半导体禁带宽度..docx

半导体禁带宽度能带和禁带宽度的概念对于包括半导体在内的晶体，其中的电子既不同于真空中的自由电子，也不同于孤立原子中的电子。真空中的自由电子具有连续的能量状态，即可取任何大小的能量；而原子中的电子是处于所谓分离的能级状态。晶体中的电子是处于所谓能带状态，能带是由许多能级组成的，能带与能带之间隔离着禁带，电子就分布在能带中的能级上，禁带是不存在公有化运动状态的能量范围。半导体最高能量的、也是最重要的能带就是价带和导带。导带底与价带顶之间的能量差即称为禁带宽度（或者称为带隙、能隙）。禁带中虽然不存在属于整个晶体所有的公有化电子的能级，但是可以出现杂质、缺陷等非公有化状态的能级——束缚能级。例如施主能级、受主能级、复合中心能级、陷阱中心能级、激子能级等。顺便也说一句，这些束缚能级不只是可以出现在禁带中，实际上也可以出现在导带或者价带中，因为这些能级本来就不属于表征晶体公有化电子状态的能带之列。禁带宽度的物理意义禁带宽度是半导体的一个重要特征参量，其大小主要决定于半导体的能带结构，即与晶体结构和原子的结合性质等有关。半导体价带中的大量电子都是价键上的电子（称为价电子），不能够导电，即不是载流子。只有当价电子跃迁到导带（即本征激发）而产生出自由电子和自由空穴后，才能够导电。空穴实际上也就是价电子跃迁到导带以后所留下的价键空位（一个空穴的运动就等效于一大群价电子的运动）。因此，禁带宽度的大小实际上是反映了价电子被束缚强弱程度的一个物理量，也就是产生本征激发所需要的最小能量。Si的原子序数比Ge的小，则Si的价电子束缚得较紧，所以Si的禁带宽度比Ge的要大一些。GaAs的价键还具有极性，对价电子的束缚更紧，所以GaAs的禁带宽度更大。GaN、SiC等所谓宽禁带半导体的禁带宽度更要大得多，因为其价键的极性更强。Ge、Si、GaAs、GaN和金刚石的禁带宽度在室温下分别为0.66eV、1.12 eV、1.42 eV、3.44 eV和5.47 eV。金刚石在一般情况下是绝缘体，因为碳（C）的原子序数很小，对价电子的束缚作用非常强，价电子在一般情况下都摆脱不了价键的束缚，则禁带宽度很大，在室温下不能产生出载流子，所以不导电。不过，在数百度的高温下也同样呈现出半导体的特性，因此可用来制作工作温度高达500oC以上的晶体管。作为载流子的电子和空穴，分别处于导带和价带之中；一般，电子多分布在导带底附近（导带底相当于电子的势能），空穴多分布在价带顶附近（价带顶相当于空穴的势能）。高于导带底的能量就是电子的动能，低于价带顶的能量就是空穴的动能。（3）半导体禁带宽度与温度和掺杂浓度等有关：　　半导体禁带宽度随温度能够发生变化，这是半导体器件及其电路的一个弱点（但在某些应用中这却是一个优点）。半导体的禁带宽度具有负的温度系数。例如，Si的禁带宽度外推到0K时是1.17eV，到室温时即下降到1.12eV。如果由许多孤立原子结合而成为晶体的时候，一条原子能级就简单地对应于一个能带，那么当温度升高时，晶体体积膨胀，原子间距增大，能带宽度变窄，则禁带宽度将增大，于是禁带宽度的温度系数为正。但是，对于常用的Si、Ge和GaAs等半导体，在由原子结合而成为晶体的时候，价键将要产生所谓杂化（s态与p态混合——sp3杂化），结果就使得一条原子能级并不是简单地对应于一个能带。所以，当温度升高时，晶体的原子间距增大，能带宽度虽然变窄，但禁带宽度却是减小的——负的温度系数。当掺杂浓度很高时，由于杂质能带和能带尾的出现，而有可能导致禁带宽度变窄。禁带宽度对于半导体器件性能的影响是不言而喻的，它直接决定着器件的耐压和最高工作温度；对于BJT，当发射区因为高掺杂而出现禁带宽度变窄时，将会导致电流增益大大降低。石墨烯（Graphene）是一种由碳原子构成的单层片状结构的新材料。是一种由碳原子以sp2杂化轨道组成六角型呈蜂巢晶格的平面薄膜，只有一个碳原子厚度的二维材料[1]。石墨烯一直被认为是假设性的结构，无法单独稳定存在[1]，直至2004年，英国曼彻斯特大学物理学家安德烈·海姆和康斯坦丁·诺沃肖洛夫，成功地在实验中从石墨中分离出石墨烯，而证实它可以单独存在，两人也因“在二维石墨烯材料的开创性实验”为由，共同获得2010年诺贝尔物理学奖[2]。石墨烯目前是世上最薄却也是最坚硬的纳米材料[3] ，它几乎是完全透明的，只吸收2.3%的光[4]；导热系数高达5300 W/m·K，高于碳纳米管和金刚石，常温下其电子迁移率*超过15000 cmsup2;/V·s，又比纳米碳管或硅晶体*高，而电阻率只约10-6 Ω·cm，比铜或银更低，为目前世上电阻率最小的材料[1]。因为它的电阻率极低，电子迁移的速度极快，因此被期待可用来发展出更薄、导电速度更快的新一代电子元件或晶体管。由于石墨烯实质上是一种透明、良好