范文一:超晶格量子阱与现代物理的教学化
大 学 物 理第17卷第11期 V o l. 17 N o. 11 1998 1 9 9 8 年 1 1 月N o v. COL L E GE PH YS IC S
3超晶格量子阱与现代物理的教学化
潘炜张晓霞
()西南交通大学计算机与通信工程学院博97, 成都 610031
摘 要 从超晶格材料的人工剪裁这一最富生命力的新兴边缘学科出发, 分析了量子阱所诱发的新现象和复
电容率的物理意义. 探讨了有关学科横向交叉综合处如何体现现代物理的教学化的新途径.
关键词 异质结; 量子阱; 复电容率
分类号 248; 4TN O
与基础物理教学现代化要求相伴的问题 1 概述 是, 如何实现现代物理的教学化. 随着物理的专
(门性、复杂性日益增长, 各主要学科的界线渐渐 近年来, 随着实验技术的发展 如分子束外延
) 技术、金属有机化合物气相沉积技术等等, 人们 模糊, 学科和学科领域之间的综合交叉在不断
有可能在原子尺度上人工合成材料. 例如原子团 扩展和深化. 许多最富生命力的新兴边缘学科
簇、线性链、团簇材料和多层异质结构等. 从而得 的不断涌现, 知识已经突破传统的学科界线. 面
到许多块状晶体所没有的特殊性质. 同时, 在这个 对物理学的纵深发展及横向外延, 物理教学现
代化与现代物理教学化的改革与实践, 将如何 领域当中, 还有许多全新的物理规律出现. 设计新
2 面向新世纪呢? 型半导体超晶格结构又被称为人工能带工程.
一般认为, 物理学一些学科目前的发展有超晶格量子阱结构作为人工剪裁材料, 为开展基 两个方面: 一个是深入到最微观、最宇观或者最 础研究提供了方便, 而其更重要的价值在于它的
1 宏观的前沿; 另外一个就是复杂性的问题. 由 开发应用. 对这种超晶格量子阱材料的光学、电学
性质的研究成为近年来研究的热点. 纵观半导体 于复杂性牵涉到物理科学的众多领域, 则要求
激光器从同质结到双异质结到多层异质结的量子 精选一些现代物理成果, 突出横向的交叉综合,
结构上的变化, 使激光器的一系列特性如阈值电 加入浩繁的经典物理中去, 使之有机地揉合为
一体, 这无疑是当前形势下很有意义的开拓性 流密度、模式特性、温度特性和输出功率等得到大
幅度改善和提高, 在半导体领域中已经产生了重 课题. 以激光为契机的光学与光电子学技术的
普遍运用就是最好的例子. 半导体激光器作为大影响.
一门发展极为迅速的边缘学科, 涉及到量子力 2 双异质结中复电容率的物理图象 学、固体物理、电磁场理论等基础学科, 而超晶
格材料和量子阱器件的理论又把它推向一个新 双异质结激 光 器 的 典 型 结 构 如 图1, 其 中
是 有 源 区, 有 源 区 被 两 层 相 反 掺 杂 的的高度. 如何使这一新领域贯穿于教学内容, 形 GaA s
包围层所夹持. 而腔体两端的解理面 成新的概念体系, 使之面貌一新, 正是本文所要GaA lA s
讨论的问题.提供建立振荡所需的光反馈. 泵浦源可注入垂
直电流. 受激辐射的产生与放大就是在有源
图1
2 2 ( ) ) ( ) (层中进行. 同时, 这种双异质结构使得两维光约A あ+ 1+ E r k ]?0 i ΡΕ0 ΞE r
2 = ( ) ( ) 束 以及载流子约束, 在 方向 横向通常是 ( ) ()x ()2 - ?k 0 Ε0 P r
(通过折射率的阶跃变化来实现. 而在 方向 侧y 其中 = 2为真空中波数. 注意?k 0 ΠΚ
到 ) 向则既可以通过折射率的阶跃又可以通过渐
( ) () ( ) P r = Ε0 ? ΞE r 变和增益的适当空间分布来实现. 从而为有源
2( ) 2() ? Ξ为介质的极化率, 式 2写为区进行受激辐射放大提供了有利的条件. 这里 ( ) ) () ( ) (1+ A あ+ ?+ ]= 0 E r k i ΡΕ0 Ξ? ΞE r
0 我们从半导体激光器模场结构理论出发, 利用
υ()υ3 复电容率这一物理量把腔体中介质的损耗作用 ) () (令 = 1+ ?+ , 即复电容率. Εi ΡΕ0 Ξ? ΞΕ与增益效应概括进去, 从而得到有关模场结构 , 对各向同性介质, 可表为 = + 是二阶张量一般 ? ? ?0 P ,? 的清晰的物理图像. 指出了在电磁场理论教学 ? 是不存在外界泵浦时介质的电极化率; 而 ? 0 P 是 中, 对诸如电容率等参量的处 理 过 于 简 化. 同 与泵浦强度有关的介质电极化率增量, 它与有源 时, 认为基础物理和前沿问题的衔接并非一定 区载流子浓度有关. 有
υ要到相对论、量子理论等领域中去找, 实现现代 ()) (4 = + = + + + ′″ΕΕiΕΕb i Im ? ? i0 P 物理的教学化更应到学科交叉处去找. ) ?这里 = 1+ 是材料未受泵浦 时本底电 ΡΕ0 ΞΕb R e 0 ( 考虑在电导率为 , 传播光波的 的介质中?Ρ 容率, 和 分别表示取实部 和 虚 部. 对 平R e Im
( ) 角频率为 , , 电场矢量为 , 介质的极化ΞE r t 面波解作一分析, 将会受益匪浅. 讨论一个沿 z
ζζ 强 ( )方 向传输的平面波 = . 是复E E 0 exp iΒz Β
( ) 度矢 量 为 , , 采 用 图 1 所 示 的 坐 标 系. 从P r t 传 () 播常数, 代入式 3有
方程组可以导出描述介质中光场传输 M axw e ll ζζυ Β= k 0Ε = k 0 n2 ( ) ( ) Ρ 9E r , t 1 9 E r , t 2 的波动方程为 ζ ( ) -A あ, - = E r t2 22式中 为复折射率, 写为n 9 t Εcc9 t0 ζ2 ) (= + ?2nn i Αk 0 ( ) 1 9P r , t()1 22 Εc9 t0 为介质的折射率, . 通常 为功率吸收系数n Α
设光波系时间谐波场, 则 Α
1?2 ( ) ( ) (, = -E r tE r exp Ξi() () 5 ν 比较实部和虚部有+ n = Ε′= n k 0 Εb R e P 12?) t( ) ( ) (, = -() P r tP r exp ] ? k 0 Ε″ k 0 ()) (6 = = [ + + ?ΑIm ??ΡΕiΞ0P() n 代入式 1可得到随空间变化的场方程 n
) ]0 Ξt
() , 如何把两维波动方程转化为两个模式问题时采用式 4给出的复电容率, 便可对介质中平面 波的传输特性用折射率 和吸收系数 两个光 一维问题, 常采用有效折射率近似法. 其物理依 n Α5 据仍是对复电容率的处理. 学常数来描述. 同时也反映出外界泵浦对光学
( ) ( ) 常数的影响. 从式 5和式 6出发可得到阈值
3 超晶格量子阱结构与量子势阱的教学化 条件、增益和损耗等一系列物理参量.
事实上, 普通半导体激光器难以实现单纵
模工作. 近来在有源层附近生长一个周期性导 超晶格的概念首先由 提出, 它是一E sak i
() 波层的概念在分布反馈和分布布拉格 种人工结构的晶格, 由不同带隙的材料或者不 B ragg
() 反射 激光器中得到了广泛的应用. 同载流子类型的相同材料交替生长而成. 当材 ?D FB DBR
其选模机构是由 条件决定的, 光反馈不料的尺寸小到可与 波长比拟时, 就 B ragg de B ro g lie
由激光器端面的集中反射提供, 而是靠光栅分会出现量子尺寸效应. 这些人工材料的特性是
维数低、对称性小、几何特征显著. 而材料的性 布反馈提供的, 这已经不同于早期对激光器的
认识. 可将由于光栅造成介质中电容率变化, 反 质又直接与这些特征有关, 尤其是超晶格量子 映在复电容率的微扰项上. 令 阱结构, 如图2 所示. 图中 表示量子阱宽度,ta
υυυ( ) () (() , , , 7 其数量级为几十 .Εr= Εx y + ? Εx y nm
) 量子阱中电子和空穴, 不再遵循通常在体 按器件的特定边界条件, 求得前向与后向耦合z
3, 4 半导体材料中那种三维自由度运动. 载流子的 波方程的解. 从而得到阈值增益、耦合系数、
输出特性等. 状态分布表现为在垂直于异质结界面方向的受
.在此模限一维性质和平行于界面的两维性质在分析有源区为矩形截面的半导体激光器
图2
2 2 型下, 系统的 算符可分成垂直于异质H am ilto n 9 h()() + u z ?z = - 2 δδ2m 9z 结界面的 和平行于界面的 两部分H? H ?
2 2 () E ?z ? ()z ?0, z ?ta 9 hδ () = - H? + u z 2 2 2 2m 9z h 9 () 0< z="">< ta="" ()="" ωz="E" ω-="" ()8="" 2="" 2="" 2="" 2="" m="" 9z="" 2="" 99hδ()z="-" h?="" +2="" 222="" 2="" 2m="" 9x="" 9y="" h9="" 9()="" -="" +="" ωx="" ,="" y="2" 22m="" 9x="" 9y="" 式中="" 为电子有效质量,="" 其波函数可表示为m="">
() E ? ?x , y ()() () 9 , , = , ?x y z ?x y ?
() z ()10
相应的波动方程为() 有 E m , k x , k y = E ? + E ? =
2 h2 2 述, 若设法使载流子在 x - y 结平面的某一方 ())(11 + + E n k x k y 2m 向的运动也受到限制, 这时其态密度呈现尖峰 ( ) 表明量子阱中的载流子 电子、空穴近似看成为 状就形成量子线结构. 若再进一步限制载流子 二维 气体, 方向受阱的限制形成分立能 F e rm i z 在结平面另一方向的运动, 其态密度分布成为 级. , 方向具有抛物线特征的连续能谱, 和 x y k x () 真正离散态, 形成量子盒 点结构. 实验上采用 表示对应的波数. 在 - 空间, 形成了以每一k y E k 特殊的生长技术, 已制出量子线结构. 可用强磁 个分立态能量 为最低能量的一系列二维抛物 E n 场作用于多异质结激光器分别模拟量子线和量 线能带, 这就是所谓的“子带”. 一般子带的概念和 子盒激光器. 尤其是分子束外延技术的发展促 具体性质与固体中简单的有效质量粒子有着本质 进了半导体超晶格的研究, 发现了许多由量子 上的不同. 有关量子阱的波函数和本征值的求解 尺寸效应引起的新物理现象. 如激子效应、光学 就对应量子力学中的处理方法. 双稳态、共振隧穿、微带输运、二维电子气的高 另一方面, 超晶格量子阱结构中量子化能迁移率、量子霍耳效应等等. 如何将新效应、新 级的出现及其子带的形成使得势阱中电子和空 概念和新原理贯穿于基础学科内容之中, 是一 穴的态密度分布发生了特殊的变化. 在通常半 个值得重视研究的课题. 导体中, 三维运动载流子的态密度分布呈抛物 物理学毕竟 还 是 一 个 不 可 分 割 的 有 机 整线分布, 对于导带电子的态密度为 6 体, 它的生命力正是不同学科杂交的领域 . 现 32 ?1?2 ()() 12 = 4E ΘE Π 2 代物理的显著特征正是这种领域间的渗透和联 h2m 系. 在运用物理方法研究复杂问题时, 关键在于 而二维运动的载流子态密度可推出为
能否建立既能反映本质、又是简化了的物理模 m ()13 = Θ2 型. 既立足于分支学科的深入分析又超越个别 Πhta
的或自己从事的分支学科, 突出横向交叉综合. 显然, 它是一个与能量无关的常量, 取决于载流
才能使得现代物理的教学化落在实处.子的有效质量和量子阱宽度.如果量子阱有 n
= 1, 2, , 个量子态, 则相应于能量 , 量子系l E 4 参考文献 () 统的总态密度 就应该是所有量子态对应 ΘE
1 冯端. 筹划未来, 努力创新攀高峰座谈会发言选登. 物理, 的子带态密度之和, 有l ( ) 1997, 26 3: 187 1 () ()()= - 14 ΘE m n F E E n 2 2 黄昆, 谢希德著. 半导体物理学进展与教学. 北京: 高等教 6 Πhtan = 1 育出版社, 1990. 22; 30, 36 其中 , . - A g raw ed G P D u t ta N KL o ng w ave leng th Sem ico n3 2
1, E ?E n 373 duc to r L A SER S. A T & T B e ll L abo ra to r ie s, 1986. () - = F E E n 4 0, E < e="" n="" 蔡伯荣,="" 陈静,="" 刘旭编.="" 半导体激光器.="" 北京:="" 电子工业出版="">
社, 1995. 146最明显的特征是量子阱内出现的二维电子气和
5 潘炜, 张晓霞. . . . 近似法的拓宽. 大学物理, 1996, 15 W KB() 电子 空穴的阶梯状态密度分布. 量子阱材料 ( ) 5: 48, 49 的能带结构截然不同于块状半导体, 使之面貌 6 赵凯华. 面向新世纪大学基础物理改革. 光明日报, 1997- 一新, 形成新的概念体系和理 论 框 架. 如 前 所( ) 12- 12 科教周刊
范文二:超晶格量子阱与现代物理的教学化
超晶格量子阱与现代物理的教学化
大学物理
00UEGEPHYSICS
17No.11
Nov1998
超晶格量子阱与现代物理的教学化
堡重
(西南交通大学计算机与通信工程学院博97,成都610031)
c947/,
I
电容率的物理意义.探讨了有关学科横向交叉综合处如何体现现代物理的教学化
的新途径.
竺搞格物体
与基础物理教学现代化要求相伴的问题 是,如何实现现代物理的教学化.随着物理的专 门性,复杂性H益增长,各主要学科的界线渐渐 模糊,学科和学科领域之间的综合交叉在不断 扩展和深化.许多最富生命力的新兴边缘学科 的不断涌现,知识已经突破传统的学科界线.面
物理教学现 对物理学的纵深发展及横向外延,
代化与现代物理教学化的改革与实践,将如何 面向新世纪呢?
一
般认为,物理学一些学科目前的发展有 两个方面:一个是深入到最微观,最宇观或者最 宏观的前沿;另外一个就是复杂性的问题….由
于复杂性牵涉到物理科学的众多领域,则要求 精选一些现代物理成果,突出横向的交叉综合, 加入浩繁的经典物理中去,使之有机地揉合为 一
体,这无疑是当前形势下很有意义的开拓性 课题.以激光为契机的光学与光电子学技术的 普遍运用就是最好的例子.半导体激光器作为 一
门发展极为迅速的边缘学科,涉及到量子力 学,固体物理,电磁场理论等基础学科,而超晶 格材料和量子阱器件的理论又把它推向一个新 的高度.如何使这一新领域贯穿于教学内容,形 成新的概念体系,使之面貌一新,正是本文所要 讨论的问题.
*全国高等院校物理教学现代化专埘学术研讨会征文 收藕日期1997—12—22
1概进
近年来,随着实验技术的发展(如分子束外 延技术,金属有机化合物气相沉积技术等等),人 们有可能在原子尺度上人工合成材料.例如原子 团簇,线性链,团簇材料和多层异质结构等.从而 得到许多块状晶体所没有的特殊性质.同时,在 这个领域当中,还有许多全新的物理规律出现. 设计新型半导体超晶格结构又被称为人工能带 工程】.超晶格量子阱结构作为人工剪裁材料, 为开展基础研究提供了方便,而其更重要的价值 在于它的开发应用.对这种超晶格量子阱材料的 光学,电学性质的研究成为近年来研究的热点. 纵观半导体激光器从同质结到双异质结到多层
异质结的量子结构上的变化,使激光器的一系列 特性如阈值电流密度,模式特性,温度特性和输 出功率等得到大幅度改善和提高,在半导体领域 中已经产生了重大影响.
2双异质结中复电窖率的物理图象
双异质结激光器的典型结构如图l,其中 GaAs是有源区,有源区被两层相反掺杂的 C,aA1As包围层所夹持.而腔体两端的解理面提 供建立振荡所需的光反馈.泵浦源可注入垂直 期月一
/
大学物理第17卷
电流.受激辐射的产生与放大就是在有源 光强
分布
同时,这种双异质结构使得两维光约 层中进行.
束(以及载流子约束),在z方向(横向)通常是 通过折射率的阶跃变化来实现.而在方向 (侧向)则既可以通过折射率的阶跃又可以通过 渐变和增益的适当空间分布来实现.从而为有 源区进行受激辐射放大提供了有利的条件.这 里我们从半导体激光器模场结构理论出发,利 用复电容率这一物理量把腔体中介质的损耗作 用与增益效应概括进去,从而得到有关模场结 构的清晰的物理图像.指出了在电磁场理论教 学中,对诸如电容率等参量的处理过于简化.同 时,认为基础物理和前沿问题的衔接并非一定 要到相对论,量子理论等领域中去找,实现现代
物理的教学化更应到学科交叉处去找. 考虑在电导率为的介质中,传播光波的 角频率为,电场矢量为E(,,t),介质的极化 强度矢量为P(,,),采用图1所示的坐标系. 从Maxwell方程组可以导出描述介质中光场传 输的波动方程为
E(r一一=
1P(,,t),1,—
设光波系时间谐波场,则
E(,,t)=E(,)exp(一icot)
P(,,t)=P(,)exp(一i)
代人式(1)可得到随空问变化的场方程 图1
E(r)+k:[1+i(.tE0叫)]E(,)= 一
(/,.)P(,)(2)
注意到 其中k.=2为真空中波数.
P(,)=E0(?)E(,)
x()为介质的极化率,式(2)写为
E(r)+k[1+i(./E0叫)+()]E(,)=0 (3)
令;=l+i(/,.)+(叫);即复电容率.一
般z是二阶张量,对各向同性介质,可表为z z.z,z不存在外界泵浦时介质的电极 化率;而是与泵浦强度有关的介质电极化率 增量,它与有源区载流子浓度有关.有 ,=E+it=,b+Jim(X.)+Zp+i『E0鲫(4) 这里Eb=1+Re(z)是材料未受泵浦时本底 电容率,Re和Im分别表示取实部和虚部.对平
面波解作一分析,将会受益匪浅.讨论一个沿 :h-I~传输的平面波E=E.exp(i~z).声是复传 播常数,代人式(3)有
声=k.=k.
式中为复折射率,写为
=n+i(al2k0)
n为介质的折射率,为功率吸收系数.通常a 《比较实部和虚部有
=
(E=[Eb+Re(Z.)](5) =
竽=k,~[Im(x.+zP)+/](6),cO
第11期潘炜等:超晶格量子阱与现代物理的教学化 采用式(4)给出的复电容率,便可对介质中平面 渡的传输特性用折射率和吸收系数a两个 光学常数来描述同时也反映出外界泵浦对光 学常数的影响.从式(5)和式(6)出发可得到阈 值条件,增益和损耗等一系列物理参量. 事实上,普通半导体激光器难以实现单纵 模工作.近来在有源层附近生长一个周期性导 渡层的概念在分布反馈和分布布拉格(Bragg) 反射(啪/DBR)激光器中得到了广泛的应用. 其选模机构是由Bragg条件决定的,光反馈不 由激光器端面的集中反射提供,而是靠光栅分 布反馈提供的,这已经不同于早期对激光器的 认识.可将由于光栅造成介质中电容率变化,反 映在复电容率的微扰项上.令
,(r):,(,Y)+(,,z)(7)
按器件的特定边界条件,求得前向与后向耦合 波方程的解J.从而得到阈值增益,耦台系 数,输出特性等.
在分析有源区为矩形截面的半导体激光器 模式问题时,如何把两维波动方程转化为两个 一
维问题,常采用有效折射率近似法.其物理依 据仍是对复电容率的处理:.
3超昌格量子阱结构与量子势阱的教学化 超晶格的概念首先由Esakl提出,它是一 种人工结构的晶格,由不同带隙的材料或者不 同载流子类型的相同材料交替生长而成.当材 料的尺寸小到可与deBroglie波长比拟时,就会 出现量子尺寸效应.这些人工材料的特性是维 数低,对称性小,几何特征显着.而材料的性质 又直接与这些特征有关,尤其是超晶格量子阱 结构,如图2所示.图中表示量子阱宽度,其 数量级为几十nln.
量子阱中电子和空穴,不再遵循通常在体 半导体材料中那种三维自由度运动.载流子的 状态分布表现为在垂直于异质结界面方向的受 限一维性质和平行于界面的两维性质.在此模 型下,系统的Hamilton算符可分成垂直于异质 结界面的日.和平行于界面的宵?两部分 f/-I1=-Iq~笔oz…
1日:一(嘉+导)
式中m为电子有效质量,其波函数可表示为 (,Y,z)=(z,Y)(z)(9) 相应的波动方程为
I力AsP量子阱
层
量子阱屠?
(a)多量子阱(b)单量子阱
图2
卜嘉要,=
E.(z)(<0,?)
一
要)=E_)(o<z< 一
(嘉+寻)=
E//(,Y)
有E(7nkk):E+E?
(10)
大学物理第17卷
E(+;)(11)
表明量子阱中的载流子(电子,空穴)近似看成为 二维Fermi气体,z方向受阱的限制形成分立能 级,Y方向具有抛物线特征的连续能谱,也和 表示对应的渡数.在E一空问,形成了以每 一
个分立态能量E为最低能量的一系列二维 抛物线能带.这就是所谓的"子带"一般子带的 概念和具体性质与固体中简单的有效质量粒子 有着本质上的不同.有关量子阱的波函数和本征 值的求解就对应量子力学中的处理方法. 另一方面,超晶格量子阱结构中量子化能 级的出现及其子带的形成使得势阱中电子和空
穴的态密度分布发生了特殊的变化.在通常半 导体中,三维运动载流子的态密度分布呈抛物 线分布,对于导带电子的态密度为
P(E)=4《孚).E(12)
而二维运动的载流子态密度可推出为 P(13)
显然.它是一个与能量无关的常量,取决于载流 子的有效质量和量子阱宽度.如果量子阱有 =l,2,…,z个量子态,则相应于能量E,量子 系统的总态密度(E)就应该是所有量子态对 应的子带态密度之和,有
P(E)1m~F(E—E)(14)
其中
F(E-E.=
最明显的特征是量子阱内出现的二维电子气和 电子(空穴)的阶梯状态密度分布.量子阱材料 的能带结构截然不同于块状半导体,使之面貌 一
新,形成新的概念体系和理论框架.如前所 述,若设法使载流子在—Y结平面的某一方 向的运动也受到限制,这时其态密度呈现尖峰 状就形成量子线结构.若再进一步限制载流子 在结平面另一方向的运动,其态密度分布成为 真正离散态,形成量子盒(点)结构.实验上采用 特殊的生长技术,已制出量子线结构.可用强磁 场作用于多异质结激光器分别模拟量子线和量 子盒激光器.尤其是分子束外延技术的发展促 进了半导体超晶格的研究,发现了许多由量子 尺寸效应引起的新物理现象.如激子效应,光学
双稳态,共振隧穿,微带输运,二维电子气的高
迁移率,量子霍耳效应等等.如何将新效应,新
概念和新原理贯穿于基础学科内容之中,是一 个值得重视研究的课题.
物理学毕竟还是一个不可分割的有机整
体,它的生命力正是不同学科杂交的领域现
代物理的显着特征正是这种领域间的渗透和联 系.在运用物理方法研究复杂问题时,关键在于 能否建立既能反映本质,又是简化了的物理模 型.既立足于分支学科的深入分析又超越个别 的或自己从事的分支学科,突出横向交叉综合. 才能使得现代物理的教学化落在实处.
4参考文献
1冯端筹翅未来.努力创新攀高峰座谈会发言选登物理. 1997,26(3):187
谢希德着.半导体物理学进展与教学北京:高等教 2黄昆,
育出版社,199022;3o,36
3Agraw~dGP,DuttaNKI—ong—w孙d日hS锄 LASERS.AT&TBdlLahoramfies.1986373
4蔡伯荣,陈静,刘旭编半导体澈光器北京:电子工业出版 社.1995146
5潘炜,张晓霞.w.KB.近似法的拓宽太学物理,1996,15 (5):48,49
6赵凯华.面向新世纪大学基础物理改革光明日报,1997— 12—12(科教周刊)
范文三:砷化镓超晶格量子阱反射式光调制器
砷化镓超晶格量子阱反射式光调制器
半导体砷化嫁超晶格量子阱反射式光调制器是八十年代后期发襞起来的一种新颖的光
电混合型光逻璺珏差器件.它利用超晶格量子阱二维自由激子吸收在外电场作用下的菲线
性变化,通过多量子睁}电吸收及电色散效应,对光强进行调制,从而实现光调制开关功能.
研究内窖和成果 1.
(1)采用递推法及光学传输矩阵莹,分析了调制器大周期多层DBR量子阱pin结构二
电色散以及DBR和菲对称腔在确定器件参数(工作电压,对比霞,插维激子电吸收,
入损耗
常通及常关型工作模式)的作用及兼容性.分析表明t超晶格量子阱能级的电场光调制作用
具有很大的灵活性与可控性.根据不同要求进行不同结构设计可以获得具有不同功能的器
件.这些分析为优化器件结构,{Ij备常通及常关型调制器提供了比较定量的物理依据和关键
性方法.
(2)采用三层膜模型及光学传输矩阵法分析器件相位平衡及振幅平衡,导出反射率为零
条件以及反射率,ASFP腔对比度对于吸收长度的规范化条件,为优选电场作用最子肼区有
效厚度提供了依据.计算分析与实验结果较为一致.
(3)器件结构如图I所
示,对超薄层生长技术的要
求严格.采用MBE系统生
长材料,首次在国内采用热
辐射振荡方法对超薄层大
周期不同组分材料生长厚
度进行实时在位监测,取得
成功,方法简便易行,对
MBE生长各种结构具有普
遍意义.所得结果(层厚等
参数)与x光检涮值完全一
致.生长的结构性pin材料
在所要求的波段范围内具
有高反射特性(R>98的
GaAs/GaAIAsDBR),明显
的二维自由激子量子限制
SI—GaAsSubstrate
图I器件结构示意圉
斯塔克效应(QCSE),器件
底部的DBR高反射区位于800—900nm,并与入射表面(GaAs/空气)组成非对称F-P腔,模
?重塞自慧辩盘曩冒Ill号一693~'oo5
增刊光电子-精光
2.2制作具有宽调制频带,小占空比,高消光比,大视场角和长时稳定性的光开关提 高该方法相关装置性能的关键,其中若能降低电光开关所需的驱动电压.则因在低输出电压
下,具有高振荡频率和理想电压波形的电源易于制作,装置的性能可多方面的提高t首触电
源的振荡额率高.则光开关的调制频带宽}调制电压的波形好,则光开关的占空比和消光比
好;驱动电压低,则光开若的电致热畸变小,从而长时稳定性增加}另外t装置的功耗和电源
的体积也可减小.
为此,我们设计了两种可储存单向运行光束的环型光学腔:腔外光束可入射其内,然后
基本上只能在封闭环型光路中循环运行而不能输出,由于外界能量的持续汇入,腔内光束强
度可不断增强到一远大于入射值的平衡稳态最高值.将电光开关置于此种腔内,则电光开关
所需的输出与原入射光束等强度光束的驱动电压可大为降低,计算表明,驱动电压可被降低
到原所需值的十几分之一以下,有关其中一种这类腔的理论计算结果也已在国际学术刊物
上发表.
2.3入射电光调制开关的光束必须是偏振光束,为使来自光源的光束起偏,装置中必
须使用偏振器,为此,我们在新型片状偏振器的设计方面也开展了工作,设计出一种新型的
双折射光栅型偏振器,其具有偏振度高,通光孔径大,抗光损伤阏值高,片状外形,体积小和
重量轻的优点,有关研究及设计结果也已在国际核心学术刑物上发表. 3.意义和前景
提高水下目标光学成象清晰度是在多方面有重要意义的研究,特定间隔序列光脉冲选
通水下成象法及装置可对目标进行实时观察,操作方便,装置体积小,造价低,且提高水下能
见度的效果明显,故应具有广泛和重要的应用前景.
我们还采用偏振光技术进行了水下戚像研究.由于水中悬浮微粒引起的散射噪声光与
目标物体的反射光的偏振特性有差异.通过对偏振的选择性接收,也可提高水下成象信噪
比,虽然该方法提高水下能见度有限,但因其装置简单,造价低廉,且可实时观察.故仍有一
定的实用意义.实验结果为:对不用偏振镜直接观察时看不见的水中目标.使用偏振镜后,可
看见目标.
研究论文
1ShangqingLiu,YansongChenandYuxlngXta,{p}fqh,1994,33(26):6~13?6218
2ShangqingLiuandYansongChen,JrmofModernOptics,1997,44(1)l109—117 3ShangqingLiuandYansongChen,OpticsLetters,1995,20(17),1832-1834
4李承祥,柳尚青,陈岩橙,夏宇兴,量子电子学,11(2);24 (上接第17页)
的研制中.本项目得到的四方晶系Nd:YLF晶体热透镜焦距的结果定性地与意大利学者
并已用于我们为美国用户研制的输出功率GiulioCerullo等发表的测量结果相符.
达5.8W,
激光功率波动小于0.5的LD泵浦TEM模Nd:YLF连续激光器的研制中. 此外,本项目为我们全面建立低对称性激光晶体热效应的理论打下了良好基础. 研究论文
1沈鸿元,科学通报,199@,41(11)I1039
2SHENHongyttan,CHINESEscl~cgBULLETIN,1996,41(20){1711
3沈鸿元.吴瑞芬,曾政东,林文雄'曾瑞荣,周玉萍,黄呈辉,澈光与光电子学进展,1996,No.7t73
范文四:结构参数对三量子阱超晶格单元结构
第 19卷 第 2期 2006年 6月
聊城大学学报 (自然科学版 )
J ournal of Liaocheng Univer sity(Nat. Sci. )
Vol. 19No. 2 J un. 2006
结构参数对三量子阱超晶格单元结构 伏安特性的影响
张 倬 孙金祚
(烟台大学 光电信息学院 , 山东 烟台 264005)
摘 要 通过数值求解非平衡态维格纳函数 , 研究了三量子阱 (thr ee-quantum-w ell) 超晶格单元 结构共振隧穿电流—电压特性 , 给出了量子阱结构参数变化对其伏安特性曲线的影响 .
关键词 量子阱 , 共振隧穿 , 维格纳函数 , 负微分电阻
中图分类号 O431. 2 文献标识码 A 文章编号 1672-6634(2006) 02-0036-04
0 引言
1959年 , E. C. M cIrv ine 报道了超晶格结构 (superlattice) [1], 1970年江崎和朱兆祥在寻找具有负微分 电阻的器件时 , 又提出半导体超晶格的概念 [2]. 超晶格概念的提出不仅把量子物理研究的范围拓宽到更大 的尺寸 , 而且在人类历史上可以人工设计并制造周期性晶体 [3]. 随后 , 超晶格结构因其诸多物理特性成为 研究热点 . 超晶格结构可以以单量子阱 , 双量子阱作为其周期单元 , 例如 1995年 Peter 制作了 (GaAsSb/In-GaAs) /GaAs 超晶格 , 推断其单元周期具有双量子阱能带结构 [4]. 三量子阱结构能否作为超晶格单元周期 结构呢 ? 三量子阱结构具有明显负微分电阻及良好的光学 , 电子学特性 , 如三量子阱结构的分子束外延生 长与光致发光谱 [5], InGaAsP 三量子阱激光器 [6]已被广泛关注 . 本文通过对三量子阱系统伏安特性进行数 值计算 , 研究了三量子阱结构及其他参数连续变化对其伏安特性影响的规律 .
1 理论模型和数值计算的方法
本 量 子 阱 结 构 采 用 GaAs /Al-
GaAs 一维模型 , 如图 1.
目前研究方法很多 [7, 8], 本文利用非平
衡态格林函数方程可以导出半导体系
统的维格纳分布函数方程作为数值模
拟共振隧穿结构的理论基础 [9], 方程
如下
图 1 三量子阱系统模型 图 2 平衡态三量子阱电流特性曲线
=-hk /2 m *-
h
d k f (x , k ) ∫ d y [U (x +y ) -U (x -y ) ]
sin[2y (k -k ) +] coll , (1) 式 (1) 右边第一项为动能项 , 第二项是势能项 , 第三项表示碰撞项 , 采用驰豫时间近似
国家自然科学 资助课题 (140404022)
coll =[f 0(x , k ) /∫ d kf 0(x , k ) ∫ d kf (x , k ) -f (x , k ) ]/ . (2) 式中 , 是驰豫时间 , f 0是平衡态维格纳函数 . 边界条件是
f x =0, k >0=4 m *k B T ln{1+exp[-〔 (h 2k 2/8 2m *-0) 〕 /k B T ]}/h 2, (3) f x =L , k >0=4 m *k B T ln{1+exp[-〔 (h 2k 2/8 2m *-L ) 〕 /k B T ]}/h 2. (4)
对于平衡态模拟 , 我们假设在方程 (1) 中 =0, 在此基础上和泊松方程一起自洽求解 . 泊松方程的形式为 d 2(x ) /d x 2=q 2[N d (x ) -n (x ) ]/! . (5) n (x ) 为电子浓度由下式给出
n (x ) =∫ ∞ -∞ d kf (x , k ) /2 . (6) 电流密度 j (x ) 由下式给出
j (x ) =∫ ∞ -∞ 2 m f (x , k ). (7) 采用有限差分法使维格纳方程和泊松方程离散化 , 数值求解量子阱系统的伏安特性 [10].
2 数值计算的结果与分析
以上述模型为基础 , 如图 2, 三量 子 阱温度 T 接近 0K 时 , 其平衡态伏 安特性曲线存在明显的峰值电流和负 微分电阻区 . 2004年 , 李存志 [11]通过 求解薛定谔方程得到由 N 个矩形势 垒构成的量子阱系统的传输矩阵和电 子透射系数的精确解 , 研究了多量子 阱系统中势垒宽度、
势阱宽度和势阱 图 3 2004年李存志得出的三星子阱 图 4 同样结构参数我们 得出的 入射能量与透射率关系图 三量子阱伏安特性 曲线
个数对电子共振隧穿的影响 . 其中三量子阱入射电子能量与透射率关系如图 3所示 , 而采用同样结构参数 (阱宽 2nm , 垒宽 4nm , 垒高 1. 355eV ) , 掺杂浓度与温度分别选取 9. 0×1018/cm 3, 5K , 我们得到图 4伏安 特性曲线 , 发现共振峰位置有很大相似性 .
保持其他相应结构参数不变 , 分别选取逐渐增加的结构参数 (势垒宽度、 势垒高度、 模拟长度、 系统温 度、 掺杂浓度 ) 可观察到伏安特性曲线具有如下变化规律 :(1) 阱宽连续变化对电流特性影响 . 如图 5, 保持 其他结构参数不变 , 温度 0K, 模拟长度 100nm , 垒宽 8nm, 垒高 0. 3eV, 掺杂浓度 2. 0×1018/cm 3, 阱宽选取 8nm , 11nm , 15nm, 18nm, 19nm , 可观察到电流特性曲线随着阱宽的增大 , 其峰值电流对应电压逐渐增
加 , 电流 峰值有先减少 后增大的 规律 , 而负微 分电阻区长度无明显规 律 . (2) 势垒宽 度连续 变化对电 流特性影响 . 如图 6, 其他结构参数同 上 , 垒宽依次选取 1至 8 nm, 共 8组 . 发现 , 当垒 宽逐渐减 少时 , 其对应 电流 (包括峰值电流 ) 逐
图 5 不同阱宽平衡态三量 图 6 不同势垒宽 度的三量
37
第 2期 张 倬等 :结构参数对三量子阱超晶格单元结构伏 安特性的影响
线明显分为两部分 :偏压小于 0. 18V 的急剧上升区和大于 0. 18V 的缓慢震荡上升区 , 这是由于势垒极薄 时 , 阻抗很小 , 小偏压即可形成峰值电流 , 当偏压大于临界值 (0. 18V 为垒宽 1nm 的临界偏压 ) , 透射率几 乎为一 , 伏安特性过度到经典理论 , 且由于临界偏压非常小 , 系统未有明显的负微分电阻区 , 便进入缓慢震 荡上升区 . 垒宽逐渐加厚 , 阻抗变大 , 只有当偏压达到一定值时 , 才产生峰值电流 , 且临界偏压随垒宽加厚 迅速增大 , 使得峰值电流对应偏压随着垒宽增加不断增大 , 同时负微分电阻区逐渐明显 . 注意 , 本系统垒宽 大于 5nm 时的伏安特性曲线并非近似平坦曲线 , 只因峰值电流较小 , 图 6不能明显显示 , 可以在图 7中看 到 , 6nm , 7nm, 8nm 垒宽在偏压小于 0. 4V 时的伏安特性曲线中的负微分电阻
区还是 非常明显 的 .
(3) 不同势垒高度对 电流特 性影响 . 其他 参数不 变 , 势垒 高度 由零增大到 0. 3eV , 选取 0eV, 0. 1eV , 0. 12eV, 0. 28eV, 0. 29 eV, 0. 3eV 六组典型 特性曲线 , 如图 8, 势 垒高度 为零时 , 无隧 穿结构 ,
电子在系统 图 7 6nm, 7nm , 8nm 垒宽在偏压小于 图 8 不同势垒高度的三量 0. 4V 时的伏安特性曲线 子阱伏安特性曲线
中运动无反射 , 不能形成共振 , 且由于阻抗几乎为零 , 使得电流值迅速增大至饱和 . 势垒增加到一定高度 , 峰值电流显现 , 负微分电阻区逐渐明显 , 但很低的势垒 (0. 1eV 左右 ) 仍可以使电流在低偏压下迅速增大 至饱和 . 当垒高升为 2. 0eV 左右时 , 电流在相同偏压下可迅速减少一个数量级 , 可以观察到明显的多个峰 值电流和负微分电阻区 , 说明电子在系统中运动的透射率减少 , 反射率逐渐增大 , 形成共振的几率增多增 大 .
3 结论
通过数值求解定态维格纳分布函数方程 , 计算了三量子阱超晶格单元结构的偏压隧道电流 , 研究了共振 隧穿结构的参数变化对其电流特性的影响 . 研究结果表明 , 通过适当调整量子阱宽度及其他结构参数 , 可以 有目的地选取电流共振峰的个数、 较大的峰值电流和负微分电阻区 . 到目前为止 , 研究三量子阱的大量文献 主要集中于三量子阱激光器 [12]、 强磁场中三量子阱光电效应 [13]以及相关探测器的研究 [14], 还尚未发现通过 数值求解非平衡态维格纳函数来研究三量子阱超晶格单元结构共振隧穿电流—电压特性的相关报道 , 本文 所提供的结果对以三量子阱为单元结构的一维超晶格电子器件的设计和制备可提供有益的参考 .
参 考 文 献
[1] M CIRVINE E C, OVERHAUSER A W. New Quan tu m-M echanical Representation[J]. Phys. Rev. , 1959, 115:1531~1536.
[2] ESAKI L, TS U R. IBM J. Res Dev. [J], 1970, 14:61.
[3] 陈亚孚 , 万春明 , 卢 俊 . 超晶格量子阱物理 [M ]. 北京 :兵器工业出版社 , 2002.
[4] PET ER M , W IN KL ER K, M AIE R M , et al. Realization an d modeling of a ps eudomorph ic (GaAs 1-x Sb x -In y Ga 1-y As ) /GaAs bilayer -quantum w ell[J]. Appl Phys. Lett. , 1995:263~2641.
[5] 徐晓华等 . 分子束外延生长的 (GaAs 1-x Sb x /In y Ga 1-y As) /GaAs 量子阱光致发光谱研究 [J ]. 物理学报 , 2005, 54(6) :2950~2954. [6] 金 鹏 , 李成明等 . 应变层 InGaAsP 量子阱激光器结构的调制光谱研究 [J ]. 微纳电子技术 , 2003, 40(3) :11~13, 32.
[7] BAST ARD G. T heoretical inves tigations of s uper lattice b and structu re in the en velope-function approxim ation [J]. Phys Rev B, 1982, 25(12) :7584~7597.
[8] BAST ARD G , BRU M J A . Electronic states in semicond uctor heterosturctur es [J ]. IEEE J Quantum Electron , 1986, 22(9) :1625~1 644.
[9] DAVID K FERRY, ST EPHEN M G. T ran sport in Nanostructures [M ]. 北京 :世界图书出版公司 , 1997. 494~502.
[10] D, th e
38聊 城 大 学 学 报 (自 然 科 学 版 ) 第 19卷
p lateau -like s tructure [J ]. Applied Phys ics , 2000, 87(3) :1337~1349.
[11] 李存志 , 林晓春 . 多量子阱系统结构变化对共振隧穿的影响 [J]. 西安电子科技大学学报 (自然科学版 ) , 2004, 31(6) :829~832, 849.
[12] M ART INEZ A, PROVOST J G, DAGE NS B, et al. 9. 7GHz s mall-s ignal bandw idth of th ree-quan tu m w ell GaInNAs /GaAs laser
diodes operating at 1. 35 m[J]. Electronics Letter s, 2004, 40(7) :1~2.
[13] OM EL YANOVSKI O E, TS EBROA V I. Photogalvanic effect in an asymmetric system of thr ee quantum w ells in a strong magnetic
field [J ]. JET P Lett . , 1996, 63(3) :209~215.
[14] TIDROW A M Z, BACHER K. A th ree-w ell quantum well infrared photodetector[J]. Appl. Ph ys. Lett. , 1996, 69(22) :3396~3398.
Effect of Structural Parameters on Current -Voltage Characteristics
in a Three -quantum -well Superlattice Unit
ZHANG Zhuo SU N Jin -zuo
(School of Science and T echnolog y , Opto -Electronic Information , Yantai U nivers ity , Yantai 264005, Ch ina )
Abstract Current-Vo ltag e Characteristics in three-quantum -w ell super lattice units ar e studied by num erically solving the no nequilibrium Wigner Function Equation . Par am eter changes of three -quantum -w ell obviously affect its Current -V oltage Characteristics . T he num er ical results provide theo retic attesta-tio n for farther ex perimental research to a cer tain ex tent and useful reference informations for design and manufacture.
Key words quantum -w ell , resonant tunneling , w igner Function , negativ e difference resistance
(上接第 20页 )
参 考 文 献
[1] 韩志清 . n 维 duffing 型系统的$2\pi $-周期解 [A]. 非线性泛函分析及应用 [C]. 北京 :北京科技出版社 , 1994.
[2] T ANG Ch un -lei . Periodic solutions of second s ystems w ith n ot uniformly coereive poten tial [J ]. J . M ath . Anal . Appl . , 2001, 259(1) :
386~397.
[3] M AW HIN J , W ILLEM M. C ritical p oin t theory and Hamiltonian s ystems [M ]. New York:Spr inger -Verlag, 1989.
[4] TANG Chun -lei. Periodic solution s of nonautonomous second sys tems w ith sublinearity[J]. Proc, Amer. M ath. Soc. , 1998, 126(11) :3
263~3270.
[5] JIA M a , T ANG C hun -lei . Periodic solu tions of s ome nonautonomous s econd -order s ystems [J ]. J . M ath . Anal . Apple . , 2002, 275(2) :
482~494.
[6] TANG Chun -lei, W U Xin g-ping. Notes on periodic solution s of su bqudratic second order s ystems [J]. J. M ath. Anal. Appl. , 2003, 285
(1) :8~16.
[7] TANG Chun -lei. Periodic solution s of nonautonomous s econd order systems w ith -quas isub dditve potential[J ].J. M ath. Anal. Appl. ,
1995, 189:671~675.
[8] BARTOLO P , BE NCI V , FORTU NATO D . Ab stract critica p oin t theorems and applications to some n on linear problems w ith strong
resonance at infin ity[J]. Nonlinear Anal. , 1983, 7:981~1012.
[9] RABINOWIT Z P H. Periodic Solution s of Hamiltonian s ystem s[J]. Com m. Pure Appl. M ath. , 1978, 31(2) :157~184.
Periodic Solutions of the Second -order Hamilton Systems with
Subqudratic Function Potential
SHI Yi-xia
(Department of M ath ematics , Zhanjiang Normal U nivers ity, Zhanjiang 524048, China)
Abstract T he ex istence theor em s are obtained fo r periodic solutio ns o f a class of nonautom omous seco nd-order sy stems w hith a potential which is a subquadratic function by using the saddle point theo -rem in Critical Point T heory.
Key words periodic solutions , second -order Hamilton sy stems , saddle point theorem , So bolev's in-, inequality 39
第 2期 张 倬等 :结构参数对三量子阱超晶格单元结构伏 安特性的影响
范文五:超晶格量子阱研究的回顾与展望
第15卷第3期 2008年6月
东莞理工学院学报
JoURNAL OF DoNGGUAN UNIVERSITY oF TECHNoLOGY
V01.15No.3 Jun. 2008
超晶格量子阱研究的回顾与展望
李思琳罗诗裕
(东莞理工学院电子系,广东东莞523808)
摘要:半导体超晶格物理是凝聚态物理学中一个极其活跃的前沿领域之一.它的确立、研究与发展,
不仅对现代电子信息科技。而且对小尺寸效应、新型材料科学和纳米技术等的发展都产生了革命性的影 响.对半导体超晶格物理的历史,现状以及未来走向做一简单的回顾与展望,对于把握凝聚态物理,特别 是半导体物理在21世纪的发展趋势具有重要意义.
关键词:量子阱;超晶格;半导体;凝聚态
中图分类号:047l 文献标识码:A 文章编号:l009一0312(2008)03一00ll—05
0引言
半导体物理是凝聚态物理领域中的一个活跃分支,也是半导体科学技术发展的重要基础。半个 多世纪以来,半导体物理不仅在晶态半导体、非晶态半导体、半导体表面、半导体超晶格、纳米半 导体和有机半导体等领域取得了令世人瞩目的重大进展,而且它还是一系列新材料、新结构、新效 应、新器件和新工艺的源泉,极大地丰富了凝聚态物理的研究内容,有力地促进了半导体科学技术 的发展”‘1
从上世纪70年代开始,半导体超晶格和量子阱就一直是半导体物理学最重要的发展方向之一,至 今也是半导体物理学最活跃的前沿领域之一。对半导体超晶格物理的历史、现状以及未来走向做一简 单的回顾与展望,对于把握凝聚态物理,特别是半导体物理在2l世纪的发展趋势具有重要意义。
1历史回顾与发展现状
1969年,物理学家江崎和朱兆祥等人首次提出了。半导体超晶格”概念,由此揭开了低维半导 体结构与介观物理研究的序幕。可以说,半导体超晶格与量子阱的研究,不仅在半导体物理领域中 留下了浓墨重彩的一笔,也在半导体科学技术发展史上写下了光辉灿烂的一页。不久,分子束外延 技术就在美国贝尔实验室和IBM公司研发成功了。新思想和新技术的巧妙结合,首次研制成功了组 分型Al。G籼.,As,GaAs超晶格,标志着半导体材料的发展开进入了人工设计的新时代。随着高质量半 导体薄膜生长技术的发展,人们对薄膜单晶生长过程的控制已经可以精确到一个原子层,超晶格材 料的组分和层厚均可以人为控制,得到了而且还将继续得到与体材料不同的光电特征。正如江崎指 出的那样,人们可以。自己来实践量子力学,可自行设计材料的能隙和能带结构,并按照自己的意 愿根据特殊用途来剪裁材料的输运性质和光学性质”.半导体超晶格不仅为半导体科学和技术开拓
收稿日期:2008一03—24
作者筒介:李思琳(1984一).女.广东东莞人.2008届电子工程系本科毕业生.
12东 莞理工学院学报 2008年 了新领域,而且还有力地推进了新一代高新技术的发展。1972年,江崎等人也利用分子束外延技术 研制成功了Al。G矾.。As/GaAs组分型超晶格¨l,并用它做实验观测到了这种结构所具有的负阻特性。 1974年,人们又用Al。GaI.。As/GaAs双势垒结构,研究了垂直界面方向的电导性,并明显地观测到了 低温下的共振隧穿现象.1978年,美国贝尔实验室的Dingle等人首次在组分超晶格 AIxGal.)认s/GaAs中发现了电子迁移率增强现象,立刻引起了各国科学家的广泛关注。两年后,日 本富士通公司的Hiy砌ize等人率先用这种结构研制成功了第一只超高速逻辑器件——高电子迁移率 晶体管(眦MT)。同时,多势垒共振隧穿现象的研究也相继展开,并取得了有关隧穿机制研究方 面的大量成果。输运现象的研究对共振隧穿量子效应器件的设计与研制具有十分重要的意义。
同样值得注意的是,在超品格与量子阱中,声子态的量子约束效应也是一个重要的研究方向。 Sood等人首先用拉曼光谱在短周期超晶格AlAs/GaAs中观测到了约束光声子模,Merlin等人也在实 验上观察到了一类静电界面模。此外,随着超高迁移率性质的调制掺杂异质结的研制成功,为人们 的进一步研究,特别是在低温和强磁场下的量子输运性质的研究提供了极大方便。1982年,崔琦等 人首次利用这种结构测量了量子霍耳效应,使精细结构常数h/e2的测量精度达到101。接着,他们又 在质量更好的样品、更强的磁场和更低的温度下发现了分数量子霍耳效应,这是低维半导体结构研究 所取得的一个重大进展,荣获了1998年诺贝尔物理学奖。值得注意的是,1980年,Ⅺitzillg在Si—MOS 系统中发现的整数量子霍耳效应,于1985年也曾荣获过诺贝尔物理学奖。量子霍耳效应的研究曾两
次获诺贝尔奖,这是诺贝尔物理学奖中不曾有过的。近年来,关于量子霍耳效应研究又取得了新的 进展。Ll砌等人实验研究了量子霍耳效应中局域化的微观本质。他们利用一个扫描单电子晶体管探 测了单个的局域态,发现该局域态的属性与早期由单粒子理论预期的结果有显著不同,认为这些局 域态主要由库仑相互作用所决定,而且仅当动能的量子化限制了电子的屏蔽能力时才会出现。量子 限制效应的产生是半导体量子阱所具有的一个重要光学性质。在量子阱结构中,由于电子沿量子阱 生长方向的运动受到约束,会形成一系列离散化的量子能级,同时由于不同量子能级所形成的子能 带贡献,态密度呈现出了与能量无关的台阶形状,这些明显不同于三维体材料的电子状态,将直接 影响到材料的光学性质,其中光吸收、激子发光以及光学非线性等就是几个典型实例。
量子约束效应是Din百e等人于1984年首先在Al。G函.。As/GaAs单量子阱的光吸收谱实验中发现 的。同时,他们还在吸收谱的台阶边缘观测到了一个很强的尖锐峰,而且在室温条件下也能观察到, 这就是所谓的激子效应。二维激子效应的存在加上态密度的台阶特性,决定了半导体量子阱材料在 量子阱激光器与其它光电子器件中有着重要应用。量子约束光学斯塔克效应是量子阱在外加电场下 的光吸收特性。它所描述的物理事实是:在垂直于异质结界面方向的电场作用下,激子吸收峰向低 能方向移动,而激子峰形状却保持不变。该效应的发现为人们设计和制作光调制器与自电光效应器 件开辟了新的方向。
半导体量子阱和超晶格的许多独特性质都是通过光学实验发现的;同时,一些光学实验发现了 许多新现象还需要我们作出正确解释。例如,背景散射如何引起准粒子的聚束,Zener隧穿的反常 性质等问题。Heiblum等人发现,背景散射会引起聚束效率减弱,在高度稀疏的束流背景中聚束作 用将停止。只有在非常低的温度下,背景散射才能重新引起准粒子的聚束。因为,在足够低的温度 (20mK)下,准粒子之间的相互作用变得很强,显示出一维的类Lunjnger行为。而最近,Ros锄 等人在一系列光学实验中研究了Zener隧穿,第一次证明了能级展宽与Zener的原始方程符合得很 好,确定了Zener隧穿的动力学行为,并研究了在Zener隧穿条件下的Bloch振荡。
2基本原理与基本概念
注意到组分超晶格是由交替生长的多层薄膜组成,而薄膜一般包含两种或三种晶格常数(略 微)不同的半导体材料,薄膜导电类型和厚度等可根据需要人为控制,而薄膜厚度一般为几十埃到 几百埃,在“宏观”上呈现出了周期性。由于这种材料的。宏观”周期比晶格周期(一般只有几 埃)大,故将这种材料称为超晶格忙¨引。但自然界中两种晶格常数相近的材料不多.幸好实验发 现,利用分子束外延也能生长品格不匹配的量子阱和超品格。当然,由于晶格失配,在界面处会产 生应力,应力集中又会进一步导致位错和晶格形变,形成所谓应变超晶格。应变超晶格的的电子态
第3期 李思琳等:超晶格量子阱研究的回顾与展望 13是一类特殊的电子态。因而,这类材料具有特殊的光电特征。
以GaAs/AlAs为例,对半导体超晶格的结构作一简单介绍。GaAs/AlAs半导体超晶格,是在半
绝缘GaAs衬底上沿【ool】方向外延生长500nm左右的GaAs薄层;接着,再依秩交替生长厚度为几 埃至几百埃的AlAs和GaAs薄层而构成的多层薄膜结构。GaAs的晶格常数为O.5635l砌,AlAs的 晶格常数为0.56622衄,两种材料之间的品格失配很小。图1为理想超晶格结构的示意图。注意 到,不掺杂时,GaAs的禁带宽度为1.424eV,AlAs的禁带宽度为2.671eV,因此,在GaAs和AlAs 的交界处,能带是不连续的,如图l所示。由于AlAs的禁带宽度比GaAs的大,AlAs层中的电子和 空穴将进入两边的GaAs层, “落入”GaAs材料的导带底,只要GaAs层不是太薄,电子将被约束 在导带底部,且被阱壁不断反射。换句话说,由于GaAs的禁带宽度小于AlAs的禁带宽度,只要 GaAs层厚度小到量子尺度,则GaAs层对于载流子来说如同一口阱,处在其中的载流子无论向 GaAs层两侧的任一侧运动,都必须越过一个势垒。因GaAs层厚度为量子尺度,这种势阱又称为量 子阱。在这种系统中,载流子的运动在平行于阱壁的二维方向上是自由的,称为二维电子气;又因 在垂直方向上运动受到势垒限制,载流子运动表现出了量子受限行为。如果将量子阱平面加以限 制,使其尺寸也缩小到量子尺度,则势阱成为线状,载流子在其中只能在一个方向上自由运动,而 在与之垂直的另两个方向上都受到势垒的限制,这样的体系称为量子线。如果再将量子线的尺度缩 小至量子尺度,则成为一个量子点。量子点是准零维体系,载流子在其中的任何一个方向上都不能 自由运动,表现更多的量子受限行为。
圈1理想超昌格结构示意圈
广]圭曰厂Ⅲ
卜—T—I山^.^I^.
1广]r—1口她
—r
田2GaAs,AIA8能带示意图
图2给出了,当GaAs和AlAs沿z方向交替生长时,由于两种材料的禁带宽度不同所形成的超 晶格多层薄膜结构与相应的的周期势场,其中口表示AlAs薄层厚度(势垒宽度),6表示GaAs薄 层厚度(势阱宽度)。结构周期,可表示为:
,=口+6
其中的势阱即称为量子阱。超晶格则是这种结构在z方向的周期重复。如果势垒的宽度较大,使得两 个相邻势阱中的电子波函数互不重叠,量子阱是彼此独立的,这就是所谓多量子阱B“3¨。正是由于 这个原因,各多量子阱的光学性质与单量子阱的情况相同,而强度则是单量子阱的线性迭加。如果 量子阱与量子阱间距离很近,两个相邻阱中电子态将发生耦合,能级将分裂成带,并称之为子能 带。子能带与子能带之间又存在能隙,称为子能隙。这些子能隙的宽度与子能带的宽度都可以根据 需要人为控制,使得这种半导体微结构的宏观性质表现出丰富多彩的变化。
将其中一个量子阱抽出来进一步讨论也许更有意义。注意到能够约束动物的是笼子;能够约束 光子的是折射率;能够约束声子的是弹性系数;能够约束带电粒子的则只有电磁场。因此,带电粒 子同物质相互作用,实际上就是带电粒子同势场相互作用,而电子或空穴在超晶格(材料)中的运 动实际上就是在周期势场运动。在图2所示的“夹层结构一中,A1As材料的能隙宽度大于GaAs的能 隙宽度,而处于GaAs导带底部的电子的能量小于处于AlAs的导带底部的电子能量。对处在“夹层 结构”中的电子来说,它沿薄膜生长方向所感受到的相互作用正如图3所示的一个个量子阱,而该量 子阱的宽度就等于GaAs薄膜的厚度,深度K就等于AlAs与G蛆s两种半导体材料导带底能量差。 人们完全可以通过控制两种材料的组分来控制阱深,控制阱材料(GaAs)的厚度来调整阱宽。根据 量子力学可导出电子能级和波函数,并计算出样品的光学性质和输运性质‘32圳l。
14东 莞理工学院学报 2008年
3展望
^y3^ /7\y2
、、、—___一
乡~ 0~Z 图3量子阱中的电子佳级与波函数
在过去的20多年中,人们测量分数电荷是很困难的。最近的实验证实,量子射击噪声
(quantum shot noise)是一种确定分数量子霍尔效应(FQHE)的有力工具。人们发现,在研究分 数量子霍尔效应的准粒子行为中,有些现象还不甚了解。Heiblum等人曾试图导出不同状态下的自 由准粒子如何转变为高度相关的准粒子流;Eisenstein及其合作者发现,由于低温超流状态下的对称 性破缺,导致了在双分子层系统中的输运异常现象。为此,MacDonald等人试图对这些实验现象做 出全面解释。结果发现,不管层间混合的对称性是否破缺,两个层之间的电流方向都彼此相反;而 且发现,无耗散的状态也是可能存在的。由于双分子层量子霍尔效应系统的对称性破缺,它的基态 可以看作是激子超流态,其中的层自由度可以看作是一种赝自旋。可以这么说,双分子层中的选择 性接触层可以视为磁性薄膜的自旋选择性触点。而且根据类似概念还研究了薄膜磁性材料中奇特的 集体输运现象。
最近,在英国爱丁堡举行的第26届国际半导体物理会议上,人们对半导体物理中的一些新现 象、新理论和新实验进行了广泛的交流和探讨,其内容几乎涵盖了半导体物理研究的各个方向,其 中包括Ⅲ.V族半导体合金,特别是氮化物的物理性质:被称为人造原子的量子点;量子霍尔效应中 的分数带电准粒子、激子的超流和赝自旋铁磁性;磁性半导体自旋电子学;量子纳米结构的光学性 质和输运性质,特别是碳纳米管的电子态和输运理论;聚合物电子学,等等。而zunger等人预言的 半导体合金“自发有序一和“氮化物的局域化”效应,将为半导体合金在工业技术上的应用开辟更 广阔的空间。
半导体量子阱超晶格的研究是凝聚态物理学中一个极其活跃的前沿和半导体科学技术发展史上 一颗璀璨的明珠。它的提出、研究与发展,不仅对现代电子信息科技,而且对低维体系物理、新型 材料科学和纳米科学技术的发展都产生了革命性的影响。量子阱超晶格的发展是与材料科学所取得 的光辉成就分不开的,最突出的例子就是量子阱超晶格的实现有赖于分子束外延技术的成功开发, 而且分子束外延技术目前仍然是制备超晶格的最有力的工具。半导体材料科学家们掌握的制备技术 是任何其他材料科学家无法超越的。超晶格物理的未来发展仍将继续依赖于材料科学。而材料科学 仍有许多尚待解决的问题。例如,在超晶格材料的生长过程中,如何掌握和控制在不同晶面上的生 长速度,如何尽快找到三维自组织生长的驱动机制。注意到完全平的界面是材料科学家追求的理想 状态,因为这样的材料或器件具有更好的光电性质。而实际上,在生长过程中的任何一种因素(比 如操作程序、生长条件,材料组分及制备方法等)都可能使这种状态受到到破坏。于是;寻找新的 生长机制成了半导体科学和技术追求的目标之一。
自从江崎和朱兆祥提出“半导体超晶格”新概念30多年来,这一领域的研究已取得了令世人瞩目的 成绩。半导体超晶格“概念”将材料生长、结构性质、物理效应与器件应用有机地融为一体,相互影 响、相互促进、相互交叉与相互渗透,成为了当代高新技术,特别是半导体科学技术发展的一个典范。
参考文献
【ll M砒thcws J w.Defec协in cpitaxi址multi-laye巧【J】.J.cryst.Grow山.1974,27:113-125.
【2l B∞锄-d G.Su”rl眦i∞Band Stmctu他in the Envclope function Appmxjmtion【J】.Phyo.ReV.B..1981’24(10):5693-5697.
13】&s∞rd G.n∞r嘶caI删弘d咄ofs叩ed砒i∞hnd s岫lctI睇in thc匝vcIop.fIⅡlcti∞叩pmxima五饥川.Phy孓Rev..1982.B25:7584.7597. 【4l osbo啪G C.stmined?layer sup盯Ianicc from I丑Hice misim丑tched matcriaIs【J】_J.AppI.Phys.。1982,53(3):1580-1584.
第3期
李思琳等:超晶格量子阱研究的回顾与展望 15p】 Y砌帅oto H Reson蚰ce tu血ing with m∞s vnria“on in”ct如gul缸n.f0Id b诵cr st邝ctⅢcs【J】.Phys.Sl砒.S01..1992,(b)169:k17-k21.
【6】Br吼k G Tl删曲坞cycla响n陀∞nan∞and也c啪佣,alized cf畹dw ma强缸鲫mi∞nd啦幻r hrrie巧叨.I匐限R胛.Lc札,1990,“:47l-474.
【7】 Peoplc IⅢodulation doping in Gexsil-x、si straincd laycf betm-st邝ctu他【J】.J.AppI.Pby0.Lcn..1984。45(11):123l-1236.
【8】 Bell卸i v.Experimental Evide耶e of Dclocalized State5in跏dom Dimcr supcrl甜iccs【J】.Phys.Rcv.L眦,1999,82(10):2159-2162.
【9】Kuu U Dc刚m即曲l ab鲐rv面∞ofⅡ嵋MobiI畸尉ge in a w州%:IIide
w油C吣laledDi∞fdcr川.A即1.Phys.L甜.,2000刀(5):633-638. 110】Imilcv F M。Krokhin A A。UIloa S E.Mobil时Bdge in Ap盯iodic KrolIig—Penncy Potentials
With Cor2rcI毗cd Disorder PertIIrbativc Appm扯h叨.Phys.ReV.B.,200l,63:4l?102.
【ll】徐光宪.物质结构【M】.北京:人民教育出版社。1978:237-346.
【121方俊鑫,陆栋.固体物理学【M】.上海z上海科技出版社。198l:135?147.
【131吴晓薇。郭子政.半导体多重直角势垒结构中的电子共振隧穿m.内蒙古师大学报,1994.4:35.41.
【l 4】彭英才。zh∞x.w..傅广生.半导体物理研究的回顾与展望【J】.自然杂志。2005。26(6):53l-535.
【l 5】孙连亮.半导体物理研究新进展m.半导体学报.2003,24(10).1312-1316.
【16】Robin N.Heil蛆d w,Je璐cn J,n.a1. ch锄eling cfrec乜observed in e∞rgy—loss spectm of Ni仃ogen io∞∞_№他d ofr a n(110)
蛐fhce【J】.Phys.Rcv.,2001.A“{05290l。1.
【17】KomlA,SoIovy伽AV,Grein盯w.cob矾=m
radi面∞of衄u蛔犯I删vi鲥cchaq}ed皿r陆Iech蚯扯lledina删odi∞nybeⅡ‘crystal忉.J.P姆s.G.。
1998.24:L45—50. 【l 81Koml A.Solovyov A V,Gminer w.Ph砒on cmission by卸uItrarclatiVistic panicle ch址雠Iling in
B pcriodic村Iy bem crystaI【.『】.Im.J.
Mod.Phys.E.,1999.8:49—57. 【19】徐叙璐。苏勉曾.发光学与发光材料【M】.北京:科学出版社。2004:196-199.
【20】阎明.半导体超晶格及其量子阱的原理叨.上海海运学院学报,2000,2l(1):35-38.
f2Il胡西多.邵明珠.罗诗裕.正切平方势单量子阱的本征值和本征函敦【.『】.发光学报,2006.27(5):323-326.
【22】刘明海.超晶格结构与特性旧.山西师范大学学报。2004。9(4):45.48.
【23】田亚芳.超晶格量子阱的量子力学效应【J1.云南大学学报。2007,29(si):15l?154.
【24】藏英.半导体应变超晶格及其应用明.山东师大学报,1995。10(4):390.393.
【251胡西多.邵明珠,罗诗裕.正弦平方势与小振幅近似下的弯晶沟道辐射【J】.发光学报,2006.27(1):35-39.
【26】陈琼。邵明珠,罗诗裕.反比相关余弦平方势与量子阱的空隙能级明.量子电子学报.2007’24(2):13l?135.
127】郭永.半导体超晶格结构中的量子磁隧穿【J】.河北师范大学学报。1994.18(3):28-31.
【28】彭英才,傅广生.半导体超晶格研究与相关学科发展的关系【J】.半导体杂志,1999。25(3):43-46.
【29】谭鹏。罗诗裕.陈立冰.正切平方势阱中线性与非线性光学折射率变化的研究【J1.光子学报.2007.36(7):1253.1256.
【30】罗晓华,邵明珠.引入反比相关余弦平方势描述超晶格量子阱的光电特征【J】.强激光与粒子束.2007.19(8):1385.1389.
【3l】胡必武,邵明珠.罗诗裕.正切平方势与量子阱的带内跃迁和带问跃迁川.半导体光电.2007。28(4)-516.519.
【32】邵明璩,罗诗裕.Lindh盯d势与形变超晶格系统的共振现象【J】.原子核物理评论。2007.24(3):238-242.
【33】夏建白。朱邦芳.半导体超晶格物理【M1.上海:上海科技出版社。1995:175-197.
【34】赵国忠,潘少华.半导体超晶格子带问跃迁的光学双稳态川.物理学报,1996,45(6):929.93I.
【35】罗诗裕,邵明珠.参数激励与加速器系统的全局分叉性质m.东莞理工学院学报,2007。14(5):24.27.
【361邓成良.邵明珠,罗诗裕.带电粒子同超晶格的相互作用与系统的混沌行为【刀.物理学报.2006。55(5):829.832.
【37】胡西多。罗诗裕。邵明珠.双曲正割平方势与量子阱的电子跃迁m.半导体光电。2007.28(5):690-692.
【38】张梅,邵明珠。罗诗裕.双频激励下超品格系统的混沌行为叨.原子核物理评论,2007,24(5):248-252.
【39】胡西多.罗诗裕。邵明珠.超晶格沟道辐射的频率特征m.半导体光电。2007。28(6):745.743.
【40】罗诗裕.邵明殊.带电粒子与超晶格相互作用及其超高能粒子识别川.高能物理与核物理.2∞7。31(3):321.325.
1411邵明珠,罗诗裕.正弦平方势与带电粒子沟道效应的能带结构【J】.物理学报.2007.56(6):3407.3409.
ReVieW and ProSpeCt of the I nVeStigation of
SuperIattice
Quantum We¨LI Si-¨n LUO ShI-yu
(Depa咖cnt of EIcc仃onic
Engineering,Dongguan UniVcrsity of TechnoIogy,Dongguan 523808,Chi蛆) Abstract The∞mi∞nductor supcrI砒i∞physics is∞c of most activc丘Dnt.1i∞丘eIds in∞ndcn∞d.statc physics.I乜cs吣liSh眦鸣咒∞盯ch弧d
development∞t only have他volutiona巧infl∞n∞姐the development of info彻ation technique.but al∞on a small-si孺d cffbn,∞w matcrials scien∞蚰d
n柚om咖r tcchniquc.Rcvicw Of thc history蚰d p陀sent stj|tI峪衄d the prospcct of me fIItII嵋of conductor跏pcrl删∞physics a托of g托砒imponan∞for
le哪ing about the deVclopmental廿end ofthc condcn∞d-st咖physics,蛆d∞miconductor physics in the
2lst∞ntuIy. Key words qu蚰tIIm wcll;superlanicc:semiconductor;condcnsed statc
超晶格量子阱研究的回顾与展望
作者:李思琳 , 罗诗裕 , LI Si-lin, LUO Shi-yu
作者单位:东莞理工学院,电子系,广东东莞,523808
刊名:
东莞理工学院学报
英文刊名:JOURNAL OF DONGGUAN UNIVERSITY OF TECHNOLOGY
年,卷(期):2008,15(3)
参考文献(41条)
1. Matthcws J WDefects in epitaxial multi-layers 1974
2. Bastard GSuperlattice Band Structure in the Envelope function Approx]mation 1981(10)
3. Bastard GTheoretical investigations of superlattice bend structure in the ~vclop-funclion approximation 1992
4. Osbourn G CStrained-layer superlattice from lattice misimatched materials 1982(03)
5. Yamamoto HResonance tunaing with mess variation inrectangular n-fold barrier structures 1992
6. Brozak GTanning cyclotron resonance and the renomalized effective mess in semiconductor berriefs 1990
7. Peop1e RModulation doping in GexSil-x\Si Stralned Iayer hetro-structure 1984(11)
8. BelIani VExperimental Evidence of Delocalized States in Random Dimer Superlattices[外文期刊] 1999(10)
9. Kuhl UExperimental Observation of the Mob/lity Edge in a Wavegu/de With CorrelatedDisorde 2000(05)
10. Izrailev F M;Krokhin A A;Ulloa S EMobility Edge in Aperiodic Kronig-Penney Potentials With Cor2 related Disorder Perturhative Approach 2001
11. 徐光宪 物质结构 1978
12. 方俊鑫;陆栋 固体物理学 1981
13. 吴晓薇;郭子政 半导体多重直角势垒结构中的电子共振隧穿 1994(04)
14. 彭英才;ZhaoX.W;傅广生 半导体物理研究的回顾与展望 [期刊论文]-自然杂志 2005(06)
15. 孙连亮 半导体物理研究新进展 [期刊论文]-半导体学报 2003(10)
16. Robin N;Heiland W;Jensen JChanneling effects observed in energy--loss spectra of Nitrogen ions scattered off a Pt (110) suface 2001
17. Korel A;Solovyov A V;Greiner WCoherent radiation of an ullrerelafivisdc charged particle channelled in a periodically bent crystal 1998
18. Korol A;Solovyov A V;Greiner WPhaton emission by an ultrurelativistic particle channelling in a periodically bent crystal 1999
19. 徐叙瑢;苏勉曾 发光学与发光材料 2004
20. 阎明 半导体超晶格及其量子阱的原理 [期刊论文]-上海海运学院学报 2000(01)
21. 胡西多;邵明珠;罗诗裕 正切平方势单量子阱的本征值和本征函致 [期刊论文]-发光学报 2006(05)
22. 刘明海 超晶格结构与特性 2004(04)
23. 田亚芳 超晶格量子阱的量子力学效应 2007(zi)
25. 胡西多;邵明珠;罗诗裕 正弦平方势与小振幅近似下的弯晶沟道辐射 [期刊论文]-发光学报 2006(01)
26. 陈琼;邵明珠;罗诗裕 反比相关余弦平方势与量子阱的空隙能级 [期刊论文]-量子电子学报 2007(02)
27. 郭永 半导体超晶格结构中的量子磁隧穿 1994(03)
28. 彭英才;傅广生 半导体超晶格研究与相关学科发展的关系 1999(03)
29. 谭鹏;罗诗裕;陈立冰 正切平方势阱中线性与非线性光学折射率变化的研究 [期刊论文]-光子学报 2007(07) 30. 罗晓华;邵明珠 引入反比相关余弦平方势描述超晶格量子阱的光电特征 [期刊论文]-强激光与粒子束 2007(08) 31. 胡必武;邵明珠;罗诗裕 正切平方势与量子阱的带内跃迁和带问跃迁 [期刊论文]-半导体光电 2007(04) 32. 邵明珠;罗诗裕 Lindhard势与形变超晶格系统的共振现象 [期刊论文]-原子核物理评论 2007(03)
33. 夏建白;朱邦芳 半导体超晶格物理 1995
34. 赵国忠;潘少华 半导体超晶格子带问跃迁的光学双稳态 1996(06)
35. 罗诗裕;邵明珠 参数激励与加速器系统的全局分叉性质 [期刊论文]-东莞理工学院学报 2007(05)
36. 邓成良;邵明珠;罗诗裕 带电粒子同超晶格的相互作用与系统的混沌行为 [期刊论文]-物理学报 2006(05) 37. 胡西多;罗诗裕;邵明珠 双曲正割平方势与量子阱的电子跃迁 [期刊论文]-半导体光电 2007(05)
38. 张梅;邵明珠;罗诗裕 双频激励下超品格系统的混沌行为 [期刊论文]-原子核物理评论 2007(05)
39. 胡西多;罗诗裕;邵明珠 超晶格沟道辐射的频率特征 [期刊论文]-半导体光电 2007(06)
40. 罗诗裕;邵明珠 带电粒子与超晶格相互作用及其超高能粒子识别 [期刊论文]-高能物理与核物理 2007(03) 41. 邵明珠;罗诗裕 正弦平方势与带电粒子沟道效应的能带结构 [期刊论文]-物理学报 2007(06)
本文读者也读过(10条)
1. 范丽仙 . 陈桂华 . 罗诗裕 . FAN Li-xian. CHEN Gui-hua. LOU Shi-yu半导体超晶格及其应用 [期刊论文]-东莞理工 学院学报 2011,18(1)
2. 朱永元 . ZHU Yongyuan有关光学超晶格的一些研究进展 [期刊论文]-中国材料进展 2010,29(10)
3. 李雅静 . 安振峰 . 陈国鹰 . 王晓燕 . 赵润 . 杜伟华 . 王薇 . Li Yajing. An Zhenfeng. Chen Guoying. Wang Xiaoyan. Zhao Run. Du Weihua. Wang Wei小发散角量子阱激光器研究 [期刊论文]-微纳电子技术 2008,45(11)
4. 杨帆 超晶格GaAs/Al<,x>Ga<,1-x>As的电子态的研究 [学位论文]2010
5. 彭英才 . 傅广生 . Peng Yingcai. Fu Guangsheng半导体超晶格研究与相关学科领域发展的关系 [期刊论文]-固体 电子学研究与进展 2000,20(3)
6. 章荷珍 . 陈大华 发光二极管发展和应用的探讨 [期刊论文]-光源与照明 2010(4)
7. 杨臻 . 李建军 . 康玉柱 . 宋小伟 . Yang Zhen. Li Jianjun. Kang Yuzhu. Song Xiaowei可见光共振腔发光二极管原理 及发展概况 [期刊论文]-激光与光电子学进展 2008,45(12)
8. 王升 GaAs半导体量子点中电子的Stark效应 [会议论文]-2009
9. 贺利军 . 程兴奎 . 李华 . 张健 . 周均铭 . 黄绮 . He Lijun. Cheng Xingkui. Li Hua. Zhang Jian. Zhou Junming. Huang Qi GaAs/AlGaAs超晶格微带带宽的计算 [期刊论文]-半导体学报 2006,27(1)
10. 褚君浩 . CHU Jun-hao窄禁带半导体的光电跃迁效应 [期刊论文]-激光与红外 2006,36(z1)
本文链接:http://d.wanfangdata.com.cn/Periodical_dglgxyxb200803004.aspx
转载请注明出处范文大全网 » 超晶格量子阱与现代物理的教学
,1-x>,x>