半导体光电子学第2章_异质结

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=eVEg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ΔEc，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ΔEv，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（φ），电子亲和势（χ），介电常数（ε）。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φ：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χ：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。真空能级xφEgECEVFN功函数φ电子亲和势χ真空能级一、p-N异质结作能带图的步骤是：①以同一水平线的真空能级为参考能级，根据各自的φ、χ、Eg值画出两种半导体材料的能带图，如图2.1-1所示真空能级x1φ1Eg1EC1EV1F1px2φ2Eg2EC2EV2F2NΔEVΔEC图2.1-1②两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；③画出空间电荷区（由内建电势可求空间电荷区宽度），φ值在空间电荷区以外保持各自的值不变；④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）；⑤而各自的χ、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：ΔEc、ΔEv、Eg、Eg不变)真空能级x1φ1Eg1EC1EV1F1px2φ2Eg2EC2EV2F2NΔEVΔEC-XpXN0VDNVDPVDVDPVDNδ1δ2真空能级x1φ1Eg1EC1EV1F1px2φ2Eg2EC2EV2F2NΔEVΔEC-XpXN0VDNVDPVDVDPVDNδ1δ2ΔEv=Ev2-Ev1=（Eg2+χ2）-（Eg1+χ1）=ΔEg-Δχ=ΔEg-ΔEcΔEg=ΔEc+ΔEv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”δ1=Ev1-F1，δ2=Ec2-F2VD——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=φ1-φ2=F1-F2=e（VDp+VDN）ΔEc=χ1-χ2=Δχ（2.1-1）由泊松方程02)(x,rxtVdxdVxE/)(1212/pADpxeNV2222/NDDNxeNV221212/NDpADNDpxNxNVVNDpAxNexNeQ21NpADxxNN12电荷守恒Q——势垒区中单位面积上的空间电荷1212/ADDNDpNNVV)1(2211DADpDNDpDNNVVVV2/122111221])(2[DAADDpNNNVNex2/122112121])(2[DADDANNNNVNex2/1221121211])(2[)(DADDApADjNNVNNexeNdVdCdVdQ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100kTqVppnnnppneLDpLDnqJJJ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