高等半导体物理Chapter 3 半导体超晶格物理

32

§3.2 超晶格的子能带

§应变超晶格

3.3

§3.4 掺杂超晶格

§3.5 超晶格结构的伏安特性

§3.6 应变硅结构器件

§3.7 超晶格结构的器件应用

37

第三章半导体超晶格物理§3.1 超晶格的定义与分类

32

§3.2 超晶格的子能带

§应变超晶格

3.3

§3.4 掺杂超晶格

§3.5 超晶格结构的伏安特性

§3.6 应变硅结构器件

§3.7 超晶格结构的器件应用

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§3.1 超晶格的定义与分类3.1.1超晶格结构的提出

311

3.1.2超晶格结构的定义

3.1.3超晶格结构的分类

3.1.1超晶格结构的提出

¾1970年，日本科学家江崎和华裔科学家朱兆祥在寻找具有微分电阻的新器件时，提出了一个全新的性概念：半导体超晶格。他们设想，如果器件时提出了个全新的性概念他们设想如果

用两种晶格匹配很好的半导体材料A和B交替生长周期性的半导体结构，则

子沿长轴方向的连续能带将成几个子带在波矢空间中子沿布电子沿生长轴方向的连续能带将成几个子带，在波矢空间中电子沿布里渊区边缘运动，出现负阻。这种运动在实空间中表现为来回振荡，这将

大大提高器件的工作能力。

¾与此同时，分子束外延技术也在美国贝尔实验室和IBM公司开发成功．新

Ga1-x As/GaAs 思想和新技术的巧妙结合，制成了第一类晶格匹配的组分型Al

x 超晶格，标志着半导体材料的发展开始进入人工设计的新时代．

分子束外延是目前薄膜生长技术中最先进的技术这种技术利用定¾分子束外延是目前薄膜生长技术中最先进的技术。这种技术利用定

向分子束流在单晶衬底上淀积，所以能够精确地控制薄层的厚度，

其精度可以达到单原子层的程度。

半导体超晶格结构的优点

¾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。

¾电子迁移率远大于体材料。在4.2K下达到2×106cm2/Vs，在77K下达到1.2×105cm2/Vs，室温下达到9200 cm2/Vs。

¾可以进行能带设计。由于量子阱、超晶格是由两种不同材料组成，所以可以选择不同的材料，设计具有不同禁带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，这成为“能带剪裁工程”。

¾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低，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。

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¾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。

¾随着半导体生长技术的提高，材料的种类已由开始时的GaAs/AlGaAs I AlA /I G A I A /G Sb CdT /H T F Sb

半导体超晶格的发展

超晶格结构扩展到InAlAs/InGaAs ，InAs/GaSb ，CdTe/HgTe ，FeSb /SnSb 等，近年来又从化合物发展到Ge ，Si 元素半导体，已研制出Si/Ge 超晶格。利用非晶态Si 、Ge 、Si N SiC 超晶格利用非晶态34和等也可以制成非晶态半导体超晶格，而且实验上已经观察到了一系列奇异的光、电现象。

¾超晶格具有可由人工设计的奇异特性对它的研究受到了各国的重视超晶格具有可由人工设计的奇异特性，对它的研究受到了各国的重视。超晶格材料被认为是21世纪新型电子器件的支柱材料。

¾超晶格可以看成是载流子的准二维体系它获得的巨大成功启发人们开超晶格可以看成是载流子的准二维体系。它获得的巨大成功启发人们开展对一维、零维等低维体系的探索。现在人们在量子线、量子点方面的研究方兴未艾。

3.1.2超晶格结构的定义

超晶格是由两种或两种以上性质

不同的薄膜相互交替生长而形成

的多层结构的晶体。

超晶格的周期：

B

A L L L +=

¾一般来说，它的周期长度比各层

薄膜中单晶的晶格常数要大倍以薄膜中单晶的晶格常数要大几倍以

上，因而取名为“超晶格”。超晶格结构示意图

多量子阱结构超晶格结构

多量子阱同样是重复相间的多层结构，它和超晶格的区别何在？

如果窄带材料（势阱层）的宽度很小，可以和电子的德布罗意波长相比，而宽度材料（势垒层）的宽度很大，使相邻势阱中的电子波函数不能互相耦合，则这种结构成为多量子阱结构。

耦合则这种结构成为

超晶格结构与多量子阱结构的区别

¾在多量子阱结构中，每一个势阱中的电子（或空穴）在垂直于界面方向在多量子阱结构中，每个势阱中的电子（或空穴）在垂直于界面方向上运动的能量是不连续的，只能取一系列分立的值，而电子（或空穴）在平行于界面的方向上的运动却是自由的，因而多量子阱结构中的电子或空穴的动准维的动

（或空穴）的运动是准二维的运动。¾如果多量子阱结构中的每一个周期都完全重复，那它的性质将和单量子阱¾完全相同。

如果窄带材料（势阱层）的宽度很小，可以和电子的德布罗意波长相比，而宽度材料（势垒层）的宽度也很小，即势垒的厚度也很小，从而使相邻势阱中的电子波函数可以互相耦合，扩展成子能带，则这种结构就是超晶格结构。

¾因此，多量子阱和超晶格结构的唯一区别就是垒层的厚度的大小是否能使相邻势阱中的波函数发生耦合。

⎧⎩⎨掺杂超晶格

组分超晶格半导体超晶格⎧III Type II,Type I, Type 按能带排列类型分：

⎪⎪⎨组分超晶格yp ,yp ,yp 按能带排列类分晶格和多元超晶格

按材料种类分：二元超晶格维超晶格和多按结构维度分维超⎩维超晶格

晶格、二维超晶格和多按结构维度分：一维超

组分超晶格示意图

Type I：跨立型

Type II：错开型

倒转型

Type II：倒转型

Type III：特殊型

¾在Type I 超晶格中，材料A的禁带跨立于材料B的禁带之中，电子的

势阱和空穴的势阱都位于同一种材料A中，电子跃迁的几率较大，这类

材料以GaAs/AlGaAs为代表。

¾在Type II超晶格中，两种材料的禁带并不对准，材料A的导带和价带都位于材料B的导带和价带之下，电子的势阱在材料A中，而空穴的势阱在材料B 中，电子和空穴在空间上被分离，电子跃迁的几率较小。这种材料以

InAs/GaSb为代表。

I A/G Sb为代表

¾在Type III中，有一种材料具有零带隙，它的导带位于价带顶之下。组成超晶格后，由于它的电子有效质量为负，将形成界面态。这种材料以

HgTe/CdTe为代表。

¾组分超晶格中，根据两种组分材料之间晶格是否匹配，可以分为晶格匹配超晶格和应变超晶格。

多元型超晶格

所谓多元型超晶格，就是其重复单元是由三种以上的半导体材料构成。

AlSb、InAs和GaSb的禁带的相对位置和组成超晶格以后的能带结构

¾不同的排列方式构成不同的异质结构，从而提供了更多地选择结构的自由度。

多元超晶格的排列方式

超晶格

¾一维超晶格与体单晶相比具有很多新奇的性质，不论在物理内涵上还是在器件应用上都有许多令人感兴趣的问题，这些特点的来源就在于它把电子和空穴在二维平面内从而产生量子力学效应的结果。

我们发展这种思想，把载流子在维度上进步地进行，可以实现二维¾我们发展这种思想，把载流子在维度上进一步地进行，可以实现

超晶格（即电子或空穴的运动在两个方向上被材料的尺寸所，电子或空穴只能在另外的一个方向上自由运动，或称为量子线超晶格）和三维超晶格（即电子和空穴在三个方向上的运动都被材料的尺寸所，或称为量子点超晶格）。

超晶格

超晶格和它们中的电子的态密度

是在同一块半导体中用交替改变掺杂类型的方法而构掺杂超晶格

¾掺杂超晶格是在同块半导体中，用交替改变掺杂类型的方法而构成的半导体超晶格。

p-Si n-Si p-Si n-Si p-Si n-Si p-Si n-Si 掺杂超晶格示意图

p Si n Si p Si n Si p Si n Si p Si n Si

¾结的重复其可以把掺杂超晶格看成是大量pn 结的重复，其周期比空间电荷区的宽度小得多，因而全部pn 结都是耗尽的，并且p 型区和n 型区内的总电荷数要达到平衡。

¾和组分超晶格不同，它的能带弯曲是由势能引起的，改变掺杂的程度和各层的厚度，可以调节超晶格的能带结构和其它性质。

第三章半导体超晶格物理§3.1 超晶格的定义与分类

32

§3.2 超晶格的子能带

§应变超晶格

3.3

§3.4 掺杂超晶格

§3.5 超晶格结构的伏安特性

§3.6 应变硅结构器件

§3.7 超晶格结构的器件应用

37

§3.2 超晶格的子能带

3.2.1 超晶格子能带的形成

3.2.2 GaAs/AlGaAs超晶格的子能带3.2.3 InAs/GaSb超晶格的子能带3.2.4 HgTe/CdTe超晶格的子能带

回顾—晶体中能带的形成

原子能级展宽成晶体的能带晶体的能带与禁带

多量子阱超晶格

E1

E 1

L A L

B

¾当垒层的厚度L

B

逐渐变薄时，由于隧道效应，在它两侧的阱层中的电子波函数将重叠而原来的简并能级变成能带，称为超晶格的子能带。

¾周期长度为L= L

A + L

B

，它是体材料晶体周期性重复单元即晶胞边长a的

整数倍，即L= Na。

晶体的能带图超晶格的能带图

¾体材料晶体的布里渊区的宽度是2π/a，即为(－π/a，π/a)，而超晶格的布里渊区的宽度是2π/L，即为(－π/L，π/L)。

晶体和超晶格的能带图

¾因此超晶格的布里渊区的宽度是

体材料的N 分之一，即在超晶格

的色散关系中，体材料的能带就

要或折叠为N个小的能带，故

称其为子能带。

3.2.2 GaAs/AlGaAs 超晶格的子能带

超晶格中除了原有的晶格周期性势场之外，还存在着一个人为的周期大得多的周期性势场，即超晶格周期势场。

用有效质量方程可以简单地确定半导体超晶格的能带结构。半导体的有效质量方程为

)()]0([)()(2*2z E E z z U n ψψ−=⎥⎤⎢⎡+∇−h 2m ⎦

⎣假设GaAs/AlGaAs 超晶格导带最

低子能带为E c1，价带最高子能带

为E v1，则超晶格的禁带宽度为

'E E E E ++=11v c g g

¾可以看出，GaAs/AlGaAs超晶格由于势阱中电子和空穴波函数的相互耦合而形成统一的能带结构，禁带宽度比窄带材料GaAs的禁带宽度稍宽，电子从导带跃迁至价带可以发出波长更短的光，即GaAs/AlGaAs超晶格的发

光光谱或吸收光谱会发生蓝移现象。

¾在超晶格结构中只有垂直于层的方向有这种周期性结构，而在平行于层的方向上载流子仍然是自由运动的。在超晶格中电子的态密度和能量的关系既不同于三维晶体中的抛物线形状，也不同于二维电子气的台阶状。

¾在两个台阶相衔接的地方不是突变而是缓变过渡的。缓变说明垂直于结方向上不再是分立的能级，而已经扩展成能带了。

准二维系统的态密度

InAs/GaSb超晶格的导带子带和价带子带

¾在这种Type II型超晶格中，

GaSb价带顶的位置高于InAs导

带底的位置。

¾GaSb价带中的电子可以进

入InAs的导带，在边界上形成

能带的弯曲。界面两边积累的

能带的弯曲界面两边积累的

电子和空穴在界面上将形成较

。

强的偶极层

(研究表明，这类超晶格的子带结构和超晶格周期的大小有很大关系。

¾当周期加大时超晶格的禁带会

逐渐变小，当周期达到170 Ǻ时超

晶格由半导体性质变为半金属性质。

¾因为InAs的导带和GaSb的价带相互

交错，InAs/GaSb异质结本来就应该具

有半金属的特性，但是由于周期很小

时超晶格中电子的子带能量离开导带

底而上升，空穴的子带能量也离开价

底而上升空穴的子带能量也离开价

带而下降，互相间不再交错，因而出

现了半导体的性质。

InAs/GaSb超晶格的能带结构和周期的关系

CdT H T 组成超晶格结构

HgTe/CdTe 超晶格的能带结构和周期的关系

¾CdTe 和HgTe 组成超晶格结构，但HgTe 的禁带宽度接近于零，而

CdTe 和HgTe 能带相互之间的位置

使（约为40 meV ），因而超晶格也有特别的性质

0≈Δv E HgTe/CdTe 超晶格也有特别的性质。50时H T /CdT

¾意味着d 2大于50 Ǻ时，HgTe/CdTe 超晶格表现出半金属的性质，而当

50Ǻ时H T /CdT d 2小于50 时，HgTe/CdTe 超晶格表

现出半导体的性质。

第三章半导体超晶格物理§3.1 超晶格的定义与分类

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§3.2 超晶格的子能带

§应变超晶格

3.3

§3.4 掺杂超晶格

§3.5 超晶格结构的伏安特性

§3.6 应变硅结构器件

§3.7 超晶格结构的器件应用

37

§3.3 应变超晶格

3.3.1 应变的概念

3.3.2 应变层的临界厚度

3.3.3 应变层厚度对生长的影响3.3.4 应变对能带的影响

3.3.5 应变超晶格的研究动向

3.3.1 应变的概念

¾超晶格研究的初期，除了GaAs/AlGaAs体系超晶格以外，对其它体系的超晶格的研究工作开展得很少，这是因为晶格常数相差大，在异质界面处产生失配位错而得不到高质量的超晶格所致。

¾但是对应变效应的研究表明，当异质结构中每层的厚度足够薄时，且晶格失配率不大于7％～9％时，则界面上应力可以把两侧晶格连在一起而不产生

％时则界面上应力可以把两侧晶格连在一起而不产生晶格失配位错，此时晶格完全处在弹性应变状态。

¾巧妙地利用这种应变特性，开展了制备晶格失配度较大材料体系的超晶格――应变超晶格的研究。

3.3.1 应变的概念

a 1通常应变层要做在衬底上，应变

应变层a 2

层要足够薄，能够通过应变层的

应变来补偿晶格失配，可以获得

无失配位错的应变材料衬底无失配位错的应变材料。根据应变晶格常数的关系把应变分为两种类型

(根据应变层晶格常数a 1和衬底晶格常数a 2的关系，把应变分为两种类型：(1) a < a ，即应变层的晶格常数小于衬底的晶格常数。()12即应变层的晶格常数小于衬底的晶格常数

a 1

在平行方向产生

a 在平行于界面方向产生双轴张应变；在垂直界

2

面方向产生单轴压应变

3.3.1 应变的概念

(2) a 1> a 2，即应变层的晶格常

a 1

数大于衬底的晶格常数。

a 2

在平行于界面方向产生

双轴压应变；在垂直界

面方向产生单轴张应变

3.3.1 应变的概念

¾由于应变超晶格中原组成材料的晶格常数不同，在晶体生长时晶格常数将受到应变的影响，应变超晶格的晶格常数与原组成材料的晶格常数相比发生了变化。

¾在生长超晶格材料时形成平行于界面和垂直于界面的新的晶格常数，其中对晶体生长起重要作用的是与界面平行的晶格常数。

⎤⎢⎡−=⎤⎡+=112211h fG a h fG a a ⎥⎦

⎣+⎥⎦⎢⎣+2211222111//h G h G h G h G 其中G 1、G 2分别为两种材料的刚性系数，h 1、h 2分别为两种材料的薄膜厚度，f 为两种材料的失配率。

(应变层中的应变不是外加的，而是由晶体内部的内应力产生的。

¾在应变层晶体内存在着弹性应力场，应变层中的晶体原子都处在这个应力场中，必然具有弹性应变能。

可以想像，弹性应变能的大小应该和应变的大小有关，进而和两种

材料的失配率有关。

¾应变层中的原子由于具有弹性应变能，能量较高，处于一种非平

衡状态，当时间累积到一定程度或受温度等外界因素影响，应变会逐

衡状态，当时间累积到定程度或受温度等外界因素影响，应变会逐

渐消失，称为应变的驰豫过程。

应变驰豫后，两种材料的界面上又出现大量的悬挂健和失配位错，影

应变驰豫后两种材料的界面上又出现大量的悬挂健和失配位错影

响超晶格结构的性能。

¾材料中的内应力与材料厚度有关，若失配层的厚度足够薄，将产生弹性形变，使两种材料平行于界面的晶格常数一致，避免产生位错。

性形变使两种材料平行于界面的晶格常数致避免产生位错利用这种方法，可以由失配材料生长出高质量的应变超晶格，这给超¾利用这种方法可以由失配材料生长出高质量的应变超晶格这给超晶格技术提供了更多选择材料的可能性，可以组成具有不同能带结构的材料，而关键的问题就是如何确定应变层的厚度。

(在应变层临界厚度的研究中，目前有两个理论，即力学平衡模型和能量平衡模型。

(1) 力学平衡模型

在力学平衡模型中，假定位错的产生是由力平衡的破坏所产生的。当由失配引起的作用于位错线上的力F H 超过位错内部的张力F D 时，就产生位错。根据位错产生的机理，我们可以得到：

bhf G F H ⎟⎟⎠⎞⎜⎜⎝⎛−+=γγ11⎟⎠

⎞⎜⎝⎛+−=1ln )1(42b h Gb F D γπ其中G 为材料的切变模量，γ是泊松比，b 是滑移距离，h 是应变层厚度，f 是失配率

失配率。

设h

c 为超晶格的临界厚度，当薄层厚度正好为h

c

时F

H

＝F

D

，则

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

+

=1

ln

)

1(

4

1

b

h

f

b

h c

cγ

π

(由上式可以看出，两种材料的失配度越大，则应变层的临界厚度愈小。

对In

x Ga

1-x

As/GaAs超晶格结构，当f= 1% 时，计算得h

c

为100 Ǻ。实验发现，

当厚度大于100 Ǻ时，超晶格中产生位错，当厚度小于100 Ǻ时，无位错，薄膜的质量很好

薄膜的质量很好。

(2) 能量平衡模型

在能量模型中，假定失配位错是由能量平衡破坏产生的。当薄层的应变能量面密度E H 超过了形成一个位错所需要的能量密度E D 时，就产生位错。

根据位错产生和能量的关系，得到

1⎞⎛+⎛h Gb l 2212hf G E H ⎟⎟⎠

⎜⎜⎝−=γγ⎟⎠⎞⎜⎝=b a E D ln 28π则当薄层厚度正好为h c 时E H ＝E D ，则⎟⎞⎜⎛⎟⎞⎜⎛+=h b h c ln 12

γ⎠⎝⎟⎠⎜⎝−b af c 12162γπ体系而力学平衡模型主要应用于(能量平衡模型主要应用在Ge 、Si 体系，而力学平衡模型主要应用于III-V 族、II-VI 族体系。

¾在生长应变层材料时，临界厚度是一个重要的参量。应变层厚度的大小与材料本身的性质两种材料的失配度以及外界因素如生长温度小与材料本身的性质，两种材料的失配度，以及外界因素如生长温度、生长方法等有关。

¾如果应变层的厚度大于临界厚度，应变

将被驰豫掉，从而产生失配的晶格位错。

材料厚度和生长情况的关系：

⎧<公度生长，无位错c h h ⎪⎩⎪⎨>=非公度生长，有位错半公度生长c c h h h h 超晶格界面位错示意图

缓冲层技术¾如右图所示的A 1-x B x / A 异质结构，

有关组分越大应变

A A 1-x

B x 其应变和组分x 有关，组分越大，应变场的能量就越高，临界厚度h c 就越小。

¾为了把应变层作厚，又不让应变发生驰

豫，以免产生大量的位错，采用在两层材

料之间插入缓冲层的技术缓冲层又称虚A 1-y B y

A 1-x

B x 缓冲料之间插入缓冲层的技术，缓冲层又称虚

衬底，它的存在弱化了应变场，使得可以

生长较厚的应变层。A 层

生长较厚的应变层例如若上当06只能长到100而插入缓冲层AB 直接生长在A 上，当x = 0.6，只能长到80～100 Ǻ，而插入缓冲层，假设y = 0.3，AB 层的厚度就可长到几百埃，所以利用缓冲层技术可以生长出高组分较厚的应变超晶格材料。

(晶体的禁带宽度是晶格常数的函数，即。

a E =)(f g 当晶格常数变化时，禁带宽度也随着变化。当a 增大时，E g 变小；当a 减小时，E g 变大。

¾在应变超晶格中，应变层的晶格常数由于受应变的影响而发生变化：当受张应变时，平行于界面的晶格常数变大，垂直于界面的晶格常数变小反过来当受压应变时平行于界面的晶格常数变小垂直于变小；反过来，当受压应变时，平行于界面的晶格常数变小，垂直于界面的晶格常数变大。因而应变层的能带结构必然随之改变，下面我们讨论这种情形。

们讨论这种情形

(1) 应变对价带的影响

¾当应变层晶格受到内应力的作用，价带中轻空穴带和重空穴带的位置

发生移动，如下页图所示，当晶格受到张应变时，轻空穴带和重空穴带

发生移动如下页图所示当晶格受到张应变时轻空穴带和重空穴带

都上移，但轻空穴带移动较快，因而禁带宽度是从导带底到轻空穴带顶

的距离；当晶格受到压应变时，轻空穴带和重空穴带都下移，但轻空穴

带移动较快，因而禁带宽度是从导带底到重空穴带顶的距离。

(在上述过程中，是应力使轻重空穴带分离，分离的程度取决于应力的大小。

(1) 应变对价带的影响

InGaAs/InP超晶格结构中应变改变价带的情形

(2) 应变对导带的影响在双轴张应力下Si 导带能谷的

应变层晶格在内应力的作用下其c

E

c E 2E

Δ

应变层晶格在内应力的作用下，其导带结构也会受影响而发生。c

例如对于Si 材料晶格，在应力场的作用下，原来6度简并的能谷开始，6在双轴压应力下Si 导带能谷的

在双轴张应变的作用下，原来6度简并态为一个2度简并态和一个4度简并态c

E

42c E Δ

简并态，

2度简并态的能量低于4度简并态的能量；而在双轴压应变的作用

下，同样

6度简并态，同样c

E

样度简并裂样裂为一个2度简并态和一个4度简并态，不过4度简并态的能量低于2度简并态的能量。

(1) IV族元素半导体超晶格

¾SiGe/Si应变超晶格是典型的IV族元素半导体应变超晶格材料。

Si和Ge都是间接带隙半导体，但是由于能带的折叠效应，有可能

¾G都是间接带隙半导体但是由于能带的折叠效应有可能

制备出直接带隙的SiGe/Si应变超晶格材料。

¾随着能带结构的变化，载流子的有效质量可以变小，能提高载流子的迁移率。因此，有希望做出比一般Si器件更高速工作的电子器件。

¾另外，以Si片为衬底，将目前的超大规模集成电路技术和超晶格的新功能相结合可以实现新功能器件

功能相结合，可以实现新功能器件。

(2) III-V族化合物半导体应变超晶格

¾目前研究的主要有InGaAs/GaAs、GaAsP/GaAs、InGaAs/InP等III-V族化合物半导体应变超晶格。

¾由于InAs和GaAs的电子迁移率比Si的高，可以发挥其长处，研制出InGaAs/GaAs超高速电子器件。

¾InGaAs/GaAs这种应变超晶格在光电器件制作方面的应用也引起了人们的注意。由于在这种材料中，禁带宽度从0.36 eV到1.43 eV连续可变，们的注意由于在这种材料中禁带宽度从连续可变可用于研制红外光的发光和受光器件。

¾GaAsP/GaAs应变超晶格的禁带宽度较大，可以研制检测2.2 eV到3.1 eV的高能光的光探测器。

3.3.5 应变超晶格的研究动向

(3) II-VI族化合物半导体应变超晶格

¾在HgCdTe/CdTe应变超晶格中，它的禁带宽度从0 eV到1.44 eV连续可变，可作为红外和远红外光电器件的材料。

¾而ZnS、ZnSe和ZnTe等半导体的禁带宽度较大，可以作为蓝光发光器件的材料。

★应变超晶格是从能带工程的角度设计的全新功能的材料。

★在应变超晶格中，现在不仅对半导体应变超晶格进行研究，而且研

究领域已经扩展到了金属/半导体、有机物质/半导体等新型的应变超晶

格，将来一定可以开发出更多新的应变超晶格功能材料。

第三章半导体超晶格物理§3.1 超晶格的定义与分类

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§3.2 超晶格的子能带

§应变超晶格

3.3

§3.4 掺杂超晶格

§3.5 超晶格结构的伏安特性

§3.6 应变硅结构器件

§3.7 超晶格结构的器件应用

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