.、.和.,能量间隔皆为。这三个分立的能级值反映了量子点中的第一激发态上的库仑
30、荷电效应。图?为量子点能级示意图,在量子点中,当费米能级高于某个激发态时,此熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室一 .用毫究子子光电性梗旦大学。题脚米光子能量图一量子阱样品在硅带边附近的光电流谱随温度的变化旦田温、温度图.样品的导带量子阱阱底到硅价带的能量间隔随温度的变化熊卫毕,复旦大学表面物理国家重点实验室月光研究子量子的光电%一援曼大孽。文、一斌脚掣光子能量图.量子点样品在不同偏压下的光电流谱线. 妒妲求器. . . .光子能量图.量子点样品的光电流微分谱熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室月光电%究?十阱量子点特一攒算大学图一量子点的能带示意图能级上的空穴将发射将充满电子,最开始电子
31、都处在能级上,电子就能吸收光子向硅的导带跃迁,当激发态上一个电子跃迁以后,由于强的库仑相互作用,那么剩余的电子能级将降低到能级上,那么当再发射一个电子以后,剩下的电子能级将降低到能级,因此虽然电子处在同一能态上,但是由于强的库仑相互左右,电子在向的导带中跃迁的时候所吸收的能量也有差异。当偏压从变到.的过程中,费米能级高于某个束缚态,束缚态上的空穴全部发射,从而量子点的束缚态填充满电子,这样束缚态上的电子就可以吸收光子向的导带跃迁,根据库仑能公式。一/式中是量子点的典型直径,占为硅的相对介电常数,矗为真空介电常数可以估计出本样品由于库仑效应造成的能量差异大约为,这近似等于图.中观察到的能量间隔。
32、而对样品进行导纳谱的测量得到第一激发态的空穴激活能分别为,可见由于库仑相互作用造成的能量间隔约为,和我们的实验结果符合的也非常好。根据此理论,可以推测在低能方向上,随着正偏压的增大,也会有一个从单峰到双峰的变化过程,但是由于随着负偏压的增大,漏电流也随着增加的很快,而由于量子点内的子能级到硅的导带的跃迁引起的光电流很小,而且常温下的热电子发射对光电流的影响也非常大,因此很难观察到基态上的库仑荷电效应。由于系统的原因,量子点低温下的光电流谱没有很好的结果,这部分工作还需进一步的深入。熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室第一章,光。究请硅量子阱及,。于。光电。性援旦大学。.士。;结论分别以锁相放
33、大器和红外傅立叶光谱仪构建了两套适用于不同测试条件的光电流测试系统,并用构建的系统对量子阱样品的光电流谱进行测量,观察到在小于带边能量处的两个光电流峰,研究了光电流谱随偏压的变化趋势,把这两个光电流峰和量子阱内的子能带的跃迁相联系,建立能带模型,对光电流峰的产生和随偏压的变化给出了很好的解释;研究了量子阱样品在带边附近低能端的光电流信号随温度的变化,给出了我们的解释;同时利用构建的系统测量得到量子点样品的光电流谱,并从光电流谱上得到观察到量子点中的库仑荷电效应。熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室月光究硅量子十的光电特性一棋旦大孽。;参考文献:【】,.,:.,:】.,.,.肋声., ,:】夏
34、建白,朱邦芬,半导体超晶格物理,科学技术出版社,上海,.? 】.,.,/.,:?. 【 ,.,/.,:?.,.,:.,.,.,.,. ?. ,:.? ?】.,. ?.,:一.,.,. . .,:?张胜坤,陆鲂,蒋最敏,王迅.自组织生长锗量子点的库仑荷电效应。物理,年,期,:夏建白,量子线、量子点和它们的激光器.物理,年,期,:.,.,./.,:一. .,., ., , :?.,.,熊华,复旦大学表面物理国家重点实验室用光电.日硅量于十的光特性,一章握里大孽 女论/., ,:?【.,.,.,. .户声.,:?.,.,.,./ ,:.月“,?.,.,., ?/? .尸,驴.,:?./.,.,.,
35、? .,.,:. / 【.,.,.,.,:. 【.,. 一.,:【.,.,., . 。/ ? .砌加,:?.?.,.,.,. .,嘞:?.,., 。?.,:?熊卫华,复且大学表面物理国家重点实验室,光电。完,。多。的光电特性祝旦大磐。,第二章用光电流谱研究多孔硅多层膜的光电特性言.弓多孔硅自它产生以来,曰益受到科学界的重视,其主要原因是它不同于单晶硅的光学特性:即在被光或者电激励时,多孑硅能在室温下发射强的可见光川。今天的信息时代归功于硅基超大规模集成电路的出现。到目前为止,在不到的硅片上可以制作大数量的集成元件,然而,随着时代的发展,更大容量的数据处理和传输已经非常的迫切,而硅平面工艺和微加
36、工技术的进一步发展因量子效应等因素的影响而受到了极大的限制,想进一步提高超大规模集成电路的集成度则变得非常困难。在这种情况下人们认识到:若把光子作为一种信息载体引入到发展得非常成熟的微电子电路里,实现光子和电子的集成,即硅基光电子集成,则有可能突破目前集成电路的工作速度和信息存储量的限制。而作为目前大规模集成电路工艺的基础的硅却是间接带隙材料,其发光因为需要声子的参与而十分微弱发光效率约为,年,英国科学家发现了多硅能在室温下高效率的发射可见光,这为弥补硅在光电子领域的不足提供了一个很好的途径,很快在科学界引起了一个研究热潮。多孔硅的出现不仅打破了人们原来认为硅作为间接带隙半导体难于实现高效发光
37、的思想禁锢,而且和硅超大规模集成工艺结合起来,这样就可望实现低成本的全硅基光电子集成,也将会是微电子和光电子技术领域中的一次新的飞跃。自年多孔硅能在室温下发射强可见光的光学特性被报道以后,人们对其量子海绵的微结构、形成机理与量子限制和表面态有关的发光机制、电致发光、光吸收特性、改进发光稳定性的后处理、以它为发光器件的硅基光电子集成和以它为基础的光电探测器和传感器等方面进行了广泛深入的研究口】,使多孔硅的发光强度,稳定性都得到了很大的提高。年等人”又利用用光学微腔的方法实现多孔硅的宽发射峰的窄化,也就是把发光层夹在两个熊卫华,复旦人学表面物理国家重点实验室第;幸,光。究多。多;。光电特。损旦大孽
38、。反射镜之间,利用光在反射镜之问的来回干涉达到选模的目的,而且通过改变微腔各层的光学厚度可以使窄峰的峰位在一定范围内可调。目前人们把两个反射镜用周期排列的高、低折射率的多孔硅层代替,从而实现了全硅基多孔硅基微腔,其发光的半高宽可以只有达到。因此,全硅基多孔硅微腔有更好的应用价值。而如果把微腔的中发光层用多孔硅反射镜多层膜代替,就可以形成/。几。/。的一类多层膜结构,利用每个高反层的高反带不同可以构造出种光子晶体结构,而这类多层膜结构在单通滤色片方向上有很广泛的应用。光致发光谱是研究多孔硅的发光特性的主要手段,利用光致发光谱,无论是单层多孔硅,还是多孔硅微腔,人们都已经对他们的发光特性进行了非常
39、深入的研究 ,我们的工作则是利用光电流谱对多孔硅微腔的光吸收特性进行了研究,结合有效折射率方法和菲涅耳公式计算了多孔硅微腔的主吸收峰的峰位,比较多孑硅微腔和单层多孔硅的光吸收特性,对照光致发光谱,我们给出了光电流峰的解释;研究了多孔硅微腔的吸收特性随温度的变化情况和油分子的吸附对多孔硅微腔的吸收特性的影响;同时对/。/。/。多层膜结构的反射特性和吸收特性进行初步研究,证明了它可以成为构造光子晶体的一种途径。.理论模型与计算从图一中我们可以看到,这种多孔硅微腔实际上是一种多层结构,它的每一层都由多孔硅组成的,因此我矛用多层膜的光学模型来对全硅基多孔硅微腔进行理论计算。当一束光入射到多层膜上,若忽
40、略光的吸收和散射,则光会在多层膜的各个界面上反射、透射和再入射。研究入射光在第一个界面上的总体反射和最后一个界面的总体透射的典型方法有两种:即有效折射率鲁阿德方法和传输矩阵法。对于图?的模型,由菲涅耳公式,可以得到上表面的反射率:肌,熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室月光电多硅多光电牛握旦大攀。论。图一光路示意图对对图?理论计算模型熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室,:。,。究多。多。的光电特。棋量大季。.士论。层的厚度,妒。为光在中间层的折射角,九为入射的波长。但由于光在多孔硅微腔中的传输涉及到多次反射、折射和再入射,因此,不能采用象一束光入射到多层膜的模型来计算反射谱。本文中采用如
41、图?中的简化方法来计算光从上表面入射经两个反射镜作用后的反射谱:即先用有效折射率方法得到中心层两边的等效折射率,这样就把微腔多层膜简化为单层膜结构,只是该单层膜的两边介质为等效介质.和:,再根据菲涅耳公式计算微腔表面的反射谱。若、。、分别为两个分布对称的反射镜的高、低折射率层和中心层的折射率;、。、。分别为它们的厚度,则中心波长应满足下述二个关系式:圩以/在采用正入射的情况下,上下的高低折射率层将构成层,而中心层构成层,根据菲涅耳公式和鲁阿德方法?可以得到中心层上下的等效介质。和:的等效折射率.和:一匕/?由于中心层为层,所以?,由公式可以计算出在截面一上的反射率鲁最。,即中心波长可以完全进入
42、到中心层。而高低折射率层皆为所以?,由公式也可以得到:。若专,其中:】/行。,一一当时, ,把代入可得到,.%,因此,由我们结构决定的中心波长可以在微腔内多次被反射,并多次被吸收,而其他波长的光都很少能进入到中心层,因而在中心波长处应该表现为吸收极大化。通过改变.。就可以改变中心波长而达到选模的目的。我们假设微腔结构参数为:高、低折射率层和中心层的折射率为、。和分别为.、.和.,各层的厚度分别为、和。分别为、和,利用公式可以计算得到我们的多孔硅微腔样品的主吸收峰位于处,基于上述光学微腔理论模型和上述假设的结构参数,熊卫华,复旦大学表面物理国家重点实验室第:。,。电。多。多;.的光电特。饭旦大孽
43、。.士。利用传输矩阵方法,采用计算机编程程序见附录二也可以对多孔硅微腔的反射谱进行了理论模拟,得到的结果如图.。从图?中我们可以看到对于我们的样品在五处出现一个很窄的波谷,这里对应一个强的吸收峰。这与用公式计算得到的结果符合的非常好。年,“ ,等人提出了量子盒模型并利用传输矩阵法对多孔硅微腔的吸收谱进行了计算”。在这个模型中,传输矩阵由表示每一层的传输矩阵元的乘积构成,而第层的传输矩阵元由下式给出咧,一考,一,其中是第层的厚度,是光速,疗是第层的复折射率,而,。硝脚给出,其中的毛为多孔硅衬底的介电常数,由公式给出五:六厂。篆篑钔蔫一其中为多孔硅的多孔度,毛为硅的介电常数,为空气的介电常数,我们取为。外界光场照射到多孔硅上,多孔硅的极化率由公式给出:一啪,其中尸。为激子随频率的分布,为单个激子的极化率,由公式给出:十知鳓,燕卢为常数因子,是与温度成正比的常数。我们对用高斯分布进行拟合,利用公式就可以得到传输矩阵,则反射系数和透射系数可以由公式得到:熊卫华,复旦大学表面物
